Ядра в лучах лазера - Гангрский Ю.П.
Скачать (прямая ссылка):
Другая область воздействия лазерного излучения на ядерные процессы — резонансное возбуждение ядерных уровней Y"KBaHTaMH или нейтронами. В этом случае сечение возбуждения очень сильно зависит от того, насколько энергия, вносимая в ядро, отличается от энергии ядерного уровня. Выражение для сечения имеет вид;
Г2
а==0Г°(?—?0)2+Г2 >
где E и E0 — соответственно энергия возбуждения и энергия ядерного уровня; Г — ширина этого уровня; o0 — константа, определяемая свойствами бомбардирующей частицы (ее длиной волны, спином) и возбуждаемого уровня.
При точном резонансе (? = E0) это сечение может достигать 10~20—10~21 см2, а вдали от резонанса падать в десятки раз. Получить достаточно интенсивные потоки Y-квантов или нейтронов с энергией, соответствующей резонансной, практически невозможно. Как правило, они имеют довольно широкий спектр энергий, и число нейтронов или Y-квантов с резонансной энергией составляет очень малую долю. Монохроматические Y-кванты испускаются при радиоактивном распаде, и их интенсивность может быть достаточно большой. Для возбуждения ядерных уровней можно выбирать те Y-кванты, которые испускаются при распаде тех же уровней после ?-paena-да материнского ядра. Однако и в этом случае резонанса не будет, так как часть энергии Y-кванта будет передана ядру в результате отдачи при распаде и поглощении. Эта часть энергии определяется из закона сохранения импульса при распаде:
где M — масса ядра; с — скорость света. Известен ост-роумный способ значительного уменьшения энергии от* дачи, когда импульс у-кзанта передается не отдельному ядру, а целой кристаллической решетке (эффект Мёсс« бауэра), и тогда энергия у-кванта не выходит из резонанса. В целом ряде случаев энергия отдачи составляет несколько электронвольт, т. е. соответствует квантам светового излучения. Поэтому возможна компенсация этой энергии за счет возбуждения колебаний атомов кристаллической решетки электромагнитным полем лазерного излучения. Длина волны и мощность лазерного излучения подбираются такими, чтобы энергия колебаний ядер была достаточна для компенсации отдачи при испускании и поглощении у-квантов. Это снова приве* дет к резонансу, и сечение поглощения значительно увеличится.
Такой же эффект может наблюдаться и при возбуждении ядерных уровней медленными нейтронами. Воздействие переменного электрического поля лазерного излучения достаточной мощности на систему из ядра и нейтрона приводит к образованию двух дополнительных сателлитных резонансов с энергиями, отличающимися от основного резонанса на величину энергии лазерного кванта. Сечение возбуждения этих сателлитных резонансов может быть сравнимо с сечением возбуждения основного резонанса уже при доступных мощностях импульсного лазерного излучения (~ 1012 Вт/см2). Это приведет к существенному росту сечений захвата и рассеяния нейтронов ядрами в зоне лазерного излучения.
Особый интерес представляют такие случаи, когда исследуемый уровень лежит ниже энергии связи нейтрона, а его сателлит — выше. Тогда захват тепловых нейтронов на этот уровень будет происходить только в присутствии лазерного излучения. На опыте это приведет к резкому росту сечений зяхзата или рассеяния нейтрона (а для тяжелых ядер — и деления) з зависимости от частоты и напряженности электромагнитного поля лазерного излучения.
Было бы очень интересно наблюдать поглощение лазерного излучения непосредственно атомными ядрами. Как уже отмечалось выше, такой процесс практически невозможен из-за очень большой разницы в энергиях квантов лазерного излучения и ядерных уровней. Однако для возбужденных ядер картина может изменить-
ся ;
ся. При достаточно большой энергии возбуждения (от 5 до 7 МэВ в зависимости от массы и нуклонного состава ядра) среднее расстояние между уровнями уменьшается до нескольких электронвольт, т. е. становится близким к энергии световых квантов. Ядра с такой энергией возбуждения можно получить, облучая их нейтронами малых энергий или у-квантами. Воздействие на эти ядра световым излучением лазера может привести к ряду новых эффектов.
Поглощение ядром светового кванта практически не меняет его энергию возбуждения, в то время как спин ядра изменяется на единицу (такова величина спина фотона). Изменение спина ядра на единицу может существенно повлиять на ход некоторых ядерных процессов. Одним из таких процессов является деление тяжелых атомных ядер на два осколка. Вероятность этого процесса определяется высотой барьера деления, которая зависит от спина делящегося ядра.
Для ядер с четным числом протонов и нейтронов высота барьера будет минимальной (а следовательно, при тех же энергиях возбуждения вероятность деления — наибольшей), когда спин ядра будет равен O+, т. е. угловые моменты нуклонов скомпенсированы. Для состояний со спинами 2+ или 4+ барьер повышается немного и существенно для состояний с отрицательной четностью со спинами 0~, 1- и т. д. (рис. 14).
При захвате ядрами у-квантов низких энергий их спин обычно меняется на единицу, поэтому ядра с четным числом протонов и нейтронов образуют состояния со спинами 1~, т. е. состояния с высоким барьером деления. Если при этом произойдет и захват лазерного кванта с энергией в несколько электронвольт, то в результате сложения моментов обоих квантов возбуждаются состояния со спинами O+ и 2+, для которых барьер деления существенно ниже, на 0,5—0,8 МэВ. Сечение одновременного поглощения у-кванта и светового кванта определяется интенсивностью лазерного излучения и матричным элементом перехода между соседними уровнями возбуждаемого ядра. Величина этого элемента неизвестна, и ее измерение представляло бы большой интерес для выяснения структуры высоковозбужденных состояний ядер.
