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

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

•де г—расстояние между осколками в момент деления. Полагая Зля ориентировки, что Z1= Z2= 46, а г = 1,8 • 10-1* ем, аолучим 46*. (4,8)»-10-*° _ 16 му 1,8 • р № • 1,6 • 10-12 Приблизителыго такой же результат получается, если принять во внимание разницу в энергии связи, приходящейся на одну частицу в ядре урана, и в ядрах —продуктах деления, имею­ щих массу в 100—140 единиц. Как известно, энергия связи в конце периодической системы уменьшается приблизительно на 1 MeV по сравнению с ядрами средней массы. Поэтому при делении урана на два ядра средней массы должна освобо­ диться энергия, равная ~ 1 MeV х 238, т. е. энергия порядка 200 MeV.

Опыты О. Фриша и. Мейтнер подтвердили эти заключения.

Постановка этих опытов была такова: малая ионизационная камера, соединённая с линейным усилителем и тиратроном, была покрыта изнутри окисью урана. Если поднести к этой камере источник нейтронов (Rn + Be), то 10—30 раз в минуту наблюдаются сильнейшие ионизационные толчки, которые можно было приД Е Л Е Н И Е Я Д Е Р И И СП О Л ЬЗО В А Н И Е АТОМНОЙ ЭНЕРГИИ [гл. XXI нисать только частицам большой массы, обладающим огромной энергией. Вся схема была рассчитана так, что импульсы, созда ваемые а-частицами, были недостаточны для приведения в дей ствие осциллографа. С другой стороны, контрольные опыты пока зали, что толчки не наблюдаются, когда отсутствуют либо уран, либо источник нейтронов. Далее, если окружить источник ней тронов слоем парафина, то число ионизационных толчков воз­ растает приблизительно вдвое, откуда следует, что в процессе деления ядер урана существенную роль играют медленны* нейтроны.



Опыты Фриша были тотчас же повторены с положительным результатом в большом числе лабораторий. Кроме того, Ф. ЖолиоКюри, а также Фриш и Мейтнер подтвердили деление урана дру­ гими опытами, основанными на следующих соображениях. Ядра, которые получаются в результате деления урана, должны обла­ дать ненормальным избытком числа нейтронов над числом протонов. В самом деле, предположим, что лёгкий изотоп урана 82U*8 делится, давая в качестве продуктов барий (Z = 56) и криптон [Z = 36). Самые тяжё­ лые стабильные изотопы этих эле­ ментов имеют массы соответствен Рис. 399. Деление урана в ка­ но 138 и 86; сумма этих масс мере Вильсона. (138 + 86 = 224) на 11 единиц меньше массы исходного ядра U236. Сле­ довательно, продукты деления содержат в своих ядрах 11 лишних нейтронов.

Из опытов с искусственной радиоактивностью известно, что во всех таких случаях ядра оказываются неустойчивыми и испы­ тывают спонтанный распад, сопровождающийся превращением нейтронов в протоны и выбрасыванием электронов. По этой причине ядра, возникающие в результате деления урана, всегда оказы­ ваются радиоактивными и дают начало ^-превращениям.

Упомянутый опыт Жолио и Фриша и Мейтнер заключался в следующем. Внутрь латунного цилиндра, снаружи покрытого окисью урана, помещался источник нейтронов (Rn + Be). Латун­ ный цилиндр, в свою очередь, располагался коаксиально внутри бакелитового цилиндра так, что зазор между обоими цилиндрами составлял около 3 мм. По истечении некоторого времени бакели­ товый цилиндр снимался и внутрь его помещался счётчик, который регистрировал радиоактивность» спадающую по определённому закону. Истолкование этого опыта очевидно: ядра-обломки, полу­ чающиеся при делении урана, разлетаясь в противоположные сто­ роны, попадают на бакелитовый цилиндр и сообщают ему радио­ активность.

293] 543

О ТКРЫ ТИ Е Д Е Л Е Н И Я Т Я Ж Е Л Ы Х Я Д Е Р

Процесс деления урана удалось сфотографировать также при юмощи камеры Вильсона. С этой целью была применена камера j парами воды и спирта, работавшая при пониженном давлении 45 см Hg). Уран помещался внутрь камеры в виде U03, нанесён­ ного на тонкой плёнке. Было сделано 885 стереоскопических фотографий и на 25 из них обнаружены пары следов, пред­ ставляющих тяжёлые частицы, которые разлетаются в проти­ воположных направлениях из урановой плёнки. Ввиду того, что давление внутри камеры было низко, следы а-частиц, испускае

<

Рис. 400. Пути продуктов деления урана.

мых ураном спонтанно, были очень тонки, и их легко было отли­ чить от следов тяжёлых частиц.

На рис. 399 в качестве примера приведена фотография про­ цесса деления. Здесь отчётливо видны следы двух тяжёлых частиц, разлетающихся в противоположных направлениях из пластинки, покрытой ураном (алюминиевая плёнка толщиной в 1 (i, давление в камере около 30 см). На рие. 400 приведены примеры путей отдельных частиц, сфотографированных при более низком давле­ нии. Эти пути имеют некоторые характерные особенности, резко отличающие их от путей протонов или а-частиц. В то время как в случае протонов или а-частиц «вилки», возникающие при ядер­ ных соударениях, встречаются очень редко (примерно одна вилка на несколько тысяч путей), следы продуктов деления обнаружи­ вают по нескольку ответвлений на каждом пути. Кроме того.

544 Д Е Л Е Н И Е Я Д Е Р И И С П О Л Ь ЗО В А Н И Е АТОМ НОЙ Э Н Е Р Г И И [гл. XXII

наблюдаются изломы, свидетельствующие о многочисленных соударениях, при которых передача количества движения недо­ статочна для образования вилки.

На рис. 401 приведены фотографии деления U**‘, сделанные с помощью метода фотопластинок.

Рис. 401. Деление L)235, зафиксированное с помогаьго метода фотопластинок.

В дальнейшем мы изложим основные результаты изучения деления тяжёлых ядер без соблюдения исторической последова­ тельности их установления.

–  –  –

верхностным натяжением ядра-капли и, в-третьих, кулоновскими анмодействиями между одноимённо заряженными протонами.

. :к как общее число частиц при реакции (294,1) остаётся з изменения, то энергетический баланс этой реакции зависит двух последних факторов, т. е. от соотношения между изменнем поверхностной энергии и энергии кулоновского отталванпя.

Подсчитаем теперь энергетический баланс реакции деления, ходя из предположения (не вполне отвечающего эксперименльным результатам), что ядро с зарядом Z и массовым числом Л гштся ровно пополам, т. е. что —— и.1, =1, = -0-.

гловие сохранения объёма даёт прежде всего

–  –  –

десь первый член отрицателен, а второй— положителен. Физиески этот результат вполне понятен. Действительно, первый член редставляет баланс одной только поверхностной энергии (без чёта заряда) при делении ядра-капли на две капли меньшего азмера. При этом объём сохраняется, но сумма поверхностей бразоваылихся капель больше поверхности исходной капли:

2 - U h \ - 4*Д* = 4т:Д! ( 3 2 - 1 ) = 0,26 • 4тсД\ / е. поверхность увеличивается на 26%. Таким образом, с точки рения баланса одной только поверхностной энергии деление есть 5 Э. В. Шпольскпй, т. II

546 Д Е Л Е Н И Е Я Д Е Р И ИСПОЛЬЗОВАНИЕ АТОМНОЙ ЭНЕРГИИ [гл. XXII

процесс энергетически невыгодный; выгоден же обратный процесс слияния меньших капель в одну большую. Это и есть причина того, что две капли обыкновенной жидкости, например ртути, при сопри­ косновении сливаются.

Второй член формулы (294,2) учитывает изменение кулоновской потенциальной энергии. Эта энергия, прямо пропорциональная квадрату заряда и обратно пропорциональная первой степени радиуса, при делении убывает, так как она уменьшается вчетверо вследствие деления пополам заряда, а увеличивается вследствие уменьшения радиуса только в 1 ^ 2 = 1,26 раза.

Бор и Уиллер и независимо от них советский физик Я. И. Френ­ кель рассмотрели факторы, от которых зависит деление. Будет ли A положительно или отрицательно, т. е. выделится или jЕ поглотится энергия при делении—зависит от того, что окажется ббльшим: затрата энергии на преодоление капиллярных сил или уменьшение электростатической энергии. Очевидно, что крити­ ческое значение ДЕ, при котором реакция деления протекала бы «изотермически», соответствует случаю Д/? = 0. При этом условии формула (294,2) даёт 3 Z2 ff2 (294,3) Здесь в левой части стоит отношение электростатической энер­ гии к поверхностной, и мы видим, что ДЕ обращается в нуль, когда это отношение становится равным 0,7. Полагая R = г0А'!*, (г0= 1,5 • 10-1 см), перепишем формулу (294,3) в виде (294,4) Множитель при Z^/A составлен из универсальных констант.

Для того чтобы ориентировочно найти то массовое число А, при котором деление становится энергетически выгодным, положим Z = А (что для средних и тяжелых ядер заведомо неточно) у и а = 10_го сл2; из предыдущей формулы найдём тогда А = 87.





Итак, грубый подсчёт даёт, что при массовых числах А87 деле­ ние должно стать энергетически выгодным. На основании более точных подсчётов критическое значение А = 87 несколько при­ уменьшено, и деление должно стать выгодным при А 100.

В таблице L111 приведены величины энергии йЕ, освобождае­ мой при делении различных ядер на указанные во втором столбце продукты.

Таблица показывает, что у Ni при '.4 = 61 баланс энергии ещё отрицателен (ДЕ = —11 MeV), т. е. в результате делевия

ТЕОРИЯ ДЕЛЕНИЯ АТОМНЫХ Я Д Е Р

204]

–  –  –

числом п ротон ов и нейтронов в яд ре 4gC d l s * — резк о аномальное:

(амый тяжёлый стабильный изотоп C d имеет м ассовое число 116, изотоп 48C d 117 у ж е р~-р а ди о а к ти ве н. И з этого следует, что если продуктами деления ок аж у т ся 44R u 1 0 и 4 С(1Ы*, то один из этих продуктов, им енно'4 C d 1 9 будет испытывать спонтанные ^-цревр*- 1 едения до тех п ор, п ока не получится я д р о с нормальным соотно­ шением нейтронов и п рот он ов. П ри этих превращ ениях будет освобож д аться добавочное количество энергии, и в последней графе габлпцы L 111 у к азан о выделение энергии п ри последующем преиращении продуктов расп ад а ядра* § 295. Э нергия активации п ри делении Мы видим таким об разом, что все элементы с атомными массами больше 400 являю тся неустойчивыми в отношении деления. Гра­ ница устойчивости лежит в середине периодической системы, где-то вблизи се р е б р а. В озни кает естественный в оп р ос: почему же в таксы случае изотопы с м ассам и, большими 100, ещё существуют в при­ роде и вообщ е не испытывают спонтанного деления (за исключением самых тяжёлых, см. § 296).

Ответ на этот в оп рос состоит в том, что положительный энер­ гетический баланс не является достаточным условием для насту­ пления деления. С оверш енно аналогичное имеет место и в случае обычных химических реакций. Рассм от ри м, например, простей­ шую реакцию H (f)+ p H,(tl) оН,(П) + Н(|).

Реакция состоит в замене в молекуле п а р а водорода (pH,) одною из атомов свободным атомом с п рот и в оп ол ож н о направленным спином яд ра, в результате чего возникает молекула ортоводорода ( о Н 2). Х от Я эта реакц и я имеет небольшой положительный баланс энергии, далеко не каж д ое соуд арени е заканчивается реакцией.

Более того, опыт показы вает, что п ри температуре 10° С примерно три соуд арен и я из 107 ведут к реакции; вместе с тем скврость реак­ ции в сильнейшей степени зависит от температуры. При всякой химической реакции число эффективных соударений п связано с полным числом соударений п0 формулой п = п0 —Е / к Т е Это свидетельствует о том, что для осущ ествления реакции энергия реагирующей системы долж на превышать нек от орое критическое значение Е, называемое энергией активации. Потенциальная кри­ вая р и с.

403 наглядно показывает значение энергии активации:

мы видим, что, хотя реак ц и я ведёт к освобождению энергии, она не будет происходить до тех п о р, п ок а энергия системы не подни­ мется до верш ины б у г ра, разделяю щ его обе области. Влево от

ЭНЕРГИЯ АКТИВАЦИИ ПРИ ДЕЛЕНИИ

§295]

–  –  –

Для вновь открытых трансурановы х элементов величина Z*jA, Я конечно, ещё ближе к предельной. Н априм ер, для,5Аш 2 ! т-= = 37,3. Мы в и д и м, что эти тяжёлые ядра находятся на границе устойчивости.

Механизм деления согласно излагаемой теории состоит в сле­ дующем: при малых деформациях ядро, представляющей собою заряж енную каплю, приходит в колебание, то вытягиваясь, то сж имаясь. Если при данном заряде ядра начальная деформации достигнет критической величины, соответствующей энергии акти­ вации, эти колебания приведут в конце концов к делению. Вели­ чина критической деформации существенным образом зависит от заряда ядра. Предел устойчивости, к ак мы видели, даётся фор­ мулой (295,1); из неё получаем s 4 \ 1/, Ц Z e = = (1 0 — тсг'Лз J = (1 0 X об ъ ё м х п ов е рх н ост н ое натяжение)'*.

П ри такой величине заряда уж е ничтожное отступление от сферической формы поведёт к появлению перетяжки и к деле­ нию капли пополам. П ри Z 2 A ( Z a/ ^ ) npeH требуется уже конеч­ / ное изменение формы, чтобы была достигнута критическая кон­ фигурация; чем меньше заряд, тем больше должна быть началь­ ная деформация, к оторая в результате возникающих колебаний

Э Н Е РГ И Я АКТИВАЦИИ П Р И Д Е Л Е Н И И

8 295]

–  –  –

За гимость энергии активации от атомного номера представлена )ивой рис. 405: по мере приближения к середине периодичес ко! истемы кривая круто поднимается вверх. В левой части рисун представлена зависимость от атомного номера энергии актив ии для обратного процесса, т. е. для слияния двух ядер в одн В случае двух дейтеронов эта энергия составляет всего

0.5 М и также круто поднимается вверх по мере приближения к сер» вне периодической системы.

МЪ зидим, таким образом, что, за исключением ядер среднего атомн о номера и средней массы, все ядра находятся в метастаД Е Л Е Н И Е Я Д Е Р И И С П О Л Ь ЗО В А Н И Е АТОМНОЙ УНЕРГИ И [гл. XXI) сильном состоянии и представляют собой «горючий материал» для «алхимических» реакций: тяжёлые яд ра— для реакции деления, а лёгкие — для реакции слияния. При этом возможности наиболее лёгкого осуществления этих реакций и освобождения связь ниш с ними огромных энергий, как и следовало ожидать, лежат на про

–  –  –

тивоположных концах периодической системы. Если мы не наблю- ] даем вокруг себя этих реакций, то потому только, что для осуще- 5 ствления их с конечной скоростью требуются энергии активации, измеряемые миллионами электрон-вольт. Если перейти от этих энергий активаций к температурам, при которых подобные «тер­ моядерные» реакции могут итти с заметной скоростью, полагая, например, кТ = 1МёУ, получаем 1. 10-* к.

Принимая во внимание, что кТ есть средняя энергия при данной температуре и что при любой температуре скорости газовых моле- ;

кул распределены по закону Максвелла, т. е. наряду с частицами, обладающими средней энергией, имеются также и частицы со { значительно большими энергиями, мы можем оценить порядок j температур, при которых возможны самопроизвольные алхпми-[| ческие реакции, примерно в 107, т. е. в десятки миллионов гра- j дусов. Такие температуры господствуют в центральных частях! I звёзд, и, как мы увидим в дальнейшем, есть все основания думать, I что там и в настоящее время идут эти реакции, поддерживая тем- I пературу звёзд на высоком уровне.

СПОНТАННОЕ Д ЕЛ ЕНИ Е

-96] § 296. Спонтанное деление В предыдущем параграфе мы видели, что при — = 50электрические силы полностью компенсируют поверхностное натяжение капельки универсальной ядерной ж и д к о с т и и ядро теряет свою устойчивость. Предполагая для грубой оценки, что 7, возрастает пропорционально А, можно оценить, что это произойдёт при Z — 125.

Такое сверхтяжёлое ядро уже не может существовать и должно самопроизвольно разделиться в течение промежутка времени порядка 10-21 сек.

Однако и при меньших значениях Z спонтанное деление воз­ можно путём туннельного перехода, т. е. при помощи механизма, аналогичного а-расиаду (§ 260). Вероятность этого перехода опре­ деляется экспоненциальным множителем — р V~2M(U-E) а еh Обратная величина этой вероятности есть среднее время жизни ядра относительно спонтанного деления. Выбирая в качестве предэкспоненциального множителя 10-21 (ядерная единица вре­ мени), напишем V iм (и - Е )Ц г = 10-2 • е 1 h.

–  –  –

х = 10",9 S = 10** лет = 108 сек.

+1 0 Это время жизни неизмеримо больше х для а-распада того же U23 (4*10° лет). П ри такой средней продолжительности жизни можно было бы ожидать образования одной пары осколков в сутки в куске урана массой в 1 кг.

На самом деле вероятность спонтанного деления урана зна­ чительно больше (время жизни соответственно меньше) указан­ ной величины. Действительно, советские физики К. А. Петржак и Г. Н. Флёров обнаружили спонтанное деление урана экспери­ ментально и определили его среднюю продолжительность жизни Т5

4 ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР И ИСПОЛЬЗОВАНИЕ АТОМНОЙ ЭНЕРГИИ [гл. XXII

в 101 лет. Такое расхождение с предварительной оценкой * объясняется неточностью знания энергии активации деления.

Здесь, как и в случае к-распада, малые колебания энергии ведут к огромным различиям в продолжительности жизни.

§ 297. Различные способы осуществления деления В предыдущих параграфах мы познакомились с теоретиче­ ским истолкованием реакции деления тяжёлых ядер. Коротко говоря, оно состоит в том, что при большом числе заряженных частиц (протонов) в ядре силы электростатического отталкивания в значительной степени компенсируют силы поверхностного натяжения, удерживающие ядро от разрушения. Если вызвать в таком тяжёлом ядре деформацию, то в результате возникающих вследствие этого колебаний формы ядро-капля может разделить­ ся на два меньших ядра. Энергия, необходимая для сообщения ядру критической деформации, за которой последует деление, и есть энергия активации процесса. Её сообщает ядру захва тываемый им нейтрон, который приносит в ядро энергию, рав­ ную своей энергии связи плюс кинетическая энергия. Энергия связи, приходящаяся на одну ядерную частицу в самых тяжёлых ядрах (торий, протактиний, уран, плутоний), равна приблизи тельно 5 — 7 MeV, энергия же активации процесса деления составляет примерно 6 MeV.

Рассмотрим, например, случай деления изотопов урана UM ‘ и U2 8. При поглощении нейтрона каждым из них возникает ® изотоп с массой, на единицу большей. Например, U25 3 л1— U26-f у.

ф Произойдёт или не произойдёт деление — зависит от соотноше­ ния между энергией связи нейтрона в U25 и энергией акти­ вации U2 e так как делению подвергается изотоп, захвативший 3, нейтрон. В данном случае энергия связи U2 S равна 5,81 MeV, а энергия активации U2 ® 6,0 MeV. Из этого следует, что уже 8— медленные нейтроны, поглощаемые U2 5 приносят энергию 8, связи, превосходящую энергию активации возникающего ядра;

поэтому U25 должен делиться под действием медленных ней 8 ­ тронов. Напротив, в случае U28 энергия связи составляет 5,3 MeV, а энергия активации U2 * примерно на 1 MeV больше.

Поэтому U28 не делится медленными нейтронами; для того чтобы деление осуществилось, захватываемый U28 нейтрон должен приносить кроме своей энергии связи ещё избыток примерно в 1 MeV за счёт своей кинетической энергии.

Что касается энергии связи, то она вообще больше у ядер с не­ чётным числом нейтронов и меньше у ядер с чётным числом ней т­ ронов. Поэтому деление тепловыми нейтронами возможно преимуi 298] ПРОД УК Т Ы Д Е Л Е Н И Я Я Д Е Р щественно у ядер с нечётным числом нейтронов. Например, в слуI чае U 2 a число нейтронов 235— 92 = 143, тогда как в случае U 2*8 число нейтронов 238— 92 = 146.

Опыт вполне подтвердил эти теоретические предсказания.

Для проверки их было предпринято разделение изотопов урана в малом масштабе с помощью масс-спектрографа. Таким путём на платиновых полосках было собрано несколько микрограммов U2 8 и соответственно меньшие количества U2 5 и U234. Подвергая 3 b эти разделённые изотопы облучению медлеьными или быстры­ ми нейтронами, установили, что U 2 8 делится только быстрыми нейтронами.

Далее, оказалось, что не только нейтроны, но и протоны, дейтероны и а-частицы, а также у~Ф0Т0НЫ вызывают деление.

Фотоделение было обнаружено сначала при облучении урана и тория у-лучами с энергией фотона в 6,3 MeV, возникающими при бомбардировке C aF3 протонами [реакция F (р, •/)]. Оно.легко воз­ буждается также искусственными у5яуч;ами, получаемыми с помощью бетатрона.

В последнее время для опытов с делением тяжёлых ядер были использованы частицы сверхвысоких энергий — нейтроны, дейте­ роны и а-частицы с энергиями соответственно в 100,200 и 400 MeV.

Эти частицы вызывают деление не только урана, тория и протак­ тиния, но и более лёгких ядер, а именно висмута (Z = 8 3 ), свинца ( Z = 8 2 ) и таллия ( Z = 8 1 ).

J Наконец, как уже было упомянуто в § 296, К. А. Петржаку и Г. Н. Флёрову удалось наблюдать очень редкие процессы деления урана в отсутствии всякого источника нейтронов.

Разработав исключительно чувствительную методику для обнару­ жения продуктов деления, Петржак и Флёров наблюдали в сред­ нем шесть импульсов в час в присутствии урана, не подвергнутого действию каких бы то ни было излучений. Тщательное обсуждение возможных причин, создающих эти импульсы, привело к выводу, что они вызываются самопроизвольным делением ядер урана.

Петржак и Флёров оценили период полураспада для этого деления в случае изотопа U 2 8в Ю 1®— 101 лет, в то время как период обыч­ ного распада урана с испусканием а-частиц составляет 10® лет.

–  –  –

Продукты деления ядер весьма разнообразны. В опубликован­ ных в настоящее время таблицах осколков, возникающих при де­ лении урана*), перечислено около 300 различных изотопов, иден­ тифицированных среди продуктов деления. Такое разнообразие

–  –  –

объясняется тем, j что, во-первых, самое ядро делится случай ным образом, давая различные первичные продукты, а, во-вторых эти первичхше продукты всегда радиоактивны и дают начало боле или менее длинным цепочкам последовательных превращений.

–  –  –

Н а рис. 406 приведена кривая зависимости выхода (в % ) оско.

ков той или иной массы от их массы для U 285. К ак видно, наимен( вероятен случай деления ровно пополам; вся кривая симметрпч!

относительно линии, проходящей через м ассу, равную половин и обнаруживает два максимума, указывающих на то, что с наибол шей вероятностью при делении возникают осколки, массы которк относятся примерно, как 2 : 3.

П РОД У К Т Ы Д Е Л Е Н И Я Я Д Е Р

Основные свойства осколков, с наибольшей вероятностью возникающих при делении U 235, приведены в следующей таблице '*).

–  –  –

Радиоактивные цепочки состоят из продуктов, последовательно превращающихся путём В-превращещш. Теоретически следовало ожидать именно этого типа превращений. Как уже было указано в § 293, ядра, возникающие в процессе деления, обладают ненор­ мально высоким содержанием нейтронов. Подобное ядро, образо­ вавшись, начинает компенсировать свой избыток нейтронов после­ довательными ^-превращениями; при каждом таком превращении избыток нейтронов уменьшается на две единицы— исчезает один нейтрон и появляется один протон. Вследствие этого получается целый радиоактивный ряд, содержащий 4 — 6 звеньев и продол­ жающийся до тех пор, пока не получится стабильный продукт.

Примеры таких цепей приведены в следующей таблице:

–  –  –

Деление более лёгких ядер (83 Bi — 73 Та) частицами сверх­ высоких энергий, упомянутое в предыдущем параграфе, имеет некоюрые особенности, отличающие его от деления тяжёлых ядер медленными нейтронами. Так, например, асимметрии масс оскол­ ков в этом случае не наблюдается. Далее, отмечается значительный

–  –  –

выход лёгких изотопов и образование стабильного изотопа в каче­ стве первичного продукта. Например, при делении висмута а-ча­ стицами с энергией в 4С0 MeV и дейтеронами с энергией 200 MeV наблюдается образование Вг8 в количестве, сравнимом с Вг®‘, тогда как в случае деления урана медленными нейтронами выходы этих изотопов относятся, как 1 : 104. Это объясняется, повидпмому, тем, что при захвате частицы сверхвысокой энергии ядро «nai реиается» настолько сильно, что делению предшествует испарение большого количества нейтронов. Подтверждением может служить то, что продуктами деления, возникающими с наибольшей вероятностью, являются ядра, сумма масс которых меньше массо­ вого числа ядра-мишени.

Аналогичное испарение большого числа ядерных частиц.ia6.noдается и при бомбардировке лёгккх ядер. Так, например, при бомбардировке 8 6 sAs7 дейтеронами 200 MeV в качестве продуктов наблюдается около 30 различных радиоактивных изотопов с самы­ ми разнообразными массами: 3 Se71, 3 Se72, 8 Se7 и т. д. вплоть до 2 бМп66, 2бМп®2, гаСг51. Другими словами, количество «испаря­ ющихся» частиц при подобных реакциях под действием сверх­ быстрых частиц доходит до 24. Продукты реакций как р--, так g (3 -радиоактивны, откуда следует, что при реакциях могут + освобождаться как несколько нейтронов, так и несколько про­ тонов. П ри этом, однако, число выбрасываемых нейтронов в 2 —3 раза больше, нежели число протонов.

П ри наблюдениях в камере Вильсона ядерных реакций, возникаюших в кислороде, азите, углероде и гелии, под действием пучка нейтронов, создаваемых дейтеронами в 200 MeV, обнаружены протоны отдачи и ядра — продукты распада. В кислороде, напри­ мер, часто наблюдаются звёзды из четырёх двукратпо заряженных частиц, по всей вероятности ядер гелия. В некоторых случаях большая часть энергии нейтрона оказывается сосредоточенной в одной из частиц звезды.

Эти реакции также существенно отличаются от обычных реак­ ций с «испарением» одной-двух частиц и своим механизмом. Так как энергия связи протона и нейтрона в дейтероне составляет всего 2,1 MeV, то при кинетической энергии в 200 MeV дейтерон следует рассматривать скорее как пару несвязанных частиц, несу­ щихся параллельно друг другу. П ри прохождении около края какого-нибудь ядра одна из этих частиц— протон или нейтрон — с большой вероятностью захватывается ядром, а другая продол­ жает двигаться в прежнем направлении. Таким образом, возни­ кают почти параллельные пучки свободных нейтронов и протонов.

Равным образом и обычная картина образования возбужденного составного ядра в данном случае оказывается неприменимой.

Вследствие своей огромной энергии дейтерон при 200 MeV про­ ходит лёгкие ядра насквозь, подобно тому как быстрые частицы

Н Е Й Т Р О Н Ы, ОСВОБОЖДАЕМЫЕ ПРИ ДЕЛЕНИИ 559

299] роходят через электронную оболочку атома. При этом дейтерон тдаёт около половины своей энергии ядерным частицам. Энергия, :оторую приобретают эти частицы, настолько велика, что они атем легко освобождаются из ядра. Этим и объясняется указанное (ыше освобождение большого числа нуклеонов или«раскалывание»

(дер кислорода и углерода на части при реакциях под действием

•верхбыстрых дейтеронов.

§ 299. Нейтроны, освобождаемые при делении Одной из важнейших особенностей деления тяжёлых ядер является сопутствующее этой реакции освобождение нейтронов.

Различают при этом две группы нейтронов: «мгновенные» и «за­ паздывающие». Первые испускаются непосредственно вслед за делением, а может быть, даже и в самом процессе деления, вто­ рые— со значительным запаздыванием.

Что касается «мгновенного» испускания нейтронов (мгновен­ ного с точки зрения лабораторных часов, но не с точки зрения ядер­ ного времени с единицей в 10 8 сек.), то возникновение его понятно.

Вполне возможно, что при делении большой ядерной капли она, так сказать, частично рассыпается, и несколько нейтронов не успе­ вает присоединиться к обломкам, подобно тому как при делении пополам большой капли обыкновенной жидкости на месте пере­ мычки обычно возникают ещё маленькие капельки. Кроме того продукты деления в первый момент, следующий за делением, когда они вновь принимают сферическую форму, находятся в сильно возбуждённом состоянии за счёт освобождения энергии деформа­ ции. Энергию возбуждения они могут отдать либо в виде у-лучей, либо использовать её для освобождения быстрых нейтронов, если за промежуток, сравнимый со средним временем жизни для испу­ скания у-лучей, достаточное количество энергии случайно скон­ центрируется на одном или нескольких нейтронах.

Не менее интересен и важен также процесс испускания запазды­ вающих нейтронов. Оказывается, что некоторые из продуктов деления через промежуток времени порядка нескольких секунд начинают испускать нейтроны в виде спонтанного излучения напо­ добие я- или ^-излучения радиоактивных веществ *). Интенсивность •) Подобного рода нейтронная радиоактивность недавно обнаружена у некоторых лёгких элементов в результате их бомбардировки дейтеронами сверхвысоких энергий. Так, например, при бомбардировке элементов, близ­ ких к кислороду, но обладающих более высокой массой, была обнаружена нейтрокяая радиоактивность с периодом 4,4 сек. Такой же период имеет

-'-радносктивный изотоп азота N17. Отсюда — следующая интерпретация нейтронной радиоактивности с указанным периодом: одним из продуктов бомбардировки дейтеронами является N1. Последний, испытывая р--распрд, превращается в возбуждённое ядро О1 *, которое и выбрасывает спонтанно нейтрон, превращаясь в О18.

560 ДЕЛЕНИЕ ДЕР И И СП ОЛ ЬЗОВА Н И Е АТОМНОЙ ЭНЕРГИИ [гл. XXI

–  –  –

Поэтому 56-секундную нейтронную активность следует припи­ сать Кг87, а 23-секундную активность — Х е 137. Возможный меха­ низм распада в таком случае представится схемой рис. 407: Вг8 превращается с разветвлением: часть возникающих ядер испытыJ Т РА Н С УРА Н О ВЫ Е ЭЛЕМ ЕНТЫ ает дальнейшие p-превращения с образованием стабильного Sr87, I другая часть — испускает-нейтроны с образованием стабильюго Кг8 Аналогичная схема имеет место для 23-секундной *.

J 137.

[1КТИВНОСТИ Очень важен вопрос о том, каково число нейтронов, прихоищееся на один акт деления. Выполненные с этой целью работы Br‘7( j’37] ------- г ------ 5Вcek(Z3 сек)

–  –  –

юказали, что в среднем на один акт деления приходится более одного нейтрона, именно от двух до трёх нейтронов, так что нейтэоны в процессе деления «размножаются». Этот важнейший факт, ак мы увидим в § 301, обусловливает возможность цепной реакции деления.

–  –  –

В начале этой главы мы видели, что интерес к реакциям нейтроюв с ураном был привлечён дискуссией по поводу возможности юзникновения при этих реакциях ядер с зарядом, большим 92,. е. ядер трансурановых элементов. Существование таких элеменов в последующих работах было доказано с полной достовергостью.

Ниже мы даём систематическое описание свойств важнейших г известных в настоящее время изотопов трансурановых элемена ов, не останавливаясь на деталях истории их открытия.

Нептунии 239. Первым из трансурановых элементов был открыт 13отоп с атомным номером 93 и массовым числом 239. Соответтвующий элемент был назван нептунием (химический еимб Э. В. Шпольский, т. I I

562 ДЕЛЕНИ Е ЯДЕР И ИСПОЛЬЗОВАНИЕ АТОМНОЙ ЭНЕРГИИ [гл. XMI

вол Np). Уже при первых исследованиях деления урана бы л установлен факт резонансного захвата медленных нейтронов с образованием ^-радиоактивного изотопа урана, который пре­ вращается с периодом 23 мин. в трансурановый элемент Z = 93 (см. стр. 539).

Этот факт был подтверждён путём облучения урана нейтронами от циклотрона. При этом было установлено, что захват нейтронов производится основным изотопом урана U2 8 возникающий изо­ 8;

топ и*8, превращаясь с периодом 23 мин., даёт {3-радиоактивное ® вещество, которое распадается с периодом 2,4 дня. Это вещество с периодом 2,4 дня и есть один из изотопов нептуния, Np2 ® Схема 8.

превращения такова:

Я ! Я 1 ВН - - ~,,N p'” И р 94'”.

23 мин. 2,4 двя Исследование химических свойств нового элемента, выполненное по методу «меченых атомов», позволило установить некоторые его химические свойства. В частности, это исследование показало, что нептуний не является аналогом рения (Z = 75), как можно бы ло ожидать по его положению в менделеевской системе, но но своим химическим свойствам очень близок к урану.

Нептуний 237. В 1942 г. был открыт другой, особенно важный изотоп нептуния, Np4 7 Этот изотоп является продуктом ^“-превра­ 8.

щения искусственно-радиоактивного изотопа урана U2 *7, возни­ кающего из U 28 в результате реакции (п, 2л):

„и - (7, Я Н — ДНЯ 0,0 Изотоп Np27 испытывает а-превращение с очень длительным пери­ одом 2,2 • 10е лет. Благодаря такому большому периоду оказалось возможным накоплять этот изотоп в весомых количествах (изме­ ряемых микрограммами) и изучать химические свойства нептуния с помощью так называемой «ультрамикрохимии» *). Первые пор­ ции Np2 7 были получены путём облучения больших количеств урана быстрыми нейтронами, получаемыми с помощью цикло­ трона. Позднее, с началом работы «урановых котлов» (см. § 302) Np2 7 и детально изучить его химичеудалось получить до 100 ские свойства, а также эффективное сечение для захвата медлен­ ных нейтронов. Np2 7 является родоначальником радиоактивного семейства, отвечающего формуле 4и + 1 (см. § 257).

Кроме рассмотренных двух изотопов нептуния был открыт ряд других изотопов, а именно, Np2 1 Np2 *, Np2 5 Np2 e и Np”8 8, 8 8, 8.

*) Описание методов исследования радиоактивных веществ см. в книге:

С. Е. Б р е е л ер, Радиоактивные элементы, Гостехиздат, 1949.

§ 300] ТРА НСУРА НОВЫ Е ЭЛЕМ ЕН ТЫ

–  –  –

Важность Р и 2 9 обусловлена тем, что он оказался подходящим «горючим материалом» для добывания атомной энергии (см. § 303), ввиду чего возникла проблема получения Р и 2 9 в больших коли­ чествах. Для осуществления этого первоначально значительная масса урана (сотни килограммов) подвергалась облучению на циклотроне. Таким путём в течение 1942— 1943 гг. было полу­ чено около 1000 |хз, т. е. около 1 мг плутония. Так как по своим химическим свойствам он, как и нептуний, оказался очень близ­ ким к у ран у, то для разработки наиболее эффективных методов отделения плутония от значительно превосходящей его массы урана необходимо было изучить химические, физические и физико­ химические свойства плутония с максимальной степенью полноты и точностью. Это и было осуществлено с помощью методов «ультра­ микрохимии». Р и 2 9 обладает сильной а-радиоактивностью: в 1 мг Р и 2 9 в течение минуты происходит 140 • 10® а-распадов, что почти в 2 • 10s раз превосходит радиоактивность уран а. Поэтому для изучения его свойств необходимо пользоваться малыми количе­ ствами его (порядка миллиграммов), несмотря на то, что в насто­ ящее время искусственно получаются значительно большие коли­ чества.

Кроме Р и 2 8 и Р и *8 в настоящее время установлено существо­ вание ряда других изотопов плутония: Р и 288, Ри*84, Р и 28®, Р и 140,.' и241. Все они а-радиоактивны, за исключением Ри*41, который лспытывает ^--распад с периодом около 10 лет.

Америций и кюрий. П ри бомбардировке U 2 8 и Р и 2 9 oi-частипами сверхвысоких энергий (40— 44 MeV) на циклотроне было 36*

564 Д Е Л Е Н И Е Я Д Е Р И И СП ОЛЬЗОВА НИ Е АТОМНОЙ ЭНЕРГИИ [гл. XXII

обнаружено возникновение ещё двух трансурановых элементов Z = 95 и 96. Первый был назван америцием (химический сим­ вол А т ), второй — кюрием (символ Cm). Ядерные реакции, веду­ щие к возникновению этих элементов, таковы:

–  –  –

Химические свойства А т и С т были изучены методом мече-;

ных атомов; оба эти элемента, подобно нептунию и плутонию, в химическом отношении оказались близкими к урану и аналогичными редкоземельным элементам.

Изотоп америция с периодом 490 лет обладает ещё большей:

а-радиоактивностью, нежели Ри239; активности А т 8 1 соответ-;

ствует 70 110* а-распадов на 1 мг в минуту. Ещё выше активность ;

кюрия, Cm 242: ей соответствует приблизительно 101 а-распадов на 1 мг в минуту.

Н а основании детального изучения химических и спектраль ных свойств тяжёлых элементов, включая трансурановые, новое освещение получил вопрос об их электронной структуре. Ранее предполагалось, что у последних элементов менделеевской си стемы, начиная с актиния, происходит заполнение оболочки 6о при заполненной оболочке 7s. Это означало бы, что самые тяжё лые элементы образуют так называемую «переходную группу».

Подобные группы характеризуются структурой ndx (л + 1)®1 ' при г = от 1 до 10 и ?/ = 1 и 2. Примерами могут служить переход г ные группы от скандия (Z = 21) до меди (Z = 29) или от иттрия (Z = 39) до серебра (Z = 47). В самом деле, у скандия последние электроны образуют конфигурацию 3d 4s2, у следующего эле­ мента— титана (Z = 22) — конфигурацию 3d3 4s2 и т. д. до меди с её конфигурацией 3d1 4s; аналогично у иттрия конфигурация последних электронов такова: 4d 5s2, у следующего элемента— циркония— 4d2 5s* и т. д. до серебра с конфигурацией 4d1 5s.

Если бы последние элементы менделеевскЬй системы принадле жали к переходной группе ndx (и + l) s y при п = 6 (т. е., на пример, 6d 7s2 или 6d2 7s2 и т. д.), то они были бы сходны с эле ментами непосредственно предшествующей переходной группы от 7lL u до r„Au (конфигурация 5dx 6sM чего на самом деле нет, ), во всяком случае это не имеет места для самых тяжёлых элементов,sNp — „„Cm, которые, как уже было указано, не сходны с соответствующими элементами ближайшей переходной группы (7 H f, „Та).

j 9 300] ТРА Н СУ РА Н ОВЫ Е ЭЛЕМЕНТЫ

–  –  –

Выше неод нократн о уп ом и н ал ось о том, что свойства т р а н с­ у ран ов ы х элементов и зуч ал и сь методами «ультрам икрохим ии».

Н еоб х од и м ост ь ;п е р ех од а от метода меченых атом ов, прим еняв­ ш егося для изучения искусственно-радиоактивны х веществ, к прямым методам, св я за н а с тем, что метод меченых атомов иногда приводит к ошибочным заклю чениям. Н а п р и м е р, п ри пол ьзовани и методом меченых атомов прибавляю т какой-либо определенный элемент в доступны х измерению количествах и сл е­ дят за те*; следует ли радиоактивн ость и зучаем ого элемента за элементом-носителем п ри различны х хим ических реак ц и ях (н ап ри м ер, п ри реак ц и ях осаж д е н и я). О д н ак о из того, что

566 Д ЕЛЕНИЕ Я Д Е Р II И С П О Л Ь ЗО В А Н И Е А ТО М Н О Й Э Н Е Р Г И И [гл. X X II

активность переходит в осадок вместе с носителем, ещё нельзя однозначно заключить о тождественности химической реакции носителя и изучаемого элемента. Последний может переходить в осадок и.по другим причинам (например, вследствие ад­ сорбции соединения радиоактивного элемента на кристаликах носителя).

Поэтому возникла важная задача—изучать свойства новых элементов непосредственно, разработав для этого методы, кото­ рые позволили бы оперировать с ничтожными количествами вещества, измеряемыми микрограммами. С этой целью необхо­ димо не только пользоваться ультрамикровесами, позволяющими взвешивать микрограммы, но и приспособлениями, дающими воз­ можность оперировать с крайне малыми объёмами. В самом деле, для получения растворов с достаточно высокой концентрацией 1 5.

приходится иметь дело с объёмами от 10- до 10- см3 Для работы с такими объёмами были построены из капиллярных трубок с внутренним диаметром от ОД до 1 мм специальные пробирки, пипетки, бюретки, и все операции производились под микро­ скопом с помощью так называемых микроманипуляторов, ранее построенных для биологических целей. При этом измерения можно было производить с точностью до 0,5%.

Были разработаны также специальные типы ультрамикро­ весов. Простейшие «весы» состоят из тонкой кварцевой н и т и.

которая закреплена на одном конце, а к другому прикреплена миниатюрная «чашечка». Взвешивание производилось по изгиба­ нию нити, измеряемому микроскопом. Такого рода весы имеют чувствительность 0,02 р.г = 2 * 10- г и позволяют взвешивать до 20 (дг.

Более чувствительные весы позволяют взвешивать 1 р г и меньше с точностью до 0,02 р| Они построены по типу весов с коромыслом, причём коромысло сделано из кварцевых нитей диаметром от четырёхкратной толщины человеческого волоса, до ниточек, невидимых невооружённым глазом. При взвешива­ нии отклонение коромысла компенсируется закручиванием пер­ пендикулярной к коромыслу кварцевой нити, на которой укре­ плено коромысло..'.

Интересен вопрос о возможности нахождения плутония в при­ роде. Наиболее долгоживущий изотоп плутония Ри2 8 имеет3 период 24 000 лет. Если даже положить т = 105, то за геологиче­ ский период в 10® лет должна была бы сохраниться только е 1| = е- 0 часть первоначально существовавшего плутония. Темпе СБ менее в урановой смоляной обманке при химическом отделении нептуния и плутония была обнаружена слабая а-радиоактивность, которую приписали Ри2 ® Количество плутония в смо­ 3.

ляной обманке было оценено, как 1 : 101 по отношению к массе S 301] Я Д Е Р Н А Я Ц Е П Н А Я РЕА К Ц И Я минерала. Если Р и 23® ещё присутствует в минералах, хотя и в ничтожном количестве, то есть все основания предполагать, что причиной этого является его постоянное образование из уран а под действием нейтронов, имеющихся в природе (за счёт к ос­ мических лучей).

–  –  –

В предыдущих параграф ах мы видели, что в процессе деления ядра урана происходит не только выделение очень значитель­ ного количества энергии, но также и некоторого числа v (от двух до трёх) нейтронов. В связи с последним обстоятельством есте­ ственно возникает в оп рос— нельзя ли использовать нейтроны, освобождающиеся при делении, для того, чтобы, в свою очередь, вызвать деление других ядер урана? В этом случае вместо одного нейтрона, затраченного на деление, мы могли бы получить v ней­ тронов деления. И з этих v нейтронов, после того как они будут захвачены ядрами урана и вызовут в них деление, возникнет V новых нейтронов, которые, в свою очередь, создадут v3 ней­ * тронов и т. д. Ч исл о н е% рон ов будет возрастать в геометри­ ческой прогрессии, причём одновременно будет происходить выделение энергии. Таким образом, если бы все нейтроны деления можно было использовать для новых актов деления, то удалось бы получить лавинообразное нарастание реакции деления. Подобного рода лавинообразные реакции хорош о известны в химии, где они получили название цепных реакций. П о аналогии с химией можно говорить о развитии цепной реакции в уране.

Н а первый взгляд может показаться, что получение цепной реакции не вызывает никаких затруднений. Действительно, при каждом акте деления происходит не только восполнение поте­ рянного при делении нейтрона, но и появление избыточно­ го числа (v— 1) нейтронов. В действительности, однако, во­ п рос о возможности получения цепной ядерной реакции гораздо сложнее.

Освобождение при каждом акте деления более одного ней­ трона представляет собой условие, необходимое, но ещё недоста­ точное для развития цепной реакции. Для того чтобы развитие нарастающей лавины нейтронов могло фактически реализо­ ваться, должны выполняться и другие, менее очевидные условия.

Действительно, во всякой реальной системе имеется большое число различных факторов, вызывающих потери нейтронов и вы­ ход их из лавины. Если число теряемых нейтронов окажется очень большим, то развитие лавины может оборваться. Для того чтобы более обстоятельно обсудить сложные физические явления, влияющие на развитие цепной ядерной реакции, проследим,

568 Д ЕЛ Е Н И Е ЯД ЕР И И СП ОЛ ЬЗОВА Н И Е АТОМНОЙ ЭНЕРГИИ [гл. XXII

•ледуя Ф ерм и *), за судьбой некоторого нейтрона, попавшего в толщу урана.

Для конкретности мы будем предполагать, что выбранный нами нейтрон является весьма быстрым, так что его началь­ ная энергия превышает энергию Е*, необходимую для деления ядер и®88. Все наши результаты не будут, как видно из дальнейшего, зависеть от значения начальной энергии нейтрона, а также от происхождения нейтрона: он может быть нейтроном деления, вылетевшим при спонтанном делении одного из ядер урана, или блуждающим нейтроном космических лучей, или, наконец, н т­ ей роном, полученным от какого-либо из искусственных источников.

Мы будем сначала считать, что протяжённость урана настолько велика, что можно не учитывать возможности вылета нейтрона за пределы системы. Такую урановую среду мы будем называть бесконечной размножающей средой. Нейтрон, движущийся в раз­ множающей среде, будет испытывать столкновения с ядрами урана.

Если его энергия выше порога деления Ef, то при столкновении с ядрами изотопа U2 8 и изотопа U2 8 будет существовать известная вероятность того, что нейтрон вызовет деление. Однако вероят­ ность эта сравнительно мала, и при грубом подходе ею можно пре­ небречь. Тогда основным процессом взаимодействия быстрых ней ­ тронов с ядрами можно считать рассеяние — неупругое и упругое.

Неупругое рассеяние играет основную роль при очень больших энергиях нейтронов, превышающих 100 ООО eV. При каждом акте неупругого рассеяния нейтрон будет терять существенную долю своей энергии. Таким образом, неупругое рассеяние будет при­ водить к быстрому уменьшению энергии или замедлению нейтрона.

Если, например, в начале движения нейтрон имел энергию в 2 MeV, то после одного или двух актов неупругого рассеяния энер­ гия нейтрона станет меньше порога деления E f. Иными словами, нейтрон окажется настолько замедленным, что он уже более ве сможет вызывать деления ядер главного изотопа урана U**8.

Упругое рассеяние нейтронов можно с достаточной степенью точности рассматривать по законам столкновении твёрдых шаров.

Расчёт показывает, что при каждом столкновении с ядром, имею­ щим массу р., нейтрон теряет в среднем некоторую энергию з. Если нейтроны сталкиваются с ядрами урана, имеющими очень большую массу, то средняя потеря энергии очень невелика. Тем не менее,.после того как нейтрон будет замедлен до энергий порядка 100 ООО eV, ниже которых вероятность неупругого рассеяния оказы­ вается весьма малой, упругое расееяние будет основным механизмом замедления нейтронов. Нейтроны будут терять энергию небольшими порциями, постепенно замедляясь до самых малых энергий — по­ *) Э. Ф е р м и, Элементарная теория котлов с цепными ядерными реак­ циями, Успехи физических наук, т. X X X I I, стр. 57, 1947.

S 301} Я Д ЕРН А Я ЦЕПНАЯ РЕАКЦИЯ рядка энергии теплового движения в веществе, 0,025 eV.

Для характеристики явления упругого рассеяния можно указать, что для замедления нейтрона от энергии 2?^ = 1,75 MeV до тепло­ вой энергии требуется около 2000 упругих соударений с ядрами урана.

Таким образом, вся картина замедления нейтрона от энергий порядка нескольких миллионов вольт до Е тепл сводится к тому, что сначала нейтроны испытывают неупругое -рассеяние, при котором их энергия уменьшается большими порциями, затем, после того как неупругое рассеяние становится маловероятным, начинается плавное снижение энергии нейтрона из-за потерь энергии при упругих соударениях с ядрами урана. Нейтроны с энергией, меньшей Е р не могут вызывать деления ядер U2 8 8, но могут вызывать деление ядер U2 Из общих соображений § 290 *5.

следует, однако, что эффективность нейтронов в отношении деле­ ния U2 5 возрастает с уменьшением скорости нейтрона; сечение деления следует закону —. Поэтому нейтроны, замедляющиеся до тепловых скоростей, являются самыми эффективными, а весь про­ цесс замедления нейтронов от энергии, равной Ей до тепловой энергии— полезным с точки зрения развития цепной реакции.

Тем не менее, на пути развития цепной реакции в урановой среде лежит одно серьёзное препятствие. Именно, до сих пор мы не учитывали ещё одного возможного вида взаимодействия между нейтроном и ядром U 238. Речь идёт о простом радиационном за­ хвате нейтрона ядром U2 которое превращается при этом в изо­ 88, топ U***. Возможность такого процесса указывалась уже в§ 300, где мы видели, что U2 9 испытывая два последовательных {3-рас­ 3, пада, превращается в Ри2 ® Очевидно, что при каждом радиацион­ 2.

ном захвате нейтрона ядром U 2 8 происходит потеря одного ней­ трона без всякого возмещения, что является в высшей степени не­ желательным с точки зрения развития цепной реакции.

Мы указывали уже ранее, что захват нейтронов ядрами U2 * 8 носит резонансный характер, т. е. сечение его особенно велико при некоторых энергиях нейтронов. Резонансный уровень захвата нейтронов ядрами U2 8 лежит в области энергий примерно в 7eV.

Сечение захвата в этой области весьма велико (рис. 408). Если учесть ещё, что ядра изотопа U2 8составляют основную массу ядер урана, то становится понятным, что фактическое осуществление цепной реакции в ураие—задача очень трудная, и для разреше­ ния её приходится прибегать к ряду ухищрений и искусствен­ ных приёмов, к описанию которых мы перейдём несколько ниже.

Помимо захвата нейтронов ядрами изотопа IP 3 возможен также захват нейтронов ядрами других элементов, если они содержатся в уране в виде примесей. Такая потеря нейтронов ещё более усложнила бы, а при большом захвате в примесях вообще

570 Д Е Л Е Н И Е Я Д Е Р II И С П О Л Ь ЗО В А Н И Е АТОМ НОЙ Э Н Е РГ И И [гл. X X II

сделала бы невозможным осуществление цепной реакции. Поэтому первым непременным условием, необходимым для получения цеп­ ной реакции в уране, является очистка его от всех посторонних примесей. При этом, очевидно, особенно тщательно должна произ­ водиться очистка от тех элементов, которые обладают большим сечением захвата нейтронов, как, например, бор или редкие земли.

Если подобная очистка, сама по себе представляющая очень сложную техническую задачу, успешно произведена, то про­ блема осуществления цепной реакции далеко ещё не является разрешённой. Резонансное поглощение нейтронов в ядрах U,M

408. Резонансное поглощение ней­ Р ис.

тронов в Ui3S.

ещё слишком сильно для того, чтобы в массе урана могла итти цепная реакция. Для уменьшения роли резонансного поглоще­ ния в U 2 8 до такой степени, которая не препятствовала бы развитию цепной реакции, можно пойти по двум направлениям:

1) увеличение процентного содержания делящегося изотопа U“ ‘ в смеси изотопов;

2) применение так называемого замедлителя.

Первое направление является очевидным. Хотя в U286, так же как и в I P 88, возможен захват нейтронов без деления, тем не менее очевидно, что если бы удалось отделить U m от U m, то в очищенном изотопе U 2 5 в отсутствии вредного влияния изотопа U*** было бы возможно развитие цепной реакции. Задача о раз­ делении изотопов урана, не представляющая никакой приник пиальной сложности, весьма трудна при её практическом осуще­ ствлении. Различные методы разделения изотопов были рассмо­ трены в т. I, §§ 18—22. Мы, однако, остановимся здесь на втором направлении.

П РИ М Е Н Е Н И Е ЗА М ЕД Л И Т ЕЛ Я. Я Д Е Р Н Ы Е РЕАК ТОРЫ

§ 302] § 302. Применение замедлителя. Ядерные реакторы (вотлы) Сущность применения замедлителя состоит в следующем.

Представим себе нейтрон, вылетевший в акте деления, и пред­ положим, что, прежде чем он встретится с ядром у ран а, которым он может быть резонансным образом захвачен, он будет замедлен до энергии, лежащей ниже резонансной. Тогда, очевидно, оп ас­ ность захвата нейтрона в ядре U 2 3 будет существенно снижена.

Для того чтобы нейтрон деления до встречи с ядром U 2 8 был замедлен до энергии, лежащей ниже резонансной, необходимо, чтобы на своём пути он испытывал достаточно эффективное замед­ ление. Это замедление может быть достигнуто при столкновениях нейтрона с лёгкими ядрами, введёнными с этой целью в у р а ­ новую среду. Подобное устройство и получило название за медлителя.

В качестве замедлителя может быть использован лёгкий ллемент с достаточно малым сечением захвата. Как мы видели, наи­ большую потерю энергии нейтрон будет испытывать при столкно­ вениях с протонами. Однако при столкновениях с ними суще­ ствует значительная вероятность захвата нейтрона с об разов а­ нием дейтерона. Поэтому водород не пригоден для использования в качестве замедлителя. Следующим ядром является дейтерон с массовым числом 2. Дейтерон обладает ничтожным сечением захвата нейтронов. Поэтому он является очень хорошим замедли­ телем. Фактически дейтерон применяется в виде соединения дейте­ рия с кислородом, т. е. тяжёлой воды D 2. Недостатком тяжёлой воды служит дороговизна и сложность её получения. Гелий не может применяться в качестве замедлителя, поскольку он при обыч­ ных условиях находится в газовой фазе. Углерод, хотя и является значительно менее эффективным, чем дейтерий, имеет перед п о­ следним преимущества дешевизны и доступности. Сечение захвата нейтронов у углерода достаточно мало, порядка 10- 7 см2. Поэтому весьма чистый углерод часто применяется на практике в качестве

–  –  –

замедлителя. Замедляющие свойства различных замедлителей иллю­ стрируются таблицей L V II. В ней указано число столкновений, которое нейтрон должен испытать для того, чтобы замедлиться от энергии ’ = 1,75 MeV до тепловой энергии / ? г е п л = 0025 eV.

5 7 ДЕ ЛЕ НИЕ ЯДЕР И ИСПОЛЬЗОВАНИЕ АТОМНОЙ ЭНЕРГИИ [гл. XXII

Вернёмся вновь к рассмотрению судьбы быстрого нейтрона, но будем теперь учитывать, что он испытывает столкновения н е только с ядрами урана, но главным образом с ядрами замедли­ теля. Мы будем пока предполагать, что в замедляющей ереде ядра урана расположены с равномерной плотностью. Как только нейтрон замедлится до энергий, лежащих ниже порога деления U** он будет замедляться в основном за счёт упругих соударении с ядрами замедлителя. Замедление нейтрона будет происходить весьма быстро. Как видно из таблицы L V II, уже 110 столкновении с ядрами углерода оказывается достаточно для того, чтобы замед­ лить нейтрон до тепловых энергий. Для замедления до энергии, лежащей ниже энергии резонансного захвата в U2 8 требуется 3, ещё меньшее число соударений.

Столкновения нейтрона с ядрами урана, в первую^очередь с ядрами изотопа U2 8 составляющими основную масс^ядер урана, 3, не являются особенно существенными на всём пути замедляю­ щегося нейтрона вплоть до резонансной энергии. Действительно, вероятность захвата быстрого нейтрона мала, а эффективность ядер урана в отношении замедления нейтрона несравненно меньше, чем эффективность замедлителя. Если в момент прохождения замедляющимся нейтроном через область резонансного захвата в U2 s он не будет испытывать соударений с ядрами этого по­ следнего, то и в процессе дальнейшего замедления столк­ новения с ядрами изотопа U2 8 будут мало опасны для нейтрона, поскольку ниже области резонанса сечение захвата вновь стано­ вится малым.

Поскольку число ядер замедлителя в среде очень велико, а изменение скорости нейтрона при упругих соударениях проис­ ходит сравнительно быстро, ясно, что вероятность встречи ней ­ трона с ядром U2 8 как раз в тот промежуток времени, когда энергия нейтрона лежит вблизи резонансной, оказывается суще­ ственно сниженной по сравнению с системой без замедлителя.

Таким образом, введение замедлителя значительно уменьшает вероятность резонансного захвата нейтрона в ядрах изо­ топа U2 8 8.

Обозначим через р вероятность того, что нейтрон благопо­ лучно пройдёт через область резонансного захвата в уране и не будет поглощён ядром U2 8 Тогда, пренебрегая размножением 3.

нейтронов из-за деления ядер быстрыми нейтронами, мы можем сказать, что из N 0 нейтронов, первоначально имевшихся вереде, N 0p нейтронов достигнут тепловой энергии, благополучно избе­ жав резонансного захвата в ядрах U 238. Некоторая часть из этих N 0p нейтронов будет захвачена ядрами замедлителя и примесей, имеющихся в среде, остальные же будут захвачены ядрами урана.

Обозначим через / вероятность захвата в уране, тогда из всех N0 p тепловых нейтронов в уране будут захвачены N 0 нейтронов.

pf

302] П РИ М Е Н Е Н И Е ЗА М Е Д Л И Т Е Л Я. Я Д Е Р Н Ы Е РЕАК ТОРЫ

Зстальные N 0p (1 — /) нейтронов исчезают без пользы для цепной )еакции. Величина / получила название коэффициента использо­ вания тепловых нейтронов.

Обозначим, далее, через v число нейтронов, возникающих ia каждый акт захвата нейтронов в уране. Подчеркнём, что число нитронов на захват v не совпадает с числом нейтронов на деле­ ние V /, поскольку в ядрах урана может иметь место радиацион­ ны захват нейтронов без деления. Тогда, вместо N 0 p f тепловых й нейтронов, в результате деления возникнет N 0 pf у новых быстрых нейтронов. Эти новые быстрые нейтроны будут проходить через ге же стадии, что и первичные нейтроны, так что после замедле­ ния и захвата их возникнет N 0 (pfv)* быстрых нейтронов второго аоколения. Последние будут аналогичным образом трансформи­ роваться в N 0 (pfv)a нейтронов третьего поколения и т. д. Таким образом, число нейтронов будет возрастать в геометрической прогрессии в виде

–  –  –

Величина p/v, являющаяся знаменателем прогрессии, обозначается обычно через к и носит название коэффициента размножения в бесконечной среде.

Суммируя бесконечную прогрессию, можно написать для числа нейтронов следующее выражение:

–  –  –

Мы видимf что если коэффициент размножения к равен единице, то, как бы ни было мало число первоначальных нейтронов N t, лавинообразный процесс нарастания числа нейтронов приводит к появлению бесконечного множества нейтронов в разм нож аю ­ щей среде. Таким образом, требование 1 и является искомым условием того, чтобы в бесконечной размножающей среде возникла цепная ядерная реакция. Мы видим, что в к входят три разн о­ родных множителя, имеющих простой физический смысл и зави­ сящих от различных факторов. Коэффициент v целиком опреде­ ляется свойствами ядер урана, и его значение является константой реакции. Напротив, величны / и р до некоторой степени зависят от нашего произвола и могут нами подбираться так, чтобы к имело наибольшее возможное значение. Действительно, ясно, что коэф­ фициент теплового использования нейтронов / будет тем больше, чем меньше захват нейтронов в замедлителе и примесях. Поэтому для увеличения / необходима очистка урана и замедлителя от при­ месей, о чём мы говорили уже ранее. Кроме того для увели­ чения / нужно, по возможности, уменьшить число ядер замедли­ теля по отношению к числу ядер урана, имеющихся в среде.

574 ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР 1 ИСПОЛЬЗОВАНИЕ АТОМНОЙ ЭНЕРГИИ

1 [гл. ХХ]| Коэффициент р также зависит от отношения числа ядер замед­ лителя к числу ядер урана, однако как раз противоположным образом. В самом деле, чем больше ядер замедлителя в среде, тем реже происходят столкновения нейтронов с ядрами урана вообще и резонансных нейтронов с ядрами U2 8 в частности.

8, Поэтому для уменьшения вероятности резонансного захвата целесообразно увеличить отношение числа ядер замедлителя к числу ядер урана. Поскольку коэффициент размножения к зави­ сит от произведения множителей f т. р, изменяющихся в проти­ а воположных направлениях, ясно, что существует некоторое опти мальное значение отношения R содержания замедлителя к содер­ жанию урана в среде, при котором к достигает максимума.

В таблице LV III *) приведены эти оптимальные значения и соот­ ветствующие им максимальные коэффициенты размножения дл я различных замедлителей.

Т а б л и ц а L V III Оптимальные гомогенные смеси естественного урана с замедлителем

–  –  –

Мы видим, что при естественной смеси изотопов урана развитие цепной реакции в однородной среде возможно только в том случае, если в качестве замедлителя применяется тяжёлая вода. Ужо углерод непригоден в качестве замедлителя, так как значение коэффициента размножения в среде уран + графит оказывается меньше единицы, хотя и близко к ней Для получения цепной.

реакции в уран-графитовой среде необходимо дальнейшее улуч­ шение условий реакции. Это улучшение состоит в следующем:

до сих пор мы предполагали, что ядра урана и замедлителя рас­ пределены в размножающей среде равномерно. Однако простое рассуждение показывает, что такое распределение их не яв­ ляется оптимальным с точки зрения уменьшения резонансного захвата в ядрах U2 8 Представим себе, что то же самое количество 3.

урана распределено в земедлителе не равномерно, а в виде кус­ ков или блоков макроскопических размеров. Посмотрим, как *) Таблица взята из книги «Научные и технические основы ядерной энергетики», стр. 270, ИЛ, 1948.

57»

I § 302] ПРИМ ЕНЕНИЕ ЗАМ ЕДЛИТЕЛЯ. Я Д Е Р Н Ы Е РЕАКТОРЫ

I изменятся условия резонансного захвата при таком распреде­ лении урана*).

Предположим, что нейтрон с энергией, весьма близкой к резоf нансной, попадает на урановый блок и не поглощается в первых слоях. Опишем его дальнейшую судьбу, следуя Ферми:’«эффек­ тивное сечение резонансного поглощения является весьма бы­ стро меняющейся функцией в соответствии с формулой БрейтаВигнера. Поэтому если мы распределим уран не равномерно, а в виде отдельных крупных блоков, то можно ожидать, что уран, находящийся внутри блока, будет экранирован тонким поверхностным слоем от воздействия нейтронов, энергия кото­ рых лежит близко к резонансной энергии. Поэтому резонансное поглощение нейтронов ядрами урана, лежащими внутри блокаг оказывается значительно меньшим, чем резонансное поглощение изолированным атомом. Ясно, конечно, что наряду с уменьшением резонансного поглощения уменьшается также и захват тепло­ вых нейтронов в уране.

Однако теоретические расчёты и опыт показывают, что при определённых размерах блоков выигрыш, получаемый от сни­ жения потерь нейтронов на резонансный захват, перекрывает соответствующую потерю от уменьшения захвата тепловых ней­ тронов.

Типичной структурой является решётка из урановых блоков, вставленных в массу графита. Решётка может, например, пред­ ставлять решётку из урановых стержней или кубическую ре­ шётку из кусков урана. Первый способ расположения является I несколько менее выгодным с точки зрения поглощения нейтронов, но зачастую имеет ряд практических преимуществ, так как он позволяет легче решить проблему отвода тепла, выделяющегося в котле.

В дальнейшем мы, однако, будем рассматривать лишь куби­ ческую решётку»**).

До сих пор мы рассматривали условия возникновения цепной реакции в бесконечно протяжённой среде. Фактически, однако, размеры размножающей среды являются всегда ограниченными.

Такую реальную размножающую среду, состоящую из смеси урана и замедлителя, называют урановым котлом, или ядерным реактором. Наличие границ существенно отражается на балансе нейтронов в цепной реакции, так как появляется новый источник потерь нейтронов, вылетающих через стенки наружу и безвоз­ вратно выходящих при этом из игры. Чем меньше размеры котла, тем больше отношение его поверхности к объёму. Количество *) Подробнее см. А х и е з е р п П о м е р а н ч у к, «Некоторые вопросы теории ядра - Гостехпздат, 1948, стр. 209—225.

**) Э. Ф е р м и, Элементарная теория котлов с цепными ядерными реакциями, Успехи физических наук, т. X X X I I, стр. 57, 1947.

576 Д Е Л Е Н И Е Я Д Е Р И И С П О Л Ь ЗО В А Н И Е АТОМ Н ОЙ Э Н Е Р Г И И [га. ХХИ

нейтронов, покидающих котёл, пропорционально его поверх­ ности, тогда как число нейтронов, возникающих в нём, пропор­ ционально объёму. Поэтому при очень малых размерах котла число нейтронов, покидающих котёл, будет относительно на­ столько велико, что нарастающ ая цепная реакция итти не сможет.

П о мере увеличения размеров котла относительная роль нейтронов, теряемых в результате вылета их из котла, снижается.

П ри некоторых размерах котла, получивших название критиче­ ских размеров, количество нейтронов, уходящих из котла, в точ­ ности компенсируется числом нейтронов, возникающих в нём благодаря реакции деления. Б этом случае мы приходим к неко­ торому стационарному режиму работы котла, когда число нейтро­ нов в нём остаётся постоянным на любом заданном по произволу уровне. Последнее означает, что для установления стационарного режима котла существенно не абсолютное число нейтронов, имеющееся в котле, а лишь прирост его в результате ядерных реакций. Стационарное состояние наступает тогда, когда компен­ сируется этот прирост. Компенсация может наступить при любом полном числе нейтронов, содерж ащ ихся в котле.

Расчёты показывают, что критические размеры котла кубиче­ ской формы определяются соотношением Щ D = - y h i' где D — размер стороны котла, L — средняя длина пути, проходи­ мого нейтроном в размножающей среде от момента рождения его в процессе деления до захвата каким-либо ядром, и к— коэф­ фициент размножения.

И з формулы (302,1) мы видим, что критический размер котла очень резко изменяется с коэффициентом размножения к, если последний имеет значение, близкое к единице. Н а практике уменьшение разм еров котла является весьма существенным.

Подставляя типичные цифры для L и к, заимствованные из статьи Ф ерм и (L = 350 см, к = 1,06), находим, что критический разм ер котла составляет окол о 10 м.

Приведём в заключение для п рим ера краткое описание одного из действующих небольших котлов, построенных для экспери­ ментальных целей *).

«Первый котёл был пущен в 1942 г. Решётка котла имеет неод­ нородную структуру. П оск ол ьк у в ьомент его п уска имелось недостаточное количество металлических) у р ан а, металлический уран помещён лишь в центральной части котла. В периферических частях котла металлический уран заменён окисью у р а н а.

*) Э. Ф е р м и, цитированная работа.

§ 303] П ОЛ УЧЕН ИЕ П Л У Т О Н И Я. ПРИ М ЕН ЕН И Я ЯДЕРНОЙ ЭНЕРГИИ

Режим работы котла регистрируется с помощью ионизацион­ ных камер, наполненных BF3 и соединённых с усилителями или гальванометрами. Поскольку в котле нет системы охлаждения, мощность ограничена необходимостью поддержания доста­ го точно низкой температуры. Котёл может неограниченно долго работать с мощностью 2 kW. Однако он часто на короткое время, порядка часа или двух, запускается на мощность около 100 kW.

Для исследовательских работ с нейтронами часто используется колонна из графита размером 1,5 х 1,5 м, сооружённая вверху котла и экранированная со всех сторон. Нейтроны диффундируют из котла в колонну, в которой быстро замедляются до тепловой энергии. Практически все нейтроны в колонне на расстоянии всего нескольких десятков сантиметров над верхушкой котла являются уже чисто тепловыми нейтронами.

Котёл снабжён также рядом отверстий в защите и выдвигаю­ щимися графитовыми стержнями, позволяющими исследовать про­ цессы внутри котла или вводить в него образцы для облучения их нейтронами.

Когда котёл работает на мощности 100 kW, поток нейтронов в центре составляет около 4 • 101 ---J-0H0B».

смг сек § 303. Получение плутония. Применения ядерной энергии При рассмотрении механизма развития цепной реакции в котле мы считали, что нейтроны, выходящие из реакции в результате захвата, являются бесполезно затраченными. В действительности, однако, это не вполне точно. Те нейтроны, которые поглощаются в углероде, в различных химических примесях или в веществах, вводимых в котёл по техническим причинам (см. ниже), действи­ тельно пропадают совершенно бесполезно. Иная судьба ожидает нейтроны, которые поглощаются ядрами урана. Как мы уже знаем (см. § 300), в результате захвата нейтрона ядром U*8 и последующего двукратного ^-распада ядро U2 8 превращается в ядро Ри2 Замечательной особенностью последнего является то, **.

что его ядерные характеристики весьма близки к характеристикам U**5. Как и ядра U2, ядра Ри2 9 при захвате медленных нейтроной *® испытывают деление.

Таким образом, в результате захвата части нейтронов возни­ кает делящееся вещество— Ри2 * и притом имеющее важное пре­ имущество перед U 285. Это преимущество состоит в том, что новое вещество, плутоний, есть элемент, отличный от урана, ввиду чего химические свойства плутония отличаются от свойств урана, в массе которого он возникает. Благодаря этому отделение плуто­ ния от урана и получение делящегося вещества в чистом виде' 37 Э. В. Шпольскпй, т. I I

578 Д Е Л Е Н И Е ЯД Е Р И И СП ОЛЬЗОВА НИ Е АТОМНОЙ ЭН ЕРГИ И [гл. XXII

представляют задачу несравненно более лёгкую, чем разделение изотопов.

Итак, в ходе работы котла часть U*** подвергается делению и исчезает. Взамен исчезнувшего U 2 5 возникает некоторое коли­ чество ядер нового делящегося вещества, плутония, и кроме того происходит выделение энергии. Количество плутония, образую­ щегося в котле, пропорционально числу нейтронов, захваченных ядрами U**8; последнее же, в свою очередь, пропорционально полному числу нейтронов, участвующих в цепной реакции. По­ этому, чем интенсивнее развивается реакция, тем больше плутония можно получить взамен Um. По прошествии некоторого времени работы котла урановые стержни извлекаются и подвергаются сложной химической переработке, в ходе которой плутоний отде­ ляется от урана.

Сложность химической процедуры отделения плутония от урана связана с двумя обстоятельствами. Первое состоит в том, что в массе урана наряду с плутонием содержится большое коли­ чество ядер-осколков деления U2 ® Эти осколки сильно радиоак­ 3.

тивны, вследствие чего уран, извлечённый из котла, обладает настолько высокой радиоактивностью, что приблизиться к нему на малое расстояние невозможно. Все операции с этим ураном должны производиться на значительном расстоянии дистанцион ным способом. Это относится, в частности, и к процессу выделения плутония из массы урана. Эта трудность усугубляется ещё и тем, что в химическом отношении плутоний весьма сходен с ураном В самом деле, в § 300 мы видели, что тяжёлые элементы, начиная с актиния, образуют вторую редкоземельную группу с заполняю щейся внутренней оболочкой 5/— группу актинидов, ввиду чей разделение этих элементов, как и в случае «лантанидов», пред ставляет собой трудную химическую задачу. Совокупность эта двух обстоятельств— сильной радиоактивности урана, извлекае мого из котла, и химической близости урана и плутония—делав' технологический процесс отделения плутония от урана весьм!

сложным.

В чистом делящемся веществе, т. е. без использования замед лителя, возможно получение цепной реакции взрывного типа развивающейся с огромной скоростью. В этом случае, как i в котле, число возникающих нейтронов пропорционально объём делящегося вещества, тогда как число нейтронов, уходящих и вещества, пропорционально его поверхности. Поэтому для раз вития цепного процесса необходимо, чтобы размеры системы бы л не меньше определённой критической величины. Однако отсутсч вие замедлителя приводит к существенному снижению критически размеров системы. Система из чистого делящегося вещества, в коте рой происходит быстро развивающаяся цепная реакция, ест атомная бомба.

$ 303] П О Л У Ч Е Н И Е П Л У Т О Н И Я. П РИ М Е Н Е Н И Я Я Д Е Р Н О Й ЭН ЕРГИ И

Использование энергии деления урана или плутония для создания атомной бомбы было первым применением атомной энер­ гии в большом масштабе. Применение её для мирных целей, помимо использования в качестве взрывчатого вещества, воз­ можно в двух направлениях:

1) в сравнительно узком направлении искусственного полу­ чения радиоактивных веществ для различных исследовательских и промышленных целей. Как мы знаем, все ядра, захватывающие Г нейтроны, оказываются радиоактивными. Поэтому в принципе можно получить любое радиоактивное вещество, подвергая соот­ ветствующий элемент облучению нейтронами, имеющимися в котле в огромном количестве. Процесс этот по существу ничем не от­ личается от получения радиоизотопов с помощью ядерных реак­ ций, осуществляемых, например, с циклотроном. Однако только использование котлов позволяет получать радиоизотопы в боль­ ших количествах. Эти изотопы: имеют многочисленные и разно­ образные применения в химии, биологии, медицине и ряде дру­ гих областей. Вводя в часть молекул того или иного вещества радиоактивные изотопы (например, заменяя в некоторых молеку­ лах стабильный углерод радиоактивными изотопами С 1 или С 14), можно проследить за судьбой данного вещества, введённого в организм животного или в растение. Таким путём полу­ чены ценные результаты при исследовании механизма фото­ синтеза. при изучении обмена фосфора в живом организме и т. д.*).

2) в направлении использования энергии, развивающейся в ! котле, для промышленных целей.

Преимущества ядерной энергии обусловлены следующими её свойствами:

1) малые количества горючего, необходимые для получения тепловой энергии;

2) независимость от источника кислорода или другого оки­ сляющего вещества;

3) потенциально большая энергия на единицу веса.

Для иллюстрации к пункту 1 заимствуем из статьи Гудмэна следующие цифровые данные: для силовой установки мощностью в 100 ООО лошадиных сил, при к. п. д. использования тепловой энергии, развиваемой в котле 25% расход U 2 S составляет около 350 г в день, при к. п. д. 100% — всего 75 г в день. Пункт 2 не нуждается в пояснениях. Что же касается преимущества, ука­ занного в пункте 3, то необходимо помнить, что в процессе р а ­ боты любой установки, использующей ядерную энергию, осво­ бождает* я большое количество сильно проникающих излучений, *) См., например, С. Б. Б р е е л е р, Радиоактивные элементы, Гостех­ издат, 1949; М. К а м е и, Радиоактивные индикаторы в биологии, ИЛ, 1948.

580 ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР И ИСПОЛЬЗОВАНИЕ АТОМНОЙ ЭНЕРГИИ [гл. XXII

вредных для здоровья. Поэтому для использования пре­ имущества большой концентрации энергии необходима разра­ ботка энергетических установок, управляемых на расстоянии, или компактных лёгких защит.

Наконец, чрезвычайно важной особенностью ядерной энер­ гии является возможность получения её при очень высокой тем ­ пературе и вытекающая отсюда принципиальная возможвость получения коэффициентов полезного действия, практически рав­ ных 100%.

Заимствуем по этому поводу из статьи Гудмена*) следующие соображения:

«В действительности не существует практического предела для температур, достижимых в процессе деления, что очевидно из «звёздных» температур атомных бомб. Из, элементарной тер­ модинамики следует, что осколки при делении разлетаются со ско­ ростями, соответствующими температуре в несколько миллиар­ дов градусов:

1 3 3 л кинетическая энергия = — ту* = — кТ = — • 1,38 • 10~1 • Т — #

–  –  –

Однако реализация этого преимущества связана с некото­ рыми затруднениями, имеющими, впрочем, характер лишь тех­ нический, но не принципиальный.

История науки показывает, что от научного открытия, в котором заложены возможности технического использования, до создания новой области техники должен быть пройден длинны й путь. Этот путь, однако, в данном случае несомненно будет пройден в гораздо более короткий промежуток времени, нежели это имело место до сих пор в других областях техники.

Основанием для такой надежды служит прежде всего то вни­ мание, которое уделяет мирным применениям атомной энергии наша страна. Советский Союз давно раскрыл «секрет» атомного оружия и, как сказано в сообщении ТАСС от 25 сентября 1949 г., *) «Научные и технические основы ядерной энергетики», стр 247, ИЛ, 1948.

Р О Л Ь Я Д Е Р Н О Й Э Н Е РГ И И В П Р И РО Д Е

I 304) имел ег о ещ ё в 1947 г. Однако, им ея это оружие, Советский Сою;* п р од ол ж ае т п осл ед овател ьн ую б о р ь б у за мир, за запреще­ ние ат ом н ог о о р у ж и я и п рим енение атомной эн ерг и и только в м и рн ы х цел ях.

«Если атомная энергия в руках империалистов является источником произвфства смертоносных орудий, средством запу­ гивания, орудием шантажа и насилия, то в руках советских лю­ дей она может и должна служить могучим средством невидан­ ного ещё до сих пор технического прогресса, дальнейшего бы­ строго роста производительных сил нашей страны»*).

§ 304. Роль ядерной энергии в природе Я дерны е процессы как источник огромных количеств энергии играют в ы д аю щ ую ся роль в жизни вселенной. Источник энергии звёзд долгое время оставался загадочным. Проблему можно ф о р м у л и р о в а т ь следующим образом: известно, что звёзды (в том числ е и сол н ц е) ежесекундно излучают в пространство громадные кол ичества энергии. Это излучение ведёт к соответствующей потере эн ерги и, и если бы энергия не пополнялась, то было бы неп о­ нятно, каким образом через несколько миллиардов лет после с в о е г о о б р а з о в а н и я солнце ещё могло бы излучать столь значи­ тельные количества энергии. Задача, следовательно, состоит в оты скан ии источников, за счёт которых пополняется энер­ ги я звёзд.

В X IX столетии никаких источников, кроме потенциальной энер­ гии гравитации, известно не было. Поэтому единственной разум­ ной теорией в то время была теория Гельмгольца—Кельвина, согласно которой энергия звёзд пополняется за счёт их сжатия.

Однако этот источник крайне недостаточен. В самом деле, если счи тать, что энергия солнца пополняется только за счёт сжатия, то для его возраста получается цифра всего в 20 миллионов лет.

М еж д у тем данные геологии показывают, что возраст земной коры рав е н 2 * 10* лет. Из этого следует, что, хотя сжатие в нормальных зв ё зд а х, несомненно, существует, оно доставляет лишь очень м ал у ю часть излучаемой солнцем и звёздами энергии и ни в коем сл у ч а е не могло бы предохранить их от остывания.

В настоящее время не может быть сомнения в том, что весьма существенным, а может быть, и главным источником энергии звёзд являются ядерные процессы, происходящие в центральных ч а с т я х звёзд. Это заставляет нас обсудить вопрос о том, какие имед'по ядерные процессы могут происходить при условиях, имею­ щ и х ллсто внутри звезды. Для этого необходимо прежде всего

–  –  –

*) М/М® и R /R ©—отношения массы и радиуса звезды к массе и ра­ диусу Солнца.

Мы видим, что у приведённых в списке звёзд, принадлежа­ щих к так называемому главному ряду, температура централь­ ных частей измеряется десятками миллионов градусов. Исклю­ чением является Капелла (!Г = 6 • 10®° К), принадлежащая к числу звёзд-гигантов, которые занимают особое положение.

Задача, таким образом, состоит в рассмотрении вопроса о том, какие ядерные реакции могут итти сами собой при температуре 20 миллионов градусов в газообразной массе звезды. Условия здесь в некоторых отношениях существенно отличаются от тех, с которыми мы имеем дело при возбуждении ядерных реакций бы­ стрыми частицами, получаемыми в ускорителях. Там обычно полу­ чаются частицы с энергиями от нескольких MeV до нескольких со­ тен MeV, но число этих частиц относительно очень мало. Наоборот, в одноатомном газе, нагретом до 2 • 107 градуса, средняя энергия частиц составляет всего*) 2 keV = 2*10~* MeV, но зато число частиц, а следовательно, и число соударений в единицу времени очень велики. Речь идёт, следовательно, о ходе ядерных реакций,в условиях, напоминающих темновые химические реакции, но только при очень высоких температурах. Как мы уже упоминали в § 295, зависимость скорости реакции от температуры опреде

–  –  –

Если мы не будем учитывать возможности проникновения прото­ нов в ядро путём туннельного перехода, то высота потенциального барьера sL i7, очевидно, и определит энергию активации реакции.

Эту высоту можно вычислить по формуле

–  –  –

Если бы все частицы газа обладали энергией, равной средней энергии, то рассматриваемая реакция могла бы возникать только при температуре 1,04 • 10е • 10* = 1,04 • 101 градуса, но при этой температуре происходила бы мгновенно.

На самом деле мы пока оставляли в стороне два важных фак­ тора: максвелловское распределение скоростей и проникновение через потенциальный барьер.

Благодаря максвелловскому распределению при каждой тем­ пературе существует некоторое число частиц со скоростями, значительно превосходящими среднюю скорость при данной тем­ пературе. Именно этим объясняется то, что, хотя энергия воз­ буждения атомов натрия около 2 e V ~ 2 0 000°, мы легко можем получить жёлтое свечение паров натрия с помощью газовой горелки при температуре 2000 — 3000°. В силу максвелловского закона число частиц с энергией, превосходящей среднюю при дан­ ной температуре, убывает с увеличением энергии по экспонен­ циальному закону.

Другой важнейший факт, не принятый нами во внимание, есть проникновение частицы в ядро сквозь барьер путём туннель­ ного перехода.

В самом деле, хорош о известно, что, хотя высота потенциаль­ ного барьера L i7 равна 1 MeV, реакция L i7(/?, 2а) идёт уже при энергии протонов, меньшей 0,2 MeV.

Оба указанных факта, т. е. максвелловское распределение и проникновение через барьер, резко снижают требования к тем­ п е р ат у р, при которой «тепловая ядерная реакция» будет итти с заметной скоростью. Бете, вывел формулу для числа про­ цессов, заканчивающихся ядерной реакцией, в газе с максвел­ ловским распределением скоростей. Эту формулу он положил 584 и И СП ОЛЬЗОВА НИ Е

ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР АТОМНОЙ ЭНЕРГИИ [гл. XXII

в основу подробного обсуждения ядерных реакций, которые могут итти при стандартных условиях внутри звезды (температура 20 миллионов градусов, плотность р = 80 г • см~*). Формула эта довольно сложна, и мы её не будем выписывать, но рассмотрим следствия, к которым она приводит.

Пусть имеется газ, состоящий из ядер двух сортов: лёгких ядер 1 и более тяжёлых ядер 2. Формула позволяет вычислить вероятность w того, что при концентрациях ж, и хг (по весу) обеих сортов частиц и при указанных выше стандартных условиях (Т = 20-10', р = 80) ядро сорта 2 испытает реакцию с любым яд­ ром сорта 1, сопровождающуюся захватом последнего. Очевидно, что если не существует других реакций, разрушающих или произ­ водящих ядра 2, то обратная величина 1/w будет средней продол­ жительностью жизни ядра 2 в звезде. Бете вычислил эти средине продолжительности жизни для ряда реакций, где ядром 1 слу жит ядро водорода. В таблице L X приведены результаты этих вычи­ слений: во втором столбце указаны величины энергии, освобо­ ждаемой при реакции, в тысячных долях единицы массы (для перевода в MeV нужно умножать эти цифры на 0,931); в по­ следнем столбце даны средние продолжительности жизни раз­ личных ядер, вычисленные в предположении, что р = 80 и кон­ центрация водорода 35%, что соответствует астрофизическим данным.

В конце таблицы приведены для сравнения вероятности реак­ ции с ядрами гелия. Как видно, эти вероятности очень малы по причине большей массы и большего заряда а-частицы. Инте­ ресно отметить, с другой стороны, что реакция 2 » # i5 He*-f L обладает высокой степенью вероятности. Если бы такая реак­ ция шла на солнце, то весь его гелий «сгорел» бы приблизи­ тельно в 6 дней. Так как гелий на самом деле на солнце имеется, то это указывает на то, что изотоп лития L i6 существовать не может. Это вполне подтверждается всеми данными ядерной физики.

Рассмотрение последнего столбца таблицы показывает, что, за исключением водорода, времена жизни лёгких элементов вплоть до бора очень малы (от долей секунды в случае Н 3 до 2000 лет в случае Ве9). Отсюда следует, что все ядра между Н и С, особенно D2, Н®, Li®, L i7, Be* и В 11, могут существовать внутри звёзд лишь в тех количествах, в каких они доставляются другими ядерными реакциями, происходящими в этих звёздах. Далее необхо­ димо отметить, что продолжительности жизни углерода и азот»

значительно болынЬ приведённых в’ таблице, так как эти элементы возрождаются в цепной ядерной реакции, о которой речь будет 585' § 304] Р О Л Ь Я Д ЕРН О Я ЭНЕРГИИ В ПРИРОД Е

–  –  –

ниже. Истинная продолжительность жизни углерода и азота— порядка 101 а быть может, и 102 лет. Во всяком случае онавелика по сравнению с «возрастом» солнца.

Из сказанного следует, что единственная ядерная реакция между элементами легче углерода, которая могла бы поддержи­ вать энергию звёзд, и не вела бы к слишком быстрому сгоранию вещества, есть реакция между двумя протонами с образованием дейтерона lH x+ хН1 —,D 2+ р+. (304,2) Время жизни водорода, участвующего в этой реакции, достаточно велико (1,2-10м лет), а развиваемая ею теплота, равная 2,2 эрг/г-сек, при стандартных условиях (7,= 2 *1 0 7, р=80, содержание водорода 35%) как раз покрывает расход энергии солнца (2 эрг/г^сек).

Это даёт возможность считать, что образование более тяжёлых элементов должно было начинаться с реакции (304,2).

Возник­ ший Дейтерон должен немедленно захватить следующий протонс образованием Не*:

iD2+ jH 1 — 2 * Неа,

586 Д Е Л Е Н И Е Я Д Е Р И И С П О Л Ь ЗО В А Н И Е АТОМНОЙ Э Н Е Р Г И И (гл. X X II

–  –  –

Однако ядро Be® заведомо неустойчиво; ядро В* также неустой­ чиво. Что же касается образования ядер „С1 путём соударения трёх а-частиц, то ввиду того, что для проникновения третьей а-частипы ей нужно преодолеть очень высокий потенциальный барьер, эта реакция при температуре 2 • 107 градусов крайне мало­ вероятна.

Окончательный вывод состоит в том, что при современных условиях внутри известных нам звёзд образование ядер тяжелее Не4 в сколько-нибудь заметных количествах совершенно неправдо­ подобно. Тяжёлые элементы должны были возникнуть на более, ранних этапах эволюции вселенной. И з этого следует далее, что 1 поддержание энергии звёзд возможно только благодаря ядерным реакциям, ведущим тем или иным путём к образованию а-частицы I з а счёт четырёх протонов. Таких путей имеется два. Первый открывается реакцией iH1 + jH1 — jD* + р+, » (304,2) § 304] Р О Л Ь Я Д Е Р Н О Й ЭН ЕРГИ И В ПРИРОДЕ.

а возникший дейтерон последовательными захватами дальнейших протонов в конце концов даёт а-частицу. Для того чтобы эта реак ­ ция доставляла количество энергии, равное 2 эрг/г-сек, темпе­ ратура внутри звезды должна составлять всего 360 000°. Обсу­ ждение астрономических фактов показывает, что реакция (304,2), вероятно, покрывает расход тепла в слабых звёздах с низкой центральной температурой.

Другой путь для возникновения а-частиц связан с так называемым.углеродно-азотным циклом, детально исследованным Бете.

Этот цикл представляет собой следующую цепную реакцию:

–  –  –

па основании углеродно-азотного цикла с астрофизическими дан­ ными. Значительное расхождение имеется только в случав Ка­ пеллы. Эта звезда принадлежит к числу гигантов; её плотность 10* граду­ в центральных частях—всего 0,16, а температура—6сов. Поэтому здесь возможны только ядерные реакции, идущие при низких температурах. Например, достаточную энергию да­ ла бы реакция 81д7+.J i1 — 2 2Не*. Однако не понятно, почему в гигантах литий должен образовываться прежде всего и почему он до сих пор полностью не «сгорел». Проблема происхождения энергии звёзд-гигантов не может считаться решённой.

–  –  –

Космические лучи и связанные с ними явления представляют собой комплекс интереснейших и труднейших проблем современной физики. З а последние 20— 25 лет эта область привлекает к себе напряж ённое внимание исследователей. И всё ж е, несмотря j на огромные успехи, к которым привело экспериментальное и теоретическое изучение космических лучей, несмотря на исклю­ чительную интенсивность, с которой велись перед войной и после I войны работы в этой области в л аборат ори ях всего мира и в мно­ гочисленных экспедициях, мы п ока ещё очень далеки от скольконибудь полного разреш ения всех воп росов, связанных с возник­ новением, природой и свойствами этих лучей.

Первые исследования этого замечательного явления относятся f ещё к 1901 г., когда было установлено, что сухой воздух в совершенно замкнутом пространстве всегда слабо ионизирован, даже и после того, как заключавшиеся в нём в ничтожных количе­ ствах радиоактивные вещества путём расп ад а совершенно исчезают.

Эта ионизация значительно уменьшается, но не исчезает, если окруж ить замкнутый сосуд свинцовыми экранам и толщиной в 2,5 см. И з этого следовало, что по крайней мере часть и он и за­ [ ции внутри сосуд а вызывается излучением, которое наподобие у-лучей обладает способностью проходить ск в озь толстые слои вещества. Вначале было вы сказано предположение, что источ­ ником этого излучения являются радиоактивные вещества, имею­ щ иеся всегда в небольших количествах в почве, горных п ород ах я т. д. Для п роверки этой гипотезы сначал а Гоккелем, а затем Гессом была измерена интенсивность ионизации при поднятии на воздушных ш а р а х вплоть до высоты в 5000 м. Результат о к а ­ зал ся :еожиданным: при подъёме на первые 1000 м ионизация действительно убывала, однако горазд о медленнее, чем ож и ­ далось; npii дальнейшем же подъёме она обн аруж ивал а в озраст а­ ние, которое было особенно резким, начиная с высоты в 3000 м, а при 5000 м интенсивность ионизации ок азал ась в три р а з а 590 КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ [гл. XXIII большой, чем у п оверхности земли. Стало ясно, что, хотя часть ионизации вызывается источниками, находящ имися в зем­ ле, существуют также сильно проникаю щ ие лучи внеземного п рои схож д ен и я, которые идут св ерх у, п роход ят через атмосферу и обусловливают остальную ионизацию возд у ха у поверхности земли. Этот результат был подтверждён дальнейшими подъёмами К ол ьгерстера и особенно опытами Милликэна и Б оу э н а, которые в 1922 г. произвели подъём в стратосф еру (до высоты 15 500 л) самопиш ущ их электроскопов.

Для измерения проникающей сп особности этих лучей совет­ ским физиком J I. В. М ы совским а затем и многими другими были произведены опыты с погружением электроскопов в горные о з ё р а, причём ок азал ось, что интенсивность излучения убывает с увеличением толщины сл оя воды над электроскопом, как и следо­ вало ожидать. Таким об разом, было окончательно установлено сущ ествование лучей, направленных от верхних слоёв атмосферы вниз, к земле. Эти лучи были названы космическими вследствие их внеземного п рои схож д ен и я.

П р и изучении косм ических лучей мы сталкиваемся с тремя вопросам и: 1) где возникают космические лучи, 2) как они воз­ никают и к а к ов а их п ри род а и 3) какие явления вызывают косми­ ческие лучи при п рохож дении через земную атмосферу.

В настоящ ее время на последний в оп рос м ож но ответить хотя и не с исчерпывающей, но с достаточной полнотой. Н ам известен сост ав косм ических лучей и поведение их в атмосфере— поглоще­ ние, вызываемая ими ионизапия и вторичные эффекты, хотя и здесь существует достаточное количество неисследованногоЧ т о ж е касается первых двух в оп росов, то по этому поводу сущ ествуют только более или менее правдоподобные гипотезы.

Поэтому для дальнейшего изложения мы примем как экспе­ риментальный факт, что космические лучи приходят н а землю со всех ст орон из м и рового п рост ран ст в а, причём невозможно указать н а какую-либо точку небесной сферы, из которой при­ ходило бы больше космических лучей, чем из других, т. е. невоз­ мож но указать на какое-либо место во вселенной, в котором н аходил ся бы источник космических лучей. В конце главы, после изложения основны х результатов почти полувекового изучения космических лучей, мы с н о в а вернёмся к воп росу об их происхо­ ждении.

Bgajjg*s § 306. Основные экспериментальные данные К ак указы валось в предыдущем п араграф е, первые работы по космическим лучам касал ись выяснения зависим ости иониза­ ции от высоты над уровнем м ор я. Опыты эти состояли в том, что специальные ионизационные камеры, снабжённые приспособле­ 591'

5 306] ОСНОВНЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ

ниями для автоматической записи, поднимали на большие высоты на воздушных ш а р ах и опускали в глубокие озёра. Н а ри с. 409 оказан ход увеличения ионизации с высотой. Мы видим, что при поднятии вверх ионизация резко возрастает. Это убедитель­ нейшим образом доказывает, что ионизирующий агевд приходит давлениеI г см ~] Ряс. 409. Зависимость ионизации от высоты над уров­ нем моря, характеризуемой давлением в е/см2.

сверху, а не находится в земной к оре. Подъёмы ночью и*Ъри сол­ нечных затмениях не обнаруж или никакой разницы в интенсив­ ности ионизации. И з этого следует, что ионизирующий агент, повидимому, исходит не от Солнпа. Он не исходит также и от оп ре­ делённых звёзд, потому что, как показали опыты, невозм ожно указать на небесной сфере такую точку, из которой приходило бы больше космических лучей, чем из другой. Кроме того, много­ численные опыты показали, что интенсивность космических лучей в осн оьчом не зависит ни от солнечного, ни от звёздного вре­ мени. П оь.ом у предположение о том, что космические лучи при­ ходят на Землю с о звёзд или от Солнца должно быть оставлено.

592 [га. ХХВ

КОСМИЧЕСКИЕ Л УЧИ

Исключительно высокая проникающ ая способность космиче­ ск и х лучей дала повод первоначально предполагать, что о м представляют собой ультражёсткие Y-лучи, т. е. имеют электро­ магнитную природу. Однако Д. В. Скобельцын уж е в 1927 году с помощью камеры Вильсона, помещённой в сильное магнитное поле, обнаруж ил в составе космических лучей существование быстрых ионизирующ их частиц. Опыты Боте и Кольгерстер* в 1929 г. показали, что космические лучи представляют собсД главным образом поток заряженных частиц. Идея этих опытов таковат. Известно, что 7-фотоны сами не ионизируют воздух, по вызывают ионизацию только тогда, когда вследствие погло­ щения в веществе создают быстрые электроны; напротив, доста­ точно быстрые частицы ионизируют на всём своём пути. Исходя из этого, Боте и Кольгерстер поставили опыт следующим обра­ зом. Д ва счётчика Гейгера-Мюллера были расположены в вер­ тикальной плоскости один над другим и соединены со струнвыш электрометрами, отбросы которых регистрировались на движу­ щейся фотоплёнке. Н а основании сказанного можно было ожидать, что если космические лучи представляют собой поток частиц, то при прохождении одной заряженной частицы через оба счёт­ чика отбросы электрометров должны совпадать по времени, напро­ тив, если косм ические лучи имеют электромагнитную природу, то совпадений быть не должно, так как по сказанному у-лучи должны вызывать отброс электрометра только в том случае, когда они поглощаются в стенке одного из счётчиков. Опыт показал, что отбросы обоих электрометров во многих случаях совпадают, откуда следовало, что эти отбросы вызываются быстрыми части­ цами, проходящими через оба счётчика. Помещая между счёт­ чиками слои вещества различной толщины, Боте и Кольгерстер показали, что проникающ ая способность этих частиц одинакова

- проникающей способностью космических лучей. Эти опыты были с повторены и расширены рядом исследователей; особенно нагляд­ ное доказательство того, что по крайней мере наиболее прони­ каю щ ая часть космических лучей состоит из заряженных частиц,

-было дано О ж е и Эренфестом, которые поместили свинцовую пластинку 3 толщиной в несколько дециметров между двумя каме­ рами Вильсона 2 и 4, находящимися в магнитном поле и упра­ вляемыми счётчиками Гейгера 1 и 5 (рис. 410, а). Н а рис. 410,6 показаны две фотографии одной и той же частицы, прошедшей

•счётчик 1, камеру 2 (верхняя фотография), свинцовую пластин­ ку 3, камеру 4 (нижняя фотография) и счётчик 5.

Использование двух или нескольких счётчиков, включённых в схемы совпадений (см. § 250), после описанных опытов получило ш ирокое распространение. Если счётчики жёстко скреплены между собой, то такой прибор будет представлять собой своего рода •«телескоп» для космических лучей. В самом деле, так как схема

306] ОСН ОВНЫ Е ЭКСПЕРИМ ЕНТАЛЬНЫ Е Д А Н Н Ы Е

)аботает только тогда, когда частица проходит через все счётшки, то, расп ол агая п рибор в различных направлениях, можно «мерить интенсивность космических лучей, приходящих в теле­ скоп с определённого направления. О казал ось, что максимальное число совпадений получается тогда, когда «телескоп» направлен вертикально; при наклоне телескона число совпадений быстро убывает в соответствии с увеличением толщины слоя атмосферы, проходимого космическими лучами в косом направлении. П ри помощи такого же п ри бора можно было измерить вертикальную интенсивность космических лучей на различных высо­ тах. Н а кривой ри с. 411 представлены результаты аодобных измерений.

Здесь по оси ординат отложено в логарифмиче­ ском масштабе число ча­ стиц, проходящ их через 1 см2 поверхности «теле­ скопа» в секунду в едииице телесного угла. П о оси абсцисс, так же как и на рис. 409, — давление в г/см2. Мы видим, что верти­ кальная интенсивность бы­ стро возрастает с высотой;

на высоте, отвечающей д а­ влению в 800 г/см2 (высота около 2 км), достигает вдвое большего значения, чем на поверхности земли, ( _ и, наконец, в стратосфере Рис. 410. Схема Оже и Эренфеета. 1 и 5— при давлении, равном при­ счётчики Гейгера, управляющие расшире­ мерно 150 г/см2 (высота нием двух камер Вильсона 2 и 4, между около 14 км), достигает которыми находится свинец 3. Вся уста­ новка помешена в сильное магнитное по­ максимума. В ещё более ле. Пунктиром изображён путь частицы, высоких сл оях атмосферы проходящей через всю установку. Справа число совпадений начинает приведены фотографии участков этого быстро уменьшаться с вы- пути в камерах Вильсона 2 и 4.

сотой. Это спадание ч и ­ сла совпадений, т. е. каж ущ ееся уменьшение интенсивности, имеет следующее простое объяснение: приборы, регистрирующие космические лучи, регистрируют отнюдь не только те лучи, которые приходят из мирового п ространства, т. е. первичные лучи. В действительности первичные лучи, будь то заряженные частицы или жёсткие у-лучи, создают на своём пути в атмосфере 38 Э. В. Шпольския, т. II 594 КОСМ ИЧЕСКИЕ Л У Ч И.[гл. X XIII

–  –  –

женной частицы, передавались по радио и записывались на плёнку наземной станцией. Снаряд поднялся до высоты, равной 161 км.

Н а рис. 412 представлена полученная при этом зависимость

ГЕОМ АГНИТНЫ Е ЭФФЕКТЫ

§307] интенсивности косм ического излучения от высоты, из которой следует, что в пределах точности измерений, н ачи н ая с высоты в 55 км и до высоты в 161 км, интенсивность косм ического излу­ чения за границей земной атмосферы не меняется с высотой и рав н а 0,12 частицы на 1 см 2 в секунду в единице телесного угла.

Интенсивность косм ических лучей была измерена не только на больш их высотах, но такж е и на больш их глубинах. Н а р и с. 413 представлены результаты измерения интенсивности косм ических лучей в Боденском озе ре, полученные с помощью счётчиков Гейгера— Мюллера п о методу с о ­ впадений. Мы видим, что даж е на глубине 1000 м под водой наблю­ далось заметное количество к о с ­ мических лучей. Таким об разом, космические лучи сп особны п р о ­ никать ск в озь огромные толщи вещества. Отсюда следует, что их энергия долж на быть необы­ чайно велика. В дальнейшем мы познаком им ся с различными сп о ­ соб ам и, позволяю щ ими оценить энергию косм ических лучей.

§ 307. Действие магнитного поля Земли на первичные космические лучи (геомагнитные эффекты)

–  –  –

вдоль магнитного поля и вовсе им не отклоняются. Хорошо известным примером отклонения заряж енны х частиц в магнит­ ном поле Земли является северное сияние, заключающееся в том, что потоки электронов, выбрасываемых с поверхности Солнца, попадая в магнитное поле Земли, отклоняются к полю­ сам, где они ионизуют атмосферу, вызывая при этом видиыое свечение.

Различные явления, обусловленные действием магнитного поля Земли на первичное космическое излучение, носят общее название геомагнитных эффектов. К ним относятся широтный и долготный эффекты, заключающиеся в изменении интенсивности космических лучей при изменении соответственно геомагнитной широты и дол­ готы места наблюдения, восточно-западный эффект, заключаю­ щийся в том, что интенсивность космических лучей, приходящие на Землю с восточного и западного направлений, различна, и ряд других эффектов.

Заметим, что геомагнитные эффекты дают нам сведения о при­ роде первичных космических лучей, падающих из мирового пространства на Землю; отклонение в магнитном поле, которое испытывает частица в самой атмосфере, окружающей Землю, ничтожно мало по сравнению с отклонением, испытываемым частицей при приближеиии из мирового пространства к границе атмосферы.

Вообщ е говоря, если частица, имеющая электрический заряд, обладает энергией, меньшей некоторой величины Е ч, различ­ ной для разных географических широт то, попав в поле р, Земли, она отклонится по направлению к одному из полю­ сов и не дойдёт до земной поверхности. В таблице LXI1

–  –  –

к тому, что в спектре первичных частиц отсутствуют частицы с энер­ гией, меньшей 3 • 10е eV, следует у к азат ь на действие магнит­ ного поля Солнца. В настоящее время имеются весьма достовер­ ные доказательства, что Солнце обладает магнитным дипольным моментом, величина которого достаточна для того, чтобы образовать барьер для всех первичных частиц, падаю щ их из миро­ вого пространства на Землю, энергия которых меньше 3*10* eV, Итак изучение геомагнитных эффектов позволяет утверждать, что основн ая часть всех первичных космических лучей, приходя­ щих на Землю из мирового пространства, является заряженными частицами. Для понимания природы первичных космических лу­ чей особенно важ н о совместное изучение широтного и восточно­ западного эффецтов в стратосфере. Наиболее подробные и тща­ тельные исследования в этой области были сделаны советски* физиком С. Н. Верновы м и его сотрудниками в последние годы.

В § 321 мы увидим, что на основании этих исследований были получены дальнейшие сведения о природе первичного космиче­ ского излучения.

§ 308. Наблюдения в камере Вильсона Камера Вильсона даёт большое количество сведений о при­ роде космических лучей. Так как космические лучи обладают наибольшей интенсивностью в вертикальном направлении, то для наблюдения последних камеру располагают вертикально и поме­ щают в сильное поперечное магнитное поле (метод Скобельцына).

Д. В. Скобельцын (1929 г.) был первым, кому удалось сфотогра­ фировать пути космических частиц, однако магнитное поле в его опытах оказал ось недостаточным для отклонения этих частиц, так что определить знак их заряд а он не мог. В дальнейших опы­ тах были использованы протяжённые и мощные магнитные поля напряжённостью до 20 ООО эрстед. П ри этпх условиях было полу­ чено большое количество траекторий, отклонённых полем; заме­ чательно, что эти отклонения были направлены в ту и другую сторону, т. е. оказал ось, что в космических лучах встречаются частицы, заряженные как отрицательно, так и положительно.

Последние были первоначально приняты за протоны; впоследствии оказал ось, что большинство этих частиц является позитронами и положительно заряженными мезонами.

Так как камера Вильсона, помещённая в магнитное поле, до последнего времени являлась основным прибором, с помощью которого производились определение массы и заряда частиц, вхо­ дящих в состав космического излучения, а также — определение энергии этих частиц и изучение их взаимодействия с веществом, то нам необходимо рассмотреть здесь физические измерения, которые производятся в камере Вильсона.

И А Б ЛЮД ВИИ FI В КАМЕРЕ ВИЛЬСОНА

308] Очевидно, что и камере Вильсона можно непосредственно измерить следующие три величины, характеризующие зарнжопгую частицу: радиус кривизны её траектории р, удольную юнизацию с/, создаваемую частицей на своём пути, и пробег юстицы Я. По радиусу кривизны р, если известны напрнжёнюсть магнитного поля $6 и заряд частицы е,— определяется шпульс частицы. Действительно, из соотношения —„ Ш = — 6vW Л с Р следует рс а» е.Шу9 (308,1) где p ~ m v — импульс частицы, В этой формуле рс измеряется в эргах, в — в единицах CGSE, в эрстедах и р в сантиметрах.

Если измерить рс в электрон-вольтах, в— в зарядах электрона, а иЮ и [ — попрожиему в эрстедах и сантиметрах, то формула j (308,1) принимает следующий вид:

рс = 3Q0e$ffp* (308|1#) Если энергия частицы очень велика, то в релятивистском соот­ ношении между энергией и импульсом Е* ~ с*р2-• т \ можно ] п сА отбросить второй член, т. о. положить Е = рс. (308,2) Таким образом, для частиц, скорость которых близка к скорости света («релятивистские» частицы), величина рс = 300вЯ5?р дабт непосредственно энергию частицы*).

Другая возможность использования каморы Вильсона для исследования природы космических частиц состоит в изучении ионизации, производимой движущейся частицей. Так как каждый ион, образовавшийся вдоль траектории частицы, служит центром конденсации пара, наполняющего камеру, то густота расположе­ ния капелек вдоль траектории будет мерой ионизующей способ­ ности частицы. Под удельной ионизацией d понимают число пар лонов, образуемых заряженной частицей на единице длины пути.

Чтобы получить значение удельной ионизации, нужно, следова­ тельно, подсчитать число капелек вдоль траектории частицы.

Разделив это число на длину рассматриваемой части траектории,

–  –  –

мы и получим среднее число ионов, создаваемое частицей на еди­ нице пути, т. е. удельную ионизацию d. Чем ближе друг к другу расположены капельки на фотографии, тем больше величина удельной ионизации d и тем больше энергии теряет частица на ионизацию атомов среды, в которой она движется. В таблице L X III приведены значении энергии tv, которую в среднем тратит быстрая заряженная частица на создание одной пары ионов в различных газах, обычно употребляемых для наполнения камеры Виль­ сона. Эта величина почти не зависит от скорости, а также от при­ роды ионизующей частицы, а потому является важной постоянной, характеризующей среду, в которой движется быстрая частица,

–  –  –

Н а рис. 415 приведён след медленного мезона, полученный в камере Вильсона, позволяющий подсчитать число пар ионов вдоль траектории. Умножив удельную ионизацию d на величину Рис. 415. Увеличенный след траектории медленного мезона, сфотографированный в камере Вильсона, позволяющий под­ считать число пар ионов.

энергии ионизации v, получим величину энергии, которую движу­ щаяся быстрая частица теряет на единице длины своего пути на ионизацию атомов среды (ионизационные потери), т. е.

–  –  –

Существующие в настоящее время экспериментальные данные позволяют считать, что потери энергии на ионизацию правильно описываются квантовой теорией. Теория эта показывает, что ИОНИ­ ( ЧЕ Щ Ш ф первом приближении прямо про­ зационные потери порциональны квадрату заряда Z 2 движущейся частицы, обратно пропорциональны квадрату её скорости и практически не зависят от массы частицы. Что касается зависимости от среды, в которой движется частица, то ионизация пропорциональна числу электро­ нов в кубическом сантиметре среды N.

Теория даёт следующее выражение для потерь энергии на ионизацию быстрыми частицами:

–  –  –

а энергия, переданная движущейся частицей электронам среды, будет пропорциональна квадрату импульса и числу электронов в 1 см*, откуда и получается, что ионизационные потери в первом приближении пропорциональны квадрату заряда движущейся частипы и обратно пропорциональны квадрату её скорости.

На кривых рис. 416 графически изображена зависимость потерь энергии на ионизацию от импульса частицы, даваемая формулой (308,3); по оси абсцисс отложен импульс частицы в —, по оси ордгшат—число пар ионов на 1 см пути. Кривая 1 даёт эту зависимость для электрона (те кривая 3 —для протона ), (1840 т е) и кривая 2—для частицы с массой, равной 200 электрон­ ным массам (200 т е).

КОСМИЧЕСКИЕ Л У Ч И [гл. X X III Так как в каморе Вильсона, помещённой в магнитном поле, непосредственно измеряется импульс частицы, та удобно изобра­ жать зависимость потерь энергии именно от этой величины.

Заметим, что если бы мы по оси абсцисс рис. 416 отклады­ вали не имнульс, а скорость, то эти три кривые слились бы в одну, так как потери энергии определяются согласно (308,3) только скоростью частицы. Поэтому кривые 1, 2 и 3 по­ добны друг другу. Рассматривая их, мы видим, что с увеличе­ нием импульса ионизационные потери сначала уменьшаются.

Рис. 416. Зависимость потерь энергии на ионизацию от импульса частицы для электрона (те), мезона с массой 200 т е и протона (1840 т е).

• Зто уменьшение происходит по закону 1/и* до некоторого мини­ мального значения импульса, обозначенного на рис. 416 соот­ ветственно через plf р2 0 и p1 i0 для каждой кривой. Отметим, что эти значения импульса соответствуют скорости частицы, равной 0,96 скорости света. Если бы ионизационные, потери точно следовали закону 1/г?*, то при бблыпих скоростях частицы, когда её скорость ещё ближе к скорости света, потери па ионизацию оставались бы постоянными. В действительности, как видно из рис. 416, имеет место медленный (логарифмический) рост потерь с увеличением импульса частицы, вызванный нали­ чием логарифмического члена в формуле (308,3).



Pages:     | 1 |   ...   | 5 | 6 || 8 | 9 |
Похожие работы:

«INVESTEERIMISHOIUS 223 – P latin iu m USD У С Л О В И Я П РЕ Д Л О Ж Е Н И Я (далее "У слови я пр едлож ени я") П РЕ Д Л О Ж Е Н И Е Н аи м ен ован и е INVESTEERIMISHOIUS 223 – P latin iu m USD п р ед л ож ен и я A S SEB P an k Д ан н ы е оф ер ен та ор ни м яэ 2 150...»

«1 1. Цели освоения модуля (дисциплины) Курс физики является одной из фундаментальных дисциплин современного естествознания и теоретической базой, без которых невозможны подготовка и успешная деятельность высококвалифицированных специали...»

«Черные дыры темной материи Виктор Кулигин victor_kuligin@mail.ru Аннотация. Проведен логико-математический анализ основ релятивистских теорий. Показано, что их основания опираются на ошибки 150 летней давности, т.е. теории являются ошибочными. Иными словами...»

«МАТЕМАТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ЖИЗНЕННЫХ ПРОЦЕССОВ Изд.–во "Мысль" Москва, 1968, стр. 136–151. Н. Д. Нюберг О ПОЗНАВАТЕЛЬНЫХ ВОЗМОЖНОСТЯХ МОДЕЛИРОВАНИЯ (Статья доработана М.С.Смирновым – старшим научным сотрудником лаборатории сенсорных систем Института проблем передачи информации АН СССР, которой руководил Н. Д, Нюберг). Целью рабо...»

«Московский ордена Ленина, ордена Октябрьской Революции и ордена Трудового Красного Знамени Государственный университет имени М.В.Ломоносова ГЕОЛОГИЧЕСКИЙ ФАКУЛЬТЕТ кафедра кристаллографии и кристаллохимии _ КУРСОВАЯ РАБОТА Кристаллография и кристаллохимия в экспозиции Музея Землеведения Московского Госуд...»

«ЛИСТ БЕЗОПАСНОСТИ Дата выпуска 01-дек-2011 Дата Ревизии 01-дек-2011 Номер редакции 1 готовой спецификации 1. ИДЕНТИФИКАЦИЯ ХИМИЧЕСКОЙ ПРОДУКЦИИ И СВЕДЕНИЯ О ПРОИЗВОДИТЕЛЕ ИЛИ ПОСТАВЩИКЕ Идентификатор продукта Описание продукта SABOURAUD DEXTROSE AGAR Соответствующие установленные области применения вещества или см...»

«1966 ?. Ноябрь Том 90, вып. S УСПЕХИ ФИЗИ Ч ЕСВИХ НАУК 016:530 БИБЛИОГРАФИЯ НОВЫЕ КНИГИ ПО ФИЗИКЕ Антонов-Романовский В. В., К и н е т и к а фотолюминесценции к и с а л л о о с о в. М., Изд-во "Наука", 1966, 324 стр. с граф. (АН СССР. Физ. ин-т им. И. Н. Лебедева). Библиогр. (182 назв.), ц. 1 р. 22 к. С о д е р ж а н и е :...»

«Экспериментальная школа №1189 им. И.В. Курчатова Газовые законы Составитель: Бойченко А.М. Пособие по физике, 10 класс термодинамика, ч. 1 газовые законы Москва 2006 PDF created with pdfFactory Pro trial version www.pdffactory.com Термодинамика Газовые законы Оглавление...»

«Электронный журнал "Структура и динамика молекулярных систем". №7,А, 2009 г УДК 571.27; 576.27 ВЛИЯНИЕ АНТИТЕЛ К ДНК КЛАССА IGG НА НЕЙТРОФИЛЫ ЧЕЛОВЕКА IN VITRO Иванова В.В., Невзорова Т.А. Казанский государственный университет им. В.И.Ульянова...»

«Вопрос Первый закон Ньютона. Инерциальные системы отсчета. Вопрос 1уровень. Какая из приведенных формул является математическим выражением закона Джоуля-Ленца?а) Q=IUt б) Q=I2Ut в) Q=IEt г) Q=Irt 2 уровень. Определите работу А, совершаемую...»

«УДК 613.86-057.874:616-072.8 ОПРЕДЕЛЕНИЯ ЭМОЦИОНАЛЬНОЙ СОСТАВЛЯЮЩЕЙ И ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО СОСТОЯНИЯ УЧЕНИКОВ С ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ АППАРАТА КСД Дяченко А. В. Харьковский национальный университет имени В. Н. Каразина Харьков, Украина Нами была протестирована эмоциональная составляющая и энер...»

«Программа "Решение экспериментальных и расчетных задач Школьное образование нуждается в непрерывном совершенствовании. Установлено, что без практического применения (решение задач, головоломок) знания быстро теряются из-за естественных процессов...»

«ХИМИЯ РАСТИТЕЛЬНОГО СЫРЬЯ. 2009. №3. С. 103–108. УДК 634.424.8:547.978.4 ФЛАВОНОИДНЫЕ СОЕДИНЕНИЯ ПЛОДОВ ФЕЙХОА М.Р. Ванидзе1*, А.Г. Каландия1, А.Г. Шалашвили2 © Государственный университет им. Шота Руставели, ул. Ниношвили, 35, Батуми, 6010 (Грузия) E-mail: aleko.kalandia@Gmail.com Институт биохимии и биотехнологии АН Г...»

«Министерство образования и науки РФ Смоленский государственный университет Системы компьютерной математики и их приложения Материалы XIV Международной научной конференции, посвященной 90-летию профессора М.Б. Балка Выпуск 14 Смоленск Издательство СмолГУ УДК 621.396.218 Печатается по решению ББК 32.97 редакционно-издательского С 40...»

«ПРОГНОЗ ПОРОВЫХ ДАВЛЕНИЙ НА ОСНОВЕ ГЛУБИННО-СКОРОСТНОЙ МОДЕЛИ В РАЗРЕЗЕ БОЛЬШЕХЕТСКОЙ ВПАДИНЫ. М.А. Обухова* (Яндекс.Терра, ООО Сейсмотек), И.К. Кузнецов (Яндекс.Терра, ООО Сейсмотек), Д.В. Миткалев (ООО "Пургеофизика"), А.А. Качкин...»

«IV Международная конференция "ЭОС–2010" ПЛЕНАРНЫЕ ДОКЛАДЫ IV Международная конференция "ЭОС–2010" П-1. ЭКСТРАКЦИЯ ОРГАНИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЙ В ВОРОНЕЖЕ: 35 ЛЕТ ПУТИ П. Т. Суханов, Я. И. Коренман Госуд...»

«КАЛУГИН Андрей Сергеевич МОДЕЛЬ ФОРМИРОВАНИЯ СТОКА РЕКИ АМУР И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ ДЛЯ ОЦЕНКИ ВОЗМОЖНЫХ ИЗМЕНЕНИЙ ВОДНОГО РЕЖИМА специальность 25.00.27 гидрология суши, водные ресурсы, гидрохимия АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени...»

«ПРОГРАММЫ ФИЗИКА 10–11 КЛАССЫ базовый и углублённый уровни (ФГОС) по УМК Л. Э. Генденштейна и др. авт.–сост. Л. Э. Генденштейн, А. В. Кошкина Москва Мнемозина ПОЯСНИТЕЛЬНАЯ ЗАПИСКА Настоящие программы по физике для 10—11 классов средней школы составлены...»

«Поурочныс разработки по физике к учебнику Г. Я. Мякишсва, Б.Б. Буховцева З. В гладком цилиндрическом стакане лежит стержень массой кг (рис. 112). Определите силы реакции опо­ m=0,1 ры, если угол между стержнем и дном равен 45°. (-1 Н, 0...»

«стр. 30 из 116 УДК 664.951 РАЗРАБОТКА РЫБНЫХ РУБЛЕНЫХ ПОЛУФАБРИКАТОВ СБАЛАНСИРОВАННОГО ЖИРНОКИСЛОТНОГО СОСТАВА Попова Надежда Николаевна, кандидат химических наук, доцент кафедры сервисных технологий, smaginan@bk.ru, Столбовских Любовь Ивановна, студентка...»

«Збірник наукових праць Українського інституту сталевих конструкцій імені В.М. Шимановського. – Випуск 7, 2011 р. УДК 624.014.012 Структура стандарта предприятия обеспечения технологической безопасности предприятия Колесниченко С.В., к.т.н.,...»

«Направление – Химическая и биотехнология Направление магистратуры – (19.04.01) 240700.68 Биотехнология Профиль – промышленная биотехнология Примерный тестовый материал по философии естествознания (3 поколение) Блок 1 Взаимосвязь науки и философии основана на: 1.А) единстве инте...»

«LXXI Московская олимпиада школьников по химии Заключительный этап теоретический тур 2015 год 9 класс 1. В газовой зажигалке находится 2,2 г жидкого пропана С 3 Н8. Сколько л воздуха (н.у.) требуется для полного сгорания всего пропана из зажигалки? Приведите у...»

«УДК 681.2.083 ПРИБЛИЖЕННЫЙ АНАЛИЗ ДИНАМИКИ ДВИЖЕНИЯ ДЕФЛЕКТОРА ТЕПЛОПЕЛЕНГАТОРА В РЕЖИМЕ АНТИСКАНА В.В. Крыжановский, В.Л. Левшин, Б.О. Берников ОАО “НПП “Геофизика-Космос”, МГТУ им. Н.Э. Баумана, Моск...»

«1971 г. Ноябрь Том 105, вып. 3 УСПЕХИ ФИЗИЧЕС КПХ НАУК ФИЗИКА НАШИХ ДНЕЙ 681.2.081 ФУНДАМЕНТАЛЬНЫЕ ФИЗИЧЕСКИЕ ПОСТОЯННЫЕ*) Б. Тейлор, Д. Лапгенберг, У. Паркер Эксперименты по повторном...»

«Программа краткосрочного повышения квалификации преподавателей и научных работников высшей школы по направлению "Методы и технологии получения наноструктурных материалов" на базе учебного курса "Методы получения наноматериалов, их диагностика и особенности процессов, протекающих в нанодисперсных системах" Цел...»

«Р О ССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК СИБИР СКОЕ ОТДЕЛЕНИЕ ОБЪЕ ДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ГЕ О Л О ГИИ, ГЕ ОФИЗИКИ И МИНЕРАЛ ОГИИ им. А.А. ТР ОФИМУКА БОРИС СЕРГЕЕВИЧ СОКОЛОВ СРЕДИ НАУК ЗЕМЛЕ И ЖИЗНИ О НОВОСИБИРСК ИЗДАТЕЛЬСТВО СО РАН...»

«УДК 53:51 ДРУГОЙ ВЗГЛЯД НА НЕКОТОРЫЕ ФИЗИЧЕСКИЕ ПРЕДПОЛОЖЕНИЯ Л.П. Гнатюк-Данильчук, инженер Московский Государственный университет машиностроения, Россия Аннотация. В данной работе автор приводит уточнения в предположениях некоторых физиков, что может быть необходимо для понимания сути их мыслей. Ключевые сл...»

«Государственная итоговая аттестация по образовательным программам среднего общего образования в форме государственного выпускного экзамена. Физика (устный экзамен) 2014-2015 учебный год Методические материалы для под...»








 
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.