Теория атомных столкновений - Мотт Н.
Скачать (прямая ссылка):
рассеяние. Из экспериментальных данных, рассмотренных в § 2,
следует, что для ядер
средней массы, повидимому, имеем
Г]ж>-~ 1.4Я1/* • 10-3 эв, (13.106)
где Е - энергия нейтрона в электрон-вольтах. Для комплексов,
образовавшихся в результате захвата тепловых нейтронов, Гг порядка 0,1
эв; эта величина, вероятно,' не меняется существенным образом при
изменении энергии нейтрона. Мы видим, таким образом, что если энергия
нейтрона превышает 5000 эв, то сечение захватд становится меньше сечения
упругого рассеяния. При таких энергиях применима формула
(13.104а), так что,
полагая (как и в § 2)/)^10эв, получаем
А2 Г
QT jj % 0,8 ¦ 10- см2 при Е - 5 кэв.
В тех случаях, когда энергия нейтрона достаточна для воз-
буждения, член рнеупр. приобретает существенную роль и начинает превышать
Гп. Парциальная ширина уровня для испускания нейтрона, при котором
остаточное ядро обладает энергией возбуждения U эв, будет сперва порядка
1,4 • 10_3 (E - U)1/2 эв. Число таких возбужденных состояний быстро
возрастает с увеличением энергии, так что доля ширины уровня,
обусловленная каждым таким состоянием, вскоре начинает превышать Гупр. в
том случае, когда может быть возбуждено большое число уровней, становятся
применимыми статистические формулы, приведенные в гл. VIII, § 8. В этом
случае рнеупр. порядка DN, где N - число возбужденных состояний, в
которых ядро может остаться после испускания нейтрона, тогда как гуцр-
порядка D. Относительная вероятность того, что ядро останется в данном
возбужденном состоянии, пропорциональна плотности уровней в
соответствующей области. Поэтому значительно более вероятно, что ядро
останется в высоко возбужденном состоянии; при этом большее количество
вылетевших нейтронов будет обладать малой энергией (см. гл. VIII, § 8).
Типичный ход зависимости Гг, ГупР- и Г|еУпР- от энергии возбуждения для
тяжелых ядер показан на фиг. 69.
398
ГЛ. XIII. ЯДЕРНЫЕ СТОЛКНОВЕНИЯ
Эти общие заключения находятся в согласии с опытом, хотя для
рассматриваемой области значений энергии мы еще не распо-' лагаем
достаточно точными данными1).
Переходя к рассмотрению эффектов, связанных с воздействием заряженных
частиц, следует отметить, что приведенные выше общие соображения
справедливы также и при определении относительных вероятностей различных
процессов распада образовавшегося комплекса. Таким образом, столкновение
с быстрой ' заряженной частицей скорее всего приведет к распаду ядра,
сопровождающемуся испусканием нейтрона с малой энергией. Это справедливо
даже в том случае, когда энергия возбуждения комплекса, образовавшегося
путем захвата заряженной частицы, настолько велика, что может иметь место
испускание одной или нескольких заряженных частиц с энергиями,
достаточными для прохождения через барьер. Благодаря большой внутренней
энергии дейтрона это часто может иметь место при захвате дейтрона с
энергией в несколько Мэе. Таким образом, если В-высота барьера, а ЕР-
энергия, освобождающаяся при испускании заряженной частйцы Р, в
результате которого остаточное ядро оказывается в своем основном
состоянии, то уровни энергии последнего после вылета частицы Р лежат в
интервале (Ер-В) вблизи основного уровня. В случае испускания нейтронов
этот интервал равен Еп. Поскольку величина Еп сравнима с ЕР, она будет
намного больше, чем (ЕР-В). Полная ширина уровня, соответствующего
испусканию данной частицы, примерно пропорциональна числу возможных
конечных состояний остаточного ядра, а это число возрастает
экспоненциально по мере увеличения интервала энергии над основным уровнем
(см. § 2). Отсюда ясно, что обычно наиболее существенным процессом будет
процесс испускания нейтрона.
Среди заряженных частиц, обладающих достаточной энергией для преодоления
потенциального барьера, наибольшая вероятность испускания будет отвечать
тем частицам, для которых (ЕР-В) имеет наибольшее значение. В случае
отсутствия таких
Энергия возбуждения комплекса (в Мэв)
Фиг. 69. Схематический график зависимости парциальных ширин уровней Гг,
Гу, Г", Гу пр. от энергии возбуждения
П
тяжелого составного ядра.
*) См., однрко, [100].
§ 5. СТОЛКНОВ. БЫСТРЫХ ЧАСТИЦ СО СРЕДНИМИ И ТЯЖЕЛ. ЯДРАМИ 399
частиц, которые могли бы преодолеть потенциальный барьер, относительная
вероятность испускания частицы определяется комбинированным влиянием
проницаемости барьера и числа возможных конечных уровней. Поэтому
вероятность испускания а-частицы часто оказывается сравнимой с
вероятностью испускания протона-меньшая проницаемость барьера
компенсируется в этом случае большим числом возможных конечных состояний,
обусловленным малостью внутренней энергии а-частицы. С другой стороны, в
случае дейтрона, в связи с его большой внутренней энергией, число
конечных состояний оказывается настолько ограниченным, что испускание
дейтрона из комплекса наблюдается очень редко.
Сечение Q%, соответствующее образованию комплекса путем захвата
заряженной частицы Р, отличается от соответствующего сечения Qn,
