Ядерні реакції
 
а б в г д е ж з и й к л м н о п р с т у ф х ц ч ш щ ъ ы ь э ю я
 

Ядерні реакції

Ядерні реакції , перетворення атомних ядер при взаємодії з елементарними частками, g-квантамі або один з одним. Для здійснення Я. р. необхідне зближення часток (двох ядер, ядра і нуклона і т. д.) на відстань ~ 10 -13 див. Енергія заряджених часток, що налітають позитивно, має бути порядку або більше висоти кулонівського потенційного бар'єру ядер (для однозарядних часток ~ 10 Мев ) . В цьому випадку Я. р., як правило, здійснюються бомбардуванням речовин (мішеней) пучками прискорених часток. Для негативно заряджених і нейтральних часток кулонівський бар'єр відсутній, і Я. р. можуть протікати навіть при теплових енергіях налітаючих часток.

загрузка...

  Я. р. записують у вигляді: A ( а , bcd ) B , де А — ядро мішені, а — бомбардуюча частка, в , з , d — частки, що випускаються, В — залишкове ядро (у дужках записуються легші продукти реакції, зовні — найбільш важкі). Часто Я. р. може йти декількома способами, наприклад:

  63 Cu (р, n) 63 Zn, 63 Cu (р, 2n) 62 Zn, 63 Cu (р, pn) 62 Cu, 63 Cu (p, р) 63 Cu, 63 Cu (р, p'') 63 Cu.

  Склад часток, що стикаються, називається вхідним каналом Я. р., склад часток, що утворюються в результаті Я. р., — вихідним каналом.

  Я. р. — основний метод вивчення структури ядра і його властивостей (див. Ядро атомне ) . Проте роль їх велика і за межами фізики: реакції ділення важких ядер і синтезу якнайлегших ядер лежать в основі ядерної енергетики . Я. р. використовуються як джерело нейтронів, мезонів і інших нестабільних часток. З допомогою Я. р. отримує понад тисяча радіоактивних нуклідів, вживаних у всіх галузях науки, техніки і медицини.

  Дослідження Я. р. включають ідентифікацію каналів реакції, визначення вірогідності їх збудження залежно від енергії бомбардуючих часток, вимір кутових енергетичних розподілів часток, що утворюються, а також їх спина, парності, ізотопічного спину і ін.

  Я. р. підкоряються законам збереження електричного заряду, числа нуклонів ( баріонного заряду ), енергії і імпульсу. Закон збереження числа нуклонів означає збереження масового числа А. Я. р. можуть протікати з виділенням і з поглинанням енергії Q , яка в 10 6 раз перевищує енергію, що поглинається або виділяється при реакціях хімічних . Тому в Я. р. можна відмітити зміну мас взаємодіючих ядер. Енергія Q , що виділяється або поглинається при Я. р., дорівнює різниці сум мас часток (у енергетичних одиницях) до і після Я. р. (див. Відносності теорія ) .

  Ефективний переріз Я. р. — поперечний перетин, який потрібно приписати ядру з тим, щоб кожне попадання в нього бомбардуючої частки приводило до Я. р. (див. Ефективний поперечний переріз ) . Ефективні перерізи Я. р. (7 залежать від енергії бомбардуючих часток, типа реакції, кутів вильоту і орієнтації спинів часток — продуктів реакції (s ~ 10 -27 — 10 -21 ). Максимальний перетин Я. р. визначається геометричними перетинами ядер s макс = pr 2 , якщо радіус ядра R більше чим довжина хвилі де Бройля частки . Для нуклонів, коли їх енергія x »10/a 2/3 . В області малих енергій  і перетин Я. р. визначає вже не R , а, наприклад для повільних нейтронів . У проміжної області енергій .

  Вихід Я. р. — відношення числа актів Я. р. до часток, що впали на 1 см 2 мішені. Для тонкої мішені і однорідного потоку часток вихід Я. р. W = n s, де n — число ядер на 1 см 2 мішені. Заряджені частки, іонізуючи атоми мішені, втрачають енергію і зупиняються. Їх пробіг в мішенях порядку мкм або см залежно від енергії. В результаті виходи Я. р. також малі (10 -3 — 10 -6 ). Для Я. р. з частками високих енергій вихід більший. Для часток, які можуть викликати Я. р. при будь-якій енергії (нейтрони, p-мезоні), вихід при чималих мішенях може досягати 1.

  Продукти Я. р. утворюються в невеликій кількості: для прискорених налітаючих часток порядка декілька міліграм в годину; у потужних ядерних реакторах (Я. р. під дією нейтронів) — декілька г в годині Концентрація отримуваних продуктів, як правило, мала. Для їх виділення і ідентифікації використовуються методи радіохімії і мас-спектрометрії. Реєстрація продуктів Я. р. здійснюється детекторами ядерних випромінювань .

  Механізми Я. р . Налітаюча частка, наприклад нуклон, може увійти до ядра і вилетіти з нього під іншим кутом, але з тією ж енергією (пружне розсіяння). Нуклон може зіткнутися безпосередньо з нуклоном ядра; при цьому, якщо один або обидва нуклони мають енергію, більшу, ніж енергія, необхідна для вильоту з ядра, то вони можуть покинути ядро без взаємодії з іншими його нуклонами (прямий процес). Існують і складніші прямі процеси, при яких енергія налітаючої частки передається безпосередньо одному або невеликій групі нуклонів ядра (див. Прямі ядерні реакції ) . Якщо енергія, внесена часткою, що влетіла, поступово розподілиться між багатьма нуклонами ядра, то ядерні стани ставатимуть все більш і більш складними, проте через деякий час настане динамічна рівновага — різні ядерні конфігурації виникатимуть і розпадатимуться в системі, що утворилася, званій складеним ядром . Складене ядро нестійке і через короткий час розпадається на кінцеві продукти Я. р. Якщо в деяких конфігураціях енергія одного з нуклонів виявиться достатньою для його викиду з ядра, то складене ядро розпадається з випусканням нуклона. Якщо ж енергія зосереджується в деяких групах часток, що існують в складеному ядрі короткий час, то можливе випускання альфа-часток, тритонів, дейтронів і ін. При енергіях збудження складеного ядра, менших енергії відділення від нього часток, єдина дорога його розпаду — випускання g-квантів ( радіаційний захват ) . Інколи викид часток відбувається до того, як встановилася рівновага, тобто до утворення складеного ядра (механізм передрівноважного розпаду).

  Різні механізми Я. р. відрізняються різним часом протікання. Найменший час має пряма Я. р. Це час, який необхідний частці, щоб пройті область простору, займану ядром (~ 10 -22 сік ) . Середній час життя складеного ядра значно більше (до 10 -15 — 10 -16 сік ) . При малих енергіях налітаючих часток основним механізмом Я. р., як правило, є утворення складеного ядра (за виключенням Я. р. з дейтронами). При великих енергіях переважають прямі процеси.

  Характер залежності ефективних перерізів Я. р. s від енергії x налітаючих часток s(x) різний для різних механізмів Я. р. Для прямих процесів залежність s(x) має монотонний вигляд. У випадку Я. р., що йдуть з утворенням складеного ядра, при малих енергіях часток в s(x) спостерігаються максимуми які відповідають рівням енергії складеного ядра. В області великих енергій (x ³ 15 Мев для середніх і важких ядер) рівні енергії складеного ядра перекриваються і перетин монотонно залежить від енергії. На цьому фоні виділяються ширші максимуми, відповідні збудженню ізобар-аналоговіх станів (станів ядра, в яких ізотопічний спин більший, ніж в основному стані), а також т.з. гігантські резонанси. Ці ширші максимуми відповідають рівням ядра, що утворюються при злитті ядра з налітаючою часткою; вони мають простішу структуру, ніж рівні складеного ядра. Час життя т збудженого ядра пов'язаний з повною шириною Г спостережуваних максимумів співвідношенням:  ( Планка постійна ) .

  При розпаді складеного ядра кінцеве ядро може утворюватися як в основному, так в е р б збуджених станах. Енергетичний спектр продуктів розпаду складеного ядра в області вищих енергій складається з окремих ліній, в області низьких енергій часток, що вилітають, має широкий максимум. Кутовий розподіл кінцевих продуктів (у системі центру мас) в резонансної області енергії симетрично відносно напряму, створюючого кут 90° з напрямом налітаючих часток. В області енергії, де енергетичні рівні складеного ядра перекриваються квантові характеристики різних рівнів складеного ядра усереднюються і кутовий розподіл часток, що випускаються, виявляється, як правило, сферично симетричним.

  Частки — продукти Я. р., як правило, поляризовані. Поляризація виникає і у тому випадку, коли пучок бомбардуючих часток не поляризований. Якщо ж він поляризований, то спостерігається азимутна асиметрія продуктів Я. р. (див. Поляризовані нейтрони, Орієнтовані ядра ).

  Я. р. під дією нейтронів в більшості випадків протікають з поглинанням енергії Q . При Я. р. (n, p) для більшості ядер Q невелике (виняток становлять 3 H і 14 N). Для Я. р. (п, а) в разі легких ядер енергія Q, що поглинається, також невелика (виняток становлять 6 Li і 10 B), для середніх і важких ядер виділяється невелика кількість енергії. Я. р., в яких утворюється більше 2 часток, протікають з поглинанням енергії, рівній енергії, необхідній для відділення нейтрона від ядра, наприклад для Я. р. (n, 2n) она~10 Мев . Особливе місце в цьому сенсі займає реакція ділення важких ядер, яка супроводиться виділенням великого кількості енергії. Реакція ділення для деяких ядер (наприклад, 238 U) має енергетичний поріг (нейтрони повинні мати чималу енергію), пов'язаний з необхідністю подолання потенційного бар'єру ділення. Ділення під дією повільних нейтронів випробовують ядра 235 U, 242 Am, 245 Cm, 249 Cf (див. Ядра атомного ділення ).

  Для повільних нейтронів основний процес — радіаційний захват нейтрона — Я. р. (n, g). Виняток становлять 3 He і 14 N, для яких основний процес — Я. р. (n, p), а також 6 Li і 10 B, для яких переважає Я. р. (n, а). В середніх і важких ядер потенційний бар'єр перешкоджає вильоту протонів і а-часток. Область енергій x n повільних нейтронів є резонансною. Більшість ядер виявляє резонансний захват при x n ³ декілька ев . При x n < 1 ев для більшості ядер ефективний переріз захвату обернено пропорційно до швидкості нейтронів (закон 1/ v ).

  Із збільшенням енергії нейтронів x n зменшується вірогідність резонансного захвату і збільшується вірогідність їх пружного розсіяння ядрами (n,n’). Коли x n стає більше енергії першого збудженого стану ядра-мішені (десятки і сотні кев ), можливе непружне розсіяння нейтронів (n,n’). При x n порядка декілька Мев головну роль грає пружне і непружне розсіяння нейтронів; стають помітними Я. р. (n, p) і (n, а), проте їх перетини менше перетину (n, n''). Коли x n досягає 5—10 Мев , переважаючу роль грають Я. р. (n, 2n).

  Я. р. під дією протонів. Взаємодії протонів з ядрами перешкоджає кулонівський бар'єр, тому для легких ядер Я. р. з протонами спостерігаються лише починаючи з енергій протонів x p порядка декілька сотень кев , а для важких ядер — декілька Мев . При малих x p основна Я. р. — радіаційний захват протонів (p, v), а також пружне (р, р) і непружне (р, p'') розсіяння протонів ядрами. В легких ядер в області малих x p вірогідність Я. р. носить резонансний характер. В середніх і важких ядер вона досягає помітної величини лише в області енергій, де резонансної структури немає. В області енергії x p , близьких до висоти кулонівського бар'єру, спостерігається збудження невеликого числа ізобар-аналоговіх станів. Перетин Я. р. має помітну величину починаючи з 0,5 x 0 (x 0 — енергія, відповідна висоті кулонівського бар'єру) і монотонно зростає. Я. р. (p, n) стає переважаючим, якщо складене ядро має енергію збудження, достатню для випускання нейтрона з енергією ³ 1 Мев . При подальшому збільшенні x p кінцеве ядро може мати достатню енергію для випускання другої частки. В цьому випадку спостерігаються реакції (p, 2n) і (p, pn).

  Я. р. під дейсгвієм а-часток. Для а-часток кулонівський бар'єр ще вище і досягає для важких ядер 25 Мев . При такій енергії налітаючої а-частки енергія збудження ядра ~ 20 Мев , що досить для компенсації не лише енергії зв'язку нуклона, що вилітає, але і для подолання кулонівського бар'єру протоном, що вилітає. Внаслідок цього реакції (а, n) і (а, p) рівноімовірні. При збільшенні енергії а- часток найбільш вірогідними стають Я. р. (а, 2n) (а, pn). Резонансна структура енергетичній залежності перетинів цих Я. р. спостерігається лише в легких ядер і при відносно малих енергіях а-часток. Продукти Я. р. (а, n) зазвичай cb-актівні, для Я. р. (а, p) — стабільні ядра.

  Я. р. під дією дейтронів характеризуються найбільш високим виходом в порівнянні з ін. Я. р. під дією заряджених часток. Наприклад, вихід реакції 9 Ве (d, n) 10 . У при енергії дейтрона x d 16 Мев досягає 0,02, а для Я. р. з іншими зарядженими частками таких енергій — порядку 10 -3 — 10 -6 . Я. р. з дейтронами можуть протікати з утворенням складеного ядра, шляхом розщеплювання дейтрона кулонівським полем ядра мішені і прямим механізмом зриву. Ефективні перерізи цих трьох процесів приблизно одного порядку. Т. до. у дейтроні середня відстань між протоном і нейтроном відносно велика, а їх енергія зв'язку мала, то при бомбардуванні ядер дейтронами найбільш вірогідний захват ядром лише одного з нуклонів дейтрона, тоді як другою пролітає далі, не випробувавши взаємодії з ядром. В цьому випадку Я. р. здійснюється не усередині ядра, а на його поверхні. Протони і нейтрони, що утворюються в Я. р. зриву, летять в основному вперед. Дейтрони, що прискорюються в циклотронах, широко використовуються для здобуття радіоактивних нуклідів і інтенсивних потоків нейтронів (див. Нейтронні джерела ).

  Я. р. між якнайлегшими ядрами мають помітний вихід навіть при малих енергіях налітаючих часток (порядка 1—10 кев ). Тому вони можуть здійснюватися не лише бомбардуванням мішені пучком прискорених часток, але і нагріванням суміші взаємодіючих ядер до температури ~ 10 7 До (див. Термоядерні реакції ).

  Я. р. під дією часток високих енергій (значно більших, ніж енергія зв'язку нуклонів в ядрі). Часткам з енергією ~ 100 Мев відповідає  = 0,43 ф , мала в порівнянні з середньою міжнуклонною відстанню в ядрі (1,9 ф ). Це дозволяє «зондувати» ядро: у першому наближенні можна вважати, що нуклон, що влітає в ядро взаємодіє в кожен момент часу лише з одним нуклоном і при цьому так, як ніби він вільний. Важлива особливість Я. р. під дією часток високих енергій — можливість передати навіть легкому ядру збудження ~ 100 Мев .

  При взаємодії швидкого нуклона з ядром він може випробовувати пружне розсіяння і викликати Я. р. Перетин пружного розсіяння s в плавно залежить від енергії налітаючих часток. Повне переріз взаємодії швидких нуклонів s полн міняється в межах від 2pr 2 до pr 2 . При енергії нуклона > 150 Мев s в = 1/3 s полн , а перетин Я. р. s з = 1 / 3 s полн . Т. о., ядро поводиться не як абсолютно поглинаюче середовище (в цьому випадку s в = s p ). Кутові розподіли пружно розсіяних часток схожі з дифракційною картиною, є яскраво виражена спрямованість вперед.

  Велика енергія налітаючої частки може розподілитися між багатьма нуклонами ядра. При цьому частина з них набуває енергії, достатньої, щоб покинути ядро. При взаємодії частки високої енергії з ядром може розвинутися внутрішньоядерний каскад, в результаті якого випускається декілька енергійних часток, а частина, що залишилася, виявляється сильно збудженою складеним ядром, яке, розпадаючись, випускає частки малих енергій. Середнє число часток, що випускаються, зростає із збільшенням енергії первинної частки. У ході Я. р., окрім нуклонів, можуть (з меншою вірогідністю) випускатися важчі ядерні осколки (дейтрони, тритони, а-частки). Я. р., в якому випускається безліч заряджених часток, утворює в ядерній фотографічній емульсії багатопроменеву зірку. У таких Я. р. утворюється велике число всіляких радіоактивних продуктів, для дослідження яких застосовуються методи радіохімії.

  Під дією швидких часток спостерігають і простіші Я. р.: непружне розсіяння (p, p''), Я. р. «перезарядки» (p, n), Я. р. «підхоплення» (p, d), Я. р. «вибивання» (p, 2p) і ін. Вклад цих процесів в повний переріз Я. р. невеликий ( ~ 10—20%). Реакція вибивання протона (p, 2p) виявилася дуже зручної для дослідження структури ядер. Вимірюючи енергію протонів, що вилітають, можна визначити втрату енергії Я. р. і енергію зв'язку вибитого протона. У розподілі по енергіях залишкових ядер спостерігаються максимуми, відповідні збудженим рівням залишкового ядра. Енергія збудження цих рівнів досягає 50—70 Мев , і вони відповідають дірковим збудженням глибоких оболонок (див. Ядро атомне ).

  Кулонівське збудження ядер. Протони і важчі іони, рухомі дуже повільно, для того, щоб здолати кулонівський бар'єр, наближаючись до ядра, створюють відносно повільно змінне електричне поле, яке діє на протони ядра. У цих випадках ядро, поглинаючи електромагнітну енергію, переходить в збуджений стан, а налітаючий іон втрачає частина своєї енергії. Кулонівське збудження — один з основних засобів вивчення нізколежащих колективних станів ядер.

  Я. р. під дією фогоноа і електронів. Збудження ядра за допомогою електромагнітного поля ( фотоядерні реакції ) можуть здійснюватися при бомбардуванні їх g-квантамн. При малих енергіях g-кванті можуть випробовувати лише пружне розсіяння. При енергіях, великих енергій відділення нуклонів від ядра, основним процесом стає поглинання g-кванта і випускання ядром нуклонів. При поглинанні g-квантів з енергіями в десятки Мев , як правило, утворюється складене ядро. При взаємодії ядра з енергійнішими g-квантамі велику роль починають грати прямі процеси. Величина ефективних перерізів фотоядерних реакцій — десятки і сотні мбарн.

  Електрони, взаємодіючи з протонами ядра, можуть випробовувати пружне і непружне розсіяння, а також вибивати протони з ядра. Дослідження пружного розсіяння електронів дозволило отримати детальні дані про розподіл електричного заряду в ядрі.

  Я. р. за участю мезонів, гіперонів і античасток. В Я. р. під дією нуклонів, енергія яких більше порогу народження мезонів, можливе випускання мезонів, які можуть також викликати Я. р. і брати участь в розвитку внутрішньоядерного каскаду. Найбільш вивчені Я. р. на p - мезонах. Багато Я. р., що викликаються піонами, схожі на відповідних Я. р. під дією нуклонів, наприклад непружне розсіяння (p,p '' ), перезарядка> (p + ,p ° ), (p - ,p°) і вибивання [(p,pp), (p,p n ), (p - ,pd)] і ін. Проте є ін. Я. р. за участю піонів, що не мають аналогів в нуклоно-ядерній взаємодії. До них відноситься реакція подвійної перезарядки піонів (p - ,p + ), Я. р. поглинання піонів (p + , 2p) (p - , 2n). Вивчення цих Я. р. дозволяє досліджувати кореляції нуклонів в ядрі.

  Я. р. з важкими іонами. Для важких іонів (Z> 2) як налітаючі частки потенційний кулонівський бар'єр x 0 в Z разів більше, ніж для протонів, і тому необхідно, щоб енергія іона, що доводиться на 1 нуклон ядра, перевищувала декілька Мев (тим більше, чим більше Z мішені). Ефективний переріз Я. р. з важкими іонами, що володіють енергією x>1,2x 0 , дається вираженням: s = p R 2 ( 1- x 0 /x), де

.

  Це відповідає класичним уявленням про зіткнення двох заряджених чорних куль радіусом R. При енергіях x < x 0 Я. р. здійснюються за рахунок тунельного просочування через бар'єр (див. Тунельний ефект ) . В цьому випадку

,

  де R 0 сума радіусів взаємодіючих ядер, w 0 — кривизна бар'єру. Налітаючі іони можуть і не викликати Я. р., а випробувати пружне розсіяння в полі кулонівських і ядерних сил. Кутовий розподіл іонів при пружному розсіянні (при  іона порядку відстані макс.(максимальний) зближення з ядром) має дифракційний характер. При менших  дифракційна структура зникає. Енергетична залежність ефективних перерізів для Я. р. важкими іонами носить, як правило, нерезонансний характер. Виняток становить пружне розсіяння. У енергетичній залежності ефективного переріза пружного розсіяння 6 Li на 6 Li, 12 C на 12 C, 14 N на 14 N, 16 O на 14 N і ін. в інтервалі енергії (x 0 ~ 5—35 Мев спостерігаються резонанси з шириною порядка декілька Мев і тонша структура.

  Я. р. з важкими іонами характеризуються великим числом вихідних каналів. Наприклад, при бомбардуванні 235 Th іонами 40 Аг з енергією 379 Мев утворюються ядра Ca, Ar, S, Si, Mg і Ne.

  У випадку Я. р. з важкими іонами розрізняють: реакції передачі нуклонів, реакції передачі складніших часток і реакції злиття (утворення складеного ядра). Я. р., при яких відбувається передача малого числа часток або малої частини енергії, називаються м'якими зіткненнями. Їх теорія має багато загального з теорією прямих реакцій. Я. р., в яких відбувається передача значної маси або енергії, називаються жорсткими зіткненнями або глибоко непружними передачами. Кутові розподіли продуктів цих Я. р. різко асиметричні; легкі продукти вилітають переважно під малими кутами до іонного пучка. Енергетичний розподіл продуктів Я. р. має широкий максимум. Кінетична енергія продуктів Я. р. близький до висоти вихідних кулонівських бар'єрів і практично не залежить від енергії іонів.

  При глибоко непружних зіткненнях ядер утворюється короткоживуча проміжна система. Не дивлячись на обмін масою і енергією, ядра проміжної системи зберігають індивідуальність за рахунок міцний зв'язаних серцевин. В результаті жорстких зіткнень утворюється багато нових нуклідів. У таких Я. р. можуть виникати складені ядра з великими енергіями збудження (~100 Мев ) і кутовими моментами ~50. Я. р. з утворенням складеного ядра служать для синтезу трансуранових елементів (злиття ядер мішеній з Pb і Bi з іонами 40 Ar, 50 Ti, 54 Cr, 55 Mn, 58 Fe). Наприклад, з допомогою Я. р. 204 Pb(, 2n)  був здійснений синтез фермію .

 

  Літ.: Блатт Дж., Вайськопф Ст, Теоретична ядерна фізика, М., 1954; Лейн А., Томас Р., Теорія ядерних реакцій при низьких енергіях, М., 1960; Давидов А. С., Теорія атомного ядра, М., 1958; Мухин До. Н., Введення в ядерну фізику, 2 видавництва, М., 1965; Вовків Ст Ст, в кн.: Тр. Міжнародній конференції з вибраних питань структури ядра, т. 2, Дубна, 1976, с. 45—65.

  І. Я. Барит.