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~r1/3 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 ξсв. 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 ξсв/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 ξсв/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
ξсв/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 sмакс=pR2. Для нуклонов с энергией ξ»10/A2/3 МэВ, l»R В области малых энергий l>>R и сечение s определяется уже не величиной R, а значением l, напр. для медленных нейтронов sмакс»pl2. В промежуточной области энергии sмакс =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 ξn большем неск. эВ. С увеличением ξn уменьшается вероятность радиационного захвата нейтронов и увеличивается вероятность их упругого рассеяния ядрами —Я. р. (n, n). Когда ξn становится больше энергии первого возбуждённого состояния ядра-мишени (десятки и сотни кэВ), возможно неупругое рассеяние (n,n'). При ξn~1 —2 МэВ гл. роль играют процессы упругого и неупругого рассеяния, становятся заметными Я. р. (n, p) и (n, a). Когда ξn 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 ξр=0,5 ξ0 и монотонно растёт. Для лёгких ядер Я. р. с протонами наблюдаются лишь начиная с ξр~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(ξр) в области малых ξр носит резонансный характер, у средних и тяжёлых ядер s достигает заметной величины лишь в области энергий, где резонансной структуры нет. В области ξр~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 ξp 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 ξa наиб. вероятной становятся Я. р. (a, 2n), (a, pn). Резонансная структура s(ξa) 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 ξd=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(A11/3+A21/3), 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 sд=0,3 барна. Напротив, ядро 235U делится под действием нейтронов любых энергий, причём с уменьшением ξ sд 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) sр(5) = 100 барн, а в 238U sр(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 rU, rз— концентрации урана и замедлителя, sUп ,sзп— 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 Кэф=К¥P нейтронов, и если Kэф>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. Kэф-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 Kэф>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: Kэф-1<<m, тогда:
т. е. мгновенные нейтроны не играют роли в развитии реакции. Т. о., если Kэф<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.
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 ξсв 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 Мкр, зависящую от плотности r в-ва и его геом. конфигурации. Размер R системы должен превышать критич. размер Rкр порядка длины свободного пробега l нейтрона. Т. к. l~1/r, то определяющей величиной явл. т. н. оптич. толщина системы t=rR. При М>Мкр (R >Rкр) состояние системы надкритично, и развитие цепной реакции может привести к Я. в. (в отличие от ядерного реактора, где М=Mкр и состояние системы критично). Для 235U r=19,5 г/см3 и при сферич. форме системы Mкр=50 кг (Rкр=9 см), для 239Pu Мкр=11 кг, для 233U Мкр=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/Mкр) невелика (M/Mкр=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 Rкр, что уменьшает Мкр. Характерное время между двумя столкновениями нейтронов с ядрами в-ва
t=l/vп~10 -8c при энергии нейтронов ξп~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 ξп, 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 ξср=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 T1/2=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 gр=2•675 рад-с-1), g — безразмерная величина, определяемая структурой ядра (яд. g-фактор), по порядку равная неск. ед.; b=eћ/mpc —
918
ядерный магнетон (mp 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 MI спина I вдоль поля Н0 может принимать одно из (2I+1) целочисленных значений, и условие:
ξH=-mH0=mH0cosj=- gbH0MI (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 DMI — разность магн. квант. чисел уровней (интенсивный ЯМР наблюдается при DMI=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 (Mz) и поперечные (Мх и My) яд. намагниченности.
Вз-ствие спинов между собой (спин-спиновое взаимодействие) не может изменить их суммарной энергии и влиять на установление значения Mz. Чтобы изменить Mz, необходим обмен энергией спинов с окружением (с и и н -р е ш ё т о ч н о е взаимодействие). Мх и Му, напротив, изменяются вследствие спин-спинового вз-ствия и (в идеальном случае) не зависят от спин-решёточного вз-ствия. Скорости изменения Mz, Мх и My 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 dH=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^Ho (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 Jя=cяН0, где cя— яд. магнитная восприимчивость (на 1 моль), зависящая от темп-ры (Кюри закон). Яд. намагниченность Jя 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 Kэф в активной зоне или реактивностью r= (Kэф-1)/Kэф. Если Kэф>1,то цепная реакция нарастает во времени, Я. р. находится в надкритичном состоянии и его реактивность r>0; если Kэф<1, то реакция затухает, реактор подкритичен, r<0; при Кэф=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 Kэф>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 ξп>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:
Kэф=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 sз к сечению деления sд. Для естеств. урана h=1,32.
Табл. 1. ЗНАЧЕНИЯ n и h ДЛЯ ТЕПЛОВЫХ НЕЙТРОНОВ (по данным на 1977)
При увеличении энергии ξn нейтрона, вызывавшего деление, v растёт по закону: n=nт+0,15 ξn, где nт 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 Kэф>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 Т1/2=9,2 ч, выход при делении 6—7%. Осн. часть 135Хе образуется в результате распада 135I (T1/2 =6,8 ч). При отравлении Kэф 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 sз, большими и меньшими, чем сечения захвата делящихся ядер. Концентрация первых (гл. обр. 149Sm, изменяющий Кэф 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 Кк. Табл. 2 даёт Kк=0,25. Величина Кк 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 Kв (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 (Kэф = 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 nз нейтронов). Время запаздывания tз = 0,2—55 с. Если Kэф-1£nз/n0, то число делений в Я. р. растёт (Kэф>1) или падает(Kэф<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 Mсолн(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 Fn 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 Mсолн 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).Mсолн/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. A1/3. Эфф. радиус ядра R даётся формулой:
R=аА1/3, (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-Rc)/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 ξсв — 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.
ξсв=(Zmр+Nmn-М)с2. Здесь mр, mn и М — массы протона, нейтрона и ядра. Замечательной особенностью Я. а. явл. тот факт, что ξсв приблизительно пропорц. числу нуклонов в ядре, так что удельная энергия связи ξсв/А слабо меняется при изменении А (для большинства ядер ξсв/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 ξсв 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 ξсв как ф-ции Z при фиксированном А. Это условие определяет связь между Z и А для стабильных ядер:
Z=A (1,98+0,15A2/3)-1. (5)
Ф-ла (3) не учитывает квант. эффектов, связанных с деталями структуры ядер, к-рые могут приводить к скачкообразным изменениям ξсв вблизи нек-рых значений А и Z (см. ниже). Структурные особенности в зависимости ξсв 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 IР или I± Имеет место след. эмпирич. правило: для осн. состояний ядер (с наименьшей энергией) с чётными А и Z Ip=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 IР 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 IР 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 mn=-1,913 и mр=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 ξK ротац. уровня нечётного ядра, имеет вид:
где dK =0, если К¹1/2 и dK,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 Da, неподвижной относительно D. В более простом Я., построенном по второй схеме (рис., г), фотометрируемый пучок лучей ограничивают габаритная диафрагма DT и входной зрачок (см. Диафрагма в оптике) приёмника П. Диафрагма DГ 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 bе, bv (или в
обоих случаях b).
Д. Н. Лазарев.
ЯРКОСТНАЯ ТЕМПЕРАТУРА (Тb), 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. Тb равна такой темп-ре Т абсолютно чёрного тела, при к-рой bч.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), Tb=l2Fl/2750W, где Fl — поток излучения на волне l, W — угловые размеры источника излучения. Я. т. Тb и термодинамич. темп-ра Т связаны соотношением
T=TbC2/(C2+lTb lnal, T),
где al, T — спектральный коэффициент поглощения тела, С2=0,014388 м•К. Для нечёрных тел a l, T<1, поэтому всегда Тb<Т. Для большинства металлов при Т ~ 1000—3000 К в видимой области спектра значение al, T лежит между 0,3 и 0,7, поэтому для них Тb меньше Т на 50—400 К. Для Солнца на волне l=450 нм (4500Å)Tb= 6200 К, а на волне 650 нм (6500 Å) — ок. 6000 К. Для Венеры Тb=600К (l=3,15 см), для Юпитера Тb=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.