БСЭ БСЭ - Большая Советская Энциклопедия (ЯД)

Различные механизмы Я. р. отличаются разным временем протекания. Наименьшее время имеет прямая Я. р. Это время, которое необходимо частице, чтобы пройти область пространства, занимаемую ядром (~ 10 -22 сек ) . Среднее время жизни составного ядра значительно больше (до 10 -15— 10 -16 сек ) . При малых энергиях налетающих частиц основным механизмом Я. р., как правило, является образование составного ядра (за исключением Я. р. с дейтронами). При больших энергиях преобладают прямые процессы.

Характер зависимости эффективных сечений Я. р. s от энергии x налетающих частиц s(x) различен для разных механизмов Я. р. Для прямых процессов зависимость s(x) имеет монотонный вид. В случае Я. р., идущих с образованием составного ядра, при малых энергиях частиц в s(x) наблюдаются максимумы, которые соответствуют уровням энергии составного ядра. В области больших энергий (x ³ 15 Мэв для средних и тяжёлых ядер) уровни энергии составного ядра перекрываются и сечение монотонно зависит от энергии. На этом фоне выделяются более широкие максимумы, соответствующие возбуждению изобар-аналоговых состояний (состояний ядра, у которых изотопический спин больше, чем в основном состоянии), а также т. н. гигантские резонансы. Эти более широкие максимумы соответствуют уровням ядра, образующимся при слиянии ядра с налетающей частицей; они имеют более простую структуру, чем уровни составного ядра. Время жизни т возбуждённого ядра связано с полной шириной Г наблюдаемых максимумов соотношением: ( — Планка постоянная ) .

При распаде составного ядра конечное ядро может образовываться как в основном, так и в возбуждённых состояниях. Энергетический спектр продуктов распада составного ядра в области более высоких энергий состоит из отдельных линий, в области низких энергий вылетающих частиц имеет широкий максимум. Угловое распределение конечных продуктов (в системе центра масс) в резонансной области энергии симметрично относительно направления, образующего угол 90° с направлением налетающих частиц. В области энергии, где энергетические уровни составного ядра перекрываются, квантовые характеристики различных уровней составного ядра усредняются и угловое распределение испускаемых частиц оказывается, как правило, сферически симметричным.

Частицы — продукты Я. р., как правило, поляризованы. Поляризация возникает и в том случае, когда пучок бомбардирующих частиц не поляризован. Если же он поляризован, то наблюдается азимутальная асимметрия продуктов Я. р. (см. Поляризованные нейтроны , Ориентированные ядра ).

Я. р. под действием нейтроновв большинстве случаев протекают с поглощением энергии Q . При Я. р. (n, p) для большинства ядер Q невелико (исключение составляют 3H и 14N). Для Я. р. (п, а) в случае лёгких ядер поглощаемая энергия Q также невелика (исключение составляют 6Li и 10B), для средних и тяжёлых ядер выделяется небольшое количество энергии. Я. р., в которых образуется больше 2 частиц, протекают с поглощением энергии, равной энергии, необходимой для отделения нейтрона от ядра, например для Я. р. (n, 2n) она~10 Мэв . Особое место в этом смысле занимает реакция деления тяжёлых ядер, которая сопровождается выделением большого количества энергии. Реакция деления для некоторых ядер (например, 238U) имеет энергетический порог (нейтроны должны иметь достаточно большую энергию), связанный с необходимостью преодоления потенциального барьера деления. Деление под действием медленных нейтронов испытывают ядра 235U, 242Am, 245Cm, 249Cf (см. Ядра атомного деления ).

Для медленных нейтронов основной процесс — радиационный захват нейтрона — Я. р. (n, g). Исключение составляют 3He и 14N, для которых основной процесс — Я. р. (n, p), а также 6Li и 10B, для которых преобладает Я. р. (n, a). У средних и тяжёлых ядер потенциальный барьер препятствует вылету протонов и a-частиц. Область энергий x nмедленных нейтронов является резонансной. Большинство ядер обнаруживает резонансный захват при x n³ нескольких эв . При x n< 1 эв для большинства ядер эффективное сечение захвата обратно пропорционально скорости нейтронов (закон 1/ v ).

С увеличением энергии нейтронов x nуменьшается вероятность резонансного захвата и увеличивается вероятность их упругого рассеяния ядрами (n,n’). Когда x nстановится больше энергии первого возбуждённого состояния ядра-мишени (десятки и сотни кэв ), возможно неупругое рассеяние нейтронов (n,n’). При x nпорядка нескольких Мэв главную роль играют упругое и неупругое рассеяния нейтронов; становятся заметными Я. р. (n, p) и (n, a), однако их сечения меньше сечения (n, n'). Когда x nдостигает 5—10 Мэв , преобладающую роль играют Я. р. (n, 2n).

Я. р. под действием протонов.Взаимодействию протонов с ядрами препятствует кулоновский барьер, поэтому для лёгких ядер Я. р. с протонами наблюдаются лишь начиная с энергий протонов x pпорядка нескольких сотен кэв , а для тяжёлых ядер — нескольких Мэв . При малых x pосновная Я. р. — радиационный захват протонов (p, v), а также упругое (р, р) и неупругое (р, p') рассеяния протонов ядрами. У лёгких ядер в области малых x pвероятность Я. р. носит резонансный характер. У средних и тяжёлых ядер она достигает заметной величины лишь в области энергий, где резонансной структуры нет. В области энергии x p, близких к высоте кулоновского барьера, наблюдается возбуждение небольшого числа изобар-аналоговых состояний. Сечение Я. р. имеет заметную величину начиная с 0,5 x 0(x 0— энергия, соответствующая высоте кулоновского барьера) и монотонно растет. Я. р. (p, n) становится преобладающей, если составное ядро имеет энергию возбуждения, достаточную для испускания нейтрона с энергией ³ 1 Мэв . При дальнейшем увеличении x pконечное ядро может иметь достаточную энергию для испускания второй частицы. В этом случае наблюдаются реакции (p, 2n) и (p, pn).

Я. р. под дейсгвием a-частиц.Для a-частиц кулоновский барьер ещё выше и достигает для тяжёлых ядер 25 Мэв . 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 реакции (a, n) и (a, p) равновероятны. При увеличении энергии а- частиц наиболее вероятной становятся Я. р. (a, 2n), (a, pn). Резонансная структура энергетической зависимости сечений этих Я. р. наблюдается только у лёгких ядер и при относительно малых энергиях a-частиц. Продукты Я. р. (a, n) обычно cb-активны, для Я. р. (a, p) — стабильные ядра.

Я. р. под действием дейтроновхарактеризуются наиболее высоким выходом по сравнению с др. Я. р. под действием заряженных частиц. Например, выход реакции 9Be (d, n) 10. В при энергии дейтрона x d16 Мэв достигает 0,02, а для Я. р. с другими заряженными частицами таких энергий — порядка 10 -3— 10 -6. Я. р. с дейтронами могут протекать с образованием составного ядра, путём расщепления дейтрона кулоновским полем ядра мишени и прямым механизмом срыва. Эффективные сечения этих трёх процессов примерно одного порядка. Т. к. в дейтроне среднее расстояние между протоном и нейтроном относительно велико, а их энергия связи мала, то при бомбардировке ядер дейтронами наиболее вероятен захват ядром лишь одного из нуклонов дейтрона, тогда как второй пролетает дальше, не испытав взаимодействия с ядром. В этом случае Я. р. осуществляется не внутри ядра, а на его поверхности. Протоны и нейтроны, образующиеся в Я. р. срыва, летят в основном вперёд. Дейтроны, ускоряемые в циклотронах, широко используются для получения радиоактивных нуклидов и интенсивных потоков нейтронов (см. Нейтронные источники ).