Деление ядер

1967 г. Август
УСПЕХИ
Том 92, вып. 4
ФИЗИЧЕСКИХ
НАУК
539.173
ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР
А. И. Обухов, Н. А. Иерфилов
СОДЕРЖАНИЕ
1.
2.
3.
А.
Γι.
6.
7.
8.
9.
Введение
Представления о делении ядер
Спонтанное деление ядер
Сечение вынужденного деления ядер
Массовое распределение осколков
Зарядовое распределение осколков
Угловое распределение осколков деления ядер
Кинетическая энергия осколков деления
Нейтроны, гамма-кванты и заряженные частицы, испускаемые при делении ядер
Цитированная литература
621
622
625
627
G36
6Ί5
649
655
659
669
1. ВВЕДЕНИЕ
Со времени открытия деления ядер при облучении урана нейтронами х
и спонтанного деления ядер урана 2 проведены многочисленные исследования этого нового вида ядерной реакции *). Уже в первых опытах было найдено, что при делении ядер урана освобождается большая энергия в виде
кинетической энергии осколков деления 7 и вылетает, в среднем на деление,
2—3 нейтрона в. Эти особенности делений ядер послужили основой для
осуществления цепной реакции деления ядер и создания новой отрасли
промышленности — ядерной энергетики.
С постройкой ускорителей заряженных частиц область делящихся
ядер была расширена. К настоящему времени делению подвергнуты ядра
в широкой области массовых чисел при облучении их нейтронами, гаммаквантами и заряженными частицами от протонов и мезонов до ионов неона.
Настоящая статья посвящена обзору экспериментальных данных
о делении ядер. Из-за ограниченных размеров журнальной статьи мы не
могли дать достаточно полную библиографию выполненных работ по делению ядер * * ) , а также вынуждены были исключить из рассмотрения некоторые из вопросов деления, такие, как деление ядер при облучении мезонами, распределение по числу испущенных данным осколком нейтронов
и др., по которым за последнее время существенно новых данных не появилось. Ссылки на большинство более ранних работ, не вошедших в цитируемую нами литературу, могут быть найдены в опубликованных обзорных
статьях, сборниках статей и монографиях, посвященных делению
ядер 3 " 5 ' 9 " 1 9 .
*) Более подробно об открытии деления см. 3 ~ 6 .
**) Цитируемая литература включает работы, опубликованные в основном
до 1966 г.
622
А. И. ОБУХОВ, Η. А. ПЕРФИЛОВ
2. ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ДЕЛЕНИИ ЯДЕР
М о д е л ь ж и д к о й к а п л и . Деление ядра на два осколка сравнимой массы может осуществиться лишь в результате коллективного движения большого числа нуклонов ядра. Единственной моделью ядра к моменту открытия деления, учитывающей коллективное движение нуклонов,
была модель заряженной жидкой капли. Поэтому вслед за открытием
деления ядер Мейтнер и Фриш предложили рассматривать этот процесс
как деление заряженной жидкой капли 2 0 , а вскоре Бором, Уилером 2 1
и Френкелем 2 2 были проведены первые количественные расчеты этого
процесса.
В случае тяжелых ядер взаимное отталкивание электрических зарядов в сильной степени компенсирует действие ядерных сил притяжения,
препятствующих изменению формы ядра, аналогично поверхностному
натяжению жидкой капли. Как показали Бор, Уилер 2 1 и Френкель 2 2 ,
равномерно заряженная несжимаемая капля сферической формы неустойчива по отношению к малым аксиально симметричным деформациям, если
кулоновская энергия взаимодействия зарядов Еас вдвое превышает энергию поверхностного натяжения Е%, когда
El
5
Q-2
Ώ
4Олг*0
72
А ^
K)
Условию нестабильности по отношению к делению удовлетворяют ядра
с Ζ^Λ > ( Ζ 2 Μ ) κ ρ = 10·-^- — , г д е г 0 и О — константы в выражениях, связывающих радиус ядра и энергию поверхностного натяжения с массовым
числом, Я = г0А1/з и Es ~ AnrlA2/3O 2соответственно.
Z /A
Для заряженной капли с χ = • 7 2 ,,— <С 1 сферическая форма устой(Ζ /А)Кр
чива к малым деформациям. Так как для χ > 0,35 потенциальная энергия
исходной капли (поверхностная плюс кулоновская) превышает потенциальную энергию двух равных осколков ее деления, удаленных на бесконечность, то, следовательно, для заряженной капли с χ в интервале от 0,35
до 1 потенциальная энергия должна иметь максимум при некоторой критической деформации. Чтобы ядро с 0,35 < χ << 1 разделилось, в рамках такого классического представления в него должна быть внесена по крайней
мере некоторая минимальная энергия возбуждения, энергия активации,
равная по величине потенциальному барьеру Ef, разнице потенциальной
энергии ядра при критической деформации и потенциальной энергии
исходного ядра.
Описание произвольной деформации жидкой капли представляет
трудную задачу. Для упрощения обычно ограничиваются описанием аксиально-симметричных деформаций капли, разлагая радиус-вектор капли
в ряд по полиномам Лежандра
N
R (Θ) = ^
[ 1 + 2 ОпРп (cos θ) ] ,
(2)
1
где серия N коэффициентов ап определяет форму капли, а параметр λ нормализует ее объем к исходному значению (4/3) пЩ. Исследуя
потенциальную энергию деформированной капли как функцию Ат переменных ап,
можно найти форму ядра при критической деформации, которой соответствует наименьшая потенциальная энергия (седловая
точка на поверхности
потенциальной энергии). Бор и Уилер 3 1 рассмотрели симметричную
ДЕЛЕНИЕ
623
ЯДЕР
деформацию заряженной жидкой капли, ограничившись в разложении
радиуса-вектора (2) первыми членами Р2 и Р 4 - Это позволило им определить барьеры деления только для ядер, близких к границе стабильности,
(Ζ2Λ4)Κρ· В последующих работах 23 · 2 4 рассматривались симметричные
деформации ядер, соответствующие большему числу членов в разложении
(2). Так, Б численных расчетах Коэна и Святецкого 2 4 число членов разложения N равно 18, что позволило авторам определить форму ядер при критической симметричной деформации и соответствующие барьеры для ядер,
далеких от границы стабильности. Вычисленные величины барьеров деления 2 4 можно приближенно представить как
f
= 0,83 ( 1 - х ) 3 El
:
= 0,38 (0,75-ж) Й для
для
У"""""" X <c i ,
1
2
I
(3)
о
На рис. 1а и 16 представлены вычисленные Коэном и Святецким барьеры
деления и соответствующая им форма ядер при критической симметричной деформации для нескольких значений х.
В ряде работ 23· 2 4 исследовалась устойчивость симметричной формы заряженной жидкой
капли при критической деформации по отношению к асимметричным деформациям типа
аз, а 5 и т. д. Как было найдено,
добавление асимметричной ком#7 #£ #? #?
поненты деформации к симметричной критической деформа- Рис. 1а. Форма ядер в седловой 4 точке в модели жидкой капли - .
ции капли приводит к увеличению потенциальной энергии
капли для χ > 0,39. Таким образом, в модели жидкой капли для ядер
c i > 0,39 потенциальный барьер для симметричной деформации является
наинизшим барьером на поверхности потенциальной энергии (седловая
точка).
Коэн и Святецкий 2 4 вычислили также потенциальную энергию двух
одинаковых равномерно заряженных эллипсоидов в контакте. Они нашли, что для χ << 0,7 минимальная потенциальная энергия такой системы
соответствует рассчитанным значениям барьеров деления, а форма осколков в момент разделения близка к форме будущих осколков в седловой
точке, в отличие от тяжелых ядер с а ; > 0,7, для которых форма ядра при
критической деформации (рис. 1) существенно отличается от двух эллипсоидов в контакте.
Струтиыскип и др.
решив вариационное уравнение для поверхности заряженной жидкой капли, минимизируя потенциальную энергию
капли на каждом этапе ее деформации, нашли в результате, что на всем
пути до момента разделения капли минимум ее потенциальной энергии
соответствует симметричной конфигурации капли, за исключением ядер
с χ 2^ 0,8, для которых при критической деформации, возможно, появляется
неустойчивость к асимметричным деформациям 2 6 . В этих расчетах найдено, что форма ядра в седловой точке и барьеры деления близки к значениям, полученным Коэном и Святецким. Струтинским проведен также
вариант расчета деформации ядра с переменным поверхностным натяжением, зависящим от кривизны поверхности ядра 2 ΰ . Найдено, например,
что расчетные значения формы ядра в седловой точке (точнее, значения
624
А И. ОБУХОВ, Н. А. ПЕРФИЛОВ
момента инерции) в этом случае лучше согласуются с экспериментальными
значениями (см. раздел 7), чем расчетные значения для ядра с постоянным
поверхностным натяжением.
К а н а л ы д е л е н и я ; г и п о т е з а О. Б о р а . Согласно Бору
и Уилеру 2 1 вероятность деления ядра определяется отношением числа
состояний ядра при критической деформации TV/, которые доступны при
данной энергии возбуждения, к числу состояний исходного ядра, так что
где Af есть вероятность распада в единицу времени данного уровня составного ядра путем деления, Tf — делительная ширина рассматриваемого
уровня, D — среднее расстояние между уровнями составного ядра.
Рассматривая деление как квантовомеханический процесс туннельного проникновения осколков через
потенциальный барьер, Хилл и Уил е р 2 7 связали вероятность деления
ядра с разницей между энергией возбуждения ядра Ε и высотой барьера
Ef параболической формы (перевернутая кривая потенциальной энергии
гармонического осциллятора)
D
2л;
1
-exp
}·
(5)
где ω — частота колебаний гармо0.3
0,5 Οβ 0,7 0,8 0,9 1,0 нического осциллятора. Выражение
х
в фигурных скобках (проницаемость
34
Рис. 16. Расчетные и экспериментальбарьера) равно 0,5 при энергии воз52
7S
B7
ные > >
значения барьера деления,
буждения ядра Ε = Ef, экспоненв относительных единицах EffE®, в зациально
уменьшается с уменьше2
2
висимости от χ — (Z /A)/(Z /A)Kp.
нием Ε и обращается в единицу,
Для экспериментальных значений принято
когда энергия возбуждения ядра
2 3
2
Е® = П, 8· А / Мае, (Z /A)F =48,0.
значительно превышает высоту барьера. В самом общем виде среднее
значение делительной ширины ряда близлежащих уровней составного
28
ядра со спином / и четностью π будет
1
2π
λ
1 + ехр [(£,';£-
2π
(6)
где суммирование производится по всем возможным состояниям ядра в седловой точке (каналам деления) со спином / и четностью π, с каждым из которых связано свое значение барьера деления #/д, а УУЭФФ — эффективное число каналов деления.
В 1955 г. О. Бор 2 9 предположил, что при энергии возбуждения ядра,
не слишком превышающей барьер деления, когда большая часть энергии
возбуждения превращена в седловой точке в энергию деформации ядра,
для ядра в седловой точке имеется лишь небольшое число доступных со-
ДЕЛЕНИЕ
ЯДЕР
025
стояний (каналов деления). Далее он предположил, что спектр состояний
ядра в седловой точке, спектр каналов деления, подобен спектру возбужденных состояний того же ядра вблизи равновесия, т. е. спекгру состояний, соответствующих возбуждению коллективных степеней свободы ядра
(вращательных и колебательных) и нуклонных степеней свободы. Так,
например, спектр возбужденных состояний в седловой точке четно-чегного
делящегося ядра, как можно ожидать согласно этой гипотезе, состоит из
ротационной полосы уровней основного состояния с К — 0, Ιπ — О"1",
2 + , 4 + и т. д., второй полосы на несколько сотен кэв вытпе уровней с К =- 0,
1Л ~ 1", 3', 5^ и т. д.*). При еще больших энергиях возможны более комплексные ротационно-вибрационные состояния, наконец, при энергиях
около 2 Мэв (см. раздел 7) — одночастичные состояния, обязанные появлению первых двух неспаренных нуклонов в ядре 2 а .
Гипотеза каналов деления оказалась плодотворной, как будет видно
ниже, при объяснении многих сторон процесса деления, особенно при объяснении энергетической зависимости сечений деления и угловой анизотропии деления ядер.
3. СПОНТАННОЕ ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР
В случае спонтанного деления ядер мы имеем дело с квантовомеханическим эффектом проникновения осколков через потенциальный барьер,
предсказанным Бором и Уилером 2 l и открытым Флеровым и Петржаком 2 . Проницаемость осколков
через потенциальный барьер
должна увеличиваться, а время
жизни ядра по отношению
к спонтанному делению уменьшаться с ростом параметра делимое ш Z2/A, так как в этом
случае, согласно модели жидкой капли, уменьшается величина потенциального барьера.
На рис. 2 представлены имеющиеся к настоящему времени
данные о зависимости времени
полураспада для спонтанного
деления ядер 2V2 от Z2/A. Основная наблюдаемая закономерность в этой зависимости, как
и ожидается из модели жидкой
капли,
есть
уменьшение 3 4
Τι а (сп) с ростом Ζ2/Α. Однако,
как видно из рис. 2, эта зависимость не является универсальной: для четно-четных изотопов
данного элемента 7V2 (сп) сначала возрастает с увеличением массового числа изотопа (с увеличением числа нейтронов), достигает Рис. 2. Зависимость времени полураспада ядер
спонтанного деления 7\/2 (сп)
от Z2IA
максимума и затем уменьшает- путем —параметра
делимости ядра 3 0 ~ 3 3 .
35
ся . Другое отклонение от
простой зависимости заключается
в ΙΟ 3 — 10β раз
в
увеличении
*) К — проекция углового момента ядра / на его ось симметрии.
626
А. И. ОБУХОВ, Н. А. ПВРФИЛОВ
Τι/2 (сп) ядер с нечетным массовым числом в сравнении с четно-четными
ядрами с тем же значением параметра ZVA. Оба из указанных отклонений
связаны, по-видимому, с тем, что величина барьера деления зависит не
только от Ζ2/Α ядра, как это предсказывается в модели жидкой капли,
но и от соотношения между числом нейтронов и протонов в ядре, в конечном счете—от структуры ядра.
37
Святецкий
нашел эмпирическую зависимость Tlf (сп) от Z*/A, в которой
отклонение Tlf (сп) от ожидаемого значения по модели жидкой капли связывается
с отклонением 6т массы ядра от значения по полуэмпирической массовой формуле
модели жидкой капли. Последнее отклонение приводит к флуктуации величины
барьера и, в конечном счете, к отклонению периодов полураспада. Другое предложенное в рамках простой обобщенной модели ядра объяснение аномально больших времен жизни по отношению к спонтанному делению ядер с нечетным массовым числом
38 39
заключается в следующем , , Из-за сохранения спина ядра и четности в процессе
деления ядра с нечетным массовым числом нечетный нуклон в процессе деформации
не может перейти на другие уровни, даже если это приведет к выигрышу в энергии, и,
следовательно, состояние такого ядра при прохождении через потенциальный барьер не
совпадает с самым нижним энергетическим состоянием. В случае же четно-четных делящихся ядер спаренное состояние с нулевым спином является, по-видимому, наинизшим
состоянием при всех деформациях, включая критическую. Юханссон 4 0 , предполагая,
что схема уровней Нильссона действительна вплоть до деформаций ядра в седловои
точке, экстраполировал положение уровней в седловои точке и оценил влияние
одиочастичных эффектов на величину барьера деления- С учетом этих эффектов
он получил плавную зависимость Г у (сп) от Z2/A, как это вытекает из модели
жидкой капли. Однако предсказанные Юханссоном значения Tlf (сп) для элементов
102 и 104 в сильной степени расходятся с экспериментальными значениями 32> 3 3 ,
что является, по-видимому, следствием больших приближений в определении положения нуклонных орбит и оценки деформаций основного состояния ядра и ядра в седловои точке.
Фонг указал 4 l на возможную связь между различием Тх, (сп) для четно-четных
и Л-нечетных спонтанно делящихся ядер и зависимостью энергии парной корреляции
нуклонов от деформации ядра. Чтобы объяснить наблюдаемое различие в Тх, (сп),
необходимо предположить разницу в энергии спаривания в седловои точке и основном
состоянии четно-четного ядра ~ 0,4 Мэе. Как было недавно найдено в опытах
по изучению угловой анизотропии деления 4 2 (см. раздел 7), величина энергетической
щели четно-четного делящегося ядра Ри 2 4 0 в седловои точке Α%'τ почти вдвое превышает величину энергетической щели ядра Ри 2 4 0 в основном СОСТОЯНИИ Δ Ο . Барьер деления четпо-четного ядра, Ef (ч-ч) = Ef (неч) + (Δ ο — Δ£ ι Τ ), вследствие этого меньше
примерно на 0,7 Мэв барьера деления соседнего нечетного ядра, что соответствует
увеличению времени жизни нечетного ядра по отношению к спонтанному делению
в сравнении с четно-четным ядром примерно в 2 · 10 3 раз 4 2 и близко к экспериментально наблюдаемым отклонениям.
В последние годы было обнаружено интересное явление аномально
быстрого распада спонтанно делящихся ядер, полученных при облучении
тяжелых ядер частицами. Впервые быстро распадающаяся путем спонтанного деления фракция была обнаружена 4 3 в 1962 г. при облучении урана
ускоренными ионами О16 и Ne 22 , а впоследствии и при облучении плутония
и америция нейтронами, дейтонами и альфа-частицами 44 ~ 4в . Как установлено 44 , период полураспада ядер Am 242 в ~10 1 9 раз меньше времени,
ожидаемого по систематике времен распада (см. рис. 2). Этот аномально
быстрый распад связывается со спонтанным делением ядра Am 242 из изомерного состояния с энергией 2—3 Λ/эб44-45. К настоящему времени обнаружено спонтанное деление ряда ядер из изомерного состояния с периодом
полураспада от 0,8 мсек до 60 сеп^. Как было недавно найдено 47 , спонтанное деление из изомерного состояния ядер Am 242 преимущественно асимметрично, подобно обычному спонтанному делению ядер (см. раздел 5,1).
По-видимому, это только первые примеры изучения спонтанного деления
ядер из изомерного состояния.
027
ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР
4. СЕЧЕНИЕ ВЫНУЖДЕННОГО ДЕЛЕНИЯ ЯДЕР
4.1. Д е л е н и е
ядер при низких
возбуждения
энергиях
В случае деления тяжелых ядер при облучении нейтронами ядра-мишени условно можно подразделить на две группы: ядра, делящиеся и неделящиеся при облучении их тепловыми нейтронами (рис. 3 итабл. I). В первом
Сечения деления ядер
Ядромишепь
Thaae
VJ232
Т_]23!} * )
TJ235 * )
°t
32-1-3
77-1-10
524,5+1,9
527,7+2,1
577,И 0,9
579,5+2,0
Таблица I
при облучении тепловыми нейтронами
Литература
Ядромишень
49
р и 239 *)
<(
p u 241 *)
50
49
ЛШ 2 4 2 *!
50
Am2i2m
*) Рекомендованные
2200 м/сек.
>
740,6+3,5
742,4+3,5
9504-30
1009+9
2900+1000
6000^500
Литература
Ядромишень
49
50
49
50
49
Cf249
C
f250
Cf251
Лнтерат>ра
2300 ^ЗСО
2300+300
1735+70
350
3000+260
49
19, 50 среднемировые значения σ/ для нейтронов
случае барьер деления (Е/) составного ядра меньше, во втором случае
— больше энергии связи нейтрона (Вп) в составном ядре. Сечения деления
Энераия
, Мзб
Рис. 3. Зависимость сечения деления ядер от энергии нейтронов (компиляция данных и ссылки
на первоисточники
приведены в статье Хенкеля 4Й) (σ—к би).
ядер первой группы с повышением энергии нейтронов сначала спадают,
испытывая ряд резонансных подъемов49, и при энергии нейтронов
1—5 Мэв образуют первое плато (см. рис. 3). Ядра второй группы начинают делиться лишь при некоторой пороговой энергии нейтронов, их
сечения деления сначала круто возрастают, а затем достигают насыщения,
628
А. И. ОБУХОВ, Н, А. ПЕРФИЛОВ
первого плато. При повышении энергии нейтронов свыше 5 Мэв характер
изменения сечения деления двух групп ядер подобен (рис. 3).
Д е л е н и е я д е р в б л и з и б а р ь е р а . Для ядер типа L1238,
232
Th изучение функции возбуждения деления при энергиях возбуждения,49
меньших барьера деления,
возможно при облучении их нейтронами
(см. 5 2рис. 3), фотонами51 и2 3нейтронами
от срыва дейтонов, в (с?, р/)-реакции . Для ядер же типа U 3 , U 2 3 5 , Pu 2 3 9 подобное изучение возможно лишь
в двух последних случаях, так как уже при облучении тепловыми нейтронами сечения деления этих ядер составляют несколько сотен барн (см.
табл. I). Общей закономерностью деления ядер при энергиях возбуждения
Е*, меньших барьера деления, является быстрый, экспоненциальный рост
σ/ с увеличением Е*.
При облучении U 2 3 8 нейтронами53, в реакции (п,
/), U 2 3 3 , U 2 3 5 и Pu 2 3 9
52
нейтронами от развала дейтонов, в (^,р/)-реакции , в функции возбуждения деления были обнаружены нерегулярности, которые связываются
с проявлением дискретной структуры ядерных уровней в седловой точке,
каналов деления. С возрастанием энергии возбуждения в области ниже
барьера деления сечение деления возрастает каждый раз, когда проявится очередной эффективный барьер деления. Согласно (5) вероятность проникновения через потенциальный барьер равна 0,5, когда энергия возбуждения равна по величине барьеру деления. В соответствии с этим, в качестве величины Ef принимается значение Е*, при которой сечение деления
составляет половину от значения
на первом плато. Определенные таким
52
образом3 3 9 Нортропом
и
др.
значения
барьера деления для составных
ядер U , U 2 3 6 , U 2 3 4 , Ρα 2 4 0 равны соответственно 6,34; 5,79; 5,27 и 4,77 Мэв.
Имеется ряд неопределенностей при определении величины барьера деления
по энергии £ * , при которой сечение деления составляет половину значения на нервом плато. Так, по определению, величина барьера деления связана с точностью установления первого плато в сечении деления. Часть изломов в функции возбуждения
может быть пропущена из-за недостаточной точности измерений. Из обнаруженных
изломов часть может быть обязана конкуренции испускания нейтронов. Это относится
к случаю определения барьера деления ядер с Ef >• Вп. Из-за отсутствия детальной
информации о вероятности эмиссии нейтронов из составного ядра трудно установить
в этом случае, какие изломы в функции возбуждения обязаны барьеру деленпя. Как
было указано Усачевым и др. 5 4 , имеется еще одна неопределенность в определении
величины барьера деления. Для ядер, у которых Ef < Вп и у которых единственным конкурирующим с делением процессом при Е* < Ef есть испускание
фотона, делимость достигает половины делимости на плато, когда делительная
ширина Гу становится равной радиационной ширине Γ ν , что соответствует энергии
возбуждения, .меньшей величины
барьера
деления на несколько сотен кэв в случае
234
236
240
деления составных ядер U , U , Pu .
Как было найдено в достаточно прецизионных измерениях 49> 5 5 " 5 8 ,
сечение деления ряда ядер с порогом £ f t > 0 B далекой подпороговой области не уменьшается по экспоненциальному закону с уменьшением Е*,
а имеет примерно постоянное значение в достаточно широкой области
Е* 2 4<<
Ef. Это может быть связано с тем, что при облучении, например,
Pu 0 , нейтронами деление в этой области энергий происходит
через кана241
лы с К = 1/2~ или5 73/2~, которые для составного
ядра
Pu
находятся,
по-видимому, ниже , чем каналы с К = 1/2+. Сечение деления примерно
постоянно в широкой области энергий, так как увеличение проницаемости
барьера с ростом энергии р-нейтронов компенсируется уменьшением сечения образования составного ядра при их поглощении 57> 58 .
Р е з о н а н с ы в с е ч е н и и д е л е н и я . Характерными
особен233
235
ностями
резонансной
структуры
сечения
деления
ядер
U
,
U
, Pu 2 3 9
и Pu 2 4 1 являются большие отклонения от среднего делительных ширин
Tf резонансов и, в значительной мере, асимметричная форма большого
ДЕЛЕНШ: ЯДЕР
629
числа резонансов 49 . Эти особенности в поведении сечения деления ядер
связываются с ограниченным числом возможных при данной энергии состояний ядра в седловой точке, каналов деления. В проведенных до сих пор
анализах сечений деления ядер в резонансной области учитывалась интерференция близлежащих уровней 5 9 6 0 , но при этом считалось, что положение
максимума резонанса в σ/ совпадает с положением уровня составного ядра.
Согласно статистической трактовке Портера — Томаса 61 флуктуации делительных ширин Tf могут быть описаны х2-распределением с числом степеней свободы ν, совпадающим с числом эффективно открытых каналов деления Nf от ~ 2 до 4. Определение числа каналов деления непосредственно
с помощью формулы (4), .V/ 2π < I\ ;> ID, дает значительно меньшие
значения .V/ от 0,18 до 0,65 в2. Согласно же систематике возможных состояний ядер 2 8 число открытых каналов деления в случае облучения U 2 3 3 ,
235
а39
U
и Ри
s-нейтронами равно примерно 1,5 в первых двух случаях
и 0,5 — в последнем случае, в среднем для двух спиновых состояний / —
h ± 1/2.
Как указал недавно Линн 8 3 , несоответствие в числе каналов деления,
определенном из эксперимента согласно формуле (4) и предсказанном теорией каналов деления, может быть следствием недооценки средней делительной ширины резонансов < Г/>, что в свою очередь является следствием трактовки резонансов, которые в действительности во многих случаях
являются квазирезонансами, результатом интерференции уровней. Линн 6 3
промоделировал интерференцию уровней ядра, задаваясь числом каналов
деления, близким к предсказываемому теорией, и в результате нашел, что
многие из уровней составного ядра не «проявляются» в моделированных квазирезонансах (22 вместо 34), квазирезопансы во многих случаях не совпадают по положению с уровнями составного ядра и имеют асимметричную
форму. Анализ квазирезонансов по формуле Брейта — Вигнера для изолированного уровня приводит к числу каналов деления Nf—- 0,8, близкому
к экспериментальному значению 62 для U 2 3 3 , а сравнение распределения
по величине Г^ квазирезонансов с /^-распределением дает ν - 4. Таким
образом, Линн 0 3 , задаваясь параметрами, близкими к ожидаемым по теории каналов деления, воспроизвел основные особенности наблюдаемых
резонансов в сечении деления ядер.
Л. 2. Д е л е н и е
ядер при средних
возбуждения
энергиях
Д е л е н и е , в ы з в а н н о е н е й т р о н а м и . При энергии нейтронов свыше ~10 кэв средняя делительная ширина уровней образующегося
составного ядра много больше среднего расстояния между уровнями, так
что отдельные уровни уже не проявляются в сечении деления ядер, делящихся при облучении тепловыми нейтронами; сечения деления таких ядер
быстро уменьшаются с ростом энергии нейтрона, как мы уже видели па
рис. 3, и приближенно постоянны между 2 и 5 Мэв. Для ядер с Ζ > 90, у которых Ef > Вп, сечение деления также имеет плато в этой области Еп.
С ростом энергии нейтронов выше 6 Мэв, когда становится энергетически
возможным деление ядра после испускания одного нейтрона, (/г, a'f),
сечения ядер cZ.--90 изменяются скачкообразно (см. рис. 3), достигая
второго плато. Такие скачки в сечении деления наблюдаются также
после испускания 2-го, 3-го и т. д. нейтронов до деления, при энергиях
бомбардирующих нейтронов около 12, Μ и т. д. Μэв 18 ' 4 9 .
Основные особенности поведения функции возбуждения тяжелых ядер
21
были предсказаны Бором и Уилером . Сечение деления на первом
β
У Ф Н , т. 02, в ы п . 4
630
А. И. ОБУХОВ, ϊί. А. ПЕРФИЛОВ
плато может быть представлено как
(7)
где ос — сечение образования составного ядра, Tf и Γ?ί — делительная
и нейтронная ширины, усредненные по многим уровням составного ядра.
При таких энергиях возбуждения вероятностью испускания фотонов
и заряженных частиц можно пренебречь. Зная σ/ и ос в области первого плато, можно с помощью (7) определить Г//Гп. Такие вычисления
были проделаны для ряда ядер 6 4 . Полученные результаты свидетельствуют об увеличении вероятности деления с ростом параметра делимости
ядра Ζ2/Α, а для данного элемента — с уменьшением массового числа изотопа *) (рис. 4). Зная отношение ГуГ„ в области первого плато и предположив, что оно не изменяется с энергией возбуждения, можно оценить
сечения деления ядра при энергиях нейтронов в области второго плато
(середина второго плато — при энергиях нейтронов около 10 Мэв) как
С помощью выражений типа (8) можно, зная Г//Г„ в области первого плато
и экспериментальные сечения деления, последовательно рассчитать значения Tf/Tn для энергий
возбуждения
в области
второго, третьего и т. д.
плато.
Полученные результаты 6 4 > 6 5 свидетельствуют
о том, что Г//Г,, для тяжелых ядер не зависит или
слабо зависит от энергии
возбуждения ядра в этой
области.
Деление, вызванное фотонами.
256 Сечение деления тяжелых
ядер проходит
вблизи
энергии фотонов 14 Мэв
Рис. 4. Значения Г /Г/ как функции массового
числа делящегося ядра .
через максимум, обусловКвадраты относятся к данным, полученным из значений
ленный гигантским резосечения деления ядер при облучении нейтронами с энернансом в сечении неупругией 3 Мэв, и соответствуют энергии возбуждения
8 —10 Мэв. Треугольники относятся к данным, полученгого взаимодействия фотоным из фотоделения, и соответствуют энергии возбуждения 8—12 Мэв. Кружки, ромбы и перевернутые треугольнов 5 1 ' 6Й. Так как вкладом
ники относятся к средним значениям Гтг|Г/. полученным
реакции (γ, у') в этой обиз исследования функции возбуждения продуктов реакции расщепления, и соответствуют средней энергии возласти энергий можно пребуждения около 13, 18 и 23 Мэв. Крестик соответствует
энергии возбуждения около 44 Мэв.
небречь, из измеренных
значений сечений деления
и испускания фотонейтронов или из относительной
делимости ядер можно
64
вычислить значения Г„/Г/. Полученные таким образом значения TJTf
приведены на рис. 4. Они достаточно близки к значениям, вычисленным
из сечений деления ядер на первом плато при облучении ядер нейтронами.
п
64
*) Подробное рассмотрение зависимости Г„/Г^ от величины барьера деления
и энергии связи нейтрона Ef и Вп проделано Хойзенгой и Банденбоптем 1 7 .
631
ДРЛЕНИЕ ЯДЕР
Деление
ядер,
вызванное
заряженными
ч а с т и ц а м и . Кулоновскии барьер ядра для заряженных частиц приводит к тому, что как полное сечение образования составного ядра, так и сечение деления тяжелых ядер, малые при энергиях частиц ниже кулоновского барьера, быстро возрастают с увеличением энергии заряженных частиц 6 7 " 7 2 . Затем, при энергиях частиц выше кулоновского барьера
сечение деления тяжелых ядер медленно возрастает (рис. 5). Для
слабо делящихся ядер, например, ядер висмута, полное сечение реакций
расщепления типа (Не1,хп) почти
совпадает с сечением образования
составного ядра (см. рис. 5). Для
хорошо делящихся ядер конкуренция деления приводит к значительному уменьшению сечения
реакций расщепления, при этом
по величине этого уменьшения ^
можно судить о степени конкурен- ^
ции деления. Проведенные с неко- |//7
торыми упрощениями аналитиче- |
ские расчеты конкуренции деле- ^
пия ядер и испарения частиц позволили получить усредненные
значения Г?г/Г/ путем сравнения
расчетных и экспериментальных
значений сечений реакций расщепления 6 7 ' 6 8 . Эти значения Г„/Г/
приведены на рис. 4, и, как видно,
наблюдается достаточно хорошее
согласие с величинами \\JTf, вы7,0
20
25
30
35 40
численными из значений сечений
Энергия ионов гелия, Мзб
деления ядер при облучении нейтронами и фотонами. Таким обра- Рис. 5. Зависимость сечения деления ядер
прозом, результаты изучения зависи- Of и полного сечения образования
4
расщепления 33в реакции
(Не
, хп, ур)
235
238
мости сечения деления тяжелых дуктов
при облучении U* , U67 69, 70U 78_ и Bi 2 0 9
ядер с Ζ -90 от энергии нейтроальфа-частицами > > > .
нов, фотонов и заряженных частиц
свидетельствуют о том, что Г7г/Г/ для этих ядер не зависит или слабо
зависит от энергии иозбуждения вплоть до ~40 Мэв.
Для ядер с Ζ < 90 при облучении их заряженными частицами средних
энергий энергетическая зависимость сечения деления иная, чем для тяжелых ядер с Ζ 90. Быстрое возрастание сечения деления ядер с Ζ <с 90
наблюдалось при облучении их нейтронами 74 , протонами 75 , дейтонами 7 6
и альфа-частицами 77 ~ 79 (рис. 6). Быстрое возрастание сечения деления свидетельствует о том, что деление этих ядер происходит в подавляющем
большинстве случаен до испускания нейтронов77' 7 8 . Из измеренных сечений деления, точнее, из σ^/σΓ, можно получить Г//Г/( (см. рис. 6), так как
Of/oc - Г// (Tf
Г„) ~ 1УГП из-за малой величины Tf в сравнении с Г л
для этих ядер. Видно, что Г//Г71 для составных ядер от астатина до таллия
возрастает с ростом энергии возбуждения, в отличие от тяжелых ядер, где,
как мы видели, Г^/Г„ не изменяется или мало изменяется с ростом энергии
возбуждения в этом энергетическом интервале.
Б работе Хойзенги и Ванденбоша 1Т получено выражение для Г//Гп:
I
1Л-
И/ 2 (Е* ехр [2а}'-
Ε;)
1/2
(Ε*-
Вп)
ι
•>
' -1
(9)
fi*
632
А. И. ОБУХОВ, Н. А. ПЕРФИЛОВ
где к0^ b2lgmrl — константа, Ef и Вп— барьер деления и энергия связи
нейтрона в составном ядре, ап и af — константы в зависимости плотности
уровней от энергии возбуждения, ρ (Ε) ~ ехр [2 (аЕ)1^], соответственно
исходного ядра и ядра в седловой точке. Вывод выражения (9) основан
на определении Бором и Уилером вероятности деления ядра как отношения числа состояний ядра в седловой точке к числу состояний исходного
ядра 2 1 . Хойзенга и др. 7 8 нашли, что экспериментальную зависимость Tf/Tn
от энергии возбуждения рис. 6 можно воспроизвести с помощью (9) лишь
при условии af > ап. Варьируя значения параметров ап, af и Ef приусловии af > ап, Хойзенга и др. 7 8 достигли наилучшего согласия экспериментальных и расчетных значений ГуГ я при значениях параметров, приведенных в табл. П. Барьеры деления этих ядер указаны также на рис. 1.
6f, мб
и
i
•
•
•
-1
10
W
'
•
-2
•
•
°
° . t
А
А
W -3
А
Ш
РЬ306
Л 203,205
А
Аи197
-4
ю
о
э
30
" А'
А
*
А
А
А
А
-5
-Ю
Bi20s
о p b 206
• j , 203,205. Ю-в
•
А Аи197
А
1
20
а .
о
О
-
о
"
А
• А
А
а
А
0
-ю-з
<Р
V
•
1
10'
1
40
50 W
30
Эиврзия дозбуждения, Мзб
40
50
РИС. 6. Зависимость сечения деления ядер σ^ и отношения
i y r n от энергии возбуждения при облучении Аи 1 9 7 , Т1 3 0 3 , 2 0 5 ,
РЬ 2 С 6 и Bi 2 0 9 альфа-частицами 7 8 .
Недавно Бернетт и др. 7 9 получили подобные результаты при облучении
золота ионами Не 4 . Бернетт и др. дополнительно учли эффект проницаемости потенциального барьера ядра и нашли, что наилучшее согласие экспериментальной и теоретической зависимости Г;/Гп от энергии возбуждения
может быть получено для этого ядра при значении Ef= 22,5 Мэв.
Т а б л и ц а II
Величина барьера деления Ef и значении
параметров
плотности
8
уровней ап и а / "
Составное
ядро
Мвв
Т1201
iii207·2ОЙ
19,83
20,57
а^, Мэв-1 Составное
ядро
21,63
22,23
25,12
26.0
Ρθ2ΪΟ
At
213
EV
Мэв
19,73
15,81
an,
Μ-УС- 1 α .
21,90
21, Ή
Мае—1
26.25
26,62
Тот факт, что для совпадения экспериментальной и расчетной зависимостей Tf/Tn от энергии возбуждения необходимо условие af ;> ап, может
быть объяснен 78 влиянием оболочечной структуры исходного ядра на вели-
033
ДЕЛЕНИИ ЯДЕР
чину ап. С ростом энергии возбуждения исходного составного ядра можно
ожидать уменьшения влияния оболочечной структуры ядра, сближения
значений параметров ап и af, замедления роста ГУГП и, следовательно,
сечения деления Of для этих ядер.
4. 3. Д е л е н и е я д е р п р и в ы с о к и х
возбуждения
энергиях
Деление, вызванное нейтронами, протонами,
д еиτ онами и и о н а м и
высоких
э н е р г и й . Если бы
вероятность деления ядер IV Г д с увеличением энергии возбуждения
оставалась примерно неизменной,
как это было найдено в области
б
средних энергий для тяжелых ядер
с Ζ > 9 0 , или возрастала, к а к это
„ 1RB ''
г
OS p 190 >
/было найдено для ядер с Ζ -.90,
R8lB1
то п р и возрастании энергии бомбардирующих частиц сечения деления ядер асимптотически приук
147
A Ph
ближались бы к сечению неупруНо157 А , ™
/
Аи
гого взаимодействия. В действиУ
У
тельности этого не наблюдается. ю~
У
У
Сечение деления тяжелых ядер
У
/ Т а
^У
типа урана и тория при облучении
нейтронами 8 °' 81> протонами 7 3 - 8 2 ' 8 ; \
ю~
/У
дейтонами 7 3 ' 8 2 и альфа-частица/' /
ми 8 4 незначительно изменяется
в интервале энергий бомбардирую- Ю~
Ад/
щих частиц 100—600 Мэв*), оставаясь меньше сечения неупругого
I
взаимодействия. Сечение деления /о-5
25
30
35 2
ядер легче тория, таких, как вис- ВО
Z /A
мут, золото, при облучении нейтрон а м и 8 0 ' 8 1 , протонами 8 2 · 8 3 , альфаРИС. 7. Зависимость делимости ядер2 о*/а т
частицами 8 4 высоких энергий ра- в области насыщения деления от Z' /A при
86
высокой энергии
,
стет с увеличением энергии частиц облучении протонами
104 l o s
97
фотонами ,
и ионами кислорода .
до 460—660 Мэв и затем достигает
у;
с—р;
насыщения. Н а рис. 7 представлены сечения деления ряда ядер от урана до серебра в зависимости от
Ζ2/Α п р и облучении протонами высоких энергий в области насыщения. Эта зависимость сечения деления может быть представлена аналитически в виде 8 е
t
№
•
σ//στ - ехр {0,682 \{Ζ2ΙΛ) — 36,25]}.
(10)
Как видно из рис. 7, экспериментальные значения делимостей σ//στ в зависимости от Z2iA хорошо укладываются на прямую в полулогарифмическом
масштабе для ядер тяжелее лантана.
Тот факт, что сечения деления большинства ядер не становятся равными полному сечению неупругого взаимодействия при увеличении энергии бомбардирующих протонов, может быть связан с двумя основными
причинами: 1) с изменением характера взаимодействия бомбардирующей
*) Карвальо и др.8 5 нашли, что сечение делеция ядер урана, тория и висмута
понижается примерно в три раза с ростом энергии бомбардирующих протонов от
600 Мое до 25 Вэв.
634
А И. ОБУХОВ, Н. А. ПЕРФИЛОВ
частицы с ядром при возрастании ее энергии и 2) с возможным изменением
зависимости ГуГ п от энергии в области высоких энергий возбуждения
в сравнении с зависимостью в области средних энергий возбуждения.
При достаточно высокой энергии бомбардирующей частицы, когда со средний
свободный пробег в ядре становится сравнимым с диаметром тяжелого ядра, взаимодействие частицы с ядром можно рассматривать как столкновения с индивидуальными
87
нуклонами ядра-мишени . После каскада нуклон-ну к лонных столкновений ядро,
оставшееся после вылета нескольких быстрых нуклонов, нейтронов и протонов, получает лишь долю энергии возбуждения, которую получило бы составное ядро. В результате такого взаимодействия быстрых
протонов с ядрами после каскадной стаsooo
дии взаимодействия образуется широкий
набор тядер по А, Ζ и энергиям возбуждения . Экспоненциальное уменьшение
делительной способности ядер при насыщении (σ//στ) с уменьшением
Ζ2/Α
(см. рис. 7), по-видимому, отчасти, связано с тем, что сечения деления тяжелых ядер тина урана сравнимы но величине в широком спектре энергий возбуждения ядер, образующихся в результате каскада, в то время как сечения
деления ядер типа висмута и более легких исчозающе малы при малых энергиях возбуждения. Частичное уменьшение заряда ядра из-за вылета каскадных
протонов также приводит к уменьшению
делительной способности ядер (σ^/σΓ),
более сильному для более легких ядер.
Был проделан ряд расчетов выходов продуктов расщепления и деления
ядер для случая облучения ядер протонами высоких энергий. В этих вычислениях, задаваясь распределением ядер
после каскадной стадии взаимодействия
по энергиям возбуждения, с помощью
метода Монте-Карло просчитывались
цепочки конкуренции деления ядер
70 80
SO ЮО
130 14ΰ и испарения частиц при том или ином
предположении о характере конкуренЗнереия иояоб
ции. В результате было найдено, что
наилучшее согласие расчетных и экспеРис. 8. Сечение деления ядер при облучении U 2 3 8 , Bi2Ofl, Аи 1 9 7 , Re 1 8 5 , Re 1 8 7 , Tu 1 6 9
риментальных значении выходов проионами углерода•
дуктов расщепления в случае облучения
урана
протонами с энергией 460 Ж а в 6 4 · 8 8 ,
90
91
2 Бэв ,
тория протонами с энергией 155 Мэв получается в предположении независимости Г у г п от энергии возбуждения. В то же время в расчетах 9 3 , проведенных
в предположении, что большинство делений происходит в конце цепочки испарения — деления (Гу/Гп по формуле (9) при af=an),
также было найдено удовлетворительное совпадение расчетных и экспериментальных ЗЕгачений сечений деления
и расщепления.
Д е л е н и е ядер при о б л у ч е н и и т я ж е л ы м и ионам и . К настоящему времени измерены сечения деления ряда ядер от
от 9урана
до цезия при облучении их тяжелыми ионами от бора до неон а 3 ^ 7 . На рис. 8 приведены12 в качестве примера сечения деления ядер
при облучении их ионами С . В случае облучения урана сечение деления
близко к расчетному значению сечения образования составного ядра во
всей области энергий бомбардирующих ионов, в то время как при облучении ионами более легких ядер сечение деления, резко возрастая при малых
энергиях ионов, достигает насыщения, но не сравнивается с расчетным
сечением образования составного ядра. Характерной особенностью деления легких ядер при облучении их тяжелыми ионами является повышенная их делимость в сравнении с делением при облучении более легкими
ДИЛКНИЕ ЯДКР
635
заряженными частицами. Как было покапано экспериментально 9697 , это
возрастание делимости легких ядер при облучении тяжелыми ионами
вызвано эффектом больших вносимых угловых моментов. В случае деления
тяжелых ядер при облучении ионами нет прямого свидетельства повышения 98делимости ядер при увеличении вносимого углового
момента. Тарантин , исследуя выходы реакций расщепления (С12, хп) урана, нашел, что
значения Γ^/Ff, вычисленные для этого случая, укладываются в систематику Гп/Г/ (от Ζ и Л), полученную
при изучении реакций расщепления,
вызванных ионами Не 4 .
Быстрый рост сечения деления сравнительно легких ядер с увеличением энергии тяжелых ионов на восходящем участке этой зависимости
свидетельствует о делении этих ядер до испускания нейтронов, а также
о возрастании
отношения Tf/Yn с увеличением энергии возбуждения
ядра 97 . В расчетах деления
заряженной жидкой капли с большим угловым
моментом было показано 99 ' 10°, что барьер деления в этом случае уменьшается в сравнении с барьером деления невращающепся капли. Было
также показано 1 о 0 1 0 1 , что форма вращающейся жидкой капли в исходном
равновесном состоянии и при прохождении седловой точки отличается
от формы невращающейся капли в соответствующих состояниях. Точный
учет вращения ядра, изменения величины барьера и формы вращающегося
ядра на его делимость затруднителен. Однако при некотором упрощении 97
в случае деления вращающегося ядра TfIYn вместо (9) можно представить
как
А
-
^
^
^
ехр[2а
/2
(£*-£,-SU)'-
~2ain2(E*~B1l~E%)i'\
ΰ
(И)
Г
где Е/ — барьер деления невращающегося ядра, Ε Βχ,, ЕЩ) — энергия вращения ядра соответственно в исходном равновесном состоянии и седловой
точке при форме невращающегося ядра. Как было найдено Сиккеландом97,
экспериментальную
зависимость Гр'Тп от энергии возбуждения для составных ядер от Еп 1 4 9 до Ро 1 9 8 можно воспроизвести с помощью4 (11), как это
было найдено и в случае облучения легких ядер ионами Не (раздел 4,2),
если принять af ;> ап (а/~ 1. 2ап). Вычисленные из сравнения экспериментальной и расчетной зависимостей Г;/Г„ значения барьеров деления Ef ряда
ядер приведены на рис. 1.
Значительный интерес представляет тот факт, что сечения деления of
сравнительно легких ядер с ростом энергии бомбардирующих ионов не становятся равными полному сечению неупругого взаимодействия о г (см.
рис.2 8). На рис. 7 представлены значения σ//στ в насыщении в зависимости
от16Ζ ΙΑ составного ядра для ряда ядер от W до Cs при облучении их ионами
О . Полученная зависимость может быть представлена аналитически как
afloT - ехр[0,455 (Ζ* ΙΛ — 34,43)].
(12)
Из сопоставления с подобной зависимостью, полученной для деления,
вызванного протонами8", непосредственно следует, что делимость ядер
и насыщении в случае облучения ионами превышает делимость в случае
облучения протонами, при этом разница
в делимости для этих двух случаев
увеличивается с уменьшением Z2/A делящихся ядер.
Д е л е н и е я д е р при облучении ф о т о н а м и высок и х э н е р г и и . С повышением энергии фотонов выше 14—16 Мэву
с удалением от области гигантского резонанса, сечение деления тяжелых
ядер уменьшается,
но затем, при энергиях выше 20—50 Мэв, снова увеличивается102-1015. Это повторное возрастание сечения может быть связано
636
А. И. ОБУХОВ, Н. А. ПЕРФИЛОВ
с фоторождением мезонов и последующим их поглощением. В случае фотоделения ядер с Ζ <; 90 измеримые выходы делений наблюдаются при энергии фотонов, значительно превышающей энергию фотонов в области
гигантского резонанса, поэтому сечение деления этих ядер монотонно возрастает с энергией, достигая, по-видимому, максимального значения 1 0 4 .
В последние годы было произведено облучение U, Th, Bi, W, Ag фотонами
спектра тормозного излучения с максимальной энергией от 300 до
1000 Мэв105, но не было найдено уменьшения сечения деления ядер
с ростом энергии в этой области, как предполагалось ранее 1 0 4 . Интересно
отметить, что делимость ядер (σ//στ) при фотоделении в сильной степени
зависит 1 0 6 от параметра делимости Ζ2/Λ . почти так же, как в случае деления, вызванного протонами высоких энергий 86 (см. рис. 7).
5. МАССОВОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ОСКОЛКОВ
Деление ядра происходит преимущественно на два осколка соизмеримой массы *). После вылета мгновенных нейтронов ( ν ~ 2—3 при делении
тяжелых ядер вблизи порога) нейтроноизбыточные продукты деления,
претерпев ряд р~-переходон, превращаются в стабильные ядра. Первичное
распределение осколков деления ядер но массам до испускания мгновенных нейтронов может быть получено при измерении скорости осколков
по времени пролета или при измерении кинетической энергии парных
осколков, если известна зависимость числа мгновенных нейтронов от массы осколка 1 0 8 . Радиохимический и масс-спектроскопический методы позволяют получить лишь вторичное распределение осколков деления по массам после вылета мгновенных нейтронов. Для этого измеряют кумулятивный выход изобара в конце цепочки р~-превращений, который представляет
сумму выходов всех осколков деления с данным массовым числом А.
5,1. М а с с о в о е р а с п р е д е л е н и е о с к о л к о в
при делении н и з к о в о з б у ж д е н н ы х
ядер
Как при спонтанном делении ядер, так и в случае деления ядер при
облучении U 2 3 3 , U 2 3 5 , Pu 2 3 9 , Ри 2 4 1 тепловыми нейтронами 114 · 115 массовое
распределение осколков деления описывается двугорбой кривой с глубоким минимумом в области симметричного деления (рис. 9 и 10). Подобное
распределение осколков деления по массам найдено при облучении U 2 3 8
и Th 2 3 2 нейтронами с энергией, близкой к пороговой 1 1 4 ' 1 1 5 . Лишь сравнительно недавно началось изучение характера массового распределения
осколков при делении ядер с Ζ <С 90 при энергиях вблизи порога деле76
ния. Файрхолл , исследовав распределение осколков по массам при облучении висмута дейтонами с энергией 22 Мэв, положил начало этому изучению, приведшему к интересным результатам. На рис. 10 приведены массовые распределения осколков деления ряда ядер вблизи порога деления**).
Приведенные распределения свидетельствуют о двух основных закономерностях при делении ядер вблизи порога. Во-первых, характер массового*) Деление ядер на три соизмеримых по массам осколка происходит в значительно более редких случаях. Согласно результатам инструментальных измерений при
облучении
урана медленными нейтронами происходит одно тройное деление па 10 δ —
106 двойных делений. Радиохимические
исследования дают выходы тройною деления на 3—4 порядка меньше 1 U 7 a . С ростом энергии бомбардирующих 1частиц
вероятность
деления на три соизмеримых по массам осколка увеличивается 0 " 6 .
**) Для сравнительно легких ядер типа висмута, золота (вследствие быстрого
уменьшения сечения деления с уменьшением энергии возбуждения) измеримые количества делений можно получить лишь при энергиях возбуждения, превышающих величину барьера деления на несколько Мэв.
(Ш
ДВЛКНИЕ ЯДЕР
распределения осколков существенно зависит от делящегося ядра: при
переходе от тяжелых ядер типа урана к более легким ядрам типа золота
10
90
100
НО
180
130
Массобое число
140
/50
160 170
Рис. 9. Массовое распределение продуктов спонтанного деления
ядер у р а н а 1 0 9 , плутония 1 1 0 , к ю р и я 1 1 1 и калифорния 1 1 2 .
наблюдается переход от преимущественно асимметричного деления к преимущественно симметричному делению. Другой наблюдаемой особенностью
является почти неизменное, вблизи массовых 10
чисел А^=132-:-145 положение правого пика
на кривой массового
распределения, соответствующего тяжелым осколкам преимущественно асимметричной формы деления, в широком
диапазоне
делящихся
ядер. Как следствие устойчивого
положения
правого пика массовой кривой, левый пик
массовой кривой, соответствующий
легким
осколкам преимущественно
асимметричной
формы деления, сдвигается к меньшим масосколков деления
ядер
совым числам при умень- Рис. Ю. Массовое распределение
235
114
22ti
шении массы делящего- при облучении U тепловыми ш нейтронами , Ra
протонами с энергией
11
Мэв
,
Bj209
протонами
ся ядра.
с энергией
36 Мое 7 5 н Ли 1 9 7 ионами Не 4 с энергией
Γόβ
Т о н к а я с τ ρ у κ- 45 Мэв . Приведены также значения барьеров деления ядер.
τ у р а . Во вторичном
массовом распределении
осколков деления заметная преимущественность выхода ядер-продуктов
233
с А ^-134 в сравнении с гладкой кривой была найдена при облучении U .
638
А. И. ОБУХОВ, Н. А. ПЕРФИЛОВ
U 2 3 5 , Pu 2 3 9 и Pu 2 4 1 тепловыми нейтронами 1 1 4 - 1 1 5 . Повышенный выход продуктов деления с А ~ 134 может быть связан с преимущественным выходом осколков, дающих продукты с А = 134 и дополнительные к ним, в самом процессе деления или же может быть результатом испарения нейтронов из осколков 1 1 8 . В первом случае следует ожидать аномально высокого
выхода продуктов, дополнительных к А =- 134. Повышенный выход массовой цепочки с А — 100 действительно был найден 11( М 17 Д 18 5 однако только
в случае U 2 3 5 эта цепочка является дополнительной к А = 134.
С применением методики измерения скоростей осколков по времени
пролета для получения первичного распределения по массам появилась
дополнительная возможность непосредственно проверить предположение
о преимущественном выходе осколков в самом процессе деления. Повышенный выход осколка с А — 135 наблюдался в первичном массовом распределении осколков деления при облучении U 2 3 5 тепловыми нейтронами 119 ' 120 .
Хотя в первичном массовом распределении осколков деления других
ядер значительной по величине структуры выходов осколков не было най110191
и
··
-J
"
дено Х19 ' ± t ! i , однако в случае делении с высокой кинетической энергией
осколков, с малой энергией возбуждения, при облучении U 2 3 3 , U 2 3 5 , Pu 2 3 9
тепловыми нейтронами и при спонтанном делении Cf25a наблюдался
119,121-123 повышенный выход осколков с массовыми числами 134, 140,
146 и 152. Преимущественность выхода этих осколков в
первичном акте деления может быть связана с тем, что
полная освобождаемая энергия и энергия возбуждения
осколков больше для четночетных осколков, чем для
нечетных осколков при делении четно-четных составных
ядер 121- 123 · ш .
5.2. И з м е н е н и е
массового
распределения
осколков
деления
с ростом
энергии
возбуждения
ядер
Основные
особенности
изменения массового распределения осколков деления тяжелых ядер при возрастании
40
50
3D
энергии бомбардирующих чаЕ*Мзв
стиц: вначале быстрое, затем
Рис. 11. Зависимость вклада симметричного дезамедляющееся
увеличение
ления от энергии возбуждения ядер при облучении ионами Не :
вклада симметричных делеа) изотопов свинца и золота; '
изотопов плутония
ний (рис. 11,6), уменьшение
и урана;
вклада продуктов в области
пиков двугорбого массового
(Рисунок цзят из работы Файрхолла и др. .)
распределения и некоторое
увеличение вклада сильно
асимметричных делений (рис. 12). Батлером и др. 1 2 8 было показано, что
возрастание выходов симметричного деления при возрастании энергии
бомбардирующих частиц связано непосредственно с возрастанием энергии
1
77
ДКЛЕНИК
039
НДКР
232
288
239
возбуждения делящихся ядер. При облучении Th , U
и ри
протонами с энергией в интервале от 5 до 100 Мэв эти авторы нашли, что отно113
139
шение выходов У (Ag )/V (Ва ), продукта почти симметричного деления
и продукта асимметричного деления, возрастает не монотонно. При каждом новом пороге (р, хлг)~реакции наблюдался спад величины этого отношения, что можно связать с охлаждением ядра после испарения очередного нейтрона до деления. При некоторой, достаточно высокой энергии
бомбардирующих часпщ происходит полное заполнение «падины массовой
кривой в области симметричного деления тяжелых ядер
Ю
(ом. рис. 12.) Деление тяжелых: ядер было найдено
преимущественно симметричным и при облучении их
ионами углерода с энергией
100 Мэв 1 2 9 Т ионами азота
сэнергией115Мэв 1 3 0 иионами
неона с энергией 150 Мэв 1 8 1 .
При облучении же тяжелых
ядер фотонами спектра тормозного излучения полное заполнение впадины не происходит даже при облучении
фотонами с максимальной
70 80 90 /00 ПО ffl 130 W /50 160
энергией 380 Vlf-эв125-126, что
МассоЗое число
связано
со значительным
Рис. 12. Распределение осколков деления по масвкладом делений, вызванных сам при спонтанном делении 1 0 S U 2 3 8 , при облуфотонами из области гигант- чении U 2 3 5 тепловыми нейтронами 1 1 4 , нейтронами
127
238
и при облучении 7 3U
проского резонанса 14—16 Мэв. с энергией 14 Мэв
тонами
с
энергией
340
Мэв
.
После того как деление тяжелого ядра стало преимущественно симметричным, дальнейшее увеличение энергии бомбардирующих
частиц приводит лишь к увеличению доли сильно асимметричных делений 1 3 2 ' 1 3 3 , к расширению массового распределения осколков деления.
При делении ядер типа висмута и золота, преимущественно симметричного при всех энергиях, с ростом энергии частиц массовое распределение осколков деления просто расширяется 7 5 " 7 7 ' 1 3 2 ' 1 3 4 " 1 4 2 (рис. 13).
В случае облучения радия, промежуточного ядра между ураном и висмутом, массовое распределение продуктов деления которого вблизи порога
описывается трехгорбой кривой (см. рис. 10), с ростом энергии бомбардирующих частиц вклад симметричного деления увеличивается, а центральный ник массового распределения при этом несколько расширяется 135.137,143,144
Мало данных имеется о массовом распределении осколков деления
ядер легче золота при делении вблизи порога из-за малого их сечения
деления. Известно лишь, что при облучении платины 1 4 5 , рения 1 4 6 а
и лютеция14βί> ионами Не 4 с энергией 40 Мэв деление ядер преимущественно симметрично с шириной массовой кривой на половине высоты
Wi,2T равной 22 м. <?., 23 м. е. и 17,5 м. е. соответственно. Облучение ядер
золота и более легких ядер протонами высоких энергий до 660 Мое показало l 4 7 ~ 1 5 1 J что и в этом случае деление ядер преимущественно симметрично, а массовое распределение осколков деления описывается сравнительно широкими одногорбыми кривыми (рис. 14).
Таким образом, в то время как при делении ядер вблизи порога характер массового распределения осколков зависит от ядра-мишени (см. рис. 10)
640
Α. Μ. ОБУХОВ, Η. Α. Ш5РФИЛОВ
и при переходе от тяжелых ядер к более легким наблюдается переход
от преимущественно асимметричного деления к преимущественно симметричному делению; при
энергиях бомбардирующих
частиц значительно выше
порога деление всех ядер
преимущественно симметрично (см. рис. 14).
При еще более высоких энергиях, при облучении ядер урана протонами
с энергией в несколько Бэв
массовое
распределение
осколков преимущественно симметричного деления
становится более широким
в сравнении с распределением в области энергий
ПрОТОНОВ В ΖΟΊΉΙϊΜοβ
142
.152.
В массовом распределении
продуктов взаимодействия
протонов с энергией в несколько Бэв с ядрами свинца 152- 1 5 3 , тантала 154 уже
не наблюдается характерный для продуктов деления пик. Последнее обстоятельство связано как
с дальнейшим расширением массовых кривых продуктов деления при
Рис. 13. Распределение осколков деления по массам при
облучении висмута дейтонами с энергией
22 Mm76
(кривая У), протонами с энергией 36
7В
и 58 Мэв (кривые 2 и 3),ш золота ионами С 12 с энергией 112 Мэв
(кривая 4).
80
100
120
Массобое число
/40
20
30
40
50
Зарядодое число
60
Рис. 14.
а) Распределение осколков деления по массам при облучении
урана 1 4 0 , тория, висмута, золота, рения, тантала и гольмия i 4 ? протонами
с энергией 450 Мэв. 6) Распределение осколков деления по зарядам при
облучении урана, висмута, лантана и сурьмы протонами150 с 1δ1
энергией
660 Мэв и гольмия протонами с энергией 460 Мэв >
.
Стрелками указано значение:
мищ
,
,.
увеличении энергии возбуждения ядер, так и, по-видимому, с заметным
вкладом в этой области энергий протонов продуктов процесса фрагмента153
ции 1 5 3 и расщепления ядер.
ДЕЛЕНИЕ ЯДЧР
641
5.3. П о п ы т к и о б ъ я с н е н и я
м а с с о в о г о
р а с п р е д е л е н и я о с к о л к о в д е л е н и я
я д е р
Μ а с с о в о о р а с п р е д е л е н и е о с к о л к о л д е л е н и я в модел и ж и д к о ή к а и л п. Согласно расчетам деформации равномерно заряженной
жидкой капли, симметричной форме ядра в содловой2 3 точке
соответствует наименьшая
26
энергия деформации, наименьший барьер деления - . Были попытки внести
уточ155
нения в простую1 5 в модель жидкой капли путем учета динамических эффектов , сжимаемости капли , но и в этих случаях, как было найдено, симметричная форма капли
в седловой точке предпочтительна. Следовательно, симметричное деление в модели
жидкой капли преимущественно.
Можно предположить, что при достаточно высокой энергии возбуждения ядер
их деление происходит
подобно делению заряженной жидкой капли — преимущественно
133
симметрично . С ростом энергии бомбардирующих частиц деление ядер типа золота
и висмута, как мы видели, остается преимущественно симметричным, но массовое распределение осколков деления расширяется (см. рис. 13). Это расширение массового
распределения осколков деления в рамках модели жидкой капли можно связать с возрастанием энергии возбуждения ядра 1 а а . При НИЗКОЙ энергии возбуждения ядро проходит через вертиипу потенциального барьера, имея форму, соответствующую наименьшей потенциальной энергии деформации (в модели жидкой капли — симметричную
форму). С ростом энергии возбуждения ядра появляется возможность для менее энергетически выгодных асимметричных деформаций ядра при прохождении через вершину
потенциального барьера. Так как форма таких сравнительно легких ядер в седловой
точке (рис. 1) близка к форме ядер в момент разделения осколков, можно предположить, что массовое распределение осколков деления определяется условиями в седловой точке при прохождении ее ядром. Можно предположить далее ш , что вероятность
того, что ядро при прохождении через вершину потенциального барьера будет иметь
симметричную форму или одну из асимметричных форм, определяется статистической
конкуренцией этих делений, фактором Больцмапа:
Yi/Ya-охр [ - Д £ / Г ] ,
1
(13)
)
где /\Е = Е\ — Ε ι" , Ε] η Ef — величины потенциальной энергии деформации,
величины «барьеров» деления для одной и другой конфигураций ядра соответственно,
Τ — некоторая эффективная температура ядра. Так как в модели жидкой капли любой
асимметричной форме ядра при критической деформации соответствует большая величина потенциальной энергии в сравнении с симметричной формой, выражение (13)
качественно объясняет наблюдаемое уменьшение выходов осколков деления с увеличением отношения их масс (см. рис. 13). С ростом энергии возбуждения и температуры
ядра разница Л£ в величине потенциальной энергии при критической деформации
играет все меньшую роль в относительном выходе двух продуктов деления, что приводит к наблюдаемому расширению массового распределения осколков.
Нике, Святецкий 1 5 7 и Струтинский 2(ί вычислили жесткость заряженной жидкой
капли по отношению к изменению ее формы, характеризуемую константой К,„. Исходя из представления о термодинамическом рашюнееии и седловой точке и представляя
вследствие этого вероятность отклонения формы ядра от симметричной при критической деформации кривой Гаусса, они получили выражение для конкуренции деления
ядра *) с той или иной степенью асимметрии U - A^/fm.,-; m 2 ):
^
1
.
(14)
Однако, как было показано U2, рост сильно асимметричных делении с унглпчепиом энергии возбуждения ядра происходит несколько быстрее, чем нрелска.швается
выражениями типа (13), (14). Это расхождение связано с тем, что в действительности
деление с заданным отношением масс осколков может произойти лишь тогда, когда
энергия возбуждения ядра гревзойдет соответствующее значение Е^р потенциальной
энергии асимметрично деформированной капли при критической деформации, тогда
как согласно (13), (14) деление с любой степенью асимметрии возможно при дани он температуре Τ ядра в седловой точке. Более точное, как представляется, выражение можно получить, если более последовательно рассмотреть конкуренцию делений с различным отношением масс осколков.
Как уже отмечалось ранее, согласно Бору и Уилеру 2 1 , вероятность деления
определяется числом возможных состояний ядра при критической деформации. При
*) 15 расчетах Пикса и Святецкого 1 5 7 использовано представление ядра в содловой точке для :r<O,8 в форме двух сфероидов и контакте.
642
А. И. ОБУХОВ, Н. А. ПЕРФИЛОВ
зависимости плотности
уровней
17
вероятность деления
ядра
ί/2
W* •— {\2.а^" (Е* — Ε*)
1/
от энергии возбуждения
1
2
II ехр [2а / (Е*
1
ρ ~ ехр [2 (аЕ) Ц
2
ЕА ^ ]^ -t-1
ί15)
Если каждому ядру при прохождении через вершину потенциального барьера с той
или иной степенью асимметрии формы приписать свою систему возможных энергетических состояний, зависящую от энергии возбуждения ядра в этом переходном состоянии, от величины потенциальной энергии критической деформации и, в конечном счете,
ι
от величины потенциального барьера для этого#вида деформации Εί \ то конкуренцию
двух делений с различающейся формой ядра при прохождении через вершину потен1}
?}
циального барьера с соответствующими барьерами деления Е} И Е} МОЖНО представить как
х
\\2а
(16)
Если в качестве одного продукта деления выбрать продукт симметричного деления,
деления на осколки равной массы, а в качестве второго продукта взять один из продуктов деления с последовательно увеличивающимся отношением масс осколков, то из экспериментально определенного массового распределения осколков деления можно
с помощью (16), зная величину барьера (£у) для симметричного деления, определить
разницу /S.Ef барьеров деления ядра на неравные и равные части. Результаты таких
вычислений
для случая деления ядер при облучении Аи 1 9 7 ионами С 12 с энергией
112 Мэвих приведены в табл. I I I . В качестве величины барьера симметричного деления на осколки равной массы принято значение Ef = 18,6 Мэв, значение
барьера,
полученное (78) из анализа поведения сечения деления составного ядра Ро 2 1 0 . Значение
константы плотности уровней а было выбрано равным значению af, полученному для
случая деления Ро 2 1 0 . Было предположено, что деление ядер At 2 0 9 происходит до испарения нейтронов *) и что угловой момент ядра не влияет па массовое распределение
осколков деления * * ) .
Таблица
III
Значения Д/?у, разницы барьера деления на осколки с заданным отношением масс
и симметричного деления, вычисленные согласно (Hi) для случая делении ядер
при облучении Аи 1 9 7 с энергией 112 МэвЫ1. Приведена также абсолютная величина
барьера деления ядра с заданным отношением масс осколков
/А
Ί
1, 00
1, 10
1, 20
1, 30
1, 40
1,50
1, 60
1, 70
1, 80
1,90
и
(J Л
0 ,5
1 ,0
1 ,5
2,2
2 ,9
3 /ι
\ ,1
4,8
19 ,1
19 ,6
20 ,1
20,8
21 ,5
22 ,0
22 ,7
23/.
Мэв
Е{
Мае
18
18
о 00
5 „->
24
л
На рис. 15 наряду с экспериментальными значениями ширины массового распределения осколков на половине высоты Wt, при делении составных ядер вблизи Αϊ 2 1 3
приведены также рассчитанные значения Wif по формулам (13) и (16) для ядра At 2U9
и по формуле (14) — для ядра РЬ 1 9 8 . Как видно из рис. 15, расчетные значения
ширины массового распределения достаточно хорошо воспроизводят экспериментальные значения в широком диапазоне энергий возбуждения делящегося ядра.
На рис. 15 приведена также экспериментальная зависимость
полуширины
массового распределения Wt., от энергии возбуждения ядра в седловой точ*) В случае испарения части нейтронов до деления, т. е. деления ядра с меньшей
энергией возбуждения, рассчитанные значения А.Е будут меньше приведенных
в табл. I I I .
**) Как было п о к а з а н о 1 4 2 , 1 5 8 , увеличение углового момента ядер с ростом энергии
бомбардирующих частиц не оказывает заметного влияния на изменение массового распределения осколков деления. Некоторая зависимость может ожидаться из-за деления
ядер на более ранних ступенях цепочки испарение — деление ядер вследствие повышения делимости ядер г ростом углового момента.
643
ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР
ке Е* , полученная Нойзилем и Файрхоллом 1 3 6 для деления ядер тина свинца
вблизи порога, W1 ,о — Ε* т [- 7. Видно, что при малых энергиях возбуждения все
зависимости почти совпадают, а с ростом энергии возбуждения прямолинейная
зависимость W ι/2 = Ε*Ύ -f- 7 значительно отклоняется как от расчетных (согласно (13),
(14) и (16)) значений, так и от экспериментальных значений ширины массового распределения осколков деления ядер.
м.е
Влияние
с т р у к т у р ы ядра.
Как мы видели, характер делении, преимущественно асимметричного, тяжелых ядер при
спонтанном делении и при низких энергиях
возбуждения ядер существенно отличается от
предсказываемого моделью жидкой капли. Это
связано, по-видимому, с проявлением внутренней структуры ядра в процессе деления,
что не учитывается в модели жидкой капли.
Хотя влияние структуры тяжелого ядра на
характер массового распределения осколков
деления и представляется теперь очевидным,
однако не ясно, каким образом и на какой
стадии деления она проявляется.
Владимирский 1GU указал па возможную
нестабильность ядра к асимметричным деформациям, ведущим к асимметричной форме ядра
в седловой точке, из-за влияния нуклонов
с большим угловым моментом
сверх заполненной оболочки. Юхапссон 4 0 , используя, как
уже отмечалось ранее, диаграмму Нильссона
одпочастичных уровней для определения соЭнергия
стояний ядра в седловой точке, нашел некоРис. 15. Расчетная и эксперименторое указание па возможную неустойчивость
ядра в седловой точке к октуполышм дефор- тальная зависимости ширины при
полумаксимуме массового распредемациям (грушевидная форма).
деления ядер, близВ 3 8рамках обобщенной модели ядра ожи- ления осколков
ких к Λ1 213 , от энергии возбуждедалась зависимость массового распределения
ния.
осколков при делении тяжелых ядер от спина
Экспериментальные значения TV ι н.шты
и четности
составного
ядра.
Предполагаиз работ
' -13-' iJB,iJ9,ui.i5oр
ч _
лось 2 9 Ϊ 3 8 , что деления ядер, происходящие
ные значения: кривая о — согласно форчерез полосу ротационных состояний в седломуле (16), криная б — согласно формуле
вой
точке с положительной четностью (0+, 2+,
(Н)> крестики-- согласно формуле (i'A)
Расчетные значения TV ι не исправ4 + , и т. д.), будут более симметричными (меньлены на эффект испарения нейтронеп.
ше провал в двугорбой массовой кривой), чем
Значение средней энергии возбуждения
деления ядер, происходящие через полосу со- для случая деления ядер при облучении
стояний отрицательной четности (1~,
3~ и т. д.).
Ει 2 "" протонами с энергией 660 Мое {составное ядро не образуется) ВО ΠΎΟ n:t ll-.
Деления через состояние типа 1+ , .3+ или 2~.
4~ и т. д. будут приводить к массовым распределениям, промежуточным по характеру 2 3 между
двумя указанными выше группами
делений. Так, например, при делении IJ 5 {Jo= Ъ'2~), вызванном ^-нейтронами, согласно этим представлениям можно было ожидать, что массовое распределение осколков
деления через 4~-состоянпе будет более симметричным, чем при делении в З-состояннп.
В последние ι оды был предпринят ряд экспериментов для проверки этих представлений, в которых сравнивались :)амассовые
распределения осколкоь деления различных
резонансов при облучении и- , U 2 8 5 , Р и ш нейтронами ιβι-«*. β э т и х измерениях,
действительно, были найдены колебания выходов симметричного деления U 2 3 5 — увеличение до 22%, уменьшение до 50%, небольшие изменения в выходе симметричною
деления U 2 3 3 , Ри 2 4 1 и довольно значительные изменения для Ри 2 3 9 — уменьшение выхода симметричного деления в некоторых резонаисах от двух до трех раз, в сраннении
с делением на тепловых нейтронах. Однако анализ влияния спинового состояния ядра
в седловой точке на характер симметрии деления затруднен из-за недостатка сведении
о значении спинов резонансов в сечении деления указанных ядер.
Однако основная проблема теории деления, объяснение преимуществеиности
асимметричного деления тяжелых ядер и устойчивого положения тяжелого пика массовой кривой в широком диапазоне делящихся ядер, по-видимому, не может быть разрешена в рамках представлений о влиянии характеристик отдельных уровней па асимметрию деления. Действительно, преимущественно асимметричная форма деления
проявляется еще отчетливо при делении тяжелых ядер с энергией возбуждения
в несколько десятков Мое в области непрерывного спектра уровней и разнообразия
Г й
7 в
а с ч е
644
А. И. ОБУХОВ, Ы. А. ПЕРФИЛОВ
спиновых состояний. По-видимому, причина указанных особенностей деления тяжелых
ядер заключена во влиянии устойчивой подструктуры ядра в процессе деления. Расположение тяжелого пика массового распределения
осколков вблизи Л = 132—145
165
предполагает возможным влияние подструктуры
, содержащей «магическое» число
г
нейтронов А ^ 8 2 и, по-видимому, протонов Ζ — 50. Возможно, что ядра, в процессе деформации
которых образовалась такая подструктура, имеют меньший барьер
66
деления * по сравнению с ядрами другой конфигурации в седловой
точке и с большей
1е7
вероятностью делятся. К тому же, как показал Гейликман , путьг на поверхности
потенциальной энергии за седловой точкой, ведущий к осколку с Л = 82 и Ζ = 50,
является энергетически наиболее выгодным.
До сих пор предполагалось, что определяющей массовое распределение осколков
стадией деления является седловая точка. Существует, однако, другой подход к учету
влияния оболочечной структуры в процессе деления тяжелых ядер. Согласно Раманне
168
и др.
все ядра в процессе деления проходят седловую точку, имея симметричную
форму, массовое распределение осколков формируется между седловой точкой и моментом разрыва осколков в результате вероятного захвата нуклона одним из осколков,
когда нуклон осциллирует от одного края ядра к другому. Для объяснения преимущественности образования осколков с N — 82 и Ζ = 50 вводится формально высокий
барьер для абсорбции нуклонов таким магическим осколком, который препятствует
присоединению нуклонов сверх заполненной оболочки. Переход от преимущественно
асимметричного деления урана к преимущественно симметричному делению ядер висмута и золота вблизи порога деления в рамках этого объяснения есть простое следствие уменьшения при этом стадии деформации от седловой точки до разрыва осколков
У ядер типа висмута эта стадия настолько коротка, что преимущественно симметричная форма ядра в седловой точке не успевает измениться. Согласно Фонгу 1 6 9 стадия
деформации тяжелого ядра от седловой точки до момента разделения настолько длинна, что успевает установиться статистическое равновесие на этой стадии, а вероятность деления с той или иной асимметрией определяется плотностью уровней сформировавшихся осколков 1 7 0 . Хотя количественный расчет m влияния оболочечной структуры осколков не привел к желаемому результату — объяснению прснмущественности
асимметрии деления тяжелых ядер, подобный статистический подход, но с введением
параметров, был использован в ряде работ 1 7 1 - 1 7 2 для объяснения массового распределения осколков деления тяжелых ядер. Таким образом, хотя пока не
существует последовательного объяснения поведения ядерной подструктуры в процессе деформации ядра, тем не менее кажется очевидным ее влияние на преимущественно асимметричный характер деления тяжелых ядер при низких энергиях
возбуждения.
С ростом энергии возбуждения ядра, как можно ожидать, влияние оболочечных
эффектов на образование в тяжелом осколке ядерной подструктуры из 50 протонов
и 82 нейтронов ослабляется, вклад преимущественно асимметричного деления уменьшается, соответственно увеличивается вклад преимущественно симметричного деления, в процессе которого,, как можно предположить, оболочки не проявляются. Быстрый рост выходов продуктов симметричного деле'лия тяжелых ядер с ростом энергии
возбуждения отражает некоторым образом скорость исчезновения оболочочных эффектов и прекращается, когда влияние оболочек в процессе деления полностью исчезает
и деление ядер становится преимущественно симметричным. Дальнейшее возрастание
энергии возбуждения приводит лишь, как π в случае деления ядер типа висмута,
к расширению массового распределения осколков преимущественно симметричного
деления тяжелых ядер.
При переходе от тяжелых ядер к более легким увеличивается барьер деления
ядер, увеличивается необходимая для деления энергия возбуждения ядер, что приводит к уменьшению влияния оболочек на процесс деления. Другой причиной изменения
характера массового распределения осколков при переходе от тяжелых к более легким
ядрам может являться различная степень деформации этих ядер в седловой точке. Для
тяжелых ядер, у которых форма ядра в седловой точке не сильно отличается от исходной формы, может проявиться влияние подструктуры в процессе деформации. Для
более легких ядер, которые претерпевают сильное изменение формы до седловой точки,
следовало бы ожидать значительного уменьшения влияния подструктуры па процесс
деления. Быть может, этим отчасти можно объяснить экспериментально установленный факт, что при примерно одинаковой энергии возбуждения исходного ядра, 20—
30 Мэв, деление тяжелых ядер урана *) и тория еще преимущественно асимметрично в 7 , 1 3 *, у радия соизмерим вклад асимметричной и симметричной форм_7 5 деления 1 4 3 ,
а асимметричная форма деления ядер висмута составляет доли процента .
Д в а т и п а д е л е н и я я д е р . Как мы видели, с ростом энергии бомбардирующих частиц наблюдается быстрое, особенно вблизи порога, возрастание выходов
*) С учетом наложения делений до испускания нейтрона, после испускания
1-го, 2-го и т. д. нейтронов.
ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР
645
продуктов симметричного деления тяжелых ядер (см. рис. if). Увеличение вылодов
продуктов симметричного деления с ростом энергии возбуждения наблюдается и при
делении ядер типа свинца. На основании этого
подобия в росте выходов продуктов
77
симметричного деления ядер Фаирхолл и др. предложили рассматривать симметричное деление как независимый тип деления ядер, имеющий одинаковую природу для
всех ядер. Асимметричное деление предлагалось рассматривать как другой независимый тип деления.
β действительности Hie, однако, имеется некоторое различие в .поведении симметричной формы деления легких и тяжелых ядер. При делении ядер типа свинца быстрое
возрастание выходов продуктов симметричного деления отражает возрастание общею
сечения деления УТИХ ядер вблизи nopoia {см. рис. в), в то время как при делении
тяжелых ядер урана и плутония сечение деления ядер в рассматриваемом интервале
энергий изменяется мачо и быстрое возрастание выходов симметричного деления
может быть связано, как отмечалось выше, с уменьшением влияния оболочочных
эффектов па процесс деления ядра при увеличении энергии возбуждения тяжелых ядер.
Таким образом, рассмотрение имеющихся данных υ массовом распределении
осколков деления ядер позволяет разбить все деления но характеру массового распределения хрубо на две группы. К одной можно отнести деление ядер, ι де проявляется влияние замкнутых подструктур в процессе деления, что приводит к преимущественности асимметричного деления. Примером такого деления может служить преимущественно асимметричная форма деления ядер урана, радия и висмута (см. рис. 10)
при энергиях вблизи nopoia. К друюй группе можно отнести деления, в процессе
которых оболочечиая структура не проявляется, а деление ядер напоминает деление
заряженной жидкой капли, где симметричное деление преимущественно и массовое
распределение осколков деления расширяется с ростом энерши возбуждения. Примером такого деления является преимущественно симметричная форма деления ядер
висмута и золота при средних энергиях возбуждения (см. рис. 10), по-видимому, симметричное деление тяжелых ядер вблизи порога и в области малых энергий возбуждения, а также деление всех ядер при высоких энергиях возбуждения в момент деления.
6. ЗАРЯДОВОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ОСКОЛКОВ
Значительный интерес для понимания природы деления представляет
изучение зарядового распределения осколков деления. Однако имеется
мало данных о распределении заряда при делении тяжелых ядер, вызванном тепловыми нейтронами, и значительно меньше данных о делении
ядер при высоких энергиях: возбуждения. Отчасти это объясняется трудностями таких измерений. Обычно задачу определения распределения
заряда при делении сводят к определению распределения по зарядам
осколков с данным массовым числом, к определению наиболее вероятного
заряда этого распределения Zp и ширины распределения на половине
1шсог1Ы. Сильно нейтроноизбыточное ядро-осколок β ряду изобарой претерпевает ряд р"-распадов. чтобы достигнуть долины стабильных- ядер Ζ 1 .
Измеренный выход почти каждого из ядер-лродуктои представляет сумму
и е з а в и с и м о г о выхода данного нуклида в процессе деления и выходов его предшественников в ряду изобаров. Лишь в редких случаях,
когда ядро-предшественник в цепочке является стабильным или долгоживущим, удается определить независимый выход такого защищенного изобара. Обычно удается измерить независимые выходы небольшого числа
защищенных; изобаров вблизи долины стабильности, так как далекие οι
нее изобары имеют слишком короткие для химического выделения времена жизни. В большинстве работ для этой цели до недавнего времени
использовался радиохимический или масс-спектрографический методы.
Значительный интерес представляют результаты, полученные в последнее
время двумя физическими методами: методом определения заряда осколка
по энергии рентгеновского излучения его атомной оболочки 1 7 4 " 1 7 7 , и результаты, полученные с использованием масс-спекрографа для выделения
осколка известной массы в комбинации со сцинтилляционным спектрометром 1 7 8 или ядерными эмульсиями 179 для измерения длин цепочек бетараспадов.
7
УФЯ. -ι. 92, вып. 4
646
А. И. ОБУХОВ, Н. А. ПЕРФИЛОВ
5.1. Р а с п р е д е л е н и е п о з а р я д а м
заданной
массы
осколков
Деление
т я ж е л ы х я д е р с Ζ > 9 0 . Полученные при
делении ядер урана медленными нейтронами независимые выходы изо-
баров ряда массовых цепочек
удовлетворительно
укладываются 173 на одну универсальную кривую зарядового
распределения Ρ (Ζ — Ζ ρ ),
если зависимость наиболее
вероятного заряда в каждой
массовой цепочке Ζρ (А) выбрана согласно предположению о ρ авенстве 1 7 3 длин
цепочек бета-распадов дополнительных осколков (Ζρ —
-
32 -
80
Рис. 16. Эмпирические значения наиболее вероятного заряда Ζ ρ и среднего заряда 2 (близкого
к наиболее вероятному) продуктов деления ядер
при облучении U 2 3 5 тепловыми нейтронами. (Рисунок взят из работы Вааля ш ; значения Ζρ для
А —121 и 132 — из работ m и 1 7 9 соответственно.)
Обозначения: Щ — значения Zru
определенные τΐο
двум и более независимым выходам в предположении
гауссовского распределения зарядов; о — значения
Ζρ, определенные по одному значению независимого
выхода в предположении гауссовского распределения
зарядов при с = 0,86 ± 0,15. Полоса из горизонтальных штрихов — значения среднего заряда Ζ продуктов,
определенного Армбрустером и др. 1 Т 8 . Сплошные
линии обозначают средний заряд продуктов деления
в предположении одинаковой плотности заряда делящегося ядра и осколков деления, А х (92/233,6).
Пунктирные линии представляют эмпирическую зависимость Zp (А).
ΖΑ)Λ
= (Ζρ - ΖΑ)Ύ,
где
индексы «л» и «т» относятся
к легкому и тяжелому осколку соответственно. Лишь относительно
недавно Вааль
и др. 1 8 0 ' 1 8 1 при облучении U 2 3 5
тепловыми нейтронами измерили для шести массовых
чисел (91, 94, 95, 139, 142
и 143) по два независимых
выхода и для четырех массовых чисел (92, 93, 140,
141) по три независимых выхода. Зарядовое распределение достаточно хорошо описывается кривой Гаусса
jfic] (17)
со средним значением с =0,86
для 10 массовых цепочек.
Предположив далее, что для
других массовых цепочек,
где известно по одному независимому выходу изобара,
зарядовое распределение описывается той же кривой (17)
при с=0,86 *). Вааль и др. 1 8 1 нашли экспериментальную зависимость
Ζρ (А) для значительного числа массовых цепочек (рис. 16). Экспериментальная зависимость ZP(A) близка к расчетной в предположении
равенства длин цепочек распада дополнительных осколков. На рис. 16
приведены также данные1 7 8о среднем первичном заряде осколков, полученные Армбрустером и др.
для интервала массовых чисел 90—102 и 134—
146 и Конехни и др. 1 7 9 — для массовых чисел 132 и 134, при измерении
числа бета-распадов осколков деления. Как найдено этим физическим
*) Стромом и др. 1 8 2 найдена, однако, вариация ширины зарядового распределения с изменением массового числа осколка.
ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР
047
методом178, средние длины цепочек дополнительных осколков не равны
друг другу, в противоречии с предсказаниями гипотезы о равенстве длин
цепочек распада. Зарядовое распределение осколков деления ядер при
облучении U 2 3 3 , Ри 2 3 9 тепловыми нейтронами 184 , спонтанного деления 1 8 0
ядер Cf352, определенное по двум независимым выходам, подобно зарядовому распределению осколков при делении ядер U 2 3 5 . Результаты 176 - 177
определения зарядового распределения осколков спонтанного деления
ядер Cf252 по измерению энергии рентгеновского ./^-излучения осколков
также близки к предсказанным гипотезой о равенстве длин цепочек бетараспадов дополнительных осколков.
Как видно из рис. 16, экспериментальное зарядовое распределение
осколков в области масс с максимальным выходом отличается от распределения, предсказываемого гипотезой равной плотности заряда ядра и осколков; при этом легкий осколок имеет большую плотность заряда, а тяжелый — меньшую плотность в сравнении с плотностью заряда делящегося ядра. Если бы в процессе деления ядер играла значительную роль
подструктура с магическими числами нейтронов N = 82 и протонов Z=bO
в тяжелом осколке, то для осколка массы 132 значение наиболее вероятного заряда можно было бы ожидать равным 50. Согласно результатам
Конехии и др. 1 7 9 , действительно, для осколка массы 132 наиболее вероятное (среднее) значение заряда близко к 50, однако это значение Ζ получено
для осколка с фиксированной, наиболее вероятной кинетической энергией осколка. Согласно же результатам, полученным радиохимическим
методом181'182 (рис. 16), плотность заряда осколков с А—132 отличается
от плотности заряда подструктуры из 50 протонов и 82 нейтронов. Как бьт
то ни было, образование магической подструктуры в тяжелом осколке
в процессе деления ядра при низкой энергии возбуждения играет, по-видимому, существенную роль в уменьшении плотности заряда наиболеевероятных тяжелых осколков и, как следствие, в увеличении плотности заряда дополнительных, наиболее вероятных легких осколков, в отклонении экспериментальной зависимости Ζρ (Λ) для наиболее вероятных
осколков от ожидаемой зависимости Ζρ (А) в случае равной плотностизарядов дополнительных осколков (рис. 16). Для осколков деления ядра
на равные массы, строго симметричного деления, предсказание гипотез
о равных длинах цепочек бета-распада и равных плотностях зарядов·,
дополнительных осколков совпадают. Особый интерес представляет изучение зарядового распределения осколков сильно асимметричного деления
ядер. Если сильно асимметричное деление тяжелых ядер, так же как
и симметричное, происходит в тех случаях, когда оболочки в тяжелом
осколке не сформировались, то можно ожидать, что зарядовое распределение осколков сильно асимметричных делений будет близко к распределению, предсказываемому гипотезой равной плотности зарядов осколков.
Как будто, имеется такая тенденция в экспериментальных значениях
235
Ζρ осколков сильно асимметричного деления ядер U (рис. 16).
С ростом энергии бомбардирующих частиц несколько увеличивается ширина зарядового распределения осколков деления тяжелых
140 186 188 192
ядер · " · . Имеющиеся данные свидетельствуют, что характер зарядового распределения Ζρ (А) продуктов деления тяжелых ядер в области
средних и высоких энергий возбуждения такой же, как и при низкоэнер187 195
гетичном делении · , или же промежуточный между двумя распределениями, согласно предположению о равенстве длин цепочек бета-рас189
падов и о равенстве плотности зарядов дополнительных осколков .
Если отклонение зарядового распределения Ζρ (А) осколков деления
тяжелых ядер при низких энергиях возбуждения ит зарядового распределения, предсказываемого гипотезой равной плотности зарядов дополни-
648
А. И. ОБУХОВ, И. А. ПЕРФИЛОВ
тельных осколков, вызвано образованием магической подструктуры в тяжелом осколке в процессе деления, то с ростом энергии возбуждения
ядра, как можно ожидать, влияние оболочечных эффектов будет уменьшаться, а зарядовое распределение осколков будет стремиться к распределению, предсказываемому гипотезой, равной плотности зарядов дополнительных осколков. В области массовых чисел осколков вблизи А =140
и дополнительных к ним зарядовое распределение осколков будет, таким
образом, определяться наложением продуктов деления низковозбужденных тяжелых ядер после испускания нейтронов и продуктов деления
.высоковозбушденных тяжелых ядер (до испарения нейтронов) с различающимися зарядовыми распределениями. Продукты сильно асимметричного
деления тяжелых ядер при облучении частицами высоких энергий, которые возникают в результате деления лишь высоковозбужденных ядер
(см. раздел 5), согласно такой трактовке должны иметь зарядовое распределение, соответствующее гипотезе равных плотностей зарядов делящегося ядра и осколков. Экспериментальные результаты 191 изучения зарядового распределения легких продуктов сильно асимметричного деления
урана при облучении протонами с энергией 170 Мэв не противоречат такому представлению.
При облучении урана протонами с энергией свыше 1 Бэв Фридлендером
и др. 1 5 2 , 1 9 2 было найдено, что зарядовое распределение осколков c i = 125—140,
точнее, дисперсия зарядов, описывается кривой с двумя максимумами: положение
одного максимума, соответствующего нейтроноизбыточным продуктам деления, мало
изменяется с ростом энергии бомбардирующих протонов в области Бэв, второй максимум, соответствующий нейтронодефицитным продуктам деления, с ростом энергии
бомбардирующих протонов сдвигается в область с большим недостатком нейтронов.
Суммарный выход продуктов деления ядер урана в этой области масс при облучении
протонами высокой энергии можно рассматривать как наложение продуктов деления высоковозбуждениых ядер (одногорбая массовая кривая, нейтрон о дефицитные
продукты деления) и слабовозбужденных ядер (двугорбая массовая кривая, нейтроноизбыточные продукты деления), возникающих после каскадной стадии взаимодействия быстрого протона с ядром. Указанные выше наблюдаемые два максимума кривой
дисперсии заряда продуктов деления урана, быть может, связаны с делением этих
двух групп высоковозбужденных и низковозбуждеипых ядер. Соотношение площадей
этих двух максимумов указывает на относительно большой вклад, как оценено 152> 1 9 2 ,
около 200 .«б, делений низковозбужденных ядер, возникающих после каскадной стадии
взаимодействия протонов с энергией в области Бое с тяжелым ядром. В связи с этим
интересно отметить, что при изучении деления ядер методом ядерных эмульсий в случае облучения урана протонами с энергией 3 Бэв 1 4 2 и 9 Бэв 1 9 3 наблюдалось значительное число делений с относительно малой энергией возбуждения, а при облучении урана
протонами с энергией 1—2,8 Бое наблюдались 1 В 4 тесть групп запаздывающих нейтронов, как и в случае деления низковозбужденных ядер урана (см. далее, раздел 9). Полное сечение для образования низкоэнергетической ι руппы делящихся ядер оценено
в последнем случае как 280 .мб. Интересно также отметить, что у относительно лег
ких продуктов деления ядер урана (А ^ 80) и у продуктов деления ядер при облучении свинца протонами в области Бое, у продуктов, которые образуются только при
сравнительно высоких энергиях возбуждения делящихся ядер (одногорбая массовая
кривая, расширяющаяся с ростом энергии возбуждения), дисперсия зарядов представляется одногорбой кривой 1 5 а .
Деление
ядер
с Ζ <С 90. Данных о зарядовом распределении продуктов деления сравнительно легких ядер мало. Как мы видели в разделе о массовых распределениях, деление ядер типа висмута и более
легких напоминает деление заряженной жидкой капли. В этом случае
можно ожидать зарядового распределения Ζρ (А) продуктов деления,
предсказываемого гипотезой о равной плотности зарядов делящегося
ядра и осколков. Экспериментальные
результаты при облучении золота
ш
альфа-частицами
с
энергией
40
Мэв
и висмута дейтонами с энергией
190 Мэви& совпадают с предсказаниями этой гипотезы. В случае деления
ядер при141облучении золота ионами углерода с энергией 112 Мэв, как было
найдено , зарядовое распределение продуктов деления Ζρ [А) располо-
ДЕЛЕНИЯ ЯДЕР
649
жено между зависимостями, предсказываемыми гипотезой о равной плотности зарядов ядра и осколков и гипотезой о минимуме потенциальной
энергии касающихся осколков.
Представляется желательным получение дальнейшей информации о
зарядовом распределении осколков деления как легких, так и тяжелых
ядер с целью их сравнения для выяснения их сходства или различия
ввиду предполагаемого различия (см. раздел 5) характера деления этих
ядер: подобно жидкой капле в первом случае и при влиянии подструктуры
при низких энергиях — во втором.
7. УГЛОВОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ОСКОЛКОВ ДЕЛЕНИЯ ЯДЕР
При облучении U 2 3 5 нейтронами с энергией 14 Мэв 1 9 7 и Th 2 3 2 фотонами с максимальной энергией 16Л/зв 1 9 8 был обнаружен преимущественный вылет осколков деления под углами 0° и 180° к пучку в первом случае
и под углом 90°— во втором. Связь направлений разлета осколков с направлением бомбардирующих частиц, как было показано 2 9 - 1 9 9 , является
прямым следствием закона сохранения момента количества движения.
Если предположить, как это было сделано Бором 2 9 , что делящееся
ядро при прохождении через седловую точку обладает осевой симметрией
и что направление оси симметрии, совпадающее с направлением деления,
сохраняется после прохождения ядром седловои точки, направление разлета осколков определяется направлением оси симметрии ядра в седловои
точке и, следовательно, величиной К — проекцией углового момента
ядра / на его ось симметрии. Если, далее, при низких энергиях возбуждения ядро может разделиться, проходя через одно из дискретных состояний
в седловои точке 2 9 , то, следовательно, угловое распределение осколков
полностью определяется характером этого промежуточного состоянияПри облучении ядер нейтронами и заряженными частицами средних
энергий, когда в ядро вносится значительный угловой момент, в сплошном
спектре возможных переходных состояний имеется некоторая преимущественность для состояний с малым значением К, так как этим состояниям
соответствует меньшая энергия вращения ядра
£„, = £ - * · -£-(/•_*·),
(18)
!
I!
где ./ц и /j_ — моменты инерции ядра в седловои точке относительно оси
симметрии ядра и перпендикулярной к ней оси соответственно. Если
предположить, как это сделал Струтинский199, что распределение ядер
по энергиям вращения в седловои точке определяется фактором Больцмана, W (Евр) ~ ехр I— ЕЩ11Т\, где Τ — температура ядра в седловои
точке, то распределение ядер по К будет типа гауссовского:
где
r
r
<l--bi^r/
- Т^ЭФФУ.
(19)
При заданном значении 1 ж К угловое распределение осколков деления
относительно пучка частиц определяется как
W
m
i,K
it2
=§2{I*s№*-KT ·
(20)
Угловое распределение осколков после интегрирования по всем возможным значениям / и К имеет максимумы под углами 0° и 180° к пучку
650
А. И. ОБУХОВ, Н. А. ПЕРФИЛОВ
бомбардирующих частиц, и величина анизотропии увеличивается с ростом
2 200
параметра ρ =. (/ м а к с /2,ЙГ0) . При малых значениях ρ анизотропия
деления
W {W)IW (90*·) - 1 + (ILudSKl).
(21)
В другом предельном случае, ρ > 1, угловое распределение осколков
описывается законом Τ^(θ) = l/sin0 2 0 0 . Качественно подобные результаты получаются, если предположить 201 , что распределение состояний
по К в седловои точке имеет линейную форму: W(K) ~ \ К — KWAiiC .
В отличие от изложенного выше представления, где предполагалось,
что угловое распределение осколков определяется пространственной ориентацией осей симметрии ядра в седловои точке, Эриксоном и Струтинским 2 0 2 была рассмотрена возможность, что угловое распределение осколков определяется распределением спинов в осколках. И в этом случае
следует ожидать преимущественности вылета осколков деления под углами 0° и 180° при облучении частицами.
7.1. А н и з о т р о п и я п р и н и з к и х и с р е д н и х
энергиях
в о з б у ж д е н и я
Фотоделение. Наблюдаемое угловое распределение осколков деления при облучении фотонами
четно-четных ядер-мишеней Th 2 3 2 , U 2 3 4 , U 2 3 6 , U 2 3 8 и Ри 2 4 0 может быть
представлено 2 0 3 - 2 0 9 функцией вида
W (Θ) - а -|- bsi η 2 θ -f csin2 2Θ,
(22)
где θ — угол между направлением разлета осколков и пучком фотонов. В интервале
энергий фотонов 6—20 Мэв характер углового распределения осколков, определяемый
членом frsin2 θ, свидетельствует о преимущественно дипольном поглощении фотонов
ядром *). Однако, как было найдено 2 0 в , относительный8 3 8вклад 2квадрупольной
компоненты увеличивается при подбарьерном фотоделении
U
и Ри 4 0 , что свидетельствует
238
240
о меньшей величине барьера деления U
и Ри
в СОСТОЯНИИ 2+— квадрупольное
поглощение — в сравнении с делением в состоянии 1~— дипольное поглощение (на
~ 0,4—0,5 Мэв). С ростом энергии гамма-квантов величина угловой анизотропии уменьшается. Угловое распределение осколков
фотоделения ряда ядер с нечетным массовым
числом было найдено изотропным 203 .
Найденные особенности углового распределения осколков при фотоделении
объясняются 2 0 3 тем, что в случае электрического дипольного поглощения фотона четно-четным ядром наинизшее возможное состояние ядра в седловои точке есть состояние
коллективного возбуждения 1" (К 2~ 0). Деление ядра из этого состояния приводит
к угловому распределению вида sin θ, с максимумом под углом 90°. С ростом энергии
фотонов появляется возможность деления ядер из других состояний. Наложение делений из ряда состояний с различным характером углового распределения осколков
приводит к наблюдаемому уменьшению анизотропии деления с ростом энергии фотонов.
Если ядро-мишень имеет непарный нуклон, то уже вблизи порога имеется возможность
деления из нескольких состояний, что и объясняет наблюдаемую изотропию
деления
при облучении
фотонами ряда ядер с 2нечетным
массовым числом 2 0 3 . Однако Работ2096
39
новым и др.
при облучении ядер Ри фотонами с максимальной энергией в интервале 5,4—5,9 Мае была найдена небольшая анизотропия деления, перпендикулярная,
с повышением энергии меняющая знак
и стремящаяся затем к нулю. Такой характер
анизотропии фотоделения ядер Ри 2 3 9 может быть объяснен 2 0 9 ^ в предположении, что
полоса уровней с К = 1/2~ находится ниже полосы уровней с К = 3/2~ в переходном
состоянии ядра Ри 2 3 9 при положительной четности его основного состояния.
Деление ядер при (п, / ) - , (ri, ρ/')- и (α, а'/)-реакциях. а) Ч е т н о - ч е т н ы е с о с т а в н ы е я д р а . Эффекты проявления структуры каналов деления
в угловом распределении осколков были обнаружены в ряде исследований угловой
*) В измерениях Базя и др. 2 0 5 было найдено, что при Еу ~ 6—9 Мэв определяющим угловое распределение осколков членом является с sin 2 2Θ, который206 соответствует квадрупольному поглощению фотонов. Более поздние измерения > 208> 2 0 9
не подтвердили этих результатов.
ДИ.11?ЛШЬ ЛДКР
651
210
235
анизотропии вблизи порога деления. Нестеров π др.
при облучении ядер U
нейтронами с энергией 0,08—0,3 Мае нашли в угловом распределении осколков
перпендикулярную компоненту. При дальнейшем возрастании энергии нейтронов
преимущественный вылет осколков наблюдается под углами 0° и 180°. Значителье
2U
ная анизотропия
вылета осколков W (0°) / W (90 ) =*• 7 была найдена
в реак23S
234
ции U
(ее, а'/) при энергии возбуждения 600 кав сверх барьера деления ядра U .
Величина анизотропии и характер углового распределения осколков свидетельствуют,
что в этой области энергии возбуждения ядра в седловой точке ядро проходит через
переходное состояние с К — 0. При возрастании (£*— Ef) от 600 до 1500 кэв характер
углового распределения осколков изменяется, величина анизотропии уменьшается,
что свидетельствует об открытии одной ИЛИ более полос с К -- 0.
210
Значительная щель в спектре энерютических уровней ядра Ρ и
в переходном
СОСТОЯНИИ
2Λ
--**
2,6
Мэв
(в
сравнении
с
2Δ
^
1.5
М.)в
в
основном
состоянии)
была
212
239
найдена
при изучении угловых распределении осколков в реакции Pu
(d, pi)
pu24o э т а реакция позволяет внести в ядро эпершю возбуждения ниже энергии связи
нейтронов
при
одновременном внесении значительного углового момента. Как было
212а
1
найдено
, К' - 0 вблизи барьера и скачкообразно возрастает от ~ 8 до ~ 16 при
Е*— &f — 2,6 Мэв, что связывается с разрушением связи первой пары нуклонов и появлением квазпчастичпых состояний 2 1 2 d . Меньшие изменения в Щ при энергии возбуждения в седловой точке ~ 0,7 и ~ 1,6 М^в были пнтернретированы *) как обязанные
вкладу коллективных вибрационных состоянии ядра в седловой точке 2 1 2 а .
б) Л - н е ч е τ н ы е с о с т а в н ы е я д р а . При облучении Th 2 3 2 нейтронами с энергией 1,6 Мэв Хенкель и Бролли 2 1 3 нашли, что осколки деления разлетаются
преимущественно под углом 90° к направлению нейтрона. При несколько меньшей
и большей энергии нейтронов перпендикулярная анизотропия уменьшается, а затем
преимущественным становится вылет осколков под углами 0° и 180° к пучку нейтронов.
Позднее преимущественно перпендикулярный вылет осколков по отношению к пучку
нейтронов был обнаружен 5при
облучении ряда четно-четных ядер-мишеней нейтронами вблизи порога деления 5 , 2 1 4 ~ 2 1 6 . Л ампере 2 1 5 выполнил каналовый анализ результатов углового распределения осколков деления ядер при облучении нейтронами
ядер от Th 2 3 0 до Pu 2 4 0 . Его вывод: последовательность полос уровней в седловой точке
с К = 1/2+, К = 3/2- и/С-- 1/2-может объяснить наблюдаемый характер и величину
угловой анизотропии для большинства из указанных ядер. В случае облучения ядер
Th 2 3 0 и Pu 2 3 8 нейтронами наблюдаемый
характер анизотропии деления ядер, как показано Воротниковым и др. 2 α β , может быть лучше объяснен в предположении, что первой, наиболее низкой в последовательности полос уровней является полоса **) с К —
--• 1/2".
На рис. 17 наряду с результатами Л ампере при облучении U 2 3 4 нейтронами
приведены также значения анизотропии деления ядер в случае облучения U 2 3 4 нейтронами
от (d, р/)-реакции, полученные Ванденбошем и др. 2 1 Т . Зависимость анизотропии
от энергии возбуждения в этом случае показывает структуру, значительно большую,
чем в измерениях Лампере 2 1 5 в (п, /)-реакцшг. Если приписать каждый из наблюдаемых максимумов или минимумов в угловой анизотропии открытию нового канала,
данные, полученные Ванденбошем и др. 2 1 \ указывают, что в седловой точке делящегося ядра U 2 3 5 имеется около восьми открытых каналов в интервале первых 2 Мае энергии возбуждения, со средним расстоянием между ними -^ 250 кэв.
в) З а в и с и м о с т ь
а н и з о т р о п и и от э н е р г и и
бомбардир у ю щ и х ч а с т и ц . При энергии бомбардирующих нейтронов порядка нескольких
Мэв плотность уровней тяжелого ядра в седловой точке велика, отдельные уровни
уже не проявляются в угловом распределении осколков, и в этом случае оправдан,
как уже отмечалось, статистический подход к оценке анизотропии углового распределения осколков деления ядер. В интервале энергий бомбардирующих нейтронов 2,5 —
5,5 Мэв величина анизотропии углового2 1 распределения
осколков деления тяжелых
4 21Ь
ядер слабо зависит от энергии2 3нейтронов
·
" 22 °, но зависит от Ζ2ίΑ ядра-мишени
3
235
239
(см. далее), а,в случае ядер U , U , P u — от спина ядра-мишени.
Так, найдено, что величина анизотропии деления ядер при облучении U 2 3 3 (/0 =
— 5/2) больше, чем при облучении Pu 2 3 9 (7 0 — 1/2) 2 1 1 ·1 42'20, а при облучении U- 35 (/0 =
— 7/2) больше, чем и двух предыдущих случаях - . Эта зависимость оказалась
*) Отмеченное скачкообразное изменение2 1 2К% с ростом энергии возбуждения ядра
можпо объяснить,
как показано Струтинским °, и при значении энергетической щели
ядра Pu 2 4 0 в переходном состоянии, равном величине энергетической щели этого ядра
в основном состоянии.
**) Как уже отмечалось 3ранее,
Работнов и др. 2 0 Э б при анализе характера анизот39
ропии фотоделения
ядер
Pu
вблизи
порога пришли также к выводу, что для делящегося ядра Pu 2 8 9 наиболее низкой полосой уровней в переходном состоянии является
полоса с К -— 1/2~.
652
А. И. ОБУХОВ, Н. А. ПЕРФИЛОВ
29
II!
обратной ожидаемой
, так как полагалось, что хаотически ориентированный
собственный спин ядра-мишени приведет к дезориентации углового момента составного ядра I = L 4 То и, вследствие этого, к уменьшению анизотропии. Возможная причина аномальной зависимости анизотропии от спина — зависимость
228
вероятности деления
Tf/Tn от углового момента составного ядра
. Количественная оценка увеличения анизотропии деления с увеличением спина ядра
показала,2 2 1 однако, что таким образом можно объяснить только часть наблюдаемого
эффекта
. Другая возможная причина аномалии — отклонение от гауссовой формы распределения но К проекции углового момента на ось симметрии ядра в седловой
1,8
It
\
1,
ι Ι
ΙΑ
Τ !
^
ι
1
ι,ο
υ,ϋ
0,6
•4-
1
\
\
ιΙ
\
V
-Λ
гТ'
b
1
ι
ν
/
• dfpf)
*nff)
Ι
04
WOO
Г500
ΙΙ
\
1V
\
L'—1
^Π
ΙΕ
//
500
,"0
ι
2000
dfp,f)
2500
3000
3500
ШО
Рис. 17. Угловая анизотропия осколков деления 2 1ядер
при облучении
7
U 2 3 4 нейтронами 3 1 5 и нейтронами в (d, ^?/)-реакции
. (Рисунок взят из
217
работы Ванденбоша и др. .)
точке в области низких энергий 2 2 2 . Однако возможно, что наблюдаемое возрастание
анизотропии деления связано не столько с увеличением спина указанных ядер, сколько с уменьшением эффективного момента инерции ядра в седловой точке при уменьшении Ζ2/Α, 2что
приводит к увеличению анизотропии деления (см. формулу (19)). СимB0S
монс и др. 1 9 нашли
для ряда делящихся ядер, что Щ и, следовательно, /г,фф ~ K'a
~
24
2в
растают с ростом Z2/A2 2 ядра,
что
совпадает
с
предсказаниями
модели
жидкой
капли
>
.
3
23e
Личмен
и
Бламберг
сравнили
величину
анизотропии
деления
составных
ядер
U
и Ри 2 4 0 , полученных при облучении ядер нейтронами
низких энергий и ионами Не 4 .
Разница в величине4 анизотропии деления ядер U 2 3 6 и Ри 2 4 0 в случае облучения нейтронами и ионами
Не почти одинакова, что также свидетельствует о зависимости ани-4
зотропии от Z2/A 2 3 2скорее,
чем от спина ядра, так как в случае облучения ионами Не
ядра-мишенп Th
и U 2 3 6 не имеют спина.
При энергии бомбардирующего нейтрона, соответствующей очередной (п, xn'f)реакции 214> 2 1 9 . 2 2 0 , анизотропия деления тяжелых ядер скачкообразно возрастает.
Эти характерные скачки анизотропии объясняются тем, что деление ядер после эмиссии
нейтрона с малой энергией возбуждения и с малым Ко сильно а н и з о т р о п н о 2 0 0 ' 2 0 1 .
Величина скачка с ростом энергии нейтронов постепенно уменьшается из-за уменьшения вклада делений после испускания нейтрона.
Подобные же скачки анизотропии
после испускания
нейтрона были обнаружены з а з - 2 2 4 при облучении тория и урана
4
ионами Не .
«53
ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР
При облучении ядер протонами 2 2 5 , дейтонами 2 2 5 - 2 2 6 , ионами Н е 4 2 2 3 . 2 2 4 и тяжелыми ионами 2 2 7 анизотропия углового распределения осколков увеличивается с ростом энергии частиц из-за возрастания вносимого в ядро углового момента. Из экспериментальных значений анизотропии, зная величину
вносимого углового момента,
можно
определить значение К2, при данной
энергии возбуждения и, таким образом, найти экспериментальную зависимость К1 от энергии возбуждения.
На рис. 18 представлена эта зависимость для случая облучения
U235
233
медленными
нейтронами и U ионами Не 4 . Там же представлены расчетные зависимости в предположении, что анизотропия определяется
24 26 32 36
состоянием ядра в седловой точке или
E*-EftMa6
же спинами разделившихся осколков.
Видно, что расчетная зависимость
Рис. 18. Зависимость величины К\ от энергии
Κ'Ι (Ε*), полученная при первом возбуждения ядра в седловой точке Е* — Е$.
предположении, лучше согласуется
Сплошной линией обозначена зависимость,214 вычисс экспериментальной зависимостью.
ленная из 2экспериментов
с нейтронами ' · 2*° и
Из приведенных зависимостей видно
ионами Не* 'г*. (Обозначения «ч-н» и «ч-ч» относятся
четно-нечетным и четно-четным делящимся ядрам.)
также, что при малых энергиях воз- кПунктир
в модели ферми-газа зависибуждения экспериментальная зави- мость 2ϋ0 . —расчетная
Штрих-пунктир —зависимость в предпосимость ΚΙ (Ε*) проходит значитель- ложении, 2Oiчто анизотропия определяется спинами
осколкои
(в этом случае ордината представляет
но ниже расчетной. Это можно
σ2 -f σ|). (Рисунок взят из работы Ванденбоига
объяснить тем, что при энергиях вози др.
буждения, незначительно превышающих барьер деления тяжелого ядра, значительная часть42 нуклонов
ядра спарена.
Учет эффектов спаривания в модели сверхтекучего ядра > 2 1 2 приводит к согласию
* • )
расчетной и экспериментальной зависимостей Щ (Е*).
Заинснмость
угловой
Ли
.
ИоныЪъ\®т
01
анизотропии от Ζ2/Α. Найде2,6 э Дейтроны, 21 Мэд
но, что величина угловой аниrPb 206
зотропии деления2 возрастает
• Протоны,11 Мэд
с уменьшением Ζ ΙΑ деляще2
0
9
. Bi
гося ядра. На рис. ^представлены данные но анизотропии
226
2,2 деления при облучении ряда
ядер протонами,
дейтонами
и ионами Не 4 . Наблюдаемое увеличение 2 анизотропии
32
η 203,205
с уменьшением Ζ /Α делящегося ядра связывается с увеличением при этом доли делений
pb206
238
\и
после испарения дейтронов и,
ι
Τ
4
следовательно, с понижением
4 Bi • 9
k , U 2 3 5 N p 2 3 · / 2Э9
Th232
энергии возбуждения
ядер
1 ξ
226
«ос 1[ЙОЧ
•
в момент деления для ядер от
Ra
и
5
плутония до радия '20°. Этот аргумент непригоден для объяс1,2 нения анизотропии деления
ι
ядер легче радия, так как эти
1,0
37
38
ядра делятся в основном до
33
34
За
36
32
испускания нейтронов, с достаΖΣ/Α состабного ядра
точно высокой энергией воз
РИС. 19. Зависимость анизотропии углового распребуждения. Наблюдаемая, тем
2
деления осколков деления от Ζ /Α составного ядра
не менее, значительная анизотропия деления ядер легче ра
при облучении ряда ядер протонами, дейтонами
дня вызвана двумя причинаи альфа-частицами - 2 5 · 2 2 6 · 22Н .
14
ми ~"
. У сравнительно легких
ядер барьеры деления велики,
энергия возбуждения в седловой точке мала, а анизотропия велика. Другой причиной
может быть более вытянутая форма этих ядер в седловой точке (см. рис. 1а), / . —./,,
вследствие этого велико, а К'1 (формула (19)) мало.
но.
.
107
197
-Ι ι
t
I
-
ι
R
К\
\у
654
А. И. ОБУХОВ, Н. А. ПЕРФИЛОВ
Из полученных значений ЛГ§, зная температуру ядра в седловой точке, можно
определить, согласно (19), УЭфф (рис. 20). Полученные таким образом значения эффективного момента инерции ядра в седловой точке хорошо совпадают со значениями
в
Афф
расчетах 2деформации
заряженной жидкой капли, особенно в случае ядра с не30
резкой границей . Как следствие, из такого анализа можно непосредственно оценить
2
значение (2 /Л) к р 1 1 Т , значение, при котором
ι в2 седловой точке равно нулю.
(Ζ Λ4.)ΚΡΗΤ согласно таким оцен
2 3 1 равно 45,0.
эсрср
кам
Зависимость анизотропии от
отношения масс осколков. При
облучении
тяжелых 2 2ядер
фотона204
9
ми 232 , 2 3 3нейтронами , протонами >
было обнаружено, что
асимметричное деление более анизотропно, чем симметричное. С ростом энергии бомбардирующих
частиц зависимость анизотропии
от асимметрии деления
этих ядер
почти исчезает 2 3 3 , 2 3 4 . Наблюдаемая зависимость анизотропии деления тяжелых ядер от отношения масс осколков объясняется 20°
как результат наложения делений
после испарения нейтронов, преимущественно
асимметричных,
Рис. 20. Зависимость/ а фф -величины, обратной эффективному моменту инер- с низкой энергией возбуждения
и большой анизотропией, и делеции ядра в седловой точке, от Z2fA.
ний
до
испарения нейтронов
Экспериментальные значения вычислены
из
анизотро197
9
с высокой энергией возбуждения
пии4 деления при облучении
ядер
от
Аи
до
а-*
нонами
и малой анизотропией. ИсчезновеНе с энергией 40 Мэв231. Расчетные значения «^эфф
для ядер с резкой (Г = 0) и 23диффузной (Г — —0,1)
ние зависимости анизотропии деграницами °.
ления тяжелых ядер от отношения масс осколков с ростом энергии бомбардирующих частиц может быть объяснено тем, что вклад делений после
испусканий нейтронов, преимущественно асимметричных, с большой анизотропией,
с ростом энергии становится все меньше.
Если бы ответственным за корреляцию анизотропии с асимметрией деления был
только эффект испарения нейтронов до деления, то указанной корреляции не следовало бы ожидать в случае облучения тяжелых ядер нейтронами с энергией меньше
б—7 Мэв и при облучении ядер типа висмута частицами средних энергий, когда деление происходит до испарения нейтронов. Как было найдено, в этих двух случаях как
будто
действительно отсутствует корреляция между анизотропией и асимметрией деления 217> 2 3 5 - 237> 2 3 8 в пределах точности измерения.
Однако если как угловое распределение, так и массовое распределение осколков
определяются в стадии прохождения через вершину потенциального барьера, между
анизотропией и асимметрией деления принципиально возможна взаимосвязь. Так,
в случае деления ядер типа висмута, делящихся подобно жидкой заряженной капле,
преимущественно симметрично, можно ожидать некоторого возрастания анизотропии с ростом отношения масс осколков, так как асимметричной конфигурации
ядра при критической деформации, в рамках модели жидкой капли, соответствует
большая величина потенциальной энергии в сравнении с симметричной конфигурацией.
Если взять в качестве разницы значений потенциальной энергии асимметрично и симметрично деформированного ядра при прохождении через вершину потенциального
барьера значения Д£у, приведенные в табл. I I I , и принять, что ядро при критической
деформации имеет форму двух касающихся эллипсоидов, то можно показать, что величина анизотропии, вычисленная согласно (21) для делений
с отношением масс осколков 1,3 и 2,0 в случае облучения висмута ионами Не 4 с энергией 42 Мэв, превышает
анизотропию симметричного деления лишь на 2 и 6% соответственно. Этим, в частности, можно объяснить то, что Флинн и др. 2 3 9 не нашли изменения анизотропии с ростом4
отношения масс осколков от 1,0 до 1,3 при облучении свинца и висмута ионами Не
с энергией 42 Мэв *). Для ядер типа урана при низких энергиях возбуждения можно
ожидать некоторого возрастания анизотропии для симметричного и сильно асимметричного делений в сравнении с наиболее вероятным делением, если последнее связано
с проявлением оболочечных эффектов уже в седловой точке, с меньшим барьером
деления. При этом симметричное и сильно асимметричное деления тяжелых ядер
*) Для осколка Вг 83 , соответствующего асимметрии деления 1,53, они нашли даже
некоторое уменьшение анизотропии.
ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР
655
происходят в случаях, когда оболочечные эффекты не проявляются, и им соответствуют большие значения барьеров деления в сравнении с наиболее вероятным делением. В некоторых полученных до сих пор экспериментальных результатах отмечается лишь некоторая тенденция к увеличению анизотропии для симметричных
235
238
и сильно асимметричных делений
- .
7.2.
У г л о в о е
р а с п р е д е л е н и е
о с к о л к о в
в ы с о к и х
э н е р г и й
в
о б л а с т и
При облучении ядер тяжелыми ионами делящееся ядро получает большой угловой момент и вследствие 9этого
наблюдается большая анизотропия в угловом распреде3 е5
227
лении осколков деления . > . Основные закономерности углового распределения
осколков деления в этом случае — возрастание анизотропии с увеличением энергии
2
ионов, с уменьшением Z /A делящегося ядра — те же, что и при облучении частицами
средних энергий. Почти не исследована зависимость анизотропии от2 4 0отношения масс
осколков: имеется лишь указание на то, что эта зависимость слабая .
При облучении урана, висмута, золота протонами с энергией свыше 45 Мое угловое распределение осколков стремится к изотропному 233> 2 4 i ~ 2 4 4 . Ранее в случае
облучения урана и тория протонами с энергией 460—660 Мае была обнаружена значительная
преимущественность вылета осколков деления под углом 90° к пучку протонов 2 4 5 . В более поздних измерениях эти результаты не были подтверждены 2 4 1 - 2 1 -.
Угловое распределение осколков деления ядер урана близко к изотропному вплоть
до энергии бомбардирующих протонов 3 Я з е 1 4 2 . Такой характер углового распределения осколков деления при высоких энергиях бомбардирующих протонов связан, повидимому, с характером взаимодействия быстрого протона с ядром, с вылетом из ядра
каскадных нуклонов, результатом чего является дезориентация угловых моментов
ядер 1 4 2 .
8. КИНЕТИЧЕСКАЯ ЭНЕРГИЯ ОСКОЛКОВ ДЕЛЕНИЯ
Зависимость
кинетической
энергии
осколк о в о т о т н о ш е н и я и х м а с с . Если бы кинетическая энергия
осколков деления определялась их кулоновским взаимодействием в момент разделения, то для осколков сферической формы, в предположении
Zt/Z2 =
AJA2,
е2
f
т. е. суммарная кинетическая энергия двух осколков деления наибольшая
при симметричном делении и уменьшается с ростом отношения масс осколков. Однако, как найдено при спонтанном делении тяжелых ядер 1 1 3 2 4 ( i , 2 4 7 ,
при делении тяжелых ядер, вызванном тепловыми нейтронами 1 0 8 1 1 9 ,
134 1 3 7
144
254 262
248-253 и частицами средних энергий ' ' - ~ 1 в зависимости
Ек (ΑτΙΑη) имеется минимум в области симметричного деления. В случае
233
235
239
облучения ядер U , U и Ри тепловыми нейтронами провал в кинетической энергии в области симметричного деления составляет около 20 —
35 Мэв *) и с ростом энергии бомбардирующих частиц уменьшается. Так,
при облучении урана и тория нейтронами с энергией 14 Мэв провал составляет 12—15 7к/э<?254~256, а при облучении ионами Не 4 с энергией
29 М э в 2 5 9 " 2 6 2 уже только 6—8 Мэв (рис. 21). Небольшой провал Ек в области симметричного деления еще наблюдается при облучении U 2 3 8 и Th 2 3 2
*) Значения кинетической энергии осколков симметричного деления ядер U 2 3 3 ,
U 3 3 5 , Рц2з» П р И облучении тепловыми нейтронами, измеренные с помощью ионизационной камеры, полупроводниковых детекторов и по времени пролета осколков, в значительной степени неопределенны из-за вклада (до -~50%) делений несимметричных,
с большими значениями кинетической энергии. При измерении кинетической энергии
осколков симметричного деления ядер по пробегу осколков радиохимическим метод о м 2 5 1 " 2 5 3 неопределенности в Ек из-за вклада несимметричных делений не возникает,
однако появляется другая трудность—из-за неопределенности в знании зависимости
пробега осколка от его кинетической энергии.
656
А. И. ОБУХОВ, Н. А. ПКРФИЛОВ
ионами Не 4 с энергией 42 и 65 Мэв1и- 26°. При облучении Ra 2 2 6 протонами,
дейтонами, ионами Не 3 , Не 4 с энергией от ~ 10 до ~ 30 Мэв провал Ек
в области симметричного деления составляет 6—9 Мае 1 3 7 * 1 4 4 . При облучении же ядер висмута и золота ионами Не 4 с энергией 25 Мэв и ионами Не 4
с энергией 42 Л/эв 137 > 260 была
Ек,Мэв
найдена
плавная
Εκ(Ατ/Αα)
(рис.
зависимость
22).
β ряде работ наблюдаемая зависимость Ек (Ат/Ал)
при делении
тяжелых ядер связывается с влиянием степени заполненности ядерных
оболочек на форму осколков в момент
254
разделения , с повышенной жесткостью по отношению к деформации
околомагических осколков и с пониженной жесткостью осколков, далеко
1,0 1,1 1,2 1,3 1,4 1,5 1,6 1,7 1,8 1,9 2,0 отстоящих от заполненных оболоОтношение масс осмомнов
чек 1 6 9 > 2 6 4 · 2 6 5 , з 8 7 .
Для объяснения
наблюдаемого
возрастания кинетичеб
Рис. 21. Зависимость средней кинетической
ской энергии осколков симметричноэнергии пары осколков деления Ёк от отго (и
сильно асимметричного деленошения их масс в случае деления ядер при
н и я 2 6 0 ^ 2 6 2 ) тяжелых ядер с ростом
335
ш
облучении U
тепловыми н е й т р о н а м и ,
энергии возбуждения, а также некотоTli 2 3 2 ионами Не 4 с энергией 22 Мэв (пунрого уменьшения кинетической энер259
ктир), 29,5
Мэв .
гии
осколков в максимуме (см,
Приведена также расчетная 11Э в модели жидкой
рис. 21), в26этой картине нужно предкапли зависимость для делящегося ядра и и а в .
положить ° изменение жесткости осколков с ростом энергии возбуждения.
137
25е
258
263
В другой группе работ - > >
аномальный провал кинетической энергии
осколков в области симметричного деления тяжелых ядер объясняется в духе модели
двух типов деления. Наблюдаемая зависимость ~Ёи (АТ/АЛ)
объясняется в этом случае как наложение двух независимых типов деления, симметричного и асимметричного. С симметричным типом деления
как легких, так и тяжелых ядер связывается большее расстояние между
центрами тяжести осколков в сравнении с асимметричным типом деления,
а следовательно, меньшая кинетическая энергия осколков, независимо
от энергии возбуждения делящегося
я д р а 1 3 7 . Для объяснения возрастания кинетической энергии осколков симметричного деления тяжелых
ядер с увеличением энергии возбуж2
1,4
1,6
1,8
1,0
2,0
дения ядра в другой трактовке
модели двух типов деления 2 6 3 было предОтношение масс осиолмод
положено, что симметричный тип дер И с 22. Зависимость средней кинетической
ления как легких, так и тяжелых
осколков деления Ек от отэ н е р Г 1 Щ
п а р ы
ядер является быстрым процессом, н о ш е н и я и х м2 3а5 с с в с л у ч а е деления ядер
при
119
в котором добавочная энергия воз- о б л у ч е н и и U тепловымипейтронами
, R a129276
137
209
буждения переходит в степени свобо- д е й т о н а м и с энергией
14 Мэв , Bi
и Ан
ды, связанные с движением центров
ионами Не 3 с энергией 25,5 Мэв™.
тяжести осколков. Однако ни в одной
из этих двух трактовок свойств двух
типов деления нельзя объяснить одновременно наблюдаемое некоторое возрастание
кинетической энергии осколков симметричного π сильно асимметричною делений
тяжелых ядер при увеличении энергии возбуждения ядер и независимость от энергии возбуждения ядра кинетической энергии осколков симметричного деления ядер
типа золота, висмута (см. следующий раздел).
Можно, однако, представить такую картину 1 4 2 . Как мы видели в разделе 5, деление ядер типа золота и висмута напоминает но характеру массового распределения
осколков деление заряженной жидкой капли, и если это так, то, в соответствии
с выражением (23), зависимость средней кинетической энергии пары исколков от отношения их масс Я~1{ (АТ1АЛ) должна быть плавной, как в действительности и наблюдается (см. рис. 22). Симметричное деление тяжелых ядер можно рассматривать (как уже
ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР
057
предлагалось в разделе 5) как деление, в процессе которого влияние оболочек полностью
или частично ослаблено. При низких энергиях возбуждения это ослабление может быть
вызвано большими деформациями ядра в процессе деления, возможно, еще до или
в седловой точке. Деление из таких сильно деформированных состояний приводит
к аномальному спаду кинетической энергии осколков симметричного (и, по-видимому,
сильно асимметричного) деления. С ростом энерши возбуждения ядра симметричное
деление может произойти из менее деформированного состояния ядра, в котором оболочки разрушены ил-за повышения энергии возбуждения. Таким образом, рост энергии возбуждения тяжелого ядра приводит как к увеличению выходов продуктов симметричного деления, так и к повышению их кинетической энергии (см. рис. 11, 21 и 23).
Преимущественно асимметричная форма деления тяжелых ядер (см. раздел 5) обусловлена, по-видимому, влиянием замкнуй
тых оболочек из 82 нейтронов
и 550 про- £
к
тонов в тяжелом осколке. Деление ядра,
в процессе которою проявилось влияние обол очечных эффектов, происходит
из менее деформированных состояний
с повышенной кинетической энергией
ft.
осколков. С ростом энергии возбужде—пз
0
о
ния делящихся ядер влияние оболочечиых эффектов уменьшается, кинетическая энергия осколков в области масс 160
132 уменьшается, приближаясь к значению, предсказываемому моделью жидкой капли (рис. 21 и 23). При достаточ- «-«
но высокой энергии возбуждения тяжелого ядра, когда влияние оболочечных
аффектов полностью уничтожено, зави50
10
60
го 30
симость Ёк (Лт/Лл)
согласно такому
ε*
представлению может быть описана плавной кривой. Интересно отметить, что по- Рис. 23. Зависимость средней кинетической
добно связи в уменьшении пронала в об- энергии пары осколков Ек симметричного деления (О) и деления с максимальласти симметричного деления в кривой
масс и кинетической энергии при де- ной кинетической энергией ( φ ) от энергии
возбуждения составного ядра при облулении тяжелых ядер с ростом энергии
чении Ри 2 3 Э тепловыми нейтронами 1 1 Э , 2 4 9 ,
частиц (рис. 12 и 21), при переходе от
U 2 3 3 ионами Не 4 с энергией 22,1; 25,7;
тяжелых ядер к более легким уменьшение провала в области симметричного
29,5 Мэв25S, U 2 3 8 ионами Не 4 с энергией
деления в массовых кривых сопровож29,4 и 42 Шов ыо и U 2;sii нонами Не 4 с энердается уменьшением провала в кинетигией 65 Мзв 1 3 ! .
ческой энергии осколков симметричного
деления (см. рис. 10 и 22). В случае облучения золота как выход, так и кинетическая энергия осколков имеют максимальное значение при делении тта осколки равной массы.
З а в и с и м о с т ь с р е д н е й к ине τ ич ос к о й энс ρ г и и
о скол ков д е л е н и я
от э н е р г и и
в о з б у ж д е н и я.
Поскольку, как мы видели, в области низких и средних энергии возбуждения средняя кинетическая энергия пары осколков деления тяжелого ядра
II сильной степени зависит от отношения их масс, можно в принципе ожидать л этой области энергий возбуждения некоторого изменения средней
кинетической энергии осколков из-за изменения характера массового
распределения осколкои деления тяжелых ядер. Как было найдено 2(!6 ,
и случае спонтанного деления ядер Рп 2 4 0 и деления ядер при облучении
Рн-:{9 тепловыми нейтронами средняя кинетическая энергия осколков
деления не меняется в пределах ошибок измерении.
В области резонансов можно ожидать, что повышение (понижение)
выходов симметричного деления для какого-либо резонансного уровня
или группы уровней приведет к понижению (повышению) средней кинетической энергии осколков деления из-за аномально малой кинетической
энергии осколков симметричного деления. Были отмечены небольшие
вариации средней кинетической энергии осколков при облучении U 2 3 5
нейтронами с энергией от 0,025 до 1 эвЫ1, однако эти вариации Ёи не удалось связать непосредственно с изменением выходов симметричного
658
А. И. ОБУХОВ, Н. А. ПЕРФИЛОВ
деления. Ванденбош и д р . 2 1 7 не нашли, в пределах 1 %, изменения Ек для
различных уровней в седловой точке при изучении каналовой структуры
составного ядра U 2 3 5 с помощью (rf, р/)-реакции. Некоторое изменение
Ек при еще большей энергии нейтронов, 500—700 кэв, было найдено Блюмкиной и др. 2 6 8 при облучении U 2 3 3 , U 2 3 5 и было приписано открытию р-ка~
налов деления.
В области средних энергий возбуждения небольшое наблюдаемоеизменение, а именно уменьшение кинетической энергии осколков деления
_
U 2 3 5 нейтронами, качеЕ^Мэб
ственно и количествен200
но 2 6 9 совпадает с ожидаемым изменением из190
за уменьшения вклада
асимметричных делений
с максимальной кинетической энергией и из-за
уменьшения самой величины
максимальной
кинетической
энергии
для асимметричного деления с ростом энергии
возбуждения. При облучении U 2 3 3 , U 2 3 5 нейтронами с энергией до
20 Мэв 2 6 9 средняя кинетическая энергия осколков деления существенно не изменяется. Подобный же результат
был получен при облучении U 2 3 8 , Th 2 3 2 нейтронами с энергией до
90 Мэв270'273,
дейтонами
"&Ю 880 960 ШО то 1200 1280 1S6O /440 Ш
Ш/Ш
и
протонами
высоких
энергий 2 7 2 , а также при
облучении более легких
Рис. 24. Зависимость средней кинетической энергии
2
3
ядер Аи 197 , Bi 2 0 8 альфаосколков деления
Ек_ от Z /A ' делящегося яд113 119 121 137 260 273-276
частицами 2 7 3 и тяжелыР а '•"
_ ι
г
ι
,
,
,
274
о — γ.
ми ионами . Эта неза·_ — с п о н т . ; V — п, т е п л . ; Δ — Н е ; О — С ; # — О
висимость Ек от энергии бомбардирующих частиц свидетельствует о том, что кинетическая
энергия осколков действительно обусловлена в основном кулоновским взаимодействием разделившихся осколков. На рис. 24 представлена
величина средней кинетической энергии осколков Ек ряда спонтанно
делящихся ядер и ядер, делящихся при облучении их частицами и фотонами, в зависимости от Z2!Axfa. Выбор параметра Ζ2/Λ1^ обусловлен тем,
что при делении ядра на два равных осколка сферической формы кинетическая энергия осколков, равная энергии их кулоновского взаимодействия, будет равна
4
1г
2
Ζ
= const —Лг.
(24).
Террелл 2 7 7 , систематизируя экспериментальные значения Ек осколков
деления тяжелых ядер от тория до фермия, нашел, что прямолинейная
ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР
659
зависимость Ек —- 0,121 Ζ2/Λ1^ достаточно хорошо описывает экспериментальные данные. Однако для данных, представленных на рис. 24,
охватывающих более широкую область делящихся ядер, зависимость,
наилучшим образом описывающая экспериментальные значения, может
быть представлена как
£K-17,5-0,1092ZaM1/3.
(25)
Рассмотрим, почему значения средней кинетической энергии осколков деления сравнительно легких ядер, делящихся преимущественно
симметрично, с «нормальной» зависимостью кинетической энергии осколков от отношения их масс, укладываются на единую прямолинейную
зависимость (см. рис. 24) со значениями Ек осколков деления тяжелых
ядер, при низких энергиях делящихся преимущественно асимметрично,
с аномальной зависимостью Ек (АТ1АЛ), с провалом кинетической энергии осколков в области симметричного деления. Если бы деление тяжелых
ядер происходило подобно делению относительно легких ядер, т. е. преимущественно симметрично, с «нормальной» зависимостью Ек (Л т /Л л ),
как это, по-видимому, имеет место при делении тяжелых ядер в области
высокой энергии возбуждения в момент деления, тогда единая зависимость
Ёк (ZV-A1'3) для этих двух групп делящихся ядер была бы понятна.
В случае деления низковозбужденных тяжелых ядер среднее значение
кинетической энергии осколков, определяемое в основном величиной
кинетической энергии наиболее вероятных осколков, близко, как мы видели ранее, к значению Ек осколков деления высоковозбужденных тяжелых ядер, что, по-видимому, может объяснить наблюдаемую единую зависимость Ек (Ζ2/Α1''ή для всех делящихся ядер.
Если представить ядро в момент разделения в форме двух касающихся одинаковых коллинеарных, равномерно заряженных эллипсоидов, то, чтобы энергия их электростатического взаимодействия удовлетворяла (25), необходимо допустить, чтобы
отношение полуосей эллипсоида С/А изменялось от 1,92 (легкие ядра) до 2,25 (тяжелые ядра) в исследуемом (см. рис. 24) интервале делящихся ядер. Величина отношения полуосей эллипсоидов определялась с помощью расчетных значений энергии
электростатического взаимодействия двух касающихся заряженных эллипсоидов 2 4 .
Для тяжелых делящихся ядер полученные таким образом «экспериментальные зиачспия» отношения полуосей эллипсоидов С/А близки к расчетным значениям С!А, удовлетворяющим условию минимума потенциальной энергии для двух касающихся эллипсоидов, а для легких делящихся ядер несколько, на ~ 15%, превышают последние.
В реальном случае в момент перед разделением делящееся ядро представляется, повидимому, в форме двух осколков, связанных шейкой. В этом случае условию минимума потенциальной энергии ядра в момент разделения осколков соответствует меньшая деформация осколков и меньшее значение энергии, заключенной в деформации,
которая затем превращается в энергию возбуждения,П 9 что лучше согласуется с имеющимися данными об энергии возбуждения осколков .
9. НЕЙТРОНЫ, ГАММА-КВАНТЫ И ЗАРЯЖЕННЫЕ ЧАСТИЦЫ,
ИСПУСКАЕМЫЕ ПРИ ДЕЛЕНИИ ЯДЕР
Энергия, освобождаемая при делении ядра, реализуется в форме
кинетической энергии осколков деления и путем испускания из осколков
мгновенных нейтронов и гамма-квантов. Так как средняя кинетическая
энергия осколков практически не изменяется с ростом энергии возбуждения ядра, то добавочная энергия возбуждения, внесенная в ядро, идет
в основном на испарение дополнительных нейтронов. При достаточно
высокой внесенной энергии возбуждения наряду с нейтронами при делении ядер эмиттируются заряженные частицы. В некоторых редких случаях
660
А. И. ОБУХОВ, Н А ПЕРФИЛОВ
заряженные частицы, в основном альфа-частицы, испускаются при спонтанном делении ядер и при делении ядер, вызваннном частицами низких
энергий. Механизм возникновения этих заряженных частиц, по-видимому,
отличен от испарительного.
9.1. И с п у с к а н и е
нейтронов
Так как в модели жидкой капли минимум потенциальной энергии
ядра в момент перед разделением осколков соответствует форме осколков,
24 26
отличной от сферической " , а минимум потенциальной энергии осколков при бесконечном удалении соответствует их сферической форме, то
эта разница в энергии деформации осколков превращается во внутреннюю
энергию возбуждения осколков. Осколки деления тяжелого ядра в сильной степени нейтроноизбыточны. Этот избыток частично уменьшается
путем испарения нейтронов осколками за счет их энергии возбуждения.
З а в и с и м о с т ь выхода н е й т р о н о в от э н е р г и и возб у ж д е н и я . В табл. IV приведены экспериментальные среднемировые
значения среднего числа нейтронов деления ν при облучении ряда ядер
тепловыми нейтронами.
Т а б л и ц а IV
Среднее число нейтронов ν, испускаемых при делении ядер,
вызванном тепловыми нейтронами
Ядро-мишень
TQ229
и
232
-[""238
V
2,18+0,08
3,04+0,05
2,497+0,008
2,494+0,009
2,426+0,006
2,430+0,008
Литература
Ядро-мишень
V
49
р и 2»9
2,892+0,011
2,871+0,014
ЗДЮ+0,04
2,969^0,023
49
49
50
p u 241
Литература
49
50
49
ЬО
49
50
С ростом энергии возбуждения ядра увеличивается число эмиттированных нейтронов. Если бы энергия возбуждения, дополнительно внесенная в ядро, полностью превращалась в энергию возбуждения осколков,
то должна была бы наблюдаться прямолинейная зависимость между числом мгновенных нейтронов ν и энергией возбуждения ядра. Полное
преобразование энергии возбуждения ядра в энергию возбуждения осколков возможно при условии, что в процессе деформации ядра от седловой
точки до момента разделения происходит обмен энергией между внутренними степенями свободы и коллективными степенями свободы ядра, подобно движению вязкой жидкости 167 . Однако в последнее время было обнаружено 2 6 8 ' 2 7 8 ' 2 7 9 отклонение от прямолинейной зависимости ν (Εη) (рис. 25).
При облучении ядер U 2 3 5 , Pu 2 S 9 нейтронами было найдено 2 7 8 ' 2 7 9 , что в интервале энергий нейтронов от тепловой до -·—· 2 Мэв число нейтронов
с
энергией
0,11
Мае'1.
возбуждения
возрастает
более
медленно,
- - --= 0,08 —
dv
чем при энергии нейтронов свыше 3 Мэв, где ~— — 0,16
0,18 Мэв'1. Разница в значениях ν для спонтанного деления U 2 3 8 2 8 t t
и для деления фотонами с энергией 7 Мэв**1 соответствует наклону г~ 0,10
ДЕЛЕНИК
601
ЯДЕР
нейтронов!Μэв, а в случае облучения Th 2 3 i нейтронами число мгновенных
нейтронов даже увеличивается при уменьшении энергии нейтронов от 1,6
до 1,4 Д/э<?49'281. Необходимы дальнейшие, более полные исследования
для установления природы этого
dv
изменения
З а в и с и м о с т ь числа
мгновенных
нейтрон о в о т м а с с ы о с к о лк о в. При измерении ν в зависимости от массы осколка в случае спонтанного деления Cf252
и при делении ядер U 2 3 3 , и 2 Я б ,
Ри 2 3 9 на тепловых нейтронах
было найдено 2 4 "' 2 В 2 ~ 2 8 5 , что эта
зависимость имеет пилообразный вид (рис. 26). С возрастанием массы легкого и тяжелого
осколков число нейтронов возрастает так, что оно наименьшее
для наиболее легкого осколка
и легкой группе осколков и наиРис. 25. Зависимость числа мгновенных нейбольшее для наиболее тяжело- тронов
деления ν от энергии бомбардируюго осколка в этих двух группах. щих нейтронов при облучении U
> .
Область симметричного деления, по-видимому, — переходная область для этих двух ветвей ν (Л) 285 . Подобная зависимость ν(,4)
была получена также из сравнения первичного и вторичного массовых
распределений осколков деления 1 1 β ι 28Й.
235
I
27Э
w) 1
•Χ(23'Μ.
4 -
1
тепл
+ г/,
о U
268
-
I
]
• · Ί
. 2Y
. .··
#
1 -
• o·
o°
nooo°°°
·· ···
··· · φ
m
hi
ο
•о
о°
*«
»
oo О
о
o°°
!
I
90
100
I
Массодое число
ι
ι
130
140
1
150
160
Рис. 26. Зависимость ν от массы осколка при облучении U 2 3 5 тепловыми
нейтронами 2 8 5 и при облучении Th2™ ионами Не 4 с энергией 29 Мое 2 5 9 б .
Легкий осколок в среднем испускает несколько больше нейтронов,
чем тяжелый 2 8 3 " 2 8 5 · 2 β β · 2 Я 8 , на 10—30% в случае деления U 2 3 6 и на 16% лри
232
285
спонтанном делении Cf . В исследованиях Апалина и др. зависимости ν (i4,M n ) было найдено, что наибольшее число нейтронов эмиттируется
при симметричном делении ядер U 234 · U23G и Ри 2 4 0 . Разница в энергии
возбуждения осколков при симметричном и асимметричном делениях этих
ядер тепловыми нейтронами составляет около 20 Л1эв2Н5, что почти равно
Η
УФН, т. 92, вып. 4
662
А. И. ОБУХОВ, II. А. ПЕРФИЛОВ
величине провала кинетической энергии осколков симметричного деления
этих ядер.
Качественное объяснение этих экспериментальных данных основывается на предположении254' 2 8 2 ' 2 8 5 > 2 9 8 Г ) , что форма осколков в момент перед
разделением зависит от близости осколка к магическому числу нейтронов
и протонов в нем. Осколки с магическим числом нуклонов имеют большее
поверхностное натяжение и форма их приближается к сферической. Паоборот, далекие от заполненных оболочек осколки имеют значительно
меньшее поверхностное натяжение и, вследствие этого, более вытянутую
форму. Энергия возбуждения осколков, пропорциональная деформации
осколков перед разделением, оказывается наименьшей для осколков вблизи заполненных оболочек с TV = 82, Zt-50, с Л = 132. Количественные расчет ы 2 6 5 · 2 8 7 привели к достаточно хорошему согласию с экспериментальной
235
зависимостью ν (Л) в случае деления U , вызванного тепловыми нейтронами, и в случае спошанного деления Cf252.
К сожалению, нет данных о зависимости ν (Л) при делении более
легких ядер, таких, как золото, висмут, и в случае деления тяжелых ядер
при высокой энергии возбуждения, когда деление ядер происходит, как
предполагалось в разделе 5, подобно делению заряженной жидкой капли,
и можно ожидать, следовательно, плавного возрастания числа нейтронов
ν с массовым числом осколка А. Лишь недавно появилась работа 2 5 9 6 ,
в которой с помощью вычитания из массового распределения осколков
до испускания нейтронов, полученного по времени пролета осколков 2 5 9 а ,
и массового распределения осколков после испускания нейтронов, полученного с помощью полупроводниковых дехекторов, была найдена зависимость ν (Л) для случая облучения Th 2 3 0 и и 2 3 3 ионами Не 1 с энергией
26 и 29 Мэв. Среднее число нейтронов на осколок ν почти плавно возрастает с ростом массы осколка (см. рис. 26). Следует отметить, однако, что
при вычитании из того же первичного массового распределения осколков 2 5 9 а вторичного массового распределения осколков, полученного
радиохимическим методом, была найдена зависимость ν (Л), в которой
обнаруживается структура, спад ν при А ~ 132. Такую зависимость
ν (Л) можно объяснить наложением пилообразной зависимости ν (Л) для
ядер, делящихся после испускания нейтронов, и зависимости ν (Л), приближающейся к жидкокапелыюй, по мере возрастания энергии возбуждения ядра, делящегося до испускания нейтронов.
Энергетический
спектр
мгновенных
нейт р о н о в . На рис. 27 приведены энергетические спектры в лабораторной
252
системе мгновенных нейтронов спонтанного деления ядер Cf и деления
235
ядер при облучении U
тепловыми нейтронами. Спектры нейтронов
с энергией от нескольких эв до ~ 14 Мэв, с наиболее вероятной энергией
0,72 Мэв и средней энергией около 2 Мэв, имеют максвелловский характер. Энергетические спектры нейтронов при делении других ядер 2 9 0 " 2 9 3
подобны приведенным на рис. 27. Средняя энергия нейтронов деления
287
может быть представлена как
где Enf— энергия нейтрона, имеющего скорость осколка деления, около
0,75 Мэв для широкой области делящихся ядер, ЕПг с . ц . и — средняя энергия нейтрона в системе движущегося осколка, ν — среднее число нейтронов на деление.
Измеряемый в лабораторной системе энергетический спектр нейтронов
является сложным наложением ряда спектров нейтронов, испускаемых
ДЕЛЕНИЕ
ЧДЕР
663
осколками различных масс с распределением по энергии возбуждения,
под разными углами к направлению движения осколка и т. д. Если предположить, что мгновенные нейтроны испаряются изотропно в системе
движущегося осколка с максвелловским
распределением по энергиям
то в лабораторной системе из-за наложения переносной скорости осколка энергетический спектр нейтронов, как показал
Уотт 294 , будет иметь форму
Wn (Еп)
(2 γΕηΕηίΙΤ).
(28)
Экспериментальные энергетические спек- &
тры мгновенных нейтронов спонтанного деления 2 8 9 ядер Cf252 и деления ядер при
О 1
облучении U 2 3 3 , U 235 , Ри 2 3 9 тепловыми
нейтронами 2 8 8 > 2 9 0 описываются выражеРис. 27. Энергетическое распрением (28) путем подбора параметров Enf деление
мгновенных нейтронов
и Τ при значениях Enf <C 0,75 Мэв (Enf— (на интервал 1 Мэв) спонтанного
энергия нейтрона, имеющего скорость деления Cf252 2 8 8 и деления2 8 8 U 2 3 5
тепловыми нейтронами .
осколка (см. (26)). Комбинацией четырех
уоттовских спектров можно добиться согласия с экспериментальными энергетическими спектрами нейтронов при
значениях Enj, близких к экспериментальным377. Террелом 277 были вычислены энергетические спектры нейтронов в лабораторной системе с учетом
распределения осколков по энергиям возбуждения в предположении, что
в системе движущегося осколка спектр нейтронов испарительный»
Wn (En) ~ Епе'Еп'г.
Полученный суммарный спектр нейтронов в лабораторной системе, как найдено 277 , близок к максвелловскому экспериментально наблюдаемому распределению.
В последнее время были измерены энергетические спектры мгновенных нейтронов, испускаемых осколками фиксированной массы, при спонтанном делении 283 ядер Cf252 и при делении ядер в случае облучения U 2 3 3
тепловыми нейтронами284.
Как было найдено в обоих случаях, средняя энергия нейтронов к
с. ц. и. осколка близка для дополнительного легкого и тяжелого осколков
с максимумом для осколков симметричного деления. Это свидетельствует
о примерно одинаковых температурах дополнительных осколков, хотя,
как мы видели ранее, число эмиттированных нейтронов, следовательно,
и энергия возбуждения осколков существенным образом зависят от
массы осколка. Возможное объяснение такой зависимости Еп и ν от массы
осколка заключается в предположении283, что теплоемкости осколков
существенно различаются, в ~ 4 раза, например, для осколков с массами 120 и 132, существенно меньше для околомагических осколков из-за
их малой плотности уровней.
Угловая корреляция нейтронов с о с к о л к а м и .
Если нейтроны деления испускаются движущимися осколками, то в угловом распределении нейтронов должна наблюдаться анизотропия относительно направления движения осколка. Так, в случае деления ядер при
облучении U 235 тепловыми нейтронами отношение Wn (0°) : Wn (90°) :
: Wn (180°) — 9 : 1 : 4 2 9 7 , Большинство нейтронов испускается из полностью ускоренных осколков за время, меньшее 4-Ю~14 сек295. Как пока-
664
А. И. ОБУХОВ, Н. А. ПЕРФИЛОВ
зали измерения энергии и числа нейтронов в зависимости от угла вылета
нейтронов по отношению к осколку, экспериментальные величины совпадают с расчетными в предположении, что около 10—15% мгновенных нейтронов испускается не из движущихся осколков, а на некоторой более ранней стадии разделения осколков в случае спонтанного деления 2 8 3 Cf252
ж деления U 2 3 6 на тепловых нейтронах 2 9 6 " 2 9 8 а .
9.2. М г н о в е н н ы е
гамма-кванты
Ввиду того, что время испускания мгновенных гамма-квантов меньше
или порядка 10~9 секХ1Ь^29е- 30°, т. е. значительно больше времени для
14
295 2 9 5
4
4 Ю 1 сек)
), можно ожидать, что испускаиспускания нейтронов ( 4-Ю"
ние гамма-квантов осколками деления
будет происходить после испускания
мгновенных нейтронов деления и, следовательно, выход гамма-квантов, их
энергетический спектр должны слабо
зависеть от первоначальной энергии
возбуждения ядра. Действительно, было
найдено 301 , что в пределах ошибок
эксперимента средняя энергия гаммаквантов не изменяется при облучении
U 2 3 5 тепловыми нейтронами и нейтронами с энергией 2,8 и 14 Мэв.
Э н е р г е т и ч е с к и й спектр.
На рис. 28 представлен энергетический
спектр гамма-квантов при делении ядер
в случае облучения U 2 3 5 тепловыми
нейтронами и при спонтанном делении
т
1 2
3 4 5 6 7
Cf252. Спектры других делящихся ядер
Энергия сротоноб, Мэб
подобны. Как видно, спектр гаммаРис. 28. Энергетический спектр
квантов резко обрывается вблизи энермгновенных гамма-квантов
спонтангии 7 Мэв, т. е. вблизи энергии связи
ного деления ядер Cf262 233053 и деления
нейтрона в осколке. Средняя энергия
ядер при облучении U3 0 2 тепловыми
гамма-кванта около 1 Мэв, а так как
нейтронами .
при делении испускается 8—10 квантов,
то полная энергия, уносимая гамма-квантами, составляет около 8—9 Мэв
302 304
на деление ~ . В области малых энергий спектра, 100—500 кэв, были
174 17Ъ
обнаружены
'
на фоне сплошного спектра отдельные линии, которые можно связать с Х- и L-излучением атомной оболочки осколков.
Рассчитанная средняя энергия, уносимая гамма-квантами (на деление) в предположении, что гамма-кванты испускаются осколками после
испарения последнего энергетически возможного нейтрона, составляет
4—6 Мэв277'306-308,
в 1,5—2 раза меньше экспериментального значения
8—9 Мэв. Если, однако, ввести поправку б в зависимость плотности уровней осколка от его энергии возбуждения, учитывающую четно-нечетные
различия осколков, то расчетное значение повышается до величины
7,66 Мэв507.
Зависимость выхода
и энергии
гамма-квант о в о т м а с с ы о с к о л к а . Милтон и Фрезер при изучении спонтанного деления 2 4 6 Cf252 не обнаружили сильной зависимости средней
энергии гамма-квантов от отношения масс осколков. В случае деления
TJ235 н а тепловых нейтронах было, однако, отмечено, что выход гаммаквантов 3 0 5 ' 3 0 9 и их э н е р г и я 3 0 5 ' 3 1 0 несколько повышаются при отношении
масс осколков 1,2 в первом случае и для осколков с магическими числами
ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР
665
TV =- 82 и Ζ = 50 во втором. В недавних измерениях с лучшим массовым
разрешением были измерены эти величины для симметричного деления
U236, 311 й было найдено, что при симметричном делении освобождается
больше гамма-квантов и уносимая ими энергия выше, чем в асимметричном делении, хотя средняя энергия одного гамма-кванта выше в области
оболочечных осколков. Интересно, что зависимость выхода мгновенных
гамма-квантов от массового числа осколка, как было найдено двумя различными методами при спонтанном делении 300 Gf252 и при делении ядер
в случае облучения U 2 3 5 тепловыми нейтронами311, имеет пилообразную
форму, подобно мгновенным нейтронам.
А н и з о т р о п и я . Существенные сведения о процессе деления
ядра в момент разрыва осколков были получены из изучения углового
распределения гамма-квантов относительно направления разлета осколков. Как оказалось, при делении U 2 3 3 , U 2 3 5 , Pu 2 3 9 тепловыми нейтронами 3 1 ? ~ 3 1 6 , при спонтаннном делении 3 1 7 Cf252 в угловом распределении гамма-квантов имеется преимущественность вылета гамма-квантов в направлении разлета осколков. Эта анизотропия вылета гамма-квантов, 12—15%,
может быть связана с появлением у осколков углового момента из-за
неколлинеарного их разделения 318 . Величина углового момента осколков,
как можно оценить из значений анизотропии, составляет около 7h 316 .
Интересно отметить, что примерно такие же значения углового момента
осколков получены из анализа выходов изомеров при делении ядер 3 1 9 .
Появление у осколков в момент после разделения значительного углового
момента может объяснить и другие, помимо анизотропии, особенности
испускания гамма-квантов осколками, такие, как высокую множественность гамма-квантов и малую среднюю энергию гамма-квантов300. Возможно, что относительно высокое значение углового момента осколка
приводит к конкуренции гамма-излучения с испусканием нейтронов, что
может объяснить отмеченную выше разницу в расчетной и экспериментальной величине энергии, уносимой гамма-излучением осколка 3 0 7 ' 3 2 0 . В свете этих представлений пилообразная зависимость выхода гамма-квантов
в зависимости от массы осколка отражает зависимость величины первоначального спина осколка от его массы 300 . Более жесткие осколки вблизи
магических чисел имеют малую энергию возбуждения, малый спин и большую энергию гамма-кванта в сравнении с менее жесткими осколками,
которые имеют большую энергию возбуждения и получают в момент
разделения большой угловой момент, что объясняет высокую множественность испускания гамма-квантов этими осколками и малую энергию
гамма-кванта.
9.3. И с п у с к а н и е
заряженных
частиц
Д л и н н о π ρ о б е ж н ы е з а р я ж е н н ы е ч а с т и ц ы .3 2 1При
32е
делении тяжелых ядер, вызванном
медленными нейтронами *) - 5
327 332
и при спонтанном делении ядер "
в некоторых редких случаях, примерно в одном из 500 делений ядер при облучении U 2 3 5 тепловыми нейтронами, происходит испускание длшшопробежной альфа-частицы. Вероятность такого сложного деления увеличивается
с ростом 7/!А делящегося
324 331333 336
ядра. В еще более редких с л у ч а я х ·
"
происходит деление с вылетом других легких заряженных длиннопробежных частиц, от ядер водорода до ядер бериллия.
*) В обзорной статье Н. А. Перфилова и др. 3 2 1 приведен список работ, выполненных до I960 г,, посвященных изучению деления ядер с вылетом длиннопробежных
заряженных частиц.
666
Л. И. ОБУХОВ, Н. А. ПЕРФИЛОВ
Наиболее полно изучены случаи деления ядер с испусканием длиннопробежной альфа-частицы. В энергетическом распределении альфа-частиц
имеется максимум, в случае деления U 2 3 5 тепловыми нейтронами — вблизи
энергии 15—17 МэвШ1, а максимальная энергия альфа-частиц достигает
29 Мэв. Угловое распределение длиянопробежных альфа-частиц не изотропно: наблюдается преимущественный их вылет под углом ~ 80'
к направлению движения легкого осколка 321 . Такой характер энергетического спектра и углового распределения альфа-частиц может быть
объяснен кулоновским взаимодействием альфа-частицы с осколками деления в момент разделения с учетом начального импульса альфа-частиц
в ядре, если она вылетает из шейки ядра в момент разрыва осколков 3 3 7 · 3 3 8 ,
или из тяжелого осколка за время но больше 10~19 сек после разделения339.
Массовые распределения осколков при обычном двойном делении
235
ядер U и при делении с вылетом длиннопробеяшой альфа-частицы подоб340
ны : в обоих случаях они описываются двугорбой кривой. Детальное
сравнение этих двух распределений приводит к выводу о сходстве зависимости выхода альфа-частиц и мгновенных нейтронов от массы осколка
(пилообразная зависимость) в случае деления U 2 3 5 тепловыми нейтронами 3 4 1 . Такая зависимость Ра (А) свидетельствует об увеличении вероятности вылета альфа-частицы с увеличением деформации осколка 341 : вероятность вылета альфа-частиц минимальна из осколков с массой ~ 132,
содержащих 82 нейтрона и 50 протонов, чья форма близка к сферической.
О влиянии структуры ядра-осколка на вероятность вылета альфа-частицы и, в конечном счете, о влиянии величины деформации ядра свидетельствуют и результаты изучения угловой зависимости вылета альфа-частиц,
полученные недавно Френкелем и Томпсоном342. Они нашли при спонтанном делении Cf252, что наиболее вероятный угол вылета альфа-частицы
относительно легкого осколка зависит от отношения масс осколков и увеличивается с ростом отношения масс осколков деления: для делений,
близких к симметричным, точка вылета альфа-частицы близка к тяжелому осколку, влияние кулоновских сил тяжелого осколка велико, и альфачастица отклоняется в сторону легкого осколка. С ростом отношения масс
осколков точка вылета альфа-частицы и место разрыва осколков, если
альфа-частица вылетает в месте разрыва, сдвигается, согласно полученным результатам, к легкому осколку.
Распределение кинетических энергий осколков двойного деления
и деления с вылетом альфа-частицы также подобно340· 3 4 3 ~ 3 4 5 . В обоих
случаях наблюдается аномальный провал кинетической энергии осколков
симметричного деления U 2 3 5 тепловыми нейтронами 340 . Средняя кинетическая энергия осколков 340 ' 3 4 3 " 3 i 5 ? среднее число мгновенных нейтронов341'
при делении с вылетом длиннопробежной альфа-частицы меньше соответствующих величин при обычном делении на два осколка.
Частота появления делений с вылетом альфа-частицы была измерена
при облучении U 2 3 3 , U 2 3 5 и Ри 2 3 9 3 4 7 ' 3 1 8 резонансными нейтронами. Лишь
в нескольких измерениях 34S отмечалось некоторое изменение вероятности деления с вылетом альфа-частицы от резонанса к резонансу. При
существенном увеличении энергии возбуждения делящегося ядра заметно
некоторое изменение относительной частоты появления делений с вылетом
альфа-частицы. Так, уменьшение вероятности такого сложного деления
наблюдается уже при сравнении спонтанного деления ядер с делением
ядер тепловыми нейтронами 324 . При облучении урана нейтронами с энергией 2,5—3,0 М^в 3 4 9 ' 35° и 14 МэвМ9 на одно деление с вылетом альфа-частицы приходится 600, 780 и 1300 обычных двойных делений соответственно. Это уменьшение качественно можно объяснить снижением вероятности
образования альфа-подструктур в области шейки ядра с ростом энергии
ДЕЛИНИГ ЯДКР
667
возбуждения 338 · 3 4 9 · 3 5 2 . Однако Драпчнпским и др. 1151 при делении U 2 3 6
и U'238 нейтронами с энергией 2 и 14 Λί J<? не найдено изменения вероятности
деления с вылетом альфа-частицы. Причина расхождения результатов
пока не ясна. При дальнейшем возрастании энергии бомбардирующих
частиц, как найдено 352> зг':!, вероятносчь деления с вылетом альфа-частицы
снова увеличивается.
Угловое распределение длиннопробежных альфа-частиц относительно
пучка бомбардирующих частиц в случае облучения U 2 3 8 протонами с энергией 17,5 Мэв было найдено изотропным353. Η то же время в измерениях
Раманны и др. 3 5 0 · 3 5 4 при облучении урана нейтронами с энергией 3 и i 4 Мэв
был найден преимущественный вылет альфа-частиц под углами 0° и 180°
относительно пучка нейтронов в с. ц. и. Для объяснения такого рода анизотропии авторы 3 5 4 предположили, чю длиннопробежные альфа-частицы
испаряются из шейки деформированного ядра в момент перед разделением. Очевидно, необходимы дальнейшие исследования деления ядер
с вылетом длиннопробежной заряженной частицы для уточнения существующих и получения новых экспериментальных данных, для установления ме\анизма вылета таких частиц.
Испарение
з а р я ж е н н ы χ ч а с τ и ц. При достаточно
высоких: энергиях возбуждения делящихся ядер наряду с нейтронами
могут испариться заряженные частицы, протоны, дейтоны, альфа-частицы
и т. д. Возможность испускания заряженных частиц (и нейтронов) до деления ядра или после деления, из осколков, определяется отношением делительной ширины 1\ к испарительной ширине Г п с п , Γί/Γΐα.π, сведения
о которых в области высоких энергий возбуждения весьма скудны.
Как было найдено132- 1 1 2 ' 1 5 1 (см. также рис. 14, б), при дайной энергии
бомбардирующего протона число заряженных частиц, испускаемых при
делении ядер, увеличивается с уменьшением Ζ2/Λ делящегося ядра. Если
бы заряженные частицы были испущены ядром до деления, то это привело
бы к дополнительному уменьшению вероятности деления ядер из-за уменьшения параметра делимости Ζ2/Α . Простое объяснение получает наблюдаемое j!O3paciaHiie числа испускаемых при делении заряженных частиц
с уменьшением Ζ2/Λ делящегося ядра, если предположить, чго заряженные частицы, по крайней мере их часть, испускаются после деления ядра,
из осколков. 13 этом случае увеличение числа заряженных' частиц при
делении с уменьшением Ζ'2/Λ ядра можно связать с наблюдаемым при
этом увеличением средней энергии возбуждения делящихся ядер 13 '-· 142
и, следовательно, осколков деления. Изменение массового распределения
осколков деления в широкой области делящихся ядер при возрастании
энергии бомбардирующих частиц свидетельствует 1акже (см. раздел Г>,2)
о возрастании энергии возбуждения в момент деления ядер и, следовательно, о возрастании энергии возбуждения осколков деления.
9.4. Б е τ а - ρ а с π а д π ρ о д у к τ о в д е л о н и я
и запаздывающие нейтрон ы
Кинетическая энергия осколков деления, энергия излучения мгновенных нейтронов и гамма-квантов составляет так называемую мгновенную
часть энергии, выделяющейся при делении. Нейтроноизбыточные продукты деления тяжелых ядер после испускания мгновенных нейтронов
и гамма-кватов путем ряда р"-переходов превращаются в стабильные
изобары. В ряде редких случаев, когда в результате β^-распада изобара
образуется нуклид с энергией возбуждения, превышающей энергию связи нейтрона, испускаются запаздывающие нейтроны. Энергия бета-распадов продуктов деления ~ 8 Мэв на деление, энергия антинейтрино
668
Α. II. ОБУХОВ, Η. Α. ПЕРФИЛОВ
~ И Мэв и энергия гамма-излучения *) ~ 6 Мэв, сопровождающих
бета-распады, составляют запаздывающую часть энергии, выделяемой
при делении. Гамма-излучение продуктов деления, наряду с нейтронами,
является основной компонентой проникающей радиации ядерного реактора, и сведения о нем необходимы для конструирования защиты реактора.
Подробное рассмотрение явления р~-распадов и испускания запаздывающих гамма-квантов продуктов деления можно найти в работе Гриффина 356 .
Как уже указывалось, в тех редких случаях р~-распада, когда образуется нуклид с энергией возбуждения, превышающей энергию связи
нейтрона, испускаются запаздывающие нейтроны. Период полураспада
ядра, испускающего запаздывающие нейтроны, в точности равен периоду
полураспада ядра-предгаественника, испытавшего β'-распад. К настоящему времени при делении тяжелых ядер обнаружено шесть групп эмиттеров запаздывающих нейтронов **) с периодами полураспада около 55;
22; 6,0; 2; 0,5 и 0,2 сек. Малые значения периодов полураспада связаны
с тем, что условия для испускания запаздывающего нейтрона осуществляются для сильно нейтроноизбыточных членов цепочки р~-распадов с коротким временем жизни. Малые времена жизни родоначальников запаздывающих нейтронов затрудняют их химическое выделение. К настоящему
времени химически идентифицированы родоначальники запаздывающих
нейтронов 359 : для первой группы Вг87, для второй — Вг88 и J 1 3 7 , для третьей группы Вг89 и .I 1 3 8 и для четвертой группы — ,( 139 и, возможно, Вг90.
Предсказанными родоначальниками запаздывающих нейтронов пятой
и шестой групп могут быть еще более нейтроноизбыточные изотопы брома
и иода, наряду с другими возможными вкладчиками 358 ' 360 .
Выходы запаздывающих нейтронов при делении ядер U 2 3 3 , U 2 3 5 r
239
Pu
тепловыми нейтронами, нейтронами спектра деления з в 1 и нейтронами с энергией 2,4 и 3,3 Мэв382 мало зависят от энергии бомбардирующих
нейтронов. Однако при дальнейшем возрастании энергии бомбардирующих нейтронов до 14 Мэв выходы запаздывающих нейтронов увеличиваются почти вдвое 3 6 2 " 3 6 4 . Изменение выхода запаздывающих нейтронов
YPn с ростом энергии возбуждения делящегося ядра определяется
изменением выхода ядер У, испускающих запаздывающие нейтроны,
если вероятность испускания запаздывающих нейтронов данным нуклидом Рп не зависит от условий его возникновения, как ожидается 360 .
Так как ядра-эмиттеры запаздывающих нейтронов находятся в области
пиков двугорбого массового распределения осколков деления тяжелых
ядер и так как выходы осколков в области пиков с ростом энергии мало
изменяются, лишь слегка уменьшаясь, то можно было бы ожидать подобной зависимости выхода запаздывающих нейтронов от энергии, если бы
данная группа запаздывающих нейтронов была обязана одному родоначальнику. «Экспериментальное значение» вероятности Рп может изменяться, если в данную группу запаздывающих нейтронов вносят вклад несколько неизвестных эмиттеров с близкими временами жизни, чей относительный вклад меняется с ростом энергии возбуждения ядра ***).
*) За время, промежуточное между испусканием мгновенных гамма-квантов,
<С 10~9 сек, и испусканием γ-излучения после β-распадов, 5^10~3 сек, испускаются
γ-кванты, связанные
с переходами из изомерных состояний ядер-продуктов деления 3 5 5 .
**) Кишшом 3 5 7 2 3 2систематизированы
данные о запаздывающих нейтронах при
делении ядер от Th
до Cf253, полученные3 5 8до 1956 г. Более поздние данные могут
быть найдены в обзорной статье Амьеля
.
***) Согласно предварительным результатам 2 3Германна
и др. 3 6 5 , измеренные ими
выходы запаздывающих нейтронов при делении U 8 , Th 2 3 2 нейтронами
с энергией 14 Мэвв 2—3 раза ниже измеренных значений в более ранних работах 362-зб4 П р И T O g ж е энергии нейтронов и хорошо согласуются
с расчетными. По поводу этого расхождения
данных см. также дискуссию в 1 8 , т. 2, стр. 221.
ДЕЛЕНИИ ЯДЕР
669
Несмотря на относительно малый выход (меньше ~ 1% выхода
мгновенных нейтронов), запаздывающие нейтроны имеют решающее значение в регулировании реакторов: именно, благодаря наличию запаздывающих нейтронов любое случайное отклонение, увеличение числа нейтронов в активной зоне не приводит к прогрессирующему, не контролируемому их размножению. Эта фундаментальная роль запаздывающих
нейтронов в контроле скорости цепной реакции деления была предсказана
Зельдовичем и Харитоном еще в 1940 г. 3 .
ЦИТИРОВАННАЯ
ЛИТЕРАТУРА
Η a h ii, F. S t r a s s m a u , Naturwiss. 27, 11 (1939).
1. 0. Η
2. Г. Η Ф л е р о в , К. А. П е т р ж а к , ЖЭТФ 10, 1013 (1940).
Ю. Б. Х а р и т о н, УФН 23, 329 (1940).
з! 11.
я. Бii 3К су лр чь адтоо вв ,и ч,УФН
25, 159 (1941).
\.
5. к. А П е т р ж а к , Г. Н. Ф л е р о в , УФН 73, 655 (1961).
6. Е. В S p a r b e r g , Amer. J. Phys. 32, 2 (1964).
7. 0. и F r i s c h , Nature 143, 27b' (1939); F. J о 1 i о t, Cornpt. Rend. 208, 341
(1939).
8. Η. Η a 1 b a n, F. J о 1 i о t, L. К о w a r s k i, Nature 143, 470, 680 {1939); H. A nd e r s o n , E. F e r m i , I , S г i 1 а г d, Phys. Rev. 56, 284 (1939); Л. И. Р у с и н о в , Г. Н. Ф л е р о в , Изв. АН СССР, сер. физ. 4, 310 (1940).
9. a) Proc. of the Intern. Conf. on the Peaceful Uses of Atomic Energy (Genera, 1955);
б) Материалы Международной конференции по мирному использованию атомной энергии (Женева, 1955), М., Физматгиз, 1958.
10. Сессия АН СССР по мирному использованию атомной энергии. Заседания отделения химических наук, М., Изд-во АН СССР, 1955.
l j . Proc. Symposium on Phys. of Fission, held at Chalk River, Ontario, 14—18 May
1956 (Atomic Energy of Canada LTD, Chalk River, Ontario, 1956), CRP-642 A.
12. a) Proc. of the Second U. N. Intern. Conf. on the Peaceful Uses of Atomic Energy
(Geneva, 1958); б) Труды Второй Международной конференции по мирному использованию атомной энергии, М., Атомиздат, 1959.
13. а) Сб. «Физика деления атомных ядер», М., Атомиздат, 1957; б) сб. «Физика
деления атомных ядер», под ред. Н. А. Перфилова, В. П. Эйсмонта, М., Госатомпздат, 1962.
Η. Ι. Η а 1 ρ е г п. Ann. Rev. Nucl. Sci. 9, 245 (1959) (см. перевод: И. X а лп е ρ н, Деление ядер, М., Физматгиз, 1962).
15. A. K r a u t , Nukleonik 2, 105, 149 (1960) (см. перевод в сб. «Физика деления
ядер» под ред. В. С. Ставинского, М., Госатомиздат, 1963, стр. 7).
16. Н. А. II с ρ φ и л о в, О. В. Л о ж к и н, В. П. III а м о в, УФН 70, 3 (1960).
17. J. R. Η u i z e n g a , R. V a n d e η b о s с h, in «Nuclear Reactions», ed. by
P. M. Endt, P. B. Smith, Amsterdam, 1962, vol. 2, стр. 42 (см. перевод в сб.
«Ядерные реакции», М., Атомиздат, 1964, стр. 51).
18. Ε. Κ. Η у d с, The Nuclear Properties of the Heavy Elements. 111. Fission Phenomena, New Jersey, Prentice-Hall, 1964; L. \\ i 1 e t s. Theories of nuclear fission,
Oxford, Clarendon Piess, 1964.
19. Proc. of the Symposium on Physics and Chemistry of Fission, held by the Intern.
Atomic Energy Agency in Salzburg, 22—26 March 1965; Intern. Atomic Energy
Agency, Vienna, 1965.
20. L. Μ e i t Ii e r, O. R. F r i s с h, Nature 143, 239 (1939).
21. N. B o h r, J. W h e e l e r, Phys. Rev. 56, 426 (1939).
22. Я. И. Φ ρ e Η к е л ь, ЖЭТФ 9, 641 (1939).
23. R. D. Ρ г е s e n t, F. H e i n e s, J. Κ. Κ η i ρ ρ, Phys. Rev. 70, 537 (1946);
S. F r a n k el, N. M e t r o p o l i s , Phys. Rev. 72, 914 (1947).
21. S. C o h e n , \Y. J. S v i a l c c k i . Ann. of Phys, 22, 406 (1963); 19, 67Г (1962).
25. B. M. С τ ρ у τ и н с к и и. Н. Я. Л я щ е н к о, Η. Α. Π ο η о в, Ж. )ТФ 43,
584 (1962).
26. В. М. С τ ρ у τ и н с к и й, ЖЭТФ 45, 1891, 1900 (Ι963).
27. D. L. Η i 1 1, J. A. W h e e l e r, Phys. Rev. 89, 1102 (1953); УФН 52. 83 (1951).
28. J. A. \\ h e e l e r, in «Fast Neutron Physics», ed. by J. B. Marion, J. L. Fowler,
Jnteiscience Publischors, New York, 1963, part. 2, vol. 4, d p . 2051 (см. перевод
в сб. «Успехи физики деления» под ред. Г. Н. Смиренкина. М., Атомиздат, 1965,
стр. 7).
29. А. В о h г, см. 9 ' 1 , т. 2, стр. 151; в в с , т. 2, стр. 175.
30. J. S с h о е г, in Landolt — Bornstein Tables, ed. by К. Н. Hellwege, New Series.
Group I, vol 1, Springer — Verlag, 1961; Б. С. Д ж е л е п о в, Л. К. П е к е р.
670
31.
32.
33.
34.
35.
36.
37.
38.
39.
40.
41.
42.
43.
44.
45.
46.
47.
48.
49.
50.
51.
52.
53.
54.
55.
об.
57.
58.
59.
60.
61.
62.
63.
64.
65.
66.
67.
68.
69.
70.
71.
А. И. ОБУХОВ, II. А. ПЕРФИЛОВ
В. О. С е р г е е в , Схемы распада радиоактивных ядер (А > 100), М., Изд-во
АН СССР, 1963.
Е . К . Η и 1 е t, R. W . Η o f f, J . Ε . Ε v a n s , R. W . L o u g h e e d , P h y s . Rev.
Letts 13, 343 (1964).
E . Д . Д о н е ц , В. А. Щ е г о л е в , В. А. Е р м а к о в , Атомная энергия 16,
195 (1964).
Г. Η . Φ л о ρ о в, Ю. И. О г а н е с я н , ГО. В. Л о б а н о в , В. И. К у з н ец о в, В. А. Д ρ у и н,
В. П.
Перелыгин,
Г. А.
Г а в ρ и л о в,
С П . Т р е т ь я к о в а , В. М. П л а т н о , Атомная энергия 17, 310 (1964).
G. Т . S е а Ь о г g, P b v s . Rev. 85, 157 (1952).
J . R. H u i z e n g a , P h y s . Rev. 94, 158 (1954).
A. G h i о г s о, см. 9 а , т. 7, стр. 15.
YV. S Λν i a t ρ с k i, P h y s . Rev. 100, 937 (1955); 101, 97 (1956).
J . A. W h e e l e r , «Niels Bohr a n d the Development of Physics» N.Y. McGraw
H i l l Co., 1955, стр. 163 (см. перевод в сб. «Нильс Б о р и развитие физики», М-,
И Л , 1958, стр. 214).
J . О. N e w t o n , Progr. Nucl. P h y s . 4, 234 (1955).
S. J o l i a n s s o n, Nucl. P h y s . 12, 449 (1959); 22, 529 (1961).
P . F o n g , P h y s . Rev. 122, 1545 (1961)
J . J . G r i f f i n , P h y s . Rev. 132, 2204 (1963).
C. Μ. Π о л и к а н о в, В. А. Д ρ у и н, В. А. К а ρ н а у χ о в, В. Л . Μ и χ ее в, А. А. П л е в о , П . К. С к о б е л е в , В. Г. С у б б о т и н , Г. Μ. Τ е рА к о π ь я π, Β. Α. Φ о м и ч е в, Ж Э Т Ф 42, 1464 (1962).
Г. П . Ф л е р о в , С. Μ. Π о л и к а н о в, К. А. Г а в ρ и л о в, В. Л . Μ и χ ее в, В. П . Π е ρ е л ы г и н, Α. Α. Π л е в е, Ж Э Т Ф 45, 1396 (1963).
G. N . F 1 е г о ν . Α. Α. Ρ 1 е ν е, S. Μ. Ρ о Ι ϊ к а η о ν , Ε . Ι ν a η ο ν , Ν . Ы а гt a I ο g u, D. P o e n a r u , N . V i 1 с о ν , с м . 1 9 , т. 1, стр. 307.
В. И. К у з н е ц о в , Н . К. С к о б е л е в , Г. Н . Ф л е р о в , препринт О И Я И ,
Д у б н а . Р-2435, 1965.
D. S. B r e n n e r , L W e s t g a a r d , S. B j o r n h o l m, N u c l . P h y s . 89, 267
(1966).
11. L. И e η k e 1, in «Fast N e u t r o n Physics» ed. b y J . B. Marion, J . L. Fowler,
New York, Intcrscience Publischers, 1963, т. 4, стр. 2001 (см. перевод в сб.
«Физика быстрых нейтронов», т. 2, М., Атомиздат, 1966).
N e u t r o n Gross Sections, compiJed b y J . R. Stehn et al. BNL-325, Second E d i t i o n ,
S u p p l e m e n t № 2, vol. 3, 1965.
C. W . W о s t с о t t, К . Ё k b e r g, G. C. Η a η η a, N . J. Ρ a t t e η d с η , S. S an a t a n, P . M. A 1 1 r e e , Atomic Energy Rev. (Vienna) 3, 3 (1965).
L. К a t z, A. P . В а е г g, F . В г о w n, с м . 1 2 а , т. 15, стр. 188.
J . A . N o r t l i t r o ρ, R. К . S t о k e s, K . B o y c r , P h y s . Rev. 115, 1277 (1959).
R. \Y. L a m p h e r c , P h y s . Rev. 104, 1654 (1956).
Л . I I . У с а ч е в, Β . Α. Η а в л и н ч у к, И . С. Ρ а б о τ н о в, Ж Э Т Ф 44, 1950
(1963).
Б . М. Г о χ б е ρ г, Г. А. О т р о щ е п к о , В. Α. ΙΤΙ и г и н, Д А Н СССР 128,
1157 (1959).
1\, Г. Н е с т е р о в . Г. Н . С м и ρ е н к и и, Атомная энергия 9, 16 (1960).
P . R u d d i с k, P . I I . W h i L e, J . Nucl. Energy, А, В 18, 561 (1964); P . I I . W h it e, J . G. H o d k i n s o n , G. J . W a i i; с м . 1 9 , vol. 1. p . 219.
M. D e V г о e y, A. T . G. F e r g u s o n , N . S t a r f e l t; с м . 1 9 , vol. 1, p . 281.
M. S. Μ о о г е. С. \У. R e i c h , P h y s . Rev. 118, 718 (I960); Ε . V ο g t, P h y s . R c \ .
118. 724 (1960).
И. В. К и р п и ч н и к о в , К . Г. И г н а т ь е в , С. И . С у х о р у ч к и н, Атомн а я энергия 16, 211 (1964).
С Е . P o r t e r , R . G . T h o m a s , F h y s . Rev. 104, 483 (1956).
И. В. К и р п и ч н и к о в , Атомная энергия (в печати).
J. E . L y n n , P h y s . Rev. Letts 13, 412 (1964); см «Nuclear S t r u c t u r e S t u d y w i t h
Neutrons», ed. by M. N . Mevergnies et al. (Amsterdam), 1966, стр. 125.
R. V a n d c n b o s c h , J . R. H u i z e n g a , с м . 1 2 а , т. 15, стр. 284.
В. М. П а н к р а т о в , Атомная энергия 14, 177 (1963).
Л . Е. Л а з а р е в а , Н . В. Η и к и τ и н а, с м . 1 3 а , стр. 189.
R. V а η d е и Ь о s с h,
Т . D.
Thomas,
S. Ε.
V a n d e n b o s c h ,
R. A. G 1 a s s, G. Т . S e a b о г g, P h y s . Rev. i l l , 1358 (1958).
R. A. G 1 a s s, B. J . O a r r , J . W. C o b b l e , G. T . S c a b o r g, P h y s . Rev. 104,
434 (1956).
J . W i n g , W . J . R a m 1 e r, A. L. Η а г k η e s s. J . R. H u i z e n g a , P h y s .
Rev. 114, 163 (1959).
W . J. R a m 1 e r, J. W i n g , D. J . H e n d e r s o n , J . R. H u i z e n g a , P h y s .
Rev. 114, 154 (1959).
G. L B a t e , J . R . H u i z e n g a , P h y s . Rev. 133, B1471 (1964).
ДЕЛЕНИЕ ЯДКР
671
72. Г. И. Μ а ρ о в, ΙΟ. Α. Η с м и л о в, К). А. С е л и и, к и и, В. П. Э н с м о и т,
Ж Э Т Ф 44, 1445 (1963).
7 3 . Р . С. S t e v e n s o n , Η . G. H i c k s , \V. Ε. Ν e r ν i k, D. R. Ν ο t ii a w a y.
P h y s . R e v . 111. 886 (1958).
74. R. A . N o b l e s , R. B. L e a c h m a n , Nucl. Pliys. 5, 211 (1958).
75. T . T . S u g i h a r a , J . R о e s m e r, .1. W . M e a d о w s, P h y s . Rev. 121, 1179
(1961).
76. A. W . F a i r h a 1 1, P h y s . Rev. 102, 1335 (1956).
77. A. W . F a i r h a l l , R. C. J e η s e n, E. F . N c u z i 1, с м . 1 2 а , т. 15, стр. 452.
78. J . R. И u i ζ e η g a, R. C h a u d h r y, R. V a n d e n b o s c h, P h y s . Rev. 126.
210 (1962).
79. D. S. B u r n e t t , R. С G a t t i, F. Ρ 1 a s i 1, P . 13. Ρ r i с e. \V. J. S w i aU c k i , S. G. T h o m p s o n , P h y s . Rev. 134, В952 (1964).
80. Ε . Ь. R e l l y , С. W i e g a n d , P h y s . Rev. 73, 1135 (1948).
8 1 . В. И. Г о л ь д а π с к и и, В. С. Π е н ь к и и а, Е- 3 . Τ а р у м о и, Ж Э Т Ф 29,
778 (1955).
82. I I . S t e i η е г, J . A. J u n g e r m a n , P h y s . Rev. 101, 807 (1956).
8 3 . I I . С. И в а н о в а, Ж Э Т Ф 3 1 , 413 (1956); 13. А. К о н ь ш и и, Е. С. Μ а т \с е в π ч, В. ΤΙ. Р е г у ш е в с к и и, Ядерная физика 2, 682 (1905).
84. J . J u n g e r m a n , P h y s . Rev. 79, 632 (1950).
85. I I . G. d e С a r ν a 1 li o, G. С о г t i η i, Μ. Μ u c h i i i c k, G. Ρ о t e η / a.
R. R i η ζ i ν i 1 1 o, W . 0 . L o c k , Nuovo Cimenlo 27, 468 (1903).
86. H . А. П р р ф и л о и , Ж Э Т Ф 4 1 , 871 (1961).
87. R. S e r b e r, P h y s . Rev. 72, 1114 (1947).
88. Ν . Μ e t r ο ρ о 1 i s, И. b i v i u s , M. S t o r ηι. Α. Τ u г k с ν i с h. J . Μ. Μ i 1l o r , G. F г i e d 1 a n d e r, P h y s . Rev. 110. 185, 204 (1958).
89. M. L i n d n e r , A . T u r k t v i c h , P h y s . Rev. 119, 1632 (i960).
90. B. D. P a t e , A. M. P o s k a n z e r , P h y s . Rev. 123, 647 (1961).
9 1 . M. L e f o r t , G. S i m o n o i f . X . T a r r a g o , J . P h y s . Rail. 2 1 , 338 (I960).
92. I . D о s t r ο ν s k y, Z. F r a c n k o l , P . H a b i n o w i l z , с м . 1 2 · 1 . т. 15, стр. 301;
L. K o w a l s k i, Алл. do P h y s . 9, 211 (1961).
B . C . Б a p а ш с Η к о в, В. М . М а л ь ц е в , В. Д . Т о ы о е в, И з в . АН СССР
30, 337 (I960); Б . И . Б е л я е в , Α. Η . Μ у ρ и н, Атомная э н е р ш я 13, 317
(1962).
93. С. Μ. Π о л и к а и о в, В. А. Д ρ у и п, Ж Э Т Ф 36, 744 (1959).
94. V. Е . V i о 1 а, Т . S i k к е 1 а и d, P h y s . Rev. 128, 767 (1962).
95. I I . С. В г i t t, A. R. Q u i n t ο η , P h y s . Rev. 120, 1768 (i960).
96. J . G i 1 m о г e, S. G. Τ h о m ρ s ο η , Ι . Ρ с г 1 m a n, P h y s . Rev. 128, 2270 (1902).
97. Т . S i к к e l a n d , P h y s . Rev. 135, 15009 (1964).
98. H . И. Т а р а н т и н, Ж Э Т Ф 38, 250 (1960).
99. Г. А. П и к - П и ч а к , Ж Э Т Ф 34, 341 (1958).
100. J . R. H i s k e s , препринт VCRL-9275 (1900).
101. S. С o h e n , F . Ρ 1 a s i 1. AV. J. S \v i a t e с k i, препринт UCRL-10775, 1963.
102. И . А . S c h m i t t , N . S u g a r in a n, P h y s . Rev. 95, 1260 (1954).
103. Б . Β. Μ и Η a p и к, li. Α. Η о в и к о в, Ж Э Т Ф 32, 241 (1957).
101. J . A. J u n g e r m a η , Η . Μ. S t e i n e r, P h y s . R e \ . 106, 585 (1957).
105. I I . G. d e С а г ν a 1 li о, А. С e 1 a η ο, G. С о г t i η i, R. Rinzivillo, G. Chigo,
Nuovo Cimenlo 19, 187 (1961); 32, 293 (1964).
106. H . G. d e С а г ν a 1 h o, G. С о г t i η i, Μ. Μ u с h η i с k, R. К i n ζ i ν i 11 ο. Ε. S a s s i, Nucl. P h y s . 53. 3 i 5 (1904).
107. a) H. A. l i e ρ ф и л о в , с м . ш , стр. 98; Μ. L· Μ υ g a , P h y s . Rev. Lells 11,
129 (1963); R. W . S t o c n u c r , Μ. Η i I 1 in a n , P h y s . Hev. 142, 716 (1966).
5) R. H . I y e r , J . W . C o b b l c, P h y s . Rev. LeUs 17, 541 (1966); R. 1.. F l e i s c h e r eL al. P h y s . R e \ . 143, 943 (1966); P. H. Ф л и р о в
и д р . . Препринт
О И Я И , Дубна, Е7-2924 (1966).
108. W . Е . S I е i η , P h y s . Rev. 108, 94 (1957); Η . С. В г i L t, Η . Ε. \Υ e g η e r,
S. L. W l i c t s t o n e, Nucl. I n s l r . Meth. 24, 13 (1903).
109. N. M. H a o , Diss. (hjiln, 1962).
110. J. 15. L a i d 1 e r, F. В г о w η , J . lnorg. Nucl. Chem. 24, 1485 (1962).
111. E. P . S U i i i b c r g , L. E . G 1 ο η d e η i n, P h y s . Rev. 95, 431 (1951).
112. W . E . N e r v i k , P h y s . Rev. 119, 1085 (1900).
113. l i . B r a η d t, S. G. Τ li ο ηι ρ s о a, H. C. G a I L i, L. Ρ ίι i 1 1 i ρ у, P h y s . Hev.
131, 2617 (1963).
114. См. КОМПИЛЯЦИЮ данных, S. К a l e o f I, Nucleonics 18, 201, Λ"» II (I960).
115. См. к о м п и л я ц и ю данных, М. П. Г ρ о ч у ш it и н а, Таблицы состава продуктов
мгновенного деления U 2 3 5 , Π 2 ω , Ρ u 2 3 9 , \ I . , Агомиздат, 1964; Ю. А. 3 ы с и н,
А. А. Л б о в, Л . И. С е л ь ч е и к о в, Выходы продуктов деления и их распределение по массам, М., Госатомиздат, 1963.
116. Н . F a r r a r
et al., Canad. J . Pliys. 40, 943 (1902); 42, 2063 (1964).
672
А. И. ОБУХОВ, Н. А. ПЕРФИЛОВ
117. D. R. В i d i η ο s t i, D. E . I r i s h , H. H . T o m l i n s o n , C a n a d . J . Cliem.
39, 628 (1961).
118. H . R. F i c k e l , R. H. T o m l i n s o n, Canad. J . P h y s . 37, 916 (1958).
119. J. C. D. Μ i 1 t ο η , J . S. F r a s e r, Canad. J . P h y s . 40, 1625 (1962); с м . 1 9 , vol. 2,
p . 39.
120. H . W . S c h m i t t ,
J. H . N e i l e r , F. J . W a l t e r, P h y s . Rev. 141, 1146
(1966).
121. J . S. F г a s e r, J . C. D. M i l t o n , H . R. B o w m a n , S. С Τ h о m ρ s ο η .
Canad. J . P h y s . 41, 2080 (1963).
122. W . M. G i b s ο η , Τ . D. Τ h о m a s, O. L. M i l l e r , P h y s . Rev. Letts 7, 65
(1961).
123. T . D. Τ h о m a s, W . M. G i b s o n , G. J . S a f f о г d, с м . 1 9 , т. 1, стр. 467.
124. Τ . D . T h o m a s , R. V а η d е η b о s с h, P h y s . Rev. 133, B976 (1964).
125. L. Т . К a t ζ, Τ . Μ. Κ a v a n a g h, A. G. W . C a m e r o n , E . С. В a i 1 e y t
J . W . T. S ρ i η к s, P h y s . Rev. 99, 98 (1955).
126. R. B . D u f f i e 1 d, R. A. S c h m i t t , R. A. S h a r p, с м . 1 2 а , т. 15, стр. 202.
127. А . Н . П р о т о п о п о в , Г. Μ. Т о л м а ч е в , В. Н . У ш а т с к и й , Р . В. В е н е д и к т о в , И. Т . К ρ и с ю к, А. П. Р о д и о н о в а , Г. В. Я к о в л е в а ,
Атомная
энергия 5, 130 (1958).
128. J . P . B u t l e r , В. J . B o w l e s , F. B r o w n ; с м . 1 2 а , т. 15, стр. 156.
129. F . B r o w n , Μ. P . P r i c e , Η . Η . W i l l l i s , J . Inorg. Nucl. Chem. 3, 9
(1956).
130. H . И. Т a p a Η τ и H, Ю. Б . Г е ρ л и τ, Л . И. Г у с е в а , Б . Φ . Μ я с о е д о в ,
К. Ф . Ф и л и п п о в а , Г. Н . Ф л е р о в , Ж Э Т Ф 34, 316 (1958).
131. И . Б ρ а н д ш τ е τ р , И. 3 в а р а, Т . 3 в а р о в а, В . К н о б л о χ, Μ. Κ ρ ж ив а н е к ,
Я . М а л ы , С у Х у н - Г у й , Радиохимия 6, 479 (1964).
132. Η . Α. Π е ρ φ и л о в, Н . С. И в а н о в а , О. В. Л о ж к и н , В. И. О с т р о у м о в , В. П . Ш а м о в; с м . 1 0 , стр. 79.
133. А. И. О б у х о в , Ж Э Т Ф , 38, 271 (1960).
134. D . S. B u r n e t t , Thesis, UCRL-1106, 1963.
135. R. С. J e η s e η , A. W . F a i r h a l l , P h y s . Rev. 118, 771 (1960).
136. E . F . N e u ζ i 1, A. W . F a i r h a l l , P h y s . Rev. 129, 2705 (1963).
137. H . С. В г i t t, H . E . W e g n e r , J . G u r s k y , P h y s . Rev. 129, 2239 (1963).
138. R. H . G o e c k e r m a n , I. P e r l m a n , P h y s . Rev. 76, 628 (1949).
139. Α. Η . Μ у ρ и н, Б . К. Π ρ е о б ρ а ж е н с к и й, Η . Ε . Τ и τ о в, И з в . АН СССР
4, 577 (1955).
140. А. К. Л а в ρ у χ и н а, Л . Д . К р а с а в и н а , Атомная энергия 2, 27 (1957).
141. Η . Μ. Б 1 а η n, P h y s . Rev. 123, 1356 (1961).
142. А. И. О б у х о в ,
Диссертация (1963); см. т а к ж е Автореферат диссертации,
Ленинград, «Наука» (1964).
143. R. С. J e n s e n , A. W . F a i r h a I I, P h y s . Rev. 109, 942 (1958).
144. Η . W . S с h m i t t. J . W . T. D a b b s , P . D. M i l l e r ; с м . 1 9 , т. 1, стр. 517.
145. Ε . F . Ν e u ζ i 1, Μ. Ε . Ρ h e 1 ρ s, F. R o s s , J. I n o r g . N u c l . Chem. 27, 1463
(1965).
146. a) C. Μ e л η i η g a, J. W . C o b b l e , P h y s . Rev. (в печати); б) A. W . H e r m a n , COO-347-16, P u r d u e U n i v . , 1964 (Dissert. Abstr. 26, 2280 (1965).
147. P . K r u g e r , N . S u g a r m a n , P h y s . Rev. 99, 1459 (1955).
148. \V. Ε . Ν e r ν i k, G. T . S о а Ь о г g, P h y s . Rev. 97, 1092 (1955).
149. В. П. Ш a Μ о в, Ж Э Т Ф , 35, 316 (1958).
150. А. К . Л а в ρ у χ и н а, Л . Д . К ρ а с а в и н а, Α. Α. Π о з д н я к о в, Д А Н СССР
119, 56 (1958).
151. А. К . Л а в ρ у χ и н а, Э. Ε . Ρ а к о в с к и и, С у X у н - Г у й, С. X о й н а цк и й , Д А Н СССР 137, 826 (1961).
152. G. F r i e d l a n d e r , с м . 1 9 , т. 2, стр. 265.
153. R. W о 1 f g a n g, E. W . В a k с г, Α. Α. С а г г е t о, J. В. С u m ш i n g, G. F r ie d 1 a n d e r, J . Η и d i s, P h y s . Rev. 103, 394 (1956).
154. J . R. G г ο ν e r, P h y s . Rev. 126, 1540 (1962).
155. D. R. 1 η g 1 i s, Ann. P h y s . 5, 106 (1958); D. L. H i l l , см. 1 2 а , т. 15, стр. 244.
156. W . J . S w i a t e с k i, P h y s . Rev. 83. 178 (1951).
157. J. R. N i x, Thesis, UCRL-11338, 1964; J . R. N i x, W . J. S w i a t e c k i , Nucl.
P h y s . 71, 1 (1965).
158. G. P . F о г d, R. B. L e а с li m a n, P h y s . Rev. 137, B826 (1965).
159. F . Ρ 1 a s i 1, Thesis, L CRL-11193, 1963; F. Ρ 1 a s i 1, D. S.
B u r n e t t ,
H . С. В r i t t, S. G. Τ h о m ρ s о n, P h y s . Rev. 142, 696 (1966).
160. В. В. В л а д и м и р с к и и, Ж Э Т Ф 32, 822 (1955).
161. Los Alamos Radiocliemistry Group, P h y s . Rev. 107, 325 (1957).
162. G. A. C o w a n , B. P . B a y h u r s t , R. J. Ρ r e s t w о о d, P h y s . Rev. 130,
2380 (1963).
163. R. B. R e g i e r , W . H . B u r g u s , H. L T r o m p , P h y s . Rev. 113, 1589 (195.»
ДЕЛГ.НШ;
ЯДЕР
673
IfH. И. В. R е g i е г. W . Η . Β u r g u s, R. L. Τ г о ш ρ, В. Η . S о г е u s e η . P h y s .
Rev. 119, 2017 (I960); G. A. C o w a n et al., P h y s . Rev. 144, 979 (1966).
165. M. G. Μ a y e r , P h y s . Rev. 74, 235 {1948); L. M c i l n e r , N a t u r e 165, 561 (1950).
166. TI. F a i s s η e r, K. W i l d e r r a u t h, Nucl. P h y s . 58, 177 (1964).
167. В. Т . Г е й л и к м а н , Атомная энергия 6, 290, 298 (1959).
168. R. R a m a η η a , R . S u b r a m a i a n . R. N. A i y c r, N u c l . P h y s . 67, 529 (1965).
169. P . F ο η g, P h y s . Rev. Letts. 11, 375 (1963); P h y s . Rev. 135, 1338 (196^)170. P . F ο η g, P h y s . Rev. 102, 434 (1956).
171. T . D. N o w l o n , с м . 1 1 , стр. 307.
172. A. G. \V. С a m o r ο η , Rev. Mod. P h y s . 30, (1958); H . \V. Ν ο w s о л , P h y s . Rev.
122, 1224 (1961); \V. B r u n n c r , l i . P a u l , Ami. der Physik 8, 146 (1961);
Ε . Ε г b а, Г . F a c c h i n i . E . S a e t t a - Μ e η i с h e 1 1 a. F. Τ ο η ο 1 i n i,
P h y s . Letts 12, 109 (1964); N. N . A b d e l m a l e k. V. S. S t a v i n s k i, Nucl.
P h y s . 58, 601 (1964).
173. A. C. Ρ a ρ ρ a s, см. 9 а , т. 7, стр. 19.
174. В. В. С к л я ρ е в с к и й, Е. П. С т е п а н о в , Б . А. М е д в е д е в , Д . Е. Ф о м е н к о , Ж Э Т Ф 36, 326 (1959); 32, 256 (1957).
175. В. К . В о й τ о в е ц к и и, Б . А. Л е в и н, Ε. Β. Μ α ρ ч е н к о, Ж Э Т Ф 32,
263 (1957).
176. L. Е. G 1 e n d е л i π, J. Р . ΐ 1 η i k, P h y s . Re\ . 140, B1301 (1965).
177. S. S. K a p o o r , H . R. В о w ш a n, S. G. Τ li о m ρ s о n, P h y s . Rev. 140, B1310
(1965).
178. P . А г m b r u s t e r, Β. Η ο ν e s t a d t, H . M e i s t e r, H . J . S p p c h t, Nucl.
P h y s . 54, 586 (1964); Z. P h y s . 170, 274 (1962).
179. Ε . Κ ο η e с η у, Η. Ο ρ ο \ν е г, Н . G u n I h e r, H. G о b e 1, см. 1 9 , т. 1, стр. 401.
180. А. С. W a h 1, R. L. F e г g u s s ο η , I). R. N о t h a w a y, D. Ε . Τ г о u t η e r,
K. W о 1 f s b e r g , P h y s . Rev. 126, 1112 (1962); Α. Ε. Ν ο r r i s, A. C. \V a h 1,
P h y s . Rev. 146, 926 (1966).
181. A. C. W а Ы , с м . 1 9 , т. 1, стр. 317.
182. P . О. S t г о m, D. L. L ο ν ο. Α. Ε. G г е е η d a 1 с, A. A. D е 1 и с с h i,
ϋ . S a m, Ν. Ε . Β a 1 1 ο w. P h y s . Rev. 144, 984 (19H6).
183. H . V . W e i s s , N . E . B a l l o w, с м . 1 9 , т. 1, стр. 423.
184. К . W o H s b e r g , P h y s . Rev. 137, 15929 (1965).
185. A. C. W a h i , P h y s . Rev. 99, 730 (1955).
186. Α. Η . Α π о л л о н о в а, И. Т . К ρ и с ю к, В. I I . У ш а т с к и и. Радиохимия
4, 587, 711 (1962).
187. 13. 1). Ρ a t e, J . S. F о s t e r. L. Y a f f e, Canad. Cheiu. 36, 1691, 1707 (1958).
188. J . Η. 1) a v i e s, L. Υ a i f e, Cariad. J . P h y s . 41. 762 (1963).
189. L. J . С о 1 b у, J. W . C o b b l e , P h y s . Rev. 121, 1410 (1961); N. A. \V о g m a n,
J. A. P o w e r s , J. \V. C o b b l e , P h y s . Rev. 152, 1088 (1966).
190. D. R. Ν ο t h a w a y, H . B. L e \ y, P h y s . Rev. 139, В 1505 (1965).
191. А. С. Ρ a ρ ρ a s , J . A 1 s t a d, J . Inorg. Nucl. Chem. 17. 195 (1961); Η a g e b o,
A. C. Ρ a p ρ a s, P . A a g а а г d, J . Inorg. Nucl. Chem. 26, 1639 (1964).
192. G. F r i e d 1 a n d e τ, L. F r i e d m a n, B. G о r d ο η , L. \ a f f c, P h y s . Rev.
129, 1809 (1963).
193. H . A. II e ρ φ и л о в, В. Ф. Д а р о в с к и х, Г. Ф . Д е н и с π ι к о, А. И. О б ух о и , Ж Э Т Ф 38, 716 (i960).
194. I. 1) о s t г о ν s k у, R. D a v i s . Α. Μ. Ρ о я к a u ζ e r, P. L. R е е d e r, P h y s .
Rev. 139, В1513 (1965).
195. С. D . С о г у е 1 1, М. К а р 1 а и . R. I). F i и к, C a n a d . J . Chem. 39, 646 (1961).
196. F. L. L i s m a n , H. W . B r a n d h o r s t . J. W . C o b b l e . P h \ s . Иол. 140,
B863 (1965).
197. W . C. D i c k i n s o n , J . E. B r o i l e y, P h y s . Uuv. 90. 388 (1953).
198. E . .1. \y i n h o l d , P . D с m о s, I. H a l p c r n, P h y s . Rev. 87. 11.38 (1952).
199. В. М. С τ ρ у τ и и с κ τι ίΐ, Ж Э Т Ф 30. 606 (1956); Атомная э н е р ш я 2, 508 (1958).
200. Ι. Η а 1 ρ е г п, V. М. S t r u t i n s к i, см. 1 2 \ т. 15, стр. 408.
201. J . J . G r i f f i n . P h y s . R e \ . 116, 107 (1959): 127. 1218 (1962).
202. Τ . Ε г i с s ο η, Adv. in P h y s . 9, 425 (1960); li. M. С r ρ у τ π и с κ и и. Ж Э Т Ф
40. 1794 (1961).
203. А. Р . В а е г g, R. Μ. В а г t о 1 о ш е л. F. В г о \\ п. I.. К а I /.. S. li. К о \\ а 1s к i, C a n a d . J . P h y s . 37, 1418 (1959).
201. Ε. J . W i η h о I d, ί. Η a 1 ρ e r n, P h y s . H e \ . 103, 990 (1956).
205. А. И. Б a 3 ь, Η . Μ. К у л и κ о и а. Л . Е. Л а з а р о в а, Н. 15. [1 и κ и τ u n a,
B. А. С е м е н о в, см. 1 2 6 , т. 1, п р . 362.
20В. Н . G. d е С а г ν а 1 h о, Α. Μ а η I г ν d i η i, Μ. Μ и с h η i к. Μ. S I M e Ι О,
R. В о s с h, λ\ . W о 1 1 i, Nuovo Cimoiito 29. 463 (1963); H . G. d o С a r ν a 1 h o.
A. G. d e S i 1 ν a, R. N. A 1 ν e s. \V. \\ о 1 f i, см. 1 9 , т. 2, e r p . 3 « .
207. B. F o r k in a n, S- J o h a n s s o n. Nucl. P h y s . 20, 136 (I960); E. A l b e r t s о n, li. F o r k m a n, N u c l . P h y s . 70, 209 (1965).
674
\. И. ОБУХОВ, Н. А. ПЕРФИЛОВ
208. Η . F a i s s η e r, F . G o n n e n w e i n , Ζ. Pliys. 153, 257 (1958).
209. a) H . С. Р а б о т н о в, Г. Н . С м и р е н к и н, А. С.
С о л д а т о в, Л . Н . У с ач е в, С. П. К а п и ц а , Ю. М. Ц и и е н ю к, см. 1 9 , т. I, стр. 135.
б) N. S. R а Ь о t и о ν et al., N u c l . P h y s . 77, 92 (1966).
210. Β . Γ. Η e с τ e ρ о в, Ю. А. Б л ю м к и н а, Л . А. К а м a e в a, Γ. Η . С м и ρ e нк и н, Атомная Энергия 16, 519 (1964); Я д е р н а я физика 4, 399 (1966).
211. J. R. Η υ i z e η g a, J . P . U n i k , В . D. W i l k i n s , P h y s . Letts 12, 243 (1964).
212. a) H . С. В г i t t, R. H . S t о k e s, W . R. G i b b s, J . J. G r i Η i n, P b y s . R e v .
139, B354 (1965); 6) V. M. S t r u t i n s k i , С о т р . R e n d . , Congr. I n t e r n . P h y s .
Nucl., Paris, 1958, p . 617; V. M. S t r u t i η s k i, V. Α. Ρ a ν 1 i η с h u k, с м . 1 9 ,
τ . 1, стр. 127.
213. R. L H e n k e U - E . B r o l l e y , P h y s . Rev. 103, 1292 (1956).
214. .1. E. S i m m o n s , R. L. H e n k o l , PhyH. Rev. 120, 198 (I960).
215. R . W . L a m p h e r e, N u c l . P h y s . 38, 561 (1962); с м . 1 9 , т. 1, стр. 63.
216. И. Ε . В о р о т н и к о в , С. Μ. Д у б р о в и н а , В . А. Ш и г и н, Г. Α. Ο τ ρ οщ е н к о, см. 1 9 , т. 1, стр. 157; Я д е р н а я физика 5, 295 (1967); 3, 479 (1966).
217. R. V a n d e n b o s c h , J . P . U n i k, J. R. H u i z e n g a , с м . 1 9 , т. 1, с т р . 547.
218. β . Г. Н е с т е р о в . Г. К . С м и р е н к и н , И. И. Б о н д а р е н к о, Атомная
энергия 10 т 620 (1961); Я д е р н а я физика 4, 995 (1966).
219. J . Е . S i m m o n s , R. В. P e r k i n s . R. Г.. Η е η к е 1, P h y s . Rev. 137, В809
(1965).
220. L. В 1 u m b о г g, R. 13. L о а с h m a n, P h y s . Rev. 116, 102 (1959).
221. R. B. L e а с h m a n, E . E . S a n m a n, Ann. of P h y s . 18, 274 (1962).
222. В. М. С т р у т и н с к и й , Ж Э Т Ф 40, 933 (1961).
223. R. B. L e а с h m a n, L. H l u m b e r g , P h y s . Rev. 137, B814 (1965).
224. R. V a n d e n b o s c h , H . W a r h a n e k , J. R. H u i z e n g a , P h y s . Rev. 124,
846 (1961).
225. G. Т . С о f f i n, I. H a l p e r n , P h y s . Rev. 112, 536 (1958).
226. G. L. В a t e, R. С h a u d l i r y , J. R. Η u i г е η g a, P h y s . Rev. 131, 722 (1963).
227. V. E. V i о 1 a, T . D. Τ h о m a s. G. T . S e a b о г g, P h y s . Rev. 129, 2710 (1963).
228. R. С h a u d h г y, R. V a n d e η b о s с h, J . R. H u i z e n g a , P h y s . Rev. 126,
220 (1962).
229. A. H . П р о т о п о п о в , И. А, Б а р а н о в , В. П. Э и с м о н т, Атомная энергия 6. 644 (1959).
230. В. М. С τ ρ у τ и н с к и ii, Я д е р н а я физика 1, 821 (1965).
231. R. F. R e i s i n g, G. L. Β a t e, J. R. Η u i ζ e n g a, P h y s . Rev. 141, 1161,
1966.
232. B . L . C о h e n, B. L. F c r r e l l - B r y a n . D . J . С о о m b e, Μ. Κ. Η u 1 1 i η g s,
P h y s . Rev. 98, 685 (1955).
233. J . W . M e a d o w s , P h y s . Rev. 110, 1108 (1958).
234. V. E. V i о 1 a, J . M. A 1 e χ a η d e r, A. R. Τ г i ρ s, P h y s . Rev. 138, B1434 (1965).
235. И. А. Б а р а н о в , А. Н . П р о т о п о п о в , В. П. Э Ά с м о н т, Ж Э Т Ф 4 1 ,
1003 (1961).
236. J . И . Μ a n I e у, Nucl. P h y s . 33, 70 (1962).
237. Б . Д . К у я ь м п н о в , А. И. С е ρ г а ч е в, см, 1 9 , т. 1, стр. 6 1 1 .
238. S. S. К а р о о г, О. Μ. Ν a d k a r n i, R. R a m a n η a, P . N . R a m a R a o ,
P h y s . Rev. 137, B511 (1965).
239. K. F . F l y n n , L. E. G l e n d c n i n , J . R. H u i z e n g a , Nucl. P h y s . 58,
321 (1964).!
240. В. А. Д ρ у и н, Ю. В. Л о б а н о в, С. Μ. Π о л и κ а н о в, Ж Э Т Ф 37, 38 (1959).
241. А. И. О б у χ о в, Η . Α. Π с ρ φ и л о в, Ж Э Т Ф 40, 1250 (1961).
242. Н . G. d е С а г ν а 1 h о, G. Ρ о t е η ζ a, R. R i η ζ i v i 1 1 о, Ε . S a s s i,
G. V a n d e r h a e g e , Nouvo Cimento 25, 880 (1962).
243. R. L W o l k c , J . R . G u t m a n, P h y s . Rev. 107, 850 (1957).
244. N . T . P o r i l e , N . S u g a r r a a n , P h y s . Rev. 107, 1410 (1957).
245. Б . И . О с т р о у м о в , Д А Н СССР 103, 409 (1955); О. В. Л о ж κ и н, Η . Α. Π e ρφ и л о в, В. П . Ш а м о в, Ж Э Т Ф 29, 292 (1955);
Н . F a i s s n e r , H . S c h n e i d e r , N u c l . P h y s . 19, 346 (1960).
246. J . С U . M i l t o n , J . S. F r a s e r , см. 1 2 а , т. 15, стр. 216.
247. S. L. W h e t s t o n e , P h y s , Rev. 131, 1232 (1963).
248. О. С. В г u η t ο η , W . В. T h o m p s o n ,
C a n a d . J . Res. A28, 498 (1950);
I). С. В г u η t ο η , G. С. Η a η η a, C a n a d . J . Res. A28, 190 (1950); W . S t e i n,
P h y s . Rev. 108, 94 (1957).
249. В. А и а л и и, Ю. Г р и ц ю к , И. К у τ и к о в, В. Л е б е д е в , Л . Μ и к а эл я н. Я д е р н а я физика 1, 816 (1965).
250. П. П. Д ь я ч е н к о , Б . Д . К у з ь м и н о в , В. И. С м и р н о в , В . Л . Ч е р н у х и н . С . И. Ч у б а р о в, Я д е р н а я физика 2, 92 (1965); 4, 325 (1966).
251. S. К a t с о f Г, J . Α. Μ i s k e 1, С. \V. S t a n 1 e y, P h y s . Rev. 74, 631 (1948).
252. J . B. N i d a y , P h y s . Rov. 121, 1471 (1961).
ДЕЛЕНШ:
ЯДГР
675
253. N. К. A r a s, Μ. Р. Μ е η ο η , G. Ε. G о г d о n, Nucl. Phys. 69, 337 (1965).
254. Α. Η . П р о т о п о п о в , И. А. Б а р а н о в , Ю. А. С е л и ц к и и, В. П. Э и см о н т , Ж Э Т Ф 36, 1932 (1959); 38, 384 (I960).
255. С. С. К о в а л е н к о , К. Α. ΓΙ е τ ρ ж а к . В. М. А д а м о в, Атомная энергия
13, 474 (1962); 15. 320 (1963).
256. А. П. К о м а р, Б . А. Б о ч а г о в, В. И. Φ а д е е в, Д А Н СССР 152, 858 (1963).
257. J . М. А 1 с χ a n d e r, M. F. G a s d i k, A. R. T r i p s , S. W a s i i, Pbys. Нел.
129, 2659 (1963).
258. Ю. Α. Η e м и л о в, В. В. Π а в л о в, Ю. А. С е л и ц к и и, С. М. С о л о в ь е в .
В. П. У и с н о π т. Ядерная физика 1, 633 (1965); Ю. А. С е л и ц к и и и др.,
Ядерная физика 3. 65 (1966).
259. a) S. L. W h e t s t o n e ,
Phys. Вел. 133, В613 (1964); б) Η. С В г i t t,
S. Г,. W h e t s t o n e , Phys. Rev. 133, B603 (1964).
260. J . P. U n i k , J . H. H u i z e n g a , Phys. Rev. 134, B90 (1964).
261. M. S e k i, Α. Κ a t a s e, M. S ο η ο d a, Α. Υ ο s h i m u г a, Ts. A k i у о s h i,
ri. Y a m a w a l v i . P h y s . Letts 8, 263 (1964); J . Phys. Soc. Japan 20, 190
(1965).
262. Б . А. Б о ч а г о в, С. С. В а с и л ь е в. Г. Г. С е м е н ч у к, Г. Е. С о л я к и н,
Ядерная физика 1, 461 (1965).
263. Ю. А. С е л и д к и й , В. П. Э й с м о н т , Ж Э Т Ф 43, 1005 (1962).
264. W . Б г и η η с г, Н. P a u I, Ann. der Pliysik 8, 146 (1961).
265. R. V a n d e n b o s c h , Nucl. Phys. 46, 129 (1963).
266. A. S m i I h, P. F i e l d s , A. F г i e d m a n, S. С о χ, R. S. S j о b 1 о ш, см. 1 2 J ,
т. 15, стр. 392; A. J . D e г и у t t e r, Μ. N. M e v e r g n i e s , С о т р . Rend.,
Congr. In Lorn, de P h y s . Nucl. (Paris, 1964), τ. 2, стр. 1111.
267. Μ. S. Μ ο ο r e, L. G. Μ i 1 1 е г, см. 1 9 , т. 1, стр. 87.
268. Yu. А. В 1 и m k i η а, I. I. В о η d а г е η к о, V. F. К и ζ η е t s о \, V. G. N е sΐ е г о ν, V. N. О к о 1 о ν i t с h, G. N. S m i г е η к i n, L. N. 1 s a c h e v,
Лтис1. Phys. 52, 648 (1964); Атомная энергия 15, 64 (1963).
269. В. JI. О κ о л о в и ч, Г. Н . С м и р е н к и п, И. И. Б о н д а р е н к о, Атомная
.энергия 16, 521 (1964); 12, 461 (1962).
270. И. А. Б а р а н о в, А. I I . П р о т о п о п о в , В. П. Э и с м о π τ, Атомная энергия 12, 150 (1962).
271. J . J u n g o r m a n, S. С. W r i g h t, Phys. Rev. 76, 1112 (1949).
272. E. M. D o u t h e t t , D. H. T c i u p l e t o n, Phys. Rev. 94, 128 (1954).
273. U. V a n d ο η b о s с h, J . R. H u i z e n g a . P h \ s . Rev. 127, 212 (1962),
274. V. E. V i о 1 a, T. S i k k e 1 a n d, P h y s . Rev. 130, 2044 (1963).
275. Б . И. Б о л ь ш о й , Л . И. П р о х о р о в а , В. I I . О к о л о в и ч, Г. Н . С м и р е н к и п, Атомная энергия 17, 28 (1964).
276. Б . А. Б о ч а г о в, А. П. К о м а р, Г. Е. С о л я к и н, В. И. Φ а д с о в, Атомпая энергия 11, 540 (1961); Ж Э Т Ф 38, 1374 (1960).
277. J . T e r r e l l , Phys. Rev. 113, 527 (1959).
278. J . С. Η ο ρ k i n s, В. С. D i v e η , Nucl. P h y s . 48, 433 (1963).
279. D. S. Μ a t h e r, P. F i e l d h o u s e , A. M o a t , Phys. Rev. 133, B1403 (1964).
280. I. A s p l u n d - N i l s s o n , H . C o n d e , N. S t а г f о 1 t, Nucl. Sci. and Eng.
15, 213 (1963).
281. H. С о η d с, Μ. Η ο 1 πι b e r g, с м . 1 Э , т. 2, стр. 57.
282. S. L. W h e t s t o n e , Phys. Rev. 114, 581 (1959).
283. Η . R. В о Λν in а п, S. G. T h o m p s o n , J . C. D. Μ i 1 t ο η, W. J. S w i a t и сk i, P h y s . Rev. 126, 2120 (1962); 129, 2133
(1963).
19
284. J . S. F г a s e r, J . C. D. Μ i 1 t о п, см. , т. 2, стр. 39.
285. Β. Φ . A n a л и н, ΙΟ. Η . Γ ρ и ц ю к, И. Е. К у τ и к о в, В. И. Л е б е д е в ,
Л . Α. Μ и к а э л я и. Атомная энергия 8, 15 (I960); Ядерная физика 1, 639 (1965).
286. J . T e r r e l l , Phys.
Rev. 127, 880 (1962).
287. J . T e r r e l , с м . 1 9 , т. 2, стр. 3.
288. L. С г а η Ь с г g, G. F г у е, N. N е г е s о n, L. R o s e n , Phys. Rev. 103. 662
(1956).
289. Α. Β. S m i t h , P. R. F i e l d s , J . H . R o b e r t s , Phys. Rev. 108, 411 (1957).
290. В. П. К о в а л е в , Ж Э Т Ф 34, 501 (1958).
291. Ю. С. З а м я т и и н, см. " 6 , стр. 98.
292. Т. W. B o n n e r, Nucl. P h y s . 23, 116 (1961).
293. А. В. S m i t h, R. К. S j о Ы о m, J . H . R о b е г t s, P h y s . Rev. 123, 2140 (1961).
294. В. Е. W a t t , P h y s . Rev. 87, 1037 (1952).
295. J . 8. F r a s e r , Phys. Rev. 88, 536 (1952).
296. S. S. K a p o o r , И. R a m a n η a, P . N. R a m a R a o , Phys. Rev. 131, 283
(1963).
297. K . S k a r s v a g , К. В е г g li e i in, Nucl. P h y s . 45, 72 (1963).
298. a) M. В. Б л и п о в, Η. Μ. Κ а з а р и н о в, А. Н. II ρ ο τ ο π ο π о в, Ж Э Т Ф 46,
1139 (1964); б) М. В. Б л и н о в , В. П. Э й с м о н т , Ж Э Т Ф 42, 180 (1962).
676
299
300
301
302
303
304.
305.
306
307
308.
309
310.
311
312.
313
314.
315.
316.
317.
318.
319.
320
321
322
323
324
325
326
327.
328.
329
330.
331.
332
333
334.
335.
33b
337
338
339
340.
341.
342
343.
344.
345.
346.
А
И
ОБУХОВ
Н
А
ПЕРФИЛОВ
Г. В В а л ь с к и п, Д . Μ К а м и н к о р , Г. А П е г ρ о в, Л Α Π ο π е к о,
Атомная анергия 18, 223 (1965).
S ϊ ο 1ι а η s s о n, Nucl P h y s . 60, 378 (1964)
Α Η Π ρ о τ о π о π о в, Б \1 III и ρ я с в, Ж Э Т Ф 34, 331 (1958), 36, 954 (1959).
F С M a i e n s o h c i n , R. W Ρ е е 1 о, W Z o b e l , Τ A . L o v e , см. 1 3 \
τ 15, стр 366
A S m ι t h, P F ι e 1 d s, A F r i e d m a n , S, C o x , R. S j o b l o r a , см. 1 2 а ,
т. 15, стр 392
Η R В о w m a n, S. G T h o m p s o n , с м . 1 2 ) , т 15, стр. 212
F Ε W R a n , Ann der P h y s . 10, 252 (1963)
R B. L e a c h m a n , см. 1 2 «, τ 15, стр 331.
G Ε. G о г d о η , N . К А г a s, см 1 9 , τ 2, стр. 73
В. Π З о м м е р , А. Е . С а в е л ь е в , А. И. П р о к о ф ь е в , Атомная энергия 19, 116 (1965).
Н . R B o w m a n , S. G T h o m p s o n , J О. R a s m u s s e n , Phys
Rev.
Letts 12, 195 (1964).
E . L C o o p e r m a n , R . R . R o y , P h > s . Rev 132, 371 (19Ы).
Η Μ a ι e г-L e ι b η ι t /, II \λ S c h r a i t t , P . A r m b r u s t e r . см 1 9 , г 2,
стр. 143
Μ. В. Б л и н о в, Н . М. К а з а р и н о в, Α. Η Π ρ ο τ ο η ο π о в, Б М . Ш и р я е в , Ж Э Т Ф 43, 1644 (1962), Атомная энергия 16, 1159 (1963)
S D о s i, G G г a i f, A. L a j t о i, L N a g i, Phys Letts 3, 343 (1963), см. 1 9
т. 2, стр. 163
S S. К a ρ ο ο r, R R a m а η η a, P h y s . Rev 133, B598 (1964).
Μ Μ H o f f m a n , P h y s . Rev. 133, Β71Λ (1964).
Г. А П е т р о в , Я д е р н а я ф ш и к а 1, 476 (1965).
К S k а г s ν a g, I Ь ι η g s t a d, Nucl. Phys 62, 103 (1965)
Β. Μ С τ ρ у т и н с κ и и , Ж Э Т Ф 37, 861 (1959)
Η W a r h a n e k , R V a n d e n b o s c h , J Inorg Nucl. Chem 26, 669 (1964)
Π b p e i b e r , Bull Amer P h y s . Soc. 10, 13, 497 (1965)
Η А Перфилов, Ю Ф
Р о м а н о в , 3 И С о л о в ь е в а , У Ф Н 71,
471 (1960).
Т . А М о с τ о в а я , Атомная энергия 10, 372 (1961)
J . C a t a b a , V . D o m i n g o , J . C a s a n o v a , Nuovo Cimento 19, 923 (1961).
R A N o b l e s , P h y s . Rev. 1 2 6 / 1 5 0 8 (1962).
R. Μ e и t ζ e, Ο Η 1 a d ι к, Kernenergie 5, 158 (1962).
В . Н . Д м и т р и е в , Л . В. Д р а п ч и н с к и и , К . А . П е т р ж а к , Ю Ф. Р о м а н о в, Атомная энергия 14, 574 (1963).
Т . А. М о с т о в а я , см. е б , τ 2, стр. 256.
J T i t t e r t o n , T A B r i n k l y , N a t m e 181, 228 (1960)
Η Α Π ο ρ φ и л о в, 3 . И С о л о в ь е в а , Р . А Ф и л о в, Г. И Х л е б н и к о в , Д А Н СССР 136, 581 (1961). Ж Э Т Ф 44, 1832 (1963)
Μ L Λ1 u g а, Η . R В о \\ m a n, S G T h o m p s o n, Phys Rev. 121, 270 (1961)
J . С W a t s o n , P h y s Rev 121, 230 (1961).
Л 3 . Μ а л к и Η, И. Д . А л χ a 3 о в, А С К ρ и в о χ а ι с к и и, К А П е т р
ж а к, Л . М. Б е л о в , Атомная энергия 16, 148 (1964)
Е . L A l b e n i u s , R S O n d r e y o i n , Nucleonics 18 (9), 100 (1960)
Ε Ν & 1 ο t h, D. L Η ο ι ι о с k s, Ε J В о у с e, Μ Η . S t u d n r , J Inorg
N u c l . Chem 24, 339 (1962), D L . H o r r o c k s , P h \ s Вел 134, B1219 (1964)
В Н А н д р е е в , С М С и ρ ο τ и н и н, Ж Э Т Ф 46, 1179 (196ί).
S. I \\ h e t s t o n e , Τ 1) T h o r n a s , Phy& Rev. Letts 15, 298 (1965), Ь λ\ . С о sper
et al , препринт I C R I - 1 7 1 2 7 (1966), Μ. S о w ι η s k ι et al , Report ot
I n s t i l u t of Nuclear Research, V\arsav\, N 765 IA P L (1966).
Б . Τ Γ e и л и к м а н, Г И Х л е б н и к о в , Атомная э н е р т я 18, 218 (1965).
Ι Η а 1 ρ е г п . см 1 9 , τ 2, стр 369.
N F e a s е г, Ргос Roy Soc E d m b u r g 66. 192, part 3, 1962—1963, см 1£ \ т. 2,
сгр
Sbb
Η . \\ S с h ш ι t t. J Η Ν e ι 1 e ι, Γ J Vi a l t e r , A
C h e t h a i n - & l r o
d c, P h v s . Rev Letts 9, 427 (1962)
Η λλ S c h r a i U , N F ι e t h e г, P h y s Rev 134, B565 (1964).
Ζ F r a e η k e 1, S G T h o m p s o n , P h y s . Rev. Letts 13, 438 (1964)
В II Μ о с τ о в о и, Τ Α. Μ о с τ о в а я , Μ С а в и н с к и и, Ю. С С а л τ ы
к о в , Атомная энергия 7, 372 (1959)
1ί Η Д м и τ ρ и е в, К А П е т р ж а к , Ю. Ф . Р о м а н о в . Атомная энергия 15 о (1963).
I G S с ]] г о d е г, J . Α. Μ о о ι е, A J . D е г и у t t e r, J Phys 24, 900 (1963)
В Φ А н а л и н , Ю. П . Д о б р ы н и н , В П . 3 а х а ρ о в а, И. Ε
Кути
к о в , Л . Α. Μ и к а э л я и, Атомная энергия 7, 375 (1959), В Η
Н е ф е д о в
и др , Атомная энергия 20, 342 (1966^
ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР
677
347. А. А. П а н о в , Ж Э Т Ф 43, 847 (1962); Т . А. М о с т о в а я , В. И. Μ о с τ ов о й,
Г. В.
Я к о в л с в, Агомная энергия 16, 3 (1964); И. К в и т е к,
Ю. П . Π ο π о в, Ю. В. Р я б о в , Я д е р н а я физика 2, 677 (1965);
I. G. S c h r o d e r , А. .Т. D e r u y t t e r , J . A . M o o r e , P h y s . Rev. 137, B519
(19G5).
348. A. M i c h a u d o u , A. L о t t i n, D. Ρ а у a, J. T r o c h o n , Nucl. P h y s . 69,
573 (1965); E . M o l k o n i a n , G. K . M e h t а, см. 1 9 , т. 2, стр. 355.
349. Ι ] . Α. Π e ρ φ и л о в, 3 . И. С о л о в т. о в а, Р . Α. Φ и л о в, Атомная энергия
5, 175 (1958); 14, 575 (1963).
350. V. A. H a t t a n g a d i, Т . Μ е t h a s i г i, D. ΑΙ. Ν a d k а г η i, R. R a m a n n a, P . N. R a m a R а о, см. 1 9 , т. 2, стр. 397.
351. Л . В. Д ρ а п ч и и с к и и и д р . , Атомная энергия 16, 144 (1964).
352. J . A. C o i e m a n , A. W . F a i г h а 1 1, Г- II а 1 ρ о г n, P h y s . Rev. 133, В724
(1964).
353. R. A. A t η e о s с п. Т . 1). Τ h ο m a s, G. Т. G a r ν e у, P h y s . Rev. 139, В307
(1965).
354. R. R a m a n π a, K. G. X a i r, S. S. К а р о о г, P h y s . Rev. 129, 1351 (1963).
355. R. В. W a 1 t ο η, R. E . S u u d , Ε. Η a d d о d. I. C. V о u n g, P h y s . Rev. 134,
R824 (1964).
356. J . J . G r i t ' t i n , P h y s . Rev. 134, B817 (1964).
357. G. R. K c e p i n, Progr. N u c l . Energy 1, 191 (1956).
358. S. A m i e 1, см. 1 9 , т. 2, стр. 171.
359. G. J . Ρ e r 1 о w, A. F . S t e h η e y, P h y s . Rev. 107, 113 (1959).
360. G. R. K e e p i n , P h y s . Rev. 106, 1359 (1957).
3 6 1 . G. R. К e ο ρ i n, T . F . \V i m e t t, R. R. Ζ e i g I e r, P h y s . Rev. 107, 1044 (1957);
106, 1359 (1957).
362. K. S u n , R. С li a r ρ i e, F. Ρ e с j a k, B. J e η η i η g s, J . N с с h a j , A. A 11 e n , P h y s . Rev. 79, 3 (1950).
363. Б . П . М а к с ю т о н к о , Атомная энергия 7, 474 (1959); 15, 157 (1963).
364. Π . Μ А р о н , О. И. К о с τ о ч к и н, К. Α. Π е τ ρ ж а к, В. И. Ш п а к о в ,
Атомная энергия 16, 368 (1964); Радиохимия 2, 96 (1965).
365. G. H e r m a n n , J . F i e d l e r , G. B e n e d i c t , W . Ε с k li а г d t, G. L u t h a r d t, P . Ρ a t ζ e 1 t . IT. D. S с h u s s 1 e г, см. 1 9 , т. 2, стр. 197.
9
УФН.
!. 92, в. 4