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

Pages:     | 1 |   ...   | 4 | 5 || 7 | 8 |   ...   | 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 6 ] --

Его линейная скорость при этом достигнет величины и = 5,93 • 1071/"20 см/сек = 2,6Ъ • 108 см/сек.

Легко подсчитать, что время, которое потребуется электрону для одного оборота, будет Ш 12 • 10-8 сек., а его ускорение 1,1 •10'| см/сек*. Из этого элементарного подсчёта следует, что для вычисления скорости и длины пути, проходимого электро­ ном в течение 10-3 сек., необходимо пользоваться формулами релятивистской механики. Такое вычисление показывает, что за указанный промежуток времени 10~® сек. электрон пройдёт путь в 290 км и сделает 925000 оборотов по кругу радиуса 5 см, а так как энергия, приобретаемая им при одном обороте, равна 20 eV, то полный выигрыш энергии будет 20 •9,25 •10* = 18,5 MeV!

Масса электрона при такой энергии приблизительно в 32 раза больше его массы покоя, но, поскольку здесь нет никакой речи о синхронизме, это возрастание массы ни в какой степени не влияет на приобретение электроном энергии. Однако важно, чтобы электрон двигался всё время по одной и той же стабиль­ ной орбите. Оказывается, что это условие осуществимо.

Наша задача заключается теперь в том, чтобы найти условие стабильности орбиты электрона. Согласно известному соотноше­ #277] УСКОРЕНИ Е ЭЛЕКТРОНОВ. БЕ ТАТРО Н нию импульс р = та связан с напряженностью магнитного поля я радиусом кривизны траектории р соотношением

–  –  –

Из этого следует, что для постоянства | необходимо, чтобы импульс р изменялся пропорционально. Второй закон Ньютона даёт (277.3)

–  –  –



Интегрируя для случая р = const., получаем (277.4) Выразим теперь поток Ф через среднюю напряжённость магнит­ ного поля в площади, охватываемой контуром стабильной орбиты.

Имеем, очевидно,

–  –  –

Итак, условие стабильности орбиты электрона состои т^ ium, что в каждый момедт времени напр яже 1шо cjf ь~магыитного поля на лрСшхе -должна быть равШ ' йоЛовйнё средней напряжённо­ сти поля, вычисленной для площади, охватываемой контуром qp.fiихы. Начальное условие (277,5), очевидна,' следует истолко­ вать таким образом, что импульс электрона р0 при t — 0 должен удовлетворять общему условию (277,6), если удовлетворяется требование (277,7).

Очень важным условием работы бетатрона является фоку­ сировка пучка. Мы видели, что фокусировка важна уже в ци­ клотроне, где каждый ион проходит по спирали путь в 50—100 л.

Ясно, что, так как в бетатроне общая длина пути электрона измеряется сотнями километ­ ров, требования к фокусиров­ ке здесь ещё строже. При этом в бетатроне необходимо забо

–  –  –

кривые F c и F m изображают зависимость той и другой сил от расстояния. Сила F e всегда пропорциональна —,и следователь­ но, соответствующая ей кривая будет гиперболой. ^Сила же Fm, « -* “ л I, причем п может • может_шдхь вообще представлена в виде А быть к&к...больше, так и маньше__1. Рис. 371, а соответствует первому случаю, рис, 37-1, 6=лторому. Очевидно, что абсцисса точки пересечения обеих кривых равна радиусу стабильной орбиты, при движении по которой обе силы уравновешиваются.

Если электрон сойдёт со стабильной орбиты, удаляясь от центра (р, ро), то, как видно из рисунка, в случае а) центро­ бежная сила Fc станет больше Fm, и электрон будет под её действием удаляться всё больше. Наоборот, в случае 6) F c F m при р, р и лоренцова сила будет возвращать электрон на (, стабильную орбиту. Аналогичным образом из рассмотрения тег же чертежей легко убедиться в том, что при смещении электрона со стабильной орбиты по направлению к центру в случао а) будет перевешивать лоренцова сила, под действием которой электрон будет удаляться от стабильной орбиты, при­ ближаясь.. центру, а в случае Ь) центробежная сила будет возвращать электрон на стабильную орбиту.

/

474 И С К УССТВЕН Н О Е П РЕОБРАЗО ВАН И Е АТО М Н Ы Х Я Д ЕР [гл. X X

Мы видим, таким образом, что в поле типа Ь) возможно полу­ чение стабильной орбиты электрона, а следовательно, именно такое поле обусловливает возможность построения бетатрона.

Рассмотрим теперь цикл работы бетатрона. Обмотка электро­ магнита питается переменным током генератора (в первой мо

–  –  –

злектроны всё ещё будут попадать на стенку. Только в тече­ ние малого «рабочего интервала» tlt2,\t1— 0,9 \.сек, = 1,6 р.се«) 5 277] УСКОРЕНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ. БЕТАТРО Н на рис. 373 напряжённость магнитного поля оказывается такой, j что электроны, двигаясь сначала по спиральной траектории, | в конце концов попадают на стабильную орбиту и подвергаются I ускорению. При частоте генератора в 600 циклов этот рабочий |интервал занимает менее одной микросекунды (10~* сек.).

I Попав на стабильную орбиту, электроны двигаются по ней j в течение четверти периода, когда фаза тока благоприI ятствует ускорению; при частоте 600 циклов этот промеJ жуток времени составляет —^ сек. = 415 микросекунд. За этот I короткий промежуток времени электрон успевает совершить I 260 000 оборотов, пройти путь около 125 км и набрать энергию 1 в несколько десятков миллионов электрон-вольт. По истечении I рабочего промежутка времени электрон должен быть направлен I на мишень, где он затормозится, в результате чего возникнут I рентгеновские лучи. Необходимо, чтобы это произошло в должный момент времени, так как вслед за благоприятной для ускорения электрона фазой наступает фаза, когда он будет не ускоряться, а тормозиться. Уменьшение радиуса стабильной орбиты, необ­ ходимое для направления электрона на мишень С (рис.

372), в первых моделях бетатрона достигалось следующим образом:

центральная часть полюсных наконечников была сделана из прес­ сованного железного порошка и представляла собой, таким обра­ зом, смесь железа и воздуха. Магнитное насыщение в этой части наступало поэтому раньше, чем в остальных частях сердечника.

В момент, когда в центральной части наступает насыщение, а в остальной части поле ещё возрастает, автоматически нару­ шается условие стабильности орбиты и электроны попадают i на мишень. В новой большой модели бетатрона электроны смещаj ются с равновесной орбиты путём подачи в любой желаемый момент времени дополнительного импульса.

Первый бетатрон давал фотоны с энергией 2,3 MeV. Он пред­ ставляет собой небольшой лабораторный прибор; вес его электроI магнита — 150 « г ; общая длина пути, проходимого электронами,— 125 км. Следующая модель давала фотоны в 20 MeV; длина пути I электронов равна 420 км, вес электромагнита — 3,5 т, мощI ность его питания 26 kW. Наконец, модель, законченная j сборкой в 1945 г., создаёт у-фотоны с энергией 100 MeV; вес магI нита 130 т, мощность питания— около 200 kW, длина пути электроI нов 1250 км. Этот бетатрон представляет собой довольно громозд­ кое сооружение: он имеет высоту, равную 2,7 м, ширину 1,8 м I и длину 5 м (рис. 374).

Рент/. вовское излучение бетатрона обладает резко выраженной пространственной асимметрией и испускается преимущественно в направления падающих электронов, что соответствует теорети­ ческим ожиданиям для случая торможения электронов, движу­ 476 И С К УС СТВ Е Н Н О Е ;П РЕ О БР А ЗО В А Н И Е АТО М Н Ы Х Я Д ЕР [гл. XX щихся с релятивистскими скоростями: полуширина пучка при 20 MeV — 12°, при 100 MeV— всего 2®.

. ' Возникает естественный вопрос: имеется ли предел энергии, д о с т и ж и м ы х с помощью бетатрона. Из самого принципа действия этой машины видно, что релятивистское возрастание массы, огра­ ничивающее возможность ускорения ионов в обыкновенном цик­ лотроне, в работе бетатрона роли не играет. Однако предел имеется и в этом случае. Прежде всего с увеличением энергии быстро растут размеры установки и необходимая напряжённость магнит­ ного поля на устойчивой орбите, ввиду чего создаются серьёзные

Рис. 374. Внешний вид бетатрона на 100 MeV.

затруднения конструктивного характера. Кроме того — и это гораз­ до важнее — возникает и принципиальное затруднение из-за так называемого радиационного торможения. Суть дела заключается в следующем. Электрон, движущийся по устойчивой орбите, совершает ускоренное движение, а потому должен излучать элек­ тромагнитные волны (см* т. 1, § 63). Это излучение обусловливает возникновение «лучистого трения», ведущего к сокращению радиуса стабильной орбиты. На это обстоятельство впервые ука­ зали Д. Д. Иваненко и И. Я. Померанчук, согласно расчётам кото­ рых ожидаемая максимальная энергия бетатрона — о^оло 500 MeV.





Дальнейшее развитие теории было выполнено этими авторами, а также JI. А. Арцимовичем и А. А. Соколовым*). Предсказанное *) Подробный обзор относящихся сюда теоретических и эксперимен­ тальных работ см. Успехи физических наук, т. X X X IV, стр. 398, 1948.

278] СИ Н ХРО ТРО Н И ФАЗОТРОН еоретически появление видимого излучения вследствие радиашонных потерь было подтверждено экспериментально в 1947 г.

Лоллоком, обнаружившим яркое голубовато-белое свечение, спускаемое непосредственно электронами при увеличении их шергии выше 30 MeV. Это явление было обнаружено не в бета­ троне, а в синхротроне — видоизменённом приборе, где ионы также обращаются по устойчивым орбитам.

Синхротрон и фазотрон

Существование устойчивых орбит электронов в бетатроне побудило пересмотреть вопрос о получении ионов с релятивист­ скими энергиями с помощью циклотрона. Результатом этого пере­ смотра оказался ускоритель, являющийся как бы комбинацией принципов, лежащих в основе обеих установок. Идея использо­ вания циклотрона для получения релятивистских частиц была впервые формулирована советскими физиком В. И. Векслером и несколькими месяцами позднее Мак-Милланом. Эта идея основана на том, что в циклотроне также возможны стабильные орбиты. Для того чтобы в этом убедиться, рассмотрим ион, обла­ дающий такой энергией, что условие синхронизма в циклотроне выполняется [см.

формулу (275,4)]:

ес Ж (278,1) (напомним, что о есть угловая частота иона, а / — линейная ча­ стота ускоряющего напряжения; равенство 2тг/ = и и есть условие резонанса), и предположим, что этот ион пересекает зазор ме­ жду дуантами в момент, когда фаза ускоряющего напряжения проходит через нуль. Такой ион будет находиться в резонансе с напряжением, но он не будет получать ускорения. Предпо­ ложим, однако, что ион попадает в зазор, когда фаза напря­ жения очень мало отличается от нуля и соответствует ускоре­ нию иона. Вследствие увеличения скорости масса иона возра­ стёт, а частота ш соответственно уменьшится; условие син­ хронизма нарушится, и ион будет попадать в зазор, отставая по фазе от напряжения. Поэтому через один или два оборота он начнёт тормозиться переменным полем между дуантами, а это вызовет обратное уменьшение массы и восстановление резонанса. Таким образом, орбита иона будет колебаться около некоторой определённой устойчивой орбиты, автоматически корректируя сама себя. Энергия иона, однако, также будет колебаться около равновесного значения, соответствующего этой устойчивой орбите, и не будет возрастать.

Для того чтобы увеличить энергию такого иона, необхо­ димо увеличить самую равновесную энергию, что, как неИ С К У C C TB E H H O E П РЕ О Б Р А З О В А Н И Е А Т О М Н Ы Х Я Д Е Р [гл. XX трудно видеть, можно сделать путём очень медленного (адиа­ батического) изменения частоты генератора, и л и напряжённо ети магнитного поля, или того и другого вместе. В самом деле, предположим, что установилась устойчивая орбита, соответ етвующая равновесной энергии Е\ при этом будет выполняться условие 2тг/ = Ж ' ^ 0 ). (278,2)

–  –  –

ка которого началась перед войной в’ Беркли, в Калифорнии.,С по­ мощью этого фазотрона получаются дейтероны с энергией 200 MeV, протоны с энергией в 100 MeV и л и и о н ы гелия (искусственные а-частицы) с энергией в 400 MeV. Рие. 375 даёт представление о внешнем виде этой машины.

§ 279 Ядерные реакции и законы сохранения энергии и количества движения Всякая ндерная реакция может быть описана следующим обра­ зом: частица с массой Д/, соударяется с ядром с массой М„; в резуль­ тате залвата падающей частицы возникает составное ядро с мас­ сой Д/о + Д/,, которое, в свою очередь, распадается, выбрасывая частицу с е-зссой Д/а, а остающееся новое ядро (ядро отдачи) имеет массу Д/,. В силу закона сохранения количества движения в системе координат, связанной с составным ядром, выбрасываемая 480 ^ ИСКУССТВЕННОЕ ПРЕОБРАЗОВАНИЕ АТОМНЫХ ЯДЕР [гл. XX

–  –  –

Если ядро до соударения покоилось, то v0 = 0 и т= + Me Прибавляя геометрически скорость v к скоростям у ' и т', можно найти угол между направлениями полёта обеих частиц в «лабораторной» системе координат. Проверка этих соотноше­ ний на примере ядерных реакций с лёгкими ядрами прекрасно их подтверждает.

Рассмотрим теперь ядерную реакцию с точки зрения закона сохранения энергии. Обозначим кинетические энергии четырёх частиц, участвующих в реакции, соответственно через Е 0, Е}, Е 2, Е а (индексы соответствуют индексам в обозначениях масс).

Кинетическую энергию исходного ядра (как и скорость иь ) можно всегда считать равной нулю: Е 0= 0. Если бы соударе­ ние было чисто механическим, то по закону сохранения энер­ гии должно бы иметь место равенство Ех — Е 2 + Е 3. На самом деле, однако, соударение завершается ядерной реакцией, при которой освобождается или поглощается количество энергии Q (энергия реакции). Поэтому уравнение сохранения энергии будет Еi Q = Е3 Ел, откуда найдём энергию реакции /J B ]

–  –  –

Если же опыт поставлен так, что наблюдаются частицы, вы­ брасываемые в направлении падающей частицы, то 0 = 0 и Подставляй в (279,1), найдём выражение Q через массы и ки­ нетические энергии частиц также и для этого случая.

д. В. Шпольский, т. 11 482 ИСКУССТВЕННОЕ ПРЕОБРАЗОВАНИЕ АТОМНЫХ ЯДЕР [гл. ХЗ Мы видим, таким образом, что энергия реакции может быть найдена, если известны массы M lt Мг, Мъ и кинетические энергии Ei и Е г. Для определения Е х и Е г измеряют пробеги падающей и выбрасываемой частиц и при помощи кривой, свя­ зывающей пробег с энергией, находят энергию.

2. Другой способ нахождения энергии реакции основан применении релятивистского соотношения между массой и энер­ гией Е = тс*. В этом случае энергию реакции Q следует опре­ делить как избыток массы системы до реакции над её массой, после реакции, т. е.

(279,4) M0c* + M iC = M 2c* + Mzc* + Q * или М0 + М г == М2+ Ма Ц Ат, (279,5) где Am—-t. Зная точные массы всех частиц, участвующих в реакции, можно таким образом вычислить Ат. При таком определении, как и прежде, Ц 0 для экзотермических реак­ ций и Q 0 для реакций эндотермических.

Сравнение величин Q, найденных обоими способами, позво­ ляет экспериментально проверить соотношение Е = тс*. Ядер­ ные реакции дают обширный материал для такой проверки.

При этом оказывается, что соотношение подтверждается без­ укоризненно, т. е. с той точностью, какова точность опреде­ ления энергии реакции. Приведём несколько примеров.

–  –  –

Так как все имеющиеся данные о ядерных реакциях прерасно подтверждают соотношение Е = тс2 и так как, с друэй стороны, массы изотопов точнейшим образом определяются,|ри помощи масс-спектрографов, то сопоставление масс до после реакции даёт способ наиболее точного определения Щ I » некоторых случаях полезным оказывается использование I ого же соотношения для контроля величины массы, если энерия реакции измерена независимым путём.

Эффективность ядерной реакции характеризуется её «выхоом» на одну бомбардирующую частицу (а-частицу, протон, [ ейтерон, нейтрон). Очевидно, что общее число частиц, освоождаемых в результате реакции, будет зависеть от энергии й адающих частиц Е, от толщины слоя обстреливаемого вещетва и от телесного угла dQ, внутри которого летят частицы, [опадающие в тот или иной детектор. Число частиц, освобожI аемых в слое толщиной dx внутрь телесного угла dQ, прихоI шщееся на одну падающую частицу, равно

–  –  –

Наглядный смысл этой величины таков: представим себе окою каждого ядра диск площади а, расположенный нормально направлению падающей частицы. Если частица пройдёт знутри этого диска, она с достоверностью вызовет реакцию.

Указание сечения в качестве характеристики эффективности здер ной реакции, помимо наглядности этой величины, целесо­ образно ещё и потому, что сечение представляет чисто ядеряое свойство и, например, не зависит от плотности вещества.

81* 484 ИСКУССТВЕННОЕ ПРЕОБРАЗОВАНИЕ АТОМНЫХ ЯДЕР [га. XX Величина эффективного сечения, вообще говоря, не совпа­ дает с «сечением ядра», вычисляемым из радиуса ядра. Отно­ шение эффективного сечения к сечению ядра характеризует вероятность данного ядерного процесса. В случае резонанса это отношение может достигать очень значительной величины (см. § 290).

–  –  –

Это уравнение было проверено при помощи вильсоновских фотографий, одна из которых приведена на рис. 377. Здесь длинный, тонкий след, направленный в сторону, противопо­ ложную а-частице, принадлежит выброшенному протону. И зме­ ряя пробеги протона и ядра отдачи, а также углы между их следами и следом а-частицы, можно было при помощ и закона сохранения количества движения убедиться в том, что ядро отдачи принадлежит изотопу кислорода О1.

Энергия реакции Q отрицательна, как легко убедиться, вычисляя сумму масс до реакции и после реакции:

N1 = 14,00751 4 О1 = 17,00450 Не4= 4,00390 Нх= 1,00812 N1 + Не4= 18,01141 4 О171 Н1118,01262 Итак, в результате реакции сумма масс возрастает Лт = = +0,00121, а следовательно, энергия затрачивается Q= SS +1,21 •10-8 •931= +1,04 MeV. Непосредственное измере­ ние кинетических энергий частиц, принимающих участие

–  –  –

Эта реакция интересна тем, что на её примере впервые /далось наблюдать резонансное расщепление. Если облучать гасток алюминия а-частицами полония (энергия 5,25 MeV, фобег в воздухе при 0° и 760 мм Hg — 3,72 см), то в случае, юг да толщина алюминия такова, что а-частицы в нём полнотыо поглощаются, наблюдаются три резко выраженные группы фотонов (рис. 378). При этом оказалось, что протоны различ­ ных грудя ведут себя неодинаковым образом по отношению « энергии ьчцающих а-частиц. В то время как пробег и интенивнссть протонов группы I ( ~ 30 см в воздухе) непрерывно юняются с изменением энергии а-частиц, протоны групп I I и I I I 486 И СКУССТВЕНН О Е П РЕО БРАЗО ВАН И Е А ТО М Н Ы Х Я Д Е Р [гл. X характеризуются своей строгой однородностью и постоянство пробега. Эти группы возникают при резонансном проникши нии а-частиц в ядро алюминия. Механизм их возникновени таков. Для резонанса необходимо, чтобы энергия падающи I а-частиц лежала в узком интервале около определённой веш I чины, причём интервал должен соответствовать ширине «вирт] | ального» уровня ядра *). Подобрать намеренно энергию а-частиц: | так, чтобы она точно соответствовала резонансу, очень трудн j Рис. 378. Группы протонов распада в алюминии. По оси ординат от­ ложено число протонов, возникающих под действием 108 а-частиц.

Но если а-частицы попадают в толстый слой алюминия, т вследствие постепенного торможения их энергия меняете;

непрерывно, и в каком-нибудь слое она может оказаться пол ходящей для резонансного проникновения. Такие а-частищ с особенно высокой вероятностью проникают в ядро и вызы вают протоны строго определённой энергии.

Это объяснение подтверждается следующими опытами если слой алюминия достаточно толст, так что а-частищ в нём полностью поглощаются, и если предварительно умеш шать энергию а-частиц, пропуская их через подходящие экраны то в случае, когда максимальная энергия а-частиц, попада югцих в алюминий, ещё выше какого-либо из резонансны:

уровней, соответствующая группа протонов наблюдается Но как только при дальнейшем торможении а-частиц их на •) См. приложение IX в конце книги.

280] Я Д Е Р Н Ы Е РЕ А К Ц И И, В Ы ЗЫ В А Е М Ы Е а-Ч А СТИ Ц А М И чальная энергия становится ниже резонансной,— вся группа протонов сразу исчезает. Далее, однородные группы не появI ляются, если а-частицы со своей полной энергией проходят [ через тонкий слой алюминия: в этом случае энергия а-частиц ! внутри алюминия выше энергий резонансных уровней, и резонанс не наблюдается.

Энергия реакции Q в случае резонанса остаётся так й же, ; как и в случае его отсутствия. Самое явление состоит в резком I увеличении вероятности проникновения, а-частицы для опреде­ лённой энергии. Если, однако, наблюдаются две группы проI тонов с различными энергиями, то это указывает на то, что в одном случае ядро отдачи (Si3 в случае А127) остаётся в нормальном состоянии, а в другом — в возбуждённом, совер­ шенно аналогично тому, что имеет место при спонтанном испускании а-частиц естественно-радиоактивными ядрами (см. § 261). Разность энергий протонов в обоих случаях должна соответствовать разности нормального и возбуждённого уров­ ней конечного ядра. При этом переход из возбуждённого j в нормальное состояние должен сопровождаться испусканием у-лучей, что и наблюдается на самом деле.

Из реакций типа (а, п) наибольший интерес представляет

j реакция с Be*:

«Ве’ - ь Н е ' - ^ С ^. С ^ + оИ1. (280,3) Энергия этой реакции Q положительна и равна 5,58 MeV;

выход нейтронов равен 2,5 на 104 а-частиц радона (энергия |5,44 MeV). Реакция эта интересна, во-первых, с исторической точки зрения, так как именно при её изучении и были открыты нейтроны (см. § 286). Кроме того, из всех реакций типа (а, п) : она даёт наибольший выход нейтронов. Поэтому простейший и наиболее удобный и с т о ч н и к нейтронов состоит из стеклянной |трубочки с окисью бериллия, наполненной радоном.

Исследование энергий нейтронов, освобождаемых при реак­ ции (280,3), возбуждаемой а-лучами полония, имеющими только одну энергию 5,25 MeV, обнаружило существование трёх однородных групп нейтронов с энергиями, соответству­ ющими возбуждённым уровням С12:3,0 ; 4,4 и 6,4 MeV. Одно­ временно с нейтронами при реакции испускаются у-лучи с энергиями фотонов: 2,7, 4,2 и 6,7 MeV, что хорошо согласу­ ется с указанными значениями уровней С12.

Кроме реакции (280,3) бериллий с а-частицами даёт ещё реакцию 4Ве* + 2Не*.С1! - » 3 2Не4 +.и 1. (280,4)

–  –  –

3,25 мин. Так как они достаточно длинны, то Кюри и Жолио имели возможность подтвердить правильность предполагае­ мого хода реакций весьма остроумным химическим путём. Способ этот основан на следующих соображениях. Число возникающих атомов искусственно-радиоактивного элемента настолько мало, что непосредственное химическое обнаружение его невозможно.

Можно, однако, подмешать к нему достаточное количество стабильного изотопа и подвергнуть послед еских реакций. Если подмешанное в весомых ) s c tb o есть действительно изотоп получающегося 1 искусственно-радиоактивного элемента, то оба они будут вести I себя при химических реакциях одинаковым образом. Например, I если стабильное вещество выпадает в виде осадка, то радиоI активное вещество тоже должно выпадать вместе с ним. УстаI новить, что это происходит на самом деле, можно, наблюI дая за тем, где концентрируется активность: если происхоI дит выпадение осадка, то и активность должна перейти к I осадку.

В случае реакции с бором [реакция (281,1)] предполагалось, [I что радиоактивные атомы должны быть атомами азота N18. Для I] проверки этого Кюри и Жолио поступали следующим образом.

II Твёрдый нитрид бора BN облучался а-частицами; после этого || он нагревался с едким натрием, причём азот, входящий в co­ ll став BN, переходил в газообразный аммиак NH,. Вместе co­ ll стабильным азотом должен был перейти в газообразный аммиак 1| также и получающийся при облучении бора радиоактивный || элемент, если он является радиоазотом. Оказалось, что и на | замом деле твёрдый бор, остающийся после обработки BN едким | натрием, теряет свою активность, которая целиком переходит | к аммиаку. В последнем можно было убедиться, сконденсировав аммиак при помощи жидкого воздуха. Если теперь в этот | жидкий аммиак опустить бумагу, пропитанную НС1, то актив] I ность переходит на бумагу вследствие образования NH4CL | | Коротко говоря, новый радиоактивный элемент химически II реагирует, как азот, откуда видно, что он действительно г является радиоазотом.

§ 282. Ядерные реакции, вызываемые протонами и дейтеронами Протоны являются весьма эффективным орудием для ядерных расщеплений. Как и а-частицы, протоны проникают в ядро I зутём 1 синельного эффекта. Преимущество протонов перед | i-частицамя обусловлено тем, что протоны имеют вдвое меньI пий заряд :• вчетверо меньшую массу. Благодаря меньшей I величине заряда протоны легче приближаются к ядрам на малые 490 И СКУССТВЕННОЕ П РЕОБРА ЗО В А Н И Е АТОМНЫХ Я Д Е Р [гл. XX расстояния, а вчетверо меньшая масса приводит для них к воз­ растанию прозрачности барьера [см. формулу (260,6)].

Реакции, возбуждаемые протонами, разнообразны: во многих случаях в результате захвата протона возбуждённое ядро выбрасывает а-частицу [реакции типа (/?,*)]* наблюдаются также реакции с захватом протона и освобождением избытка энергии в виде у-лучей [реакции (р, у)]; наконец, известен ряд реакций, сопровождающихся выбрасыванием нейтронов [реак­ ции (р,и)]. Интересно отметить, что ядра, возникающие при

Рис. 379. Расщепление ядер лития протонами.

реакциях последнего типа, обычно оказываются радиоактив­ ными, а именно, они обнаруживают р+, т. е. позитронную радиоактивность, подобно реакциям а-частиц с образованием искусственно-радиоактивных ядер. В результате выбрасывания позитрона компенсируется избыток протонов над нейтронами, и получается изотоп исходного ядра с массой, на единицу большей.

Исторически первой реакцией, осуществлённой с ускорен­ ными протонами, была реакция расщепления лития, а именно изотопа Li7. Она была осуществлена сотрудниками Резерфорда Кокрофтом и Уолтоном, которым впервые удалось получить пучки протонов с энергией до 600 keV (при помощи особой схемы с трансформатором и конденсаторами). Направив такой пучок на мишень из лития, они обнаружили при помощи флуо­ ресцирующего экрана, что ядра лития распадаются на две а-частицы с одинаковым пробегом 8,4 см. Впоследствии оказа­ лось, что этот распад наблюдается при энергии, значительно меньшей 600 keV; его можно проследить до энергии протонов в 10 keV. Особенно удобно наблюдать расщепление лития в камере Вильсона (рис. 379), где непосредственно видны следы § 282] Я Д Е РН Ы Е РЕАКЦИИ, ВЫЗЫВАЕМЫЕ ПРОТОНАМИ

i -частиц, разлетающихся в прямо противоположных направлениях. Ядерная реакция, происходящая при этом, такова:

sLi7+ iH1 «Ве® 22Не4. (282,1) Для проверки этого уравнения проще всего воспользоваться законом сохранения энергии. Заимствовав из таблицы, поме­ щённой в приложении XI, массы всех ядер, принимающих уча­ стие в реакции, можно составить уравнение 7,01822 + 1,00812 = 2 - 4,00390 + Ат, откуда Ат = 0,01854, т. е. Q = 18,54 • 0,931 = 17,25 MeV. Эта энергия реакции перехо­ дит в кинетическую энергию а-частиц. Действительно, пробегу в 8,4 см соответствует энергия 8,6 MeV; следовательно, сумма энергии обеих частиц должна быть равна 17,2 MeV в полном согласии с результатами предыдущих вычислений.

Другая проверка состоит в вычислении точной величины угла, под которым разлетаются обе а-частицы, при помощи законов сохранения энергии и количества движения. Этот угол немного отличается от 180°, так как налетающий протон передаёт системе своё количество движения. Простое вычи­ сление, выполнить которое предлагается читателю, даёт для угла © между траекториями а-частиц в том случае, когда направление их полёта перпендикулярно к направлению нале­ тающего протона, выражение

-./И ? ЁГ 2 V 2Не ' E p + Q ’ где Ер — энергия протона. В одном из опытов энергия Е р была 0,25 MeV; подставляя это в полученную формулу и беря @= 17,25 MeV, находим с = 175°, в то время как измеренные на р фотографиях углы были 175°50', 175°1', 175°9\ Детальное исследование ядерных реакций лития при бом­ бардировке протонами и дейтеронами показало, что реакции эти очень разнообразны. Обыкновенный литий, как известно, является смесью двух изотопов Li® и Li7. При помощи массспектрографа эти изотопы могут быть разделены и получены, хотя и в ничтожных, однако в достаточных для опытов с расщеилением ядер количествах. Оказалось, что при захвате про­ тона изотопом лития Li7 образующееся сложное ядро Ве® не всегда р. спадается на две а-частицы, но в некоторых случаях переходит в устойчивое состояние, отдавая избыток энергии в 17,2 MeV ь виде у-лучей:

3LiT+ 1H1- * 4Be®*-4Be® + /iv (Av = 17,2 MeV). (282,2) 492 ИСКУССТВЕННОЕ ПРЕОБРАЗОВАНИЕ АТОМНЫХ ЯДЕР [гл. XX Обратим внимание на энергию испускаемых фотонов, рав­ ную 17,2 MeV. Для сравнения напомним ещё раз, что наиболее жёсткие из известных у-лучей естественно-радиоактивных элементов, именно у-лучи Th (С + С"), имеют величину кванта в 2,62 MeV.

Иногда возбуждённое ядро бериллия 4Ве'* не сразу возвра­ щается в устойчивое состояние, но предварительно переходит на один из более низких возбуждённых уровней.

В таких слу­ чаях оно отдаёт остаток энергии двум о-частицам, на которые оно и распадается:

3 + 1Н1- ‘4Ве8 2,Не4.

Li7 Другой изотоп лития sLi* при бомбардировке протонами даёт две частицы с пробегами 0,82 и^1,19 см.

Одна из этих частиц есть обыкновенная а-частица, другая —ядро изотопа гелия аНе®:

sLi* j *Нг 4Ве7Щ 2Не4+ 2Не*. (282,2 Этот изотоп гелия, лёгкий гелий Не®, открытый имени»

в качестве продукта ядерных реакций, как оказалось, имеется и в природном гелии, однако в ничтожных количествах:

в атмосферном гелии он составляет примерно 0,0001%.

На фотографии рис. 379 ясно видно, что при бомбардировке неразделённого лития получается три группы частиц с различ­ ными пробегами. Частицы с большим пробегом представляют собой а-частицы с пробегом 8,4 см [реакция по уравнению (282,1)]. Частицы с малыми пробегами возникают при реакции а-частиц с Li* по уравнению (282,2').

Реакция протонов со фтором даёт интересный пример резк* выраженного резонанса. Эта реакция идёт тремя путями.

Во-первых, освобождаются а-частицы с пробегом 5,95 см:

J:|| ВЯ Ц |М |ЩВ К2Не41 7,95 MeV. | (282,3)

–  –  –

чением, так как оно находится в состоянии, переход из кото­ рого на более низкий энергетический уровень запрещён пра­ вилами отбора. Оно использует в этом случае свой избыток энергии для создания пары электрон — позитрон с общей кине­ тической энергией 5,2 MeV.

Реакция (282,3) была исследована с пучками протонов, которые ускорялись электростатическим генератором и затем подвергались строгой монохроматизации с помощью магнит­ ного селектора скоро­ стей. Если при таких 6 условиях измерять ин­ тенсивность испускае­ мых у-лучей, меняя энергию бомбардирую­ щих протонов, то обна­ руживаются резкие пи­ ки, часть которых изоб- ^ у ражена на рис. 380. Та- |?

ким путём было найде- Ч но 15 резонансных максимумов, из которых 11 ^ соответствуют перехо­ дам с испусканием у. 3 * фотонов и 4 — с рожде­ нием пар.

Дейтероны вызыва­ ют разнообразные ядер­ ные реакции. Чаще все­ го наблюдаются реакции типа (d, р).

Схема их такова:

850 ОО О ЪА + D*— ZA+1 + Н 1. энергия протонов В heV Согласно теории Оп- Рис. 380. Резонанс при расщеплении ядер фтора протонами.

пенгеймера и Филлип­ са механизм этих реак­ ций существенно отличается от обычного механизма рас­ щепления с образованием промежуточного составного ядра. Так как дейтерон представляет собой «рыхглую» частицу (энергия связи —всего 2,2 MeV), то процесс (d, р) протекает следующим образом: дейтерон расщепляется в электростатическом поле ядра на образующие его протон и нейтрон, причём протон отталкивается, а нейтрон захватывается ядром. Схема этого процесса, следовательно, такова:

–  –  –

Изотопы лития Li* и L i7 дают с дейтеронами несколько интересных реакций. Например, „Li* + В — 4Ве8Щ 2аНе4.

(282,8) I Эта реакция наблюдается уже при очень малой энергии бомбардирующих дейтеронов: дейтероны в 160 keV = 0,16 MeV позволяют наблюдать а-частицы с пробегом в 13 см. Энергия !реакции имеет огромную величину Q = 22,7 MeV. Если бы эту 'реакцию удалось осуществить в макроскопическом масштабе, j она дала бы 23-22,7-10* = 5,22*108 кг кал на каждые 6 г I «сгорающего» лития! Однако выход реакции ничтожно мал;.

–  –  –

В то время как получение протонов отдачи с естественными источниками нейтронов — редкое явление из-за крайне малой вероятности соударения нейтрона с протоном, здесь число уско­ ренных протонов столь велико, что их трудно сосчитать.

Дейтероны достаточно боль­ ших энергий позволяют осуще­ ствлять ядерные реакции с тяжёлыми элементами. Реакции I идут как по схеме (d, р), так и по схеме (d, п). Большое количе­ ство примеров таких реакций можно найти в таблицах изо­ топов *).

§ 283. Фоторасщеидение ядер у-лучи достаточной жёстко­ сти вызывают своеобразные ядерные «фотохимические реак­ ции», при которых от ядра отщепляется нейтрон и полу­ чается остаточное ядро-изотоп исходного элемента с массой, еа единицу меньшей. Таким образом, эти реакции являются Рйс* 383. Протоны отдачи, создаваеточным обращением реакции мые нейтронами в водороде.

захвата нейтрона (п, у). Самая простая из последних состоит в присоединении нейтрона к про­ гону с образованием ядра тяжёлого изотопа водорода 1Н1+ оп 1 J ) 2+ 2, 2 MeV. (283,1) На основании этого можно ожидать, что у-лучи с энергией. фотона, не меньшей 2,2 MeV, должны вызывать обратную реакцию # Av 1H1 + 9п \ (283,2) Т акая реакция была открыта Чадвиком и Гольдгабером, | которые облучали тяжёлый водород v-лучами радиотория с энергией фотона в 2,6 MeV.

Возможность осуществления реакций этого типа с у-лучами ' естественно-радиоактивных веществ сильно ограничена Гвследствие того, что максимальная энергия у-фотонов,5 получаемых от этих источников, не превосходит 2,6 MeV. До появления

–  –  –

.О» (Т = 126 сек.),,2Mg2 + Av 1M 2 g— (T = 11,6 сек.), 12Mg** + b iiNa2 6 (Г = 62 сек.) и др. Всего таким путём было изучено около 35 реакций*).

Минимальная энергия, необходимая для отщепления нейтрона, колеблется от 1,6 MeV в случае бериллия до 19 MeV в случае углерода. Для освобождения протона требуется несколько большая энергия, так как приходится преодолевать кулоновский потенциальный барьер, отсутствующий в случае нейтровов.

Использование бетатрона, дающего рентгеновские лучи с энер­ гией фотона до 100 MeV, значительно расширило возможности эксперимента. Фотоны с такой энергией могут освобождать как протоны, так и нейтроны практически с одинаковой веро­ ятностью. Остающееся ядро, кроме того, будет «нагрето»

до такой высокой температуры, что открывается возможность испарения ещё нескольких частиц. Заранее можно было ожи­ дать, что при энергии возбуждения в 100 MeV будут наблю­ даться реакции с освобождением от 6 до 8 частиц. Подобные многократные расщепления раньше наблюдались только в кос­ мических лучах (см. гл. XXIII).

Для изучения многократных расщеплений пользуются каме­ рой Вильсона, помещённой в магнитное поле, а также методом толстослойных фотопластинок (см. § 250). В том и другом слу­ чаях можно наблюдать направление вылета частиц и опреде­ лять их относительные энергии. Однако эти методы не позво­ ляют регистрировать вылет нейтронов, так что картина полу­ чается неполной. Другой, в некоторых отношениях более удоб

–  –  –

§ 284. Позитронная радиоактивность и захват 2Г-электроно! я Мы видели, что радиоактивный распад может сопрово I ждаться испусканием как отрицательных, так и положительные электронов (позитронов). Согласно теории p-распада испуска ние отрицательных электронов происходит при превращена нейтрона в протон, а положительных — при превращении про тона в нейтрон. В том и другом случаях, кроме того, испуска ется нейтрино. Процесс испускания позитрона обусловлен, таким образом, превращением р — + e* + v.

n (284,1) Энергия распада распределяется, вообще говоря, между пози­ троном и нейтрино; её можно найти по максимальной энергии в р-спектре.

В том случае, когда p-превращение происходит за счёт пре вращения протона в нейтрон, максимальная энергия позитрона может быть найдена по разности масс в начальном и конечном состояниях.

Приведём пример: изотоп кремния Si27 р+-радио активен:

1 Si*7— 1 А1*7+ р+.

Д ля отыскания энергии позитрона следует принять во внима­ ние, что в случае р+-превращения необходимо из разности масс отнять удвоенную массу электрона. Энергия в единицах массы будет поэтому ] АЕ = М (ZA) — M [(Z — 1)А] — 2т (е).

В самом деле, если масса атома ZA равна M z, то масса его ядра есть M z — Z/n; масса ядра-продукта р+-распада равна M z —(Z — 1)т. Энергия, освобождаемая при р+-распаде, равна разности масс ядер минус масса позитрона, т. е.

АЕ = {Mz — Zm) — [MZ l — (Z — \)m ] — m ~ M z — M z _l — 2m.

–  –  –

Гепосредственное определение максимальной энергии позитроюв даёт в этом случае 3,54 — 3,74 MeV.

Другой пример: изотоп азота N13 также р+-радиоактивен;

–  –  –

Экспериментально из ^-спектра найдено А Е = 1,2 MeV.

Если разность энергий до и после превращения меньше 1 MeV, то превращение не может произойти по энергетическим причи­ нам. Может, однако, случиться, что ядро с зарядом, на еди­ ницу меньшим, будет более устойчивым, чем данное.

В этом случае имеется ещё и другой путь для этого превращения:

протон может захватить электрон из ближайшей к ядру i f -обо­ лочки и превратиться в нейтрон. Соотношение (284,1) в этом случае должно быть заменено следующим:

р + $~— п + v. (284,2) В результате такого процесса, очевидно, заряд ядра уменьшится на единицу, а масса останется прежней, так что реакция будет протекать по схеме ZA- » ( Z - i y 4 v.

Такие своеобразные радиоактивные процессы, при которых отрицательные электроны не испускаются, но поглощаются, были на самом деле открыты Альварецом в 1938 г. На первый взгляд может показаться затруднительным найти метод обна­ ружения подобных процессов. На самом деле, для этого суще­ ствует простой способ, который и был использован: если ядро захватывает i f -электрон, то в оболочке К освобождается место;

это место будет заполнено другим электроном, переходящим из следующей оболочки, и при этом будет испускаться рент­ геновское характеристическое i f -излучение. Необходимо, однако, отчётливо уяснить, какому именно атому должно принадле­ ж ать это if -излучение. Положим, что атомный номер исходного ядра ролен Z; в результате превращения одного протона в ней­ трон атомный номер понизится на единицу и станет равным Z —1. Т ак к а к, кроме того, перестройка электронной оболочки атома происходит с чрезвычайной быстротой, то рентгеновское

ИСКУССТВЕННОЕ П РЕО БРАЗОВАНИЕ АТОМНЫХ Я Д Е Р [гл. XX

излучение при захвате К -электрона должно принадлежать не исходному атому Z A, но вновь возникающему (Z —1)*( т. е. атому, предшествующему исходному в периодической системе.

Примером ядра, превращающегося с ЙТ-захватом, может служить изотоп ванадия 2SV4*. Это вещество превращается с перио­ дом 600 дней и переходит в стабильный изотоп титана 2*Ti4’.

При этом испускается монохроматическое рентгеновское излу­ чение, длина волны которого (2,7 А) совпадает с длиной волвы линии К Л титана, а не ванадия, как и следовало ожидать на основании изложенных выше соображений. Здесь мы имеем как раз такой случай, когда наряду с возбуждённым радио­ активным ядром (,8V4*) имеется стабильное ядро той же массы (2aT i4'), но с зарядом, на единицу меньшим.

Другим примером может служить радиоактивное ядро 4Ве7.

Оно имеет стабильный изобар,L i7, распространённость кото­ рого равна 92,6°/0. Поэтому 4Ве7 испытывает превращение с периодом в 43 дня, переходя путём К -захвата в,Ы 7. Однако ядро gL i7 возникает при этом не в нормальном, но в возбуждён­ ном состоянии и, переходя в нормальное состояние, испускает у-лучи с энергией в 0,453 MeV.

Можно показать теоретически, что имеется определённая вероятность для процесса (284,2) наряду с процессом (284,1) также и в том случае, когда разность энергии ядра до и после превращения больше 1 MeV, т. е. вполне достаточна для испуска­ ния позитрона. В таком случае следует ожидать, что ядра, способные испытывать радиоактивный распад с испусканием позитронов, должны частью выбрасывать позитроны, частью захватывать ЛГ-электроны. Примером может служить радио­ активный 2S # 2; 35°/0 его ядер путём р+ M -радиоактивности пре­ вращаются в 24Cr5*, остальные 65°/0 также превращаются в 24 Сг", но путём ЛГ-захвата. В том и другом случаях ядро стабиль­ ного гаСг5 возникает не в нормальном, но в возбуждённом состоянии и тремя последовательными переходами с испуска­ нием у-фотонов с энергиями 0,73; 0,94 и 1,46 MeV переходит в нормальное состояние. Таким образом, при этом сложном процессе происходят испускание позитронов, К -захват и испу­ скание у-лучей.

Интересно отметить, что между позитронной радиоактив­ ностью (Р+) и /sT -захватом имеется сходство в следующих отно­ шениях: 1) в том и другом случаях в результате превраще­ ния возникают ядра с атомным номером, на единицу меньшим исходного; 2) в том и другом случаях испускаются нейтрино.

Однако существенное различие между р+-распадом и АГ-захватом состоит в том, что в первом случае (т. е. при р+-превращении) нейтрино имеют сплошной спектр энергии, совершенно так же,

Я Д Е Р Н А Я ИЗОМ ЕРИЯ

285] :ак и при ^--превращении; в случае же i f -захвата нейтрино [спускаются с одной и той же энергией. Именно это свойство j \.'-захвата и было использовано в описанных в § 263 опытах, [[оставленных для доказательства существования нейтрино.

§ 285. Ядерная изомерия Существует ещё один тип ядерных превращений — так назы­ ваем ы е изомерные переходы. Термин «изомерия» заимствован из Iфганической химии, где очень часто встречаются молекулы, потроенные из одинакового числа одинаковых атомов, но разлиIдающиеся расположением этих атомов и потому обладающие разIтичными свойствами. Т акие молекулы и называются изомерными IВ ядерной физике изомерами называются ядра, состоящие из одиIзакового числа протонов и одинакового числа нейтронов, т. е.

имеющие тождественный состав, но обладающие различными пе­ риодам и полураспада. Существование таких ядер впервые было обнаружено среди продуктов распада тяжёлых естественно­ радиоактивных элементов. Оказалось, что открытый в 1921 г.

уран Z (изотоп протактиния UZ = BP a2*4 является изотопом 1 ) и изобаром ранее известного продукта — урана Х2, но, в то время как период полураспада последнего равен 1,14 м и н.,— период UZ равен 6,7 часа.

До открытия искусственной радиоактивности UZ и UX, были единственной известной парой изомеров, и теоретиче­ ское объяснение причин различия переходов при вполне тожде­ ственном составе представлялось очень затруднительным.

Окончательное доказательство того, что изомерия ядер является це единичным фактом, было дано црсле того, как Й. В. К ур­ чатов, Л. И. Русинов, Б. В. Курчатов и Л. В. Мысовский открыли пару изомеров среди радиоактивных изотопов брома.

При исследовании искусственной радиоактивности брома, возникающей под действием нейтронов, этими физиками было подтверждено существование ранее найденных двух периодов:

18 мин. и 4,4 часа и кроме того открыт третий более длинный период, равный 34 часам. Т ак к а к достоверно известно, что бром имеет только два стабильных изотопа (Вг7* и Вг81), то реакции в этом случае таковы:

] з&Вг7* + 0п 1- » 85В г80+ Л у, (285,1) 35Вг80 — „ К г 80 + } (285,2)

–  –  –

!есто для ядерных переходов, аналогично тому, как они имеют «есто для переходов в электронной оболочке. Этот «запрет»,.

днако, не является совершенно строгим; он означает лишь «алую вероятность перехода. В результате ядро «застревает»

ia метастабильном уровне, с которого оно в конечном счёто тереходит на основной, но с длительной средней продожительзостью жизни (4,4 часа), а с основного уровня опять происгодит р- -распад в „«Кг80.

у-фотоны, соответствующие переходам с метастабильного уровня ва основной, испытывают конверсию в электронное излучениевнутри самого атома. Такое конверсионное излучение и было открыто при изомерных переходах брома JI. И. Русиновым, А. П. Гринбергом и А. А. Юзефовичем. Кроме того, поскольку при внутренней конверсии освобождаются электроны с внутренних, уровнен атома, должно наблюдаться рентгеновское характеристи­ ческое излучение атома. Действительно, характеристическое из­ лучение было обнаружено и было показано, что оно принадлежит брому, а не криптону, чем и подтверждается описанная выше схема.

Ядерная изомерия — частое явление среди ядерных превра­ щений. В настоящее время известно 75 пар изомерных ядер,, и число их непрерывно увеличивается по мере дальнейших иссле­ дований.

Приведём несколько примеров:

Периоды Изотоп изомерного нормальный перехода

–  –  –

Несмотря на то, что изомерные ядра тождественны во всехотношениях, кроме периода, в последнее время разработаны методы и х разделения. Таков, например, физический метод, недавно раз­ работанный JI. И. Русиновым и А. С. Карамяном *).

–  –  –

Нейтроны играют такую важную роль в ядерной физике, что «на их свойствах следует остановиться подробнее. История откры­ тия нейтронов такова.

В 1920 г. Резерфорд высказал предположение о возможности существования двух неизвестных в то время ядер: ядра с мас­ сой 2 и одним зарядом (т. е. дейтерона) и ядра с массой 1 и с за­ рядом, равным нулю, т. е. нейтрона. «Подобный атом, —писал Резерфорд о нейтроне, — обладал бы совершенно фантастическими свойствами. Его внешнее поле практически должно равняться нулю, за исключением областей; весьма близко прилежащих к ядру; вследствие этого он должен бы обладать способностью свободно проходить через материю. Существование подобного атома, вероятно, трудно было бы обнаружить спектроскопом и его нельзя было бы удержать в закрытом сосуде»*).

Попытки обнаружить такие ядра при прохождении электри­ ческого заряда в водороде, сделанные вслед за тем в лаборатории Резерфорда, оказались, однако, безуспешными.

Через 10 лет, в 1930 г., Боте и Беккер обратили внимание на то,

-что при бомбардировке а-частицами некоторых лёгких элементов (Be, Li, В и др.) возникает очень жёсткое излучение, способное проходить через толстый слой свинца. О степени жёсткости этого излучения можно было судить по тому, что, тогда как наиболее сильно проникающие у-лучи Th (С + С") поглощаются наполовину слоем свинца в 1,5 см, для излучения бериллия слой половинного поглощения в свинце оказался равным приблизительно 5 см.

Если бы это излучение имело квантовую природу, т. е. предста­ вляло собой жёсткие у-лучи, то по величине поглощения энергию фотона следовало оценить в 5 MeV.

*) Э. ' Р е з е р ф о р д, Нуклеарное строение атома, Успехи физических л*аук, т. II, вып. 2, стр. 194, 1921 г.

286] О Т К Р Ы Т И Е Н ЕЙ ТРОН ОВ Экспериментируя с этим излучением, Ирэн Кюри—Жолио я Фредерик Жолио—Кюри в 1931 г. обнаружили, что если перед ионизационной камерой, измерявшей интенсивность проникающего излучения бериллия, поместить слой вещества, содержащего большое количество водорода, например пластинку парафина, то ток в камере резко возрастает. Опыты с камерой Вильсона ясно показали, что возрастание тока в данном сЬучае обу­ словлено возникновением ядер отдачи: проходя че­ рез водород или водородо­ содержащее вещество, про­ никающее излучение соз­ давало протоны отдачи с пробегом до 26 сл1 (рис. 386).

Ядра отдачи возникали также и в других газах, яапример в азоте и даже в тяжёлом газе —крип­ тоне.

Таким образом, ока­ залось, что проникающее излучение бериллия и дру­ гих лёгких элементов об­ ладает способностью сооб­ щать большое количество движения тяжёлым части­ цам. Подобное свойство из­ Рис. 386. Протоны отдачи, возникающие лучения очень трудно со­ под действием нейтронов в метане.

гласовать с его квантовой природой. Например, если допустить, что ядра отдачи в водороде (т. е. протоны) возник кают в результате «соударения» фотона с ядром водорода, подоб­ но тому как возникают электроны отдачи в эффекте Комптона, то для создания протона с пробегом в 26 см энергия фотона дол­ жна быть равна 50 MeV, а не 5 MeV.

Этот кажущийся парадокс был разрешён Чадвиком, который показал, что ядра отдачи, обнаруживаемые во всех газах вплоть до криптона, имеют скорость, которую они должны

-были бы получить в результате соударения не с фотоном, но с тяжёлой частицей с массой, приблизительно равной массе протонз. В самом деле, обозначим массу этой частицы через т, её скорость до и после соударения соответственно через и0 и о,;

массу ядре отдачи обозначим через М, его скорость до соуда­ рения положим равной нулю, а после соударения —равной с.

В случае упругого центрального соударения законы сохранения 508 НЕЙТРОНЫ [гл. XXI энергии и количества движения дают у = j mv\ + у Л/у2, тс0= то1+ Mv.

Исключая у,, легко найдём 2т % V= ^ + M V°В случае прохождения через водород М = 1, через азот М = 14;

отношение скоростей равно поэтому «н т + 14 U ” w+ 1 " N Скорости ун и Ум были найдены экспериментально и оказались равными: ун = 3,3 • 10® см[сек, уц = 4,7 • 108 см/сек. Подставляя в предыдущее отношение, находим /и = 1,15 с точностью при­ мерно в 10%. Итак, частицы с массой около 1 должны при центральных соударениях создавать в водороде и азоте ядра отдачи, отношение скоростей которых как раз равно наблю­ даемой на опыте величине.

Если кроме того эти частицы лишены электрического заряда, то электростатические взаимодействия между ними и ядрами будут отсутствовать, и поэтому такие частицы должны сво­ бодно проходить даже через такие тяжёлые вещества, как свинец. Взаимодействие же, приводящее к образованию ядер отдачи, может быть обусловлено наличием магнитного момента у этих частиц или ядерными силами. Тем самым предсказан­ ное Резерфордом существование частиц с массой 1 и без заряда было подтверждено.

§ 287. Масса, спин и магнитный момент нейтрона Приведённый в предыдущем параграфе расчёт массы ней­ трона, выполненный на основании измерений скоростей ядер отдачи, как уже было сказано, не может претендовать на точ­ ность. Для точного определения необходимо использовать ядерные реакции. Обычно из ядерных реакций находится раз ность масс п —Н1, т. е. разность массы нейтрона и атома водорода (включая массу электрона). Для этого можно вос­ пользоваться, например, фоторазложением дейтерона, что даёт 1 + ^ = en1+,H1, D» (287,1) причём Щ равно энергии фотона щ минус сумма кинетических энергий возникающих частиц (нейтрон Ц протон). Далее с поМАССА, СПИН И МАГНИТНЫЙ МОМЕНТ НЕЙТРОНА 1 287]

–  –  –

В первом уравнении Qnp означает разность кинетических энергий освобождаемого протона и налетающего нейтрона.

Во втором уравнении масса электрона, выбрасываемого яд­ ром С14, явно не фигурирует потому, что в электронной обо­ лочке нейтрального атома 7N1 имеется один лишний электрон по сравнению с С14; Е~—максимальная кинетическая энергия элек­ трона, определяемая из верхней границы p-спектра; fi— масса нейтрино, её можно положить равной нулю. Принимая всё это во внимание, получаем из (287,5) п — W = Qnp + Е-.

Найденные таким образом величины п — Н1 колеблются от 0,845 до 0,685 MeV. Поэтому более достоверным следует счи­ тать значение п — Н х= 0,755 MeV, полученное из разложения дейтерона. Переводя эту разность в единицы массы и исполь­ зуя точное значение массы атома водорода Н1 = 1,008123 ± 0,000006, получаем точное значение массы нейтрона л 1= 1,00893 ± 0,00003.

510 НЕЙТРОНЫ [га. XX»

Как видно, масса нейтрона больше массы протона; разность п — р, очевидно, равна п - р = п —(Н1—те) = п -г Н1+ тв = 0,755 + 0,502 = 1,257 MeV.

Так как разность п —р положительна, то следует ожидать, что свободный нейтрон радиоактивен и должен спонтанно превра­ щаться в протон. По разности энергии п —р = 1,257 MeV, поль­ зуясь теорией p-распада, можно оценить период в 20—30 мин.

Однако такой распад нейтрона пока ещё экспериментально с достоверностью не установлен, хотя и делались попытки его наблюдать.

Следующими за массой важными свойствами нейтрона явля­ ются его спин и магнитный момент. То, что нейтрон, будуч* частицей, лишённой заряда, должен всё же обладать магнитным моментом, было впервые установлено И. Е. Таммом и С. Альт­ шулером, которые теоретически предсказали правильный знак этого момента и приблизительно оценили его величину. Непо­ средственный метод определения магнитного момента нейтрона, предложенный Альварецом и Блохом, представляет собой видо­ изменение метода высокочастотных спектров Раби. Идея метода Альвареца и Блоха состоит в использовании обусловленной магнитным моментом нейтрона «поляризации» пучка нейтронов при прохождении через намагниченное железо.

При прохождении через любое вещество нейтроны рассеива­ ются вследствие взаимодействий с атомами вещества. Предста­ вим себе, что пучок нейтронов проходит через намагниченноежелезо. Атомы железа при намагничении до насыщения ориен­ тированы своими магнитными моментами в одну определённую сторону. Если нейтрон также обладает магнитным моментом, то последний будет взаимодействовать с магнитным моментом атома так, как взаимодействуют два магнитных диполя. В част­ ности, если диполи параллельны, то они отталкиваются, если' же диполи антипараллельны, то они притягиваются. Нетрудно понять поэтому, что когда через намагниченное до насыщения, железо проходит нейтронный пучок с хаотически распределён­ ными направлениями магнитных моментов, то в наибольшей степени будут рассеиваться и выводиться из пучка те нейтроны,,.магнитные моменты которых параллельны намагничению железа.

Поэтому пучок обогатится нейтронами с антипараллельными спинами и, следовательно, частично поляризуется. Если этот поляризованный пучок пропустить через второй кусок железа, намагниченный в сторону, противоположную первому, то такая!

система двух антипараллельно намагниченных кусков железа* будет вполне аналогична паре николей, поставленных накрест.

При этом первое железо будет играть роль поляризатора, а втоМАССА, СПИН И МАГНИТНЫЙ МОМЕНТ НЕЙТРОНА 87) ое — анализатора. Два куска железа, намагниченные паралельно, представляют собой поляризатор и анализатор, располо­ женные параллельно. В первом случае анализатор «гасит» пучок,, о втором — пропускает его с максимальной интенсивностью.

Представим себе теперь, что в промежутке между антипаралсельно намагниченными кусками железа (т. е. между поляриатором и анализатором, поставленными «накрест») пучок нейронов проходит, как.в методе Раби, через постоянное и наложенноеl i a него высокочастотное переменное поле. В таком случае ней­ ронные «магнитики» частично переориентируются, и такие* 1 ереориентированные нейтроны легче проходят через «анализаj чр». Явление это совершенно аналогично просветлению поля,.

согда между скрещёнными николями помещается вещество,, I вращающее плоскость поляризации. Очевидно, что «просветлезие» нейтронного пучка будет максимальным, когда частота временного поля окажется в резонансе с частотой ларморою й прецессии нейтронных магнитных моментов относительно»

тостоянного поля. Таким путём можно найти частоту лар~ j коровой прецессии, а при её помощи — гиромагнитное отнопение g и, наконец, зная спин нейтрона, вычислить его маг­ нитный момент.

Опыты подтвердили изложенные соображения и позволил® щределить магнитный момент нейтрона. Впоследствии эти опыты ры л и повторены со значительно более мощными пучками нейI тронов и улучшенной техникой.

В результате, исходя из пред­ положения, что спин нейтрона равен 1/2, было найдено следуюцее точное значение магнитного момента нейтрона (в ядерных:

магнетонах):

ал= — 1,9103 ± 0,0 0 1 2.

I Отрицательный знак указывает на то, что магнитный момент нейтрона антипараллелен его механическому моменту. Этот факт (т. е. отрицательный знак момента) был установлен спе­ циальными опытами, на которых мы не останавливаемся.

Непосредственно найденное значение магнитного момента нейтрона и одновременно значение спина нейтрона, равное 1/2,.

оправдываются косвенными подсчётами следующим образом.

Из опытов с молекулами HD и Da было найдено отношение магнитных моментов протона и дейтерона. Оно оказалось равнымы Отсюда с помощью известного значения рр = + 2,7896 получаете».

= 0,8565.

Ядро дейтерия состоит из одного протона и одного нейтрона.

Е с л и, не претендуя на высокую точность, найти магнитный*

НЕЙ ТРО Н Ы

.512 (гл. XXI момент нейтрона простым вычитанием, то получим

–  –  –

Это число достаточно близко к найденному непосредственными точными измерениями. Получающееся расхождение объясняется неточностью самого вычисления путём простого вычитания.

При внесении поправок получается 1,911 ± 0,0 0 1 в хорошем согласии с приведённым выше результатом непосред­ ственных измерений.

Т ак как магнитный момент нейтрона антипараллелен его механическому моменту (на что указывает отрицательный знак магнитного момента), то из приблизительной аддитивности маг­ нитных моментов нейтрона и протона в дейтероне следует, что спины нейтрона и протона в дейтероне параллельны. А отсюда из величины спина дейтерона ( / = 1) получается, что спин нейтрона равен 1/2.

§ 288. Ядерные реакции, вызываемые нейтронами Ядерные реакции под действием нейтронов весьма многочис­ ленны и разнообразны. Причиной этого является то, что вслед­ ствие отсутствия потенциального барьера для нейтронов онв легко проникают в любые ядра вплоть до самых тяжёлых. Так как каждый захваченный ядром нейтрон приносит с собой энергию, равную средней энергии, приходящейся на одну ядерную частицу, т. е. 8 MeV в случае ядер средней массы, то возникающее при захвате составное ядро оказывается воз­ буждённым и «разряжается», испытывая то или иное превраще­ ние. Наблюдаются следующие типы реакций (и, а), (п, р ), (п, 2л) и (п, у)- В самых тяжёлых ядрах (протактиний, торий, уран) под действием нейтронов кроме того наблюдается также деле­ ние, которое будет рассмотрено в следующей главе.

Относительно реакций, сопровождающихся испусканием заря­ женных частиц, т. е. реакций типа (л, а) или (п, р), следует заметить, что они, вообще говоря, происходят под действием быстрых нейтронов. Действительно, хотя заряженная частица освобождается из ядра путём туннельного перехода, вероятность этого процесса будет очень мала, если энергия частицы значи­ тельно меньше высоты потенциального барьера. Этим и объяс­ няется тот факт, что медленные нейтроны вызывают реакции с освобождением заряженных частиц только в лёгких ядрах.

Я Д Е Р Н Ы Е РЕА К Ц И И, В Ы ЗЫ ВАЕМ Ы Е НЕЙТРОНАМИ

288] 1а самом деле известно лишь небольшое количество реакций казанного типа, вызываемых медленными нейтронами, и все ни происходят при взаимодействии нейтронов с ядрами 1алого атомного номера. Из реакций с освобождением протоюв, происходящих под действием медленных нейтронов, можно казать две интересные также и с практической точки зрения еакции: N1 ( л,/?) С1 и Cl® (п, р) S® Практический интерес 4 4 5 5.

t этим реакциям связан с тем, что возникающие в них изоопы С14 и S3 широко применяются при химических и биологиеских исследованиях.

Исторически первой из реакций, вызываемых нейтронами, реакция расщепления азота с выбрасыванием 1аблюдалась с-частицы, т. е.

реакция, принадлекащая к типу (п, а):

N1 + оЛ1 4 — sBn + 2Не4. (288,1) Эта реакция наблюдалась в камере Вильсона, где при прохождении ней­ тронов наряду с обычными ядрами )тдачи была обнаружена «вилка»

[рис. 387).

Предполагаемый ход реакции по уравнению (288,1) подтверждается аутём применения законов сохра­ нения энергии и количества движеаия. Заметим, что трэк самого нале­ гающего нейтрона на фотографии не виден (см. рис. 387) ввиду того, 1 то нейтрон не ионизует газа в камере Вильсона. Так как, эднако, известны положение препарата, испускающего нейтроны в данном случае препарат был расположен так, что пути ней­ тронов надо представлять себе направленными снизу вверх), я место, где происходит захват последнего, то направление аолёта нейтрона тем самым определено. Выбрасывание а-чазтицы и отдача остаточного ядра бора в системе координат, где центр инерции покоится, происходят в противоположных управлениях. Для перехода к неподвижной системе координат гледует прибавить, по правилу сложения векторов, к скорости каждой из разлетающихся частиц скорость центра инерции системы. В результате между траекториями обеих частиц дол­ жен получиться некоторый угол, ясно видный на фотографии.

Зная этот угол и определяя по пробегам частиц их скорости, можно, обратно, вычислить скорость налетающего нейтрона я сравнить полученный результат с той же скоростью, найден­ ной другим путём. Такая проверка для фотографии рис. 387 вполне подтвердила уравнение реакции (288,1).

33 9. В. Шпольский, т. П 514 НЕЙТРОНЫ (гл. X

Азот даёт с нейтронами также и реакции двух друг:

типов (л, р) к (л, 2л):

реакция N1 (л, р):

7N14 + 0 х— 7N1 — 6С14+ jH1;

л S (288 реакция N1 (п, 2л):

7 + ол1-rt,NIS,N1 + 20л 1.

N14 S (288 Реакция (288,2) интересна тем, что при ней возника долгоживущее радиоактивное ядро „С14, распадающееся с в брасыванием отрицательных электронов (см.

§ 287):

,С1 & 7N141 Щ (Т 5000 лет).

4 (288 Вследствие большой продолжительности жизни радиоактивн1 изотоп углерода С1 имеет чрезвычайно важные применен в биохимических исследованиях. Он играет также роль в жиз природы, что видно из следующих соображений.

Так как космические лучи образуют в атмосфере нейтро!

в качестве побочных продуктов, то реакция (288,2) постоян происходит в природе на атмосферном азоте. Вероятность эт реакции с медленными нейтронами очень велика, ввиду че практически все нейтроны, возникающие в атмосфере, испол зуются для образования С14. Возникающий при этом радиоактв ный углерод усваивается при фотосинтезе растениями и таю образом участвует в круговороте веществ в природе. Подсч всего количества углерода, имеющегося на земле в жив веществе (биосфера), в виде карбонатов, растворённых в океан и в виде атмосферной углекислоты в связи с числом нейтр нов Q космических лучей, приходящимся на 1 смг в 1 се (Q — 0,8 нейтрона • см~г • сек.-1), даёт, что на каждый гра»

углерода живого вещества земли должно приходиться 3 • 10-1 радиоуглерода, что соответствует трём р-частицам в минут Это количество слишком мало, чтобы его можно было обнар жить непосредственно. Однако путём обогащения в термоди фузионной разделительной колонке удалось накопить достатоа ное количество С1 в метане из живого вещества и провери указанные расчёты, которые вполне подтвердились.

Реакция (288,3), как и довольно многочисленные друг реакции типа (л, 2л), происходит под действием быстрых нетронов, так как энергия падающего нейтрона должна быть11 меньше энергии связи второго освобождаемого нейтрона, т.

5 — 8 MeV. Реакции (л, 2л) интересны тем, что при них пр'1 исходит как бы «размножение» нейтронов.

Простейшая из реакций типа (л, у) состоит в захвате не( 5 трона протоном с образованием дейтерона дН1+ оЛ1— jD* + Av.

Я Д Е РН Ы Е РЕАКЦИИ, ВЫЗЫВАЕМЫЕ НЕЙТРОНАМИ

§ 288] Эта реакция, очевидно, представляет точное обращение фото­ расщепления дейтерона (см. § 283). Энергия освобождаемого фотона должна быть равна энергии связи дейтерона, т. е. 2,2 MeV.

Измерения дали на самом деле для A требуемую величину.

v Количество реакций типа (л, у) очень велико. Практически все изотопы, за исключением Не4, могут захватывать нейтроны с образованием изотопа, обладающего массой, на единицу боль­ шей исходного ядра. Продукты реакции могут быть как устой­ чивыми (как в случае образования jD2), так и радиоактивными.

Примеры реакций, дающих устойчивые продукты, приведены в таблице L.

Таблица L

–  –  –

Открытие искусственной радиоактивности под действием нейтро нов было сделано Ферми с рядом сотрудников следующим простых i способом. Источником нейтронов служила стеклянная трубочка | содержавшая 800 т с радона и порошок бериллия; такой источшп ] давал приблизительно 8* 106 нейтронов в секунду. Исследуемое!

вещество сначала облучалось нейтронами, а затем подносилоа I к счётчику Гейгера — Мюллера, импульсы которого регистриро | вались автоматическим приспособлением. Оказалось, что облу чённое вещество в большинстве случаев вызывает в счётчике;

отбросы, число которых с течением времени уменьшается. Следя | за изменением числа импульсов, мож^о было построить кривые | возникающих искусственно-радиоактивных веществ. | распада Б большинстве случаев эти кривые оказывались экспоненциаль-1 ными, что указывало на существование одного периода, который!

и можно было определить по кривой. В некоторых случаях полу чались более сложные кривые, которые можно было разложить [ на несколько экспоненциальных. Это означало, что под действием нейтронов либо возникает не один, а несколько радиоактивных г изотопов, либо получается целая цепь распада. Интенсивность!

эффекта оказалась весьма различной: у некоторых элементов наве­ дённая радиоактивность настолько слаба, что её с трудом можно!

обнаружить; у других, наоборот, активность настолько велика, что если приблизить облучённый Элемент к счётчику, то послед­ ний даёт несколько тысяч импульсов в минуту, так что их ста­ новится невозможным сосчитать из-за недостаточной разрешающей способности счётчика.

Так как периоды распада получаемых радиоактивных изо­ топов достаточно велики, то можно было воспользоваться хими­ ческим путём для установления того, какой именно изотоп | возник, и таким образом устанавливать ход ядерных реакций, j Метод, который при этом применялся, аналогичен методу, использованному Кюри и Жолио при исследовании позитронной радиоактивности под действием а-частиц. Так как можно было ожидать, что ядерная реакция либо состоит в простом захвате нейтрона, ^ и б о сопровождается выбрасыванием ^-частицы, то радиоактивное вещество либо должно быть изотопом исходного, либо должно отличаться от него по атомному номеру на одну единицу.

Исходя из этого, Ферми поступал следующим образом:

облучённое вещество растворялось и к нему прибавлялись неболь шие, но химически легко измеримые количества веществ, которые j предположительно могут быть тождественны по химическим свой­ ствам с в о з н и к ш и м радиоактивным веществом. После этого смесь разделялась при помощи химических реакций, и каждый эле­ мент исследовался на радиоактивность. Если, например, оказы­ валось, что при вып&дении в осадок элемента А радиоактивность переходит к осадку, то это значило, что искусственно-радиоВЗАИМОДЕЙСТВИЕ НЕЙТРОНОВ С ВЕЩЕСТВОМ 517 §289] активное вещество химически тождественно с элементом А и. т. д.

(метод «меченых атомов»).

Сциллард и Чалмерс предложили особый химический метод, при | помощи которого получающийся радиоактивный изотоп отде­ ляется от исходного. Этот метод можно пояснить на конкретном I примере. В одном опыте «синтезировался» радиоактивный бром.

С этой целью облучению подвергался не элементарный бром, I но бромистый этил (С2Н5Вг). Е с л и реакция состоит в захвате Гнейтрона ядром брома с освобождением у-фотона, то отдача, полуI чающаяся при излучении этого фотона, достаточна для освобождеI ния брома из химического соединения. Таким образом, при облу­ чении бромистого этила в нём должно появляться ничтожное количество свободного радиоактивного брома. Для проверки этогок облучённому бромистому этилу прибавлялось небольшое количество элементарного брома. Вслед за тем весь свободный бром I химическим путём переводился в НВг, который извлекался из | бромистого этила встряхиванием с водой. Из полученного водного I раствора НВг бром осаждался азотнокислым серебром в виде | AgBr. Опыт показал, что в этом осадке сосредоточивается вся радиоактивность облучённого бромистого этила. Таким образом, химическим путём было доказано, что реакция действительно представляет собой синтез радиоактивного изотопа брома.

§ 289, Взаимодействие нейтронов с веществом.

Быстрые нейтроны При прохождении нейтронов через вещество возможны разно­ образные процессы, а именно: 1) упругое рассеяние, 2) неупру­ гое рассеяние, 3) захват. В § 273 мы видели, что при рассмотре­ нии взаимодействия нейтронов с ядрами необходимо прежде всего учитывать соотношение между длиной волны, соответ­ ствующей нейтронам данной скорости, и размером ядра. В том случае, когда обе эти длины —одного порядка величины, не­ обходимо учитывать интерференционные эффекты, и лишь тогда, когда у R, где R —«радиус» ядра, можно руковод­ ствоваться простыми геометрическими соображениями и рас­ сматривать рассеивающие ядра как непроницаемые сферы радиуса R = r0A1 где А —массовое число.

!*, Из этого следует, что только при рассеянии быстрых нейл А - троно!, когда Х= -^— удовлетворяет указанному требованию (практически при энергиях в 1 MeV и выше), можно ожидать простых соотношений между геометрическим сечением ядра и числом нейтронов, испытавших рассеяния.

518 Н ЕЙ Т РО Н Ы [та, XXI Вообще говоря, для строго параллельного пучка число ней­ тронов, прошедших слой х, должно убывать с увеличением толщины слоя по экспоненциальному закону (289,1) NxMN,0e'^i где N 0—число нейтронов, регистрируемых детектором в пер­ вичном пучке, —число нейтронов, прошедших без рассеяния, и I —средняя длина свободного пути нейтрона в рассеивающем веществе (см. т. I, § 24). В настоящее время, однако, рассеяние и поглощение нейтронов характеризуются не средней длиной I, но эффективным сечением о, связанным с I соотношением где v —число рассеивающих ядер в единице объёма. Подстав­ ляя это в (289,1), находим jV1==iV0e - ^. (289,2) Произведение щ имеет размерность [слг*] и представляет собой число ядер, приходящееся на 1 смг вещества. Обозначая vz = n, перепишем фщрмуй;^ (289,2) в том виде, как ею обычно ноль зуются:

N x= N 0e~nc. (289,3) Константа о, имеющая размерность [смг\, может быть наглядно истолкована следующим образом: представим себе кружок пло­ щадью о, описанный из центра ядра. Каждый, нейтрон, про­ ходящий внутри этого кружка, выбывает из параллельного пучка. Если это происходит вследстие одного только рас­ сеяния, то о будет эффективным сечением данного ядра для рассеяния.

Изучение с для рассеяния быстрых нейтронов при энергиях в несколько миллионов электрон-вольт показало, что сечение рассеяния регулярно возрастает с массовым числом А рас­ сеивающего ядра. Эта закономерность как раз и показывает, что для быстрых нейтронов ядро ведёт себя как непроницаемая сфера с радиусом, пропорциональным А1* (см. § 244).

Экспериментальные исследования рассеяния при 14 и 25 MeV показали, что вычисляемый из а эффективный радиус R, являющийся суммой радиуса ядра и радиуса нейтрона, хорошо удовлетворяет эмпирической формуле, соответствующей теоре­ тическим ожиданиям:

R = (1,3 4- 1,37л1/*) • 10-1 см,

М ЕДЛЕННЫ Е Н ЕЙ ТРОН Ы

§ 290] I где 1,3 • 10-1' есть доля радиуса, приходящаяся на нейтрон.

I Недавние работы (начало 1949 г.) показали, однако, что при 1 очень больших энергиях (90 MeV) радиус соударения заметно I уменьшается, что указывает на возникновение при больших I энергиях своеобразной «прозрачности» ядра по отношению к нейтроI нам. Так как длина волны нейтронов при 90 MeV равна 3 • Ю-18 см, I т. е. сравнима с радиусом ядра, то это возрастание прозрачL ности представляет собой, несомненно, диффракционный эффект.

§ 290. Медленные нейтроны Исследование взаимодействия медленных нейтронов с вещеI ством представляет особенно большой интерес. В 1934 г. при изуI чении искусственной радиоактивности, возникающей при облу­ чении нейтронами, Ферми показал, что некоторые изотопы при­ обретают особенно большую активность, если предварительно пропустить нейтроны через парафин или воду. Этот своеобразный эффект можно объяснить тем, что при прохождении через вещества, содержащие большое количество водорода, нейтроны быстро замедляются до тепловых скоростей, т. е. до скоростей порядка сотых или тысячных долей электрон-вольта. Повышение актив­ ности связано поэтому с увеличением эффективного сечения за­ хвата подобных медленных нейтронов.

Уже первые качественные исследования установили, что эффективное сечение для различных изотопов обнаруживает весьма причудливый ход и резко выраженную селективность:

у некоторых изотопов и при определённых скоростях нейтронов сечение возрастает в тысячи раз по сравнению с сечением ядра, J обусловленным ядерными силами. Это показывает, что в случае медленных нейтронов геометрические соображения вообще со­ вершенно неприменимы; рассеяние подчиняется волновым зако­ нам, следствием которых является формула Брейта—Вигнера, приведённая в § 273. Ввиду резко выраженной селективности в поглощении нейтронов, т. е. наличия резонансных эффектов, для исследования взаимодействия нейтронов с ядрами требуются строго однородные по энергии (моноэнергетические) потоки нейтронов. Получение их стало возможным благодаря большим успехам экспериментальной техники.

Имеется несколько методов «монохроматизации» нейтронов.

Рассмотрим кратко наиболее типичные из них.

1. Механический селектор скоростей. В простейшем виде этот метод -лстоит в следующем.

М еж ду источником нейтронов, помещённым внутри парафи­ нового цилиндра, и ионизационной камерой расположены четыре дюралюминиевых диска А, В, В,, At (рис. 388); два из них А и Ах остаются неподвижными, а два других В и Вх быстро 520 НЕЙТРОНЫ [гл. XXI

–  –  –

^де п — число оборотов диска в секунду. Меняя это число, ложно выделять из каждой вспышки только нейтроны опреде­ лённой скорости.

Предыдущий расчёт на самом деле сильно схематизирован.

Прежде всего ш ирина щели, а следовательно, и время, в те­ чение которого она остаётся открытой, имеют конечную велиину. Эта величина на самом деле и не может быть достаточно малой, так к а к иначе вспышка, т. е. число нейтронов, прохо­ дящих через левую пару дисков за время открытия щели, сказалась бы слишком слабой. Более того, при практическом эсуществлении селектора оказалось необходимым сделать кадмие­ вые секторы и дюралюминиевые промежутки между ними мало сличающимися друг от друга. Но очевидно, что за конечное время открытия сквозь правую (выходную) щель пройдут ней­ троны со скоростями, лежащими в более или менее широком интервале между о и и -f- Ду. Поэтому монохроматизация, осущест­ вляемая с помощью подобного механического селектора, будет лишь приближённой. Тем не менее и с этим несовершенным селектором первоначально был получен ряд интересных резуль­ татов. Например, было показано, что после прохождения через парафин распределение скоростей между нейтронами приблизи­ тельно соответствует максвелловской кривой.

2. Метод времени пролёта. Этот метод основан на раздельной регистрации нейтронов, требующих различных промежутков вре­ мени для того, чтобы пролететь определённое расстояние. В сле­ дующей полезной таблице собраны данные, относящиеся к ско­ ростям и другим свойствам медленных нейтронов (табл. LII на стр. 522).

Из этой таблицы видно, что время, которое требуется медлен­ ному нейтрону, чтобы пролететь расстояние в 5,4 м, вполне изме­ римо, если пользоваться современной электронной техникой.

Например, нейтроны с энергией в 0,01 eV требуют 3900 микро­ секунд = 3,9 • 10-3 сек.

В том случае, когда имеется постоянный по интенсивности источник нейтронов, применим только метод механического селектора скоростей, идея которого изложена выше. Нетрудно, однако, заметить, что в этом селекторе первая (левая) пара дисков играет рель устройства, модулирующего интенсивность потока нейтронов. Модуляция, однако, может быть осуществлена и дру­ гим способом. Если в качестве источника нейтронов использо­ вать бериллиевую мишень, обстреливаемую протонами или дейтеронами циклотрона, то требуемого периодического изменения 522 НЕЙТРОНЫ [гл. XXI

–  –  –

2,86 0,0286 СО 39,0

–  –  –

нтенсивности потока нейтронов можно достигнуть, модулиуя силу тока или напряжение дуги, доставляющей ионы, готорые затем ускоряются в циклотроне (см. § 275). Очевидно, то пучок нейтронов будет модулирован в той же степени, в какой юдулируется пучок заряженных частиц, под действием которых зникают нейтроны. Такой метод был примёнен рядом исследоателей в различных модификациях. Модулируя ускоряющее (апряжение дуги, можно было получать «вспышки» нейтронов, [родолжавшиеся 50—100 микросекунд, с повторяемостью 400 раз : секунду. Модулированный поток нейтронов, замедлявшихся (арафином, принимался детектором (ионизационная камера, наюлненная трёхфтористым бором, или пропорциональный счётчик ; тем же наполнением), расположенным на определённом (5,4 м) асстоянии от источника, и регистрировался с помощью сложной адиотехнической схемы. В этой схеме усиленный и выровненный

•игнал счётчика (или камеры) подавался на специальные каналы :хемы, число которых в наиболее совершенном селекторе доходило до 32. Каждый из каналов настраивался так, что он регистри­ ровал только нейтроны с определённым временем пролёта. Это осуществлялось с помощью схем совпадения (см., например, § 250):

аа каждый канал кроме импульсов счётчика поступали добавочные управляющие) импульсы с определённым в каждом случае вре­ менем задержки, и схема реагировала только на совпадающие импульсы. Таким образом, механические счётчики, поставленные на выходе каждого канала, отмечали только нейтроны, время пролёта которых совпадало со временем задержки управляющего импульса. Кроме того, один из каналов считал полное число нейтронов всех скоростей. Благодаря такой совершенной автома­ тизации время, требующееся для выполнения измерений, есте­ ственно сокращалось до минимума, и точность повышалась*).

Первым применением описанных селекторов было изучение распределения медленных нейтронов по скоростям. Если бы при прохождении быстрых нейтронов через парафин достигалось пол­ ное тепловое равновесие между нейтронами и атомами вещества,' то кривая распределения нейтронов по скоростям была бы макс­ велловской кривой, соответствующей температуре замедли­ теля. Измерения с помощью селекторов показали, что на самом деле максвелловская кривая для нейтронов существенно искажается.

На рис. 389 приведена кривая распределения для нейтронов, прошедших через толстый слой парафина. Сплошной линией про­ ведена максвелловская кривая для температуры 390° К, кружками обозначелм экспериментальные точки; по оси абсцисс снизу отлоИнтересующихся деталями этих сложных экспериментальных уст­ ройств отсылаем к статьям Н. А. В л а с о в а, «Опыты с монохроматическими медленными нейтронами», Успехи физических наук, т. XXXV, стр. 352 и 469 (вып. 3 и 4), 1943.

Н Е Й ТРО Н Ы [гл. XXI жены времена пролёта нейтронов, так что скорости возрастают справа налево. Видно, что при малых временах пролёта, т. е.

при больших скоростях, экспериментальная кривая резко отли­ чается от максвелловской. При больших временах пролёта (малых скоростях) экспериментальные точки хорошо ложатся на макс велловскую кривую, которая, однако, соответствует темпера­ туре 390° К, т. е. примерно на 30% выше температуры па­ рафинового блока. Другими словами, температура «нейтронного Время пролёта, нейтронов (рсек/м) Рис. 389. Распределение нейтронов, выходящих из парафинового блока, по скоростям. Сплошная кривая получена путём пересчёта по максвелловскому закону (Т = 390°). Круншами обозначены экс­ периментальные точки.

газа» оказывается на 30 % выше температуры замедлителя, так что полное равновесие при указанной толщине парафина на самом деле не устанавливается.

Исследование распределения нейтронов по скоростям показы­ вает, однако, что «нейтронная температура» существенным обра­ зом зависит как от условий получения первичного (замедляемого) пучка нейтронов, так и от условий замедления (природа и толщина вамедлителя). Вообще говоря, при достаточной толщине замед­ лителя можно получить полное температурное равновесие между нейтронами и окружающей средой. Однако возможны и резкие отступления. Так, например, парафин, как мы видели, создаёт нейтронный газ повышенной температуры вследствие того, что медМ Е Д Л Е Н Н Ы Е Н ЕЙ Т РО Н Ы 290] енные нейтроны поглощаются парафином по закону —, т. е. спектр коростей нейтронов в области малых энергий сильно обедняется, (апротив, после прохождения нейтронов через толстый слой гра­ нта, вследствие особого интерференционного эффекта, о котором ечь будет ниже, температура нейтронного газа падает почти до бсолютного нуля. После прохождения слоя графита толщиной 22 см нейтронная температура оказалась равной 18° К.

Измерения с монохроматическими нейтронами позволяют изуать зависимость поглощения нейтронов данным веществом от х скорости. Кривая зависимости поглощения от скорости предтавляет собой не что иное, как спектр поглощения нейтронов,

•тот спектр, как мы увидим, по своему внешнему виду аналоги ен оптическому спектру поглощения и обнаруживает при опреслённых скоростях резкие максимумы и минимумы.

Для изучения спектра поглощения слой исследуемого вещетва помещается между источником и детектором в параллельном [учке нейтронов, и производится отсчёт числа нейтронов для сех доступных измерению с данным селектором времён пролёта,. е. скоростей нейтронов. Отсчёт производится дважды: с нолощающим слоем и без него. Числа нейтронов в том и другом лучаях пропорциональны интенсивностям пучка нейтронов, фошедших через слой (/) и падающих на слой (/«).

При условии 1араллельности пучка нейтронов зависимость между J и чисюм атомов п, приходящихся на 1 см* поглотителя, выражается жспоненциальным законом, соответствующим формуле (289,3):

• J = J 0e~n°, В данном случае сечение о характеризует ослабление пучка как вследствие рассеяния, так и вследствие поглощения я называется поэтому полным эффективным сечением; оно щдитивно складывается из сечения поглощения или захвата нейтрона и сечения рассеяния:

®полн = ®погл "Ь ®расс •

–  –  –

Здесь Е т— энергетический уровень ядра, Г —ширина Fioro I уровня. Из этой формулы следует, что при энергиях Е, близ­ ких к Е г, кривая зависимости о (Е) от Е должна обнаруживать I резкий резонансный максимум. При Е = Е Г формула Брейта- I Вигнера даёт о = а0, так что о0 и есть резонансное сечение захватай Напротив, при Е Ег

–  –  –

Рпс. 390. Кривая поперечного сечения вблизи резонапса для кадмия.

ных нейтронов вдали от резонанса превосходно подтверждаются опытами на селекторах. Так, например, в случае бора, у коти рого в широком интервале энергии до 1000 eV резонансные уровни отсутствуют, произведение av оказывается постоянным, т. е. закон — выполняется при изменении энергии нейтронов от 0,01 eV до 1000 eV, т. е. при изменении в 10е раз.

Большой интерес представляют измерения поглощения ней­ тронов кадмием. Уже на первых стадиях изучения медленных нейтронов было обнаружено, что кадмий сильно поглощает нейтроны тепловых энергий (т. е. энергий порядка сотых долей электрон-вольта) и прозрачен для энергий порядка 1 eV и выше. На рис. 390 приведена кривая зависимости с (Е) от Е для Cd. Сплошная кривая проведена по формуле Брейта-Вигнера;

3 290] 527

М ЕДЛЕН НЫ Е НЕЙТРОНЫ

кружками и крестами нанесены экспериментальные значения, полученные из измерений с двумя образцами различной толщины.

Как видно, экспериментальные точки хорошо ложатся на теоретическую кривую. Резкий резонансный пик наблюдается для кадмия при энергии нейтронов, приблизительно равной 0,18 eV.

Точные значения, характеризующие резонансный захват нейтронов кадмием, таковы:

Резонансная э н е р г и я

Полуширина линии поглощения.. 0,115 eV Резонансное сечение

Интересно отметить, что резонансное сечение для Cd приблиРис'. 391. Пропускание иридия для медленных дейтронов.

–  –  –

Наиболее совершенный способ монохроматизации нейтронов основан на их волновых свойствах и состоит в разложении в спектр по энергиям с помощью кристалла, аналогично тому, как это делается для рентгеновских лучей. Для осуществления этого необходимо выполнение двух условий: во-первых, источник нейтронов должен быть достаточно мощным и, во-вторых, длины волн, соответствующих нейтронам данного интервала

Рис. 392. Нейтронный спектрометр с монокристаллом.

энергий, должны иметь подходящую величину. В, последнее время открылась возможность использования в качестве интен­ сивных источников нейтронов так называемых ядерных реакто­ ров или котлов, о которых речь будет в следующей главе. Что же касается длин волн, то оценка их может быть сделана на основании следующих соображений. Как мы видели в преды­ дущем параграфе, распределение медленных нейтронов по ско­ ростям подчиняется максвелловскому закону. Поэтому среднюю энергию можно подсчитать, пользуясь соотношением Е —кТ\ при 7’ = 300°К имеем = 1,38 • 10~м • 300 = 4,14 • 10-1 э/к? = 0,026 eV.

Длина волны нейтрона такой энергии равна

ДИ Ф Ф РА КЦ И Я Н ЕЙ ТРОНОВ

291] В котлах температура нейтронов выше 300° К, однако она акова, что длина волны всё ещё остаётся порядка 1 А. Из того следует, что с медленными нейтронами можно осуществить иффракцию в монокристалле или в кристаллическом порошке овершенно так же, как и с рентгеновскими лучами. Отражеие нейтронов от кристалла подчиняется закону Брэга — Вульфа п'к= 2d sin 0.

Типичный спектрометр для юйтронов изображён на нс. 392. Пучок нейтронов 13 котла падает на монокриталл, расположенный на сто­ шке спектрометра; отражён­ ной (диффрагированный) пуок, пройдя через параллель­ ное щели из кадмия, бора или фугого хорошо поглощаюцего медленные нейтроны вецества, попадает в пропорщональный счётчик, наполгенный трёхфтористым бором, Рис. 393. Кривая отражения от кристал­ BF3), с помощью которо- ла NaCl нейтронов, предварительно о измеряется интенсивность монохроматизиро ванных другим кри­ сталлом.

сиффракции под, определён­ ными углами.

На рис. 393 приведена в качестве примера кривая, представляюэщая интенсивность отражения от кристалла NaGl в зависиюсти от угла падения пучка нейтронов, предварительно монохроштизированных другим кристаллом.

При помощи подобного рода спектрометров с кристаллом было гзучено также резонансное поглощение медленных нейтронов, ^а рис. 394 приведена кривая зависимости от энергии полного эффективного сечения иридия для нейтронов в интервале энергий т 0,01 до 100 eV. На этой кривой светлыми кружками нанесены эезультаты, полученные с помощью метода времени пролёта, щисанного в предыдущем параграфе; чёрными кружками и кре­ стами нанесены результаты, найденные с двумя различными зейтронными спектрометрами. К ак видно, все точки хорошо иожатся на сплошную кривую, построенную по формуле Брейта —Вагнера.

Применеы-я диффракции нейтронов далеко не ограничиваются решением задач ядерной физики вроде задачи о резонансном поглощении нейтронов.

34 Э. В. Ш польский, т. II 530 Н Е Й Т РО Н Ы [гл. XX Уже имеющиеся в настоящее время данные позволяют ду мать, что главное значение диффракция нейтронов будет иметь как метод исследования строения кристаллов, во многом суще­ ственным образом дополняющий ранее разработанные методы рентгенографического и электронографического анализа. С этой точки зрения большой интерес представляют экспериментальны* установки, позволяющие осуществлять интерференцию нейтро нов по методу кристаллических порошков. Схема одной из

–  –  –

Рис. 394. Полное сечение иридия для нейтронов. Светлые кру­ жки —результаты, полученные по методу времени пролёта; чёр­ ные кружки и кресты—результаты, полученные с двумя раз­ личными спектрометрами.

таких установок приведена на рис. 395. Нейтроны от котла падают сначала на монокристалл NaCl, расположенный так, что в указанном на рисунке направлении от него отражаются нейтроны с определённой длиной волны (1,06 А), в средней части рисунка слева —кристалл и падающий и отражённый пучки изображены в увеличенном виде. Этот кристалл служит, таким образом, для предварительной монохроматизации нейтронов, что необходимо, гак как в методе порошков должны быть использованы монохро­ матические волны. Далее поток монохроматических нейтронов падает на порошковый образец, расположенный на вращающемся

ДИФФРАКЦИЯ НЕЙТРОНОВ

§ 291] столике; диффрагированные нейтроны попадают затем в пропор­ циональный счётчик, наполненный BF3, который измеряет их интенсивность. Счётчик фиксирован неподвижно, а образец пово­ рачивается, и таким путём промеряется интенсивность диффракции в различных направлениях. Вся уста­ новка автоматизирована:

поворот образца осущест­ вляется мотором, а отсчёты счётчика регистрируются автоматически.1На рис. 396 в качестве примера приве­ дены две диффракционные кривые: внизу от по­ рошка алмаза, а вверху— от микрокристаллической алюминиевой пластинки.

Диффракционные макси­ мумы на этих кривых рас­ положены в местах, опре­ деляющихся структурой кристаллов и применённой длиной волны.

Постановка экспери­ мента с диффракцией от микрокристаллического по­ рошка в случае нейтронов отличается от обычной по­ становки с рентгеновски-1 -----и и л учам и и э л ек тр о н ам и ЭШ Щ р Установки для,'получения J 1 диффракции нейтронов от порошков. Слева тем, что прим ен яем ая в в увеличенном виде изображён первый модвух последних сл у ч аях нохроматизирующий кристалл.;

фотограф ическая методика заменена регистрацией с помощью пропорционального счётчика.

Причина этого, очевидно, прежде всего в том, что нейтроны сами не вызывают ионизации и не обладают фотографическим дей­ ствием. Регистрация медленных нейтронов ионизационными каме­ рами и счётчиками основана на ядерных реакциях, вызываемых нейтронами. Так. например, использование наполнения трёх­ фтористым бором связано с тем, что нейтроны вызывают в боре реакцию B,0(«,a)Li7 (см. §274) и возникающие при этом а-частицы и ядра отдачи создают ионизацию в газе и тем самым косвенным образом позьоляют регистрировать нейтроны. Это наводит на мысль — осуществлять «сенсибилизацию» фотоэмульсии, приме­ шивая к эмульсии, например, соли бора или другого элемента, [гл. XXI

НЕЙ ТРО Н Ы

обладающего высоким значением сечения захвата нейтронов.

Другой способ использования фотографической техники для работы с нейтронами состоит в применении экранов, аналогичных усиливающим экранам, имеющим широкое применение в технике рентгеновских лучей. Усиливающие экраны для рентгеновскт лучей покрываются искусственно приготовленными веществами («люминофорами»), дающими видимое (обычно сине-фиолетовое) свечение под действием рентгеновских лучей. Если вложить такой экран в кассету вместе с фотоплёнкой, то фотоэмульсия Рис. 396. Диффракция нейтронов от порошков алюминия и алмаза.

будет находиться как под непосредственным действием рентгенов­ ских лучей, так и под действием видимого изображения на экране, что значительно сокращает требуемую экспозицию.

Аналогичные экраны можно приготовить и для нейтронов с той разницей, что «изображение» на экране осуществляется Р-лучами, возникающими при искусственной радиоактивности вследствие захвата нейтронов «чувствительным» веществом экрана, и что только это «изображение» и действует на фото­ плёнку.

Благодаря использованию подобного «усиливающего экрана»

удалось фиксировать фотографическим путём диффракцию ней­ тронов также и.третьим методом — методом Лауэ. Для получения диффракции этим методом, как известно (см. т.1, § 33), излучеиие должно быть не монохроматично, но иметь сплошной спектр. Это обстоятельство как раз благоприятно для применения метода

ДИФФРАКЦИЯ НЕЙТРОНОВ

3 291] Лауэ к диффракции нейтронов, так как нейтронные потоки, идущие непосредственно из ядерного реактора, имеют сплошное распределение по скоростям, а следовательно,—и по длинам волн.

В одном из опытов по диффракции с помощью этого метода в каче­ стве сенсибилизирующего экрана была использована фольга из индия: при захвате нейтронов индий даёт р~-радиоактивный изо­ топ, электронное излучение которого и действует на фотоплёнку.

При пропускании параллельного потока нейтронов через кристалл NaCl после 10-часовой экспозиции были получены типичные фотографии Лауэ, приведённые на рис. 397.

Рис. 397. Диффракция нейтронов в кристаллах NaCl, Be и кварца по методу Лауэ.

Теория диффракции нейтронных волн кристаллической ре­ шёткой в общем вполне аналогична теории диффракции рентге­ новских лучей. Однако имеются и существенные различия. Эти различия связаны с неодинаковостью элементарного процесса рассеяния отдельным атомом в том и другом случаях. В случае рентгеновских лучей когерентное рассеяние происходит на свя­ занных электронах атома; ядро вследствие своей большой массы участия в рассеянии не принимает. Так как размеры атома одного порядка величины (порядка 10-8 см) с длиной волны рентгеновских лучей, то уже при рассеянии электронами одного атома возни­ кает интерференционный эффект: под небольшими углами к пер­ воначальному направлению падающей волны рассеянные волны находятся в почти одинаковых фазах и поэтому усиливают друг друга; напротив, под большими углами вследствие возникающей разности фаз рассеянные волны частично гасят друг друга, и ам­ плитуде волны, рассеянной атомом, уменьшается. В случае диффракцик электронных волн участие в рассеянии принимают также и ядра, и интерференционный эффект ещё более усиливается.

Напротив, нейтроны рассеиваются только ядрами, причём так как радиус ядра —порядка 10~1 см, а длина волны медленных нейуроНЕЙ ТРО Н Ы [гл. XXI <

–  –  –

Другую возможность плодотворного применения нейтроно­ графического анализа даёт отсутствие закономерной связи между сечением рассеяния нейтронов и атомным номером Z. По этой причине у атомов с близкими Z сечения рассеяния иногда ока­ зываются существенно различными. Примером могут служить ядра Fe и Со: у первого сечение когерентного рассеяния 11 *10~24, у второго—1,5-lO"2 см2. Это различие было использовано для изучения так называемых упорядоченных структур в спла­ вах FeCo.

Дело в том, что в сплавах элемент, присутствующий в меньшем количестве, часто замещает основной элемент в узлах его решётки.

В таких случаях структура сплава не отличается от структуры кристалла основного элемента. Однако при определённой тепло­ вой обработке нередко один элемент в сплавах распределяется закономерным образом относительно другого, образуя упоря­ доченную структуру или «сверхструктуру. Например, в системе Cu,Au при тепловой обработке ниже 400° С возникает структура, в которой атомы золота расположены по углам кубов, а атомы иеди —в центре граней. Напротив, при более высоких температу­ рах атомы золота распределены хаотически и заменяют в некото­ рых местах атомы меди в обычной решётке меди. Обнаружение упорядоченности или «сверхструктур в сплавах обычно легко удаётся с помощью рентгеноструктурного анализа, когда компо­ ненты сплава имеют сильно различающиеся величины Z, как например, Си и Au. Но в случае сплавов FeCo обнаружение упо­ рядоченных структур крайне затруднительно, так как атомные факторы компонент слишком близки друг к другу. Нейтроногра­ фический анализ, ввиду указанного выше большого различия сече­ ний рассеяния Fe и Со, позволил обнаружить и в этом случае упорядоченные структуры, в которых, как оказывается, атомы Fe расположены в углах, а атомы Со—в центрах кубов.

–  –  –

где N —число атомов преломляющего вещества, приходящееся на 1 см* поверхности раздела, / —амплитуда рассеянных волн, которую следует брать со знаком плюс или минус в зависи­ мости от знака сдвига фазы при отражении: если фаза отра­ жённой волны по отношению к падающей меняется на 180°.

/ 0; если же фаза не меняется, / 0. Из формулы (292,1] следует, что если / 0, то $ 1, как и в случае рентгенов­ ских лучей. Но в таком случае возможно полное «внешнее»

отражение на границе воздух —зеркало. Величина 1 —р. поряд ка 10 ® откуда следует, что предельный угол полного отраже­, ния порядка 10'.

Полное отражение тепловых нейтронов ядерного реактора было на самом деле обнаружено экспериментально. Нейтроны предварительно монохроматизировались отражением от кристал ла. Для получения узких строго параллельных пучков нейтро­ ны пропускались через две узкие кадмиевые щели, отстоявшие на 3,5 мм друг от друга. Пучок падал под скользящим углом на полированное зеркало из того или иного вещества, и с по мощью пропорционального счётчика отыскивался отражённый пучок. Таким образом, было обнаружено полное отражение и измерен критический угол для зеркал из графита, бериллия, меди, цинка, никеля и железа. Величина критического углг для различных зеркал на самом деле изменялась в преде лах 7,5 '- 1 2 '.

Значение» этих опытов — не только в обнаружении у нейтро нов ещё одного «оптического» явления, но и главным образок в том, что наличие или отсутствие полного отражения указы вало на знак амплитуды рассеянной волны, т. е. на знак смещения фазы при отражении. Таким образом было установлено что у всех перечисленных элементов амплитуда положительна т. е. фаза меняется при отражении на 180°. Интересно отметить что если элемент состоит из нескольких изотопов, то у одниз изотопов амплитуда может быть положительной, а у других — отрицательной. Опыты, сделанные с разделёнными изотопам!

лития, на самом деле показали, что для Li7 амплитуда отри цательна, а для Li®—положительна.

2. Получение холодных нейтронов. Если пропустить цу нейтронов через блок прессованного порошка графита, то будуп испытывать интерференционное отражение все те нейтроны длина волны которых ещё может удовлетворять формул»

Брэгга —Вульфа. Очевидно, что максимальная длина волнь должна удовлетворять требованию l s in d = ~, Ц где d —постоянная решётки. В случае графита эта предельна;

§ 292] Н Е К О ТО РЫ Е «ОПТИЧЕСКИЕ* СВОЙСТВА НЕЙТРОНОВ 3 длина волны равна 6,69 А. Все нейтроны, у которых Х.6,69А, I исиытывают рассеяние при прохождении через графитовый I блок; наоборот, нейтроны с X 6,69 А свободно пройдут через него. Опыт показал, что в результате фильтрации нейтронов I ! через графит получаются нейтроны с эффективной длиной вол­ ны 7,15 А, что соответствует средней энергии теплового дви­ жения при 18° К. Таким образом, фильтрация через графит I позволяет получать нейтроны с температурой, близкой к абсо­ лютному нулю.

3. Поляризация нейтронов. В § 287 мы видели, что наличие собственного магнитного момента у нейтронов позволяет осу­ ществлять их поляризацию при пропускании через ферромаг­ нитные вещества. Теория показывает, что если с0 есть полное сечение для нейтрона скорости и при прохождении через иенамагниченное вещество, то при прохождении через фер­ ромагнетик (например, железо), намагниченный до насыщения, сечение будет 3 —°0 ± р, где знак плюс или минус зависит от того, будет ли спин ней­ трона параллелен и л и антипараллелен направлению намагни­ чивания. Если интенсивность неполяризованного пучка нейтро­ нов равна /о, то после прохождения через ферромагнетик интенсивность будет J или J AJ в зависимости от того, будет ли ферромагнетик не намагничен или намагничен.

Отношение равно — —ch npd —1, где d —толщина слоя ферромагнетика и п —число атомов в единице объёма.

Эффект поляризации нейтронов при прохождении через на­ магниченное до насыщения железо наблюдался на опыте и был использован при непосредственном определении магнитного момента нейтрона с помощью магнитного резонансного метода (см. § 287).

ГЛАВА XXII

ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР И ИСПОЛЬЗОВАНИЕ АТОМНОЙ ЭНЕРГИИ

§ 293. Открытие деления тяжёлых ядер Ядерные реакции, рассмотренные в двух последних главах, состояли в испарении протона, нейтрона или а-частицы нагретым (возбуждённым) ядром. Однако для тяжёлых ядер (при А по край­ ней мере100) возможен ещё один тип ядерных реакций—деление на осколки, сравнимые (или приблизительно равные) по массе.

Экспериментальным путём такие реакции деления ядра были обнаружены в 1938—1939 гг., и это открытие по своему значению может быть поставлено рядом с самыми важными открытиями, когда-либо сделанными в области физики и химии.

Начало работам, приведшим к этом?у открытию, было поло­ жено в 1934 г. Ферми и его сотрудниками, которые обнаружили, что при обстреле урана быстрыми и медленными нейтронами воз­ никает значительное количество (до 10) различных радиоактивных ядер с разными периодами распада. Естественно было предполо­ жить, что часть этих периодов принадлежит искусственно-радио­ активным ядрам, непосредственно возникающим из ядер урана под действием нейтронов, а остальные — продуктам их распада.

Особенное внимание было уделено двум периодам: 13 мин.

и 90 мин. Химическое исследование обнаружило поразительный факт: ядра-носители радиоактивности с этими периодами не являются изотопами ни одного из элементов с атомными номерами между 86 и 92; они ведут себя в химическом отношении, как эле­ менты VII группы периодической системы. Так как возможность отщепления от ядра урана частиц с зарядами в 23—24 единицы и с массой около 50 единиц представлялась в то время совершенно исключённой, то было сделано предположение, что эти ядра поме­ щаются в VII группе, но в ряду урана, т. е. являются ядрами эле­ ментов, расположенных за ураном и названных поэтому трансура­ новыми (т. е. заурановыми).

Для подтверждения этого предположения было выполнено следующее химическое испытание: как видно из таблицы Менде­ леева (см. приложение XIV). трансурановый элемент Z = 93, елеО ТКРЫ ТИЕ Д Е Л Е Н И Я ТЯЖ ЕЛЫ Х Я Д Е Р ующий за ураном, должен быть аналогом марганца. Поэтому облучённому нейтронами раствору урановой соли была прибалена соль марганца, и затем марганец был осаждён из раствора виде Мп02. Оказалось, что часть носителей активности с периоами 13 мин. и 90 мин. перешла в осадок вместе с марганцем, то и было признано доказательством предположения о природе г.следуемых элементов.

Это заключение подверглось резкой критике со стороны имиков, которые указали на то, что многие элементы осажда­ ется вместе с марганцем, вследствие чего эта реакция не вляется убедительным доказательством принадлежности полуаемых элементов к VII группе.

Однако возможность возникновения трансурановых элементов ри нейтронной бомбардировке урана вызвала большой интерес подверглась дальнейшему исследованию в ряде лабораторий.

)собенно детально реакция урана с нейтронами была изучена ; 1936—1937 гг. Ганом, Лизой Мейтнер и Штрасманом, которые вызывали реакцию с помощью быстрых и медленных нейтронов, ействовавших в течение различных промежутков времени, и прозводили разнообразные химические испытания. Эти работы бнаружили большую сложность процесса и многообразие возни^ ;ающих продуктов, для объяснения которых были предложены

•азличные схемы последовательного распада. Общее заключение ’ ло в пользу первоначального предположения Ферми о возникно­ Ы вении трансурановых элементов путём ^-превращений радиоактившх изотопов урана, возникающих при захвате нейтронов. Наибохее достоверный вывод из этих работ состоял в том, что при захвате шйтронов одним из изотопов урана (каким именно, —оставалось гаизвестным) возникает новый изотоп, обнаруживающий ^-активэюеть (напоминаем, что все известные в то время изотопы урана, U ® U2 5 и U2 *, обнаруживали a-активность) с периодом 23 мин.

*8, 8 8 я превращающийся поэтому в элемент с атомным номером, на

I большим, т. е. в трансурановый элемент Z = 93:

,*U + рй| В 92U (23 мин.) — „„EkaRe Ц (И.

По обычаю, установленному ещё Менделеевым, этому элементу было дано предварительное наименование, состоявшее из названия его ближайшего аналога в периодической системе, рения (Z = 75), с приставкой «эка» —экарений. Было достоверно установлено, что 23-минутный продукт в химическом отношении ведёт себя, как уран, и возникает при захвате каким-то из изотопов урана медленных нейтронов в типично резонансном процессе с очень большим эффективным сечением при энергии нейтронов, которая была оценена очень грубо в 25 ± 10eV.

Тем временем Ирэн Кюри и Савич открыли новое веще­ ство, возникающее при облучении урана нейтронами и обладающее

540 ДЕЛ ЕН И Е Я Д Е Р И ИСПОЛЬЗОВАНИЕ АТОМНОЙ ЭНЕРГИИ [гл. XXI

неизвестным до того момента периодом в 3,5 часа. Химически исследование этого продукта привело, однако, их в недоумение оказалось, что это вещество химически ведёт себя, как элемен лантан (Z = 57). Можно было бы предположить, что оно являет» i изотопом актиния (Z = 89), и такое предположение было бы вподь естественным, так как актиний отстоит от урана всего на тр!

места в периодической системе. Однако оказалось, что новог вещество превосходно отделяется химическим способом от акта ния, но во всех реакциях следует за лантаном, среднее массово число которого на 100 единиц меньше среднего массового числ;

урана. Поэтому они сделали вывод, что вещество с периодом 3,5 часа по всей совокупности своих свойств является лантаном но не смогли объяснить, каким образом оно возникает из урана В действительности они были чрезвычайно близки к открытии деления, так как в настоящее время достоверно известно, чт I одним из продуктов деления урана является изотоп лантана периодом 3,5 часа.

Ган и Штрасман проверили результаты этой работы подтвердили их, но обнаружили новые детали и новые периоды Стало ясно, что первоначальная реакция осложняется большт количеством последующих процессов.

Для объяснения их ош создали новые схемы последовательных распадов, которые в настоя щее время не представляют интереса, за исключением вывод:

о том, что в качестве промежуточного звена из урана при облуче нии нейтронами должен возникать [путём процесса (п, 2а)] изоме| радия, 8g Ra281. Желая подтвердить свою схему, они предпринял!

жёсткие химические испытания по тому же методу «меченых ато мов». К величайшему изумлению, они обнаружили при этом, чк продукт, который согласно их предположению должен был радием, ведёт себя, как барий: если прибавить к смеси возникаю щих искусственно-радиоактивных веществ соль бария и затеи отделять радий, как это обычно делается, при помощи дробны осаждений и кристаллизации, то гипотетический «радий» не выпа дает ни с радием, ни с изотопами радия (торий X и мезоторий 1) но всегда остаётся с барием и при химических реакциях следует именно за барием.

Свое заключение Ган и Штрасман формулировали следующи* образом: «Как химики мы должны собственно сказать, что нов( вещество является не радием, но барием; что же касается другю элементов, кроме радия и бария, то о них вообще говорить не при ходится».

Далее они показали, что в числе продуктов тория, возниквю щих при захвате нейтронов изотопом тория T h28a, т. е. при реакции,0ThJ3*+ oи1 - в0ТЬ233 также имеется барий.

О ТК РЫ ТИ Е Д Е Л Е Н И Я Т Я Ж Е Л Ы Х ЯДЕР

93] Эти необычные результаты, противоречившие установив­ шая в то время представлениям о механизме ядерных реакй, были, однако, быстро подтверждены новыми опытами.

Таким образом, естественно возникало представление о возэжности ядерных реакций, при которых от ядра урана или тория гщепляется обломок с массой приблизительно в 440 единиц, таком случае должен иметься и другой обломок с массой, более ?м в два раза меньшей массы урана. Действительно, в числе ругих продуктов были найдены радиоактивные изотопы стронпя и иттрия, а также радиоактивный изотоп благородного газа, отсрьш мог быть криптон или ксенон.

Если, однако, возможен процесс деления ядра урана на два олыних обломка с приблизительно равными массами, то этот ропесс должен сопровождаться освобождением огромной энергии, то видно из следующего простого соображения: если деление же завершилось и осколки удалились друг от друга на расстояие, на котором ядерные силы перестают играть роль, а остаётся олько кулоновское отталкивание, то электростатическая энерия отталкивания ядер-осколков с зарядами и Z2 равна rT_ Z 1 ^ Z т'



Pages:     | 1 |   ...   | 4 | 5 || 7 | 8 |   ...   | 9 |
Похожие работы:

«1.2. Компоненты природной среды и их природные ресурсы 1.2.1. Поверхностные и подземные водные объекты 1.2.1.1. Реки 1) (ГУПР МПР России по Республике Бурятия, Бурятский ЦГМС Забайкальского УГМС Росгидромета, материалы Иркутского УГМС Росгидромета из Государственного доклада ГУПР...»

«Лист безопасности Идентификация продукта и компании 1. ® Все марки ELOTEX FX, FL, MP, FLEX, AD, ERA, SEAL, W. Продукт Рекомендованная Только для промышленного использования область применения Компания Elotex AG Industriestrasse 17a CH-6203 Sem...»

«446 15-Радиофизика, электроника Амбаров Дмитрий Владимирович, 2 курс Иркутский Государственный Университет, физический Местоопределение движущихся объектов с помощью эффекта допплера Научный руководитель: Владимир Евгениевич Унучков, к.ф-м.н. стр. 450 E-mail: damb@bk.ru Антипов Илья Владимирович, аспира...»

«В.И. Костылев, И.П. Гресь, доктор физико-математических наук, Воронежский государственный профессор, Воронежский государственный университет университет ОБОБЩЕННОЕ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОЕ ОБНАРУЖЕНИЕ СЛУЧАЙНОГО ГАУССОВСКОГО СИГНАЛА В ГАУССОВСКОМ КОРРЕЛИРОВАННОМ ШУМЕ GENERALIZED ENERGY DETECTION OF RANDOM GAUSSIAN SI...»

«УДК 551.24:551.76 (571.1:571.5) СЕЙСМОГЕОЛОГИЧЕСКАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА И АНАЛИЗ СОВРЕМЕННОЙ СТРУКТУРЫ МЕЗОЗОЙСКО-КАЙНОЗОЙСКИХ ОТЛОЖЕНИЙ ЗОНЫ СОЧЛЕНЕНИЯ ЗАПАДНО-СИБИРСКОЙ ГЕОСИНЕКЛИЗЫ И ЕНИСЕЙ-ХАТАНГСКОГО РЕГИОНАЛЬНОГО ПРОГИБА Михаил Александрович Фомин Федеральное государственное бюджетное учреждение...»

«ВОВНА Галина Михайловна ГЕОХИМИЯ, ПРОИСХОЖДЕНИЕ И ВОЗРАСТ МЕТАМАГМАТИЧЕСКИХ ПОРОД РАННЕЙ СИАЛИЧЕСКОЙ КОРЫ АЛДАНСКОГО ЩИТА. 25.00.09 – геохимия, геохимические методы поисков полезных ископаемых АВТОР...»

«Математичне та комп’ютерне моделювання УДК 539.3 Н. И. Ободан, д-р. техн. наук, профессор, Н. А. Гук, д-р физ.-мат. наук, профессор, А. С. Магас, аспирант Днепропетровский национальный университет имени О. Гончара, г. Днепропетровск ВЫБОР МОДЕЛИ ДЕЙСТВИТЕЛЬНОСТИ ДЛЯ НАБЛЮДАЕМОЙ СИСТЕМЫ С ПОМОЩЬЮ НЕЙРОСЕТИ Рассматривается проблема...»

«1.2. Компоненты природной среды и их природные ресурсы 1.2.1. Водные объекты 1.2.1.1. Реки (ГУ "Гидрохимический институт" Росгидромета, г. Ростов-на-Дону; Забайкальское УГМС Росгидромета; ГУ "Бурятский ЦГМС" Забайкальского УГМС Росгидромета; О...»

«          Эффективные преобразователи  солнечного и ионизирующего  излучений                          в электричество  и чувствительные биосенсоры                                  на сверхдлинных цепочках наночастиц  Автор: Провоторов Павел Владимирович, МОУ СОШ № 82 г.Черноголовка Научный...»

«КИЕВСКИЙ НАЦИОНАЛЬНЫЙ УНИВЕРСИТЕТ ИМЕНИ ТАРАСА ШЕВЧЕНКО ГЕОЛОГИЧЕСКИЙ ФАКУЛЬТЕТ Митрохин Александр Валериевич УДК 55 (477)+551.22+552.3+553.4 АНОРТОЗИТ-РАПАКИВИГРАНИТНАЯ ФОРМАЦИЯ УКРАИНСКОГО ЩИТА (ГЕОЛОГИЯ, ВЕЩЕСТВЕННЫЙ СОСТАВ И УСЛОВИЯ ФОРМИРОВАНИЯ) Специальность 04.00.01 – общая и региональная геология АВТОРЕФЕР...»

«116 Геология. Химия. Природные ресурсы УДК 553.411 (576.61) А.В. Мельников, В.А. Степанов, А.С. Вах БЕРЕЗИТОВЫЙ РУДНО-РОССЫПНОЙ УЗЕЛ: ГЕОЛОГИЧЕСКОЕ СТРОЕНИЕ И ПЕРСПЕКТИВЫ ЗОЛОТОНОСНОСТИ Установлена интрузивн...»

«Студенты на сп/курсе В.Л.Коротких, лекция 1 Научный руководитель Имя, фамилия Адрес емейл Дима Малышев 1 da.malyshev@physics.msu.ru Физика столкновений релятивистских ядер 2016 г. Проф. Владимир Леонидович Коротких Вед.н.сотр. ЛАВ ОЭФВЭ НИИЯФ МГУ...»

«Льюис Кэрролл (Lewis Carroll, Великобритания английский писатель, математик, философ. Настоящее имя – Чарлз Латуидж Доджсон, (Charles Lutwidge Dodgson). Профессор математики Оксфордского университета Будущий писатель х...»

«МУНИЦИПАЛЬНАЯ ИНФОРМАЦИОННАЯ БИБЛИОТЕЧНАЯ СИСТЕМА г. ТОМСКА МБ "ЦЕНТРАЛЬНАЯ"ТОМСКИЙ НЕФТЕХИМИЧЕСКИЙ КОМБИНАТ: ВЧЕРА И СЕГОДНЯ Краеведческий дайджест Томск, 2005 65.304.13(2Рос-4Том-2Томск) Т56 Составитель: Шаркова, И. Б.Томский нефтехимический комбина...»

«КОСОЛАПОВА ЛИЛИЯ СЕРГЕЕВНА СИНТЕЗ, СТРОЕНИЕ И СВОЙСТВА НОВЫХ ТИОПРОИЗВОДНЫХ АЗОТСОДЕРЖАЩИХ ГЕТЕРОЦИКЛОВ НА БАЗЕ 3-ПИРРОЛИН-2-ОНА 02.00.03 – органическая химия АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата химических наук Казань...»

«12. Волков И.А. Ключевые геологические разрезы конца последнего (сартанского) позднеледниковья в долине Оби близ Сургута // Геология и геофизика. 2005. Т. 46. № 2. С. 235–236.13. Казьмин С.П., Волков И.А. Динамика геологических процессов Северной Евраз...»

«Journal of Siberian Federal University. Chemistry 3 (2015 8) 422-429 ~~~ УДК 676.1.022.6.001.5 Study of Birch Wood Catalytic Delignification by Hydrogen Peroxide at Atmospheric Pressure Natalia V. Garyntseva*a, Irina G. Sudakova and Boris N. Kuznetsov а,b a Institute of Chemistry and Ch...»

«ЧИРИКОВ ЗОРИН Игорь Евгеньевич РАЗВИТИЕ МЕТОДИКИ СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫХ И ГАЗОРАЗРЯДНЫХ ТРЕКОВЫХ ДЕТЕКТОРОВ ДЛЯ ФИЗИКИ ВЫСОКИХ ЭНЕРГИЙ Специальность: 01.04.01 – приборы и методы экспериментальной физики Диссертация на соискание учной степени кандидата физико-математических наук Дубна 2014 СОДЕРЖАНИЕ ВВЕДЕНИЕ..........»

«Известия Тульского государственного университета Естественные науки. 2013. Вып. 3. С. 225–234 Физика УДК 538.951 Исследование анизотропии упругих и магнитных свойств в моделях слоистых горных пород И. Ю. Зель, Т. И. Иванкина, Д. М. Левин, Т....»

«Шахрай Оксана Анатольевна ОСОБЕННОСТИ РЕНТГЕНОЛЮМИНЕСЦЕНЦИИ КОМПОЗИТОВ ИЗ НЕОРГАНИЧЕСКИХ И ОРГАНИЧЕСКИХ СЦИНТИЛЛЯТОРОВ 01.04.07 физика конденсированного состояния АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-м...»

«Министерство образования и науки Российской Федерации Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего образования "Саратовский национальный исследовательский государственный университет имени Н.Г. Чернышевского"...»








 
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.