Я

ЯДЕРНАЯ АСТРОФИЗИКА, вклю­чает исследование всех яд. процессов, происходящих в звёздах и др. косм. объектах. В нек-рой степени она пе­рекрывается с физикой косм. лучей и нейтринной астрофизикой. Яд. про­цессы, т. е. яд. реакции и слабые вз-ствия, приводят к выделению (погло­щению) энергии, а также к образова­нию (распаду) разл. хим. элементов. В задачи Я. а. входит гл. обр. опре­деление вероятности разных яд. про­цессов и их энергетич. эффекта. Эти данные используются в теории эволюции звёзд и в теории нуклеосин­теза. Для теории эволюции звёзд наи­более важны яд. реакции между за­ряженными ч-цами, включая протоны, альфа-частицы и т. д. Они происходят внутри звёзд в условиях термодина­мич. равновесия при максвелловском распределении ч-ц по скоростям. По­этому скорость таких термояд. реак­ций пропорц. вероятности преодоления кулоновского барьера, усреднённой по равновесному распределению от­носит. скоростей ч-ц. В результате интенсивность термояд. реакций и их энерговыделение резко возрастают с темп-рой. Весьма важен учёт электрон­ного экранирования в плазме, к-рое снижает высоту барьера и облегчает протекание яд. реакций. Для вычис­ления скоростей реакций использу­ются наряду с эксперим. данными разл. теоретич. модели ядер. Про­цессы слабых вз-ствий часто входят в цепочку яд. процессов, в частности в первую реакцию водородного цикла ¹H+¹H®-D+e⁺ +n, где е⁺— позитрон, n — нейтрино. На поздних стадиях эволюции звёзд, когда эл-ны стано­вятся вырожденными, для слабых вз-ствий характерен запрет на радио­активный бета-распад ядер. Для этих же условий характерны электронные захваты (при непрерывном энергети­ческом спектре электронов, в отличие от обычного в земных условиях К-захвата).

Я. а. приводит к выводу о существо­вании определённых выделенных ста­дий термояд. горения в ходе эволю­ции звезды. Длительное существова­ние звёзд на главной последовательно­сти обязано водородной стадии го­рения (водородному циклу или угле­родному циклу яд. реакций). За водо­родным горением следует гелиевое го­рение с реакцией синтеза углерода из трёх ядер гелия. Гелиевое горение свойственно звёздам типа гигантов и сверхгигантов. После гелиевого горе­ния последовательно наступают угле­родная, неоновая, кислородная и, на­конец, кремниевая стадии горения. Каждая стадия состоит из сложной системы осн. и второстепенных яд. про­цессов, из к-рых лишь первые суще­ственны для энергетич. эффекта. Вто­ростепенные реакции, однако, важны в нуклеосинтезе. Осн. реакции после-гелиевых стадий типа (ag) сопровож­даются второстепенными: (ap), (pg), (an), (ng) и т. д. В конце кремниевого горения темп-ра в центре звезды уве­личивается до ~3•10⁹К (рост темп-ры и плотности по закону T~r^1/3 состав­ляет суть эволюции звезды). В этих условиях эффективная энергия теп­лового движения реагирующих ч-ц достигает ~1 МэВ, кулоновский барь­ер практически исчезает и наступает яд. статистич. равновесие. Нек-рое различие концентраций нейтронов и протонов по сравнению с нач. соста­вом звезды явл. результатом нерав­новесных слабых вз-ствий. Равновес­ное горение характерно для начала и хода гравитационного коллапса — последнего этапа эволюции звезды пе­ред переходом её в состояние нейтрон­ной звезды. В оболочке коллапсирующей звезды, однако, происходят яд. реакции предыдущих стадий, но во взрывном режиме. Им сопутствует взрывной нуклеосинтез. В немалой степени эти взрывные процессы вли­яют на сброс оболочки, т. е. на вспыш­ку сверхновой звезды. При гравитац. коллапсе и вспышке сверхновой звез­ды образуется заметное количество свободных нейтронов, роль к-рых на более ранних стадиях была невелика. В присутствии элементов группы желе­за свободные нейтроны быстро захва­тываются этими элементами (т. н. r-процесс), что ведёт к образованию всех более тяжёлых хим. элементов и увеличению их доли в изотопном со­ставе вещества Вселенной. Синте­зу тяжёлых элементов содействуют также реакции со свободными прото­нами.

Я. а. изучает яд. процессы в звёз­дах, основываясь на материале экспе­рим. яд. физики, к-рая непрерывно совершенствуется. В Я. а. появляют­ся новые области исследования, в ча­стности нейтринный нуклеосинтез. Мощный поток нейтрино, порождён­ный коллапсом звезды, вызывает яд. превращения в окружающем её в-ве. Этот процесс даёт вклад в образование самых лёгких ядер (помимо реакции скалывания) и обойдённых ядер (по­мимо реакций с быстрыми протонами). Ещё можно указать на нуклеосинтез очень тяжёлых ядер благодаря деле­нию и бета-распадам в сгустках в-ва, гипотетически выброшенного из недр нейтронных звёзд. Прежде образова­ние сверхтяжёлых элементов с трудом объяснялось r-процессом (см. Нуклео­синтез).

• Бербидж Дж., Ядерная астрофи­зика, пер. с англ., М., 1964; Франк-Каменецкий Д. А., Ядерная астрофи­зика, М., 1967; Т е й л ер Р. Дж., Про­исхождение химических элементов, пер. с англ., М., 1975.              

В. С. Имшенник.

ЯДЕРНАЯ МАТЕРИЯ, простран­ственно безграничная однородная си­стема нуклонов, находящаяся в устой­чивом по отношению к самопроизволь­ному расширению или сжатию состоя­нии. Я. м.— теор. идеализация, к к-рой приближаются ядра с очень большим числом нуклонов и космиче­ские тела, обладающие плотностью порядка ядерной, напр. нейтронные звёзды.

ЯДЕРНАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ, со­вокупность методов исследования ат. ядер по их излучению, сопровождаю­щему яд. превращения и переходы ядер из одного состояния в другое. Измерение энергии, интенсивности, углового распределения и поляризации излучений, испускаемых ядром либо в процессе радиоактивного распада (а- и b-спектроскопии), либо при пе­реходе ядра из возбуждённого состоя­ния в менее возбуждённое (g-спектроскопия), либо в ядерных реакциях (прямых ядерных реакциях, реакциях кулоновского возбуждения ядра и ре­зонансных реакциях) даёт информацию о спектре яд. состояний — энергиях, спинах, чётностях, изотопических спинах и др. квант. характеристиках. Особое место занимает нейтронная спектроскопия.

Арсенал технич. средств совр. Я. с. разнообразен. Он включает в себя магнитные спектрометры для измере­ния энергий заряженных ч-ц (см. Бета-спектрометр) , кристалл-дифракцион­ные спектрометры для измерения энер­гий g-излучения, различные детек­торы частиц, позволяющие регистри­ровать и измерять энергию частиц и g-квантов по эффектам взаимодей­ствия быстрых ч-ц с атомами в-ва (возбуждение и ионизация атомов). Среди приборов этого типа большое значение приобрели твёрдотельные де­текторы (см. Сцинтилляционный счётчик, Полупроводниковый детек­тор), сочетающие хорошую энергети­ческую разрешающую способность (~1 —10%) с высокой «светосилой» (долей эффективно используемого из­лучения), достигающей в нек-рых приборах величин, близких к 1.

Благодаря появлению ПП детекто­ров и развитию ускорит. техники (см. Ускорители заряженных частиц), а также применению ЭВМ (для накоп­ления и обработки эксперим. данных и для управления экспериментом) воз­никли автоматизированные измерит. комплексы, позволяющие получить большие объёмы систематизированной прецизионной информации о свойст­вах ядер.

910

 

 

Методы Я. с. применяются практи­чески во всех яд. исследованиях и за пределами физики — в биологии, хи­мии, медицине, технике; напр., активационный анализ опирается на дан­ные о схемах распада радиоактивных ядер; Мёссбауэра эффект, первона­чально использовавшийся в Я. с. как метод измерения времён жизни воз­буждённых состояний ядер, приме­няется для исследования электронной структуры твёрдого тела, строения молекул и др. Данные Я. с. необхо­димы также при хим., биол. и др. исследованиях методами изотопных индикаторов.

• Альфа-, бета- и гамма-спектроскопия, пер. с англ., в. 1—4, М., 1969.

А. А. Сорокин.

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, раздел физики, посвящённый изучению структуры ат. ядра, процессов радиоактивного рас­пада и механизма яд. реакций. К Я. ф. иногда относят также физику элемен­тарных ч-ц. Иногда разделами Я. ф. продолжают считать направления исследований, ставшие самостоят. вет­вями техники, напр. ускорит. технику (см. Ускорители), яд. энергетику. Ис­торически Я. ф. возникла до установ­ления факта существования атомного ядра, возраст её можно исчислять со времени открытия радиоактивно­сти.

Обычно различают Я. ф. низких, промежуточных и высоких энергий. К Я. ф. низких энергий относят про­блемы строения ядра, изучение радио­активного распада ядер, а также ис­следования яд. реакций, вызываемых ч-цами с энергией до 200 МэВ. Энер­гии от 200 МэВ до 1 ГэВ наз. промежу­точными, а свыше 1 ГэВ — высокими. Это разграничение в значит. мере условно и сложилось в соответствии с историей развития ускорит. техники. В совр. Я. ф. структуру ядра иссле­дуют с помощью ч-ц высоких энергий, а фундаментальные св-ва элементар­ных ч-ц устанавливают в результате исследования радиоактивного распада ядер.

Обширной составной частью Я. ф. низких энергий явл. нейтронная фи­зика, охватывающая исследования вз-ствий медленных нейтронов с в-вом и нд. реакции под действием ней­тронов. Новой областью Я. ф. явл. изучение яд. реакций под действием многозарядных ионов. Эти реакции ис­пользуются как для поиска новых тя­жёлых ядер (см. Трансурановые эле­менты), так и для изучения механиз­ма вз-ствия сложных ядер друг с дру­гом. Отдельное направление Я. ф.— изучение вз-ствия ядер с эл-нами и фо­тонами (см. Фотоядерные реакции). Все эти разделы Я. ф. тесно переплета­ются друг с другом и связаны общими целями.

Арсенал эксперим. средств Я. ф. разнообразен и технически сложен. Его основу составляют ускорители за­ряженных ч-ц (от эл-нов до многоза­рядных ионов), ядерные реакторы, служащие мощными источниками нейтро­нов, и детекторы частиц. Для совр. яд. эксперимента характерны боль­шие интенсивности потоков ускорен­ных заряж. ч-ц или нейтронов, позво­ляющие исследовать редкие яд. про­цессы и явления, и одновременная ре­гистрация неск. ч-ц, испускаемых в одном акте яд. столкновения. Множе­ство данных, получаемых в одном опы­те, требует использования ЭВМ, со­прягаемых непосредственно с регист­рирующей аппаратурой.

Центр. проблема теор. Я. ф.— квант. задача о движении мн. тел, сильно взаимодействующих друг с другом. Из теории ядра и элементар­ных ч-ц возникли и развились новые направления теор. физики, получив­шие впоследствии применение в др. областях физики и положившие нача­ло новым матем. исследованиям (напр., обратная задача теории рассеяния и её применения к решению нелинейных уравнений в частных производных и др.). Велико прикладное значение Я. ф.; широки и разнообразны её прак­тич. приложения — от яд. оружия и яд. энергетики до диагностики и те­рапии в медицине. Вместе с тем Я. ф. остаётся фундаментальной наукой, от прогресса к-рой можно ожидать вы­яснения глубоких свойств строения материи и открытия новых законов при­роды.

• См. лит.  при  ст.  Ядро  атомное.

И.   С.   Шапиро.

ядерная фотографическая ЭМУЛЬСИЯ, фотоэмульсия для реги­страции траекторий (треков) заряж. ч-ц. Франц. физик А. Беккерель в 1896 обнаружил радиоактивность со­лей U по вызываемому ими почерне­нию обычной фотоэмульсии. В 1910 япон. физик С. Киносита установил, что зёрна галогенида Ag обычной фото­эмульсии становятся способными к проявлению, если через них прошла a-частица. В 1927 Л. В. Мысовский с сотрудниками изготовили пластинки с толщиной эмульс. слоя 50 мкм и на­блюдали с их помощью рассеяние a-частиц на ядрах эмульсии. В 30-х гг. началось изготовление спец. Я. ф. э. (со стандартными св-вами), с по­мощью к-рых можно было регистриро­вать следы медленных ч-ц (a-частиц, протонов). В 1937—38 австр. физики М. Блау и Г. Бомбахер и А. П. Жда­нов с сотрудниками наблюдали в Я. ф. э. расщепления ядер, вызванные косм. излучением. В 1945—48 появи­лись релятив. Я. ф. э. для регистра­ции релятив. ч-ц. Метод Я. ф. э. стал точным количеств. методом исследо­ваний.

Я. ф. э. отличаются от обычных фо­тоэмульсий двумя особенностями: от­ношение кол-ва галогенида Ag к же­латине в 8 раз больше; толщина слоя, как правило, в 10—100 раз больше и достигает иногда 1000—2000 мкм (стандартная толщина фирменных Я. ф. э. 100—600 мкм). Зёрна гало­генида Ag в эмульсии имеют ср.

линейный размер обычно 0,08— 0,30 мкм.

Заряж. ч-цы, проходя через Я. ф. э., создают чувствит. центры в нек-рых лежащих на их пути зёрнах галогени­да Ag (скрытое изображение). После проявления эти зёрна превращаются в кристаллики металлич. Ag, к-рые непрозрачны и после фиксирования Я. ф. э. образуют вдоль трека ч-цы це­почку чёрных зёрен. Следы ч-ц на­блюдают с помощью микроскопов при увеличении 200—2000.

В яд. физике Я. ф. э. обычно исполь­зуют в виде слоев, наклеенных на стеклянные подложки. При исследо­вании ч-ц высоких энергий (на уско­рителях или в космических лучах) эмульсионные слои иногда снимают с подложки и укладывают в большие стопки в неск. сотен слоев. Объём стопок доходит до десятков p—образу­ется практически сплошная фоточувствит. масса. После экспозиции отд. слои наклеивают на стеклянные под­ложки и обрабатывают. Положение слоев маркируют, благодаря чему траекторию частиц прослеживают по всей стопке, переходя от слоя к слою.

Пробег ч-цы с зарядом Q и скоро­стью v в Я. ф. э. до остановки ч-цы пропорц. массе М ч-цы. При доста­точно большой скорости плотность зё­рен (число проявленных зёрен на ед. длины следа) g~Q²/v². Если плотность зёрен слишком велика, они сливаются в сплошной чёрный след. В этом слу­чае (особенно при большом Q) мерой скорости ч-цы может служить число вторичных т. н. d-электронов, обра­зующих вдоль следа характерные ответвления. Их плотность также ~Q²/v². Если Q=e (заряду эл-на), а v~c, то след частицы в релятив. Я. ф. э. имеет вид прерывистой линии из 15—30 чёрных зёрен на 100 мкм пути.

В Я. ф. э. можно измерять рассея­ние ч-ц. Ср. угловое отклонение на ед. пути j~Q/pv (p — импульс ч-цы). Я. ф. э. можно поместить в очень сильное магн. поле и измерить импульс ч-цы и знак её заряда, что позволяет определить Q, М и v. Достоинства ме­тода Я. ф. э. как трекового детектора ч-ц — высокое пространств. разреше­ние (можно различать явления, отде­лённые расстоянием в ~1 мкм, что для релятив. ч-цы соответствует вре­менам пролёта ~10^-16 с) и возможность длит. накопления редких событий. Методом Я. ф. э. были открыты пи-мезоны, обнаружено вз-ствие p- и К-мезонов после остановки. С помощью Я. ф. э. удалось оценить время жизни p°-мезона, обнаружить распад К -мезо­на на 3 пиона, открыть S-гиперон, гиперядра, антилямбдагиперон. Мето­дом Я. ф. э. был исследован состав первичного косм. излучения и пока­зано, что, кроме протонов, в нём есть

911

 

 

 

ядра Не и более тяжёлых элементов, вплоть до Fe. В 50-е гг. были органи­зованы междунар. экспедиции с це­лью подъёма многолитровых эмульси­онных стопок на баллонах в высокие слои атмосферы и на разл. геомагнит­ные широты. Части стопок были рас­пределены между десятками лабора­торий мира, работавших по согласо­ванным программам. Это позволило в короткие сроки накопить большую ста­тистику и привело к нек-рым из пере­численных выше открытий.

Хотя при исследовании ч-ц высоких энергий пузырьковые камеры потесни­ли Я. ф. э., последние всё же продол­жают использоваться. Я. ф. э. при­меняются также в авторадиографии: в структуру исследуемого объекта вводится небольшое кол-во радиоак­тивных атомов, к-рые обнаруживают своё присутствие распадами, и Я. ф. э., помещённая вблизи объекта, может указать их локализацию. Для увели­чения разрешения и чувствительности метода Я. ф. э. в жидком виде иногда наносят непосредственно на объект или применяют тонкие слои Я. ф. э., сня­тые с подложки. При этом можно изме­рять как полное почернение Я. ф. э., так и регистрировать индивидуальные следы, достигая пространств. разре­шения ~1 мкм.

• П а у э л л С., Ф а у л е р П., П е р к и н с Д., Исследование элементарных частиц фотографическим методом, пер. с .англ., М., 1962.                   

А. О. Вайсенберг.

ЯДЕРНАЯ ЭЛЕКТРОНИКА, сово­купность методов яд. физики, в к-рых используются электронные приборы для регистрации, преобразования и обработки информации, поступающей от детекторов ч-ц. Малая длитель­ность процессов и, как правило, высо­кая их частота, а также наличие по­сторонних процессов (фона) требуют от приборов Я. э. высокого временного разрешения (~10^-9 с). Необходимость одновременного измерения большого числа параметров (амплитуды сиг­нала, времени его прихода, координа­ты точки его детектирования и др.) привела к тому, что именно в Я. э. впервые были разработаны схемы ана­лого-цифрового преобразования, при­менены цифровые методы накопления информации, многоканальный и мно­гомерный анализ с использованием ЭВМ.

При регистрации ч-ц, а также фото­нов рентг. и g-излучений задача Я. э. сводится к счёту импульсов от детек­тора; при идентификации типа ч-ц или при исследовании их спектра анализи­руются форма импульса, его амплитуда или относит. задержка между им­пульсами. В случае исследования пространств. распределения ч-ц регист­рируются номера «сработавших» детек­торов или непосредственно определя­ется координата точки детектирования.

В устройствах Я. э. используются методы антисовпадений и совпадений,

амплитудные дискриминаторы, линей­ные схемы пропускания и сумматоры, многоканальные временные и ампли­тудные анализаторы, а также устрой­ства для съёма информации с коорди­натных детекторов (искровых камер и пропорциональных камер) и т. д.

Устройство для регистрации ч-ц со­держит: детектор; усилитель сигнала; преобразователь, к-рый переводит сигнал детектора в стандартный импульс либо преобразует амплитуду или вре­мя прихода сигнала в цифровой код; регистрирующий прибор (счётчики импульсов, запоминающие устройства, ЭВМ, реже — самопишущие прибо­ры или фотоаппарату­ра).

 

рис.  1. Схема   спектрометра   заряж.   ч-ц.

 

На рис. 1 изобра­жена упрощённая си­стема для исследо­вания спектра ч-ц. Заряж. ч-ца пересе­кает детекторы Д₁— Д₃ и останавливается в детекторе Д₄. Сиг­налы с Д₁—Д₃ через формирователи Ф₁ Ф₂, Ф₃ поступают на схему совпадений СС, к-рая отбирает те со­бытия, при к-рых сиг­налы на её входы при­ходят одновременно. Одновременность при­хода импульсов обес­печивается согласую­щимися линиями за­держки ЛЗ. Схема со­впадения вырабаты­вает сигнал, к-рый «разрешает» преоб­разование исследу­емого импульса от детектора Д₄. Результат преобразо­вания из аналого-цифрового преобра­зователя АЦП в виде цифрового кода заносится в оперативное запоминаю­щее устройство ОЗУ или ЭВМ. Из­меренный амплитудный спектр выво­дится на экран электронно-лучевой трубки ЭЛТ. Часть системы, ограни­ченная пунктиром, представляет со­бой многоканальный амплитудный анализатор импульсов. Скорость счё­та на выходе схемы совпадений, фик­сируемая счётчиком СЧ, показывает число зарегистрированных событий. Временной отбор сигналов осуществ­ляется схемами совпадений, к-рые срабатывают от импульсов с опреде­лённой длительностью и амплиту­дой.

Для амплитудного отбора исполь­зуются дискриминаторы, к-рые гене­рируют выходной импульс, если амп­литуда входного сигнала либо боль­ше определённой величины (интегр. дискриминатор), либо заключена в определ. пределах (дифф. дискрими­натор) . Дискриминаторы выполня­ются по схеме триггера Шмидта (спусковая схема) или с использо­ванием схем сравнения (компара­торов), выполненных в виде интегр. схем. Последние представляют собой высокочувствит. усилители — ограни­чители.

В совр. Я. э. блоки, реализующие одну логич. ф-цию («И», «ИЛИ» и др.), уступают место универсальным мно­гофункциональным устройствам, ло­гич. ф-ции к-рых можно задавать извне. Такие устройства реализуются на базе постоянных запоминающих устройств, программируемых логи­ческих матриц или матриц венти­лей. Вычислит. техника позволи­ла создать автоматизированную ап­паратуру с программно регулируемы­ми параметрами: ЭВМ управляет по-

Рис.  2. Система накопления и обработки   информации в  ядерно-физ.  эксперименте.

 

рогами срабатывания схем, времен­ным разрешением, задержкой сигна­лов, логикой отбора событий, режи­мом работы измерит. системы и т. д. Внедряются в эксперимент микропро­цессоры и спец. процессоры для рас­познавания образов, для накопления и предварит. обработки результатов измерений. Накопление эксперим. данных происходит в ЭВМ с после­дующей записью на магн. ленту. Ре­зультаты предварит. обработки выво­дятся на экран электронно-лучевой трубки, что позволяет оператору вме­шиваться в ход измерений. ЭВМ уп­равляет разл. исполнит. устройствами: моторами, перемещающими детекторы или мишени, реле, коммутаторами сиг­налов и т. д. (рис. 2).

912

 

 

 

 

• Ковальский Е., Ядерная электро­ника, пер. с англ., М., 1972; Электронные методы ядерной физики, М., 1973; Кол­паков И. Ф., Электронная аппаратура на линии с ЭВМ в физическом эксперименте, М., 1974; Современная ядерная электро­ника, т. 1—2, М., 1974—75.

Ю.   А.   Семёнов.

ЯДЕРНАЯ ЭНЕРГИЯ (атомная энер­гия), внутр. энергия ат. ядра, выде­ляющаяся при ядерных превращениях. Энергия, к-рую необходимо затратить для расщепления ядра на составляю­щие его нуклоны, наз. энергией связи ядра ξ_св. Это макс. энергия, к-рая может выделиться. Энергия связи ядра складывается из энергии притяжения нуклонов друг к другу под действием ядерных сил и энергии электростатич. отталкивания протонов. Яд. силы обладают тем св-вом, что каждый нуклон сильно взаимодейст­вует лишь с небольшим числом сосед­них. Поэтому уже начиная с ядер Не уд. энергия связи ξ_св/А (А — массовое число) слабо растёт с увели­чением А. Для нуклонов, находя­щихся на периферии ядра, притяже­ние к остальным нуклонам явл. бо­лее слабым. В лёгких ядрах относи­тельное число таких нуклонов вели­ко; оно уменьшается с ростом А. В ре­зультате с увеличением А значение ξ_св/A возрастёт. В тяжёлых же яд­рах ξ/А убывает с ростом A, т. к. энергия притяжения растёт пропорц. A»2Z (Z — число протонов), а энергия электростатич. отталкивания растёт пропорц. Z². Максимум отношения

ξ_св/А достигается в области Fe (A=56, рис.). Т. о., экзотермическими явл. реакции яд. синтеза — образо­вания лёгких ядер из легчайших и реакции деления тяжёлых ядер, а также спонтанный альфа-распад. За­висимость уд. энергии связи от А об­ладает тонкой структурой, связанной с наличием в ядре замкнутых оболо­чек (см. Ядро атомное, Магические ядра). Реакции яд. синтеза из-за нали­чия кулоновского барьера могут раз­виваться лишь на ч-цах высоких энергий, т. е. при высоких темп-рах среды. Они явл. источником звёздной энергии. Реакции в звёздах протека­ют с образованием ⁴Не и выделением энергии ~7 МэВ/нуклон (1,8 •10⁸ кВт•ч/кг). В земных условиях уда­лось осуществить слияние двух дей­тронов, сопровождающееся выделением энергии ок. 1 МэВ/нуклон, и синтез дейтрона и тритона с выделением энергии 3,5 МэВ/нуклон (см. Управ­ляемый термоядерный синтез).

В реакции деления ²³⁵U нейтрона­ми выделяется ок. 202 МэВ в 1 акте деления. Из них ок. 12 МэВ уносят нейтрино. Т. о., реально выделяющая­ся Я. э. составляет 0,86 МэВ/нуклон

 

(2,2•10⁷ кВт•ч/кг). Пока в качестве источника Я. э. используются только реакции деления ядер (см. Ядерное топливо, Ядерный реактор).

А.  М.  Петросьянц.

ЯДЕРНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ, потоки ч-ц и g~квантов, образующихся при яд. превращениях (яд. реакциях, радио­активном распаде).

ЯДЕРНОЕ ТОПЛИВО, вещество, к-рое используется в ядерных реакторах для осуществления ядерной цепной ре­акции деления. Существует только од­но природное Я. т.— урановое, к-рое

 

 

Схема уранового топливного цикла для ат. электростанции (АЭС) электрич. мощностью 1 ГВт (легководный реактор). Roth E., Thorium fuel cycle, Vienna, 1970 (IAEA Publ. STI/Publ. 21. Bibl. ser., № 39).

 

содержит делящиеся ядра ²³⁵U, обес­печивающие поддержание цепной ре­акции (ядерное горючее), и т. н. «сырьевые» ядра ⁸³⁸U, способные захватывать нейтроны и превращаться в новые делящиеся ядра ²³⁹Pu, не су­ществующие в природе (вторич­ное горючее):

Вторичным горючим явл. также но встречающиеся в природе ядра ²³³U, образующиеся в результате захвата нейтронов сырьевыми ядрами ²³²Th:

Я. т. размещено в тепловыделяющих элементах (ТВЭЛах) яд. реактора. По химич. составу Я. т. может быть металлическим (включая сплавы), кар­бидным, окисным, нитридным и др.

913

 

 

Урановое Я. т. для яд. реакторов на тепловых нейтронах имеет обычно повышенное содержание изотопа ²³⁵U (2—4% по массе вместо 0,71% в естеств. уране) и характеризуется низким коэфф. использования урана. Несравнимо более высокий коэфф. использования урана может быть до­стигнут в реакторах-размножителях на быстрых нейтронах. В них пока применяется уран с высоким содержа­нием ²³⁵U (до 30%), но в будущем, по мере накопления запасов ²³⁹Pu, Я. т. будет служить смесь урана с плуто­нием, в к-рой будут использоваться природный уран и даже уран, обед­нённый ²³⁵U (к-рого накопилось в ми­ре уже большое кол-во). По степени возрастания коэфф. воспроизводства Я. т. располагается в след. порядке: (U, Pu)O₂, (U, Pu)C, (U, Pu)N и метал­лическое Я. т. (сплавы).

Произ-во уранового Я. т. (топлив­ный цикл; рис.) начинается с добычи и переработки урановых руд с целью получения очищенной закиси-окиси урана U₃O₈. Далее U₃O₈ переводят или в тетрафторид UF₄ для последую­щего получения металлич. урана, или в гексафторид UF₆— единств. устой­чивое газообразное соединение U, ис­пользуемое для обогащения урана изотопом ²³⁵U. Обогащение осуществ­ляется методом газовой диффузии или центрифугированием (см. Изотопов разделение). Далее UF₆ переводят в двуокись или в др. соединения, к-рые используются для изготовления сер­дечников ТВЭЛов. К последним предъ­являются жёсткие требования в от­ношении стехиометрич. состава и со­держания посторонних примесей.

Торий ²³²Th как сырьевой материал для получения делящихся ядер ²³³U пока не нашёл применения по ряду причин: 1) Th не образует богатых ме­сторождений, и технология его извле­чения из руд сложнее; 2) наряду с ²³³U образуется ²³²U, к-рый, распа­даясь, даёт g-активные ядра (²¹²Bi, ²⁰⁸Тl), усложняющие произ-во ТВЭЛов:

Отработавшие ТВЭЛы направляют на переработку с целью регенерации Я. т. для повторного его использова­ния. U и Pu очищают от продуктов деления, затем Pu в виде PuO₂ направляют для изготовления сердечников, a U в зависимости от изотопного состава или также направляют для изготовления сердечников, или пере­водят в UF₆ с целью обогащения изо­топом ²³⁵U. Регенерация Я. т.— слож­ный процесс переработки высокорадио­активных в-в, требующий защиты от радиоактивных излучений и дистанц. управления всеми операциями даже после длит. выдержки отработавших ТВЭЛов в спец. хранилищах. При этом в каждом аппарате ограничива­ется допустимое кол-во делящихся в-в, чтобы предупредить возникнове­ние спонтанной цепной реакции. Сложную проблему представляет пере­работка и обезвреживание радиоактив­ных отходов. Разработаны методы остекловывания и битумирования отходов и их захоронения в отвержденном виде в глубокие геологические формации.

• Петросьянц A.M., Проблемы атом­ной науки и техники, 4 изд., М., 1979; Си­нев Н. М., Б а т у р о в Б. Б., Экономика атомной энергетики, М., 1980; Землянухин В. И., Ильенко Е. И., Конд­ратьев А. Н., Радиохимическая пере­работка ядерного топлива АЭС, М., 1983; Займовский А. С., Калашников В. В., Головнин И. С., Тепловыде­ляющие элементы атомных реакторов, 2 изд., М., 1966.

А. М. Петросьянц, Ф. Г. Решетников, Д. И. Скороварое.

ЯДЕРНЫЕ МОДЕЛИ, приближённые представления, используемые для опи­сания нек-рых св-в ядер, основанные на отождествлении ядра с к.-л. др. физ. системой, св-ва к-рой либо хо­рошо изучены, либо поддаются срав­нительно простому теор. анализу. Таковы, напр., модель жидкой капли, ротатора («волчка»), оболочечная мо­дель ядра и др. (см. Ядро атомное).

ЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ, превращения ат. ядер при вз-ствии с ч-цами, в т. ч. с g-квантами или друг с другом. Для осуществления Я. р. необходимо сближение ч-ц (двух ядер, ядра и нук­лона и т. д.) на расстояние — 10^{-13 см. Энергия налетающих положительно заряж. ч-ц должна быть порядка или больше высоты кулоновского потенц. барьера ядер (для однозарядных ч-ц ~10 МэВ). В этом случае Я. р., как правило, осуществляются бомбарди­ровкой мишеней пучками ускоренных ч-ц. Для отрицательно заряж. и ней­тральных ч-ц кулоновский барьер от­сутствует, и Я. р. могут протекать даже при тепловых энергиях налетаю­щих ч-ц.}

Я. р. записывают в виде: A (a, bcd) В, где А — ядро мишени, а — бом­бардирующая ч-ца, b, с, d — испу­скаемые в Я. р. ч-цы, В — остаточ­ное ядро (в скобках записываются бо­лее лёгкие продукты реакции, вне — более тяжёлые). Часто Я. р. может идти неск. способами, напр.:

⁶³Cu (р, n) ⁶³Zn; ⁶³Cu (p, 2n) ⁶²Zn;

⁶³Cu(p,  pn) ⁶²Cu; ⁶³ Cu (р,  р) ⁶³Cu,

⁶³Cu (р, р') ⁶³Cu* (неупругое  рассеяние

протонов)

Совокупность   сталкивающихся   ч-ц   в определённом квант. состоянии (напр.,

р и ядро ⁶³Cu) наз. входным ка­налом Я. р. Ч-цы, рождающиеся в результате Я. р., в определённых квант. состояниях (напр., n и ядро ⁶³Zn с определённым орбит. моментом и проекцией спинов на выделенное направление) образуют выходной канал Я. р.

Я. р.— осн. метод изучения струк­туры ядра и его св-в (см. Ядро атом­ное). Я. р. подчиняются законам со­хранения электрич. заряда, барионного заряда, энергии и импульса. Я. р. могут протекать с выделением и с по­глощением энергии Q, к-рая примерно в 10⁶ раз превышает энергию, погло­щаемую или выделяемую при хим. реакциях. Поэтому в Я. р. можно заме­тить изменение масс взаимодействую­щих ядер: согласно закону сохранения энергии, энергия Q, выделяемая или поглощаемая при Я. р., равна разно­сти сумм масс ч-ц (в энергетич. ед.) до и после Я. р.

Сечение в выход Я. р. Сечения Я. р. а зависят от энергии ξ налетающей ч-цы, типа Я. р., углов вылета и ори­ентации спинов ч-ц — продуктов реак­ции. Величина а колеблется в преде­лах 10^-27—10^-21 см². Если радиус ядра R больше, чем длина волны де Бройля ч-цы l, то макс. сечение Я. р. опреде­ляется геом. сечениями ядер s_макс=pR². Для нуклонов с энергией ξ»10/A^2/3 МэВ, l»R  В области малых энергий l>>R и сечение s определяет­ся уже не величиной R, а значением l, напр. для медленных нейтронов s_макс»pl². В промежуточной области энергии s_макс =pя(R+l)².

Выход Я. р.— отношение W числа актов N Я. р. к числу ч-ц, упав­ших на 1 см² мишени. Для тонкой ми­шени W=ns, где n — число ядер на 1 см² поверхности мишени. Для медлен­ных заряж. ч-ц Немало (10^-3— 10^-6), для ч-ц высоких энергий выход боль­ше. Для нейтронов и p-мезонов выход может достигать 1.

Механизмы Я. р. Налетающая ч-ца, напр. нуклон, может войти в ядро и вылететь из него под др. углом, но с той же энергией (упругое рас­сеяние). Нуклон может столк­нуться непосредственно с нуклоном ядра; при этом, если один • или оба нуклона имеют энергию, большую, чем энергия, необходимая для вылета из ядра, то они могут покинуть ядро без вз-ствия с др. его нуклонами (прямой процесс). Существу­ют и более сложные прямые процес­сы, при к-рых энергия налетающей ч-цы передаётся непосредственно од­ному или небольшой группе нукло­нов ядра (см. Прямые ядерные реак­ции). Если энергия, внесённая влетев­шей ч-цей, постепенно распределит­ся между мн. нуклонами ядра, то со­стояния возбуждения ядра будут ста­новиться всё более и более сложными, однако через нек-рое время наступит динамич. равновесие — разл. яд. кон­фигурации будут возникать и распа-

914

 

 

даться в образовавшейся системе, наз. составным ядром. Составное ядро не­устойчиво и через короткое время рас­падается. Если в нек-рых конфигура­циях энергия одного из нуклонов ока­жется достаточной для его выброса из ядра, то составное ядро распадается с испусканием нуклона. Если же энер­гия сосредоточивается в нек-рых груп­пах ч-ц, существующих в составном ядре короткое время, то возможно ис­пускание альфа-частиц, тритонов, дейтронов и др. При энергиях возбуж­дения составного ядра, меньших энер­гии, необходимой для отделения от не­го ч-ц, единств. путь его распада — ис­пускание g-квантов (радиационный за­хват). Иногда выброс ч-ц происходит до того, как установилось равновесие, т. е. до образования составного ядра (предравновесный рас­пад). Разл. механизмы Я. р. отли­чаются разным временем протекания. Время протекания у прямых Я. р.— это время, необходимое ч-це, чтобы пройти область пр-ва, занимаемую ядром (~10^-22 с). Ср. время жизни со­ставного ядра достигает ~10^-15 — 10^-16 с. При малых энергиях налета­ющих ч-ц осн. механизм Я. р.— об­разование составного ядра (за исклю­чением Я. р. с дейтронами). При больших энергиях преобладают пря­мые процессы.

Хар-р зависимости сечений Я. р. 0 от энергии ξ налетающих ч-ц так­же различен для разных механиз­мов Я. р. Для прямых Я. р. зависи­мость s(ξ) монотонна. В случае со­ставного ядра, при малых ξ, наблю­даются максимумы в энергетич. за­висимости сечения, к-рые соответству­ют уровням энергии составного ядра. В области больших энергий (~15 МэВ для ср. и тяжёлых ядер) уровни энер­гии составного ядра перекрываются и 0 в среднем монотонно зависит от ξ. На этом фоне выделяются более ши­рокие максимумы, соответствующие возбуждению аналоговых состояний ядер, а также гигантские резонансы, Время жизни т возбуждённого ядра связано с полной шириной Г макси­мумов соотношением: Г=ћ/t.

Особенности Я. р., идущих через образование и распад составного яд­ра,— симметричное угл. распределение вылетающих ч-ц («вперёд-назад» от­носительно направления налетающих ч-ц в системе центра инерции), максвелловский энергетич. спектр этих ч-ц (см. Максвелла распределение) и одинаковость относит. вероятностей выходных каналов разных Я. р. с участием одного и того же составного ядра. Ч-цы — продукты Я. р., как правило, поляризованы, даже если пучок бомбардирующих ч-ц неполя­ризован. Если пучок поляризован, то наблюдается азимутальная асимметрия вылетающих частиц (см. Поляризован­ные нейтроны, Ориентированные ядра).

Я.  р.  под действием нейтронов в большинстве случаев протекают с поглощением энергии Q. При Я. р. (n,p) для большинства ядер Q невелика (за исключением ³Н и ¹⁴N). Для Я. р. (n, a) в случае лёгких ядер Q также невелика (за исключением ⁶Li и ¹⁰В); для ср. и тяжёлых ядер неболь­шое количество энергии выделяется. Я. р., в к-рых образуется больше двух ч-ц, протекают с поглощением энер­гии, напр. для Я. р. (n, 2n) Q=10МэВ. Особое место занимает Я. р. деления тяжёлых ядер, к-рая сопровождается выделением большого количества энер­гии (см. Деление атомного ядра).

В случае медленных нейтронов осн. процесс практически для всех ядер — радиац. захват нейтрона — Я. p. (n, g), т. к. кулоновский барьер ядра пре­пятствует вылету протонов и a-частиц. Исключение составляют ³Н, ¹⁴N, для к-рых осн. процесс (n, p), и ⁶Li, ¹⁰В, для к-рых преобладает Я. р. (n, a). Большинство ядер обнаружи­вает резонансный радиац. захват при ξ_n большем неск. эВ. С увеличением ξ_n уменьшается вероятность радиа­ционного захвата нейтронов и уве­личивается вероятность их упруго­го рассеяния ядрами —Я. р. (n, n). Когда ξ_n становится больше энергии первого возбуждённого состояния ядра-мишени (десятки и сотни кэВ), возможно неупругое рассеяние (n,n'). При ξ_n~1 —2 МэВ гл. роль играют про­цессы упругого и неупругого рассея­ния, становятся заметными Я. р. (n, p) и (n, a). Когда ξ_n достигает 5—10 МэВ, преобладают Я. р. (n, 2n).

Я. р. под действием протонов, a-частиц, дейтронов и других ядер. Вз-ствию протонов с ядрами препятст­вует кулоновский барьер высотой ξ₀. Сечение s этих Я. р. имеет заметную величину начиная с ξ_р=0,5 ξ₀ и мо­нотонно растёт. Для лёгких ядер Я. р. с протонами наблюдаются лишь на­чиная с ξ_р~неск. сотен кэВ, а для тяжёлых ядер — неск. МэВ. Вначале осн. Я. р.— радиац. захват (p, g), а также упругое (p, p) и неупругое (p,p') рассеяние. Для лёгких ядер s(ξ_р) в области малых ξ_р носит резонансный характер, у средних и тяжёлых ядер s достигает заметной величины лишь в области энергий, где резонансной структуры нет. В области ξ_р~ξ₀ наблюдается возбуждение небольшого числа аналоговых состояний. Я. р. (p, n) преобладает, если составное ядро имеет энергию возбуждения, достаточ­ную для испускания нейтрона с энер­гией ³1 МэВ. При дальнейшем уве­личении ξ_p конечное ядро может иметь энергию, достаточную для ис­пускания второй ч-цы: наблюдаются Я. р. (p, 2n), (p, pn).

Для a-частиц кулоновский барьер ещё выше и достигает у тяжёлых ядер ξ₀~25МэВ. При такой энергии нале­тающей a-частицы энергия возбуж­дения ядра ~20 МэВ, что достаточно для компенсации не только энергии связи вылетающего нуклона, но и для преодоления кулоновского барь­ера вылетающим протоном. Вследствие

этого Я. р. (a, n) и (a, p) равновероят­ны. При увеличении ξ_a наиб. вероят­ной становятся Я. р. (a, 2n), (a, pn). Резонансная структура s(ξ_a) наблюда­ется только у лёгких ядер и при отно­сительно малых энергиях a-частиц. Продукты Я. р. (a, n) обычно b-активны, а для Я. р. (a, p) — стабиль­ные ядра. Я. р. под действием дейтро­нов имеют наиболее высокий выход. Напр., в случае ⁹Ве (d, n) ¹⁰В при ξ_d=16 МэВ W~0,02 (для Я. р. с др. яд­рами таких энергий W-10^-3—10^-6). Я.р. с дейтронами могут протекать с об­разованием составного ядра (путём рас­щепления дейтрона кулоновским полем ядра) и механизмом срыва (срыва реак­ция). Я. р. между легчайшими ядрами имеют заметный выход даже при ма­лых энергиях налетающих ч-ц (W~1—10кэВ). Они могут осуществлять­ся не только бомбардировкой ускорен­ными заряж. ч-цами, но и нагревани­ем смеси взаимодействующих ядер до темп-ры ~10⁷К (см. Термоядерные реакции).

Эфф. средством исследования ядра стали Я. р. под действием ч-ц высо­ких энергий, вплоть до сотен ГэВ, а также с участием мезонов, гиперонов и античастиц.

Протоны и более тяжёлые ионы, движущиеся слишком медленно для того, чтобы преодолеть кулоновский барьер, приближаясь к ядру, создают относительно медленно меняющееся электрич. поле, к-рое действует на протоны ядра. Ядро, поглощая эл.-магн. энергию, переходит в воз­буждённое состояние, а налетающий ион теряет часть своей энергии. Кулоновское возбуждение ядер — одно из осн. средств изу­чения низколежащих коллективных состояний ядер.

Я. р. под действием g-квантов и электронов. При малых энергиях g-квантов они могут испытывать толь­ко упругое рассеяние. При энергиях, больших, чем энергия отделения нук­лонов от ядра, осн. процессом стано­вится поглощение g-кванта и испус­кание ядром нуклонов (см. Фвтоядерные реакции). Эл-ны, взаимодействуя с протонами ядра, также могут испы­тывать упругое и неупругое рассея­ние и выбивать протоны из ядра. Ис­следование упругого рассеяния эл-нов позволило получить данные о распре­делении электрич. заряда и магн. мо­мента в ядре.

Я. р. с тяжёлыми ионами. Для тяже­лых ионов (Z>2) потенц. кулоновский барьер ξ₀ в Z раз больше, чем для протонов, и поэтому необходимо, что­бы энергия иона, приходящаяся на 1 нуклон ядра, превышала неск. МэВ (тем больше, чем больше Z мишени). Сечение s Я. р. с тяжёлыми ионами, обладающими энергией ξ>1,4ξ₀: s=pR²(1- ξ₀/ξ), где R»1,4(A₁^1/3+A₂^1/3), A₁ и А₂ — массовые числа взаимодей-

915

 

 

ствующих ядер. Это соответствует представлению о соударении двух заряженных чёрных шаров радиуса Л. При энергиях ξ<ξ₀ Я. р. осу­ществляются за счёт туннельного просачивания через барьер (см. Тун­нельный эффект). Налетающие ионы могут и не вызвать Я. р., а испы­тать упругое рассеяние в поле кулоновских и яд. сил. Угл. распреде­ление ионов при упругом рассеянии (при l иона порядка расстояния макс. сближения с ядром) имеет дифракц. хар-р (чередование максимумов и ми­нимумов). При меньших l дифракц. структура исчезает. Зависимость s(ξ) носит обычно нерезонансный хар-р. Исключение составляет упругое рас­сеяние. В энергетич. зависимости се­чения упругого рассеяния ⁶Li на ⁶Li, ¹²С на ¹²С, ¹⁴N на ¹⁴N, ^]6O на ¹⁴N и др. для ξ~5—35 МэВ наблюдаются резонансы с шириной порядка неск. МэВ и более тонкая структура.

Я. р. с тяжёлыми ионами харак­теризуются большим числом выход­ных каналов. Напр., при бомбарди­ровке ²³²Th ионами ⁴⁰Ar с энерги­ей 379 МэВ образуются ядра Са, Ar, S, Si, Mg и Ne. В случае Я. р. с тяжёлыми ионами наблюдаются Я. р. передачи нуклонов, передачи более сложных частиц и слияния. Я. р., при которых происходит пе­редача малого числа ч-ц или малой части энергии, наз. мягкими со­ударениями. Их теория имеет много общего с теорией прямых реак­ций. Я. р., в к-рых происходит пере­дача значит. массы или энергии, наз. жёсткими соударениями (глубоко неупругими процессами) .Угл. распределения продуктов этих Я. р. резко асимметричны: лёгкие продукты вылетают преим. под малыми углами к ионному пучку. Энергетич. распре­деление продуктов имеет широкий максимум. Кинетич. энергия про­дуктов Я. р. близка к высоте выход­ных кулоновских барьеров и практи­чески не зависит от энергии ионов.

При глубоко неупругих столкнове­ниях ядер образуется короткоживущая промежуточная система. Несмот­ря на обмен массой и энергией, ядра промежуточной системы сохраняют ин­дивидуальность за счёт прочно свя­занных сердцевин. В результате жёст­ких соударений образуется много но­вых нуклидов. При ещё более тесном соударении образуется составное яд­ро. В таких Я. р. могут образовывать­ся составные ядра с большими энер­гиями возбуждения (~100 МэВ) и угл. моментами (l~50). Я. р. с образовани­ем составного ядра служат для синте­за трансурановых элементов (слияние ядер мишеней из Pb и Bi с ионами ⁴⁰Ar, ⁵⁰Ti, ⁵⁴Cr, ⁵⁵Mn, ⁵⁸Fe). Напр., с помощью Я. р. ²⁰⁴₈₂Pb(⁴⁰₁₈Ar, 2n)²⁴²₁₀₀Fm был осуществлён синтез фермия.

•  Л е й н  А.,  Т о м а с Р., Теория ядерных реакций   при   низких   энергиях,   М.,   1960;

В а й с к о п ф   В.,   Статистическая   теория ядерных реакций, пер. с англ., М., 1952; Д а в ы д о в  А.   С.,   Теория атомного ядра, М., 1958; Мухин   К. Н., Введение в ядерную физику, 2 изд., М., 1965;   Волков   В. В., в кн.:  Тр. Международной конференции по избранным вопросам структуры ядра, т.  2, Дубна, 1976, с. 45—46; Вильдермут К., Тан    Я.,   Единая  теория  ядра,  М.,   1980; Барашенков В. С., Тонеев   В.Д., Взаимодействия   высокоэнергетических   час­тиц и атомных ядер с ядрами, М.,  1972.

И. Я.  Барит.

ЯДЕРНЫЕ СИЛЫ, силы, связываю­щие нуклоны (протоны и нейтроны) в ядре. Я. с.— одно из проявлений

сильных взаимодействий. Яд. силы явл. короткодействующими, радиус их действия порядка 10^-12 —10^{-13 см (см. Ядро атомное).}

ЯДЕРНЫЕ ФИЛЬТРЫ, микропорис­тые фильтры, образующиеся при облу­чении полимерных плёнок ускоренны­ми тяжёлыми ионами с последующим вытравливанием разрушенных участ­ков полимера. Вдоль траектории ио­нов возникают сквозные каналы пра­вильной формы. Особенность Я.ф.— высокая однородность размеров пор и возможность их варьировать в широ­ких пределах (0,01—10 мкм). Это по­зволяет использовать Я. ф. для сепа­рации микрочастиц по размерам, их концентрирования, ультратонкой очи­стки жидких и газообразных сред, сте­рилизации жидкостей и др. Благодаря большому числу пор (10⁶—10⁹ см^-2) и малой толщине Я. ф. обладают высо­кой пропускной способностью для жидкостей и газов (до 100 м³/м² •ч и 3•10⁴ м³/м²•ч). Для изготовления Я. ф. применяются гл. обр. плёнки из лавсана толщиной 6—12 мкм и др. полимерные материалы, устойчивые к внеш. воздействиям.

•  Флеров   Г.    Н.,     Барашенков В.   С.,   Практические   применения   пучков тяжелых ионов, «УФН»,  1974, т.  114, в. 2.

Ю.  С. Замятнин.

ЯДЕРНЫЕ ЦЕПНЫЕ РЕАКЦИИ, ядерные реакции, в к-рых ч-цы, вы­зывающие их, образуются как про­дукты этих реакций. Пока единств. известная Я. ц. р.— реакция деле­ния урана и нек-рых трансурановых элементов (напр., ²³⁹Pu) под дейст­вием нейтронов. Впервые она была осу­ществлена итал. физиком Э. Ферми (1942). После открытия деления атом­ных ядер Ферми, У. Зинн и Л. Силард (США), Г. Н. Флёров показали, что при делении ядра вылетает боль­ше 1 нейтрона:

n+U®A+B+n.             (1)

Здесь А и В — осколки деления с мас­совыми числами А от 90 до 150, v — число вторичных нейтронов. Если только часть f общего числа вторич­ных нейтронов может быть использо­вана для продолжения реакции деле­ния," то на 1 нейтрон первого поколе­ния, вызвавший деление, придётся

К=vf нейтронов след. поколения, к-рые вызовут деление, и при K>l (коэфф. размножения нейтронов) число нейтронов n будет возрастать во времени t по закону: n=n₀e^(K-1)t/t,

где т — время жизни поколения ней­тронов. Если К-1=0, то число деле­ний в ед. времени постоянно и может быть осуществлена самоподдерживаю­щаяся Я. ц. р. (см. Ядерный реактор). При достаточно больших значениях (К-1) реакция перестаёт быть регу­лируемой и может привести к ядер­ному взрыву.

Рассмотрим Я. ц. р. на природном уране, содержащем практически 2 изо­топа: ²³⁸U (99,29%) и ²³⁵U (0,71%). Ядро ²³⁸U делится только под дей­ствием быстрых нейтронов с энер­гией ξ>1 МэВ и малым эффективным сечением s_д=0,3 барна. Напротив, яд­ро ²³⁵U делится под действием ней­тронов любых энергий, причём с умень­шением ξ s_д резко возрастает. При делении ²³⁸U или ²³⁵U быстрым ней­троном вылетает n=2,5 нейтрона с энергией от 0,1 МэВ до 14 МэВ. Это означает, что при отсутствии потерь энергия Я. ц. р. могла бы развиться в природном уране. Однако потери есть: ядра ²³⁸U могут захватывать ней­троны (см. Радиационный захват) с образованием ²³⁹U. Кроме того, при столкновении нейтронов с ядром про­исходит неупругое рассеяние, при к-ром энергия нейтронов становится ни­же 1 МэВ, и они уже не могут вызвать деление ²³⁸U. Большая часть таких нейтронов испытывает радиац. захват или вылетает наружу. В результате Я. ц. р. не может развиться.

Для возбуждения Я. ц. р. в естеств. уране используется замедление ней­тронов при их столкновении с лёг­кими ядрами (²Н, ¹²С и др.). Оказа­лось, что сечение деления ²³⁵U на тепловых нейтронах s⁽⁵⁾_д =582 барна, сечение радиац. захвата в ²³⁵U (с об­разованием ²³⁶U) s_р⁽⁵⁾ = 100 барн, а в ²³⁸U s_р⁽⁸⁾ = 2,73 барна. При делении тепловыми нейтронами n=2,44. От­сюда следует, что число нейтронов т), к-рые могут вызвать деление, прихо­дящееся на 1 поглощённый тепловой нейтрон предыдущего поколения, рав­но:

Здесь r₈/r₅ — отношение концентра­ций ²³⁸U и ²³⁵U, что означает возмож­ность развития Я. ц. р. в смеси при­родного урана с замедлителем.

Однако при делении на тепловых нейтронах рождаются быстрые нейтро­ны, к-рые, прежде чем замедлиться до тепловой энергии, могут поглотить­ся. Сечение радиац. захвата ²³⁸U имеет резонансный характер, т. е. достигает очень больших значений в определён­ных узких интервалах энергии. В од­нородной (гомогенной) смеси вероят­ность резонансного поглощения слиш­ком велика, чтобы Я. ц. р. на тепло­вых нейтронах могла осуществиться. Эту трудность обходят, располагая уран в замедлителе дискретно, в виде блоков, образующих правильную ре­шётку. Резонансное поглощение ней-

916

 

 

тронов в такой гетерогенной системе резко уменьшается по двум причинам: 1) сечение резонансного поглощения столь велико, что нейтроны, попадая в блок, поглощаются в поверхностном слое, поэтому часть атомов урана не участвует в резонансном поглоще­нии; 2) нейтроны резонансной энер­гии, образовавшиеся в замедлите­ле, могут не попасть в уран, а, за­медляясь при рассеянии на ядрах за­медлителя, «уйти» из опасного интер­вала энергии. При поглощении тепло­вого нейтрона в блоке рождается т) вторичных быстрых нейтронов, каж­дый из к-рых до выхода из блока вы­зовет небольшое кол-во делений ядер ²³⁸U. В результате число быстрых ней­тронов, вылетающих из блока в за­медлитель, равно eh, где e — коэфф. размножения на быстрых нейтронах; если j — вероятность избежать резо­нансного поглощения, то только ξhj нейтронов замедлятся до тепловой энергии. Часть тепловых нейтронов поглотится в замедлителе. Пусть 9 -вероятность того, что тепловой нейт­рон поглотится в уране (коэфф. тепло­вого использования нейтронов). В го­могенной системе:

Здесь r_U, r_з— концентрации урана и замедлителя, s^U_п ,s^з_п— соответствую­щие сечения поглощения, Ф — потоки нейтронов. В результате на 1 тепловой нейтрон первого поколения, соверша­ющий деление, приходится К_¥=ehjq нейтронов след. поколения, к-рые мо­гут вызвать деление. К_¥ — коэфф. раз­множения нейтронов в бесконечной гетерогенной системе. Если K_¥>1, то реакция деления в бесконечной решётке будет нарастать экспонен­циально.

В системе, имеющей огранич. раз­меры, часть нейтронов может поки­нуть среду. Обозначим долю нейтро­нов, вылетающих наружу, через(1-Р), тогда для продолжения реакции деления остаётся К_эф=К_¥P нейтро­нов, и если K_эф>1, то число делений растёт экспоненциально и реакция явл. саморазвивающейся. Т. к. число делений и, следовательно, число вто­ричных нейтронов в размножающей среде пропорц. её объёму, а их вылет пропорц. поверхности окружающей среды, то Я. ц. р. возможна только в среде достаточно больших размеров. Напр., для шара радиуса R отношение объёма к поверхности равно R/3, и, следовательно, чем больше R, тем меньше утечка нейтронов. Если ра­диус размножающей среды становится достаточно большим, чтобы в системе протекала стационарная Я. ц. р., т. е. K_эф-1=0, то такую систему наз. кри­тической, а её радиус — критическим.

Для осуществления Я. ц. р. в при­родном уране на тепловых нейтронах используют в качестве замедлителя в-ва с малым сечением радиац. захва­та (графит или тяжёлую воду D₂O). В замедлителе из обыкновенной воды Я. ц. р. на природном уране невоз­можна из-за большого поглощения ней­тронов водородом.

Чтобы интенсивность Я. ц. р. мож­но было регулировать, время жизни одного поколения нейтронов должно быть достаточно велико. Время жиз­ни t₀ тепловых нейтронов мало (t₀~10^-3с). Однако наряду с нейтронами, вылетающими из ядра мгновенно (за время 10^-16 с), существует небольшая доля m т. н. запаздывающих нейтронов, вылетающих после b-распада осколков деления со ср. временем жизни ~14,4 с. Для запаз­дывающих нейтронов при делении ²³⁵U m»0,7•10^-2. Если K_эф>1+m, то вре­мя Т «разгона» Я. ц. р. (время, за к-рое число делений увеличивается в е раз) определяется соотношением:

т. е. запаздывающие нейтроны не уча­ствуют в развитии Я. ц. р. Практиче­ски важен др. предельный случай: K_эф-1<<m, тогда:

т. е. мгновенные нейтроны не играют роли в развитии реакции. Т. о., если K_эф<1+m, то Я. ц. р. будет развивать­ся только при участии запаздывающих нейтронов за время порядка минут и будет хорошо регулируемой.

Я. ц. р. осуществляется также на уране, обогащённом ²³⁵U и в чистом ²³⁵U. В этих случаях она идёт и на быстрых нейтронах. При поглощении нейтронов в ²³⁸U образуется ²³⁹Np, a из него после двух b-распадов — ²³⁹Pu, к-рый делится под действием тепло­вых нейтронов с n=2,9. При облу­чении нейтронами ²³²Th образуется делящийся на тепловых нейтронах ²³³U (см. Ядерное топливо). Кроме того, Я. ц. р. возможна в ²⁴¹Pu и изотопах Cm и Cf с нечётными массовыми чис­лами.

• См.  лит. при ст. Ядерный реактор.

П.    Э.    Немировский.

ЯДЕРНЫЙ ВЗРЫВ, взрыв, вызван­ный выделением внутриядерной энер­гии. Масса ядра меньше суммы масс составляющих его нуклонов на вели­чину DМ (дефект массы), к-рая соответствует энергии связи ξ_св нукло­нов в ядре. Удельная энергия связи ξ/N (N—число нуклонов в ядре) максимальна для ядер вблизи ⁵⁶Fe пе­риодич. системы элементов. Это озна­чает, что яд. реакции, идущие с об­разованием этих ядер, сопровожда­ются выделением энергии (см. Ядер­ная энергия). Такими реакциями могут быть деление тяжёлых ядер, лежащее в основе Я. в., или синтез лёгких ядер, приводящий к термоядерному

взрыву. Я. в. был осуществлён впервые в США 16 июля 1945, а 6 и 9 августа 1945 две яд. бомбы были сбро­шены на япон. гг. Хиросима и Нага­саки. В СССР первый Я. в. был осу­ществлён в 1949, термоядерный — в 1953.

Для осуществления Я. в. в резуль­тате ядерной цепной реакции деления (атомная, точнее, яд. бомба) необходи­мо, чтобы масса делящегося в-ва (²³⁵U, ²³⁹Pu и др.; см. Ядерное топливо) превысила т. н. критич. массу М_кр, зависящую от плотности r в-ва и его геом. конфигурации. Размер R систе­мы должен превышать критич. размер R_кр порядка длины свободного пробега l нейтрона. Т. к. l~1/r, то определяю­щей величиной явл. т. н. оптич. тол­щина системы t=rR. При М>М_кр (R >R_кр) состояние системы надкритично, и развитие цепной реакции может привести к Я. в. (в отличие от ядер­ного реактора, где М=M_кр и состоя­ние системы критично). Для ²³⁵U r=19,5 г/см³ и при сферич. форме систе­мы M_кр=50 кг (R_кр=9 см), для ²³⁹Pu М_кр=11 кг, для ²³³U М_кр=16 кг.

До взрыва яд. бомбы система дол­жна быть подкритичной. Переход в надкритическое состояние осуществля­ется быстрым сближением неск. кус­ков активного (делящегося) материа­ла, напр. ²³⁵U. Если таких кусков два (напр., 2 полусферы), то т. н. величи­на надкритичности (M/M_кр) невелика (M/M_кр=2); если их больше (в пре­деле — сколь угодно малые сегмен­ты шара), то она может быть сколь угодно увеличена. Обычно для сбли­жения используется хим. взрыв, при к-ром развивается высокое давление (~10⁶ атм), способствующее сжатию (имплозии) активного материала R_кр, что уменьшает М_кр. Характерное вре­мя между двумя столкновениями ней­тронов с ядрами в-ва

t=l/v_п~10 ^-8c при энергии нейтронов ξ_п~1 МэВ. Увеличенное в неск. раз, оно опреде­ляет длительность Я. в. В каждом акте деления выделяется энергия ~200 МэВ (1 МэВ на 1 нуклон деляще­гося ядра). Если 1 кг ²³⁵U полностью прореагирует, то выделится энергия ~10²¹ эрг, что эквивалентно энерговыделению при взрыве 20 кт тротила. Т. о., яд. «взрывчатка» эффективнее химической в 10⁷ раз. В результате большого энерговыделения в центре бомбы развиваются огромные темп-ра (~10⁸К) и давление (~10¹² атм). В-во превращается в плазму, разлетается и теряет надкритичность.

Для цепных реакций деления энер­гия теплового движения ч-ц среды всегда значительно ниже, чем ξ_п, по­этому темп-ра среды не играет роли. Для реакций синтеза она существен­на. Возможно большое кол-во энер­гетически выгодных яд. реакций син­теза, но в земных условиях не разви­вающихся из-за низкой темп-ры (см.

917

 

 

Управляемый термоядерный синтез). В звёздах, где темп-ры высоки, а раз­лёт в-ва сдерживается гравитац. си­лами, протекают реакции синтеза, со­ставляющие основу энергетич. цик­лов звёзд. Темп-ра среды пропорц. ки­нетич. энергии её ч-ц. Чтобы 2 ядра с ат. номерами Z₁ и Z₂ слились, их кинетич. энергия должна быть срав­нима с энергией электростатич. оттал­кивания: ξ=Z₁ Z₂ e²/r на расстояниях порядка размера ядра (~10^{-13 см). Распределение ч-ц по энергиям} N(ξ)~ехр(-ξ/kT). Это означает нали­чие иек-рого количества ч-ц с энерги­ей большей, чем средняя ξ_ср=³/₂kТ; кроме того, возможно туннельное про­никновение ч-ц через энергетич. барь­ер (см. Туннельный эффект). В резуль­тате возникает резкая зависимость скорости реакции от темп-ры, но по­рог отсутствует.

Т. к., с одной стороны, скорость реакции синтеза пропорц. плотности в-ва (число соударений в ед. времени), с др. стороны, время разлёта ч-ц тем больше, чем больше размер системы (выгорание термоядерного топлива за­висит также от оптич. толщины rR), то для осуществления термоядерного взрыва необходимы высокие темп-ра и плотность. В термоядерном взрывном устройстве это создаётся при помощи яд. бомбы (деления), служащей дето­натором.

Для осуществления термоядерного взрыва используются реакции:

Скорость первой из них в 100 раз выше, но для неё необходим радиоактивный тритий, период полураспада к-рого T_1/2=12,6 лет. Поэтому наряду с реак­цией d+t используется реакция d+d, приводящая к образованию трития, а также реакция ⁶Li+n=t+a. Попада­ющий в смесь ⁶Li и дейтерия нейтрон поглощается ядром ⁶Li с образованием t, к-рый вступает в реакцию с дейте­рием, вновь образуется нейтрон, по­глощающийся в ⁷Li, и т. д. Цепочка реакции может быть поддержана или усилена вз-ствием нейтронов с деля­щимся материалом (обычно природный уран, т. к. образующиеся нейтроны имеют энергию ~14 МэВ, т. е. явл. надпороговыми).

Преимущество термоядерных реак­ций синтезу над реакциями деления в Я. в. связано со значительно боль­шим (в 5 раз) энерговыделением на 1 г в-ва. Это, а также тот факт, что ней­троны, образующиеся в реакциях синтеза, эффективно делят уран, обусловливает значительно боль­шую мощность термоядерных взрывных устройств по сравнению с ядерными. Обычно энергия яд. бомб ~1—20 кт тротилового эквивалента, энергия термоядерных бомб ~ 10⁵—10⁶ т.

При Я. в. в воздухе образуется мощ­ная ударная волна, к-рая, достигая поверхности Земли, вызывает разру­шения. Существенное поражение на­земных сооружений происходит, если ударная волна несёт избыточное дав­ление р порядка неск. десятых долей атм. Радиус R поражения приблизи­тельно определяется из соотношения: р=ξ/R³=10⁵ Па, где ξ—энергия, выделяющаяся в Я. в. Для номи­нальной яд. бомбы (1 кг сгоревшего ²³⁸U) с энерговыделением 20 кт тро­тилового эквивалента R~1 км. Выде­лившаяся энергия по истечении неск. мкс передаётся окружающей среде. Образующийся ярко светящийся ог­ненный шар расширяется вначале за счёт лучистой теплопроводности, а затем вместе с распространением ударной волны. По мере расширения шара темп-ра его падает, через 10^-2—10^-1 с шар достигает макс. радиуса 150 м (для бомбы в 20 кт), T=8000 К (ударная волна далеко впереди). За время свечения (неск. с) в эл.-магн. излучение переходит 10—20% энер­гии Я. в. Излучение вызывает пожа­ры, ожоги. Разреженный нагретый воздух, несущий радиоактивные про­дукты Я. в., поднимается вверх и по истечении неск. минут достигает вы­соты 10 —15 км. После этого облако Я. в. расплывается на сотни и более км. Радиоактивные ч-цы выпадают на поверхность Земли, образуя т. н. радиоактивный след Я. в. Особенно опасен приземный Я. в., когда огненный шар, касаясь поверхности Земли, поднимает вверх пыль, радиоактивные ч-цы прилипа­ют к ч-цам земли и выпадают вблизи эпицентра Я. в. в концентрации, ле­тальной для человека.

При Я. в. образуется мощный поток нейтронов и g-лучей (1 % всей выде­ляющейся энергии). Если Я. в. про­изведён на высоте 1 км, радиация мо­жет достигнуть поверхности Земли (ат­мосфера ослабляет поток вдвое на рас­стоянии 150 м) и создать летальную дозу. В зависимости от конкретного устройства отд. факторы поражения могут быть усилены или ослаблены в неск. раз. Напр., в случае взрыва т. н. нейтронной бомбы (разно­видности термоядерной бомбы с энер­говыделением ~1 кт тротилового эк­вивалента) усилено нейтронное излу­чение.

•    См.    лит.   при    ст.    Ядерный    реактор.

Л.  П.  Феоктистов.

ЯДЕРНЫЙ КВАДРУПОЛЬНЫЙ РЕ­ЗОНАНС (ЯКР), резонансное по­глощение эл.-магн. энергии в кристал­лах, обусловленное квант. переходами между энергетич. уровнями, образую­щимися в результате вз-ствия ядер, обладающих электрич. квадрупольным Моментом, с енутрикристаллическим полем. ЯКР — частный случай ядер­ного магнитного резонанса (ЯМР) в кристаллах. Т. н. «чистый» ЯКР на­блюдается в отсутствие постоянного магн. поля. Вз-ствие квадрупольного

момента ядра с неоднородным внутр. электрич. полем E кристалла приво­дит к появлению энергетич. состояний, соответствующих разл. ориентациям яд. спина I относительно кристаллографич, осей. Радиочастотное магн. поле вызывает вынужденные магн. дипольные переходы между этими со­стояниями, что обнаруживается как резонансное поглощение эл.-магн. энергии. Т. к. энергия квадруполь­ного вз-ствия изменяется в широких пределах в зависимости от св-в ядра и структуры кристалла, то частоты ЯКР лежат в диапазоне от сотен кГц до тысяч МГц.

При исследовании ЯКР измерения в отсутствие постоянного магн. поля Н дополняются измерениями в поле Н. В зависимости от соотношения между энергией квадрупольного вз-ствия яд­ра с полем E и энергией магн. вз-ствия с полем Н говорят о квадрупольном расщеплении линий ЯМР или о зеемановском расщеплении линий ЯКР.

Метод ЯКР применяется для опре­деления квадрупольных моментов ядер, исследования симметрии и строе­ния кристаллов, степени упорядочен­ности макромолекул и характера хим. связи. Если в случае ЯМР структура кристаллов определяет только уширение и расщепление линий, то в слу­чае ЯКР структура кристалла опре­деляет сами резонансные частоты. Для ЯКР характерна сильная зависи­мость ширины линий от количества дефектов в кристалле. Измерение ши­рины линий позволяет исследовать внутр. напряжения, присутствие при­месей и явления упорядочения в кри­сталлах.

• Абрагам А., Ядерный магнетизм, пер. с англ., М., 1963; Гречишкия В. С., Ядерные квадрупольные взаимодей­ствия в твердых телах, М., 1973; Семин Г. К., Бабушкина Т. А., Я к о б с о н Г. Г., Применение ядерного квадру­польного резонанса в химии, Л., 1972.

ЯДЕРНЫЙ МАГНЕТОН, см. Маг­нетон.

ядерный магнитный резо­нанс (ЯМР), избирательное погло­щение эл.-магн. энергии в-вом, обус­ловленное ядерным парамагнетизмом. ЯМР — один из методов радиоспектро­скопии, наблюдается, когда на иссле­дуемый образец действуют взаимно пер­пендикулярные магн. поля: сильное постоянное Н₀ и слабое радиочастот­ное Н₁ (10⁶ — 10⁷Гц). Являясь квант. эффектом, ЯМР, как и др. виды маг­нитного резонанса, допускает классич. объяснение нек-рых своих особенно­стей. Большинство ат. ядер имеют собств. момент количества движения J=Iћ, где I—ядерный спин. Спин обусловливает дипольный магн. момент ядра:

m=gJ=gћI =gbI.        (1)

Здесь g — гиромагнитное отношение (для протона g_р=2•675 рад-с^-1), g — безразмерная величина, определяемая структурой ядра (яд. g-фактор), по по­рядку равная неск. ед.; b=eћ/m_pc —

918

 

 

ядерный магнетон (m_p и e — масса и заряд протона). Магн. момент ядра m примерно в 10³ раз меньше электрон­ных моментов. В магн. поле Н₀ на магн. диполь действует вращающий момент, равный [mН₀], и вектор m прецессирует вокруг направления Н₀ с ча­стотой

w₀=gH₀                    (2)

под неизменным углом j. Такая пре­цессия создаёт переменный магн. мо­мент (msinj, вращающийся в плоскости, перпендикулярной Н₀ (рис. 1).

Рис. 1. Пре­цессия магн. момента и яд­ра в поле H₀; j — угол пре­цессии .

 

Поле H₁, вращающееся в той же плос­кости с частотой w, взаимодействует с моментом m; вз-ствие становится за­метным, если частота w близка к w₀, а направления вращения m и поля Н₁ одинаковы. При w=w₀ наступает ре­зонанс, если даже под действием очень слабого поля H₁ проекция магн. момента диполя на H₀ изменяется по величине.

Согласно квант. модели, состояния яд. спина I и магн. момента m в поле Н₀ квантованы, т. е. компонента M_I спина I вдоль поля Н₀ может прини­мать одно из (2I+1) целочисленных значений, и условие:

ξ_H=-mH₀=mH₀cosj=- gbH₀M_I     (3)

определяет систему из (2I+1) равно­отстоящих уровней энергии, обусловленных вз-ствием яд. магн. момента с постоянным магн. полем Н₀ (рис. 2; см. Зеемана эффект).

ЯМР возникает вследствие квант. переходов ядер, ин­дуцированных радиочастотным полем H₁, с нижних энергетич. уровней на вышележащие. Переходы сопровож­даются поглощением эл.-магн. энер­гии. Поле Н₁ может быть линейно по­ляризованным, его можно разложить на 2 противоположно поляризованных по кругу поля, одно из к-рых и будет

возбуждать    ЯМР.    Частота    перехо­дов должна удовлетворять  условию:

где DM_I — разность магн. квант. чи­сел уровней (интенсивный ЯМР на­блюдается при DM_I=1). ЯМР впервые наблюдался амер. физиком И. А. Раби в 1937 на изолированных ядрах в молекулярных и атомных пучках. В 1946 Э. Пёрселл и Ф. Блох (США) с сотрудниками разработали методы наблюдения ЯМР в конденсированных в-вах, где яд. моменты взаимодейст­вуют между собой и с окружением. Эти два рода вз-ствий восстанавливают тепловое равновесие в образце (нор­мальное распределение ядер по уров­ням энергии), нарушаемое полем Н₁, и тем самым позволяют наблюдать резонансное поглощение в конденси­рованной среде. Релаксац. процессы связаны с процессами установления и разрушения яд. намагниченности М. Прецессирующие в сильном поле Н₀ магн. моменты m имеют компоненты как вдоль Н₀, так и перпендикулярно ему. Суммы тех и других для ед. объёма в-ва определяют продольную (M_z) и поперечные (М_х и M_y) яд. намагничен­ности.

Вз-ствие спинов между собой (спин-спиновое взаимодей­ствие) не может изменить их сум­марной энергии и влиять на установле­ние значения M_z. Чтобы изменить M_z, необходим обмен энергией спинов с окружением (с и и н -р е ш ё т о ч н о е взаимодействие). М_х и М_у, напротив, изменяются вследствие спин-спинового вз-ствия и (в идеальном слу­чае) не зависят от спин-решёточного вз-ствия. Скорости изменения M_z, М_х и M_y характеризуют временами продольной T₁ и поперечной T₂ ре­лаксации. В жидкостях обычно T₁ и Т₂ близки друг другу. Кристаллиза­ция приводит к значит. уменьшению T₂ (релаксационные процессы связа­ны с хар-ками движения молекул). В чистых диамагнитных кристаллах T₁ достигает величины в неск. часов из-за малости внутрикристаллических полей и особенностей модуляции этих полей тепловыми колебаниями. Пара­магнитные примеси приводят к резко­му уменьшению T₁, обусловленному действием магн. полей примесных ио­нов; для парамагнитных жидких ра­створов T₁-10^-3—10^-4 с и зависит от концентрации парамагнитных моле­кул. Релаксац. процессы в металлах в основном определяются магн. вз-ст­вием эл-нов проводимости и ядер. Определяемое этим время Т₁ имеет при темп-ре 1—10 К значения от мс до десятков с, она зависит от темп-ры и чистоты образца.

Линия ЯМР имеет лоренцеву форму, определяемую в основном спин-спино­вым вз-ствием, и ширину Dw, пропорц. 1/T₂ В кристаллах спин-спиновое вз-ствие ядер обычно так велико, что линия расщепляется на неск. компонент. На форму линии оказывает вли­яние электрич. квадрупольный момент ядер, взаимодействующий с внутрикристаллич. электрич. полем. В слож­ных молекулах спектр одинаковых ядер атомов, занимающих неэквива­лентные положения, состоит из ряда линий. Напр., 6 атомов водорода эти­лового спирта вызывают появление 3 линий (рис. 3), расстояние между к-рыми значительно больше ширины линий (при частоте 40 МГц и H₀=9350 Э это расстояние d_H=24 Э). Этот, т. н. хим. сдвиг, возникает как след­ствие разл. вз-ствия эл-нов неэкви­валентных атомов с полем Н₀.

Рис. 3. Спектр ЯМР протонов в чистом этиловом спирте. Расщепление резонансных линий групп ОН, СН₂, СН₃ обусловлено не­прямым спин-спиновым вз-ствием.

 

Хим. сдвиг позволяет судить о структуре мо­лекул в-ва. Спектры ЯМР усложнены из-за т. н. непрямого спин-спинового вз-ствия ядер, осуществляемого через посредство спиновых и орбитальных моментов эл-нов. В металлах в резуль­тате вз-ствия эл-нов проводимости с ядрами возникает сдвиг частоты (с д в и г  Н а й т а).

ЯМР наблюдают с помощью радио­спектроскопов (спектроскоп ЯМР). Об­разец исследуемого в-ва помещают как сердечник в катушку генерирую­щего контура (поле H₁), расположен­ного в зазоре магнита, создающего поле H₀ так, что H₁^H_o (рис. 4). При w=w₀ наступает резонансное поглощение, что вызывает падение напряже­ния на контуре, в схему к-рого вклю­чена катушка с образцом.

Рис. 4. Схема спектроскопа ЯМР: 1 — ка­тушка с образцом; 2 — полюса магнита; 3 — ВЧ генератор; 4 — усилитель и детектор; 5  — генератор модулирующего напряжения; 6  — катушки   модуляции   поля   Н₀.

 

Падение напряжения детектируется, усилива­ется и подаётся на развёртку осцил­лографа. Поле Н₀ модулируется так, что оно меняется на неск. Э с частотой от 50 Гц до 1 кГц. Этой же частотой осуществляется горизонтальная раз-

919

 

 

вёртка осциллографа. На экране ви­ден повторённый дважды сигнал по­глощения. Аппаратура, применяемая для исследований разл. тонких эф­фектов ЯМР, сложнее, она снабжена автоматич. устройствами для записи спектров и т. п.

ЯМР как метод исследования ядер, атомов и молекул получил многооб­разные применения в физике, химии, биологии, технике. Исследованы меха­нич., электрич. и магн. св-ва многих ядер, определены (с высокой точно­стью) нек-рые физ. константы, полу­чены данные о св-вах в-в в жидком и крист. состояниях, о строении моле­кул, металлов, поведении в-в в живых организмах и т. д. На основе ЯМР раз­работаны способы измерения напряжённостей магн. полей (см. Магнито­метр), методы контроля хода хим. реакций и др.

• Абрагам А., Ядерный магнетизм, пер. с англ., М., 1963; Александров И. В., Теория ядерного магнитного резонанса, М., 1964; Попл Дж., Шнейдер В., Бернстейн Г., Спектры ядерного маг­нитного резонанса высокого разрешения, пер. с англ., М., 1962; ЯМР- и ЭПР-спектроскопия, пер. с англ., М., 1964; Ф а р р а р Т., Б е к к е р Э., Импульсная и Фурье спект­роскопия ЯМР, пер. с англ., М., 1973.

В.   Н.   Лазукин.

ЯДЕРНЫЙ МАГНИТНЫЙ РЕЗО­НАНС АКУСТИЧЕСКИЙ, см. Акусти­ческий ядерный магнитный резонанс.

ЯДЕРНЫЙ ПАРАМАГНЕТИЗМ, па­рамагнетизм веществ, обусловленный магнитными моментами ат. ядер. В постоянном магн. поле Н₀ существо­вание магн. моментов у ядер приводит к слабому парамагнетизму в виде не­большой добавочной яд. намагничен­ности J_я=c_яН₀, где c_я— яд. магнит­ная восприимчивость (на 1 моль), за­висящая от темп-ры (Кюри закон). Яд. намагниченность J_я в 10⁶—10⁸ раз меньше, чем в случае электронного парамагнетизма. Я. п. впервые обна­ружен в 1937 Л. В. Шубниковым и Б. Г. Лазаревым (СССР) в твёрдом водороде. Изучается методом ядер­ного магнитного резонанса.

ЯДЕРНЫЙ РЕАКТОР, устройство, в к-ром осуществляется управляемая ядерная цепная реакция, сопровождаю­щаяся выделением энергии. Первый Я. р. построен в декабре 1942 в США под руководством Э. Ферми. Первый европейский Я. р. создан в декабре 1946 в Москве под руководством И. В. Курчатова. К 1982 в мире работает ок. тысячи Я. р. разл.. типов. Осн. частями любого Я. р. являются: ак­тивная зона, где находится ядерное топливо, протекает цепная реакция яд. деления и выделяется энергия; отражатель нейтронов, окружающий активную зону; теплоноситель; си­стема регулирования цепной реак­ции; радиац. защита (рис. 1).

Осн. хар-ка Я. р.— его мощность. Мощность в 1 МВт соответствует цеп­ной реакции, в к-рой происходит

3•10¹⁶ актов деления в 1 с. Состояние Я. р. характеризуется эффективным коэфф. размножения нейтронов K_эф в активной зоне или реактивностью r= (K_эф-1)/K_эф. Если K_эф>1,то цепная реакция нарастает во времени, Я. р. находится в надкритичном состоянии и его реактивность r>0; если K_эф<1, то реакция затухает, реактор подкритичен, r<0; при К_эф=1, r=0, реак­тор находится в критич. состоянии, идёт стационарный процесс и число делений постоянно во времени.

Рис.  1. Схема   энергетич.    яд.   реактора.

 

При пуске Я. р. в активную зону обычно вносят источник нейтронов (Ra+Be, ²⁵²Cf и др.), хотя это не обязательно, т. к. спонтанное деление ядер урана и космические лучи дают достаточное число начальных нейтронов для раз­вития цепной реакции при K_эф>1.

В качестве делящегося в-ва в Я. р. применяют ²³⁵U, ²³⁹Pu, ²³³U. Если ак­тивная зона, кроме яд. топлива, содер­жит замедлитель нейтронов (графит, вода и др. в-ва, содержащие лёгкие ядра; см. Замедление нейтронов), то осн. часть делений происходит под действием тепловых нейтронов. В Я. р. на тепловых нейтронах может быть использован природный уран (таки­ми были первые Я. р.). Если замед­лителя в активной зоне нет, то осн. часть делений вызывается быстрыми нейтронами с энергией ξ_п>10 кэВ (быстрый реактор). Возмож­ны также Я. р. на промежуточных нейтронах с энергией 1—1000 эВ.

По конструкции Я. р. делятся на гетерогенные, в к-рых яд.

Рис. 2. Схематич. разрез гетерогенного ре­актора.

топливо распределено в активной зо­не дискретно в виде блоков, между к-рыми находится замедлитель нейтро­нов (рис. 2), и гомогенные, в к-рых яд. топливо и замедлитель пред­ставляют однородную смесь (раствор или суспензия). Блоки с яд. топливом в гетерогенном Я. р. в виде стержней,

наз. тепловыделяющими элементами (ТВЭЛами), обра­зуют правильную решётку (наиболее распространённые Я. р.).

Условие   критичности   Я.  р.  имеет вид:

K_эф=K_¥•Р=1,                 (1)

где (1-P) — вероятность утечки ней­тронов из активной зоны Я. р., К_¥ — коэфф. размножения нейтронов в ак­тивной зоне бесконечно больших раз­меров, определяемый т. н. «формулой четырёх сомножителей»:

K_¥=nejq.                     (2)

Здесь v — ср. число нейтронов, воз­никающих при делении (табл. 1); e— увеличение числа нейтронов за счёт деления ядер (гл. обр. ядер ²³⁸U) бы­стрыми нейтронами (1-e£0,05); j — вероятность того, что нейтрон не захватится ядром ²³⁸U в процессе за­медления; q — вероятность того, что тепловой нейтрон вызовет деление. Часто пользуются величиной h=n/(1+a), где a — отношение сечений радиац. захвата s_з к сечению деле­ния s_д. Для естеств. урана h=1,32.

Табл.  1. ЗНАЧЕНИЯ n и  h ДЛЯ ТЕПЛОВЫХ НЕЙТРОНОВ (по данным на 1977)

При увеличении энергии ξ_n нейтрона, вызывавшего деление, v растёт по закону: n=n_т+0,15 ξ_n, где n_т соот­ветствует тепловым нейтронам.

Условие (1) определяет размеры Я. р. Напр., для Я. р. из естеств. урана (делящееся в-во) и графита (замедли­тель) n=2,4, e=1,03, ejq»0,44, от­куда K_¥= 1,08. Это означает, что для K_эф>1 необходимо P>0,93, что соот­ветствует размерам активной зоны Я. p.³5—10 м. Объём энергетич. Я. р. достигает сотен м³ и определяется гл. обр. возможностями теплосъёма. Ми­нимальное количество делящегося в-ва и минимальные размеры активной зоны, при к-рых в Я. р. возможна цепная реакция, наз. критич. массой и критич. объёмом Я. р. Наименьшей критич. массой обладают Я. р. с топ­ливом в виде растворов солей чистых делящихся изотопов в воде и с водя­ным отражателем нейтронов. Для ²³⁵U критич. масса 0,8 кг, для ²³⁹Pu — 0,5 кг, для ²⁵¹Cf — 10 г. Для уменьше­ния утечки нейтронов активной зоне придают сферич. или близкую к сфе­рич. форму, напр. цилиндр с высотой порядка диаметра или куб (наимень­шее отношение поверхности к объёму).

Вероятность резонансного захвата (1-j) нейтронов ядрами ²³⁸U в про­цессе замедления существенно сни­жается в гетерогенных Я. р., т. к. число нейтронов с энергией, близкой

920

 

 

к резонансной, резко уменьшается внутри уранового блока и в поглоще­нии участвует только внешний слой блока. Именно гетерогенная структу­ра Я. р. позволяет осуществить цеп­ной процесс на естеств. уране. При этом уменьшается 0, однако этот про­игрыш в реактивности существенно меньше, чем выигрыш из-за уменьше­ния резонансного поглощения.

Выгорание и воспроизводство ядер­ного топлива. В процессе работы Я. р. в нём накапливаются осколки деле­ния (см. Деление атомного ядра) и об­разуются трансурановые элементы, гл. обр. Pu. Накопление осколков вызы­вает уменьшение реактивности Я. р. Это наз. отравлением Я. р. (в случае радиоактивных осколков) и зашлаковыванием (для ста­бильных). Отравление вызывает гл. обр. ¹³⁵Хе, обладающий наибольшим сечением поглощения нейтронов (2,6•10⁶ барн). Его период полураспада Т_1/2=9,2 ч, выход при делении 6—7%. Осн. часть ¹³⁵Хе образуется в резуль­тате распада ¹³⁵I (T_1/2 =6,8 ч). При отравлении K_эф уменьшается на 1—3%. Большое сечение поглощения ¹³⁵Хе и наличие промежуточного нуклида ¹³⁵I приводят к двум важным следст­виям: 1) к увеличению концентрации ¹³⁵Хе и, следовательно, к уменьше­нию реактивности Я. р. после его ос­тановки или снижения мощности («йод­ная яма»); 2) из-за отравления могут происходить пространственно-времен­ные колебания нейтронного потока Ф и мощности Я. р. Колебания возни­кают тем легче, чем больше Я. р. (неск. м) и чем больше поток нейтро­нов (Ф>10¹³ нейтрон/см²•с).

Стабильные ядра, образующиеся при •делении, обладают разл. сечениями захвата нейтронов s_з, большими и меньшими, чем сечения захвата деля­щихся ядер. Концентрация первых (гл. обр. ¹⁴⁹Sm, изменяющий К_эф на 0,5%) достигает насыщения в течение неск. первых суток работы Я. р. Кон­центрация вторых и вызываемое ими уменьшение реактивности возрастают линейно во времени.

Образование трансурановых эле­ментов в Я. р. происходит по схемам:

Накопление ²³⁹Pu (делящееся в-во) в начале происходит линейно во вре­мени. Затем концентрация ²³⁸Pu стремится к пост. величине, к-рая определяется отношением сечений за­хвата нейтронов ²³⁸U и ²³⁹Pu. Время установления равновесной концент­рации ²³⁹Pu пропорц. 3/Ф лет (Ф в од. 10¹³ нейтрон/см²•с). Изотопы ²⁴⁰Pu, ²⁴¹Pu достигают равновесной концент­рации только при повторном сжига­нии горючего в Я. р. после регенера­ции яд. топлива.

При выгорании яд. топлива r уменьшается (в Я. р. на естеств. ура­не при малых выгораниях происходит нек-рый рост реактивности). Замена выгоревшего топлива может произво­диться сразу во всей активной зоне или постепенно по ТВЭЛам так, что­бы в активной зоне находились ТВЭЛы всех возрастов. В табл. 2 при­ведён состав извлекаемого яд. топли­ва. Выгружается одновременно вся активная зона после работы Я. р. в течение 3 лет и «выдержки» 3 лет (Ф=3•10¹³ нейтрон/см²•с); началь­ный состав: ²³⁸Pu—77 350 кг, ²³⁵U — 2630 кг, ²³⁴U - 20 кг.

Табл. 2. СОСТАВ ВЫГРУЖАЕМОГО ТОПЛИВА   (в кг) ДЛЯ ВОДО-ВОДЯНОГО РЕАКТОРА МОЩНОСТЬЮ 3 ГВт

Общая масса загруженного топлива на 3 кг превосходит массу выгруженного (выделившаяся энергия соответствует массе 3 кг). После остановки Я. р. в топливе продолжается выделение энергии сначала гл. обр. за счёт де­ления запаздывающими нейтронами, а затем, через 1—2 мин, гл. обр. за счёт b- и g-излучений осколков деле­ния и трансурановых элементов.

Отношение кол-ва делящихся изо­топов Pu, образовавшихся в Я. р., к количеству выгоревшего ²³⁵U наз. коэфф. конверсии К_к. Табл. 2 даёт K_к=0,25. Величина К_к увели­чивается при уменьшении обогащения ²³⁵U исходного топлива и выгорания. Если Я. р. сжигает и производит одни и те же нуклиды, то отношение ско­рости воспроизводства к скорости вы­горания наз. коэфф. воспроизводства K_в (см. Реактор-размножитель).

Управление Я. р. Регулирование цепного процесса в Я. р. на тепловых нейтронах осуществляется обычно вве­дением в активную зону или выведени­ем из неё стержней из в-в, сильно поглощающих нейтроны (В, Cd и др.). Если стержни введены глубоко, погло­щение нейтронов в них велико и цеп-

ной процесс невозможен. Перемещение стержней управляется дистанционно с пульта управления. При небольшом перемещении стержней от положения, соответствующего критич. состоянию (K_эф = 1), цепной процесс будет либо развиваться, либо затухать, т. е. мощ­ность реактора можно регулировать. Регулирование осуществляется также растворением В в замедлителе (Н₂O). Для регулирования важно, что часть нейтронов при делении вылетает из осколков с запаздыванием. Доля за­паздывающих нейтронов невелика (0,68% для ²³⁵U, 0,22% для ²³⁸Pu; в табл. 1 v — сумма числа мгновен­ных нейтронов n₀ и запаздывающих n_з нейтронов). Время запаздывания t_з = 0,2—55 с. Если K_эф-1£n_з/n₀, то число делений в Я. р. растёт (K_эф>1) или падает(K_эф<1) с характерным вре­менем ~t₃. Без запаздывающих ней­тронов это время было бы на неск. порядков меньше, что сильно услож­нило бы управление Я. р.

Для компенсации выгорания могут использоваться поглотители, эффективность к-рых убывает при захвате ими нейтронов (Cd, В, редкоземель­ные элементы), или растворы погло­щающего в-ва в замедлителе. Стабиль­ности работы Я. р. способствует от­рицат. температурный коэфф. реак­тивности.

Классификация Я. р. По назначе­нию и мощности Я. р. делятся на неск. групп: 1) эксперименталь­ные реакторы (критич. с б о р к а), предназначены для изучения разл. физ. величин (v, 6 и др.), значение к-рых необходимо для проек­тирования и эксплуатации Я. р.; мощность таких Я. р. не превышает неск. кВт; 2) исследователь­ские реакторы, в к-рых потоки нейтронов и g-квантов, генерируемые в активной зоне, используются для исследований в яд. физике, физике тв. тела, радиац. химии, биологии, для испытания материалов, предназначен­ных для работы в интенсивных ней­тронных потоках (в т. ч. деталей Я. р.), для произ-ва изотопов. Мощность ис­следовательского Я. р. не превосхо­дит 100 МВт; выделяющаяся энергия, как правило, не используется. К ис­следовательским Я. р. относится им­пульсный реактор; 3) изотопные Я. р., которые используются для получения радионуклидов, в т. ч. ²³⁹Pu 4) энергетические Я. р., в к-рых энергия, выделяющаяся при делении ядер, используется для выработки электроэнергии, теплофи­кации, опреснения мор. воды, в сило­вых установках на кораблях и т. д. Мощность (тепловая) совр. энергетич. Я. р. достигает 3—5 ГВт. Я. р. разли­чаются также по виду яд. топлива (естеств. уран, слабо обогащённый, чи­стый делящийся изотоп), по его хим. составу (металлический U, UO₂, UC

921

 

 

и т. д.), по виду теплоносителя (Н₂O, газ, D₂O, органич. жидкости, рас­плавленный металл), по роду замедли­теля (С, Н₂О, D₂O, Be, BeO, гид­риды металлов, нет замедлителя). Наиболее распространены гетероген­ные Я. р. на тепловых нейтронах с за­медлителями из Н₂О, С, D₂O и тепло­носителями из Н₂О, газа, D₂O. В бли­жайшие десятилетия будут интенсив­но развиваться быстрые реакторы -размножители, в к-рых «сжигается» ²³⁸U.

• В е й и б е р г А., В и г н е р Е., Фи­зическая теория ядерных реакторов, пер. с англ., М., 1961; Крамеров А. Я., Шевелев Я. В., Инженерные расчеты ядерных реакторов, М., 1964: Б а т ь Г. А., Коченов А. С., Кабанов Л. П., Исследовательские ядерные реакторы, М., 1972; Белл Д., Глесстон С., Теория ядерных реакторов, пер. с англ., М., 1974; Гончаров В. В., 30-летие первого со­ветского ядерного реактора, «Атомная энергия», 1977, т. 42, в. 2, с. 83.

А.   Д.   Галанин.

ЯДЕРНЫЙ ФОТОЭФФЕКТ,    то же, что фотоядерные реакции.

ЯДРА ГАЛАКТИК, компактные мас­сивные сгущения в-ва в центр. обла­сти многих галактик (у нек-рых га­лактик ядер нет, напр. их нет у Боль­шого и Малого Магеллановых Обла­ков — спутников нашей Галактики). На фотографиях ряда достаточно яр­ких и массивных галактик видны крупные эллипсоидальной формы центр. сгущения, получившие назв. «балдж» (от англ. bulge — выпуклость). Я. г. располагаются внутри балджа и на его фоне выделяются как более яр­кое образование. В балджах и Я. г, обнаружены звёзды, газ и пыль. Звёзды расположены с высокой пространств. плотностью, свойственной очень мас­сивным компактным скоплениям. Внут­ри собственно ядер иногда видны звез­дообразные ядрышки — керны (часто именно их наз. Я. г.). Размеры кернов составляют неск. парсек, массы — 10⁷ — 10⁸ M_солн(масс Солнца), т. е. в них за­ключено не более 1/10 000 массы ти­пичной спиральной галактики. Не­смотря на малые по сравнению с га­лактикой размеры и массу, в нек-рых Я. г. протекают грандиозные по энер­говыделению процессы. Характерный пример: к галактикам с активными ядрами относится не более 1% от об­щего числа галактик, но мощность излучения активных Я. г. такова, что в ИК диапазоне (на волне 50 мкм) их излучение сравнимо с мощностью из­лучения всех остальных галактик, вместе взятых.

Раскрытие природы активности Я. г. и их роли в эволюции галактик— осн. цель изучения Я. г.

К осн. проявлениям активности Я. г. относятся: мощное нетепловое из­лучение, охватывающее диапазоны от метровых радиоволн до рентг. излуче­ния (рис. 1); переменность потока из­лучения; бурные перемещения облаков газа (со скоростями ~ неск. тыс. км/с,

Рис. 1. Зависимость логарифма спектраль­ной плотности потока F_n от логарифма час­тоты lgn для радиогалактики Центавр А (подобный спектр характерен для активных ядер галактик).

 

Рис. 2. Фотография радиогалактики Дева А (М87 или NGC 4486) в поляризованном свете. Виден яркий выброс плазмы (длиной ~5•10³ световых лет), состоящий из нескольких сгустков.

 

          

Ядро нашей Галактики проявляет слабую активность.

приводящими к значит. уширению спектральных линий); выбросы плаз­менных струй и сгустков со скоростя­ми, близкими к скорости света (рис. 2).

К галактикам с активными ядрами относятся т. н. сейфертовские галак­тики (с очень яркими ядрами), N-галактики и радиогалактики, а также квазары.

Данные о мощности излучения Я. г. в нек-рых диапазонах длин волн при­ведены в таблице.

К галактикам с активными ядрами причисляют ещё объекты типа BL Lacertae — лацертиды, главная особен­ность к-рых — значит. переменность блеска (на 6—7 звёздных величин, что соответствует изменению их светимо­сти в неск. сотен раз).

Переменность излучения Я. г. с пе­риодом в неск. лет указывает, что яд­ра имеют размеры ~10¹⁷—10¹⁸ см (см. Квазары). Переменность излучения ря­да Я. г. с характерным временем от неск. недель до неск. месяцев указы­вает, что размеры излучающих об­ластей в Я. г. могут составлять 10¹⁶— 10¹⁷ см (не превышать десятых долей парсека, т. е. размеров Солнечной сис­темы).

При массе ~10⁷—10⁸ M_солн и размерах ~10¹⁸ см Я. г. могут аккумулировать энергию ~10⁵⁹—10⁶⁰ эрг. Столь колос­сальным может быть лишь запас гра­витац. энергии. В связи с этим для Я. г. существенна проблема трансфор­мации гравитац. энергии в излучение и кинетич. энергию облаков плазмы. В астрофизике рассматривают ряд теор. моделей активных Я. г., среди них наиболее обоснованы следующие:

1)  Я. г.— массивное компактное звёзд­ное скопление, в к-ром идёт звездооб­разование   и  быстрая  эволюция  мас­сивных звёзд, превращающихся в ней­тронные звёзды и черные дыры с вы­делением   значит.   гравитац.   энергии;

2)  Я. г.— вращающееся магнитоплазменное тело с сильным магн. полем, к-рое ускоряет заряженные ч-цы    до релятив. скоростей и обусловливает их мощное   нетепловое   излучение;   энер­гия  излучения черпается из кинетич. энергии   вращения   тела;   3)   Я.   г.— сверхмассивная чёрная дыра или крат­ная система чёрных дыр (напр., двой­ная), на к-рую падает в-во из окружаю­щего пространства; гравитац. энергия аккрецирующего в-ва трансформирует­ся в энергию излучения [для поддержа­ния высокой активности ядра доста­точно аккреции ~(1— 3).M_солн/год].

Эксперим. данных, позволяющих остановиться на к.-л. одной модели Я. г., пока ещё недостаточно.

• Д и б а й Э. А., Нестационарные явления в галактиках, М., 1977 (Новое в жизни, науке, технике. Сер. космонавтика, астро­номия, № 6); На переднем крае астрофизики, пер. с англ., М., 1979.

ЯДРО АТОМНОЕ, центральная мас­сивная часть атома, состоящая из про­тонов и нейтронов (нуклонов). Масса Я. а. примерно в 4 •10³ раз больше мас­сы всех входящих в состав атома эл-нов. Размеры Я. а. составляют ~ 10^-12—10~¹³ см. Электрич. заряд положителен

922

 

 

и по абс. величине равен сумме заря­дов ат. эл-нов нейтрального атома. Я. а. было открыто англ. физиком Э. Резерфордом в 1911 в опытах по рассея­нию a-частиц при прохождении их че­рез вещество. Обнаружив, что a-частицы чаще, чем ожидалось, рассеи­ваются на большие углы, Резерфорд предположил, что положит. заряд ато­ма сосредоточен в малом по размерам Я. а. (до этого господствовали пред­ставления англ. физика Дж. Дж. Томсона, согласно к-рым положит. заряд атома равномерно распределён по его объёму). Идея Резерфорда была принята его современниками не сразу (гл. препятствием была убеждённость в неизбежном падении ат. эл-нов на ядро из-за потерь энергии на эл.-магн. излучение при движении по орбите вокруг Я. а.). Большую роль в её признании сыграла работа дат. физи­ка Н. Бора (1913), положившая нача­ло квант. теории атома (см. Атом). В кон. 1913 ученик Резерфорда англ. фи­зик Г. Мозли показал эксперименталь­но, что электрич. заряд Я. а. (в ед. абс. величины заряда эл-на е) равен порядковому номеру Z элемента в пе­риодич. системе элементов. После Мо­зли факт существования Я. а. утвер­дился в физике окончательно.

Характеристики ядра Состав ядра. Ко времени откры­тия Я. а. были известны только две элементарные частицы — протон и электрон. В соответствии с этим счи­талось вероятным, что Я. а. из них состоит. Однако в кон. 20-х гг. протонно-электронная гипотеза столкну­лась с серьёзной трудностью, получив­шей название азотной катастрофы: по протонно-электронной ги­потезе, ядро азота должно было содер­жать 21 частицу (14 протонов и 7 эл-нов), спин каждой из к-рых равен ¹/₂. Спин ядра азота должен был быть полуцелым, а, согласно опытным дан­ным (по оптич. молекулярным спект­рам), он оказался равным 1. Состав Я. а. был выяснен после открытия англ. физиком Дж. Чедвиком (1932) нейтрона со спином (установлено поз­же) ¹/₂. Идея о том, что Я. а. состоит из протонов и нейтронов, была впер­вые высказана в печати Д. Д. Иваненко (1932) и непосредственно вслед за этим развита нем. физиком В. Гейзенбергом (1932). Предположение о протонно-нейтронном составе ядра получило в дальнейшем полное эксперим. под­тверждение.

В совр. яд. физике протон (р) и ней­трон (n) объединяются общим назва­нием «нуклон» (N). Общее число нук­лонов в Я. а. наз. массовым чис­лом А, число протонов равно заря­ду ядра Z, число нейтронов N=A-Z. У ядер-изотопов одно и то же Z, но разные А и N, у ядер-и з о б а р оди­наковое А и разные Z и N. В связи с от­крытием ну к лонных изобар (см. Резонансы) выяснилось, что внут­риядерные нуклоны, взаимодействуя

друг с другом, могут превращаться в нуклонные изобары. В простейшем яд­ре— дейтроне, состоящем из одного протона и одного нейтрона, нуклоны примерно 1% времени должны пребы­вать в виде нуклонных изобар. Пери­одически на короткое время (~10^-23—10^-24 с) в ядрах появляются мезоны, в т. ч. пи-мезоны. Вз-ствие нуклонов сводится к многократным актам испус­кания p-мезона одним из нуклонов и поглощения его другим. Возникающие обменные мезонные токи сказываются, в частности, на эл.-магн. свойствах ядер.

Взаимодействие нуклонов. Силы, удерживающие нуклоны в ядре, наз. ядерными. Они явл. проявлением самых интенсивных из всех известных в физике вз-ствий (см. Сильное взаи­модействие). Яд. силы, действующие между двумя протонами в ядре, по по­рядку величины в сто раз интенсивнее электростатич. вз-ствия между ними. Важным свойством яд. сил явл. их изотопическая инвариантность, т. е. независимость от зарядового состояния нуклонов: яд. вз-ствия двух протонов, двух нейтронов или нейтрона и про­тона одинаковы, если одинаковы со­стояния относит. движения этих пар ч-ц и их спиновые состояния. Интен­сивность яд. сил зависит от расстоя­ния между нуклонами, от взаимной ориентации их спинов, от ориентации спинов относительно орбитального мо­мента и радиуса-вектора, проведённого от одной ч-цы к другой. В соответст­вии с этим различают центральные си­лы, спин-спиновые, спин-орбитальные и тензорные.

Яд. силы характеризуются опреде­лённым радиусом действия, он определяется комптоновской длиной волны p-мезонов, к-рыми обменивают­ся нуклоны в процессе яд. вз-ствия: r₀=R/mc, где m — масса p-мезона. Наи­больший радиус действия имеют силы, обусловленные обменом p-мезонами. Для них r₀=1,41 Ф (1Ф=10^{-13 см). Межнуклонные расстояния в ядрах имеют именно такой порядок величи­ны, однако существенный вклад в яд. силы вносит обмен и более тяжёлыми мезонами. Точная зависимость яд. сил от расстояния между двумя нукло­нами и относит. интенсивность яд. сил разного типа с определённостью не установлены. В многонуклонных ядрах возможны силы, к-рые не сво­дятся к вз-ствию только пар нуклонов. Роль т. н. многочастичных с и л в структуре ядер пока не выяс­нена.}

Размеры ядер зависят от числа со­держащихся в них нуклонов. Средняя плотность числа нуклонов в ядре (их число в ед. объёма) для всех много­нуклонных ядер (А >10) практически одинакова. Это означает, что объём ядра пропорц. числу нуклонов А , а его линейный размер пропорц. A^1/3. Эфф. радиус ядра R даётся формулой:

R=аА^1/3,                     (1)

где константа а близка к радиусу дей­ствия яд. сил r₀ и зависит от того, в каких физ. явлениях измеряется R. В случае т. н. зарядового радиуса яд­ра, измеряемого по рассеянию эл-нов на ядрах или по положению уров­ней энергии m-мезоатомов,— a=1,12 Ф. Эфф. радиус, определённый из процес­сов вз-ствий адронов с ядрами (нук­лонов, мезонов, a-частиц и др.), ока­зывается неск. больше зарядового: а=1,2—1,4 Ф.

Плотность яд. в-ва чрезвычайно ве­лика по сравнению с плотностью обыч­ных в-в и составляет ок. 10¹⁴ г/см³. Плотность числа нуклонов в ядре r почти постоянна в центральной части ядра и экспоненциально убывает на периферии. Для приближённого опи­сания эмпирич. данных иногда при­нимают след. зависимость r от рас­стояния r до центра ядра:

r(r)=r₀/(1+exp[(r-R_c)/b]). (2) Эфф. радиус ядра R равен при этом R₀+b; величина b характеризует раз­мытость границы ядра и почти одина­кова для всех ядер (b»0,5 Ф). Пара­метр r₀— удвоенная плотность на «границе» ядра [r₀=2r(R₀)], опреде­ляется из условия нормировки (ра­венства объёмного интеграла от r чис­лу нуклонов А). Из ф-лы (1) следует, что размеры ядер варьируются по по­рядку величины от 10^{-13 см (1Ф) до 10-12 см (10 Ф) для тяжёлых ядер. Однако формула (1) описывает рост линейных размеров ядер с увеличе­нием числа нуклонов лишь огрублённо при б. или м. значит. увеличении А. Изменение же размера ядра в слу­чае присоединения к нему одного или двух нуклонов зависит от деталей структуры ядра и может быть ирре­гулярным. В частности (как показали измерения изотопич. сдвига ат. уров­ней энергии), иногда радиус ядра при добавлении двух нейтронов даже уменьшается.}

Энергия связи и масса ядра. Энер­гия связи ядра ξ_св — это энергия, к-рую необходимо затратить, чтобы расщепить ядро на отд. нуклоны. Она равна разности суммы масс вхо­дящих в него нуклонов и массы ядра, умноженной на с².

ξ_св=(Zm_р+Nm_n-М)с². Здесь m_р, m_n и М — массы протона, нейтрона и ядра. Замечательной осо­бенностью Я. а. явл. тот факт, что ξ_св приблизительно пропорц. числу нуклонов в ядре, так что удельная энергия связи ξ_св/А слабо меняется при изменении А (для большинства ядер ξ_св/А»6—8 МэВ). Это свойство, наз. насыще­нием ядерных сил, означает, что каждый нуклон эффективно свя­зывается не со всеми нуклонами ядра (в этом случае энергия связи была бы пропорц. A² при A>>1), а лишь с нек-рыми из них. Теоретически это воз-

923

 

 

можно, если силы при изменении рас­стояния изменяют знак (притяжение на одних расстояниях сменяется от­талкиванием на других).

Зависимость ξ_св от А и Z для всех известных ядер приближённо описы­вается полуэмпирич. массовой ф-лой (впервые предложенной нем. физиком К. Ф. Вейцзеккером в 1935):

где a, b и g — постоянные, имеющие размерность энергии. Первое, и наи­большее, слагаемое определяет линей­ную зависимость энергии связи от А ', второй член, уменьшающий энергию связи, обусловлен тем, что часть нук­лонов находится на поверхности ядра; третье слагаемое — энергия электро­статич. кулоновского отталкивания протонов (обратно пропорц. радиусу ядра и пропорц. квадрату его заряда); четвёртое слагаемое учитывает влия­ние на энергию связи неравенства чис­ла протонов и нейтронов в ядре и, наконец, пятое слагаемое зависит от чётности чисел А и Z:

Эта сравнительно небольшая поправка оказывается, однако, весьма сущест­венной для ряда явлений, и в частно­сти для деления тяжёлых ядер. Имен­но она определяет делимость ядер не­чётных по А изотопов урана под дей­ствием медленных нейтронов (см. Деле­ние атомного ядра), что и обусловли­вает выделенную роль этих изотопов в яд. энергетике (см. Ядерное топли­во). Оптим. согласие с опытом достига­ется при e=14,03 МэВ, a=13,03 МэВ, b=0,5835 МэВ, g=77,25 МэВ. Фор­мулы (3) и (4) могут быть использо­ваны для оценки энергий связи ядер, не слишком удалённых от полосы стабильности. Последняя определя­ется положением максимума ξ_св как ф-ции Z при фиксированном А. Это условие определяет связь между Z и А для стабильных ядер:

Z=A (1,98+0,15A^2/3)^-1.        (5)

Ф-ла (3) не учитывает квант. эффек­тов, связанных с деталями структуры ядер, к-рые могут приводить к скач­кообразным изменениям ξ_св вблизи нек-рых значений А и Z (см. ниже). Структурные особенности в зависимо­сти ξ_св от А и Z существенны в воп­росе о предельно возможном значе­нии Z, т. е. о границе периодической системы элементов. Эта граница обус­ловлена неустойчивостью тяжёлых

ядер относительно процесса деления. Теор. оценки вероятности спонтанно­го деления ядер не исключают возмож­ности существования «островов ста­бильности» сверхтяжёлых ядер вблизи Z=114 и Z=126 (см. Трансурано­вые элементы).

Квантовые характеристики ядер­ных уровней. Я. а. может находиться лишь в определённых дискр. квант. состояниях, отличающихся друг от друга энергией и др. сохраняющимися во времени физ. величинами. Важней­шие квант. хар-ки яд. состояния — спин I и чётность Р. Спин I (в ед. ћ)— целое число у ядер с чётным А и полуцелое при нечётном А (спин Я. а. равен сумме спинов составляю­щих его нуклонов). Чётность состояния Р=±1 указывает на изменение знака волновой функции ядра при зеркальном отражении пространства (см. Прост­ранственная инверсия). Эти две хар-ки часто объединяют единым символом I^Р или I^± Имеет место след. эмпирич. правило: для осн. состояний ядер (с наименьшей энергией) с чётными А и Z I^p=0⁺ . Квант. состояние системы имеет определённую чётность Р, если система зеркально симметрична (т. е. переходит сама в себя при зеркаль­ном отражении). В ядрах зеркальная симметрия неск. нарушена наличием слабого взаимодействия между нукло­нами, не сохраняющего чётность (его интенсивность по порядку величины ~10^-5% от осн. сил, связывающих нуклоны в ядрах). Однако обусловлен­ное слабым вз-ствием смешивание со­стояний с разной чётностью мало и практически не сказывается на струк­туре ядер.

Помимо I и Р, яд. состояния харак­теризуются также квант. числами, воз­никающими вследствие динамич. сим­метрии яд. вз-ствий. Важнейшая из них — изотопическая инвариантность яд. сил. Она приводит к появлению у лёгких ядер (Z£20) квант. числа Т, назв. изотопическим спином; Т — целое число при чётном А и по­луцелое при нечётном (т. к. изотопич. спин нуклона равен ¹/₂). Разл. состоя­ния ядра могут иметь разный изоспин: T>=(A-2Z)/2.            (6)

Опыт показывает, что изоспины осн. со­стояний ядер минимальны и равны (A-2Z)/2. Изоспин характеризует свойства симметрии волновой ф-ции состояния ядра относительно замены p«n. С изоспином связано существо­вание изотопич. яд. мультиплетов, или аналоговых состояний, у ядер с одним и тем же А. Аналого­вые состояния, хотя и относятся к разным ядрам (разные Z), но имеют одинаковую структуру и, следователь­но, одинаковые I^Р и Т. Число таких состояний равно 2T+1. Легчайшее после протона ядро — дейтрон—имеет изоспин Т=0 и поэтому не имеет аналогов. Ядра ³₁Н и ³₂Не образуют изо­топич. дублет с T=¹/₂. Для более тяжёлых ядер членами одного изотопич, мультиплета явл. как основные, так и возбуждённые состояния ядер. Это связано с тем, что при увеличении Z растёт кулоновская энергия ядра (она растёт с числом протонов) и, кро­ме того, при замене р«n на пол­ной энергии ядра сказывается раз­ность масс протона и нейтрона. При­мером изотопич. мультиплета, содер­жащего как основные, так и возбуж­дённые состояния, явл. триплет с Т=1: ¹⁴₆С (осн) — ¹⁴₇N* (энергия воз­буждения 2,31 МэВ) — ¹⁴₈О (осн). По­луразность числа нейтронов и про­тонов T₃ наз. проекцией изоспина. Для членов изотопического мульти­плета T₃ принимает (2T+1) значе­ний, отличающихся друг от друга на единицу и лежащих в интервале -T£T₃£+T. Величина Т₃ для ядер определена так, что для протона T₃=-¹/₂, а для нейтрона T₃=+¹/₂. В физике же элементарных частиц протону приписывается положит. зна­чение Т₃, а нейтрону — отрицатель­ное. Это чисто условное различие в определениях вызвано соображения­ми удобства (при избранном в яд. фи­зике определении T₃ эта величина по­ложительна для подавляющего числа ядер). Для тяжёлых ядер изоспин не явл. хорошим квантовым числом (со­стояния с разным изоспином смеши­ваются гл. обр. электростатич. вз-ст­вием протонов). Тем не менее ощути­мые следы изотопич. симметрии оста­ются и в этом случае. Она проявляет­ся, в частности, в наличии т. н. аналоговых резонансов (ана­логовых состояний, нестабильных от­носительно распада с испусканием нуклонов).

Кроме I, Р и Т, яд. состояния могут характеризоваться также квант. чис­лами, связанными с конкретной ди­намич. моделью, привлекаемой для приближённого описания ядра (см. ниже).

Электрические и магнитные мо­менты ядер. В разл. состояниях ядро может иметь разные по величине магн. дипольные и электрич. квадрупольные моменты. Квадрупольные моменты ядер могут быть отличны от нуля толь­ко в том случае, когда спин I>¹/₂. Яд. состояние с определённой чёт­ностью Р не может обладать отлич­ным от нуля электрич. дипольным мо­ментом. Более того, даже при несохранении чётности для возникновения электрич. дипольного момента необ­ходимо, чтобы вз-ствие нуклонов бы­ло необратимо по времени (Т — неин­вариантно). Поскольку по опытным данным T-неинвариантные межнуклонные силы (если они вообще есть) по меньшей мере в тысячу раз слабее осн. яд. сил, а эффекты несохранения чёт­ности также очень малы, то электрич. дипольные моменты либо равны нулю, либо столь малы, что их обнаружение находится вне пределов возможностей совр. яд. эксперимента. Яд. магн. ди­польные моменты имеют порядок ве-

924

 

 

личины яд. магнетона. Электрич. квадрупольные моменты eQ изменяют­ся в очень широких пределах: от ве­личины порядка е•10^-27 см² (лёг­кие ядра) до е•10^-23 см² (тяжёлые ядра); обычно для них указываются просто значения Q, измеренные в см² (см. Квадрупольный момент ядра). В большинстве случаев известны лишь статич. моменты осн. состояний, по­скольку они могут быть измерены оп­тич. и радиоспектроскопич. методами (см. Ядерный магнитный резонанс). Значения статич. электрич. и магн. моментов существенно зависят от структуры ядра, распределения в нём зарядов и токов. Объяснение наблю­даемых величин магн. дипольных и электрич. квадрупольных моментов явл. пробным камнем для любой физ. модели ядра.

Структура и модели ядер

Многочастичная квант. система с сильным вз-ствием, каковой явл. ядро, с теор. точки зрения—объект исключи­тельно сложный. Трудности связаны не только с вычислениями физ. вели­чин, характеризующих ядро, но и с качеств. пониманием свойств яд. сос­тояний, спектра энергетич. уровней, механизма ядерных реакций. Тяжё­лые ядра содержат много нуклонов, но всё же их число не столь велико, чтобы можно было с уверенностью вос­пользоваться методами статистич. фи­зики, как в теории конденсирован­ных сред (жидкости, твёрдые тела). К матем. трудностям теории добав­ляется недостаточная определённость данных о яд. силах. Поскольку межнуклонное вз-ствие сводится к об­мену p-мезонами, объяснение свойств ядра в конечном счёте должно опирать­ся на релятив. квант. теорию элемен­тарных ч-ц, к-рая сама по себе в совр. её состоянии несвободна от внутр. противоречий и не может считаться завершённой. Хотя сравнительно не­большие в среднем скорости нуклонов в ядре (~0,1 с) неск. упрощают тео­рию, позволяя строить её в первом приближении на основе нерелятив. кьантоеой механики, яд. задача мн. тел остаётся пока одной из фундамен­тальных проблем совр. физики. По всем этим причинам до сих пор, исходя из «первых принципов», рассматрива­лась только структура простейших ядер — дейтрона, ³Н и ³Не. Структуру более сложных ядер исследуют с по­мощью моделей.

Оболочечная модель. Каждый нук­лон находится в ядре в определённом квант. состоянии, характеризуемом энергией, спином j, его проекцией т на одну из координатных осей и орби­тальным моментом l=j±¹/₂; чётность состояния нуклона р=(-1)^l. Энер­гия уровня не зависит от проекции орбитального момента на выделенное направление. Поэтому в соответствии с Паули принципом на каждом уровне энергии с моментами j, l может на­ходиться (2j + 1) тождеств. нуклонов,

образующих «оболочку» (j, l). Пол­ный орбитальный момент заполненной оболочки равен нулю. Поэтому если яд­ро составлено только из заполненных протонных и нейтронных оболочек, то его спин будет также равен нулю. Всякий раз, когда количество прото­нов или нейтронов в ядре достигает числа, отвечающего заполнению оче­редной оболочки, происходит скачко­образное изменение нек-рых характе­ризующих ядро величин (в частности, энергии связи). Это создаёт подобие периодичности в свойствах ядер в за­висимости от А и Z, аналогичной пе­риодич. закону для атомов. В обоих случаях физ. причиной периодичности явл. принцип Паули, согласно к-рому два тождественных фермиона не могут находиться в одном и том же состоя­нии. Однако оболочечная структура ядер проявляется значительно слабее, чем в атомах. В ядрах индивидуальные квант. состояния ч-ц («орбиты») воз­мущаются вз-ствием («столкновения­ми») их друг с другом гораздо силь­нее, чем в атомах. Более того, извест­но, что большое число яд. состояний совсем не похоже на совокупность дви­жущихся в ядре независимо друг от друга нуклонов, т. е. не может быть объяснено в рамках оболочечной моде­ли. Наличие таких коллективных состояний указывает на то, что пред­ставления об индивидуальных нуклонных состояниях — скорее, методич. базис, удобный для описания нек-рых состояний ядра, чем физ. реальность. В этой связи в оболочечную модель вводится понятие квазичастиц. Ядро уподобляется «конечной» ферми-жидкости (см. Квантовая жидкость), а ядро в осн. состоянии рассматривается как вырожденный ферми-газ квазича­стиц, к-рые эффективно не взаимодей­ствуют друг с другом, поскольку вся­кий акт столкновения, изменяющий индивидуальные состояния квазича­стиц, запрещён принципом Паули. В возбуждённом состоянии ядра, ког­да 1 или 2 квазичастицы находятся на более высоких уровнях энергии, они, освободив орбиты внутри ферми-сферы (см. Ферми поверхность), могут взаи­модействовать как друг с другом, так и с образовавшейся дыркой в нижней оболочке. В результате этого вз-ствия может происходить переход квазича­стиц из заполненных состояний в не­заполненные, вследствие чего старая дырка исчезает, а новая появляется, что эквивалентно перемещению дыр­ки по спектру состояний. Т. о., сог­ласно оболочечной модели, основываю­щейся на теории ферми-жидкости, спектр нижних возбуждённых состоя­ний ядер определяется движением 1 — 2 квазичастиц вне ферми-сферы и вз-ствием их друг с другом и с дырка­ми внутри ферми-сферы. Этим самым объяснение структуры многонуклонного ядра при небольших энергиях возбуждения фактически сводится к квант. проблеме 2—4 взаимодей­ствующих тел (квазичастица — дырка

или 2 квазичастицы — 2 дырки). При­менение теории ферми-жидкости , к Я. а. было развито А. Б. Мигдалом (1965). Трудность теории состоит, од­нако, в том, что вз-ствие квазичастиц и дырок не мало, и потому нет уве­ренности в невозможности появле­ния низкоэнергетич. возбуждённого состояния, обусловленного большим числом квазичастиц вне ферми-сферы.

В др. вариантах оболочечной моде­ли движение квазичастиц по незави­симым «орбитам» даже в осн. состоя­нии ядра рассматривается лишь как первое приближение к действительно­сти. Для уточнения вводится эфф. вз-ствие между квазичастицами в каж­дой оболочке, приводящее к перемеши­ванию первонач. конфигураций инди­видуальных состояний. Это вз-ствие учитывается по методу теории возму­щений (справедливой при малости возмущения). Однако при этом эфф. вз-ствие, необходимое для описания опытных фактов, оказывается не сла­бым. Кроме того, в разных оболочках приходится вводить разные эфф. вз-ствия, что увеличивает число эмпи­рически подбираемых параметров мо­дели. Упомянутые осн. варианты мо­дели оболочек модифицируются иног­да введением дополнит. вз-ствий (напр., вз-ствия квазичастиц с коле­баниями поверхности ядра) для дос­тижения лучшего согласия теории и опыта.

Т. о., совр. оболочечная модель ядра фактически явл. полуэмпирич. схе­мой, позволяющей понять нек-рые закономерности в структуре ядер, но не способной последовательно ко­личественно описать свойства ядер. В частности, не просто выяснить чисто теоретически порядок заполнения обо­лочек, а следовательно и магич. числа, к-рые служили бы аналогами периодов таблицы Менделеева для атомов. По­рядок заполнения оболочек зависит, во-первых, от хар-ра того силового поля, к-рое определяет индивидуаль­ные состояния квазичастиц, и, во-вторых, от смешивания конфигураций. Последнее обычно принимается во внимание лишь для незаполненных оболочек. Наблюдаемые на опыте ма­гич. числа нейтронов (2, 8, 20, 28, 40, 50, 82, 126) и протонов (2, 8, 20, 28, 50, 82) отвечают квант. состоя­ниям квазичастиц, движущихся в пря­моугольной или осцилляторной по­тенц. яме со спин-орбитальным взаи­модействием (именно благодаря ему возникают числа 28, 40, 82 и 126).

Объяснение самого факта существо­вания магич. чисел было крупным ус­пехом модели оболочек, впервые пред­ложенной амер. физиком М. Гёпперт-Майер и нем. физиком Й. X. Д. Йенсеном в 1949—50. Др. важный ре­зультат модели оболочек даже в про­стейшей форме (без учёта вз-ствия квазичастиц) — получение квант. чи-

925

 

 

сел I^Р осн. состояний нечётных ядер и приближённое описание данных о магн. дипольных моментах таких ядер. Согласно оболочечной модели, эти величины для нечётных ядер опре­деляются состоянием (j, l) последнего «неспаренного» нуклона. В этом слу­чае I=j, Р=(-1)^l. Магн. дипольный момент [1 (в яд. магнетона х), если

Рис.  1 (слева).   Линии Шмидта   для  ядер   с   нечётным числом нейтронов   (точки — эксперим.    данные).

Рис.  2 (справа). Линии   Шмидта для   ядер   с   нечётным числом протонов.

 

неспаренным нуклоном явл.   нейтрон, равен:

В  случае неспаренного протона:

Здесь m_n=-1,913 и m_р=2,793 — магн. моменты нейтрона и протона. Зависимости m от j при данном l=j±¹/₂     наз. линиями Шмидта. Магн. дипольные моменты прак­тически всех нечётных ядер, согласно опытным данным, лежат между лини­ями Шмидта (рис. 1, 2), но не на них, как это требуется простейшей обо­лочечной моделью. Тем не менее бли­зость эксперим. значений магн. ди­польных моментов ядер к линиям Шмидта такова, что, зная j=I и m, можно в большинстве случаев одно­значно определить I. Данные о квадрупольных электрич. моментах Q ядер значительно хуже описываются обо­лочечной моделью. Существенно, од­нако, что в зависимости Q от А и Z наблюдается периодичность, отвечаю­щая магич. числам.

Все эти сведения о Я. а. (значения I, Р, электрич. и магн. моменты осн. состояний, магич. числа, данные о воз­буждённых состояниях) позволяют принять схему заполнения яд. оболо­чек, приведённую на рис. 3.

Несферичность ядер. Ротационная модель. В области 150<A<190 и А >200 квадрупольные моменты Q ядер с I>¹/₂ чрезвычайно велики — они отличаются от значений, предска­зываемых оболочечной моделью в 10 — 100 раз. В этой же области связь энергии нижних возбуждённых состоя­ний ядер со спином ядра оказывается сходной с зависимостью энергии вра­щающегося волчка от его момента вращения. Особенно чётко это выра­жено у ядер с чётными А и Z. В этом

 

случае энергия ξ возбуждения уровня со спином I даётся соотношением:

ξ=ћ²I(I+1)/2J,          (9)

где J — величина, практически не зависящая от I и имеющая размер­ность момента инерции. Спины возбуждённых состояний в (9) принимают, как показывает опыт, только чётные значения (2, 4, 6. . ., нулевое зна­чение отвечает осн. состоянию).

Рис. 3. Эмпирич. последовательность уров­ней протонов и нейтронов в модели яд. обо­лочек. Справа от уровней указаны J, сле­ва — спектроскопич. символ (буква отвечает определённому значению l, число — номер уровня с данным l; s, p, d, f, g, h, i соот­ветственно означают l=0, 1, 2, 3, 4, 5, 6). Пунктиром отделены состояния, заполне­ние к-рых даёт магич. числа.

Эти факты послужили основанием для построения ротационной модели несферич. ядра, впервые предложенной амер. физиком Дж. Рейнуотером (1950) и развитой в ра­ботах дат. физика О. Бора и амер. физика Б. Моттельсона. Согласно этой модели, ядро представляет собой эл­липсоид вращения. Его большая (a₁)

и малая (а₂) полуоси вы­ражаются через пара­метр деформации b ядра след. образом:

Электрич. квадрупольный момент несферич. ядра также выражается через b. Параметры b, определённые из данных по квадрупольным мо­ментам (не только стати­ческим, но и динамиче­ским, т. е. по вероятности испускания возбуждённым ядром элект­рич. квадрупольного g-излучения), ока­зываются ~0,1, но варьируются в широких пределах (у нек-рых ядер редкоземельных элементов b~0,5). От b зависит также момент инерции J ядра. Эксперим. значения J значи­тельно меньше моментов инерции тв. эллипсоида вращения относительно оси, перпендикулярной оси симмет­рии. Нет также уровней, соответству­ющих вращению эллипсоида вокруг оси симметрии. Эти обстоятельства исключают возможность буквально отождествить вращение несферич. ядра с квант. вращением симметрич. твер­дотельного волчка. Принимается схе­ма, аналогичная квантованию движе­ния двухатомной молекулы с идентич­ными бесспиновыми ядрами: вращат. момент ядер такой молекулы относи­тельно её центра инерции всегда пер­пендикулярен линии, соединяющей яд­ра. Из-за свойств симметрии волновой функции относительно перестановки ядер, допустимы только чётные значе­ния момента вращения (0, 2, 4 и т. д.), что соответствует значениям J для ротац. состояний несферич. ядер с чёт­ными А и Z. Для ядер с небольшими b наблюдаемые значения J близки к моменту инерции той части эллипсоида вращения, к-рая находится вне впи­санного шара. Такой момент инерции могли бы иметь идеальный газ, поме­щённый в сосуд в форме эллипсоида вращения, или (что то же самое) ч-цы, движущиеся независимо друг от друга в несферич. эллипсоидальной потенц. яме. С ростом b момент инерции ядра в такой модели растёт, быстро дости­гая значения тв. эллипсоида. Это про­тиворечит опытным данным, согласно к-рым рост J с увеличением b проис­ходит значительно медленнее, так что для реальных ядер значения J лежат

926

 

 

между моментами инерции части эл­липсоида, находящегося вне впи­санного в него шара и тв. эллипсоида вращения. Противоречие устраняется учётом вз-ствия между ч-цами, движу­щимися в потенц. яме. При этом, как оказывается, гл. роль играют парные корреляции «сверхтекучего типа» (см. ниже).

Описанная картина структуры несферич. ядра соответствует обобще­нию оболочечной модели на случай движения квазичастиц в сферически-несимметричном потенциальном поле (обобщённая модель). При этом несколько изменяется и схема энергетич. состояний и квант. числа, характеризующие индивидуальные «орбиты» ч-ц. В связи с появлением выделенного направления — оси сим­метрии эллипсоида, сохраняется про­екция момента вращения каждой из ч-ц на эту ось. Момент вращения ч-цы j при этом перестаёт быть определён­ным квант. числом. Практически, однако, для всех ядер смешивание орбит с разными j мало, так что не­сферичность ядра в движении ч-ц сказывается гл. обр. на появлении до­полнит. квант. числа. Для нечётных ядер спин ядра I получается вектор­ным сложением ротац. момента всего ядра как целого и момента вращения «последнего» нечётного нуклона. При этом энергия ротац. уровня зависит не только от I, но и от проекции пол­ного момента вращения К нечётного нуклона на ось симметрии ядра. Раз­ным А" отвечают разные «ротац. поло­сы». Общая ф-ла, определяющая энер­гию ξ_K ротац. уровня нечётного ядра, имеет вид:

где d_K =0, если К¹¹/₂ и d_K,1/2=1 при K=¹/₂; а — эмпирически подби­раемая константа, характеризующая «связь» момента вращения ч-цы и ро­тац. момента ядра. Моменты инерции для чётных и нечётных по А несферич. ядер одного порядка и таковы, что энергия возбуждения первого ротац. уровня у ядер редкоземельных эле­ментов ~100 кэВ (J—10^-47 г•см²). Существ. черта ротац. модели несфе­рич. ядер — сочетание медленного вра­щения всего ядра как целого с быстрым движением отд. нуклонов в несферич. потенц. поле. При этом предполагает­ся, что вращение всего ядра (т. е. несферич. потенц. ямы) происходит достаточно медленно по сравнению со скоростью движения нуклонов. Бо­лее точно это означает, что расстоя­ние между соседними ротац. уровнями должно быть мало по сравнению с рас­стояниями между уровнями энергии нуклонов в потенц. яме. Т. к. адиабатич. приближение для описания энер­гетич. спектра нек-рых несферич. ядер оказывается недостаточным, то вводятся неадиабатич. поправки (напр., на кориолисовы силы и др.), что при­водит к увеличению числа параметров, определяемых из сравнения теории с опытом.

Данные о ротац. спектрах несферич. ядер многочисленны. У нек-рых ядер известно неск. ротац. полос (напр., у ядра ²³⁵U 9 полос, причём отд. ро­тац. полосы «прослежены» вплоть до I=25/2 и более). Есть попытки интер­претировать нек-рые лёгкие ядра как несферические (напр., ²⁴Mg). Моменты инерции таких ядер оказываются при­мерно в 10 раз меньше, чем у тяжёлых. Ротац. модель несферич. ядер позво­ляет описать ряд существ. свойств большой группы ядер. Вместе с тем эта модель не явл. последоват. теори­ей, выведенной из «первых принципов». Её исходные положения постулирова­ны в соответствии с эмпирич. данны­ми о ядрах. В рамках этой модели не объяснён и сам факт возникновения ротац. спектра (вращения ядра как целого).

Сверхтекучесть ядерного вещества — следствие «спаривания» нук­лонов аналогично спариванию эл-нов в сверхпроводниках (см. Сверхпроводи­мость). В безграничном ядре (ядер­ной материи) в единую «ч-цу» (куперовскую пару) объединялись бы нуклоны с равными, но противополож­ными по знаку импульсами и проекци­ями спина. В реальных ядрах предпо­лагается спаривание нуклонов с од­ними и теми же значениями квант. чисел (j, l) и с противоположными проекциями т полного момента вра­щения нуклона. Физ. причина спа­ривания — притягательное вз-ствие ч-ц, движущихся по индивидуальным «орбитам» оболочечной модели. Впер­вые на возможность сверхтекучести яд. материи указал Н. Н. Боголюбов (1958). Одним из проявлений сверхте­кучести яд. материи должно быть на­личие энергетич. щели между сверх­текучим и нормальным состояниями в-ва. Величина этой щели определя­ется энергией связи куперовской пары (энергией спаривания), к-рая для яд. материи (насколько можно судить по разности энергий связи чётных и нечётных ядер) должна составлять примерно 1—2 МэВ. В реальных ядрах наличие энергетич. щели с определён­ностью установить трудно, т. к. спектр яд. уровней дискретен и расстояние между оболочечными уровнями срав­нимо с величиной щели.

Наиболее яркое указание на сверх­текучесть яд. в-ва — отличие момен­тов инерции сильно несферич. ядер от момента тв. эллипсоида. Теория сверх­текучести яд. в-ва удовлетворительно объясняет как величины моментов инерции, так и их зависимость от па­раметра деформации (5. Теория пред­сказывает также скачкообразное воз­растание J в данной вращат. полосе при нек-ром критическом (достаточно большом) спине ядра I. Это явление, аналогичное разрушению сверхпроводимости достаточно сильным магн. полем, пока отчётливо не наблюда­лось. Сверхтекучесть яд. в-ва заметно сказывается на ряде др. свойств ядра: на вероятностях эл.-магн. переходов, на положениях оболочечных уровней и т. п. В целом сверхтекучесть яд. в-ва выражена в реальных ядрах не так ярко, как сверхпроводимость ме­таллов или сверхтекучесть жидкого гелия при низких темп-рах. Причина этого — ограниченность         размеров

ядер, сравнимых с размером куперов­ской пары. Менее надёжны и выводы теории сверхтекучести ядер. Гл. пре­пятствием теории и здесь явл. то об­стоятельство, что вз-ствие между яд. ч-цами не может считаться слабым (в отличие, напр., от спаривательного вз-ствия эл-нов в металле). Поэтому наряду с парными корреляциями сле­довало бы учитывать и корреляции большого числа ч-ц (напр., четырёх). Описанные яд. модели явл. основны­ми, охватывающими гл. свойства боль­шинства ядер. Они, однако, не доста­точны для описания всех наблюдаемых свойств осн. и возбуждённых состоя­ний ядер. Так, в частности, для объяс­нения спектра коллективных возбуж­дений сферич. ядер привлекается мо­дель поверхностных и квадрупольных колебаний жидкой капли, с к-рой ото­ждествляется ядро (вибрацион­ная модель). Для объяснения свойств нек-рых ядер используются представления о «кластерной» струк­туре ядра. Напр., предполагается, что ядро Li значит. часть времени про­водит в виде дейтрона и a-частицы, вращающихся относительно центра масс ядра. Все яд. модели играют роль б. или м. вероятных рабочих гипотез. Последовательное же объяснение наи­более важных свойств ядер на проч­ной основе общих физ. принципов и данных о вз-ствии нуклонов остаётся пока одной из нерешённых фундамен­тальных проблем современной яд. физики.

• Ландау Л. Д., Смородинокий Я. А., Лекции по теории атомного ядра, М., 1955; Бете Г., Моррисон Ф., Элементарная теория ядра, пер. с англ., М., 1958; Давыдов А. С., Теория атом­ного ядра, М., 1958; Айзенбуд Л., В и г н е р Е., Структура ядра, пер. с англ., М., 1959; Гепперт-Майер М., Й е н с е н И., Элементарная теория ядер­ных оболочек, пер. с англ., М., 1958; М и г д а л А. Б., Теория конечных ферми-систем и свойства атомных ядер, М., 1965; С и т е н к о А. Г., Тартаковский В., Лекции по теории ядра, М., 1972; Рейнуотер Дж., Как возникла модель сфероидальных ядер, пер. с англ., «УФН», 1976, т. 120, в. 4, с. 529; Бор О., Враща­тельное движение в ядрах, пер. с англ., там же, с. 543; Моттельсон Б., Эле­ментарные виды возбуждения в ядрах, пер. с англ., там же, с. 564.             

И. С. Шапиро.

ЯНА — ТЕЛЛЕРА ЭФФЕКТ, сово­купность явлений, обусловленных вз-ствием эл-нов с колебаниями ат. ядер в молекулах или тв. телах при наличии вырождения электронных со­стояний. Это вз-ствие приводит либо к

927

 

 

возникновению локальных деформа­ций, к-рые в твёрдых телах могут спо­собствовать структурным фазовым переходам (статич. Я.—Т.э.), либо к образованию связанных электрон-коле­бательных состояний (динамич. Я.— Т. э.). Объяснение Я.—Т. э. основа­но на теореме, сформулированной Г. Яном (Н. Jahn) и Э. Теллером (Е. Teller) в 1937, согласно к-рой любая конфигурация атомов или ионов (за исключением линейной це­почки), где есть вырожденное основ­ное состояние эл-нов, неустойчива относительно деформаций, понижаю­щих её симметрию. Имеется в виду вырождение, отличное от двукратного спинового (крамерсовского). Я.— Т. э. проявляется в оптич. спектрах, при распространении УЗ в среде, в спектрах электронного парамагн. ре­зонанса и др.

• Ян Г. А., Теллер Э., Устойчи­вость многоатомных молекул с вырожден­ными электронными состояниями, в кн.: Нокс Р., Голд А., Симметрия в твёр­дом теле, пер. с англ., М., 1970, с. 209— 42; Ландау Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Квантовая механика, 3 изд., М., 1974; Б е р с у к е р И. Б., Полингер В. В., Вибронные взаимодействия в молекулах и кристаллах, М., 1982.          

К. И. Кугель.

ЯНГА — МИЛЛСА ПОЛЯ, общее наз­вание для совокупности неск. век­торных полей, связанных калибровоч­ными преобразованиями (см. Ка­либровочная симметрия); предложены в 1954 кит. физиком Янг Чжэнь-нином и амер. физиком Р. Миллсом (R. Mills). В отличие от эл.-магн. поля в вакууме для Я.—М. п. не вы­полняется принцип суперпозиции, т. к. они взаимодействуют друг с дру­гом. В квант. теории поля кванты, соответствующие Я.—М. п., имеют спин 1 и нулевую массу покоя. Одна­ко они могут приобретать ненулевую массу покоя в результате спонтанного нарушения симметрии. Примерами квантов Я.—М. п. служат глюоны в квантовой хромодинамике и проме­жуточные векторные бозоны в теории слабого взаимодействия; в этих тео­риях Я.— М. п. играют роль калиб­ровочных (компенсирующих) полей.

А. В. Ефремов.

ЯНСКИЙ (Ян), внесистемная единица спектр. плотности потока излучения, применяется в радиоастрономии. Названа в честь американского учё­ного К. Янского (К. Jansky). 1 Ян=10^-26 Вт/(м²•Гц).

ЯНТАРЬ, смола хвойных деревьев, в осн. палеогенового периода; хим. со­став: С-(76-81)%; Н-(10-10,5)%; О—(7,5—13)%; N и S — десятые доли %. Я. аморфен (каркасный полимер). Бывает бесцветным, прозрачным (ред­ко), жёлтым (обычно), молочно-белым, красно-коричневым (окисленный Я.), очень редко в отражённом свете голу­бым или зелёным. Твёрдость по шкале Мооса 2—2,5; плотность 1000—

1100 кг/см³; электрик, диэлектрич. проницаемость e=2,8, удельное сопротивление r до­стигает 10¹⁹ Ом•см. В эксперим. фи­зике используется как изолятор.

• С а в к е в и ч С. С., Янтарь, Л., 1970; Балтийский самоцвет, Калининград, 1976.

ЯРКОМЕР, фотометрич. прибор для измерения яркости. Оптич схемы Я. с физ. приёмниками излучения пока­заны в ст. Фотометр на рис. в к г. В Я., построенном по первой из этих схем, изображение светящегося тела (источника И) создаётся в плоскости диафрагмы D, ограничивающей раз­меры фотометрируемой части этого тела. Постоянство чувствительности такого Я. при перемещении объектива обеспечивается апертурной диафраг­мой D_a, неподвижной относительно D. В более простом Я., построенном по второй схеме (рис., г), фотометрируемый пучок лучей ограничивают габа­ритная диафрагма D_T и входной зрачок (см. Диафрагма в опти­ке) приёмника П. Диафрагма D_Г рас­полагается вблизи светящего тела или (при фотометрировании больших объектов) на нек-ром удалении от не­го. Простейшим визуальным Я. (эк­вивалентная оптич. схема к-рого соот­ветствует рис., в) явл. глаз человека. Промышленностью выпускаются фо­тометры, с помощью к-рых измеряют яркость постоянных и импульсных ис­точников, визуальный фотометр для измерения т. н. эквивалентной яркос­ти, встроенные в фотоаппараты и отд. фотографич. Я. (экспонометры), яркостные пирометры и др.

• См. лит. при ст. Фотометрия.

А. С. Дойников.

ЯРКОСТИ КОЭФФИЦИЕНТ, от­ношение яркости тела в нек-рой точке и в заданном направлении к яркости (при одинаковых условиях освещения) совершенного отражающего рассеивателя, т. е. рассеивателя, яркость к-ро­го одинакова во всех направлениях, а отражения коэффициент равен 1. Понятие Я. к. относится к излучению, оцениваемому как в энергетических, так и в световых единицах; обознача­ется соответственно b_е, b_v (или в

обоих   случаях     b).         

Д. Н. Лазарев.

ЯРКОСТНАЯ ТЕМПЕРАТУРА (Т_b), физич. параметр, применяемый для количеств. характеристики спектраль­ной плотности энергетич. яркости любого тела, нагретого до темп-ры Т и имеющего сплошной спектр. Спек­тральной плотностью энергетич. ярко­сти b(l, Т) наз. величина энергии из­лучения в единичном интервале длин волн, испущенной в ед. времени в еди­ничный телесный угол и приходящий­ся на ед. площади поверхности, пер­пендикулярной направлению рас­пространения излучения. Я. т. Т_b рав­на такой темп-ре Т абсолютно чёрного тела, при к-рой b_ч.т. (l, Т) чёрного тела равна b (l, Т) исследуемого тела

(в одном и том же интервале длин волн).

Понятие Я. т. применяется в оптич. пирометрии, при изучении косм. ис­точников излучения (Солнца, звёзд, газовых туманностей, планет и др.). В общем случае Я. т. определяется по ф-ле Планка (см. Планка закон излучения). В спектральной области, где применим Рэлея — Джинса закон излучения (обычно это — диапазон ра­диоволн), T_b=l²F_l/2750W, где F_l — по­ток излучения на волне l, W — угло­вые размеры источника излучения. Я. т. Т_b и термодинамич. темп-ра Т связаны соотношением

T=T_bC₂/(C₂+lT_b lna_{l, T}),

где a_{l, T} — спектральный коэффициент поглощения тела, С₂=0,014388 м•К. Для нечёрных тел a _{l, T}<1, поэто­му всегда Т_b<Т. Для большинст­ва металлов при Т ~ 1000—3000 К в видимой области спектра значение a_{l, T} лежит между 0,3 и 0,7, поэтому для них Т_b меньше Т на 50—400 К. Для Солнца на волне l=450 нм (4500Å)T_b= 6200 К, а на волне 650 нм (6500 Å) — ок. 6000 К. Для Венеры Т_b=600К (l=3,15 см), для Юпи­тера Т_b=200К (l=8—14 мкм).

ЯРКОСТЬ (L), поверхностно-прост­ранственная плотность светового пото­ка, исходящего от поверхности, равна отношению светового потока dФ к гео­метрическому фактору dWdAcosq:

L = dФ/dWdAcosq.

Здесь dW — заполненный излуче­нием телесный угол, dA — площадь участка, испускающего или принимаю­щего излучение, 9 — угол между пер­пендикуляром к этому участку и на­правлением излучения. Из общего определения Я. следуют два практи­чески наиболее интересных частных определения: 1) Я.— отношение силы света dI элемента поверхности к пло­щади его проекции, перпендикулярной рассматриваемому направлению: L=dI/dAcosq. 2) Я.— отношение осве­щённости dE в точке плоскости, пер­пендикулярной направлению на ис­точник, к элементарному телесному углу, в к-ром заключён поток, соз­дающий эту освещённость:

L=dE/dWcosq.

Я. измеряется в кд•м^-2 (нитах). Из всех световых величин Я. наибо­лее непосредственно связана со зри­тельными ощущениями, т. к. освещён­ности изображений этих предметов на сетчатке глаза пропорциональны Я. этих предметов. В системе энергети­ческих фотометрических величин ана­логичная Я. величина наз. энерге­тической Я. и измеряется в Вт•ср^-1•м^-2.                        

Д. Н. Лазарев.