Text
                    С. ГЛ ЕС С ТОН
:.глесстон
ATOM
томно*
ЯДРО
томная
АТОМ
а ▼ о м н о •
ЯДРО
атом мая
энергия



SOURCEBOOK ON ATOMIC ENERGY BY SAMUEL GLASSTONE Consultant to the United States Atomic Energy Commission Second Edition D. VAN NOSTRAND COMPANY, INC. PRINCETON, NEW JERSEY TORONTO LONDON NEW YORK 19 5 8
С. Глесстон АТОМ АТОМНОЕ ЯДРО АТОМНАЯ ЭНЕРГИЯ РАЗВИТИЕ СОВРЕМЕННЫХ ПРЕДСТАВЛЕНИЙ ОБ АТОМЕ И АТОМНОЙ ЭНЕРГИИ Перевод с английского М, Н. Флеровой Под редакцией ((на д. Л. А. А р т$ и м о в и ч а ИЗДАТЕЛЬСТВО ИНОСТРАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ Москва 1961
В книге последовательно и подробно в научно-популяр- ной форме описывается развитие наших знаний о строении вещества и атомах, о радиоактивности и свойствах атом- ного ядра, рассказывается о всех основных научных откры- тиях атомной физики. Подробно излагаются история откры- тия атомной энергии и достижения последнего времени в области применения атомной энергии. Описываются мощные экспериментальные методы ядерной физики в области иссле- дования элементарных частиц, в том числе ускорители. Энциклопедический охват огромного материала автор сочетает с простым, наглядным и увлекательным стилем изложения. Книга рассчитана на широкий круг читателей. Ее с инте- ресом прочтут физики, химики, математики, инженеры и биологи разных специальностей; много нового найдут в ней историки естественных наук, преподаватели вузов, техникумов и студенты. Редакция литературы по физике
ПРЕДИСЛОВИЕ РЕДАКТОРА ПЕРЕВОДА Автор этой книги, американский физико-химик Глесстон поставил своей целью познакомить возможно более широкий круг читателей с осно- вами атомной и ядерной физики, а также с теми новыми направлениями науки, которые возникли в связи с мирным использованием атомной энергии. Изложение охватывает весь круг важнейших проблем, относящихся к строению атомов и атомных ядер, к свойствам элементарных частиц, законам, управляющим различными видами ядерных реакций и радио- активых превращений,— включая обзор экспериментальных методов, которые применяются для ускорения заряженных частиц и регистрации ядерных процессов. Большое внимание в книге уделяется атомным реакто- рам и разнообразным применениям радиоактивных изотопов и ядерных излучений. Требования, предъявляемые автором книги к уровню физико-мате- матической подготовки читателя, сведены к минимуму. В области мате- матики они не выходят за пределы элементарной алгебры и геометрии, а в области физики и химии предполагаемый минимум знаний даже трудно оценить, так как книга начинается с изложения элементарных сведений об электричестве. При таком подходе автор оказывается перед крайне трудной зада- чей — быстро провести неподготовленного читателя по длинной и крутой лестнице современных физико-математических знаний, вплоть до самых последних достижений науки. Естественно, что по этой причине автору часто не удается найти надлежащее объяснение для тех или иных труд- ных вопросов. Вместе с тем иногда он отводит слишком много места для излишне подробного изложения элементарных сведений из области химии и физики. Характерной особенностью книги Глесстона, отличающей ее почти от всех популярных книг по атомной энергии, является последовательно проводимый исторический подход к изложению материала. Каждый из важнейших научных результатов приводится в его историческом разви- тии — от самых истоков до последних связанных с ним исследований.
6 Предисловие редактора перевода Так, например, в книге излагается вся история возникновения и развития представлений о строении атома, причем некоторые из сообщаемых исто- рических фактов, вероятно, неизвестны даже значительной части специа- листов-физиков. Поэтому книга может рассматриваться также как своего рода пособие по истории развития современной атомной и ядерной физики. При переводе книги пришлось внести некоторые добавления и изме- нения. Добавления, сделанные в виде примечаний, а также внесенные в таблицы, по большей части определялись желанием привести сообщае- мые сведения в соответствие с данными, которые появились после выхода в свет американского издания книги. Кроме того, ряд исправлений был внесен непосредственно в текст в тех случаях, когда автором допускались фактические, ошибки или же изложение носило небрежный характер. Значительные затруднения возникли при переводе названия книги. Английское название книги «Sourcebook он Atomic Energy» означает «Источник сведений об атомной энергии», что в качестве названия книги в русском издании было бы неудачным и, кроме того, как видно из вы- шеизложенного, не соответствует ее содержанию. Поэтому название книги было изменено. Академик Л. Арцимович
ОТ АВТОРА Я хочу поблагодарить всех тех, чьи имена упомянуты в первом изда- нии этой книги, за помощь, оказанную при подготовке рукописи. В осо- бенности мне хотелось бы выразить большую благодарность покойному Альберто Томпсону, чья предусмотрительность и настойчивость позво- лили мне выполнить эту работу. При подготовке пересмотренного издания книги очень полезными оказались предложения и замечания многих моих коллег и корреспондент тов. Я хочу выразить особую благодарность Фришу, Гроссе, Сциларду и Юри за интересные исторические данные, Уокерлингу и Браднеру из Ла- боратории излучений Калифорнийского университета за предоставление иллюстраций, помощнику директора Службы технической информации Ко- миссии по атомной энергии Фраю него сотрудникам, в особенности Оуин- гсу и Фейнстейну, за сотрудничествб и поддержку Холмсу за помощь в’ра- боте над рисунками, директору Лос-Аламосско11 лаборатории Бредбери и его сотрудникам за предоставление в мое распоряжение прекрасных возможностей этой лаборатории. В заключение я хочу выразить признательность моей жене за не- прерывную помощь в течение всей работы. С. Глесстпон Лос-Аламос, январь 1958 г.

Глава 1 ОСНОВЫ АТОМНОЙ ТЕОРИИ I. ПРЕДСТАВЛЕНИЕ ОБ АТОМЕ § I. Ранний пергюд истории атома Общее представление об атомном строении материи, по-видимому, существовало уже за 2500 лет до настоящего времени — у ученых древней Греции и даже ранее — у индийских философов еще более далеких веков. В 5 веке до н. э. Левкипп и его ученик Демокрит, основатели гре- ческой школы атомистов, учили, что все материальные предметы состоят в конечном счете из маленьких неделимых частиц, которые Демокрит наз- вал atoma (атомами)1). Хотя это учение поддерживалось Эпикуром, идеи которого были подробно развиты Лукрецием в его знаменитой латинской поэме De Rerum Natura (О природе вещей) в начале 1 века до н. э., однако оно не получило широкого распространения главным образом из-за воз- ражений влиятельного греческого философа Аристотеля (384—322 гг. до н. э.). Таким образом, атомные представления оставались забытыми в течение нескольких столетий, пока они не возродились в активный период развития науки, который последовал за Возрождением в Европе. В 16 и 17 веках философы и ученые, такие как Галилео Галилей в Италии, Рене Декарт во Франции и Фрэнсис Бэкон, Роберт Бойль и Исаак Ньютон в Англии, считали, что материя не непрерывна по своей природе,а состоит из неделимых частиц, или атомов. § 2. Далътон и атомная теория Однако лишь в 19 веке работы химиков превратили атом из смутной философской идеи в вещественную реальность, тогда как открытия физи- ков положили начало накоплению сведений о внутренней структуре атома. Честь создания современной атомной теории обычно приписывается английскому школьному учителю Джону Дальтону, который заинтере- совался этим вопросом в результате своих исследований по растворимости газов в воде и других жидкостях. Роль, которую он сыграл в развитии атомной теории, хотя и очень велика, но часто понимается неправильно. Так, говоря о роли Дальтона, немецкий физико-химик Нернст заявил, что «благодаря одному усилию современной науки она [атомная теория] возникла подобно фениксу из пепла древней греческой философии». То, что такое утверждение является неправильным, можно доказать 2) Термин атом, происходящий от двух греческих слов «а» (не) и «темнеин» (резать), означает «неделимый».
10 Глава 1. Основы атомной теории с помощью цитаты из «Новой системы химической философии» Дальтона, опубликованной в 1808 г., в которой он подробно изложил свои представ- ления об атоме как о единице химической структуры. Рассматривая такое вещество, как вода, в газообразном (пар), жид- ком и твердом (лед) состояниях, Дальтон говорит: «Наблюдения приводят к выводу, который, по-видимому, является общепринятым, что все тела сколько-нибудь заметной величины... состоят из громадного числа чрез- вычайно маленьких частиц, или атомов материи, связанных между собой силами притяжения». Слова «который, по-видимому, является общепри- нятым» многозначительны, так как из них можно заключить, что пред- ставление об атомном строении материи уже получило широкое распро- странение. Можно предположить, что Дальтон был обязан своими идеями Ньютону, труды которого он, вероятно, изучал, так как в своих записках к лекции, прочитанной им. в Королевском институте в Лондоне в январе 1810 г., он говорит; «Ньютон ясно показал,., что упругая жидкость (т. е. газ) состоит из маленьких частиц, или атомов материи». Не вызывает также сомнений тот факт, что ирландские химики Брайан Хиггинс (1737—1820 гг.) и его племянник Уильям Хиггинс (1769—1825 гг.) совершенно ясно высказывались по поводу атомных соединений на несколько лет раньше Дальтона. Почему же в таком случае последнего считают основателем атомной теории? Ответ заключается в том, что Дальтон обосновал эту теорию количественно. Показав, как можно определить относительные веса различных атомов, он придал реальность чисто абстрактной идее. В докладе, представленном Литературному и философ- скому обществу в Манчестере (Англия) в октябре 1803 г., Дальтон пишет: «Исследование относительных весов неделимых частиц [атомов] различных тел — тема, насколько я знаю, совершенно новая. Я недавно провел это исследование со значительным успехом». В большинстве случаев опреде- ленные им веса впоследствии оказались ошибочными, но Дальтон посеял семя, которое выросло там, где другие перед этим только взрыхлили почву. В Лоуэлловских лекциях на тему «Наука в современном мире», прочитанных в Гарвардском университете в 1925 г., англо-американский философ и математик Уайтхед сказал: «Изучая историю развития челове- ческой мысли, необходимо отличать реальное течение, определяющее целый период, от безрезультатных, случайно возникающих идей. В 18 веке каждый хорошо образованный человек читал Лукреция и увлекался пред- ставлениями об атомах. Но Дальтон сделал их полезными развитию науки; атомизм, с точки зрения пользы, явился новой идеей». Атомная теория клас- сических мыслителей носила характер неясной философской идеи, в то время как теория, созданная Дальтоном, была значительно более опре- деленной. Она позволяла объяснить или по крайней мере интерпретиро- вать многие химические данные и, что особенно важно, направляла на путь дальнейших экспериментов и исследований. Со времен Дальтона атомная гипотеза играла все возрастающую роль в науке, сначала в химии, а позднее и в физике. Правда, некоторые ученые, среди них довольно известные, как, например, немецкий физико-химик Вильгельм Оствальд, сомневались в существовании атомов, но к началу текущего столетия даже эти противники были побеждены. В настоящее время аргументы в пользу атомной структуры материи настолько много- численны и убедительны, что атомные представления получили всеобщее признание не как теория, а как установленный факт.
II, Химические элементы 11 И. ХИМИЧЕСКИЕ ЭЛЕМЕНТЫ § 3. Теория четырех элементов Параллельно с развитием атомной теории человеческие умы из поко- ления в поколение занимал другой важный принцип, также основанный на греческой филосдфии. Размышляя о строении Вселенной, Эмпедокл в 5 веке до н. э. высказал идею о том, что вся материя состоит из четырех «элементов», а именно из огня, земли, воздуха и воды. Вероятно, в этом отношении так же, как и в представлении об атомах, древние индийские мыслители опередили греков, однако наши современные представления происходят непосредственно от последних. Поддержанная Аристотелем и другими учеными теория четырех элементов была широко принята на протяжении более двух тысяч лет, несмотря на отсутствие четких пред- ставлений о ее конкретном смысле. Некоторые ученые, несомненно, рассматривали эти элементы как обычные землю, воздух, огонь и воду, в то время как другие мыслили их себе скорее в качестве некоторых представителей физических свойств (признаков). Аристотель, например, считал, что вся материя состоит из одного первичного вещества, которое он назвал hyle (вещество, материя)1). Это вещество может приобретать в различных количествах четыре каче- ства, илп «принципа»,— горячее, холодное, сухое и влажное. Так, воз- дух—горячий и влажный, вода — холодная и влажная, огонь — горячий и сухой и земля —холодная и сухая. Различие между вещества мирассматрива- лось как следствие изменений в первичных качествах, причем считалось, что основная материя всегда остается неизменной. По-видимому, именно такая интерпретация теории четырех элементов служила основанием для тщетных попыток древних алхимиков превра- тить обычные металлы в золото. На протяжении сотен лет все попытки осу- ществить такое превращение кончались полной неудачей, однако в настоящее время благодаря накопленным знаниям о свойствах атомов превращение одного элемента в другой ежедневно производится во многих лабораториях (гл. 10). § 4. Элементы и соединения Хотя теория Аристотеля была широко распространена еще в 17 веке, тем не менее стали возникать сомнения в способности этой теории объяс- нить природу различных форм материи. Одно из самых сильных возраже- ний было высказано Робертом Бойлем, ирландцем по происхождению, в книге «Химик-скептик», опубликованной в Лондоне в 1661 г. В этой книге он дал свою собственную интерпретацию элемента. Так, он писал: «Так же как те химики, которые говорят наиболее простым языком, я под- разумеваю под элементами некоторые примитивные и простые или совершенно несмешанные тела, которые, поскольку они не состоят ни из каких других тел или одно из другого, являются ингредиентами, из кото- рых... смешанные тела составляются непосредственно и на которые они в конечном счете разделяются... Я не должен смотреть на какое-либо тело, как на... элемент... если оно не совершенно однородно и может х) В более поздние годы это название было изменено, по-видимому, Роджером Бэконом в 13 веке на прошил от protos и hyle, что означает основная, или первичная, материя.
12 Глава 1, Основы атомной теории в дальнейшем разделиться на некоторое, хотя бы и малое, число от- дельных элементов». Высказывалось мнение о том, что данное выше представление об элементе не принадлежит самому Бойлю, и некоторое подтверждение такого мнения можно найти в его собственных словах «так же как те химики, которые говорят наиболее простым языком», стоящих в начале вышепри- веденной цитаты. Может быть это и так, но и в данном случае остается фактом то, что Бойль ясно выразил основные идеи, из которых развились современные представления о природе элементов. Однако прошло более ста лет, прежде чем эти идеи оказали сколько-нибудь ощутимое влияние на научную мысль. Только после того, как французский химик Лавуазье в 1774 г. доказал, что воздух является не простым веществом, а смесью по крайней мере двух различных газов, называемых теперь азотом и кислородом, а также после работы Джозефа Пристли и Генри Кэвен- диша (1781 г.), в которой было установлено, что вода состоит из водорода и кислорода, теория четырех элементов была окончательно отвергнута. Вместо нее Лавуазье в 1789 г. установил современное понятие элемента следующим образом: «Мы применяем термин элементы... к телам, чтобы выразить наше представление о последнем пределе, которого может достичь анализ». Таким образом, элемент рассматривается как вещество, содержащее, насколько известно, только один род материи, которое нельзя любым известным способом разложить на нечто более простое. На этой основе Лавуазье заменил четыре элемента греческих филосо- фов таблицей 33 элементов, из которых более 20 считаются элементами и в настоящее время. К 1819 г. шведскйй химик Берцелиус увеличил это число до 50. В настоящее время насчитывается 90 различных элементов, о которых определенно известно, что они имеются на Земле; еще несколько элементов можно получить с помощью методов, о которых говорится в гл. 16. Все материальные тела состоят по крайней мере из одного элемента; если два или более элемента соединяются друг с другом в процессе химической реакции, то получающийся в результате продукт называется соединением. § 5. Определение элемента До начала настоящего столетия химический элемент определялся просто как форма материи, которую нельзя разделить на другие формы. Теперь, с открытием явлений радиоактивности, сопровождающихся само- произвольным превращением одного элемента в другой (гл.5),и с развитием методов превращения и расщепления многих элементов (гл. 9) такое точ- ное определение дать нелегко. В последующих главах показано, что эти процессы, как самопроизвольные, так и осуществляемые искусственными методами, связаны с очень большими количествами энергии. С другой стороны, в химических реакциях изменения энергии много меньше по порядку величины. Таким образом, элемент можно описать как форму материи, которая не может быть разложена на более простые формы (или получена из них) путем химических реакций, т. е. путем реакций, связан- ных с относительно малыми количествами энергии. Несмотря на несколько неясный характер этого определения1), в настоящее время не существует каких-либо сомнений относительно того, является ли данное .вещество элементом или соединением. Имеющиеся теперь многочисленные способы i) Элемент может быть определен более точно как форма материи, все атомы кото- рой имеют одинаковый заряд ядра (гл. 4).
III. Определение атомных весов 13 проверки, основанные на характерных физических свойствах, таких, как оптический спектр, спектр масс и спектр рентгеновских лучей, позволяют различать и идентифицировать элементы. Атом может быть теперь определен как мельчайшая возможная или первичная частица элемента, причем каждый элемент имеет свои, харак- терные для него одного атомы. Как будет видно из гл. 4, атом имеет внутреннее строение и может быть расщеплен на внутриатомные частицы. Но эти частицы, большинство из которых имеет электрическую природу, не имеют свойств, характерных для элемента. Если подразумевать, что идентичность элемента должна быть сохранена, то атом можно считать неделимым. § 6. Символы и формулы Чтобы наглядно представить образование соединения из элементов, Дальтон ввел для атомов ряд символов. Так, атом кислорода он обоз- начил кружком, атом водорода — кружком с точкой в середине, а атом азота — кружком, пересеченным вертикальной чертой. Такой способ записи химических формул был довольно громоздким при рассмотрении соединений, и, кроме того, открытие каждого нового элемента порождало проблему обозначения его подходящим символом. Эта трудность была преодолена Берцелиусом, который придумал метод, давший основу для символического представления элементов и соединений, применяемого в настоящее время. В своем трактате «О теории химических соотношений» (Париж, 1819 г.) Берцелиус предложил «использовать в качестве химических сим- волов буквы алфавита, так как их легко писать и печатать без искажения текста», и использовать для этой цели «одну или несколько начальных букв латинского названия каждого элемента». Таким образом, кислород (oxygenium) был обозначен символом О, водород (hydrogenium) — Н,медь (cuprum) — Си, золото (aurum) — Аи, серебро (argentum)—Ag и т. д.1) Обозначение соединения, или, как его обычно называют, формула сое- динения, получается как комбинация символов соответствующих элементов с индексами, указывающими число присутствующих в соединении атомов. Так, формулу воды, представляющей собой химическое соединение двух атомов водорода с одним атомом кислорода, записывают в виде Н2О; серная кислота, содержащая два атома водорода, один атом серы и четыре атома кислорода, имеет формулу H2SO4 и т. д. III. ОПРЕДЕЛЕНИЕ АТОМНЫХ ВЕСОВ § 7. Система атомных весов Дальтона Как упоминалось выше, пожалуй, наиболее значительным вкладом Дальтона в атомную теорию была его попытка определить относительные массы, или веса2), атомов. Реальные атомы, конечно, слишком малы, чтобы Ч Некоторые символы, например О и Н, были получены от латинизированных наименований французского или какого-либо иного происхождения. Полная таблица современных символов элементов приведена в § 15 настоящей главы. 2) Хотя масса и вес считаются здесь синонимами, однако, строго говоря, между ними необходимо проводить различие. Масса является мерой количества вещества в теле, в то время как вес есть сила, действующая на тело вследствие земного притя- жения. На практике принято говорить «атомные веса», хотя точнее было бы гово- рить «атомные массы».
14 Глава 1. Основы атомной теории их можно было непосредственно взвесить, поэтому их веса удобно выра- жать по отношению к весу какого-нибудь одного атома. Дальтон выбрал для этой цели атом водорода, самый легкий из известных ему атомов и, как оказалось впоследствии, самый легкий из атомов всех элементов. Таким образом, вес атома водорода был принят за единицу, а веса других атомов были выражены в единицах веса атома водорода. При этом методы получения относительных атомных весов были осно- ваны на определенных постулатах, касающихся природы атомов и способа их соединения. Дальтон в упоминавшейся выше «Новой системе химической философии» приводит следующие соображения. Важным является вопрос, «одинаковы ли между собой первичные частицы тела, такого как вода, т. е. имеют ли они одинаковую форму, раз- мер, дес и т.д., Из того,что известно,мы не имеем никакого основания пред- полагать различие в этих свойствах;если это различие существует в воде,то оно должно в равной мере существовать у элементов, составляющих воду, а именно у водорода и кислорода. Однако едва ли можно себе представить, каким образом совокупность неодинаковых частиц может быть повсюду столь однородной... Поэтому мы можем заключать, что первичные частицы всех однородных тел совершенно одинаковы по весу, форме и т. п. Дру- гими словами, каждая [первичная] частица воды подобна любой другой частице воды, каждая [первичная] частица водорода подобна любой дру- гой частице водорода и т. д. ...» «Химический анализ и синтез не идут дальше отделения частиц одной от другой и их воссоединения. Создание новой материи или ее раз- рушение лежат вне пределов химических средств... Все изменения, кото- рые мы можем производить, сводятся к отделению частиц, находящихся в связанном состоянии или входящих в состав какого-либо соединения, и к соединению частиц, ранее отделенных друг от друга...» «Если имеются два вещества А и В, которые могут соединяться одно с другим, то могут иметь место следующие комбинации, начиная с наи- более простой: 1 атом А+1 атом В [=АВ].., 1 атом А+2 атомаВ [=АВ2].., 2 атома А+1 атом В [=А2В] и т. д.» Короче говоря, Дальтон сделал три заключения: первичные частицы данного чистого вещества, как элемента, так и соединения, подобны по размеру, форме и весу; химические реакции не вызывают никаких изме- нений в природе атомов и проявляются только в их перераспределении; комбинации атомов выражаются в отношениях наиболее простых целых чисел — АВ предпочтительно перед АВ2 и т. д. Если, как предположил Дальтон, атомы данного элемента все подобны и не меняются при хими- ческом взаимодействии, то относительный атомный вес, полученный из анализа сложного вещества, должен иметь определенное постоянное зна- чение. Хотя при фактическом определении относительных атомных весов используется только третий из приведенных выше постулатов, резуль- таты не имели бы никакого значения без первых двух постулатов. Способ, использованный Дальтоном, может быть проиллюстрирован на примере определения им атомного веса кислорода. В то время было известно только одно соединение кислорода с водородом — вода. Поэтому Дальтон, в соответствии с принципами, которые он сформулировал, пред- положил, что оно представляет собой простейшее возможное соединение, а именно соединение одного атома водорода с одним атомом кислорода, т. е. НО. На основе химического анализа он нашел, что вода состоит из одной весовой части водорода и семи (как было показано позднее, восьми) весо- вых частей кислорода. Отсюда следует, что если атомный вес водорода
III. Определение атомных весов 15 принять за единицу, то относительный атомный вес кислорода будет равен семи (в действительности восьми). Иначе говоря, вес одного атома кислорода, по Дальтону, в семь (на самом деле в восемь) раз больше веса одного атома водорода. Подобным же образом в предположении, что фор- мула аммиака имеет вид NH, было найдено, что атомный вес азота равен пяти (более точно 4,7) относительно атомного веса водорода. § 8. Эквивалентные веса Даже если оставить в стороне экспериментальные ошибки Дальтона, некоторые из его атомных весов, например атомные веса кислорода и азота, оказались неправильными. Причина такого расхождения состоит в том, что постулированные простые формулы типа АВ. например НО для воды и NH для аммиака, были ошибочны; теперь известно, что вода должна быть представлена формулой Н2О, а аммиак —*• формулой NH3. То, что определял Дальтон, в действительности было эквивалентным весом эле- мента, т. е. весом элемента, который соединяется с одной весовой частью водорода или замещает ее, т. е. является ее эквивалентом1). Если формула рассматриваемого соединения действительно имеет вид НХ, как, например, в случае, когда X обозначает хлор, то атомный и эквивалентный веса будут идентичны. В других случаях атомный вес есть целое кратное эквивалентного веса. Легко видеть, что кратность должна совпадать с числом атомов водорода, соединяющихся с одним атомом дан- ного элемента или замещающих его. Таким образом, поскольку формула воды имеет вид Н2О, т. е. два атома водорода соединены с одним атомом кислорода, атомный вес кислорода точно в 2 раза больше его эквивалент- ного веса. Поэтому, если бы Дальтон пользовался правильной химической формулой воды, он пришел бы к атомному весу кислорода, в 2 раза боль- шему 7,т. е. равному 14,по отношению к водороду, что находится в непло- хом согласии с более точным значением 16. Подобным образом, если бы он знал, что формула аммиака имеет вид NH3, он получил бы атомный вес азота, в 3 раза больший 5, т. е. равный 15, что не сильно отличается от принятого теперь атомного веса азота, равного приблизительно 14. § 9. Шкала атомных весов Из приведенных выше значений следует, что экспериментальные рабо- ты Дальтона были не очень надежными. Одной из причин этого был выбор водорода в качестве основы для сравнения атомных весов. Во-первых, относительно небольшое число элементов образует соединения с водоро- дом, и эти соединения нелегко анализировать; во-вторых, вследствие лег- кости водорода небольшие ошибки при взвешивании ведут к значитель- ным ошибкам в окончательном результате. Поскольку большинство эле- ментов соединяется с кислородом, атом которого примерно в 16 раз тяжелее атома водорода, Берцелиус использовал в качестве эталона кислород, приписав ему произвольный эквивалентный вес 100. Позднее вернулись к дальтоновской системе и нашли, что если атомный вес водорода принять равным единице, то атомный вес кислорода очень близок к 16. В интересах практического удобства, химики условились принять атомный вес кислорода, находящегося в воздухе в точности равным 16,0000, а его х) В современном определении эквивалентного веса элемента в качестве основы для сравнения используют не 1 весовую часть водорода, а 8,000 весовых частей кисло- рода (см. § 9 настоящей главы).
16 Глава 1. Основы атомной теории эквивалентный вес — 8,0000. Это допущение и сейчас является осно- вой современных химических атомных и эквивалентных весов1). Атомный вес водорода в этой шкале, как теперь известно, равен 1,0080, а не точно единице. § 10. Атомные и эквивалентные веса Во времена Дальтона не были в достаточной мере известны основы количественного химического анализа.Не существовало еще точных весов, так что эквивалентные веса нельзя было получить с большой степенью точности. С совершенствованием техники и методов аналитической химии в течение первой половины 19 века определялись все более точные зна- чения эквивалентных весов многих элементов, что является в основном заслугой Берцелиуса (Швеция) и Стаса /Бельгия). Чтобы перевести их в атомные веса, необходимо было найти для каждого элемента целое число, на которое следует умнржить эквивалентный вес. Берцелиус использовал для этой цели закон изоморфизма2), предложенный его учеником Мит- шерлихом в 1819 г., а также закон постоянства теплоемкостей атомов3), открытый в том . же году французскими учеными Дюлонгом и Пти. IV. АТОМЫ И МОЛЕКУЛЫ § 11. Ранний период развития Основной постулат, который мог бы принести неоценимую пользу ранним попыткам определения атомных весов, был предложен независимо итальянским физиком Амадео Авогадро в 1811 г. и примерно на 3 года позднее Ампером, по имени которого названа- единица силы электриче- ского тока. К сожалению, содержащиеся в этом постулате представления не были ни достаточно ясно выражены, ни достаточно хорошо поняты до 1858 г., когда Станислао Канпицаро в своем «Наброске курса химической философии», читавшемся в Генуэзском университете, ясно выразил и объяснил значение идей своего соотечественника Авогадро, опублико- ванных более 40 лет назад. Чтобы понять обстановку того времени, необходимо рассмотреть разницу между атомом и молекулой4). В начале 19 века достаточно четкое различие между этими понятиями не было проведено. Дальтон, например, употреблял иногда слово «молекула» как синоним первичной части- цы, т. е. атома. Далее, он не делал различия между частицами элемента и частицами соединения: оба типа частиц он относил к атомам. Авогадро, наоборот, впал в другую крайность: он не употреблял слова «атом», но г) Значение определений «находящийся в воздухе кислород» и «химический атомный вес» объясняется в гл. 8, § 11. 2) Согласно этому закону, изоморфные вещества (т. е. вещества, образующие кристаллы подобной формы), имеющие сходные химические свойства, обычно могут быть представлены одинаковыми формулами, например Cu2S и Ag2S, Fe2O3 и А12О3. Валентность элемента, т. е. отношение атомного веса к эквивалентному весу, можно найти из формулы соответствующего соединения. 3) Для большинства твердых элементов произведение атомного веса на тепло- емкость есть приблизительно постоянная величина. Теплоемкость может быть легко измерена; отсюда можно приближенно определить атомный вес. Затем можно вычислить точный атомный вес из эквивалентного веса. 4) Уменьшительное от латинского слова moles (масса). Таким образом, слово «молекула» означает «маленькая масса».
IV. Атомы и молекулы 17 применял к различным частицам общее наименование «молекула». Однако внимательное чтение работы Авогадро показывает, что он различал три типа молекул1), хотя это различие лишь подразумевалось и явно выска- зано не было. Вряд ли можно сомневаться, что ситуация была ясна самому Авогадро, но его точка зрения не была выражена настолько ясно, чтобы ее поняли его современники.В последующие десятилетия делались попыт- ки определить значение слов «атом» и «молекула», особенно француз- скими учеными Годэном (1833 г.), Ампером (1835 г.), Лораном (1846 г.) и Герхардтом (1856 г.). Выводы о различии между этими терминами были логически завершены Канницаро, что открыло новую эпоху в определении атомных весов. Молекула может быть определена как наименьшая частица любого вещества — соединения или элемента, — способная к самостоятельному существованию. Молекула соединения всегда содержит атомы двух или более элементов; так, молекула воды выражается формулой Н2О, так как она состоит из двух атомов водорода и одного атома кислорода. Поскольку атом элемента является неделимым, молекула не может содержать менее одного атома какого-либо элемента. Поэтому для наших целей атом можно определить как наименьшее количество элемента, которое может быть найдено в молекуле какого-либо его соединения. Теперь уже нельзя гово- рить «атом соединения» или «сложный атом», как это делал Дальтон: первичными частицами соединения являются молекулы, а не атомы. Если такую молекулу разделить дальше, она разобьется на атомы состав- ляющих ее элементов и, таким образом, перестанет быть соединением. § 12. Атомы и молекулы элементов Остается разъяснить еще один вопрос, а именно различие между атомом и молекулой элемента. Атом — наименьшая частица элемента., которую можно себе представить, а также наименьшая его часть, которая может вступать в химические соединения. Однако необязательно эта же частица является наименьшей единицей, способной к самостоятельному су- ществованию; такой единицей является молекула данного элемента. Рас- смотрим, например, кислород— газ, составляющий пятую часть воздуха. Его атом обозначается символом О, а молекула, находящаяся в атмосфере, представляет собой соединение двух таких атомов и, таким образом, обозначается символом О2. Правда, при нагревании до очень высокой тем- пературы или при электрическом разряде некоторые молекулы могут рас- падаться на два атома, но как только нормальные условия восстанавли- ваются, атомы вновь соединяются попарно, образуя молекулы. Одиноч- ный атом кислорода стремится вступить в соединение с другим атомом. Если два атома кислорода взаимодействуют друг с другом, в результате получается молекула кислорода; если же один атом кислорода соединяется с двумя атомами водорода, то получается молекула воды. При обычных температуре и давлении большинство элементов — по крайней мере те из них, которые являются газами, например кислород, водород, азот, хлор, — образует двухатомные молекулы; иначе говоря, молекулы этих элементов содержат по два атома. Существуют, однако, некоторые элементы, часто называемые «инертными газами атмосферы», г) Об атомах элемента Авогадро говорил как об элементарных молекулах (mole- cules elementaires), молекулы элемента он называл составляющими молекулами (mole- cules constituantes), а молекулы соединения — интегральными молекулами (molecules integr antes). 2 С. Глесстон
18 Глава 1. Основы атомной теории для которых атом и молекула идентичны. Так, например, элемент гелии, находящийся в атмосфере и в некоторых природных газах, состоит из одиночных атомов, которые столь же правильно назвать молекулами. Таким образом, говорят, что гелий есть одноатомный газ. Атомы гелия и родственных ему газов — неона, аргона и т. д.— настолько инертны, что не соединяются ни между собой, ни с атомами других элементов. § 13. Закон Авогадро Закон Авогадро утверждает (если придавать слову «молекула» пра- вильное значение), что при одинаковых температуре и давлении равные объемы различных газов содержат равное число молекул1). Плотность газа определяется как вес данного объема газа, например 1 л\ поэтому она равна весу молекул, содержащихся в данном объеме. Но для различных газов этот объем содержит одинаковое число молекул; отсюда следует, что плотность газа прямо пропорциональна весу одной его молекулы. Говоря словами Авогадро, «исходя из этой гипотезы [приведенной выше], мы, очевидно, получаем возможность очень легко определять относительные массы молекул веществ, которые можно получить в газообразном состоя- нии..., так как отношения масс молекул различных газов при равных температурах и давлениях будут равны отношениям их плотностей». § /4. Определение молекулярных весов Таким образом, путем сравнения плотностей можно определить вес одного сорта молекул по отношению к другому; поэтому для практических целей желательно выбрать постоянный эталон для выражения молеку- лярных весов. Предложение Канницаро, которое теперь повсюду принято, состояло в том, чтобы использовать тот же самый эталон, что и для атомных весов. Следовательно, молекулярный вес определяется как вес данной молекулы относительно веса атома кислорода, принятого за 16.0000. Определенный таким образом молекулярный вес равен сумме атомных весов (§ 15) элементов, составляющих молекулу, с учетом числа атомов каждого элемента в молекуле. Имеются достаточные основания утверждать, что молекула кисло- рода состоит из двух атомов; поэтому молекулярный вес кислорода принят равным 32,0000. Отсюда молекулярный вес любого вещества есть вес молекулы этого вещества по сравнению с принятым для кислорода моле- кулярным весом 32,0000. Поэтому легко видеть, что с учетом закона Аво- гадро для любого газообразного вещества — элемента или соединения — при одних и тех же температуре и давлении можно написать соотношение Молекулярный вес вещества __ Плотность вещества Молекулярный вес кислорода Плотность кислорода ’ или Плотность вещества nnnn вес = н--------------X 32,0000, Плотность кислорода х) Дальтон еще ранее (1808 г.) рассматривал такую возможность, но отбросил ее, вероятно, вследствие непонимания им различия между атомом и молекулой. Он писал: «У меня была смутная мысль..., что данный объем кислородного газа содержит столько же частиц, сколько тот же объем водородного... Но... я пришел к убеждению, что раз- личные газы состоят из частиц неодинакового размера [т. е. не занимают одинакового объема]».
IV. Атомы и молекулы 19 так что для получения молекулярного веса достаточно определить плот- ность вещества в газообразном состоянии. Следует отметить, что исполь- зование обычных значений плотностей дает результаты весьма невысокой степени точности; однако, вводя необходимые поправки, можно получить молекулярные веса с довольно высокой точностью1). § 15- Молекулярные и атомные веса Остается рассмотреть, как появление надежного метода определения молекулярных весов обеспечило решение проблемы атомных весов. Если бы Дальтон знал, что молекулярный вес воды равен 18 в единицах атом- ного веса водорода, ему было бы очевидно, что формула воды не могла быть НО, как он думал; согласно сказанному выше, из этой формулы сле- дует, что атомный вес кислорода равен восьми, ,откуда молекулярный вес воды равен 1+8, т. е. 9. Взяв для воды формулу Н2О и используя тот экс- периментальный факт, что одна.весовая часть водорода соединяется с во- семью весовыми частями кислорода, легко получить, что атомный вес кислорода должен быть равен 16. В таком случае молекулярный вес воды будет равен 2+16, т. е. 18, как действительно было найдено путем измерения плотностей газов. Рассуждения такого рода были использованы для определения атомных весов нескольких элементов. Поскольку атом есть наименьшая часть элемента, которая может находиться в молекуле, атомный вес есть наименьший вес элемента, кото- рый может входить в молекулярный вес любого его соединения. Это утвер- ждение лежит в основе метода оценки атомных весов, предложенного Канницаро. Приготавливаются легко испаряющиеся соединения данного элемента, и из измерений газовых плотностей определяются их молеку- лярные веса.Затем проводится анализ этих веществ, чтобы найти вес данного элемента, входящий в молекулярный вес каждого соединения. Наимень- ший из найденных таким образом весов или, более, точно, наименьший общий делитель этих весов и представляет собой атомный вес элемента. Имели место и другие применения молекулярных весов в связи с опре- делением атомных весов элементов, но здесь достаточно указать, что пра- вильное применение закона Авогадро помогло устранить одну из основ- ных трудностей, с которыми столкнулись химики начала 19 века. Во вто- рой половине того же столетия были разработаны методы определения молекулярных весов, не требующие измерения газовых плотностей, так что для изучения атомных весов могли быть использованы неиспаряю- щиеся твердые соединения. Для получения точных эквивалентных весов были использованы другие, усовершенствованные методы, основанные на применении хлоридов и бромидов вместо оксидов. В результате химические атомные веса почти всех элементов, встречающихся на Земле, были установлены со значительной степенью точности. Кроме того, очень точные определения атомных весов были выполнены с помощью масс- спектрографа (гл. 8). В таблице приведены считающиеся наиболее точными значения атомных весов восьмидесяти шести элементов, расположенных в алфавитном по- рядке. Даны также химические символы, принятые для этих элементов2)», *) Такие поправки необходимы потому, что, строго говоря, закон Авогадро» применим лишь к «совершенным», или «идеальным», газам, в то время как реальные' газы при обычных температуре и давлении отличаются от идеальных. 2) Значение термина «атомный номер» объяснено в § 18 настоящей главы; и в гл. 4, § 6. 2 **
АТОМНЫЕ ВЕСА Элемент Хими- ческий символ Атом- ный номер Атомный вес Элемент Хими- ческий символ Атом- ный номер Атомный вес Азот N 7 14,008 Неодим Nd 60 144,27 Алюминий . . . А1 13 26,98 Неон Ne 10 20,183 Аргон Аг 18 39,944 Никель Ni 28 58,71 Барий Ва 56 137,36 Ниобий Nb 41 92,91 Бериллий .... Be 4 9,013 Олово Sn 50 118,70 Бор В 5 10,82 Осмий Os 76 190,2 Бром Вг 35 79,916 Палладий .... Pd 46 106,4 Ванадий V 23 50,95 Платина .... Pt 78 195,09 Висмут Bi 83 209,00 Празеодим . . . Pr 59 140,92 Водород Н 1 1,0080 Протактиний . . Pa 91 231 Вольфрам .... W 74 183,86 Радий Ra 88 226,05 Гадолиний . . . Gd 64 157,26 Радон Rn 86 • 222 Галлий Ga 31 69,72 Рений Re 75 186,22 Гафний Hf 72 178,50 Родий Rh 45 102,91 Гелий Не 2 4,003 Ртуть 11g 80 200,61 Германий .... Ge 32 72,60 Рубидий .... Rb 37 85,48 Гольмий Но 67 164,94 Рутений Ru 44 101,1 Диспрозий . . . Dy 66 162,51 Самарий Sm. 62 150,35 Европий Eu 63 152,0 Свинец Pb 82 207,21 Железо Fe 26 55,85 Селен Se 34 78,96 Золото Au 79 197,0 Сера S 16 32,066 Индий In 49 114,82 Серебро Ag 47 107,880 Иод J 53 126,91 Скандий Sc 21 44,96 Иридий Ir 77 192,2 Стронций .... Sr 38 87,63 Иттербий .... Yb 70 173,04 Сурьма Sb 51 121,76 Иттрий Y 39 88,92 Таллий T1 81 204,39 Кадмий Cd 48 112,41 Тантал Ta 73 180,95 Калий К 19 39,100 Теллур Те 52 127,61 Кальций .... Ca 20 40,08 Тербий Tb 65 158,93 Кислород .... 0 8 16,0000 Титан , Ti 22 47,90 Кобальт .... Co 27 58,94 Торий Th 90 232,05 Кремний .... Si 14 28,09 Тулий Tm 69 168,94 Криптон Kr 36 83,8 Углерод C 6 12,011 Ксенон Xe 54 131,3 Уран U 92 238,07 Лантан La 57 138,92 Фосфор P 15 30,975 Литий Li 3 6,940 Фтор F 9 19,00 Лютеций .... Lu 71 174,99 Хлор Cl 17 35,457 Магний Mg 12 24,32 Хром Cr 24 52,01 Марганец .... Mn 25 54,94 Цезий Cs 55 132,91 Медь Cu 29 63,54 Церий Ce 58 140,13 Молибден .... Mo 42 95,95 Цинк Zn 30 65,38 Мышьяк As 33 74,91 Цирконий .... Zr 40 91,22 Натрий Na 11 22,991 Эрбий Er 68 162,27
V. Периодическая система элементов 21 Следует иметь в виду, что, хотя эти данные считаются достоверными, неко- торые из результатов могут быть основаны на экспериментальных опре- делениях, содержащих непредусмотренные ошибки. Поэтому время от времени, по мере того как производятся новые, более точные экспери- менты, выпускаются исправленные таблицы атомных весов, часто содер- жащие небольшие поправки. § 16. Гипотеза Пpay та В 1816 г., когда было известно еще мало атомных весов, да и те весьма приблизительно, английский врач Уильям Праут предположил, что все атомные веса выражаются целыми числами без дробей. Он полагал, что все атомные веса могут быть, таким образом, целыми кратными атомного веса водорода. Продолжая эту мысль, Праут пишет: «Если точка зрения, которую мы осмелились выдвинуть, является правильной, мы можем счи- тать, что протил древних представляет собой водород1)». Гипотеза Праута о целочисленности атомных весов послужила сти- мулом к точному определению этих величин. Когда были с определенно- стью получены дробные атомные веса, например атомный вес хлора (35,46) и меди (63,54), то стали считать, что эта гипотеза несостоятельна. Однако со временем стало ясно, что для такой гипотезы все же имеются некоторые основания. Если рассмотреть прилагаемую таблицу, можно заметить, что почти половина элементов имеет атомные веса, являющиеся с точностью до 0,1 целыми числами. Как сказал в 1901 г. Стрэтт (лорд Релей), «атомные веса стремятся приблизиться к целым числам слишком близко, чтобы можно было считать это каким-то случайным совпадением... Вероятность такого случайного совпадения составляет не более 1/1000». После рассмотрения в гл. 8 вопроса об изотопах мы увидим, что как дроб- ные, так и целочисленные атомные веса имеют объяснение и что гипотеза Праута в измененной форме имеет реальное значение. Даже предполо- жение, что водород есть первичная материя, или протил, из которой построены другие элементы, не является совершенно неправильным. V. ПЕРИОДИЧЕСКАЯ СИСТЕМА ЭЛЕМЕНТОВ § 17. Классификация элементов Еще в 1829 г. Деберейнер обратил внимание на простую зависимость между атомными весами элементов, имеющих сходные свойства. Этот вопрос привлек интерес других ученых, но их работе мешала неопределен- ность значений атомных весов. После опубликования в 1858 г. историче- ской работы Канницаро стали известны достоверные атомные веса, и по- пытки согласовать их с физическими и химическими свойствами элементов делаются все более и более успешными. Во Франции, например, де-Шан- куртуа в 1862 г. расположил элементы в порядке возрастания их атомного веса в виде спирали или винта. При этом он обнаружил, что элементы с аналогичными свойствами располагаются на спирали один под другим. Совершенно независимо английский химик Ньюленде сделал в 1865 г. такое же открытие, которое он назвал «законом октав». Ньюленде утвер- *) Праут относился к этому ,как к «мнению... не совсем новому», возможно потому, что его выдающийся современник Хемфри Дэви и другие считали, что они доказали посредством экспериментов (как теперь известно, ошибочных), что водород действительно присутствует во многих элементах.
ПЕРИОДИЧЕСКАЯ СИСТЕМА ЭЛЕМЕНТОВ ia о Период 1 1 Н ПА IIIB IVB VB VLB VI1B 2 He Период 2 3 Li 4 Be Г p у П П Ы 5 В 6 G 7 N 8 0 9 F 10 Ne Период 3 И Na 12 Mg IIIA IVA VA VIA VIIA JVIII w I IB 13 Al 14 Si 15 P 16 s 17 Cl 18 Ar Период 4 19 К 20 Ga 21 Sc 22 Ti 23 V 24 Gr 25 Mn 26 Fc 27 Co 28 Ni 29 Gu 30 Zn 31 Ga 32 Ge 33 As 34 Se 35 Br 36 Kr Период 5 37 Rb 38 Sr 39 Y 40 Zr 41 Nb 42 Mo 43 (Tc) 44 Ru 45 Rh 46 Pd 47 Ag 48 Cd 49 In 50 Sn 51 Sb 52 Те 53 J 54 Xe Период 6 Ъ5 Gs 56 Ba 57—71 Ланта- ниды 72 Hf 73 Ta 74 W ' 75 Re 76 Os 77 Ir 78 Pt 79 Au 80 Hg 81 T1 82 Pb 83 Bi 84 Po 85 At 86 Rn Период 7 87 Fr 88 Ra 89- Актини- ды 1 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 Лантаниды La Ge Pr Nd (Pm) Sin Eu Gd Tb Dy Ho Er Tm Yb Lu Актиниды 89 90 91 92 93 94 95. 96 97 98 99 1 100 101 102 103 Ac Th Pa U (Np) (Pa) (Am) (Cm) (Bk) (Cf) (Es) ] 1 (Pm) (Md) (No?) (Lw)
V. Периодическая система элементов 23 ждал, что если элементы поместить один за другим согласно их атомным весам, то они распределятся по группам, так что восьмой элемент будет иметь свойства, сходные с первым, девятый — со вторым, десятый — с третьим и т. д. — нечто вроде серии октав в музыке. Хотя такая схема и имела некоторые достоинства, но Ньюленде зашел в ней слишком далеко. Этот факт, в соединении с применением им в некоторых случаях неправильных атомных весов и непониманием того, что могут существовать еще не открытые элементы, привел в результате к некоторым весьма невероятным ассоциациям. Так, железо оказалось в одной группе с серой, золото — с иодом, с чем не мог согласиться ни один химик. § 18. Периодический закон В 1869 г. русский ученый Менделеев опубликовал короткую заметку «Соотношение свойств с атомным весом элементов», которую он затем раз- вил в 1871 г. в форме большого труда «Периодическая законность для химических элементов». Несмотря на то, что Лотар Мейер (Германия) сначала в 1864 г., а затем еще раз в 1869 г. указал, что некоторые свойства элементов являются периодической функцией их атомных весов, именно русский химик считается основоположником периодического закона и осно- ванного на этом законе метода классификации элементов. По словам Мен- делеева, было очевидно уже «в течение периода с 1860 по 1870 г.,... что соотношения между атомными весами аналогичных элементов подчиняются некоторому общему и простому закону... Когда я расположил элементы в соответствии с величинами их атомных весов, начиная с самых малых, то стало очевидно, что в их свойствах существует периодичность. Я назвал периодическим законом взаимные соотношения между свойствами эле- ментов и их атомными весами; эти соотношения применимы ко всем элементам и имеют периодическую природу». Успех предложенного Менделеевым расположения элементов состоит в том, что он придавал особое значение периодичности физических и хими- ческих свойств. Там, где эта периодичность нарушалась, Менделеев смело утверждал —в одних случаях, — что принятые атомные веса ошибочны, в других,— что должны существовать еще не открытые элементы. Именно в связи с последним утверждением периодический закон достиг таких пора- зительных успехов. Рассматривая свойства известных элементов, окру- жающих оставленные для недостающих элементов пустые места, Менделеев очень подробно предсказал свойства последних. В частности, в трех слу- чаях открытие действительно существующих элементов— галлия в 1875 г., скандия в 1879 г. и германия в 1886 г.,— блестяще подтвердило эти пред- сказания. Фактически только с 1875 г., когда французский химик де-Буабодран обнаружил вцинковой обманке, найденной в Пиренеях, неиз- вестный ранее элемент, который он назвал галлием, периодический закон стал привлекать к себе общее внимание1). Несмотря на то, что некоторые из предсказаний Менделеева впо- следствии оказались неправильными, а кое-какие детали его периоди- ческой классификации пришлось исправить, основные принципы его закона остаются неизменными. Периодический закон принят теперь как один из основных законов природы, причем установлена тесная связь i) Статья о работе Менделеева, которая, по-видимому, являлась первым сооб- щением, появившимся на английском языке, была опубликована в лондонском жур- нале Chemical News в декабре 1875 г. Его работа 1871 г. была переведена в том же жур- нале в 1879—1880 гг.
24 Глава 1. Основы атомной теории между положением элементов в периодической системе и внутренней структурой их атомов. На стр. 22 приведена современная форма периодической системы эле- ментов, в которую включены все известные элементы, расположенные за некоторыми исключениями1) в порядке возрастания их атомных весов. Тринадцать элементов, химические символы которых помещены в скобках, весьма неустойчивы и, по-видимому, не существуют в природе в сколько- нибудь заметном количестве; однако в последние годы они были получены посредством ядерных реакций из других элементов. Для каждого эле- мента дается порядковый номер, который называют атомным номером (гл. 4, § 6). Таблица состоит из нескольких горизонтальных рядов, называемых периодами и содержащих соответственно 2, 8, 8, 18, 18, 32 и 16 (неполный период) элементов2). В каждом периоде существует определенное и харак- терное изменение химических и физических свойств при переходе от одного элемента к другому. В некоторых местах это изменение весьма отчетливо, например для Al, Si, Р, S, G1, Аг. В других местах (Сг, Мп, Fe, Со, Ni, Си, Zn) оно относительно мало. Эти факты были объяснены на основе структуры атомов соответствующих элементов. Вертикальные столбцы, на которые разделена таблица, называются группами', большинство групп состоит из двух подгрупп А и В, например, ТА, IB, IL4, 112? и т. д. Между свойствами членов подгруппы А и членов соответствующей подгруппы В имеется некоторое сходство второстепен- ного характера. В пределах каждой подгруппы элементы имеют сходные свойства, однако с возрастанием атомного веса эти свойства постепенно изменяются. Это повторение физических и химических свойств через регулярные промежутки и представляет собой ту периодичность, на кото- рую обратили внимание Менделеев и другие ученые. Присутствие нулевой группы, состоящей из «инертных газов», пред- ставляет особый интерес. До 1895 г. ни один из элементов этой группы не был обнаружен, по крайней мере на Земле. Поэтому в ранних изданиях группы периодической системы нумеровались от I до VIII. После того как были открыты инертные газы атмосферы, стало ясно, что они образуют группу между VIIZ? и 14; однако во избежание полного изменения нуме- рации групп для новой группы было введено обозначение 0 (нуль). Это обозначение особенно удачно вследствие чрезвычайной инертности этих элементов. § 19. Лантаниды и актиниды Периодическая система элементов имеет много и других важных осо- бенностей, но мы ограничимся здесь рассмотрением только одной из них, особенно интересной. В группе IIU в периоде 6 вместо одного элемента помещено семейство пятнадцати элементов с атомными номерами от 57 до 71 включительно, которое подробно выписано внизу под основной таб- лицей. Эти элементы, названные лантанидами по названию первого из них (лантана), обычно более известны как редкоземельные. Они настолько х) Исключение составляют пары: аргон и калий, кобальт и никель, теллур и иод; их атомные веса мало отличаются друг от друга. 2) Тот факт, что во втором и третьем периодах находится по восьми элементов, из которых в то время было известно семь, привел Ньюлендса к «закону октав». Поскольку последующие периоды значительно длиннее, то, очевидно, этот закон здесь должен нарушаться.
VI. Размеры и веса атомов 25 близки по свойствам, что отделение их друг от друга является серьезной химической задачей. В связи с существованием лантанидов широко обсуждался вопрос о возможности существования аналогичного семейства актинидов, начи- нающегося с элемента актиния (атомный номер 89). В периодических таблицах, помещенных в книгах и журналах, изданных до 1945 г. и даже позднее, четыре элемента такого возможного семейства, свойства которых были в основном известны в то время, а именно актиний, торий, протакти ний и уран, размещались в группах IIL4, IVA, УЛ и VL4. Другими словами, до 1945 г. большинство химиков подвергало сомнению существо- вание семейства актинидов; считалось, что седьмой период более похож на пятыйпериод, чем на шестой. Однако сведения, полученные после 1939 г., совершенно по-новому осветили этот вопрос (см. гл. 16). Подробное изу- чение химических свойств новых, «искусственных» элементов — нептуния (Np 93), плутония (Ри 94), америция (Ат 95), кюрия (Ст 96), берклия (Вк 97), калифорния (Cf 98), эйнштейния (Es 99), фермия (Fm 100), менделе- вия (Md 101) и нобелия (No 102) — и повторное исследование химических свойств урана ясно показали, что эти элементы являются членами тако- го же семейства, как и семейство лантанидов. VI. РАЗМЕРЫ И ВЕСА АТОМОВ § 20. Атомные веса и реальность атомов До сих пор атомные представления излагались здесь как рабочая гипотеза, без какого бы то ни было доказательства того, что атомы дей- ствительно существуют.Предположив, что соединения состоят из молекул, которые в свою очередь состоят из атомов различных элементов, можно было приписать этим элементам так называемые атомные веса. Тот факт, что расположение элементов в порядке возрастания атомного веса выяв- ляет поразительную периодичность их свойств, говорит о том, что эти веса действительно имеют какое-то значение. Таким образом, эти резуль- таты подтверждают теорию о том, что вся материя в конечном счете состоит из атомов. Однако, если бы оказалось возможным получить из раз- ных источников сведения относительно размеров и действительных весов атомов, а не только об их относительных весах, согласие между этими результатами могло бы служить более убедительным аргументом в пользу атомной теории. § 21. Размеры молекул; первые оценки Первое достаточно точное определение размеров молекул было опуб- ликовано английским физиком Томасом Юнгом в статье, написанной в 1816 г. для приложения к Британской энциклопедии. В этой статье Юнг говорит: «С некоторой степенью точности мы можем получить нечто вроде предположительной оценки взаимного расстояния между частицами паров и даже действительной величины элементарных атомов жидкостей, в предположении, что они почти соприкасаются друг с другом; если расстояния, на которых начинают действовать силы связи, остаются постоянными при постоянной температуре и если частицы пара, прибли- жаясь на более близкие расстояния друг к другу, конденсируются, то отсюда следует, что при температуре 16° С расстояния между частицами
26 Глава 1. Основы атомной теории чистого водяного пара составляют около 630 миллионных сантиметра». Из этого результата и из сравнения плотностей жидкости и пара Юнг заключил, что диаметр молекулы воды равен приблизительно 3 мил- лиардным сантиметра, т. е. ЗЛО’9 см. Учитывая приближенный характер вычислений и чрезвычайную малость рассматриваемой величины, этот результат следует признать очень хорошим — он всего лишь примерно в 10 раз меньше принятой теперь величины. Оценка Томасом Юнгом размера молекулы была основана на разумном предположении; однако для дальнейшего продвижения вперед необходимо было ввести новые физические представления. Одно из них относилось к поведению газа. Тот факт, что газ испытывает давление, или, как его назвал Роберт Бойль, «упругое воздействие», был объяснен кинетической теорией. Согласно этой теории, молекулы газа находятся в постоянном движении, часто сталкиваясь друг с другом и ударяясь о стенки содержа- щего их сосуда и меняя, таким образом, направление своего движения. Используя это относительно простое представление, Клаузиус в Германии и Максвелл в Англии в период между 1850 и 1860 г. вывели несколько уравнений, связывающих некоторые свойства газа, доступные измерению, с характеристиками отдельных молекул. Одно из этих уравнений показы- вает, как вязкость газа, т. е. его сопротивление потоку, зависит от раз- меров молекул газа и числа молекул в единице объема. Однако, поскольку ни одна из последних величин не была известна, их связь с доступной экс- периментальному определению вязкостью не имела никакого практиче- ского значения, так как из одного уравнения с двумя неизвестными нельзя получить определенного решения. Дилемма была решена простым, хотя и приближенным, способом немецким ученым Лошмидгом в 1865 г. Лошмидт указал, что если счи- тать молекулу сферической и, кроме того, предположить, что в жидком состоянии сферические молекулы уложены насколько возможно плотно, то легко получить другое уравнение, связывающее те же величины с плотностью жидкости. Таким образом, если известна вязкость данного газа и плотность жидкости, образующейся при его сжатии и охлаждении, то эти два уравнения позволяют вычислить размер молекул этого газа и число их в единице объема. Применяя этот способ к азоту, кислороду и двуокиси углерода, Лошмидт нашел, что диаметры их молекул немногим больше одной деся- тимиллионной сантиметра, т. е. 10’7 см, — величины, как теперь известно, примерно в пять раз превышающей действительное значение, но тем не менее того же порядка. Кроме того, вычисления показали, что в каждом случае в одном кубическом сантиметре (1 см3) при обычных темпера- туре и давлении содержится 2 • 1018 молекул — значение, которое при- мерно в четырнадцать раз меньше действительного1). Так как вес 1 см3 кислорода известен, можно вычислить вес одной его молекулы. Тогда вес атома составит половину этой величины. Несмотря на приближенность результатов Лошмидта,— частично вследствие использования неправиль- ных данных для вязкости и частично вследствие предположения о том, что жидкость состоит из тесно упакованных сфер,— они имеют большое значение, так как представляют собой первую, основанную на глубоких теоретических принципах, попытку оценить свойства отдельных молекул. х) Согласно закону Авогадро, число молекул в 1 см3 газа при данных температуре и давлении должно быть одинаково для всех газов. Результаты Лошмидта в пределах их степени точности подтверждают этот закон.
VI. Размеры и веса атомов 27 В 1870 г. выдающийся шотландский физик и изобретатель Уильям Томсон (позднее лорд Кельвин), рассматривая многие методы определения размера молекул, заключил, что все они приводят к величине одного порядка, а именно 10"8 еж, для диаметра молекулы. В лекции, которую он прочел в Королевском институте в Лондоне в 1881 г., он попытался дать некоторое представление о чрезвычайной малости атомов и молекул следующими словами: «Чтобы составить некоторое представление [о раз- мере молекул]..., представьте себе шар с водой величиной с футбольный мяч... диаметром, скажем, 16 еж, увеличенный до размеров Земли, так чтобы каждая входящая в его состав молекула увеличилась в том же отно- шении. Увеличенная структура была бы более крупнозерниста, чем мно- жество мелких дробинок, но, вероятно, менее крупнозерниста, чем множе- ство футбольных мячей». § 22. Число Авогадро Прежде чем перейти к обсуждению более поздних работ по изучению свойств отдельных молекул, следует рассмотреть один интересный вопрос. По закону Авогадро число отдельных молекул (идеального) газа в дан- ном объеме не зависит от химической природы газа. Объем можно выбрать любой, наиболее удобный для рассмотрения; однако существует специаль- ный объем, имеющий особое значение. Если взять вес какого-либо веще- ства в граммах, численно равный его молекулярному весу, то в резуль- тате получится величина, известная как граммолекулярный вес. или грам- молекула, или, более кратко, моль вещества. Так, 2,016 г водорода, 32,000 г кислорода и 28,020 г азота представляют один моль соответст- вующего вещества. Опыты с большим числом газов показали, что в соот- ветствии с законом Авогадро один моль любого газа с учетом отклонения его от идеального поведения1) при температуре 0° С и давлении в одну атмосферу всегда занимает объем 22,414 л. Этот объем известен как моляр- ный объем газа при обычных температуре и давлении, а число молекул, содержащихся в этом объеме, одинаковое для всех газов, называется числом Авогадро. или постоянной Авогадро. Поскольку в молярном объеме содержится один моль, число Аво- гадро представляет собой число молекул в одной граммолекуле2). Таким образом, если молекулярный вес какого-либо вещества, элемента или соединения разделить на число Авогадро, то получим вес одной молекулы вещества, выраженный в граммах. Подобным же образом при делении на число Авогадро атомного веса какого-либо элемента получаем вес в граммах одного атома этого элемента. Одно из наиболее выдающихся исследований, касающихся молекул, было предпринято во Франции, начиная примерно с 1908 г., Перреном. Примерно за восемьдесят лет до этого английский ботаник Роберт Броун, наблюдая в микроскоп взвесь цветочной пыльцы в воде, заметил, что пылинки находятся в постоянном беспорядочном движении. Их поведение было точно таким, какого следовало бы ожидать от молекул, ведущих себя в согласии с кинетической теорией (§ 21). Это явление, наблюдающееся с различного рода маленькими взвешенными частицами, х) См. примечание на стр 19. 2) Один моль вещества должен содержать одинаковое число отдельных молекул, независимо от того, находится ли это вещество в твердом, жидком или газообразном состоянии. Следовательно, число Авогадро дает число молекул в одном моле любого вещества
28 Глава 1. Основы атомной теории называется броуновским движением] оно происходит вследствие непре- рывной бомбардировки частиц молекулами среды, в которой они взве- шены. Таким образом, наблюдаемое в микроскоп движение частиц пред- ставляет собой как бы сильно увеличенную картину движения невидимых молекул, окружающих эти частицы. Перрен провел серию измерений с раз- личными типами взвешенных частиц и, предполагая, что они ведут себя так же, как и молекулы, подчиняющиеся уравнениям кинетической теории газов, получил возможность определить число Авогадро. В других опытах с движением взвешенных частиц Перрен пользо- вался уравнением, впервые полученным Эйнштейном в 1905 г. Комби- нируя это уравнение с другими уравнениями, ему удалось получить ряд соотношений, позволяющих независимо оценить число молекул газа, содержащихся в данном объеме. Следствием этой работы явился тот пора- зительный факт, что значение числа Авогадро оказалось в пределах экспе- риментальной ошибки всегда одинаковым и равным примерно 6-1023, независимо от типа измерений, которыми оно определялось. Это значение находилось в превосходном согласии со значениями, полученными на основе более тонких вычислений, например таких, которые впервые были проделаны Лошмидтом на основании свойств газов. Тот факт, что совершенно различными путями были получены одинаковые результаты, имел особенно большое значение. Работа Перрена, помимо того, что она дала сведения о числе Авогадро, явилась одним из наиболее убедитель- ных доказательств реального существования молекул. Число Авогадро определялось. и другими методами, на основе самых разнообразных явлений, — от радиоактивности до голубого цвета неба. Два из этих методов дают особенно точные результаты: первый основан на измерении заряда электрона (гл. 2, § 11), а второй — на изучении кристаллов при помощи рентгеновских лучей. Полученное таким образом значение числа Авогадро равно 6,025• 1023; оно равно числу молекул в граммолекуле, т. е. в моле, любого вещества. § 23. Атомы в газах, жидкостях и твердых телах При обычных атмосферных условиях 1 см3 газа содержит независимо от его природы около 2,7-1019 молекул. Молекулы газа обычно содержат от одного до десяти, а иногда и больше атомов, и, таким образом, в этом объеме газа в среднем находится около 1020 атомов. В ряде исследований по атомной физике (некоторые из них упомянуты ниже) требуется полу- чать так называемый «высокий вакуум» путем откачки возможно боль- шей части газа из сосуда, в котором этот газ находится. Однако даже при лучшем вакууме, который обычно удается достигнуть, т. е. при давлении, уменьшенном до одной миллиардной (10-9) доли атмосферного или даже еще ниже, 1 см3 газа при нормальной температуре все еще содержит более 10 миллиардов, т. е. более 1010, молекул. Жидкости и твердые тела содержат в единице объема еще больше атомов и молекул. В отличие от газов число молекул зависит здесь от природы вещества. Оно определяется главным образом отношением плотности твердого тела или жидкости к плотности того же вещества в газообразном состоянии. Однако в грубом приближении можно считать, что твердое тело или жидкость содержит в 1000 раз больше атомов, чем равный объем газа при обычном давлении. Следовательно, при обычных условиях в 1 см3 жидкости или твердого тела содержится примерно 1023 атомов.
VI. Размеры и веса атомов 29 Число молекул какого-либо вещества — газа, жидкости или твердого тела,— содержащееся в данном весовом количестве вещества, может быть вычислено следующим образом. Вес в граммах при делении на моле- кулярный вес дает число молей. При умножении полученного результата на число Авогадро, т. е. на число молекул в одном моле (6,02-1023), полу- чается общее число молекул в данном веществе. Если это вещество пред- ставляет собой элемент, то деление данного веса на атомный вес и умно- жение результата на число Авогадро дает соответственно число атомов. § 24. Веса и размеры атомов и молекул Как говорилось выше, вес в граммах одного атома или молекулы может быть получен делением соответствующего атомного или молекуляр- ного веса на число Авогадро. Так, вес самого легкого атома — атома водо- рода—оказывается равным 1,67 • 10'24 г,в то время как вес атома самого тяже- лого из встречающихся в естественных условиях элементов — урана — равен 3,95-10"22 г1). При помощи специальных весов, предназначенных для взвешивания очень малых количеств вещества (гл. 16, § 2), можно обна- ружить вес до 10"8 г. Такая мельчайшая частичка вещества, например урана, будет невидима для невооруженного глаза, но тем не менее она •будет содержать более чем 1013 атомов. Теперь, когда число Авогадро, а следовательно, и число молекул в 1 см? газа следует считать известным, можно применить упоминавшиеся выше уравнения кинетической теории для определения диаметра молекул из таких измерений, как измерения вязкости, диффузии или теплопро- водности газов. Так как число атомов в молекуле обычно известно, можно оценить диаметры некоторых легких атомов.Таким путем было найдено, что диаметр атома водорода, наименьшего из всех атомов, равен 1,35-10"8 см, диаметр атома гелия — 2,2-10"8ел£, а диаметры атомов азота и кисло- рода — около 1,8-10"8 еж2). Таким образом, легкие атомы и молекулы, содержащие сравнительно мало атомов, имеют диаметры порядка 10"8 см. По крайней мере для тех атомов, которые можно считать сферическими, радиусы имеют тот же порядок величины. Приближенную оценку радиусов молекул и атомов можно сделать, используя предположение Лошмидта о том, что жидкость или твердое тело могут быть представлены как совокупность тесно упакованных сфе- рических молекул (или атомов). Молекулярный вес воды, например, равен 18, поэтому 18 г воды, занимающие в жидком состоянии около 18 см?, содержат 6-1023 (число Авогадро) молекул. Если принять, что молекулы воды имеют кубическую форму и упакованы так,что между ними нет сво- бодного пространства, то объем одной молекулы будет равен 18 см?, делен- ным на 6• 1023, т. е. ЗЛО’23 см?. Если считать молекулу сферической, то объем получится несколько меньшим, примерно 2-10"23 см?. Объем сферы радиуса г равен 4лг3 * */3, где л можно считать равным 3,14; следовательно, х) Слова «самый тяжелый» здесь относятся к относительным весам атомов. Обычная «тяжесть» твердого вещества, в действительности являющаяся плотностью, т. е. весом некоторого объема вещества, зависит как от веса атомов, так и от того, каким образом атомы упакованы в твердом теле. Тяжелые атомы, свободно упакован- ные, могут составлять твердое тело с меньшей плотностью, чем тесно упакованные легкие атомы. 2)‘По-видимому, все эти значения больше действительных диаметров атомов на величину порядка 0,3-10"8 см, так как уравнения кинетической теории дают диаметр столкновения — наименьшее расстояние, на которое могут приблизиться друг к другу две молекулы.
30 Глава 1. Основы атомной теории если молекула воды представляет собой сферу, то можно легко подсчи- тать, что ее радиус равен около 1,7 10~8 см. Отсюда видно, что такой про- стой способ дает результаты правильного порядка величины и позволяет приближенно оценить размеры молекул и атомов. Таким образом, атомы так малы, что не могут быть обнаружены даже в самый сильный электронный микроскоп, дающий увеличение в 100 000 раз. Возможно, что некоторые большие молекулы, встречающиеся в природе, особенно молекулы, сходные по характеру с молекулами белка, можно будет рассмотреть таким путем; но каждая из таких сложных молекул состоит из нескольких тысяч атомов. Мельчайшая частица вещества, кото- рую можно надеяться увидеть в хороший оптический микроскоп, содер- жит примерно миллиард (109) атомов! В последние годы для определения размеров атомов и молекул осо- бенно часто применялись три метода.Для твердых тел использовалась диф- ракция рентгеновских лучей (гл. 2, § 23), а для газов нашли применение дифракция электронов (гл. 3, § 11) и так называемые «полосатые» спектры молекул. В таблице приведены приближенные радиусы атомов некоторых наиболее известных элементов. Для удобства результаты выражены в ангстремах [1 ангстрем (А) равен 10'8 сл^]1). ПРИБЛИЖЕННЫЕ РАДИУСЫ АТОМОВ Элемент Радиус о атомов, А Элемент Радиус п атомов, А Водород 0,53 Алюминий ... 1,45 Кислород 0,74 Магний ... 1,6 Углерод 0,77 Свинец 1,75 Мышьяк . . 1,2 Натрий .... . ... 1,9 Олово .... 1,4 Калий 2,35 Замечательным достижением является то, что, несмотря на почти бесконечно малые размеры, атомы и молекулы были взвешены и измерены. Правда, результат был получен косвенным путем, но он считается на- столько же достоверным, как если бы каждый атом прошел через чело- веческие руки. Еще более поразительным является тот факт, что были найдены методы, при помощи которых удалось заглянуть внутрь атома и подробно исследовать его структуру. Хотя в этой области еще очень многое осталось неоткрытым, однако уже достигнут поразительный про- гресс. Много сведений было получено при исследовании прохождения электрического тока через газ при низких давлениях; этот вопрос рас- сматривается в следующей главе. г) Эта единица, названная в честь шведского спектроскописта Ангстрема, была введена первоначально для выражения длин волн в атомных спектрах (см. гл. 3, § 6).
Глава 2 ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ I. ПРИРОДА ЭЛЕКТРИЧЕСТВА § 1. Положительное и отрицательное электричество Начало изучения электричества, как и многих других современных отраслей знания, относится еще ко временам Древней Греции. Древ- негреческие философы были мыслителями, а не экспериментаторами; однако именно они впервые заметили еще в 600 г. до н. э., что если потереть кусок янтаря мехом или сукном, то он приобретает свойство притягивать к себе лог кие предметы, такие, например, как перья или шерстинки. Это явление было изучено во второй половине 16 века Уильямом Гильбертом, личным медиком королевы Елизаветы, который предложил назвать его электричеством от греческого слова электрон (янтарь). Гильберт заметил, что и другие вещества, кроме янтаря, напри- мер стекло и некоторые драгоценные камни, также электризуются при трении и приобретают способность притягивать легкие предметы. В течение следующего столетия не наблюдалось почти никакого про- гресса в этом направленпи, пока в 1773 г. Дюфе во Франции не обнару- жил, что сургуч при трении копщчьим мехом и стеклянная палочка при трении шелком электризуются не одинаково. Наэлектризованное тело, которое притягивается сургучом, сильно отталкивается стеклом, и наобо- рот. Эти два рода электричества были названы «стеклянным» (vitreous) и «сургучным» (resinous). Однако замечательный американский философ и государственный деятель Бенджамен Франклин предложил в 1747 г. тер- мины положительное и отрицательное электричество, которые и получили всеобщее распространение. В середине 18 века считалось, что электризация возникает как результат переливания какой-то «жидкости», и Франклин предположил, что при натирании стекла сухой рукой некоторое количе- ство этой электрической жидкости переходит из руки в стекло. Послед- нее будет, таким образом, иметь избыток (плюс) электрической жидкости, т. е. будет наэлектризовано положительно, тогда как рука будет иметь недостаток (минус) этой жидкости и будет иметь отрицательный заряд. Франклин, по-видимому, не знал о классификации Дюфе. Однако вскоре стало очевидно, что «стеклянное» электричество Дюфе экви- валентно положительному электричеству Франклина, а «сургучное» — отрицательному. Таким образом, стекло при трении электризуется поло- жительно, а сургуч — отрицательно. Проведенные Дюфе наблюдения при- тяжения и отталкивания заряженных тел легко объяснить, если пред- положить; что разноименные заряды притягиваются, а одноименные — отталкиваются. Положительно заряженное стекло притягивает отрица- тельно заряженный сургуч, но отталкивает положительно заряженную стеклянную палочку.
32 Глава 2. Элементарные частицы В действительности Франклин не имел достаточных оснований (как он, по-видимому, понял позднее) считать, что стекло при трении получает избыток электричества. Следовательно, употребление им терминов «поло- жительный» и «отрицательный» на самом деле произвольно. Тем не менее они употребляются и теперь в том же самом смысле, в каком они были вве- дены примерно 200 лет назад. Любое наэлектризованное тело, которое отталкивает наэлектризованное стекло (или отталкивается им) либо при- тягивает наэлектризованный сургуч (или притягивается им), считается наэлектризованным положительно, т. е. несущим положительный электри- ческий заряд. Подобным же образом считается, что наэлектризованное тело имеет отрицательный заряд, если оно притягивает наэлектризованное стекло и отталкивает наэлектризованный сургуч. В § 14 мы увидим, насколько было бы проще, если бы Франклин пришел к выводу, как это в сущности он легко мог сделать, что стекло при трении электризуется отрицательно. К сожалению, он поступил не так, и учение об электриче- стве до такой степени прочно связано с подобным представлением о поло- жительном и отрицательном зарядах, что теперь было бы практически невозможно внести какие-либо изменения, независимо от того, насколько они были бы удобны. § 2. Статическое и динамическое электричество Электрические явления, изучавшиеся Гильбертом, Дюфе, Франк- лином и другими учеными, называются статическим электричеством, или трибоэлектричеством, вследствие, способа его получения, в отличие от так называемого динамического электричества, открытого в конце 18 века. В 1780 г. итальянский анатом Луиджи Гальвани заметил, что если к одному из нервов только что убитой лягушки прикоснуться металлическим скальпелем, в то время как на стоящей рядом электро- статической машине будет получена электрическая искра, то мышцы лягушки сократятся. Позднее, исследуя это явление, которое он назвал «животным» электричеством, Гальвани обнаружил, что такой же эффект можно получить, приводя в контакт два куска металла, один из которых прикасается к мышце, а другой — к нерву лягушки. «Животная» природа этого электричества была подвергнута сомнению современником Гальвани итальянским физиком Алессандро Вольта, который предположил, что для возникновения наблюдаемых эффектов существенным является присутствие двух металлов. В 1796 г. он доказал правильность своей точки зрения, показав, что электричество можно получить при помощи двух кусков различных металлов, например цинка и серебра, отделенных друг от друга мокрым картоном или кожей. Система такого типа была впоследствии названа гальваническим элемен- том, или элементом Вольта, в честь Гальвани и Вольта соответственно. § 3. Напряжение и ток Вначале считали, что получаемое от гальванического элемента электричество — так называемое гальваническое электричество — отлично от трибоэлектричества, получаемого в результате трения неметаллического вещества. Первое обладало свойством течь по металлической проволоке, в то время как второе было связано с определенным телом и ограничено его объемом; поэтому для них и употреблялись, как указано выше, два различ- ных названия — динамическое и статическое электричество. Однако после
I, Природа электричества 33 того как разные экспериментаторы в первые годы 19 века показали, что одни и те же эффекты могут быть обусловлены как статическим, так и динамическим электричеством, знаменитый английский ученый Фарадей в 1833 г. дал объяснение этому кажущемуся различию. В 1776 г. Кавендиш высказал предположение, что следует различать две величины, характеризующие электрические явления, а именно: «коли- чество» и «интенсивность». Можно провести аналогию и сравнить электри- чество с потоком воды в водопаде. Интенсивность электричества, назы- ваемая напряжением (потенциалом), или волыпажем, так как она обычно измеряется в вольтах, эквивалентна высоте падения воды; количество же электричества, иногда называемое зарядом, подобно количеству воды в во- допаде. Один водопад может быть очень высоким, но содержать всего лишь тоненькую струйку воды, в то время как другой может содержать огром- ное количество воды, но падать с относительно небольшой высоты. Подоб- ным же образом обстоит дело и с электричеством. Фарадей показал, что в случае статического электричества напряжение велико, но заряд (или количество электричества) мал; в случае динамического электричества положение меняется: здесь по сравнению со статическим электричеством напряжение меньше, а заряд больше. Энергия водопада определяется про- изведением высоты водопада на количество падающей воды. Подобное же правило применимо и к электричеству: электрическая энергия вычисляется путем умножения напряжения на заряд. Если два тела, одно из которых заряжено положительно, а другое отрицательно, соединить вместе, например при помощи металлического бруска или проволоки, то в результате возникнет поток электричества, называемый электрическим током. Если соединительная проволока отсутствует, но потенциалы этих тел, из которых одно заряжено положи- тельно, а другое — отрицательно, достаточно высоки, так что между ними существует большая разность потенциалов, то электричество потечет от одного тела к другому в форме электрического разряда, например искры или серии искр. Разрядом такого типа является молния. Поскольку количество электричества, которым обладает тело, заря- женное статически (путем трения), мало, сила тока, т. е. скорость течения заряда, обычно измеряемая в амперах, будет также мала. Если нужно получить большую силу тока, приходится жертвовать напряжением и пользоваться гальваническим элементом. Соединяя большое число таких элементов в батарею, можно довести напряжение до величины порядка 1000 ей больше, сохраняя достаточно большую силу тока. Такого же ре- зультата можно достигнуть, используя динамомашину, служащую для преобразования механической энергии в электрическую (см. гл. 3, § 1). Положительным направлением электрического тока условились счи- тать направление от положительно заряженного тела к телу, несущему отрицательный заряд. Термины «положительный» и «отрицательный» при- меняются здесь в точном соответствии с тем, как их определил Франклин. Однако теперь уже нет необходимости прибегать к примитивной проверке, связанной с притяжением и отталкиванием заряженных тел. Когда элек- трический ток протекает через проволоку, в области пространства, окру- жающей эту проволоку, возникают изменения, воздействующие опреде- ленным образом на магнит1) в зависимости от направления тока. Подоб- х) Часто говорят, что вокруг проволоки, по которой течет ток, существует маг- нитное поле. Термин «поле», вообще говоря, относится к области пространства, на про- тяжении которой действует данная сила - магнитная, электрическая, гравитационная и т. д. 3 С. Глесстон
34 Глава 2, Элементарные частицы ным же образом направление тока характеризуют химические эффекты, наблюдаемые при прохождении электричества через раствор. Поэтому направление электрического тока легко определяется при помощи магнит- ных и химических (электролитических) испытаний. Всякий источник электрического тока, будь то один элемент, батарея элементов или дина- момашина, состоит из двух полюсов, пластин или электродов, как они называются в тех или иных случаях. Одному из них приписывают положительный знак, другому — отрицательный, и считают, что ток течет от положительного полюса к отрицательному. § 4. Переменный ток До сих пор неявно предполагалось, что электричество течет в одном направлении; в этом случае ток называют постоянным. Однако некоторые широко применяемые устройства, такие как динамомашина (без коллек- тора), индукционная катушка и ламповый генератор, вырабатывают переменный ток, т. е. ток, направление которого через каждый определен- ный промежуток времени меняется на противоположное. Таким образом, каждый полюс становится попеременно то положительным, то отрицатель- ным и не имеет определенного знака. У динамомашины частота этих изме- нений зависит от скорости вращения якоря и обычно довольно низка, например пятьдесят оборотов в секунду для обычной квартирной электри- ческой сети. При помощи соответствующим образом сконструированных ламповых генераторов можно получить токи различных частот, от относи- тельно низких до очень высоких,— радиочастот и сверхвысоких частот. Преимущество переменного тока состоит в том, что его напряжение, или разность потенциалов, можно увеличивать или уменьшать в широких пределах довольно простым способом при помощи прибора, известного под названием трансформатора. Как будет видно из гл. 9, токи высокого напряжения и относительно высокой частоты играют важную роль при ядерных исследованиях. Правда, в трансформаторе сила тока уменьшается пропорционально возрастанию напряжения, но обычно это не имеет зна- чения. При помощи выпрямителя переменный ток можно превратить в постоянный. Существуют различные типы выпрямляющих устройств, например механические, ламповые, медно-закисные и селеновые выпря- мители. Обычным методом получения постоянного тока высокого напря- жения является получение каким-либо удобным способом переменного тока, повышение его напряжения при помощи трансформатора и затем выпрямление. II. ПРОХОЖДЕНИЕ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ТОКА ЧЕРЕЗ ГАЗЫ § 5. Электрический разряд при низких давлениях В 1705 г. Хоксби в Англии обнаружил, что если янтарь наэлектризо- вать трением в закрытом сосуде, из которого откачан воздух, то наблю- дается испускание света. При обычном атмосферном давлении свет не наблюдался. Аналогичный эффект был замечен Уотсоном в 1752 г.; он обна- ружил, что разряд статического электричества в газе намного легче про- исходит при низком давлении, чем при атмосферном. Разряд сопровождает- ся свечением сосуда, содержащего газ. Хотя с помощью достаточно высо- кого напряжения, как переменного, так и постоянного, можно получить
II, Прохождение электрического тока через газы 35 разряд в виде искры при атмосферном давлении, однако это, несомненно, гораздо легче осуществить, понизив давление газа. Напряжение, необхо- димое для получения разряда при низком давлении, хотя все еще высоко, но значительно ниже напряжения, соответствующего появлению искры при атмосферном давлении. Кроме того, разряд при низком давлении про- текает более спокойно, чем искровой разряд, и связан с различными видами свечения. Знакомые всем неоновые рекламы являются прекрасной иллю- страцией явления электрического разряда в газе при низком давлении. Причины, по которым электричество легче проходит через газ при низком давлении, вкратце состоят в следующем. Для прохождения элек- тричества от одной точки к другой требуется присутствие электрически заряженных частиц; часто ими являются заряженные атомы или молекулы, получившие общее название ионов1). Под влиянием разности потенциалов ионы приходят в движение; при этом те из них, которые заряжены поло- жительно, движутся по направлению тока, а ионы, заряженные отрица- тельно, движутся в противоположном направлении. Если ионы не встре- чают сопротивления своему движению, то они будут двигаться с постоянно возрастающей скоростью, приобретая все более высокую энергию; ее мак- симальное значение будет зависеть от величины разности потенциалов. Воздух в обычном состоянии всегда содержит некоторое число ионов, и если между двумя металлическими пластинами (или электродами), ^нахо- дящимися в воздухе, приложить напряжение, то ионы различных знаков будут двигаться от одной пластины к другой навстречу друг другу. При движении ионов через газ могут происходить по крайней мере два явления: во-первых, ионы могут сталкиваться с молекулами газа и терять энергию, и во-вторых, некоторые из соударений могут приводить к образо- ванию новых ионов—явлению, известному под названием ионизации путем столкновений. Если давление воздуха близко к атмосферному, то обычно преобладает первый эффект, в результате чего лишь немногие ионы будут участвовать в переносе электричества. По мере того как давление пони- жается, более важную роль начинает играть второй эффект. Число ионов, образующихся в результате соударений, постепенно становится все больше и может в конечном счете значительно превзойти число ионов, перво- начально присутствовавших в объеме. Поэтому электрический разряд при понижении давления будет проходить все легче. При достаточно низких давлениях ионизация снова уменьшается, так как уменьшает- ся число соударений, и разряд уже не происходит так легко. § 6. Катодные лучи Пользуясь достаточно постоянными потенциалами, получаемыми от изобретенной незадолго до этого гальванической батареи, Фарадей в 1838 г. произвел первое систематическое исследование электрических разрядов через газы при пониженных давлениях. Хотя он наблюдал много интересных явлений, однако его возможности были ограничены, так как имевшиеся в то время вакуумные насосы были мало эффективны. Значи- тельный шаг вперед был сделан в 1854 г., когда замечательный немецкий стеклодув Гейслер не только усовершенствовал вакуумные насосы, но и успешно решил задачу впаивания в стеклянную трубку проволок, соеди- ненных с металлическими электродами. Сделанные им откачанные гейсле- i) От греческого слова, означающего «путешественник», так как ионы перехо- дят («путешествуют») от одной точки к другой, если между этими точками прило- жена разность потенциалов. 3*
36 Глава 2. Элементарные частицы ровские трубки были особенно удобны для изучения прохождения электри- чества через газы при низком давлении; с этими трубками в период между 1858 и 1862 гг. Плюкер (Германия) провел большое число экспериментов. Наряду со многими другими явлениями он наблюдал, что в окрестности катода, т. е. электрода, соединенного с отрицательным полюсом источ- ника напряжения1), трубка испускает зеленое свечение, называемое люминесценцией2). Положение свечения можно было менять, поднося к трубке магнит. Изучение электрического разряда в газах было продолжено в Герма- нии учениками Плюкера Гитторфом (1869 г.) и Гольдштейном (1876 г.). Они заключили из своих наблюдений, что люминесцентное свечение труб- ки вызывается «лучами», исходящими из катода, которые были названы поэтому Гольдштейном катодными лучами. Эти лучи отклоняются под действием магнита и обладают свойством давать тень от препятствия, поставленного на их пути, что свидетельствует о прямолинейном их рас- пространении. В период между 1879 и 1885 гг. английский ученый Уильям Крукс, сконструировавший усовершенствованные вакуумные разрядные трубки, провел очень широкую серию исследований электрического разряда. Он пришел к выводу, что катодные лучи в действительности являются потоком отрицательно заряженных частиц, вылетающих из катода с чрезвычайно высокими скоростями. Такая точка зрения на природу катодных лучей поддерживала предположение, сделанное в 1872 г. Вэрли, однако с ней были не согласны многие европейские физики, даже такие выдающиеся ученые, как Видеманн (1880 г.), Генрих Герц (1883 г.), открывший радиоволны, и Ленард (1894 г.). Последние считали, что ка- тодные лучи представляют собой движение электромагнитных волн, или электромагнитные колебания, аналогичные световым волнам, но с мень- шей длиной волны3). Если эти лучи действительно являются потоком заряженных частиц, то они должны отклоняться при прохождении в электрическом поле, но Гольдштейну, несмотря на несколько попыток, не удалось наблюдать какой-либо эффект такого рода. Однако отклонение катодных лучей в магнитном поле было неоспоримым фактом, и его не- возможно было объяснить, если считать эти лучи подобными световым волнам. § 7. Природа катодных лучей В опыте, проведенном Перреном во Франции в 1895 г., катодные лучи направлялись на устройство, известное под названием цилиндра Фарадея; последний соединялся с электрометром, посредством которого можно было определить знак и величину электрического заряда. Было найдено, что в цилиндре собирается отрицательный заряд и, таким т) Другой электрод, т. е. электрод, соединенный с положительным полюсом источника напряжения, называется анодом. Слова анод и катод произошли от греческих приставок «ана» (вверх) и «ката» (вниз); их впервые употреблял Фарадей (1834 г.) по предложению кембриджского философа Уивелла. Точно так же был введен упоми- навшийся выше термин ион для носителей электричества. 2) Это явление часто называют «флуоресценцией» или «фосфоресценцией», однако эти слова имеют специальное значение, которое здесь неприменимо (см. примечание 1 на стр. 60). Поэтому мы будем пользоваться общим названием люминесценция. Оно относится к любому испусканию света, не связанному с высокой температурой. 3) Объяснение природы света и родственного ему электромагнитного излучения дано в гл. 3.
Ill, Электрон 37 образом, было подтверждено, что катодные лучи состоят из отрицательно заряженных частиц. Против такого заключения было выдвинуто воз- ражение, основанное на том, что хотя отрицательно заряженные части- цы действительно могут испускаться катодом, однако это не является доказательством их идентичности катодным лучам. Требуемое доказательство было дано в 1897 г. Дж. Дж. Томсоном, знаменитым английским физиком, чьи работы имели большое влияние, как прямое, так и косвенное, на изучение строения атома. Сначала Томсон повторил опыты Перрена и подтвердил, что катод испускает заряженные частицы. Но, кроме того, он показал, что когда катодные лучи отклоняются магнитным полем, на что указывает изменение положения возникающего под их действием люминесцентного свечения, отрицательно заряженные частицы отклоняются соответствующим образом. Далее, в отличие от не- удачных попыток Гольдштейна и других, Томсону удалось изменить путь катодных лучей посредством электрического поля. Предыдущие неудачи объяснялись слишком сильной ионизацией, которая имела место в раз- рядной трубке и маскировала действие электрического поля. Работая при очень низких давлениях, Томсон свел к минимуму влияние ионизации и смог наблюдать ожидаемое отклонение. Итак, было установлено, что катодные лучи действительно представ- ляют собой поток частиц, несущих отрицательный электрический заряд, однако природа этих частиц все еще оставалась под вопросом. В резуль- тате своих многочисленных экспериментов Крукс пришел к убеждению, что эти частицы не состоят из обычной материи, т. е. они не находятся ни в твердом, ни в жидком, ни в газообразном состоянии. В конце лекции, прочитанной в Королевском обществе в Лондоне в 1879 г., он сказал: «Явления в этих откачанных трубках открывают физической науке новый мир — мир, в котором материя может существовать в четвертом состоя- нии». Признавая, что природа этого состояния еще неизвестна, Крукс назвал его «ультрагазообразным» состоянием. В дальнейшем оказалось, что такого состояния материи в действительности не существует, тем не менее изучение электрических разрядов в газах при низких давле- ниях действительно привело к открытию «нового мира» в науке. Действи- тельная природа и значение отрицательно заряженных частиц,<из которых состоят катодные лучи, были выяснены в результате большого количества различных исследований; ниже рассматриваются некоторые наиболее важ- ные из них. III. ЭЛЕКТРОН § 8. Электролиз. Число Фарадея В начале 19 века вслед за изобретением гальванического элемента как средства для получения электрического тока было обнаружено, что прохождение такого тока через водные растворы кислот, щелочей и солей сопровождается химическими изменениями, которые обнаруживаются по появлению на обоих электродах специфических продуктов, определен- ных для каждого раствора. Процесс разложения воды или растворенного в ней вещества вследствие прохождения электрического тока получил об- щее название электролиза. Например, электролиз разбавленного раствора кислоты при использовании электродов из платины или из других благо- родных металлов почти всегда приводит к выделению водорода на элект-
38 Глава 2, Элементарные частицы роде, соединенном с отрицательным полюсом элемента или батареи (ка- тоде), и кислорода на электроде, соединенном с положительным полю- сом (аноде). Подобным же образом, если подвергнуть электролизу рас- твор соответственно выбранной соли, например раствор соли цинка, меди, железа или ртути, то можно наблюдать, как на катоде выделяется соответствующий металл. Некоторые из наиболее фундаментальных исследований в области электролиза были сделаны Фарадеем (1831—1834 гг.), который открыл, что данное количество электричества всегда освобождает на электродах химически эквивалентные веса различных веществ (гл. 1, § 8). Другими словами, для выделения эквивалентного веса любого вещества, независимо от его природы, всегда требуется одинаковое количество электричества. Тщательными экспериментами было показано, что для выделения на элек- троде 1 граммэквивалента, т. е. эквивалентного веса в граммах, любого вещества необходимо пропустить через это вещество 96 500 кулон г) элек- тричества; эта величина называется числом Фарадея. § 9. Атомная природа электричества. Элементарный заряд Обсуждая полученные им результаты, Фарадей писал: «...если мы примем атомную теорию или терминологию, то можно считать, что атомы тел, эквивалентные друг другу при химическом взаимодействии, имеют равные количества электричества, естественно связанного с ними». По суще- ству в этих словах Фарадея содержится предположение о существовании единицы, или атома электричества; однако, по-видимому, он не был твердо уверен в правильности своей аргументации, так как очень осторожно выра- зил такую точку зрения. Подобным же образом, знаменитый английский ученый Максвелл в 1873 г. в известном «Трактате об электричестве и маг- нетизме», писал, что, исходя из результатов Фарадея, удобно пользоваться термином «молекулярный заряд» электричества. Однако дальше он пишет: «представляется крайне невероятным, что когда мы придем к пониманию истинной природы электролиза, мы сохраним... теорию молекулярных зарядов». Это был один из немногих вопросов, в которых, как выяснилось в дальнейшем, Максвелл был неправ. Последний шаг сделал ирландский физик Стони, который в течение 1873 и 1874 гг. был членом Комитета Британской ассоциации по выбору и номенклатуре динамических и электрических единиц. На собрании Ассо- циации в Белфасте в 1874 г. Стони сделал доклад «О физических единицах природы», опубликованный лишь в 1881 г. В этом докладе он сказал: «В явлении электролиза природа знакомит нас с определенным количест- вом электричества, не зависящим от того, какие тела подвергаются его воздействию. При каждом разрыве химической связи внутри электролита через последний проходит некоторое количество электричества, одинако- вое во всех случаях... Если мы примем его за единицу количества электри- чества, то, вероятно, сделаем важный шаг вперед в нашем изучении моле- кулярных явлений». х) Кулон является удобной единицей 'количества электричества, или электри- ческого заряда. Он соответствует току в 1а, протекающему в 1 сек. В физических исследованиях часто используется улектростатическая единица заряда, основанная на системе единиц сантиметр—грамм—секунда (GGS). Один кулон эквивалентен 3,00-109 * * * * электростатических единиц, так что число Фарадея равно 96500-3,00-109, т. е. 2,89 «1014 ед. GGSE.
Ill, Электрон 39 На основании этих рассуждений количество электричества, названное выше числом Фарадея и связанное с 1 граммэквивалентом любого вещества, должно находиться в том же отношении к постулированной единице коли- чества электричества, как атомный вес к весу одного атома. Другими словами, значение единицы количества электричества может быть полу- чено путем деления числа Фарадея на число Авогадро (гл. 1, § 22). В 1868 г. Стони, следуя Лошмидту, определил число Авогадро из уравнений кине- тической теории, как уже упоминалось выше, и в докладе 1874 г., исполь- зуя этот результат наряду с наиболее надежными из известных значений числа Фарадея, получил для единицы электрического заряда значение 3-10'11 электростатических единиц (единиц CGSE) т). Представление об «атомной» единице электричества получило мощную поддержку со стороны знаменитого немецкого физика Гельмгольца. В Фарадеевской лекции Лондонского химического общества в 1881 г. он заявил: «В настоящее время наиболее удивительный результат закона Фарадея [согласно которому данное количество электричества всегда выделяет на электродах химически эквивалентные веса], вероятно, состоит в следующем: если мы принимаем гипотезу о том, что элементарные вещест- ва состоят из атомов, то мы не можем не прийти к выводу, что и электри- чество, как положительное, так и отрицательное, состоит из определенных элементарных порций, ведущих себя подобно атомам электричества». Позднее, на собрании Британской ассоциации в 1885 г. Оливер Лодж также заявил: «Эта величина — заряд одного атома — представляет со- бой мельчайшую известную частицу электричества и является реаль- ной, естественной единицей». К началу 90-х годов 19 века приведенные выше идеи стали общепри- нятыми, и в 1891 г. Стони предложил для элементарной единицы элек- трического заряда название электрон. Таким образом, логическое развитие опытов Фарадея с электролизом привело к той точке зрения, что в растворе каждый электрически заряженный атом или группа атомов, т. е. каждый ион, связан с определенным целым числом — 1,2,3 или более — зарядов электрона. Число единиц заряда, связанных с каждым ионом, равно его валентности, т. е. атомному или молекулярному весу, деленному на его эквивалентный вес. § 10. Ионы газа и элементарный заряд Поскольку предыдущие выводы были получены при изучении раство- ров, приближенная величина единицы заряда, а именно 10~10 ед. CGSE, могла рассматриваться лишь в приложении к носителям электричества в растворе (ионам). В 1890—1892 гг. было сделано несколько попыток (Рихарцем и Эбертом в Германии и Чэттоком в Англии) определить еди- ницу заряда, связанного с другими электрически заряженными телами. Несмотря на то, что некоторые из применявшихся методов были основаны на сомнительных теоретических рассуждениях, замечателен, однако, был тот факт, что величина элементарного (или единичного) заряда почти неизменно оказывалась равной 10~10 ед. CGSE, что побудило Чэттока (1891 г.) сказать: «Я не могу отказаться от мысли, что... [результаты, полу- ченные различными методами] дают веские основания считать, что элек- *) На основе современных данных, т. е. значений 2,89-1014 ед. CGSE для числа Фарадея и 6,02-1023 для числа Авогадро, для этой единицы было найдено значение 4,80*10'10 ед. CGSE, принятое в настоящее время.
40 Глава 2. Элементарные частицы трически заряженные атомы в газах связаны с таким же количеством электричества, как и в электролитах». Более определенное подтверждение этой точки зрения было получено в Англии Таунсендом в 1897 г. Если через раствор кислоты или щелочи протекает большой электрический ток, то выделяющиеся на электро- дах газы — водород и кислород — находятся в ионизованном состоянии. Когда пузырьки этих электрически заряженных газов проходят через воду, они образуют плотное облако, по-видимому, в результате конден- сации влаги на газовых ионах (гл. 6, § 11). Таким образом, это облако состоит из мельчайших капелек воды, переносящих электрические заряды. Исходя из общего веса воды, содержащейся в облаке, и среднего веса воды в капельке, определяемого путем измерения радиуса капельки и из извест- ной величины плотности воды, можно вычислить число отдельных капелек в облаке. Таунсенд измерял общий заряд облака посредством электрометра, откуда, зная число присутствующих в облаке капелек, было уже просто определить средний заряд, связанный с каждой капелькой. Если предполо- жить, что ионы газа, на которых конденсируется влага, несут единич- ные элементарные электрические заряды, то полученный результат равен величине единичного (электронного) заряда. Найденное таким методом значение оказалось равным 3-10"10 ед. CGSE. Позднее оно было исправлено на 5-10"10 ед. CGSE в удовлетворительном согласии с величиной единич- ного заряда ионов в растворе. Такие же результаты были получены в 1898 г. Дж. Дж. Томсоном при изучении электрического заряда, перено- симого ионами газа, образующимися при прохождении рентгеновских лучей через воздух и водород (§21 настоящей главы). § 11. Определение заряда электрона К концу 19 века не оставалось никаких сомнений относительно суще- ствования определенной единицы электрического заряда, а именно заряда электрона. Научные интересы сосредоточились на методах определения точной величины этого заряда. В 1903 г. Дж. Дж. Томсон, ионизуя воздух лучами радия (§ 28 настоящей главы), измерил средний заряд одного иона, но эта работа явилась лишь еще одним подтверждением уже установившей- ся точки зрения. Однако в том же году Вильсон, сотрудник лаборатории Томсона, предложил техническое усовершенствование, которое послужи- ло основой некоторых из наиболее важных исследований, проведенных позднее. Он показал, что можно избежать трудного и неточного определе- ния общего заряда облака из водяных капелек, конденсирующихся на ионах (как это делалось в предыдущих исследованиях), измеряя скорость падения облака под действием силы тяжести, а также под влиянием элек- трического поля. Дальнейшие усовершенствования были сделаны в 1909 г. Эренгафтом в Австрии и Милликеном в США. Вместо того, чтобы вести наблюдения над облаком в целом и получать, таким образом, весьма приближенные зна- чения, Эренгафт наблюдал отдельные взвешенные частицы золота, серебра, платины и фосфора, а Милликен—отдельные капельки воды. Позднее (1911 г.) Милликен пользовался вместо водяных капелек капельками мине- рального масла, исключая таким образом ошибки, обусловленные испаре- нием, вследствие которого в ходе эксперимента изменялся вес капелек. В общих чертах прибор Милликена состоял из двух горизонтальных металлических пластин диаметром около 22 ем, находящихся на расстоя- нии 1,6 см одна от другой (Л и В на фиг. 1). Пластины находились в закры-
III. Электрон 41 том сосуде, содержащем воздух при низком давлении, и присоединялись к полюсам высоковольтной (10 000 в) батареи V. В верхней пластине было несколько маленьких отверстий С. С помощью пульверизатора в сосуд вво- дилась тонкая струя нелетучего масла; вследствие трения в пульверизаторе получаемые таким образом капельки масла несли на себе электрический заряд. Время от времени одна из капелек проходила мимо отверстия С и ее можно было наблюдать в зрительную трубу (не показанную на фиг. 1). Осве- щаемая мощным пучком света че- рез окошко W капелька казалась яркой звездой на темном фоне. При отсоединенной батарее V капелька начинает медленно па- дать под действием силы тяжести. Скорость ее падения v± зависит от ее массы т и определяется урав- нением king, (2.1) ф и г 1 Схема прибора Милликена для пгт определения заряда электрона, где g — гравитационная постоян- r r г ная (981 см/сек2) и к — коэффициент пропорциональности, зависящий от вязкости воздуха и от размеров капель- ки масла. Эта скорость измерялась, затем опять включалась высоковольт- ная батарея, электрическое поле которой, действуя против силы тяжести, заставляло заряженную капельку двигаться вверх. Если Е — напряжен ность электрического поля, т. е. приложенное к пластинам напряжение, деленное на расстояние между ними, то на капельку будет действовать направленная вверх сила Ееп, где еп— заряд капельки. Так как эта сила направлена противоположно силе тяжести mg, то капелька будет двигаться вверх под действием разности этих сил: Ееп—mg. Скорость v2 капельки масла, направленная вверх, будет выражаться следующим образом: е2 = к(Ееп-т§), (2-2) причем коэффициент пропорциональности к имеет то же значение, что и в уравнении (2.1). Если разделить эти уравнения одно на другое, то мож- но исключить коэффициент к и получить следующее выражение: *;1 v2 Een — mg ' (2.3) или (2.4) Поскольку величины vlf v2, Е и g доступны измерению, можно вычис- лить заряд еп капельки масла, если известна ее масса т. Чтобы определить последнюю, Милликен, подобно нескольким своим предшественникам, воспользовался уравнением, выведенным английским математиком Сток- сом, которое применимо к малым сферическим каплям, падающим под действием силы тяжести. Согласно Стоксу, скорость и±, с которой капелька падает в воздухе под действием силы тяжести, зависит от коэффициента вязкости ц, т. е. от оказываемого воздухом сопротивления движению, и от радиуса капли г следующим образом: _ 2gr2d V1 ~ 9г] ’ (2.5)
42 Глава 2. Элементарные частицы где d — плотность масла, из которого состоят капли. Так как vx можно определить описанным выше способом, a g, ц и d можно считать извест- ными, то из уравнения (2.5) можно определить радиус капли г. Если капля масла имеет сферическую форму, как это и предполагает- ся, то ее масса т связана с радиусом г выражением т = —— О (2.6) Значение г было только что определено, а плотность d масла известна; следовательно, можно вычислить массу капли т. Подставляя этот резуль- тат и полученные путем измерений их и v2 в уравнение (2.4), можно опре- делить заряд еп капельки масла. Милликен подвергал воздух в сосуде (см. фиг. 1) действию рентгенов- ских лучей, в результате чего в воздухе образовывались ионы; та или иная капелька могла соединиться с одним из ионов, что вызывало изменение заряда еп капельки. Затем измерялось новое значение скорости v2 капли в электрическом поле и вновь вычислялся заряд еп при неизменных иг и т. Если капелька получала положительный заряд, то эксперименталь- ный метод оставался тем же самым с той только разницей, что приходилось включать высоковольтную батарею в обратном направлении. В результате большого количества измерений, Милликен нашел, что заряд еп всегда равен целому числу, умноженному на определенный эле- ментарный заряд, который, очевидно, и представляет собой заряд электро- на. Используя многочисленные поправки к приведенным выше уравнениям, Милликен в 1917 г. пришел к выводу, что наиболее точное значение единичного заряда равно 4,774-10"10 ед. CGSE. Это значение являлось общепринятым в течение нескольких лет, пока работы Бэклина в Швеции и Бирдена в США не подвергли некоторому сомнению его точность. В середине второго десятилетия 20 века число Фарадея (§ 8 настоящей главы) было определено с большой тщательностью в США и в Англии и его значение стало более или менее достоверным. Поэтому точное определение числа Авогадро позволило бы оценить величину заряда электрона на осно- ве метода, впервые использованного Стони (§ 9 настоящей главы). Если бы удалось измерить длины волн рентгеновских лучей, то число Авогадро, и, следовательно, заряд электрона, можно было бы определить, изучая дифракцию рентгеновских лучей в кристаллах (§ 23 настоящей главы). В 1926 г. Комптон и Доан в США показали, как с помощью дифракцион- ной решетки можно измерить длины волн рентгеновских лучей (гл. 3, § 3); в результате экспериментов подобного рода Бэклин и Бирден полу- чили для заряда электрона величину, несколько превышающую значение Милликена, а именно 4,80-10"10 ед. CGSE. Другие экспериментаторы, поль- зуясь подобной же методикой, подтвердили затем этот результат. Хотя различие между значениями 4,77-10"10 и 4,80-10"10 может показаться незначительным, однако оно намного превышает известные ошибки эксперимента для использованных методов. Многие ученые заин- тересовались таким расхождением, и в 1932 г. Шиба (Япония) предполо- жил, что значение вязкости воздуха, которым пользовался Милликен в уравнении (2.5), могло быть ошибочным. Действительно, хотя Милликен считал, что это значение самое надежное из опубликованных дб сих пор, однако, как оказалось, оно было неправильным. Пересчитывая результаты своих экспериментов на основе более поздних определений вязкости, Мил- ликен нашел, что заряд электрона хорошо согласуется со значением, полученным в опытах с рентгеновскими лучами. В настоящее время из раз-
Ill, Электрон 43 личных опытов как с капельками масла, так и с дифракцией рентгеновских лучей, известно с достаточной достоверностью, что заряд электрона очень близок к 4,803-10'10 ед. CGSE1). Это значение одинаково как для положи- тельного единичного заряда, так и для отрицательного. § 12. Удельный заряд частиц катодных лучей Вернемся к рассмотрению катодных лучей, которые, как показал в 1897 г. Дж. Дж. Томсон, состоят из потока отрицательно заряженных частиц, выходящих из отрицательного электрода (катода) эвакуированной разрядной трубки (§ 7 настоящей главы). Даже тогда, когда дискуссия о природе катодных лучей все еще про- должалась, производились вычисле- ния и эксперименты с целью выяснить, какими должны быть свойства этих лучей, если предполагать, что они пред- ставляют собой заряженные частицы. Если поток таких частиц движется сна- чала прямолинейно, а затем попадает в магнитное поле, перпендикулярное к направлению движения, то части- цы будут двигаться по круговым траек- ториям (фиг. 2). Если е — величина заряда, несомого каждой частицей, а v— скорость, с которой она движет- ся, то сила, действующая на частицу, равна Hevlc, где Н — напряженность магнитного поля и с — скорость света. © © © © ® ® Магнитное поле Н v ® ® ® ® ® ® " ® ® ®^з ® 0 ® ® ® ® ® ® ® б/ ® ®^ Фиг. 2. Траектория заряженной ча- стицы, движущейся в магнитном поле, направление которого перпендикуляр- но к направлению движения частицы. другой стороны, эта сила должна быть равна произведению массы частицы т на ее центростремительное ускорение v2/r. Следовательно, Неи mv2 с г ' отсюда е ___ vc т ~~ Hr (2.7) (2-8) Напряженность Н магнитного поля следует считать известной, и если мож- но измерить скорость заряженных частиц и радиус кривизны их траекто- рии, то уравнение (2.8) позволяет определить для них отношение заряда к массе е/т, иногда называемое удельным зарядом. ' Предыдущие рассуждения применимы к любым заряженным частицам, независимо от их заряда и массы; они и были применены Шустером (Анг- лия) в 1890 г. к катодным лучам. Он без труда измерил радиусы круговых траекторий в магнитном поле, но скорости частиц он мог определить лишь очень приближенно. В результате Шустер получил неправильное значение е/т и пришел к ошибочному выводу, что частицы, из которых состоят катодные лучи, представляют собой отрицательно заряженные атомы газа, вероятно ионы азота. В начале 1897 г. Вихерт и Кауфман (Германия) 1) В период 1914 —1916 гг. между Эренгафтом и Милликеном разгорелся спор о природе электрона. Первый считал, что он доказал существование «субэлектрона», заряд которого меньше общепринятого значения элементарного заряда. Милликен отказывался согласиться с его аргументами, и его позиция, как мы видим, целиком оправдалась.
44 Глава 2, Элементарные частицы сообщили о результатах измерений траекторий катодных лучей в магнит- ном поле. Они определили также с хорошей точностью скорость частиц, которая оказалась равной примерно 0,1 скорости света, т. е. 3• 109 см,1сек. Полученные ими значения elm равны около 1017 ед. CGSE на 1 г, если выра- жать заряд ев единицах CGSE, а массу т в граммах1). Кауфман нашел, что значение elm для частиц катодных лучей всегда одинаково, независимо от природы газа, наполняющего разрядную трубку, или от условий раз- ряда. Сравнивая его результаты со значением elm, вычисленным для иона водорода в растворе, т. е. приблизительно 3• 1014 ед. CGSE2), Вихерт пришел к выводу, что частицы катодных лучей имеют массу, значение которой лежит между 0,001 и 0,004 массы атома (или иона) водорода. Однако лишь Дж. Дж. Томсон оценил важность подобных результатов, полученных им независимо, и дал им правильную интерпретацию. § 13. Опыты Томсона Опыты Томсона, хотя и не отличались большой точностью, стали одна- ко классическими вследствие той огромной роли, которую они сыграли в изучении атомной структуры. Чтобы определить скорость частиц [см. уравнение (2.8)], образующих катодные лучи, Томсон воспользовался идеей, которая, как это любопытно отметить, была высказана в 1883 г. Герцем, одним из противников той точки зрения, согласно которой катодные лучи состоят из заряженных частиц. Движущуюся заряженную частицу можно отклонить от ее первоначального пути электрическим или магнитным полем. Как показано в § 11 настоящей главы, в электри- ческом поле напряженности Е на частицы с зарядом е действует сила Ее, а в магнитном поле напряженности Н — сила Hev/c, где v — скорость частицы. Если электрическое и магнитное поля направлены так, что их действия на движущуюся заряженную частицу точно компенсируются и частица не отклоняется от своего пути, то и, следовательно, V = (2.10) Таким образом, оказывается возможным определить скорость движения v заряженных частиц, если известны напряженности компенсирующих друг друга электрического и магнитного полей. Подставляя этот результат в уравнение (2.8), можно получить е/т, если известен радиус кривизны траектории в магнитном поле. Схема опыта Томсона понятна из фиг. 3. Лучи, выходящие из катода С в эвакуированной трубке, проходят через отверстие в аноде А и через щель S, выделяющую узкий пучок. Если пластины Р присоединить к источ- нику высокого напряжения, то на катодные лучи будет действовать элек- трическое поле; магнитное поле налагается извне (магнит М). Отклонение х) Так как определение е/т обычно производится в магнитном поле, то эту вели- чину чаще выражают в электромагнитных единицах (GGSM) на 1 г, а не в электроста- тических единицах (GGSE). Мы' пользуемся здесь электростатическими единицами лишь для того, чтобы избежать путаницы, которая может возникнуть из-за употребле- ния различных систем единиц. Единицы GGSE переводятся в единицы CGSM делением на З-Ю10. 2) Этот результат получается путем деления единичного (электронного) заряда, несомого ионом водорода в растворе, т. е. 4,8-10'10 ед. CGSE, на массу атома водорода (или иона), равную 1,6-10~24 г (гл. 1, § 24).
III. Электрон 45 пучка наблюдается по отклонению светящегося пятна, возникающего на стенке трубки под действием катодных лучей. Это отклонение отсчитыва- ется по шкале F. Сначала отмечается положение неотклоненного пучка (в отсутствие электрического и магнитного полей), затем налагается маг- нитное поле Н и по величине отклонения вычисляется радиус кривизны г круговой траектории частиц. После этого налагается электрическое поле, и его напряженность Е подбирается так, чтобы светящееся пятно (след пучка) вернулось в первоначальное положение. Зная Е и Н. можно из уравнения (2.10) определить р, а следовательно, и вычислить е/т из урав- нения (2.8). В согласии с предыдущими исследователями, Томсон нашел, что частицы катодных лучей движутся с огромной скоростью 3-109 см! сек и что elm 2 • 1017 ед. CGSE на 1 г. Кроме того, он заметил, что результаты Фиг. 3. Схема прибора Томсона для исследования заряженных частиц методом отклонения в электрическом и магнитном полях. получаются одни и те же для катодов из различных материалов (алюминия, железа, платины), а также для различных газов (воздуха, водорода, дву- окиси углерода), наполняющих разрядную трубку. Исходя из этого, Том- сон пришел к выводу, что «носители электрического заряда в катодных лучах одни и те же, независимо от того, в каком газе происходит разряд». Далее он высказывался по этому поводу так: «Объяснение, которое кажет- ся мне наиболее простым и непосредственным, основано на той точке зрения на строение химических элементов, которая принята многими хими- ками. Согласно этой точке зрения, атомы различных химических элемен- тов представляют собой различные скопления [первичных частиц] одного и того же рода... Если бы в очень сильном поле вблизи катода молекулы газа расщеплялись, но не на обычные химические атомы, а на первичные атомы, которые мы для краткости будем называть «корпускулами», и если бы эти корпускулы имели электрический заряд и вылетали из катода под действием электрического поля, то они вели бы себя точно так же, как катодные лучи. В результате этого, очевидно, и получается значение т!е [или е!т\, не зависящее от природы газа..., так как носители те же самые для любого газа... Таким образом, катодные лучи представляют собой ночвое состояние материи, состояние, в котором делимость материи идет много дальше, чем в случае обычного газообразного состояния; состояние, в котором вся материя, т. е. материя, полученная от различных источ- ников, таких как водород, кислород и углерод,— одного и того же рода; эта материя представляет собой то вещество, из которого построены все хймические элементы». Таким образом, Томсон считал, что отрицательно заряженные корпускулы катодных лучей являются теми первичными частицами, из которых состоит вся материя. Как было показано выше, найденное для корпускул значение elm. грубо говоря, в 1000 раз больше, чем значение elm для водородного иона в растворе. Имеется два возможных объяснения этого различия: или заря- ды е примерно одинаковы, и, таким образом, частицы катодных лучей
46 Глава 2. Элементарные частицы приблизительно в 1000 раз меньше, чем атом водорода, или массы т могут быть одного и того же порядка и в этом случае корпускулы будут нести заряд, величина которого много больше величины элементарного электрон- ного заряда. Как указано выше (§ 12 настоящей главы), Вихерт, по-види- мому, придерживался первой точки зрения. Томсон, с другой стороны, сначала склонялся ко второй альтернативе, но дальнейшие эксперименты заставили его изменить свое мнение. § 14. Электрон как частица В 1899 г. Томсон начал серию экспериментов, чтобы разрешить сомне- ния в отношении величины е/т, определив непосредственно заряд корпу- скул и отношение этого заряда к массе. К сожалению, это нельзя было осуществить в случае катодных лучей, и поэтому он предпринял другого рода эксперимент. К концу 19 века было хорошо известно, что ультрафиоле- товые лучи, падающие на некоторые металлы, в частности цинк, вызывают испускание отрицательно заряженных частиц; это явление было известно под названием фотоэлектрического эффекта. Томсон определил отношение е/т для этих частиц при помощи электрического и магнитного полей и на- шел, что оно такое же, как и для частиц катодных лучей. Заряженные частицы, испускаемые накаленной нитью в результате термоэлектронного эффекта, имеют такое же значение е/т. Пользуясь методом облака, опи- санным в § 10 настоящей главы, Томсон измерил заряд частиц, получаю- щихся в результате фотоэффекта; выяснилось, что он почти не отличается от заряда электрона. Ввиду того, что е/т для отрицательно заряженных частиц, получаемых различными путями, всегда постоянно, были все осно- вания сделать вывод, что эти частицы идентичны. Выражаясь словами Томсона: «Описанные эксперименты, если их рассматривать вместе с предыдущими экспериментами... на катодных лучах, показывают, что в газах при низких давлениях отрицательная электризация, хотя ее можно вызвать самыми различными способами1), всегда состоит из отдельных единиц, каждая из которых обладает электри- ческим зарядом определенной величины. Величина этого отрицательного заряда... равна положительному заряду атома водорода [иона] при электро- лизе растворов». Так как заряд отрицательных частиц равен заряду иона водорода, то очевидно, что их масса, независимо от их происхождения, должна быть равна приблизительно 1/1000 массы атома водорода. Как указал Томсон, эти частицы — легчайшие из известных до сих пор самостоятельно сущест- вующих частиц. Тот факт, что одни и те же частицы создаются различными путями — электрическим разрядом, фотоэлектрическим и термоэлектрон- ным эффектами, подтверждает точку зрения, согласно которой из этих первичных частиц и состоит вся материя. Поскольку заряд частиц, образующих катодные лучи, и частиц, воз- никающих при термоэлектронном и фотоэлектрическом эффектах, равен заряду электрона, название «электрон», первоначально предложенное Стони (§ 9 настоящей главы) для величины заряда, вскоре стали применять к самим частицам. Томсон, вероятно в интересах точности, в течение почти двадцати лет придерживался термина «корпускула», но в конце концов и он отказался от этого термина в пользу термина «электрон». В настоящее время электрически заряженные частицы, несущие отрицательный заряд 1) Курсив автора настоящей книги.
Ill, Электрон 47 4,803-10“10 ед. CGSE и имеющие массу, равную примерно 1/2000 массы атома водорода, называются электронами. Они, несомненно, являются основными частицами, входящими в состав всех атомов. Так как материя обычно электрически нейтральна, т. е. не имеет электрического заряда, отсюда следует, что в атоме должны существовать какие-то частицы, несущие положительный заряд, уравновешивающий отрицательный заряд электронов. Этот вопрос подробнее рассмотрен в гл. 4. Пока достаточно сказать, что положительный заряд — неотъемлемая часть атома, а электроны могут переходить от одного атома к другому. Таким образом, отрицательно заряженным будет такое тело, которое будет содержать больше электронов, чем тело в обычном, или нейтраль- ном, состоянии; положительно заряженным будет тело с числом электро- нов, меньшим, чем в нейтральном состоянии. Так, при трении стекла шел- ком электроны переходят от стекла к шелку, так что первое из этих тел приобретает положительный электрический заряд, а второе — отрица- тельный. Положительный ион — это атом (или группа атомов), лишенный одного или более электронов, тогда как отрицательный ион — это атом (или группа атомов), который приобрел добавочные электроны. Электрический ток неизменно сопровождается потоком электронов, переходящих от одного полюса к другому. Так как электрон несет отри- цательный заряд, то направление потока электронов противоположно условно принятому положительному направлению электрического тока. Это аномальное положение возникло в результате того, что Франклин произвольно стал считать, что стекло заряжается положительно, а не отрицательно (§ 1 настоящей главы). Если бы он поступил наоборот, то заряд электрона считался бы не отрицательным, а положительным. Поло- жительное направление тока тогда совпадало бы с направлением потока электронов. § 13. Удельный заряд электрона В текущем столетии были произведены многочисленные определения удельного заряда электрона (т. е. отношения заряда электрона к его массе). Некоторые значения были получены на основе изучения поведения электронов в электрических и магнитных полях различных типов, тогда как другие получались путем спектроскопических измерений. Ниже (гл. 4, § 9) показано, что характеристическое излучение (спектр), испу- скаемое или поглощаемое атомом, определяется входящими в его состав электронами. Исходя из этого, были установлены соотношения между свойствами электрона и частотами (или длинами волн) спектральных линий. Если поместить вещество, испускающее спектр, в очень сильное магнитное поле, т*о, как показал голландский физик Зееман в 1896 г., некоторые спектральные линии расщепляются на несколько компонент. Разность частот этих компонент зависит от напряженности поля и от удельного заряда е/т электрона. На основе своих первых измерений рас- щепления спектральных линий в магнитном поле Зееман вычислил удель- ный заряд электрона и получил значение, равное приблизительно 3 -1017 ед. CGSE на 1 г, в удивительном согласии со значением, полученным в том же году Томсоном и др. путем исследования катодных лучей. Частоты спек- тральных линий можно измерять очень точно, и, следовательно, можно получить е/т с очень высокой степенью точности. В результате экспери- ментов различного рода пришли к выводу, что наиболее точное значение удельного заряда электрона равно 5,273-1017 ед. CGSE на 1 г.
48 Глава 2, Элементарные частицы § 16. Масса и размеры электрона Поскольку мы знаем теперь как заряд электрона е, так и его удельный заряд е/т, то, очевидно, очень просто вычислить массу т отдельного электрона. Для этого нужно только разделить е, равное 4,803-10’10,ед. CGSE на е/т, т. е. на 5,273-1017 ед. CGSE на 1 г. В результате получим, что масса электрона т = 9,108-10"28 г. Сравнивая это значение со значением массы атома водорода 1,673-10’24 г, мы видим, что масса атома водорода в 1837 раз больше массы электрона. На обычной химической шкале атом- ных весов, на которой атомный вес атмосферного кислорода считается равным 16,000, вес электрона равен 0,000548. Этот результат получается путем умножения действительного значения массы электрона на число Авогадро или путем деления атомного веса водорода на 1837. Таким образом, мы видим, что электрон значительно легче атома даже самого легкого элемента. Следует обратить внимание на тот факт (который станет понятным ниже — см. гл. 3), что масса электрона зависит от скорости его движения. Приведенное здесь значение массы применимо только тогда, когда электрон или находится в покое, или движется со сравнительно малой скоростью, например меньшей 1/10 скорости света1). Будем называть эту массу массой покоя электрона. После открытия электрона и определения его чрезвычайно малой мас- сы возник вопрос, нельзя ли последнюю полностью приписать его элек- трическому заряду. Говорят, что тело имеет массу, или инерцию, если для того, чтобы привести его в движение, нужно затратить энергию (произве- сти работу). Другими словами, если для того чтобы привести тело в дви- жение, требуется энергия, то оно должно, согласно определению, обладать массой в наиболее общем смысле. Движущийся электрический заряд, независимо от того, какова его природа, создает вокруг себя магнитное поле, и так как создание такого поля требует энергии, то отсюда следует, что для того, чтобы привести заряд в движение, необходимо затратить энергию. Следовательно, заряд должен быть связан с массой, или по край- ней мере с чем-то, что ведет себя подобно массе, и что поэтому нельзя отли- чить от нее. Такая масса была названа электромагнитной. Если сделать теперь предположение, что определенная выше масса электрона полно- стью электромагнитная, то можно вычислить радиус электрона. В 1881 г. Дж. Дж. Томсон за несколько лет до того, как он стал инте- ресоваться катодными лучами, вывел, исходя из теоретических соображе- ний, уравнение, связывающее электромагнитную массу т сферической заряженной частицы радиуса г с ее зарядом е, выраженным в электромаг- нитных единицах2), (2.11) 2е2 г = —. 3^ Это уравнение можно применять непосредственно только тогда, когда заряженная частица движется сравнительно медленно и, следовательно, можно пользоваться массой покоя электрона. Если заряд электрона х) Скорость света равна приблизительно 3• 1010 см/сек (гл. 3, § 5), так что 1/10 ско- рости света равна примерно 3- 10у см/сек (или 30 000 км/сек). Эта скорость очень ве- лика, но может считаться малой по сравнению со скоростью света. 2) См. примечание 1 на стр. 44.
IV. Протон, антипротон и позитрон 49 €=4,80-10"10 * */(3-1010) ед. CGSM и 7?г=9,1-10"28 г, то из (2.11) получим для радиуса электрона значение 2-10"13 см. Можно считать, что это значение характеризует размеры электрона, если сделать два допущения: во-пер- вых, что заряд электрона равномерно распределен по сферической поверх- ности и, во-вторых, что его масса покоя имеет чисто электромагнитную при- роду, т. е. что кажущаяся масса электрона всецело обязана своим проис- хождением его заряду1). Если допустить, что часть массы электрона имеет другую природу, то радиус должен быть несколько больше 2-10“13 см. Во всяком случае, результат нельзя считать очень точным, так как сомни- тельно, чтобы теоретические соображения, на основе которых было выве- дено уравнение (2.11), были применимы к такой маленькой частице, как электрон. Однако, поскольку электрон может рассматриваться как части- ца, имеющая определенный радиус (см. гл. 3, § 11), можно считать, что этот радиус равен примерно 2-10"13 см. Как указано в гл. 1, § 24, радиусы большинства атомов порядка 2-10"8 см и, следовательно, радиус электрона равен примерно одной сто- тысячной (10“5) атомного радиуса. В котелке воды, увеличенном до разме- ров земного шара (см. гл. 1, § 21), электрон был бы настолько мал, что его с трудом можно было бы наблюдать при помощи хорошего оптического микроскопа. IV. ПРОТОН, АНТИПРОТОН И ПОЗИТРОН § 17. Положительные лучи и протон После открытия отрицательно заряженного электрона естественно было попытаться найти соответствующую частицу, несущую положитель- ный заряд. В 1886 г. Гольдштейн (Германия), пользуясь в качестве катода в разрядной трубке металлическим диском с отверстиями, наблюдал светящиеся лучи, выходящие из отверстий в сторону, удаленную от анода (фиг. 4), и распространяющиеся прямолинейно. Эти лучи были названы первоначально каналовыми лучами, так как они проходили через отвер- стия, или каналы, в катоде. Собирая эти лучи с помощью цилиндра Фара- дея, Перрен в 1895 г. показал, что они связаны с положительным зарядом; это было подтверждено в 1898 г. Вином, изучавшим их отклонение в элек- трическом и магнитном полях. Позднее (в 1907 г.) Томсон предложил более подходящее название — «положительные лучи», которое и стало обще- принятым. В ходе своих исследований Вин определил отношение заряда к массе е/т для частиц, входящих в состав положительных лучей, и нашел, что оно в тысячи раз меньше, чем для электронов. Кроме того, это отношение для каналовых лучей всех остальных элементов меньше, чем для водород- ного иона в растворе. Предполагая, что заряд, несомый положительными частицами,— величина, кратная элементарному заряду (дто очень вероят- но), можно сделать лишь один вывод, а именно, что частицы в положитель- ных лучах много тяжелее, чем электроны, так как они представляют собой г) Хотя первое определенное доказательство существования электрона, а также вывод уравнения для электромагнитной массы дал Дж. Дж.Томсон, однако, как утверж- дает лорд Релей в книге «Жизнь сэра Дж. Дж. Томсона» (The Life of Sir J. J. Thomson, Cambridge, 1942), Томсон сначала высказывался против идеи о том, что масса электрона целиком электромагнитного происхождения, и эта идея получила признание бла- годаря тому, что ее защищали Оливер Лодж и другие. С. Глесстон
50 Глава 2. Элементарные частицы не что иное, как атомы или молекулы, которые приобрели электрический заряд. Пользуясь разрядной трубкой, содержащей воздух, Вин нашел, что, судя по массам частиц, они состоят из молекул кислорода или азота. Дальнейшие исследования подтвердили, что, вообще говоря, массы поло- жительно заряженных частиц зависят от рода газа, присутствующего в разрядной трубке. Таким образом, кроме знака электрического заряда, положительные лучи отличаются от катодных лучей по крайней мере в двух отношениях. Во-первых, частицы в положительных лучах состоят из реальных атомов и молекул, тогда как частицы в катодных лучах много меньше и легче, чем даже атом водорода, и во-вторых, частицы катодных лучей не зависят от природы газа в разрядной трубке или от материала катода, а частицы Анод Положительные лучи Катод с отверстиями Фиг. 4. Положительные лучи, выходящие из отверстий в катоде. положительных лучей обычно представляют собой заряженные атомы или молекулы газа, нахо- дящегося в трубке. Несмотря на очень тщатель- ные исследования, в разрядной трубке не удалось обнаружить сходной с электроном положи- тельно заряженной частицы. Са- мая легкая из наблюдаемых положительных частиц, о которой Эрнст Резерфорд говорил (1914 г.), как о «долго отыскиваемом положитель- ном электроне», имела такую же массу, как атом водорода, и заряд, равный по величине, но противоположный по знаку заряду электрона. Другими словами, это был однократно заряженный положительный ион водорода Н+, т. е. атом водорода, потерявший один электрон, вероятно, в результате столкновения в разрядной трубке и оставшийся с положи- тельным зарядом, эквивалентным заряду электрона г). К 1920 г. выяви- лись некоторые факты (см. гл. 8), на основании которых можно было заключить, что положительно заряженный атом водорода является важной составной частью структуры других атомов, вследствие чего он и был назван протоном* 2). Так как вес атома водорода в 1837 раз больше веса электрона, то отсюда следует, что вес протона, представляющего собой атом водорода, лишенный одного электрона, в 1836 раз больше веса электрона. х) Следует заметить, что эта точка зрения находится в согласии с идеями Бенд- жамена Франклина (см. § 1 настоящей главы). 2) От греческого слова «протос» (первый). В научной литературе имеются раз- личные сведения о происхождении термина «протон». Вот цитата из примечания Резер- форда к статье Мэссона, написанной в 1920 г.: «Вопрос о подходящем названии для этой единицы [т. е. положительно заряженного атома водорода] обсуждался на не- официальном собрании членов секции А [физики] Британской ассоциации в Кардиффе в этом году... Всеобщее одобрение получило название «протон»,’в частности потому, что оно связано с... термином «протил», который был введен Праутом в его известной гипотезе [гл. 1, § 16] о том, что все атомы состоят из водорода... На официальном собрании секции быдо обращено внимание на необходимость специального названия для ... единицы с массой 1, и автор [Резерфорд] предложил тогда название «протон». Следует отметить, что Резерфорд не претендует на то, что его предложение является оригинальным, он только говорит о том, что он предложил его на официальном собра- нии секции А. Вот что говорит об этом Лодж: «На собрании Британской ассоциации в Кардиффе сэр Эрнст Резерфорд предложил или одобрил предложение, что эту водо- родную ... единицу положительного заряда следует назвать «протоном». Таким образом, имеются некоторые сомнения в том, кто именно предложил этот термин в данном случае. Вообще же термин «протон» встречается в научной литературе с' 1908 г., а возможно и ранее, для обозначения основной единицы, аналогичной протилу, из кото- рой построены все элементы.
IV. Протон, антипротон и позитрон 51 § 18. Положительный электрон, или позитрон Несмотря на отсутствие экспериментальных данных о существовании положительного электрона, т. е. частицы с массой, равной массе электрона, но имеющей положительный заряд, английский физик-теоретик Дирак в 1930 г. высказал некоторые теоретические соображения, указывающие на возможность существования такой частицы. Доказательства Дирака чрезвычайно трудны для понимания, но их можно кратко, хотя и поверх- ностно, изложить следующим образом. Обычные отрицательно заряженные электроны должны существовать в двух различных энергетических состоя- ниях, называемых положительным и отрицательным. Эти термины не име- ют отношения к электрическому заряду, они относятся к значениям энер- гии частицы по отношению к некоторому нулевому состоянию. Если одно из возможных отрицательных энергетических состояний не занято элек- троном, то имеется пустое место (называемое иногда дираковской «дыркой», хотя оно не является дыркой в обычном трехмерном смысле), которое долж- но вести себя как положительно заряженный электрон с положительной энергией. Вначале Дирак считал, что эта дырка представляет собой протон, так как положительный электрон в то время не наблюдался, но вскоре стало ясно, что это не может иметь места. Во-первых, масса протона много боль- ше, чем масса электрона, тогда как, согласно теории, положительная части- ца должна иметь ту же массу, что и отрицательный электрон. Во-вторых, так как гипотетический положительный электрон Дирака на самом деле представляет собой вакантную дырку, эта дырка может легко быть запол- нена обычным отрицательным электроном. Другими словами, положитель- ный электрон должен иметь очень малую продолжительность жизни, так как отрицательный электрон должен быстро соединяться с ним (число отрицательных электронов всегда велико); при этом оба заряда будут нейтрализоваться и уничтожать друг друга, не оставляя ничего, кроме энергии (гл. 3, § 22). Протон же вполне устойчив и поэтому не может удовлетворять требованиям, предъявляемым частице, которая была бы эквивалентна дираковской дырке. Доказательство существования положительного электрона, которое так долго пытались отыскать, было, наконец, получено Андерсоном в Ка- лифорнийском технологическом институте в 1932 г. Андерсон совместно' с Милликеном (§11 настоящей главы) построил для изучения так называе- мых космических лучей (см. гл. 18), идущих из мирового пространства,, прибор, известный под названием камеры Вильсона (гл. 6, § 12), который он поместил в очень сильное магнитное поле. В камере Вильсона можно видеть и даже фотографировать траектории заряженных частиц. По интенсивности трека (следа частицы в камере) можно судить о массе части- цы, а по направлению, в котором этот трек искривляется в магнитном поле,— о знаке ее заряда. Во время работы камеры Вильсона наблюдались многочисленные тре- ки от заряженных частиц, возникающих при взаимодействии космических лучей очень большой энергии с веществом. Поперек камеры помещалась свинцовая пластинка толщиной 6 мм, в которой частицы должны были терять часть своей энергии. Как указывает Андерсон в своих лекциях в 1939 г., «кривизна траектории в магнитном поле меняется в зависимости от количества энергии, теряемой в пластинке. Измерение кривизны трека частицы до и после прохождения ее через пластинку совместно с наблю- 4*
52 Глава 2. Элементарные частицы дениями плотности трека дает определенные сведения о массе частицы и о величине ее электрического заряда». Одна из полученных таким образом многочисленных фотографий, на которой видна помещенная поперек камеры свинцовая пластинка, показана на фиг. 5; эта фотография имеет историческое значение, так как ее интерпретация, данная Андерсоном, привела к открытию положитель- ного электрона. Так как кривизна трека меньше под пластинкой, чем над ней, то очевидно, что энергия частицы больше в нижней части камеры. Следовательно, частица движется снизу вверх. Зная направление магнит- ного поля и направление движения частицы, можно по‘кривизне трека видеть, что частица имеет положительный заряд. Плотность трека меньше, чем следовало ожидать в случае протона, а его длина больше. По словам Андерсона, «фотографии этих положительно заряженных частиц можно было интерпретировать, только предположив, что частицы имеют массу, приблизительно равную массе обычного электрона с отрицательным элек- трическим зарядом, и таким образом было получено... первое доказатель- ство существования положительных электронов». После интерпретации фотографии, показанной на фиг. 5, были иссле- дованы в свете нового открытия другие снимки в камере Вильсона и были получены другие доказательства образования положительных электронов под действием космических лучей. Некоторые из этих снимков были такого типа, как фотография, приведенная на фиг. 6; левая и правая стороны этой фотографии изображают одно и то же событие, снятое под двумя различ- ными углами. На снимке видно, что треки заряженных частиц разделяются на две группы, одна из которых отклоняется магнитным полем влево, а другая — вправо. Внешняя группа треков на каждом из снимков состоит из следов отрицательных электронов, внутренняя группа — из следов положительных электронов. Различие между треками внутри каждой группы обусловлено различием в энергии электронов. Андерсон предложил назвать положительный электрон позитроном, и этот термин сразу получил всеобщее распространение. Он также предло- жил аналогичный термин негатрон для отрицательного электрона, но это предложение не встретило одобрения, и в литературе этот термин почти не встречается. В настоящее время во всех случаях, когда знак заряда специально не оговорен, под электроном понимается отрицательно заря- женная частица. Система, состоящая из положительного и отрицательного электронов, называется позитронно-электронной парой; на фиг. 6 видны треки, образованные несколькими такими парами. § 19. Образование и аннигиляция позитронов Вскоре после того, как было опубликовано открытие Андерсона, Блекетт и Оккиалини (Англия) сообщили в 1933 г. о том, что они получили в камере Вильсона фотографии, на которых видны пары треков того же типа, что и на фиг. 6. Описывая полученные результаты, они заявили: «...необходимо прийти к тому же самому замечательному выводу, который уже был сделан Андерсоном на основе подобных фотографий. Единственно возможным... [объяснением]... длины пробега и ионизации является то, что эти треки принадлежат положительно заряженным частицам с массой, ^сравнимой с массой электрона... Всего мы наблюдали 14 треков..., которые следует почти с полной определенностью приписать таким положительным электронам».
Ф и г. 5. Полученный Андерсоном в камере Вильсона снимок, интерпретация которого привела к открытию позитрона. Ф иг. 6. Группы треков позитронов и элек- тронов (позитронно-электронные пары) в магнит- ном поле.

IV. Протон, антипротон и позитрон 53 Прежде чем перейти к рассмотрению других исследований, касающих- ся позитронов, следует упомянуть об измерении удельного заряда пози- трона (т. е. отношения его заряда к массе), который, конечно, должен быть таким же, как и для электрона. Первое такое измерение было выполнено в 1934 г. Тибо (Бельгия), который пользовался методом взаимно перекре- щивающихся электрического и магнитного полей (§ 13 настоящей главы). Он сообщил, что отношение е/т для позитрона отличается от соответствую- щей величины для электрона не больше, чем на 15%. Позднее Спис и Цан (США) сравнили поведение в электрическом и магнитном полях позитро- нов и электронов, испускаемых одновременно искусственно радиоактивной разновидностью элемента меди (гл. 10, § 17). Таким путем было найдено, что удельные заряды положительной и отрицательной частиц отличаются не больше, чем на 2%. Пытаясь выяснить природу позитронов, создаваемых космическими лучами, Блекетт и Оккиалини, исходя из теоретических рассуждений Дирака, пришли к выводу, что в результате взаимодействия с веществом часть энергии космических лучей превращается в позитронно-электрон- ные пары. Можно вычислить минимальную энергию, необходимую для того, чтобы вызвать такое превращение. Она оказывается такого порядка, что процессы превращения могут легко происходить не только под действием космических лучей, но также под действием излучений (у-лучей), испус- каемых некоторыми радиоактивными веществами (§ 27 настоящей главы). Следовательно, можно ожидать, что такие излучения также могут созда- вать позитронно-электронные пары при взаимодействии с веществом. Три группы ученых, работавших независимо в Англии, Франции и Гер- мании, сообщили, что если бомбардировать элемент бериллий сс-частицами (§ 26 настоящей главы) от радиоактивного элемента полония (гл. 5, § 2) и затем направлять возникающее в результате этой бомбардировки излу- чение на пластинку из свинца, то возникают позитронно-электронные пары. Одна из этих групп, а именно Ирен Жолио-Кюри — дочь Марии и Пьера Кюри (гл. 5, § 1) — и ее муж Фредерик Жолио, указала на воз- можность того, что этот эффект вызывается у-лучами большой энергии, испускаемыми бериллием под действием а-частиц. Эта точка зрения была подтверждена работой Андерсона (1933 г.), который сообщил, что у-лучи большой энергии, испускаемые радиоактивным элементом торием С", могут подобно космическим лучам создавать позитронно-электронные пары. Эти результаты вскоре были подтверждены другими экспериментато- рами. Вычисления энергий, которые затрачиваются в этих процессах, дали убедительные доказательства справедливости теории происхождения позитронно-электронных пар (гл. 3, § 22). Так как позитроны встречаются настолько редко, что их не удавалось обнаружить многие годы, то очевидно, что они не являются одной из основ- ных единиц, входящих в состав вещества, как это имеет место в случае электрона. Если в результате взаимодействия излучения большой энергии с веществом или, как об этом говорится в гл. 10, § 15, при радиоактивном распаде некоторых искусственных радиоактивных элементов образуется позитрон, то он скоро исчезает, соединяясь с электроном. Поскольку электроны имеются всегда в большом количестве, позитрон не может су- ществовать сколько-нибудь значительное время. Средняя продолжитель- ность жизни позитрона меняется в зависимости от различных условий, но обычно она порядка одной миллиардной секунды (10‘9 сек). Ввиду недол- говечности позитрона неудивительно, что его так долго не удавалось открыть. В действительности после открытия позитрона некоторые уче-
54 Глава 2, Элементарные частицы ные, просматривая накопленный ими экспериментальный материал, нашли фотографии, полученные при прохождении космических лучей через каме- ру Вильсона, на которых имелись указания на присутствие позитронов. Вероятно, имелись обстоятельства, помешавшие их идентифицировать; тем не менее мы можем считать заслугой Андерсона не только то, что он оказался очень проницательным экспериментатором, но и то, что благо- даря его смелой интерпретации была, наконец, разрешена проблема, так долго стоявшая перед наукой. Теперь уместно задать вопрос: что происходит при соединении пози- трона и электрона? Оказывается, что положительный и отрицательный заряды нейтрализуют друг друга и частицы исчезают (аннигилируют), оставляя только энергию в виде излучения, называемого часто излучением аннигиляции и подобного у-лучам (§ 27 настоящей главы)1). Можно вычис- лить энергию этого излучения; она оказывается в точности равной энергии излучения, наблюдавшегося Тибо и Жолио в 1933 г. при падении потока позитронов на металлическую поверхность. Такое же излучение наблюда- лось и в других случаях, когда позитроны аннигилируют, соединяясь с электронами. Еще до открытия позитрона некоторые физики обнаружили, что погло- щение у-лучей большой энергии в веществе значительно больше поглоще- ния, вычисленного из хорошо известного уравнения, которое давало превосходное согласие с экспериментом для лучей меньшей энергии. В то же время вторичное излучение неизвестного происхождения было обнаружено в США китайским физиком Чао в 1930 г. и в Англии Греем и Таррантом в 1932 г. Интерпретацию этих результатов дали Блекетт и Оккиалини. Добавочное поглощение у-лучей объясняется пре- вращением их энергии в позитронно-электронные пары, тогда как вторич- ное излучение имеет как раз ту энергию, которая должна получаться при аннигиляции позитронов в результате их соединения с электронами. Таким образом, было с очевидностью установлено, что энергия в форме у-лучей или космических лучей может превращаться при соответствующих условиях в пары частиц и, обратно, пары могут рекомбинировать и пре- вращаться в энергию в виде излучения аннигиляции. Эти результаты, как будет видно в гл. 3, имеют большое значение в связи с общим принципом эквивалентности энергии и материи, на котором основано получение атом- ной энергии. § 20. Антипротон В теории Дирака, которая предсказала существование позитрона (§ 18 настоящей главы), нет ничего, что ограничивало бы ее применение только электронами. Другими словами, эта теория должна иметь более широкое применение как в своей первоначальной форме, так и в более поздних модификациях, так что для каждой элементарной частицы должна существовать соответствующая «античастица». Поэтому следует ожидать, что обычному протону будет соответствовать отрицательный протон, или антипротон. Эта частица должна иметь такую же массу (и другие характерные свойства), как протон, но ее заряд должен быть равен единичному отрицательному заряду. Подобно тому как при взаимодействии с веществом лучей (или ча- стиц), имеющих достаточно большую энергию, образуются позитронно- !) В некоторых случаях перед аннигиляцией образуется временная комбинация из электрона и позитрона, называемая позитронием (гл. 3, § 22).
IV. Протон, антипротон и позитрон 55 электронные пары, должно происходить и образование пар протон— антипротон. Однако вследствие того, что масса протона примерно в 2000 раз больше массы электрона, энергия, которую необходимо затратить на обра- зование пары протон—антипротон, будет во столько же раз больше. До 1955 г. такую энергию имели лишь космические лучи, и большое число треков, создаваемое этими лучами в камерах Вильсона и фотографических пластинках (гл. 6), тщательно исследовалось с целью обнаружить анти- протон. В результате последовал целый ряд заявлений о наблюдении собы- тий, которые можно объяснить существованием этой частицы. Некоторые из этих заявлений могли быть и правильными, но вследствие в высшей сте- пени сложного характера явлений, происходящих в космических лучах, а также вследствие невозможности изучения этих явлений в соответствую- щих условиях, нельзя было считать эти выводы сколько-нибудь достовер- ными. Когда в Лаборатории излучений в Беркли (Калифорния) начала рабо- тать на полную мощность установка, известная под названием «Беватрон» (гл. 9, § 16), впервые был осуществлен управляемый источник частиц, имеющих энергии, достаточно большие для создания пар протон—анти- протон. Но даже если бы удалось получить антипротоны, то все еще оставалась бы необычайно трудная задача их надежной идентификации в присутствии многих других частиц, образующихся в то же самое время. Чемберлен, Сегре, Виганд и Ипсилантис в октябре 1955 г. сообщили об опыте, с помощью которого они получили определенное доказательство существования антипротона. В основных чертах их метод состоял в следующем. Пучок протонов большой энергии, выходивший из Беватрона, падал на медную мишень. Частицы, испускавшиеся мишенью, проходили через магнитное поле, и те из них (включая антипротоны), которые имели отрицательный заряд, отделялись от других. Затем, пользуясь сложной и остроумной системой счетчиков, которые регистрировали только частицы, прошедшие расстоя- ние 12 м за чрезвычайно малый, но очень точно регулируемый интервал времени, равный 51 миллиардной секунды (51-10-9 сек), регистри- ровались сигналы, которые могли быть вызваны только антипротонами. Ни одна из других присутствующих отрицательно заряженных частиц не могла иметь такой скорости (приблизительно 80% скорости света, т. е. 240 000 км/сек), которая необходима, чтобы пройти данное расстояние в указанное время. Дальнейшее подтверждение того, что образуются именно антипро- тоны, было получено двумя способами, которые были основаны на пред- положении, что столкновение антипротона с обычным протоном приводит к их взаимному уничтожению с освобождением большого количества энергии. Как указано в § 17 настоящей главы, все атомы содержат протоны, так что аннигиляция антипротонов должна происходить в любом веществе. В одном из контрольных опытов в пучок частиц, содержащий антипротоны, вводился кусок стекла. Энергия аннигиляции вызывала освобождение в стекле заряженных частиц, скорость которых была достаточно велика, чтобы вызвать так называемое черенковское излучение (гл. 6, § 8). Из свойств этого излучения можно заключить, что первоначальным источни- ком энергии является процесс аннигиляции антипротонов. Более определенное доказательство аннигиляции протона и анти- протона было получено при воздействии пучка отрицательно заряженных частиц на фотографические пластинки. Некоторые из подвергавшихся -такому воздействию пластинок были посланы для исследования в Рим
56 Глава 2. Элементарные частицы Амальди и его сотрудникам, а другие исследовались группой физиковг работающих в Беркли. Аннигиляция антипротона, по-видимому, после захвата атомом серебра или брома в фотографической эмульсии, сопро- Ф и г. 7. Звезда, получающаяся в фото- графической эмульсии при захвате анти- протона р~. Треки 3, б, 6, 7, 9t 10 и 12 образованы протонами, выброшенными из атома (ядра); треки 1 и 2 вы- званы я-мезонами, а 8 и 11 — JC-мезонами (см. гл. 18). Трек 4 образован атомом (ядром), остающимся после испускания этих частиц. вождалась испусканием несколь- ких частиц (фиг. 7). Треки частиц, имели форму «звезды» с нескольки- ми лучами (гл. 18, § 9). Измерения этих треков показали, что полная освободившаяся энергия больше энергии, которую можно было бы ожидать при аннигиляции массы одного лишь антипротона, так что одновременно должна аннигилиро- вать другая частица — протон или нейтрон (см. § 30 настоящей главы). Следует упомянуть, что антипротовг в противоположность протону не входит в состав обычной материиг так как одновременное существова- ние этих двух частиц, очевидно, невозможно. V. РЕНТГЕНОВСКИЕ ЛУЧИ § 21. Открытие рентгеновских лучей и их природа Исследуя люминесценцию, вызываемую катодными лучами, немецкий физик Рентген сделал в конце 1895 г. открытие, которое оказало на атом- ную физику большое влияние, как непосредственное, так и косвенное. В § 6 настоящей главы указано, что катодные лучи вызывают люминесцен- цию стенок разрядной трубки. Еще более интенсивная люминесценция наблюдается в различных химических соединениях, особенно в платино- синеродистом барие, цинковой обманке (сульфиде цинка) и виллемите (силикате цинка). В ходе своей работы Рентген поместил разрядную труб- ку в ящик из тонкого черного картона, находившийся в затемненной ком- нате. Вблизи трубки случайно находился лист бумаги, покрытый с одной стороны платиносинеродистым барием. Рентген заметил, что, когда нахо- дящаяся в ящике трубка была включена, бумага ярколюминесцировала. Он доказал, что это явление вызывается чем-то, что зарождается в вакуум- ной трубке, и пришел к выводу, что это какая-то форма проникающего излучения, которую он назвал Х-лучами1). Рентген нашел, что эти лучи не только возбуждают люминесценцию,, но и вызывают затемнение и завуалирование фотографических пластинок, даже когда эти пластинки завернуты в бумагу или находятся в коробке. Следовательно, эти материалы, непрозрачные для обычного света, про- зрачны для рентгеновских лучей. Этот факт натолкнул Рентгена на мысль получить в рентгеновских лучах фотографии тел, непрозрачных в обычном свете, например человеческой руки, с тем чтобы выявить их внутреннее х) Рентген писал: «...Х-лучи, как я буду называть их для краткости»; однако счи- тают, что он выбрал букву X потому, что в алгебре ею часто - обозначают неизвест- ную величину. Эти лучи часто называют рентгеновскими лучами, (В советской лите- ратуре применяется только термин «рентгеновские лучи».— Прим, ред,)
V, Рентгеновские лучи 57 строение, используя различную степень прозрачности костей и мышц для рентгеновских лучей. Рентгену принадлежит честь открытия, которое вполне могло быть сделано в любое время в течение двух предшествующих десятилетий. Уильям Крукс и Джервис Смит (Англия), а также без сомнения и другие исследователи, наблюдали, что фотографические пластинки, несмотря на то, что они находятся в нераспечатанных коробках, темнеют, если их держать в комнате, в которой действует разрядная трубка. Это явление обычно ошибочно относили за счет различных внешних обстоятельств, и оно не было исследовано. Кроме того, в 1890 г. Гуд спид в Филадельфии получил теневые фотографии в рентгеновских лучах, хотя он считал, что имеет дело с катодными лучами. Венгерский физик Ленард получил подоб- ные же фотографии в 1894 г., пользуясь так называемыми «лучами Ленар- да», возникающими при прохождении катодных лучей через алюминиевое окошко в разрядной трубке. В начале 1896 г. изучение свойств рентгеновских лучей привлекло большое внимание исследователей различных стран. Независимо и почти одновременно ученые в Англии, Франции и Италии нашли, что при про- хождении рентгеновских лучей через (воздух или другой газ) последний приобретает способность проводить электричество. Другими словами, рент- геновские лучи обладают свойством создавать в газах ионы, т. е. электри- чески заряженные атомы или молекулы (§ 5 настоящей главы). Вряд ли можно сомневаться, что эксперименты, которые привели к этому открытию, были подсказаны уже известным в то время фотоэлектрическим эффектом, при котором ультрафиолетовые лучи создают ионизацию в воздухе вблизи металла, например цинка (§ 14 настоящей главы). Однако независимо от условий, в которых было сделано это открытие, ему было суждено ока- зать огромное влияние на атомную физику. В течение нескольких лет после открытия рентгеновских лучей их природа все еще оставалась не совсем ясной, и было предложено несколько различных теорий, объясняющих их возникновение и свойства. Однако лишь в 1912 г. было получено определенное доказательство (§ 23 настоя- щей главы) того, что рентгеновские лучи представляют собой электромаг- нитное излучение, аналогичное свету, но с меньшей длиной волны. § 22. Характеристические' рентгеновские лучи В опытах Рентгена рентгеновские лучи возникали под действием катод- ных лучей, падающих на стенки разрядной трубки. Лучшие результаты можно получить, направляя катодные лучи на кусок металла, называемый антикатодом; в этом случае рентгеновские лучи испускаются антикатодом. Вообще говоря, любой поток быстро движущихся, т. е. обладающих боль- шой энергией, электронов (независимо от того, как они были получены) будет создавать рентгеновские лучи при замедлении электронов подходя- щим веществом (гл. 4, § 15). Как правило, длины волн излучения, испускаемого антикатодом, занимают значительный интервал. При падении на вещество большая часть рентгеновских лучей поглощается, но зато возникает излучение с длинами волн, характерными для элементов, присутствующих в веществе; это бы- ло впервые замечено Баркла (Англия) в 1911 г. Эти характеристические рентгеновские лучи, как их теперь называют, могут быть получены другими способами, например при падении катодных лучей большой энергии непо- средственно на мишень (антикатод), сделанную из определенного элемента
-58 Глава 2. Элементарные частицы {или содержащую этот элемент). Характеристические лучи разделяются на несколько групп (или серий), обозначаемых буквами К. L, М, N и т. д., в порядке уменьшения жесткости. т. е. уменьшения проникающей спо- собности. При увеличении атомного веса элемента рентгеновские лучи 7Г-серии, а затем и L-серии становится все труднее получить, так как для этого требуются все большие и большие энергии катодных лучей (электро- нов). В гл. 4, § 6 описано, какую важную роль играют характеристические рентгеновские лучи при исследовании строения атома. § 23. Дифракция рентгеновских лучей Первоначальные, довольно грубые, эксперименты показали, что рент- геновские лучи имеют длину волны, равную примерно 10”8 см. Немецкий физик Лауэ пришел к выводу, что если это действительно так, то должно наблюдаться явление дифракции или интерференции рентгеновских лучей на кристалле. Теоретические вычисления, основанные на волновой теории света, показывают, что при прохождении света через дифракцион- ную решетку, состоящую из некото- рого числа узких щелей, расстояние между которыми того же порядка, что и длина волны света, лучи, идущие в некоторых определенных направле- ниях, усиливают или гасят друг друга (гл. 3, § 3). Таким способом можно получить дифракционную картину. В кристалле атомы или молекулы отстоят друг от друга примерно на 10’8 см и, следовательно, кристалл дол- жен действовать как дифракционная решетка для рентгеновских лучей, да- вая дифракционную картину, зави- сящую от природы кристалла и от дли- Ф и г. 8. Лауэграмма, получающаяся при прохождении рентгеновских лучей через кристалл NaCl. ны волны рентгеновского излучения. По предложению Лауэ его сотрудни- ки Фридрих и Книппинг произвели в 1912 г. следующий опыт: они про- пускали пучок рентгеновских лучей через слой цинковой обманки (сульфида цинка); на фотографической пла- стинке, на которую падали лучи, получалась дифракционная картина ожидаемого типа (фиг. 8). Таким образом, было доказано, что рентгенов- ские лучи имеют ту же природу, как и лучи света, с той лишь разницей, что их длина волны гораздо меньше. Применение кристалла в качестве дифракционной решетки оказалось ценным методом определения длин волн рентгеновских лучей, с одной стороны, и определения межатомных рас- стояний в кристаллах, с другой стороны. Простое рассмотрение дифракции рентгеновских лучей, сопровождаю- щей их отражение от поверхности кристалла, было предложено англий- ским физиком Брэггом в 1912 г. Предположим, что рентгеновские лучи падают на кристалл, состоящий из правильно расположенных атомов, ионов или молекул. Кристалл действует при этом как ряд параллельных отражающих плоскостей (фиг. 9). Если угол скольжения 6 находится в определенном соотношении с расстоянием d между отражающими
VI. Радиоактивность 59 плоскостями и с длиной волны % (гл. 3, § 4) падающих лучей, то отражение от плоскостей будет чрезвычайно интенсивным. Говорят, что в этом случае отражения от отдельных плоскостей совпадают по фазе. Если же угол 6 не удовлетворяет условиям, необходимым для того, чтобы различные отражения находились в одинаковой фазе, то последние будут ослаблять друг друга и результирующий пучок будет иметь гораздо меньшую интен- сивность. При изменении угла падения будет наблюдаться ряд отражений о чередующимися максимумами и минимумами интенсивности. В этом и состоит явление дифракции, возни- кающее при отражении рентгеновских лучей от кристалла. Условие получения максимумов отражения рентгеновских лучей, выве- денное Брэггом и называемое обычно уравнением Брэгга, может быть записа- но в виде Кристаллические плоскости Фиг. 9. Отражение рентгеновских лучей от кристаллических плоско- стей (к выводу уравнения Брэгга). n% = 2rfsin0, (2.12) тде % — длина волны рентгеновских лучей, d — расстояние между соседни- ми отражающими плоскостями атомов, ионов или молекул, 6 — угол скольже- ния и п — целое число (1, 2, 3 и т. д.). Следовательно, если угол 6 таков, что sin 0 удовлетворяет уравнению (2.12), т. е. sine = ^, (2.13) где п может быть равно 1, 2, 3 и т. д., то будет наблюдаться максимум отра- жения. Чтобы можно было наблюдать явление дифракции, угол скольже- ния 0 должен быть не слишком мал и, следовательно, sin 0 должен иметь заметную величину. Из уравнения (2.13) легко видеть, что в этом случае длина волны % дифрагированных лучей и расстояние d между отражающи- ми плоскостями должны быть одного порядка величины, в согласии со сделанным выше утверждением. Этим и другими путями было установлено, что рентгеновские лучи имеют длину волны порядка 10”8 см. Значения длин волн характеристиче- ских рентгеновских лучей были определены с большой степенью точности для многих элементов. Результаты этих измерений настолько точны, что они могут даже использоваться для целей идентификации различных элементов. VI. РАДИОАКТИВНОСТЬ § 24. Открытие радиоактивности Вскоре после сообщения Рентгена об открытии им рентгеновских лучей французский физик Анри Беккерель заинтересовался этим вопросом после лекции, которую Пуанкаре прочел в Академии наук в Париже. Отвечая на предложенный ему вопрос, Пуанкаре заявил, что рентгенов- ские лучи возникают, по-видимому, в люминесцирующем пятне, образую- щемся при падении катодных лучей на стенку разрядной трубки. Отец Беккереля Эдмонд Беккерель, который также был физиком, специально занимался исследованием одного из типов люминесцентного свечения,
60 Глава 2. Элементарные частицы известного под названием флуоресценции1). Такое свечение испускается различными веществами, в частности под действием солнечного света. У Анри Беккереля оказался чистый образец двойной сернистой соли урана и калия, которым его отец пользовался при исследованиях флуоресцен- ции. Пытаясь открыть какую-либо связь между рентгеновскими лучами и люминесценцией этой соли урана2), Беккерель завернул фотографиче- скую пластинку в черную бумагу, расположил над бумагой тонкий кри- сталл соли и затем поместил все это устройство на солнечный свет. После проявления фотографической пластинки оказалось, что она почернела; это свидетельствовало о том, что соль урана испускала излучение, которое могло проникать через бумагу. Беккерель показал, что эти лучи могут про- ходить через тонкие слои алюминия и меди и после этого все еще вызывать почернение фотографической пластинки. Он считал, что соль урана испускает лучи в результате облучения светом, но благодаря непредви- денному обстоятельству, о котором будет упомянуто ниже, он сделал открытие, которое сыграло революционную роль в науке. В начале 1896 г., описывая свои исследования, Беккерель писал, ссылаясь на свои опыты с урановой солью, помещенной над фотографиче- ской пластинкой, завернутой в бумагу: «Некоторые из опытов были под- готовлены в среду 26 февраля и в четверг 27 февраля, но так как в эти дни солнце светило не все время, а с промежутками, то я не стал проводить подготовленные эксперименты и положил пластинки обратно в темный ящик..., оставив кристаллы урановой соли в том же положении. Так как в следующие дни солнце опять не показывалось, я проявил пластинки 1 марта, ожидая получить очень слабые изображения. В противополож- ность этому получились очень интенсивные силуэты... Гипотеза, которая приходит... на ум, заключается в предположении, что эти излучения [ис- пускаемые урановой солью]... подобны невидимым лучам, испускаемым фосфоресцирующими [флуоресцирующими?] веществами, с той лишь раз- ницей, что длительность этого излучения бесконечно больше длительности видимых излучений, испускаемых такими телами». Таким образом, Бекке- рель показал, что урановая соль испускает излучение, даже не будучи подвергнута действию солнечного света, и что это излучение продолжается долгое время. Так было открыто замечательное явление, которому Мария Кюри дала в 1898 г. название радиоактивности (гл. 5, § 2)3). После того как Беккерель нашел, что излучение урана подобно рент- геновским лучам в том отношении, что оно проходит сквозь вещества, непрозрачные для обычного света, а также действует на фотографическую г) Термин «флуоресценция» обычно употребляется для описания испускания света некоторой определенной длины волны в результате действия на вещество света другой, обычно более короткой, длины волны; при этом испускание света прекращается немедленно после прекращения облучения. 2) Беккерель называет это явление «фосфоресценцией»; этим термином теперь называют обычно люминесценцию, которая продолжается некоторое время после пре- кращения облучения. Однако эта соль урана, вероятно, скорее флуоресцирует, чем фосфоресцирует. 3) Некоторые авторы считают, что английский физик Томпсон открыл радиоактив- ность почти одновременно с Беккерелем и независимо от него. В 1896 г. Томпсон заме- тил, что если закрыть фотографическую пластинку тонким слоем металла, на который помещена соль урана, и поместить на солнце, то пластинка темнеет. Он назвал это явление «гиперфосфоресценцией». Основным в этом вопросе является то, что, как нашел Беккерель, солнечный свет при этом не нужен, однако Томпсон этого не знал. Следует упомянуть, что еще в 1867 г. Сент-Виктор (Франция) сообщил, что если лист бумаги, покрытый нитратом урана, подвергнуть действию света, то он действует в тем- ноте на фотографическую пластинку, вызывая исключительно быстрое разложение соли серебра.
VI. Радиоактивность 61 пластинку, он, естественно, захотел проверить, способно ли это излучение, подобно рентгеновским лучам, ионизовать воздух. Для этой цели он вос- пользовался электроскопом с золотыми листками, который в своей простей- шей форме состоит из короткого вертикального металлического стержня с металлическим шариком или пластинкой на верхнем конце; к нижнему концу стержня прикреплены две маленькие прямоугольные золотые поло- ски, висящие вертикально. Стержень обычно помещается с соответствую- щей изоляцией в ящик, который служит для защиты тонких золотых поло- сок от токов воздуха. Если шарику или пластинке сообщить электрический заряд, он перейдет через металл к золотым листкам; так как последние несут теперь заряды одного и того же знака, они немедленно оттолкнутся друг от друга, образуя перевернутую букву V (фиг. 10). Если воздух вокруг ионизован тем или иным способом, то он становится электрическим проводником и благодаря этому с листков может происходить утечка заряда. Таким образом, элек- троскоп разряжается, отталкивание пре- кращается и листки возвращаются в свое первоначальное вертикальное положе- ние. Беккерель заметил, что урановая Заряжен Разряжен Фиг. 10. Применение электроско- па для обнаружения ионизующих излучений. соль, поднесенная к заряженному элек- троскопу, заставляет последний разряжаться. Таким образом, лучи урана обладают свойством ионизовать вокруг себя воздух. Явление радиоактивности более подробно рассмотрено в последующих главах. В настоящем разделе, где мы кратко рассматриваем природу испу- скаемых излучений, достаточно отметить, что за окрытием Беккереля вскоре последовала идентификация других радиоактивных элементов, а именно тория, полония, радия и актиния. В этих работах важная роль принадлежала французским ученым Марии и Пьеру Кюри (гл. 5). В настоя- щее время известно значительное число радиоактивных веществ; некото- рые из них встречаются в природе, другие получаются при различных ядерных превращениях и процессах распада (гл. 10). § 25. Радиоактивные излучения: а- и $-лучи В 1899 г. было замечено почти одновременно Беккерелем во Франции и Мейером и Швейдлером, а также Гизелем в Германии, что излучения от радиоактивных веществ могут отклоняться в магнитном поле в том же направлении, что и катодные лучи. Поэтому казалось, что по крайней мере часть излучений состоит из отрицательно заряженных частиц. Примерно в то же время Резерфорд (§ 17 настоящей главы) исследовал, насколько понижается ионизующая способность радиоактивных излучений при про- хождении их через тонкие слои алюминия. На основании своих результатов он пришел к выводу, что соединения урана испускают излучения двух различных типов: первое, которое Резерфорд назвал а-лучами, может про- ходить не более, чем через 0,002 см алюминия, тогда как второе, |3-лучи, полностью поглощается лишь много более толстым слоем алюминия. Было найдено, что проникающая способность |3-лучей примерно в сто раз больше проникающей способности а-лучей. Предположение о том, что имеется два различных типа лучей, было сделано также Пьером Кюри в 1900 г., когда он нашел, что часть излучения
62 Глава 2, Элементарные частицы от радиоактивных веществ может отклоняться в магнитном поле, тогда как другая часть, по-видимому, не отклоняется. Мария Кюри показала, что проникающая способность неотклоненных лучей много меньше прони- кающей способности лучей, отклоняющихся в магнитном поле. Первые, очевидно, идентичны а-лучам Резерфорда, а последние — его |3-лучам. Дорн показал в 1900 г., что (3-лучи отклоняются также и в электрическом поле. Собирая лучи в цилиндр Фарадея (§ 7 настоящей главы) Мария и Пьер Кюри в 1900 г. подтвердили тот факт, на который указывал характер отклонения лучей в магнитном и электрическом полях, а именно, что Р-лучи связаны с отрицательным зарядом. На основании этого Беккерель предположил, что (3-лучи могут быть связаны с катодными лучами; вот его собственные слова: «Опыты, которые я производил в продолжении послед- них нескольких месяцев с излучением радия показали, что свойства той части этого излучения, которая отклоняется в магнитном поле, в большой степени аналогичны свойствам катодных лучей». Чтобы продемонстри- ровать полную идентичность (3-лучей и катодных лучей, Беккерель в 1900 г. определил скорость и отношение заряда к массе (удельный заряд) для частиц, из которых, как предполагалось, состояли (3-лучи, изучая их откло- нение в электрическом и магнитном полях (§ 12 настоящей главы). Таким путем он нашел, что их скорость равна приблизительно 1,6-1010 см/сек, т. е. немного больше половины скорости света, тогда как удельный заряд равен примерно 3-1017 ед. GGSE на 1 г. Эти значения, по словам Беккереля, «точно такого же порядка величины, как и в случае катодных лучей». Более поздними исследованиями было установлено с совершенной опреде- ленностью, что (3-лучи действительно, подобно катодным лучам, состоят из отрицательно заряженных электронов. Таким образом, (3-частица пред- ставляет собой не что иное, как электрон. § 26. Альфа-частица Как отмечалось выше, из первых экспериментов следовало, что а-ча- стицы не могут отклоняться магнитным полем и, следовательно, казалось бы, не имеют заряда. Тем не менее, некоторые ученые, в частности Стрэтт (позднее лорд Релей) и Крукс в Англии, заметив сильную ионизующую способность a-излучения, предположили, что оно может состоять из поло- жительно заряженных частиц относительно большой массы. Эта точка зре- ния была подтверждена опытами Резерфорда, которому удалось в 1903 г. отклонить сс-лучи, пользуясь сильным магнитным полем; направление отклонения было противоположно направлению отклонения потока элек- тронов в том же самом поле. Отсюда с очевидностью следовало, что а-лучи состоят из положительно заряженных частиц. Первые измерения удельного заряда е/т а-частиц были произведены независимо Резерфордом и Де-Кудром в 1903 г. по отклонению в магнитном и электрическом полях. Полученное таким образом значение удельного заряда было равно примерно 2-1014 ед. CGSE на 1 а, тогда как для электро- на эта величина равна 5,3-1017 ед. GGSE на 1 а. Первое значение того же порядка величины, как и в случае атомов и молекул в положительных лучах (§ 17 настоящей главы), откуда Резерфорд заключил, что «а-лучи..., таким образом, очень сходны с каналовыми лучами [т. е. с положительными лучами]..., которые, как было показано, ... являются положительно заря- женными частицами, движущимися с большой скоростью». Вскоре после этого он заявил: «Исходя из большого числа косвенных доказательств,
VI. Радиоактивность 63 я пришел к выводу, что а-лучи в действительности представляют собой заряженные тела с массой того же порядка, что и масса атома водорода». В 1906 г. Резерфорд сообщил о результатах более точных измерений е/т путем отклонения а-частиц от нескольких различных радиоактивных источников в магнитном и электрическом полях1). Найденное значение удельного заряда 1,5-1014 ед. GGSE на 1 г оказалось равным примерно половине удельного заряда протона, т. е. атома водорода с единичным элек- трическим зарядом (§ 17 настоящей главы). Были возможны две разумные интерпретации этого результата: первая, согласно которой а-частица может представлять собой молекулу водорода, имеющую массу в два раза боль- шую, чем масса атома водорода, но с единичным зарядом, и вторая, соглас- но которой а-частица может представлять собой атом гелия, с массой в че- тыре раза большей, чем масса атома водорода, и зарядом, равным двум элементарным зарядам. В том и другом случае значение е/т приблизи- тельно равно половине соответствующего значения для протона. Так как оказалось, что соли радия и актиния выделяют гелий2 *), и было известно, что этот газ часто связан с радиоактивными минералами, то Резерфорд высказался в пользу второй возможности. Он считал вероятным, что а-частицы представляют собой атомы гелия, несущие два единичных поло- жительных заряда; другими словами, они представляют собой дважды заряженные ионы гелия, или атомы гелия, каждый из которых потерял два электрона. Частичное подтверждение этой точки зрения было получено Резерфор- дом и Гейгером в 1908 г. Они определили с помощью электрометра полный заряд, который уносят а-частицы, испускаемые радиоактивным источником. Затем было сосчитано (методами, описанными в гл. 6) число частиц, чтобы определить заряд каждой а-частицы. До некоторой степени сходным методом пользовался немецкий физик Регенер в 1909 г.; обе серии экспериментов дали по существу одинаковые результаты. Было найдено, что заряд одной а-частицы равен примерно 9,6-10"10 ед. CGSE, т. е. равен удвоенному значению заряда электрона (§ 11 настоящей главы). Таким образом, а-частица должна нести два единичных заряда, а так как ее удельный заряд е/т равен половине удельного заряда протона, то ее масса неизбежно должна быть в 4 раза больше. Единственная подходящая частица такой массы — атом гелия и, следовательно, а-частица должна быть представлена символом Не++. В 1909 г. Резерфорд и Ройдс получили окончательное и неопровержи- мое доказательство связи между а-частицами и гелием. Радиоактивное ве- щество, испускающее а-лучи, помещалось в тонкостенную стеклянную труб- ку, окруженную более широкой трубкой, из которой был откачан воздух. Альфа-частицы проникали из внутренней трубки во внешнюю через тонкие стеклянные стенки. Эксперимент продолжался несколько дней, после чего через внешнюю трубку был пропущен электрический разряд, в котором с несомненностью был обнаружен спектр газообразного гелия. Этот послед- ний мог быть обязан своим происхождением только а-частицам, проник- г) Эксперименты производились в Монреале (Канада), но статья, в которой о них рассказывалось, была написана в Беркли, где Резерфорд читал курс лекций в Кали- форнийском университете летом 1906 г. Интересно также отметить, что часть этой работы была проделана совместно с Ганом, который более чем на тридцать лет позд- нее открыл явление' деления ядер, на основе которого стало возможно использо- вание атомной энергии (гл. 13, § 1). 2) Рамзей и Содди нашли в 1903 г., что газообразный гелий непрерывно выде- ляется из образца бромистого радия.
64 Глава 2. Элементарные частицы шим в откачанный сосуд, и, таким образом, можно было считать опреде- ленно установленным, что эти частицы представляют собой двукратно заряженные ионы гелия. Присоединяя два электрона, а-частица стано- вится обычным (нейтральным) атомом гелия. § 27. Гамма-лучи Третий тип излучения, который не отклоняется магнитным полем, но тем не менее имеет значительную проникающую способность и оказы- вает заметное действие на фотографическую пластинку, был открыт Виллардом во Франции в 1900 г. Это излучение называется в настоящее время у-излучением1). Как и в случае катодных лучей, природа у-лучей была сначала предметом дискуссии. Пашен и Брэгг считали, что эти лучи представляют собой очень быстрые частицы, тогда как Баркла и Резер- форд держались той точки зрения, что они имеют волновую природу, сходную с природой рентгеновских лучей. Определенное доказательство правильности последней точки зрения было дано Резерфордом и Андраде в 1914 г., когда им удалось получить дифракцию у-лучей от кристалла (§ 23 настоящей главы). Непосредственные измерения длин волн лучей с помощью такого метода дали значения, соответствующие значениям длин волн для очень, коротких рентгеновских лучей. Таким образом, у-лучи, подобно рентгеновским и световым лучам, представляют собой одну из форм электромагнитного излучения (гл. 3, § 7). § 28. Сравнение излучений Возвращаясь к рассмотрению свойств трех типов радиоактивных лучей, можно сказать, что а-лучи имеют очень слабую проникающую способность, полностью поглощаясь несколькими листами бумаги. Однако эти лучи способны производить заметную ионизацию газов, через которые они проходят. Бета-лучи обладают гораздо большей проникающей способ- ностью. чем а-лучи, так как для того, чтобы поглотить их, требуется несколько миллиметров алюминия, однако их ионизующая способность значительно меньше. Наконец, у-лучи обладают очень высокой проникаю- щей способностью, иногда их не удается полностью поглотить даже несколькими сантиметрами свинца; при прохождении через воздух они производят относительно малую ионизацию. Все три типа излучения мохут действовать на фотографическую пла- стинку. Интересно вспомнить, что Беккерель открыл радиоактивность по фотографическому действию излучений урана. Различные электриче- ские свойства излучений иллюстрируются схемой (фиг. И), которую Мария Кюри дала в своей докторской диссертации, опубликованной в 1903 г. Предположим, что радиоактивное вещество помещено в узкий, но глубокий канал в куске свинца, так что в отсутствие электрического и магнитного полей лучи будут испускаться в виде узкого вертикального пучка. Однако, если в направлении, перпендикулярном плоскости рисун- ка, приложить сильное магнитное поле, то а-частицы, будучи положитель- но заряженными и относительно тяжелыми, слегка отклонятся вправо, г) Утверждалось, что название этим лучам дал Виллард, но, по-видимому, это не так. Термин у-лучи получил всеобщее распространение с 1903 г., хотя не ясно, кто его ввел впервые. Автор настоящей книги считает, что это было сделано Резерфордом, хотя не исключена возможность, что этот термин ввел Беккерель.
VII. Нейтрон и антинейтрон 65 Р-частицы, отрицательно заряженные и легкие, отклонятся в более сильной рией Кюри схема распростра- нения а-, р~ и у-л у чей в маг- нитном поле. степени влево, тогда как у-лучи, не несущие заряда, не отклонятся совсем. Большая часть естественных радиоактивных элементов испускает или а-частицы, или Р-частицы, хотя в некоторых исключительных случаях испускаются и те и другие1). В некоторых случаях испускание а- или Р-частиц сопровождается испусканием у-лучей. По существу природа лучей определенного типа одинакова, независимо от их происхождения: а-частицы всегда пред- ставляют собой двукратно заряженные атомы гелия, р-частицы — электроны и у-лучи — электромагнитные волны. Однако специфи- ческие свойства излучений, например ско- рость а- и Р-частиц, их проникающая и ионизующая способности и длины волн у-лу- чей, меняются в зависимости от того, каким радиоактивным элементом они испускаются. Приведенное описание излучений отно- сится главным образом к тем из них, кото- рые получаются от естественных радиоактив- ных элементов. В последние годы значитель- но большее число активных элементов было получено искусственным путем (гл. 12). Некоторые из этих «искусст- венных» радиоактивных элементов, особенно обладающие большим атом- ным весом, испускают а-частицы, тогда как другие испускают или электроны, или позитроны (§ 18 настоящей главы), во многих случаях совместно с у-лучами. VII. НЕЙТРОН И АНТИНЕЙТРОН § 29. Предсказание существования нейтрона В 1920 г. из трех совершенно различных источников возникло предпо- ложение, что одним из основных элементов в структуре атомов может являться совершенно новая и до того времени не обнаруженная частица. Харкинс в США, Мэссон в Австралии и Резерфорд в Англии считали, что такая частица должна получаться в результате нейтрализации электриче- ского заряда протона электроном и представлять собой нейтральную, т. е. незаряженную частицу, масса которой в обычной физической шкале равна единице. В своей лекции в Королевском обществе в 1920 г. Резер- форд сказал: «При некоторых условиях... электрон может соединиться с ядром водорода [протоном] гораздо более тесным образом, образуя род нейтрального дублета. Такой атом будет обладать новыми свойствами. Его внешнее поле практически будет равно нулю... и, следовательно, он, сможет свободно двигаться через вещество. Его присутствие, вероятно, будет трудно обнаружить». Этой гипотетической частице, которая была названа нейтроном2), было предназначено сыграть совершенно неожидан- Э Испускание а- и Р-частиц солями урана, наблюдавшееся в более ранних экспе- риментах, объясняется присутствием других активных элементов помимо урана (см. гл. 5). 2) Слово «нейтрон» было применено в этой связи впервые, по-видимому, Харкин- С0хМ в 1921 г., который, например, пишет: «нейтрон... термин, обозначающий один отрицательный электрон и одно ядро водорода [протон]». 5 с. Глесстон
66 Глава 2. Элементарные частицы ную роль не только в истории атомной физики, но также и в судьбе народов. Поскольку считалось, что нейтрон представляет собой тесную комби- нацию протона, т. е. иона газообразного водорода, и электрона, то в лабо- ратории Резерфорда, а также, вероятно, и в других местах были пред- приняты многочисленные попытки получения нейтронов при пропускании электрического разряда через водород. Резерфорд также сообщил, что он и его сотрудник Чадвик, открывший через несколько лет после этого нейтрон (§ 30 настоящей главы), пытались получить нейтроны путем бом- бардировки алюминия быстрыми а-частицами от радиоактивного источ- ника; эти попытки также закончились неудачей, хотя, как показали дальнейшие события, экспериментаторы шли по правильному пути. В сен- тябре 1924 г. Чадвйк писал Резерфорду, который находился тогда в Соеди- ненных Штатах: «Я думаю, что мы сможем осуществить вполне реальную попытку обнаружить нейтрон. Мне кажется, что у меня есть план, который может оказаться пригодным, но я должен сначала посоветоваться с Асто- ном». Однако, если этот план и был приведен в исполнение, он, очевидно, не оказался успешным. § 30. Открытие нейтрона Действительное открытие нейтрона явилось неожиданным кульмина- ционным пунктом целого ряда событий. В 1930 г. Боте и Беккер (Германия) сообщили, что если подвергнуть некоторые легкие элементы, особенно бериллий и в меньшей степени бор и литий, действию а-лучей от естествен- ного радиоактивного элемента полония, то возникает излучение с очень большой проникающей способностью. Было сделано предположение, что это излучение представляет собой у-лучи очень большой энергии1). Повто- рив эти эксперименты в 1932 г., Ирен Жолио-Кюри и Фредерик Жолио (§19 настоящей главы) нашли, что если поместить на пути нового излуче- ния слой водородсодержащего вещества, в частности парафина, то этот слой испускает протоны, обладающие значительной скоростью. Ирен Жолио-Кюри и Фредерик Жолио думали, что они открыли «новый способ взаимодействия излучения с материей», при котором электромагнитные волны могут отдавать легким атомам большие количества кинетической энергии, т. е. энергии движения, и импульса. Эти результаты находились, однако, в противоречии с общепринятыми законами механики и, таким образом, возникала дилемма: или в данном случае не соблюдаются основные законы механики, или это так называемое излучение не имеет электро- магнитной природы, аналогичной природе у-лучей. Эта загадка была разрешена Чадвиком (Англия) в 1932 г. Обсуждая наблюдения Боте и Беккера, супругов Жолио-Кюри, а также Уэбстера, сделанные примерно в одно и то же время, он заявил: «Эти эксперименталь- ные результаты очень трудно объяснить на основании гипотезы, что излу- чение бериллия представляет собой квантовое [т. е. электромагнитное] излучение, но они непосредственно вытекают из предположения, что излучение состоит из частиц, которые имеют массу, приблизительно рав- ную массе протона, но не имеют заряда». Другими словами, если предполо- жить, что новое излучение представляет собой поток нейтронов, которые по своей природе являются частицами, но не обладают зарядом, то наблю- Ч Очень вероятно, что действительно присутствовали у-лучи, возникающие в результате кулоновского возбуждения ядер бериллия и других элементов а-части- цами (гл. 10, § 7).
VII. Нейтрон и антинейтрон 67 даемые факты можно без труда интерпретировать, не отказываясь от зако- нов механики. Легко понять, как быстро движущаяся частица, подобная нейтрону, может передавать кинетическую энергию и импульс атому водорода или другому легкому атому. Чадвик показал, что если приписать новой частице массу, приблизительно равную единице в шкале атомных весов, т. е. примерно равную массе атома водорода (или протона), то резуль- таты более ранних экспериментов можно полностью объяснить1). Поскольку нейтрон не имеет электрического заряда, он не производит заметной ионизации на своем пути и, следовательно, не дает видимых треков в камере Вильсона (§ 18 настоящей главы и гл. 6, § 12). Это объяс- няет, почему оказалось так трудно его обнаружить. С другой стороны, отсутствие заряда объясняет его очень большую проникающую способ- ность — по причинам, которые станут ясны после того, как будет рассмо- трено строение атома (гл. 4). В последующие годы утверждение Чадвика о существовании нейтрона получило многочисленные подтверждения в лабораториях всего мира. Были открыты различные способы получения нейтронов, и в настоящее время известно, что эти частицы являются основными элементами струк- туры атома. Ввиду своего огромного значения нейтрон заслуживает более подробного рассмотрения, которое и будет дано в гл. 11. § 31. Антинейтрон После открытия античастиц, соответствующих электрону и про- тону, а именно, позитрона и отрицательного протона (или антипротона), естественно следовало ожидать, что должен существовать также и анти- нейтрон. Однако антинейтрон, подобно позитрону и антипротону, не дол- жен являться составной частью обычной материи. Об открытии антиней- трона, которое было невозможно до получения хорошего источника антипротонов, было сообщено в сентябре 1956 г. Корком, Ламбертоном, Пиччиони и Венцелем. В § 20 говорилось о том, что при встрече протона и антипротона может происходить и обычно происходит взаимная аннигиля- ция.'Однако, если эти две частицы подходят очень близко друг к другу, но недостаточно близко, чтобы могла произойти аннигиляция, то может случиться, что электрический заряд перейдет от положительного протона к отрицательному антипротону или наоборот. В результате обе частицы станут электрически нейтральными, протон превратится в нейтрон, а антипротон — в антинейтрон; таким образом, протон-}-антипро тон—»нейтрон+антинейтрон. Доказательство того, что этот процесс, ведущий к образованию анти- нейтрона, действительно может происходить, было получено при иссле- довании прохождения через жидкий водород пучка антипротонов, по- лученного от Беватрона в Беркли (§ 20 настоящей главы). Примерно тр^ из каждой тысячи антипротонов взаимодействовали с протонами водорода,, образуя антинейтроны. Последние идентифицировались по энергии, выде- ляемой при взаимной аннигиляции нейтрона и антинейтрона. Освобо- ждение энергии сопровождалось вспышкой света (сцинтилляцией) в г) После того как Чадвик объяснил эти наблюдения, Фредерик Жолио заявил, что если бы он и его жена (Ирен Жолио-Кюри) читали лекцию Резерфорда от 1920 г., в которой рассматривалась возможность существования нейтральной частицы с мас- сой, равной единице (§ 29 настоящей главы), то они, вероятно, сами идентифициро- вали бы нейтрон. 5^
68 Глава 2. Элементарные частицы детекторе. Такие вспышки могут возникать и при других ядерных про- цессах. Поэтому регистрирующая система была устроена таким образом, чтобы выделять те вспышки, которые соответствуют вполне определен- ному количеству освобождаемой энергии, равному энергии, получаю- щейся при аннигиляции нейтрона и антинейтрона. Электрон и его античастица — позитрон отличаются между собой только в том отношении, что они имеют электрические заряды противо- положного знака. То же самое верно для протона и антипротона. Но так как нейтрон не имеет заряда, то уместно задать вопрос: каково различие между нейтроном и антинейтроном? Ответ на этот вопрос еще нельзя дать с абсолютной определенностью, но очень вероятно, что правильна следую- щая интерпретация. Как мы увидим ниже в гл. 12, § 11, нейтрон, хотя он и электрически нейтрален, обладает свойствами маленького магнита, связанного с вращающимся отрицательным зарядом. Можно допустить, что антинейтрон будет вести себя как магнит, связанный с вращающимся положительным зарядом. Другими словами, сравнивая нейтрон с анти- нейтроном, мы можем представить их как два намагниченных волчка, которые при одинаковом направлении вращения будут создавать магнит- ные поля противоположного направления. VIIL МЕЗОНЫ § 32. Пионы и мюоны Пытаясь объяснить удивительные силы, которые связывают между собой частицы, входящие в состав ядра, японский физик Юкава в 1935 г. постулировал существование заряженной частицы, имеющей массу, при- мерно в 200 раз превосходящую массу электрона. Эта гипотетическая частица является, таким образом, промежуточной по массе между электро- ном (или позитроном) и протоном1). В то время не существовало экспери- ментальных доказательств существования такой частицы, но в течение 1936 и 1937 гг. Андерсон и Неддермейер, а также Стрит и Стивенсон в США обнаружили в космических лучах присутствие заряженных частиц, как положительных, так и отрицательных, с массой, равной очень прибли- женно массе гипотетической частицы Юкавы. Этот вопрос рассмотрен более подробно в гл. 18, но здесь можно отметить, что дальнейшие иссле- дования полностью подтвердили существование этой частицы с проме- жуточной массой, называемой теперь мезоном2). В продолжение десяти лет после открытия мезона его свойства по- дробно изучались, и в результате возникла серьезная проблема: почему взаимодействие мезонов с атомами наблюдается гораздо реже, чем этого следует ожидать по теории Юкавы. Чтобы преодолеть эту трудность, в 1947 г. Саката и Иноу в Японии и Бете и Маршаком в США независимо было сделано предположение, что в действительности имеется два типа мезонов, которые отличаются кроме всего прочего и по массе. Согласно этому предположению, следовало ожидать, что более тяжелый из этих мезонов (в то время еще не открытый) обладает такими свойствами, кото- рые необходимы для объяснения ядерных сил. Однако этот мезон может Э Напомним, что масса протона в 1836 раз больше массы электрона (§ 17 на- стоящей главы). 2) От греческой приставки «мезо», что означает промежуточный (гл. 18, § 11).
VIII. Мезоны 69 существовать в свободном состоянии не более нескольких стомиллионных долей секунды, после чего он должен превращаться в более легкий мезон. Через несколько недель после того как были опубликованы эти пред- положения, Пауэлл и Оккиалини с сотрудниками (Англия) получили доказательство существования этих двух типов мезонов. Более тяжелый мезон, который, как теперь известно, имеет массу в 273 раза большую, чем масса электрона, называется п-мезоном, или пионом; более легкий мезон, который в 207 раз тяжелее электрона, называется \ь-мезоном, или мюоном. Как положительно, так и отрицательно заряженные пионы и мюоны были найдены в космических лучах, а также получены в лабо- ратории (гл. 18, § 11). Если заряженный л-мезон не будет захвачен атомом, как это часто имеет место для свободных отрицательных пионов, он может спонтанно превратиться в ц-мезон того же знака, причем этот процесс будет сопровождаться выделением энергии. Затем через промежуток вре- мени, немного больший двух миллионных долей секунды, мюон распа- дается и переходит в электрон или позитрон, в зависимости от знака его электрического заряда. Последовательность событий можно представить себе следующим образом: л-мезон—>ц-мезон—> электрон или позитрон. (+ энергия) ( + энергия) В гл. 3 показано, что энергия, освобождающаяся на каждой стадии, соответствует разности масс соответствующих частиц. Нейтральные пионы, не имеющие электрического заряда, без сомнения образуются в космических лучах, но при этих условиях их практически невозможно наблюдать. В противоположность заряженным частицам, они не оставляют треков ни в камерах Вильсона, ни на фотографических пластинках. Поэтому нейтральные л-мезоны могут быть зарегистрированы только с помощью того у-излучения, которое сопровождает распад этих мезонов. Вследствие сложности явлений, связанных с космическими лучами, присутствие таких излучений в природе не могло быть устано- влено с полной определенностью. Однако имеется убедительное доказа- тельство того, что нейтральные пионы можно получить в лаборатории с помощью искусственных космических лучей (гл. 18, § 11). Масса ней- трального л-мезона в 264 раза больше массы электрона, причем разность между этим значением и массой заряженного л-мезона (273 электронных массы) обусловлена электрическим зарядом (§ 16 настоящей главы). Имеются теоретические доказательства того, что нейтральный ц-мезон не существует, но если бы он и существовал, то его было бы чрезвычайно трудно обнаружить. § 33. К-мезоны После 1947 г. были открыты как в космических лучах, так и в лабора- тории около 10 различных видов неустойчивых частиц, значительно более тяжелых, чем л- и ц-мезоны. Тем не менее они являются мезонами, так как их массы лежат примерно посредине между массой электрона и про- тона. Эти частицы, которые получили общее название К-мезонов, по-види- мому, все имеют одинаковую массу, превышающую в 966 раз массу элек- трона (в пределах точности измерений). Некоторые из них имеют положи- тельный электрический заряд; имеются также соответствующие им мезоны с отрицательными зарядами; кроме того, существуют два различных нейтральных мезона. Заряженные А?-мезоны имеют примерно одинаковое
70 Глава 2. Элементарные частицы среднее время жизни, а именно 10"8 сек. Однако эти мезоны отличаются один от другого процессами распада. В большинстве случаев продуктами распада являются два или три пиона, но в некоторых случаях в резуль- тате распада А?-мезона образуется непосредственно ц-мезон или электрон. Краткое описание мезонов было включено в эту главу вследствие большого значения этих частиц. В дальнейшем упоминания о мезонах будут встречаться время от времени, особенно в связи с проблемой внутри- ядерных сил в гл. 12. Есть много проблем, связанных с возникновением и свойствами мезонов, которые не могут быть здесь обсуждены до тех пор, пока не будет рассмотрен ряд других вопросов. Вследствие этого более полное рассмотрение свойств упомянутых частиц, а также других частиц, получивших в совокупности название «странных», будет отложено до гл. 18.
Глава ЭНЕРГИЯ И ИЗЛУЧЕНИЕ I. ПРИРОДА ЭНЕРГИИ § 1. Формы энергии Хотя изучение энергии1) является одной из наиболее важных проблем физики, трудно дать простое определение того, что такое энергия. В широком смысле слова можно сказать, что энергия есть работа или нечто, что может быть превращено в работу. Но очевидно, такое опре- деление не имеет смысла, если не объяснить, что такое работа; здесь будет достаточно сказать, что работа производится всякий раз, когда тело или частица движутся против сил сопротивления. Следовательно, энергия обладает способностью поддерживать движение тела, несмотря на действие сил, препятствующих этому движению. Затрата энергии на преодоле- ние этих сил может привести к превращению ее в тепло, как это имеет место, например, когда два тела движутся одно относительно другого против сил трения. Энергия может принимать много форм, причем некоторые из них легко превращаются одна в другую; любую из этих форм можно исполь- зовать, по крайней мере в принципе, для того чтобы произвести какой-либо вид работы. Такая работа необязательно получается в полезной форме, но это не противоречит определению энергии, так как всегда происходит движение против некоторой силы. Уголь или нефть вместе с кислородом воздуха обладают энергией, которая проявляется в виде тепла при сгора- нии данного топлива в котле. Тепловая энергия может быть затем исполь- зована для повышения температуры воды и превращения ее в пар, моле- кулы которого обладают большей энергией, чем молекулы холодной воды. Затем энергия пара может быть превращена в механическую энергию, как это происходит в паровой машине, и использована для того, чтобы привести в движение корабль или поезд, действуя против препятствую- щих движению сил трения. Механическая энергия может быть превращена в электрическую с помощью динамомашины, а электрическая энергия — в механическую с помощью электромотора. Атомная энергия по существу не отличается от описанных выше форм энергии. Когда нефть, состоящая из смеси углеводородов, т. е. из смеси различных соединений углерода с водородом, горит в кислороде воздуха, происходит выделение энергии благодаря химической реакции, в резуль- тате которой образуются вода и двуокись углерода. В этом случае выделе- ние энергии является следствием перераспределения атомов водорода, углерода и кислорода, участвующих в реакции. Атомная энергия в свою очередь является результатом перестройки, происходящей во внутренней х) От греческого «эн» (в) и «эргон» (работа).
72 Глава 5. Энергия и излучение части самого атома. Если удается тем или иным способом добиться осво- бождения атомной энергии, то ее, по крайней мере в принципе, можно использовать для производства работы, так же как и другие виды энергии. Всякий раз, когда в течение короткого промежутка времени выде- ляется большое количество энергии, происходит взрыв. В автомобиле работа двигателя внутреннего сгорания обусловлена взрывами, происхо- дящими в цилиндре, когда искра проходит через смесь паров бензина (углеводорода) и атмосферного кислорода. Когда же бензин горит на откры- том воздухе, выделение энергии идет более медленно и взрыва не происхо- дит. Тепло пламени бензина может быть использовано для образования пара, который может приводить в действие паровую машину. В общих чертах то же справедливо и для атомной энергии. Очень быстрое выделение огромного количества энергии в так называемой атомной бомбе ведет к мощному опустошительному взрыву. Эту энергию можно, однако, высвобождать постепенно и применять для производства полезной работы. Способ, при помощи которого можно осуществить такое использование атомной энергии, рассматривается в гл. 14. Каждая форма энергии может рассматриваться как кинетическая энергия или потенциальная энергия или как сочетание той и другой. Кинетическая энергия тела или частицы представляет собой энергию движения; потенциальная энергия тела зависит от его положения относи- тельно других тел. Обычно потенциальная энергия может быть легко превращена в кинетическую. Например, вода, остановленная плотиной, обладает потенциальной энергией, но если она перельется через плотину, ее потенциальная энергия превратится в кинетическую энергию движения. Обычное топливо также обладает запасом потенциальной энергии, ко- торая тем или иным способом может быть превращена в кинетическую. Кинетическая энергия тела определяется его массой т и скоростью р; она равна х/2 mv2. Если температура вещества возрастает вследствие нагревания, то его молекулы движутся более быстро, и поэтому их кинетическая энергия увеличивается. II. ПРИРОДА ИЗЛУЧЕНИЯ § 2. Лучистая энергия Лучистая энергия, или излучение, играет очень важную роль при различных атомных исследованиях; поэтому она заслуживает подробного рассмотрения. В этой форме энергия может быть передана из одной точки в другую через пространство, находящееся между ними. Двумя очень близкими по своей природе, но внешне совершенно различными видами излучения являются свет и радиоволны. Солнечная энергия, которая по своему происхождению является одним из видов атомной энергии (гл. 14, § 16), передается на Землю в основном в виде света, или, как его иногда называют, видимого излучения. Достигая земной поверхности, энергия солнечного света либо поглощается зелеными растениями и запасается в виде химической (потенциальной) энергии преимущественно в углеводах, таких, например, как сахар и крахмал, либо превращается в тепло, кото- рое нагревает атмосферу (кинетическая энергия). По существу таким же способом малые количества энергии, излученные радиопередатчиком, передаются от него к отдаленному радиоприемнику. Этого излучения мы не видим, что является свойством глаза. Другими формами неви-
II. Природа излучения 73 димого излучения являются ультрафиолетовый свет, рентгеновские лучи и у-лучи1). Поскольку все виды излучения в принципе одинаковы2), удобнее рассмотреть сначала наиболее известную форму излучения, а именно свет. Философской школой Пифагора примерно в 500 г. до Hameii эры было выдвинуто представление о том, что свет состоит из частиц, испускаемых светящимися телами и попадающих в глаз наблюдателя. Эта идея была возрождена в конце 17 века английским математиком Исааком Ньютоном. Ньютон считал, что для объяснения того факта, что свет распространяется прямолинейно и дает резкие тени, лучше всего предположить, что он состоит из маленьких частиц, или корпускул. Противоположная теория, согласно которой свет представляет собой волновое движение, была пред- ложена, правда в несколько неясной форме, англичанином Робертом Гуком; следствия из этой теории были более подробно разработаны при- мерно в 1680 г. Христианом Гюйгенсом, известным голландским оптиком и механиком. Ньютон был противником волновой теории, так как ему казалось, что она не может объяснить ни образование резких теней, ни некоторые другие оптические эффекты, известные в то время. § 3. Волновая теория света В течение более чем ста лет корпускулярная теория света была широко распространена. Однако в начале 18 века Томас Юнг в Англии и Огюстен Френель во Франции вернули волновую теорию к жизни и показали, каким образом могут быть преодолены возражения Ньютона. Резкость теней, например, можно объяснить чрезвычайной малостью световых^волн, из-за которой свойственная обычным волнам способность огибать препят- ствия не могла быть обнаружена обычным путем. Тем не менее, тщательное изучение поведения света, проходящего вблизи резкого края непрозрач- ного тела или через очень узкую щель, показывает, что он действительно отклоняется от прямого пути и несколько расходится, как это и следует ожидать в случае волнового движения. Здесь происходит явление, извест- ное под названием дифракции света (см. гл. 2, § 11). Явление интерференции света также можно объяснить существованием световых волн. Если однородный свет от данного источника проходит через некоторое число узких щелей, расположенных очень близко друг к другу, а затем попадает на экран, то в результате получаются не тонкие полоски света, число которых равно числу щелей, как можно было бы ожидать, а серии светлых и темных полос. В этом случае говорят, что имеет место интерференционная, или дифракционная картина. Объяснение, основанное на волновой теории, состоит в том, что свет дифрагирует, т. е. отклоняется при прохождении через узкие щели от своего пути и несколько расходится. Если два луча света приходят от щелей в некоторую точку экрана в одной фазе, т. е. если в этой точке гребни одной группы волн точно совпадают с гребнями другой группы (фиг. 12), то эти два луча усиливают друг друга; все точки такого рода образуют на экране полосы повышенной яркости. В некоторую другую точку эти два луча приходят в противофазе — там гребни волн, соответ- ствующих одному лучу, совпадают со впадинами волн, соответствующих *)' Альфа- и р-лучи также иногда называют «излучениями»; однако эти лучи не являются излучением в том смысле, в каком оно здесь рассматривается. 2) Речь идет о различных формах электромагнитного излучения.— Прим. ред.
74 Глава 3. Энергия и излучение другому, и лучи будут стремиться погасить друг друга; такие точки дадут на экране темные полосы. В результате должна получиться картина чере- дующихся светлых и темных полос, которая и наблюдается в действи- тельности. В то время как волновая теория может дать удовлетворительное объяснение интерференционных явлений, корпускулярная теория оказа- лась не в состоянии предложить какое-либо другое, столь же естественное Фиг. 12. Схематическое изображение свето- вых волн, проходящих через щели дифрак- ционной решетки. объяснение. Следует подчерк- нуть, что для того, чтобы полу- чилась хорошая интерференци- онная картина, щели должны быть узкими, а расстояния меж- ду ними — того же порядка, что и длина световой волны, т. е. примерно 5-10"5 см (§ 6 настоя- щей главы). Такого рода устрой- ство для получения дифракци- онной картины называется дифракционной региетпкой, так как ее структура напоминает обычную решетку, только в го- раздо меньшем масштабе. К середине 19 века во Фран- ции под руководством Физо и Фуко были проведены довольно тщательные измерения скорости, с ко- торой свет распространяется из одной точки в другую. Эта работа была решающим испытанием для двух соперничающих теорий о природе света. Согласно волновым представлениям, скорость светц в воздухе должна быть больше, чем в более плотной среде, например в воде; корпускулярная же теория Ньютона утверждала обратное. Результат опыта показал, что спра- ведливо первое утверждение. Это еще больше укрепило позиции волновой теории света. § 4. Природа волнового движения Теперь следует попытаться рассмотреть характер волнового движения в общем случае и, в частности, характер светового излучения. Если бро- сить небольшой камень вертикально в центр лужи с водой, то будет видно, как во все стороны расходятся группы волн в виде концентрических кру- гов. Вместе с тем пробка, плавающая на поверхности воды, передвигаться вместе с волнами не будет—она будет просто качаться вверх и вниз, когда возле нее будут проходить соответственно гребень волны и впадина. Отсюда ясно, что, хотя вода ведет себя как среда, в которой волны могут двигаться от центра их возбуждения, сама вода не передвигается в направлении распространения волн и движется лишь перпендикулярно к этому напра- влению. Такое волйовое движение называют поперечным, так как напра- вление движения среды перпендикулярно к направлению, в котором рас- пространяются волны (фиг. 13). Различные исследования показывают, что свет имеет характер такого поперечного волнового движения, хотя в этом случае движение вверх и вниз среды (воздуха или воды), через которую проходит свет, отсутствует1). т) Следует отметить, что звук также распространяется в виде волн, но эти волны продольные, так как среда, т. е. воздух, движется взад и вперед параллельно направлению распространения волн.
II. Природа излучения 75 Как видно из фиг. 14, волновое движение состоит из серии гребней и впадин; расстояние между двумя последовательными гребнями или впадинами называется длиной волны и обозначается греческой бук- вой %. Вообще % есть линейное расстояние от любой точки одной вол- ны до соответствующей точки следующей волны. Предположим, что волновое движение распространяется со скоростью с, выраженной, Фиг. 13. Поперечное волновое движение: движение среды пер- пендикулярно к направлению рас- пространения волн. Фиг. 14. Волновое движение и длина волны. например, в сантиметрах в секунду; предположим далее, что дана также длина волны % в сантиметрах. Тогда число волн, проходящих некоторую точку среды в течение 1 сек, будет равно с/%. Эта величина называется частотой волнового движения и обозначается символом v, так что можно написать следующее важное уравнение: v = ^-, или % = — , (3.1) Л V ' дающее соотношение между длиной волны %, частотой v и с — скоростью распространения любого волнового движения, включая свет1). § 5. Скорость света Скорость света с (так же как и скорость любого другого волнового движения) зависит от среды, через которую проходит свет. Обычно под скоростью света подразумевают ее значение в пустом пространстве, т. е. в идеальном вакууме. На практике пользуются измерениями, произ- веденными в воздухе, с небольшими поправками. Ввиду того, что скорость света необычайно велика — примерно 300 000 км!сек — ее трудно изме- рить. Тем не менее для этой цели было разработано несколько очень точ- ных методов, так что величина с теперь известна с значительной степенью точности. Это является весьма удачным обстоятельством, так как скорость света в пустоте представляет одну из основных констант природы. В науч- ных работах скорость света обычно выражается в сантиметрах в секунду. Она равна 2,99779-1010 см I сек. Однако для многих целей это значение можно округлить до 3,00-1010 см!сек, как это сделано везде в этой книге2 * * * * *). i) В спектроскопии обычно употребляется величина, называемая волновым чис- лом и равная обратному значению длины волны, т. е. 1/%. Волновое число есть число волн, приходящееся на 1 см длины; оно равно частоте волн, деленной на скорость света. | 2) Коэффициент З-Ю10, о котором упоминалось в примечании 1 на стр. 44, служащий для перехода от электростатической единицы заряда к электромагнитной, равен скорости света.
76 Глава 3. Энергия и излучение В предыдущих рассуждениях слово «свет» употреблялось в общем смысле, без указания на какой-либо определенный цвет. Основанием для этого является то, что, как показывает опыт, все формы света распростра- няются в пустоте с одинаковой скоростью. Следовательно, в этом отноше- нии цвет не имеет существенного значения. Чему же тогда соответствуют всевозможные различные цвета, свойственные световому излучению? Мы знаем теперь, что различие в цвете обусловлено различием в дли- нах воли света. Поскольку скорость распространения всегда одинакова, можно с равным правом сказать, что различие в цвете определяется различием в частоте. § 6. Цвет и длина волны Как впервые указал Ньютон, белый цвет в действительности предста- вляет собой смесь всевозможных цветов, т. е. всех цветов, к которым чув- ствителен нормальный глаз; это в основном красный, оранжевый, желтый, зеленый, голубой, синий и фиолетовый цвета, т. е. цвета радуги. В этой серии цветов красный имеет самую большую, а фиолетовый — самую малую длину волны, причем значения этих длин волн составляют при- мерно 7,60-10~5 и 3.85-10"5 см соответственно. Длины волн других цветов занимают промежуточное положение в указанном выше порядке. Очень часто длины световых волн выражаются в ангстремах (А); как было ука- зано в гл. 1, § 24, 1 А=10-8 еж; длины волн видимого света лежат в области от 7600 до 3850 А. В гл. 1 упоминалось, что атомные диаметры обычно составляют около 2.10"8 см, т. е. около 2 А ; следовательно, длины световых волн, хотя и очень малы с обычной точки зрения, однако в 2000—3000 раз больше диа- метра среднего атома. Самая маленькая частица, которую еще можно разглядеть в обычный оптический микроскоп, должна иметь размеры того же порядка, что и длина волны используемого света. Отсюда следует, что атом и молекула слишком малы, чтобы их можно было увидеть в такой микроскоп. Увидеть в микроскоп можно лишь такой объем вещества, который содержит несколько миллиардов атомов (если этот объем имеет форму куба, то на каждой стороне этого куба будет располагаться от 2000 до 3000 атомов). Хорошо известно, что фотографические пластинки и пленки чувстви- тельны к свету, но не все цвета воздействуют на них одинаково. Боль- шинство обычных фотопленок не реагирует на красный свет, поэтому в так называемой «темной комнате» часто пользуются красной лампой. Путем добавления к фотографической эмульсии некоторых химических веществ можно сделать пленку чувствительной к красному свету и даже к излуче- нию большей длины волны, невидимому для глаза. Таким видом излуче- ния являются инфракрасные лучи, испускаемые в большей или меньшей степени большинством веществ при нормальных условиях. Горячее тело испускает инфракрасные лучи более интенсивно, чем холодное. При помощи этих лучей можно получать фотографии в тумане и даже в темноте. Здесь не стоит рассматривать этот вопрос более подробно. Следует подчерк- нуть лишь тот факт, что существуют излучения, совершенно невидимые для глаза. Между инфракрасными лучами и видимым светом нет суще- ственной разницы, кроме той, что первые имеют длину волны, превышаю- щую 7600 А — нормальный верхний порог видимости. Нижнему порогу видимости соответствует фиолетовый свет с длиной волны примерно 3850 А. Тем не менее можно легко показать, что суще-
II. Природа излучения 11 ствует излучение с меньшей длиной волны, а именно ультрафиолетовые лучи, присутствующие летом в солнечных лучах, особенно в верхних слоях атмосферы; они возникают также при многих электрических раз- рядах, например дуговых и искровых. Обычная фотографическая пленка чрезвычайно чувствительна к ультрафиолетовому излучению, несмотря на то, что это излучение совершенно невидимо для человеческого глаза. Специальными приборами можно измерять длины волн ультрафиолетовых лучей до 1000 А. § 7. Электро магнитные волны Здесь может возникнуть вопрос: если существуют излучения с дли- нами волн как большими, так и меньшими, чем длины волн, соответствую- щие видимому свету, то не могут ли существовать также излучения с дли- нами волн еще большими, чем длины волн инфракрасных лучей, или еще меньшими, чем длины волн ультрафиолетовых лучей? Такие лучи дей- ствительно существуют. Сюда входят, с одной стороны, большая область радиоволн — от радиолокационных до длинных радиоволн — и, с другой стороны, у-лучи и рентгеновские лучи. Эти виды излучения по своей при- роде одинаковы: все они распространяются с одинаковой скоростью — скоростью света — и различаются только длинами волн, занимая огром- ный интервал от 10”10 см для у-лучей до 108 см для наиболее длинных из известных радиоволн. В начале 19 века Фарадей (см. гл. 2, § 3), продолжая исследования Эрстеда (Дания) и Ампера (Франция), показал при помощи своих класси- ческих экспериментов по электромагнитной индукции, что электрические и магнитные явления тесно связаны друг с другом. Движение электриче- ского заряда — электрический ток — создает в окрестности этого тока магнитное поле. Подобным же образом под действием переменного магнит- ного поля может возникнуть ток в проводнике, который находится в этом поле. Как показал Фарадей, для того, чтобы электрические и магнитные эффекты могли передаваться через пространство, нет необходимости в непосредственном материальном контакте. В 1864 г. Максвелл (см. гл. 2, § 9), использовав для развития указан- ных идей математические методы, пришел к замечательному заключению относительно природы света. Он показал, что некоторые электрические возмущения должны сопровождаться излучением электрических волн. Так, например, электрическое поле, интенсивность которого периодически меняется, должно распространяться во все стороны от точки первоначаль- ного возмущения. Такое поведение электрических возмущений до некото- рой степени аналогично тому, что наблюдается, когда бросают в воду камень (§ 4 настоящей главы). Однако эти так называемые электрические волны не нуждаются для своего распространения в какой-либо материаль- ной среде, такой, например, как вода или воздух. Вследствие взаимной связи между электрическими и магнитными явлениями изменяющееся электрическое поле будет сопровождаться магнитной волной с таким же периодом колебаний и такой же длиной волны. Направления электрических и магнитных колебаний (см. фиг. 13) взаимно перпендикулярны; кроме того, оба эти направления перпенди- кулярны к направлению распространения волнового движения. Такая электромагнитная волна является, таким образом, поперечной волной (§ 4 настоящей главы). Используя как теоретические рассуждения, так и экспериментальные данные, Максвелл нашел, что скорость распростра-
78 Глава 3. Энергия и излучение нения всех электромагнитных волн, независимо от их происхождения или длины волны, должна быть равна скорости света. Отсюда он заключил, что свет представляет собой электромагнитные волны. Несмотря на то, что Максвеллу не были известны какие-либо другие электромагнитные излучения кроме света, он понимал, что такие излуче- ния с длиной волны, отличной от длин волн видимого света, но распро- страняющиеся с той же скоростью, можно обнаружить. Это мнение было подтверждено Генрихом Герцем в Германии в 1887 г., через восемь лет после смерти Максвелла. Посредством колебательного электрического разряда, полученного с помощью индукционной катушки, Герц получил электромагнитные волны, которые не были видимы, но тем не менее обла- дали многими свойствами, присущими свету. Скорость их распространения в пространстве оказалась, как и предсказал Максвелл, равной скорости Длина волны, см 10'" 10'3 10'7 10~5 10'3 10'' 10 103 10s 107 I I-----------1------—I------------1—----1------1------1------1 Рентгенов- Ультра- J с Инфра- и у-лцчи ские фиолетовый В 2 красный Короткие Длинные лучи свет ^2 свет радиоволны радиоволны !_____________|_________I_________________|_____________|______ 3-Юг’ 3-ю'7 3-10'3 ЗЮ9 310s Частота, гц Фиг. 15. Примерные области длин волн и частот, занимаемые различными видами электромагнитного излучения. света, но длина волны была значительно больше и измерялась метрами, в то время как длина волны видимого света равна малым долям мил- лиметра. Электромагнитные волны, открытые Герцем, были названы волнами Герца, однако теперь их гораздо чаще называют радиоволнами. В настоящее время такого рода волны получают с помощью очень быстрых колебаний электрического тока. Для этой цели используются специальные генераторы с электронными лампами. После того как открытие волн Герца дало блестящее подтверждение идеям Максвелла, стало понятно, какое важное значение имеет электро- магнитная теория излучения. В настоящее время известен очень широкий диапазон различных видов такого излучения — от у-лучей до самых длин- ных радиоволн; длины волн и частоты различных видов излучений при- мерно указаны на фиг. 15. Пользуясь этой схемой, следует иметь в виду, что в действительности между различными видами излучений не суще- ствует резких границ — один вид излучения постепенно переходит в дру- гой. Так, наиболее длинные (низкочастотные) у-лучи идентичны наиболее коротким (высокочастотным) рентгеновским лучам. Подобным же образом, наиболее короткие (высокочастотные) радиоволны неотличимы от наиболее длинных (низкочастотных) инфракрасных лучей. Кроме того, что скорость распространения всех видов электромагнит- ных излучений одинакова и равна скорости света, эти излучения имеют и другие общие свойства. Так, например, все они испытывают отражение, обнаруживают дифракцию и интерференцию, которые можно рассматри- вать как характерные волновые свойства. Как уже указывалось в гл. 2, электромагнитная волновая природа рентгеновских и у-лучей пе была с определенностью установлена до тех пор, пока не было показано, что они могут дифрагировать и давать интерференционную картину.
II. Природа излучения 79 § 8. Квантовая теория излучения Максвелловское представление о взаимоотношении между электро- магнитными волнами и излучением, очевидно, находится в полном согласии с волновой теорией света в том виде, в каком она описана в § 7 настоящей главы. Но такому казалось бы вполне удовлетворительному положению дел в первые годы текущего столетия было суждено измениться порази- тельным и неожиданным образом. Известно, что поверхность черного цвета более, чем какая-либо другая, эффективна в отношении поглощения излу- чения; на основании этого были развиты теоретические представления об идеальном черном теле, под которым подразумевался идеальный источник и идеальный поглотитель излучения. Хотя такое черное тело и не может быть реализовано на практике, его можно осуществить с неко- торым приближением и воспользоваться этим приближением для экспери- ментальных исследований. Измерения с черным телом заключаются в определении количества энергии, излучаемого при различных длинах волн и различных температурах. Эксперимент показывает, что при данной температуре энергия излучения не одинакова для всех длин волн и имеет максимальное значение при некоторой длине волны, которая обратно про- порциональна абсолютной температуре (закон Вина)1). Общая энергия, излучаемая черным телом в единицу времени, изменяется пропорционально четвертой степени абсолютной температуры (закон Стефана — Больц- мана). Попытки объяснить изложенные выше факты, относящиеся к излуче- нию черного тела, были предприняты Вином в Германии в 1896 г. и Релеем в 1900 г., но уравнение, полученное первым, оказалось справедливым лишь для низких температур или малых длин волн, тогда как уравнение Релея было применимо только для высоких температур или больших длин волн. Возникшее вследствие эюго затруднение было разрешено чисто революционным путем немецким физиком Максом Планком. Вин и Релей считали, что черное тело состоит из системы осцилляторов, колеб- лющихся с некоторой частотой, соответствующей частоте поглощаемого или испускаемого излучения. При этом предполагалось, что излучение, имеющее волновую природу, поглощается или испускается непрерывным образом. Сохраняя общее представление об осцилляторах, Планк отбросил на первый взгляд наиболее естественное предположение, что эти осцилля- торы могут терять или приобретать любые количества энергии непрерывно во времени. Он предположил, что осцилляторы могут испускать или погло- щать только целое число определенных порций энергии, или квантов2), величина которых определяется частотой колебаний осциллятора. Это означает, что энергия тела, состоящего из таких осцилляторов, не может меняться непрерывно, а может лишь увеличиваться или уменьшаться на некоторое Целое число квантов. Таким образом, тело может испускать или поглощать один, два, три, четыре и т. д. кванта, но не может ис- пускать или поглощать какое-либо промежуточное дробное число квантов. Предположение Планка образует основу квантовой теории излучения — теории, которая нашла применение во многих областях науки. !) Так называемая абсолютная температура получается прибавлением 273,15° к температуре в градусах Цельсия. 2) Планк первоначально называл эти определенные количества энергии «элемен- тами энергии». Термин «квант энергии» был введен позднее, по-видимому, Эйнштейном в 1905 г. (см. § 9 настоящей главы).
Глава 3. Энергия и излучение Согласно Планку, квант энергии Е для излучения с частотой у1* дается простым, но играющим очень важную роль выражением £ = /гу, (3.2) где /г — универсальная постоянная, которую обычно называют постоянной Планка, Таким образом, квант энергии прямо пропорционален частоте соответствующего излучения. Из уравнения (3.1) следует, что частота изменяется обратно пропорционально длине волны; следовательно, вели- чина кванта энергии обратно пропорциональна длине волны излучения. Поэтому, например, для у-лучей, квант гораздо больше, чем для радио- волн. Точное соотношение между длиной волны % излучения и энергией кванта можно получить, объединяя уравнения (3.1) и (3.2), что дает £ = (3.3) где с — скорость света. Используя уравнение (3.2) и постулат о том, что осциллятор получает и отдает энергию в виде целого числа квантов, Планк получил для энергии, излучаемой черным телом при различных длинах волн, выра- жение, которое находится в полном согласии с экспериментом для всех температур и всех длин волн. Для излучения с большими длинами волн или для высоких температур уравнение Планка переходит в уравне- ние Релея, тогда как для коротких волн или для низких температур оно совпадает с уравнением Вина. Таким образом, квантовая теория лучше всех предшествующих попыток объяснила поглощение и испускание излу- чения; это было первым из многих ее достижений. Значение постоянной Планка А, одной из основных констант природы, было определено несколькими путями. Если измеренные значения выра- жать в единицах системы GGS, в которой расстояние измеряется в сан- тиметрах, масса — в граммах и время — в секундах, то единицей энер- гии будет служить эрг2 *). В этом случае измеренное на опыте значение h равно 6,62-10"27 эрг* сек. причем частота v выражается здесь в колебаниях в секунду, а длина волны К — в сантиметрах. Таким образом, из урав- нения (3.2) имеем Е [эрг] = 6,62. IO"27 v [сея"1], (3.4) а из уравнения (3.3), принимая скорость света с равной 3,00-1010 см!сек. находим г . 6,62-10 27-3,ОО-1О10 1,99-10~16 п £ bpel = —-----г—z—-------= -Чг-7—=—. (3.5) L r J % [см] % [см] v 1 Например, для у-лучей с длиной волны 10"10 см квант энергии равен 1,99-10"6 эрг. На практике при атомных исследованиях энергию чаще выражают не в эргах, а в электронвольтах (сокращенно эв). Электронвольт есть энергия, приобретаемая заряженной частицей, несущей единичный элект- рический заряд (заряд электрона), при прохождении разности потенциалов 1 в; он эквивалентен 1,603.10 12 эрг, но для наших целей достаточно точным является округленное значение 1,60-10~12 эрг. Для удобства пользуются 1) В своей работе Планк определял ‘v как частоту осциллятора, поглощающего или испускающего излучение. Поскольку излучение имеет ту же частоту, что и осцил- лятор, под v можно подразумевать частоту излучения. 2) Единица эрг — это работа, совершаемая силой в 1 дин на пути в 1 см. Дина есть сила, которая, действуя на массу в 1 г, сообщает ей ускорение 1 см/сек2.
II, Природа излучения 81 также двумя другими единицами: одна из них, равная тысяче электрон- вольт, называется килоэлектронвольт (кэв), другая, равная миллиону электронвольт, называется мегаэлектронвольт (Мэв). Они равны соответ- ственно 1,60* 10"9 и 1,60-10"6 эрг. Следовательно, уравнение (3.5) может быть переписано в виде г . 1,99.10’16 1,24-10-ю Е [МЭв] = — . /1П г—, = —, е (3.6) 1 * 1,60*10 6 А-[сл1] л [сж] ' 7 Это общее уравнение, связывающее квант энергии с длиной волны соот- ветствующего излучения. Следовательно, для у-лучей, имеющих длину волны 10"10 еж, квант энергии равен 1,24 Мэв. Из дальнейшего изложения будет видно, что энергия у-квантов очень часто лежит вблизи мил- лиона электронвольт, так что Мэв является удобной единицей для выра- жения таких энергий. § 9. Фотон Следует ясно представлять себе, что первоначальная теория Планка относилась только к поглощению и испусканию излучения. Распрост- ранение излучения в пространстве в то время по-прежнему считалось волновым движением. Однако эта точка зрения в дальнейшем начала сталкиваться с некоторыми трудностями. В гл. 2, § 21 было упомянуто, что рентгеновские лучи могут вызывать ионизацию газа, через который они проходят; другими словами, рентгеновские лучи вырывают электроны из атомов или молекул газа. Если бы эти лучи были волнами, распростра- няющимися во всех направлениях, то следовало бы ожидать, что электроны будут вырываться из всех молекул и атомов, через которые эти волны проходят. На самом деле это совсем не так: электроны вырываются лишь из некоторых отдельных атомов, а подавляющее большинство атомов, находящихся на пути распространения излучения, оказывается незатро- нутым. Такое противоречие трудно объяснить. Далее, в 1902 г. Ленард (см. гл. 2, § 21), изучая эмиссию электронов из металлов при фотоэлектри- ческом эффекте (гл. 2, § 14), нашел, что энергия электронов не зависит от интенсивности излучения, применявшегося для их вырывания. Дж. Дж. Томсон попытался объяснить эти наблюдения с помощью моди- фицированной формы волновой теории, но эта попытка не дала удовлетво- рительных результатов. Решение проблемы было найдено в 1905 г. Альбертом Эйнштейном (см. § 18 настоящей главы), который позднее, развивая теорию отно- сительности, вывел основное уравнение атомной энергии (§ 19 настоя- щей главы). К предположению Планка о том, что излучение испускается и поглощается в виде целого числа квантов энергии, Эйнштейн доба- вил еще предположение, согласно которому распространение излуче- ния в пространстве происходит тоже в виде отдельных квантов, движу- щихся со скоростью света; такие кванты излучения были названы фото- нами1). Эта удивительная точка зрения, заменяющая старую волновую 1) 'От греческого «фотос», что означает «свет». Термин «фотон», вошедший в об- щее употребление примерно с 1928 г., был введен Комптоном (см. ниже в этом пара- графе), до которого он применялся в несколько ином, но близком смысле известным американским физико-химиком Льюисом. Хотя фотон часто считают синонимом кванта энергии, точнее он является количеством или квантом излучения, связанного с од- ним квантом энергии. Его можно рассматривать как «атом» или «частицу» излучения. Согласно уравнению (3.2), фотон излучения частоты v несет количество энергии hv. 6 С. Глесстлн
82 Глава 3. Энергия и излучение теорию света совершенно новой теорией, имела много общего с кор- пускулярными представлениями; при помощи этой теории была дана полная интерпретация известных фотоэлектрических явлений. Уравнения, выве- денные Эйнштейном, точно соответствовали экспериментальным данным; идея об излучении, распространяющемся в пространстве в виде отдельных фотонов, немногим отличающихся от ньютоновских корпускул, получила достаточно серьезные дока- зательства, так что ее пра- вильность не могла подвер- гаться сомнению. Одним из наиболее за- мечательных аргументов в пользу фотонной (корпуску- лярной) природы излучения было открытие так называе- мого комптон-эффекта, сде- ланное американским физи- ком Комптоном в 1923 г. Падающий квант рентгеновского излучения Фиг. 16. Комптон-эффект, сопровождающий взаимодействие кванта рентгеновского излуче- ния с электроном. Комптон обнаружил, что когда рентгеновские лучи падают на углерод или другое вещество [низ- кого атомного веса, рассеянное излучение содержит в себе лучи с боль- шей длиной волны, чем падающее излучение. Поскольку рассеяние в этом случае происходит на электронах, принадлежащих атомам углерода, то отсюда следует, что взаимодействие между рентгеновскими лучами и электронами приводит к увеличению длины волны .этих лучей. Считая, что рентгеновские лучи состоят из частиц энергии Av, где v— частота падающих лучей, и предполагая, что столкновение* меж- ду одной из этих частиц и электроном вполне аналогично столкновению между твердыми шарами, Комптон вывел ряд уравнений, полностью объяс- няющих как возрастание длины волны рентгеновских лучей, так и одно- временную отдачу электрона, подвергшегося столкновению (фиг. 16). При таком объяснении подразумевается, что ионизация^рентгенов- скими лучами происходит лишь при непосредственном столкновении фотона рентгеновских лучей с электроном, который находится внутри атома пли молекулы, подвергшихся ионизации. Так как такие столкновения происхо- дят не с каждым электроном, то легко понять, почему степень ионизации рентгеновскими лучами меньше, чем следовало бы ожидать в случае волнового движения, распространяющегося во всех направлениях. III. ВОЛНЫ И ЧАСТИЦЫ § 10. Дуализм «волна- частица» Теперь положение как будто стало противоречивым: сначала было довольно убедительно установлено, что излучение состоит из электромаг- нитных волн; теперь, столь же убедительно получается, что излучение испускается, распространяется в пространстве и поглощается в виде отдельных порций, или частиц энергии. . Однако более тщательное исследо- вание этого вопроса показывает, что существует способ устранить кажу- щийся парадокс. Дифракционные и интерференционные свойства излуче- ния с необходимостью указывают на его волновую структуру, а фото- электрические ‘ явления и комлтон-эффект говорят о том, что излучение
III. Волны и частицы 83 состоит не из волн, а из частиц. Поэтому можно считать, что излучение имеет двойственную корпускулярно-волновую природу: некоторые свой- ства излучения могут быть волновыми, в то время как другие являются свойствами частиц. Дуализм волновых и корпускулярных свойств излучения привел Луи де-Бройля (Франция) в 1923 г. к предположению, что подобный же дуализм может иметь место и для материальных частиц, в том числе электронов. Суть предположения де-Бройля состояла в том, что дуализм «волна — частица» представляет собой в некотором смысле основное свой- ство,-Вселенной. При помощи уравнения квантовой теории Планка и соот- ношения Эйнштейна между массой и энергией, которое рассматривается ниже (§ 19 настоящей главы), де-Бройль показал, что частица массы т, движущаяся со скоростью р, должна быть связана с длиной волны А следующим соотношением: Х = —, (3.7) mv 4 7 где h — постоянная Планка. Подобным же образом электромагнитное излучение с длиной волны % эквивалентно частице с массой /з/Zy, движу- щейся со скоростью v (которая в этом случае равна скорости света). Из уравнения (3.7) следует, что длина волны обратно пропорциональна произведению массы частицы на ее скорость; это произведение называется количеством движения, или импульсом частицы. Конкретные вычисления показывают, что если масса т не очень мала, т. е. если она значительно больше массы электрона и наиболее легких из известных атомов (водорода и гелия), то длина волн материи, как их часто называют, настолько мала, что в настоящее время не имеется никаких средств, с помощью кото- рых эти волны можно было бы обнаружить. Тем не менее вряд ли подлежит сомнению, что с движущейся частицей всегда связано нечто, имеющее волновой характер, хотя и отличающееся от электромагнитных волн и других видов излучения. В гл. 2, § 23 говорилось, что для рентгеновских лучей дифракционной решеткой, дающей интерференционную картину, могут служить кристаллы, так как в них расстояния между атомами и молекулами имеют тот же поря- док величины, что и длины волн рентгеновских лучей. В 1925 г., вскоре после опубликования работы де-Бройля, Эльзассер (Германия) пред- ложил проверить таким же способом волновую природу электрона. По известной массе электрона (гл. 2, § 16) было вычислено, что при уме- ренно высоких скоростях, которые можно получить при прохождении электроном разности потенциалов от 100 до 1000 в, волны де-Бройля должны иметь длину волны порядка 10"8 см. Если это действительно так, то, пользуясь кристаллами, можно наблюдать дифракцию электронов. § 77. Дифракция электронов и атомов Первое серьезное доказательство того, что электроны могут дифраги- ровать и, следовательно, проявлять волновые свойства наряду с извест- ными ранее корпускулярными свойствами, было получено в Нью-Йорке Дэвиссоном и Джермером в 1927 г. Они изучали отражение и рассеяние электронов от* кристалла никеля. Скорость электронов в этих опьиах определялась той разностью потенциалов, которую должны были прохо- дить электроны. Дэвиссон и Джермер нашли, что в таких условиях экспе- римента электроны ведут себя скорее как волны, чем как частицы. Оказа- 6*
84 Глава 3. Энергия и излучение лось, что для электронов, ускоренных разностью потенциалов 54 резуль- таты эксперимента эквивалентны тем результатам, которых следовало бы ожидать для излучения с длиной волны 1,65 А. Это находится в замеча- тельном согласии с величиной 1,67 А, вычисленной из уравнения де-Бройля. Дальнейшее доказательство существования электронных волн было получено независимо в 1927 г. английским физиком Дж. П. Томсоном, сыном Дж. Дж. Томсона. Он пропускал поток быстро движущихся электро- нов через тонкий лист металла и на пути прошедшего пучка помещал фотографическую пластинку. После проявления на пластинке была видна дифракционная картина, состоящая из серии концентрических кругов, аналогичная той, которую можно получить с помощью рентгеновских лу- чей. Это являлось непосредственным доказательством волновых свойств электронов. Интересно отметить, что в магнитном поле дифракционная кар- тина искажается; следовательно, она действительно является результатом действия электронов, а не постороннего излучения, вроде рентгеновских лучей, которое при этом может присутствовать. Начиная с 1927 г. волновые свойства электронов широко используются в научных лабораториях. Следует, например, отметить, что действие электронного микроскопа, предназначенного для исследования частиц значительно меньших разме- ров, чем те частицы, которые еще можно различить с помощью лучших оптических приборов, основано на использовании волновых свойств электронов. Дифракционные эффекты наблюдаются также с потоками атомов водорода и гелия (в действительности используются потоки их ионов — протонов иа-частиц, которые можно ускорять при помощи электрического поля). Наконец, дифракционные явления можно наблюдать, используя потоки нейтронов. Отсюда следует, что и эти частицы, которые тяжелее электронов в тысячи раз, имеют волновые свойства. Нет оснований сомне- ваться в том, что при наличии соответствующей экспериментальной тех- ники можно было бы обнаружить дифракцию даже тяжелых атомов и молекул. В настоящее время, однако, таких возможностей не сущест- вует. Естественно задать вопрос: может ли возникнуть такое положение, когда между частицами и волнами необходимо будет провести различие? По существу попытка провести такое различие не имеет смысла: в зависи- мости от условий опыта любой объект, принадлежащий к микромиру, может вести себя как частица или как волна. Тем не менее на практике электрон, нейтрон, атом или молекулу обычно считают частицами, тогда как свет, у-лучи и рентгеновские лучи считаются волнами. Это делается потому, что объекты первой группы обычно обнаруживают свойства, которые принято связывать с частицами, а представители второй группы обычно ведут себя как волны. Представляется более целесообразным раз- личать не волны и частицы, а корпускулярные и волновые свойства. Электроны и атомы обычно проявляют корпускулярные свойства, тогда как свет, у-лучи и другие виды излучения чаще проявляют волновые свойства. Однако при других условиях электроны будут вести себя как волны, а различные виды излучения — как частицы. § 12. Принцип неопределенности Немецкий ученый Гейзенберг пришел к выводу, что дуализм волна — частица представляет собой только одно из проявлений общего закона природы. На основе очень сложных теоретических рассуждений
Ill, Волны и частицы 85 Гейзенберг в 1927 г. сформулировал принцип неопределенности, предста- вляющий собой очень важное обобщение. Этот принцип можно сфор- мулировать в следующей упрощенной форме: невозможно одновременно точно определить положение частицы и ее импульс или какое-либо свя- занное с ним свойство, например скорость или энергию. Что это действи- тельно так, можно проиллюстрировать на примере электрона. Положение электрона в принципе можно определить, если осветить электрон излу- чением очень малой длины волны, например у-лучами, а затем наблю- дать это излучение в соответствующий (воображаемый) сверхмикроскоп. Однако в процессе определения положения электрона его импульс изме- нится вследствие отдачи, связанной с комптон-эффектом, т. е. с взаимо- действием электрона с у-квантом. Следовательно, если положение элек- трона можно найти очень точно, то импульс сколько-нибудь точно определить нельзя. На первый взгляд кажется, что эту трудность можно преодолеть, используя волновой характер электрона и измеряя его длину волны с помощью подходящей дифракционной решетки; тогда, если дифракцион- ная решетка имеет достаточно большое число щелей, можно точно вычис- лить импульс из уравнения де-Бройля (3.7). Но при этом нельзя опреде- лить точно положение электрона, так как неизвестно, через какую из щелей он прошел. Независимо от того, какой метод применяется, окончательный результат неизбежен: если можно точно определить положение частицы, то ее импульс будет неопределенным, если же импульс определяется с значительной степенью точности, неопределенным будет положение частицы. В каждом случае при наблюдении неминуемо взаимодействие частицы с измерительной системой, так что если одна из величин (коор- дината частицы или импульс) определяется точно, то другая остается неопределенной. Важно подчеркнуть, что это возникает не из-за экс- периментальных ошибок, а является фундаментальным свойством природы. Из предыдущего изложения можно заметить, что при определении точного положения электрона последний рассматривается как частица; если же требуется определить его импульс, то используются его волновые свойства. То же справедливо для всех частиц и для всякого излучения. Это означает, что для одних целей систему можно рассматривать как частицу, а для других — как волновое движение, но нельзя рассматривать волно- вые и корпускулярные свойства одновременно. Поэтому волновые и кор- пускулярные свойства материи нужно рассматривать не как противоре- чащие друг другу, а как взаимно дополняющие. § 13. Квантовая механика Чтобы определить поведение движущейся частицы с помощью ньюто- новской (классической) механики, необходимо в любой данный момент знать и положение частицы и ее импульс (количество движения). Однако, согласно принципу неопределенности, эти две величины в один и тот же момент не могут быть точно известны, и поэтому поведение частицы не может быть предсказано. Такое утверждение кажется противоречащим опыту, поскольку вычисления, относящиеся к движению земных и небесных тел, оказываются исключительно точными. Объясняется это тем, что для тел заметной массы неопределенность в измерении положения настолько мала, что она оказывается значительно меньше обычных ошибок наблюде-
86 Глава 3. Энергия и излучение ния1). Применение классической механики в таких случаях дает резуль- таты, которые точны по крайней мере настолько, насколько точны изме- рения. Положение, однако, существенно изменяется, когда мы имеем дело с частицами очень малых размеров, такими как электроны, атомы и атом- ные ядра. В этом случае неопределенность, вытекающая из принципа Гейзенберга, настолько велика, что классическая механика оказывается фактически бесполезной. Чтобы исследовать свойства и поведение таких мельчайших частиц, Шредингер в 1926 г. предложил совершенно новые методы теоретического анализа, развитые в дальнейшем им самим и дру- гими физиками. Эти методы образуют основу квантовой, или волновой механики2), в которой вместо определенных и наглядных картин класси- ческой механики мы встречаемся с вероятностной трактовкой процессов, определяющих поведение частиц. Этому математическому аппарату трудно приписать точный физический смысл, однако некоторые разъяснения могут оказаться полезными. Согласно принципу неопределенности, поло- жение частицы с заданным количеством движения или энергией не может быть точно определено, и можно говорить только о статистической вероят- ности того, что частица может находиться в данной точке. Поскольку было установлено, что частицы могут проявлять волновые свойства, новая механика постулирует, что эта вероятность выражается соот- ношением, аналогичным тому, которое используется при описании вол- нового движения вообще. Таким образом, статистическая вероятность нахождения частицы в данной точке может быть представлена уравнением такой же формы, что и уравнение, описывающее распространение волн. Приходится признать, что в настоящее время математические прило- жения квантовой механики обогнали их интерпретацию, позволяющую понять их физический смысл. Ввиду исключительного успеха этих прило- жений при различных атомных исследованиях вряд ли могут возникнуть сомнения в правильности уравнений квантовой механики, но их физическая интерпретация не очевидна. Некоторые ученые довольствуются одной математикой, считая, что точный физический смысл теории лежит за пре- делами того, что доступно человеческому пониманию. Например, де-Бройль говорил: «Последние теоретические представления предполагают, что механистическая точка зрения на природу не может продвинуться дальше определенной точки и что основные законы можно выразить только на языке абстракций». По-видимому, однако, статистическая точка зрения, изложенная выше и основанная на взглядах, впервые высказанных Максом Борном в 1926 г., дает довольно простой, удобный и, вероятно, не уводя- щий далеко от правильного пути способ интерпретации понятий и резуль- татов квантовой механики. Некоторые из этих результатов, относящиеся к свойствам атомов, рассмотрены в следующих главах. х) Согласно принципу неопределенности, произведение неопределенностей при определении положения и импульса частицы приблизительно равно постоянной Планка /г, т. е. 6,62-10"27 эрг-сек (или г-см^сек). Для тела заметной массы этой неопределен- ностью можно пренебречь, но для электрона с массой в 10“27 г и даже для легкого атома это, очевидно, не так. 2) Квантовую механику в принципе следует применять для всех тел, как малых, так и больших. Однако для тел, которые по своим размерам значительно превосходят молекулы, результаты анализа, основанного на квантовой механике, практически совпадают с теми, которые получаются из классической механики. Поэтому при иссле- довании поведения таких тел всегда применяют классическую механику, которая про- ще и нагляднее.
IV. Теория относительности и соотношение между массой и энергией § 74. Значение волновых свойств Хотя и допускается, что частицы обладают волновыми свойствами, однако природа так называемых волн материи де-Бройля пока остается неясной. Известно лишь, что эти волны не являются электромагнитными, как рентгеновские и у-лучи, хотя и имеют близкие к ним длины волн. Если принять данную выше интерпретацию квантовой механики, то можно найти ответ на этот вопрос, так как волны материи де-Бройля не связаны с реальным волновым движением. Поток движущихся частиц ведет себя подобно группе волн просто вследствие того, что статистическая вероятность нахождения частицы в данной точке ее пути определяется волновым уравнением. Вряд ли приходится сомневаться в том, что подоб- ная интерпретация волновых свойств, как и многие другие научные тео- рии, подвергнется в будущем какому-нибудь видоизменению, но в настоя- щее время она может быть принята по крайней мере как рабочая гипотеза. Подобные же рассуждения, по-видимому, применимы и к излучению. Хотя считается, что излучение представляет собой электромагнитные волны, так как оно, несомненно, связано с электрическими и магнитными полями, подчиняющимися волновому уравнению, однако само по себе оно необязательно является волновым движением. Можно считать, что излучение состоит из фотонов, статистическое распределение которых описывается волновым уравнением. IV. ТЕОРИЯ ОТНОСИТЕЛЬНОСТИ^! СООТНОШЕНИЕ МЕЖДУ МАССОЙ И ЭНЕРГИЕЙ § 15. Эфир и скорость света Когда физики в первые годы 19 столетия разрабатывали волновую теорию света, они считали, что волны реально существуют, и поэтому думали, что должна существовать среда, которая их переносит. Так как рябь на поверхности лужи передается по воде, а звук распространяется по воздуху или какому-либо другому материалу, то по аналогии считали, что для распространения световых волн тоже необходима какая-то среда. Поэтому было постулировано, что существует особая среда — световой эфир, который заполняет все пространство и как бы пропитывает собой все вещество. Поскольку свет от далеких звезд достигает Земли, эфир предполагался бесконечно протяженным, так что фактически он считался идентичным с самим пространством. Когда Максвелл показал, что свет связан с изменяющимся электромагнитным полем (§ 7 настоящей главы), вера в гипотетический эфир еще более укрепилась. Он должен был не только переносить излучение, но и служить средой, в которой могли бы распространяться электромагнитные возмущения. Никто не мог сказать точно, что представляет собой эфир, и не было реальных доказательств его существования; темне менее было принято считать, что эфир имеет реаль- ный физический смысл. Различные астрономические измерения показали, что эфир, если он существует, неподвижен и что тела, такие, как Земля, Солнце и звезды, свободно движутся в эфире, не взаимодействуя с ним. Если бы это было так, то можно было бы определить абсолютную скорость, с которой Земля движется в пространстве, путем наблюдений над скоростью света. Пред- положим, что Земля движется в неподвижном эфире со скоростью v. Рас-
88 Глава 3. Энергия и излучение смотрим на Земле фиксированный источник, испускающий свет; пусть с — скорость света в эфире. Если распространение света совпадает по напра- влению с движением Земли, то скорость света относительно Земли будет равна с—и. Если же свет движется в направлении, противополож- ном направлению движения Земли, то его относительная скорость будет равна с-[-и. Время, за которое свет пройдет определенное расстояние в направле- нии движения Земли, равно 1/(с—у); для прохождения светом того же расстояния в противоположном направлении потребуется время 1/(с-}-и). Ao Ai /у / \ I 7 4 Направление 7 4 движения 7 х Земли АС______________________ о Отсюда следует, что если свет проходит расстояние I в направлении движения Земли, а затем отражается и проходит то же расстояние в обратном направле- нии, то требующееся для этого время дается следующим выражением: I I _ 2с1 С — V ‘ C-^-V С2 — V2 гг Предположим теперь, что свет, вы- Ф и г. 17. Путь светового луча, « г распространяющегося под прямым ходящий из земного источника, распро- углом к направлению движения страняется в направлении, перпендику- Земли. лярном к направлению движения Зем- ли, и, испытав отражение на расстоянии I от источника, так же как и в первом случае, возвращается обратно. Определим промежуток времени, который для этого потребуется. На фиг. 17 пунктирной линией показан путь светового луча, нарисованный воображаемом наблюдателем, который находится в покое относительно эфира. Пусть время, за которое луч света, вышедший из источника, дос- тигает зеркала, равно т. За это время луч света проходит в эфире рас- стояние ст, а зеркало, которое первоначально находилось в точке Ло, дви- гаясь вместе с Землей, переместится на расстояние их. Из прямоуголь- ного треугольника следует, что с2х2=12-[-и2х2. Поэтому для т получаем выражение I г — л У с2 — V2 Полное время движения светового луча, очевидно, будет равно 21 У С2 — V2 Отношение времен распространения света- параллельно и перпендику- лярно движению Земли равно 2d Ус2—v2 с ___________ 1 g) d — v2 21 у c2 — v2 ’ Скорость распространения света с известна и равна 2,99779* 1010 смЛсек', следовательно, если будет измерено отношение времен, требующихся для прохождения светом двух одинаковых расстояний во взаимно перпенди- кулярных направлениях, то скорость, с которой Земля движется в эфире, может быть легко вычислена из уравнения (3.8).
IV. Теория относительности и соотношение между массой и энергией 89- § 16. Опыт Майкельсона — Морли Если бы удалось сконструировать прибор для разделения пучка света от данного источника на два луча, распространяющихся под прямым углом друг к другу, заставить их пройти равные расстояния до зеркала, отра- жающего каждый из лучей обратно, и сравнить времена прибытия этих двух лучей, то задача определения скорости Земли в эфире была бы решена. Надежные измерения такого типа впервые были выполнены в Потсдаме (Германия) в 1881 г. известным американским физиком Майкельсоном. Результаты оказались настолько неожиданными, что работа была повторена в Кливленде (США) Майкельсоном совместно с Морли. В 1887 г. был опубликован доклад об историческом опыте Майкельсона — Морли; было найдено, что никакой сколько-нибудь значительной разницы между скоростями, с которыми свет распространяется в двух взаимно перпенди- кулярных направлениях, нет. Были испробованы различные ориентации пучков, но результат всегда был один и тот же: скорость,света не зависит от направления его распространения. Таким образом, опыт Майкельсона — Морли показал, что отношение времен прохождения света (3.8) в действительности равно единице. Это как будто бы означает, что скорость, с которой Земля движется в эфире, равна нулю. Другими словами, получилось, что Земля не движется в неподвижном эфире, а увлекает эфир за собой. Такое удивительное заклю- чение находилось в полном противоречии с принятой тогда точкой зрения, согласно которой Земля и другие тела движутся в эфире, никак на него не воздействуя. Поэтому результаты опыта Майкельсона — Морли произ- вели сенсацию в мировой науке. В поисках выхода из обнаруженного противоречия ирландский ученый Фпцджералд в 1893 г., сохраняя гипотезу о неподвижном эфире, предполо- жил, что тела, движущиеся в направлении, параллельном движению Земли, подвергаются сокращению. Это сокращение не наблюдается вследствие того, что соответственно сокращаются измерительные инстру- менты и расстояние кажется неизменным. Таким образом, было высказано предположение, что в опыте Майкельсона — Морли измерительная аппа- ратура изменялась в размерах как раз настолько, чтобы скомпенсировать ожидаемую разницу в скоростях распространения света в двух взаимно перпендикулярных направлениях. Поэтому и получалось, что отношение этих скоростей равно единице. Согласно Фицджералду, сокращение в направлении движения Земли дается множителем}/1—у2/с2, который совпадает со знаменателем уравнения (3.8). § 17. Скорость и масса электрона В гл. 2, § 16 было указано, что масса электрона меняется со скоростью. Первое доказательство такого изменения было получено Кауфманом, кото- рый произвел некоторые из наиболее ранних измерений удельного заряда электрона (гл. 2, § 12). В 1900 г. Кауфман описал метод определения е/т для быстрых р-частиц, испускаемых радиоактивным источником, основан- ный на их отклонении в электрических и магнитных полях. Эксперимен- тальное устройство позволяло одновременно измерять скорости р-частиц; оказалось, что при возрастании скорости величина е/т несколько уменьшается. Этот вывод подтвердили в 1908 г. Бухерер1) и в 1910 г. х) Более поздние работы показали, что экспериментальный метод Бухерера не может дать той степени точности, какую Бухерер приписал своим результатам.
90 Глава 3, Энергия и излучение Хупка; первый в качестве источника электронов использовал |3-лучи, а второй — сильно ускоренные катодные лучи. При сообщении электрону скорости менее 1/10 скорости света его удельный заряд в основном оставался постоянным, но при дальнейшем повышении скорости величина е/т заметно уменьшалась. Если истинный заряд электрона е не зависит от его скорости, а это несомненно так, то следует сделать вывод, v/c Фиг. 18. Возрастание массы движущейся частицы (по отношению к массе покоя) с увеличением скорости. что с увеличением скорости масса электрона увеличивается. В ходе своих исследований в области математической физики голландский ученый Лоренц вы- вел выражение, связывающее мас- су электрона с его скоростью. Его рассуждения можно представить в следующей элементарной форме. Движущийся электрон по предпо- ложению сокращается в направле- нии своего движения; это сокра- щение оценивается множителем Фицджералда ]/ 1—у2/с2, так что если г0 — радиус покоящегося электрона, то радиус электрона, движущегося со скоростью р, бу- дет равен г0 У1—v^/c2*. Если пред- электрона имеет электромагнитную положить, что масса сферического природу, то, согласно уравнению (2.11), она должна быть обратно про- порциональна его радиусу. Обозначая массу покоя электрона, т.е. массу электрона при очень малых скоростях, через 7п0, а массу электрона, дви- жущегося со скоростью р, через тп, можно, следовательно, написать или т- (3-9) V 1 с2 Так как множитель У'1—vHc* всегда меньше единицы, легко видеть, что масса т электрона, движущегося со скоростью р, должна быть больше массы покоя т0. Если v равно 1/10 скорости света, т. е. у/с=0,1, то ]/ 1 — у2/с2=0,995, и действительная масса /71=1,005 mQ отличается от массы покоя лишь на 0,5%. Но если v равно 99% скорости света,так что v/c равно 0,99, то действительная масса будет в 7,10 раз больше массы покоя. По мере того, как скорость электрона приближается к скорости света, отношение m/mQ должно возрастать очень быстро, как показано на фиг. 18. Значения е/т, определенные экспериментально для электронов, движущихся с различными скоростями примерно до 0,8 скорости света, находятся в отличном согласии с уравнением (3.9), и, таким образом, можно считать, что последнее удовлетворительно описывает влияние дви- жения на массу электрона.
IV. Теория относительности и соотношение между массой и энергией 91 § 18. Теория относительности Уравнение Лоренца, описывающее зависимость массы электрона от скорости, несомненно, правильно, но аргументы, на которых оно основано, оказались неверными. В 1905 г. Альберт Эйнштейн, тогда эксперт федерального патентного бюро в Швейцарии, используя со- зданную им теорию относительности, вывел уравнение, совпадающее с уравнением (3.9), но применимое не только к электронам, но и вообще ко всем движущимся частицам. Важно то, что для всех тел независимо от того, несут они электрический заряд или нет, имеет ли их масса электро- магнитную природу или не имеет, масса должна увеличиваться с увеличе- нием скорости. Причина, по которой такое увеличение массы обычно не наблюдается, становится ясной из фиг. 18: оно не может быть обнару- жено до тех пор, пока скорость не приблизится к скорости света, так как только тогда m/mQ становится заметно больше единицы. Такие высокие скорости, конечно, не являются обычными, но их можно достичь с Р-части- цами от радиоактивного источника и со специально ускоренными электро- нами и другими заряженными частицами (гл. 9); в этих случаях увеличение массы со скоростью не вызывает сомнений. При попытке объяснить опыт Майкельсона — Морли Эйнштейн прежде всего отбросил ненужное представление об эфире. Затем он сделал два предположения: во-первых, что абсолютное движение невозможно определить, и, во-вторых, что скорость света всегда имеет постоянную величину, независимо от движения источника и наблюдателя. Эти два постулата образуют основу специальной теории относительности, при помощи которой Эйнштейн получил результаты, оказавшие глубокое влияние на все отрасли науки. Самое большее, что здесь можно сделать,— это весьма поверхностно затронуть те стороны этой теории, которые имеют- отношение к проблеме атомной энергии. Пусть сигнальная лампа испускает пучок света, распространяющийся со скоростью с вдоль железнодорожного пути, по которому идет поезд со скоростью V. Согласно законам классической механики, для наблю- дателя в поезде скорость света относительно него самого должна быть равна с—v, если он движется по направлению сигнала, или c-\-v, если он дви- жется в противоположную сторону. Но теория относительности, основан- ная на результатах опыта Майкельсона — Морли, утверждает, что наблю- датель в поезде всегда найдет скорость света равной постоянному значению с, независимо от того, в какую сторону он движется. Объясняется это тем, что, несмотря на то, что наблюдатель этого не ощущает, его приборы для измерения расстояния и времени, необходимые для определения скорости, подвергаются изменению, когда поезд движется в том или другом напра- влении. В результате этих изменений наблюдатель всегда найдет, что скорость света имеет одно и то же значение независимо от направления его движения. Другой наблюдатель, неподвижный по отношению к сигнальной лампе, в принципе мог бы обнаружить изменения в измерительных при- борах, находящихся в поезде, по отношению к неподвижным приборам. Чтобы удовлетворить требованиям теории относительности, изме- ренные значения длины и времени, полученные относительно движущегося тела, должны быть подвергнуты некоторым математическим преобразова- ниям для определения соответствующих значений по отношению к непо- движному телу. Следовательно, длина и время — величины относитель- ные, а не абсолютные: их значения зависят от движения тела, по отноше- нию к которому они измеряются.
92 Глава 3. Энергия и излучение Поправки теории относительности содержат выражение У1—t>2/e2, встречавшееся выше; пока скорость движущегося тела v не превышает 1/10 скорости света, это выражение не отличается заметно от единицы. Поэтому для скоростей примерно до 30 000 км/сек, малых по сравнению со скоростью света, но тем не менее чрезвычайно высоких, эти поправки пренебрежимо малы. Следовательно, при обычных условиях ожидаемые изменения в приборах для определения длины и времени невозможно обнаружить; в этом случае вполне пригодна классическая механика. Из того, что сказано здесь и выше, в § 13, очевидно, что законы движения Ньютона представляют собой так называемые предельные законы. Хотя они вполне пригодны для предельного случая относительно больших тел (т. е. тел, больших, чем молекула), движущихся с умеренными по сравне- нию со скоростью света скоростями, они нарушаются в применении кчастицам малых размеров, а также к телам, движущимся с очень высокими скоростями. Именно такие условия существуют внутри атома; следова- тельно, при атомных исследованиях классические законы движения надо заменить новыми законами, основанными на квантовой механике и теории относительности. § 19. Взаимосвязь массы и энергии При дальнейшем развитии своей теории Эйнштейн показал, что сооб- ражения, относящиеся к длине и времени, должны быть распространены также и на массу. Было найдено, что коэффициент перехода, необходимый для преобразования .массы движущегося тела к массе покоя, ’совпадает с выражением, которое Лоренц получил для электрона, так что уравнение (3.9) остается справедливым в любой системе отсчета. Его часто называют релятивистским уравнением массы, а массу т называют релятивистской массой, чтобы отличить ее от массы покоя тп0, т. е. массы при низких ско- ростях. Если написать уравнение (3.9) в виде 1/2 (ЗЛ0) и раскрыть правую часть по хорошо известной из алгебры биномиальной теореме, пренебрегая всеми членами, кроме первых двух, что допустимо для случая, когда v очень мало по сравнению с с, то в результате получим т = т04 ЧъГПцУ2 с2 (3.11) Величина 1/2mQv2 приблизительно равна кинетической энергии тела, воз- никающей вследствие его движения со скоростью v (§ 1 настоящей главы); обозначая ее Ek, можно переписать уравнение (3.11) в следующей форме: , Ek или Ek где, как обычно, с — скорость света. Обозначим величину т—тп0— раз- ность между массой движущегося тела и массой покоя—через Am; тогда ЬтЛ. (3.12) С2
IV. Теория относительности и соотношение между массой и энергией 93 Таким образом, увеличение массы тела Дтп в результате его движения непосредственно связано с кинетической энергией Ek. Поэтому из теории относительности следует, что имеет место эквивалентность массы и энер- гии, по крайней мере кинетической энергии1). Путем более подробных вычислений Эйнштейн доказал, как это он сам сформулировал, что «масса тела есть мера содержащейся в нем энер- гии»; если энергия тела меняется на величину Е, то его масса изменится на величину Е/с2 (независимо от того, в какой форме выступает энергия). Поэтому можно написать следующее соотношение: Е = тс\ (3.13) где масса т эквивалентна энергии Е. Этот результат, часто называемый законом эквивалентности Эйнштейна, лежит в основе всех современных представлений, относящихся к атомной энергии. Он показывает, что энер- гия и масса совершенно эквивалентны, и указывает на возможность осво- бождения большого количества энергии путем «уничтожения» или, более точно, превращения массы* § 20, Сохранение массы и энергии В начале этого века в науке существовало два закона, которые счи- тались справедливыми для всех явлений. Это были закон сохранения массы и закон сохранения энергии, согласно которым вещество (его мерой считали массу) и энергия не могут быть ни созданы, ни уничтожены. Неразрушимость массы (вещества) считалась аксиомой на протяжении многих веков. Примерно в 450 г. до нашей эры такого мнения придержи- вался греческий философ Анаксагор; в средние века Фрэнсис Бэкон в своем «Новом органоне», опубликованном в 1620 г., писал: «... абсолютная величина или общая сумма материи остается неизменной, не увеличиваясь и не уменьшаясь»; наконец, в период интенсивного развития науки, начи- ная от Лавуазье (конец 18 века) и кончая совсем недавним временем, закон сохранения массы не подвергался никаким сомнениям. Все количествен- ные представления химии заключали в себе неявное предположение о том, что при химических реакциях не происходит никакого абсолютного изме- нения массы. Чрезвычайно точные и аккуратные эксперименты Ландольта (1909 г.) в Германии и Манли (1912 г.) в Англии показали, что если и суще- ствует какое-либо увеличение или уменьшение массы, то оно не превосхо- дит одной миллионной доли процента, что было пределом точности весов, применявшихся при взвешивании. Еще в 18 веке почти ничего не было известно о природе тепла и его связи с энергией. В 1798 г. Бенджамен Томпсон опубликовал статью «Исследования относительно источника тепла, возбуждающегося при тре- нии». Из наблюдений, сделанных при сверлении латунной пушки, он г) Здесь дан простой, но весьма приближенный вывод уравнения (3.12). Более точ- ный вывод, использующий дифференциальное исчисление, состоит в следующем. Сила F, действующая на тело, проходящее расстояние dr, увеличивает его кинетическую энер- гию на величину Fdx, которую можно обозначить dE. Согласно второму закону Ньютона, сила равна скорости изменения количества движения, так что F=d(mv)ldt, и, сле- довательно, dE=Fdx—d(mv)dxtdt. Поскольку производная dx/dt представляет ско- рость движущегося тела, ее можно заменить на v\ следовательно, dE=vd(mv), или dE= = v2dm-[-mvdv. Дифференцирование уравнения для релятивистской массы (3.9) в форме т2(с2—v2)=m2c2 дает (с2—v2)dm—mvdv — О, так как mQ и с постоянны. Сравнение с пре- дыдущим уравнением для dE показывает, что dm-dE/c2. Последнее уравнение ана- логично уравнению (3.12), но выведено для самого общего случая.
94 Глава 3. Энергия и излучение заключил, что имеется прямая связь между выделяющимся теплом и про- деланной механической работой. Последующие исследования англий- ского ученого Хэмфри Дэви (1812 г.), немецкого врача Майера (1842 г.), датского философа Колдинга (1843 г.) и английского ученого Джоуля (1843—1878 гг.) окончательно установили полную эквивалентность между работой и энергией. Фундаментальное значение этих исследований было понято немец- ким ученым Гельмгольцем, который в 1847 г. сформулировал принцип сохранения энергии. Сущность этого принципа состоит в том, что хотя одна форма энергии может быть превращена в другую, энергия не может быть создана или уничтожена. Другими словами, когда бы ни вырабаты- валась энергия какого-либо вида, например механическая работа, тепло или электрическая энергия, всякий раз для этого должно быть затрачено точно эквивалентное количество энергии другого вида. Немаловажным, аргументом в пользу закона сохранения энергии послужили неудачи при бесчисленных попытках осуществить вечное движение (т. е. непрерывное производство механической работы без затраты соответствующего коли- чества энергии в какой-либо другой форме); однако еще большее значение в этом отношении имело успешное применение этого закона в термоди- намике и технике. Из предыдущего изложения как будто бы следует, что представления Эйнштейна об эквивалентности массы и энергии находятся в противоречии с законами их сохранения. Если быстро движущееся тело испытывает торможение, то его масса должна уменьшиться. При ускоренном движении масса тела должна увеличиться. С другой стороны, если изменить массу системы, то должно наблюдаться выделение или поглощение энергии. Экспериментальные работы, в которых изучались процессы, происходя- щие внутри атома, подтверждают эту точку зрения. Казалось бы, это слу- жит достаточным основанием для замены законов сохранения массы и энергии новыми законами. Однако дело обстоит иначе. В действитель- ности, в современной физике законы сохранения массы и энергии остаются полностью справедливыми, зато сами понятия массы и энергии получили несколько иной смысл. В примечании 2 на стр. 13 дано определение массы тела, как меры количества материи в этом теле. Это определение факти- чески ничего не дает и лишь отражает наши интуитивные представления о материи. Теперь эти представления пришлось бы перестраивать, допу- ская, что материя возникает и исчезает во всех процессах, в которых проис- ходит изменение энергии. Возможны и другие рассуждения, предназна- ченные для объяснения новых фактов, но все они имеют неопределенный смысл. Гораздо целесообразнее при определении массы обратиться к тем ее свойствам, которые могут быть полезны для физика. Такими свойствами являются инертность и гравитация. Как показывает теория относитель- ности, при таком определении массы ее общее количество всегда остается неизменным. Очевидно, что то же справедливо и по отношению к энергии. Обратимся к примерам, приведенным в начале этого абзаца. При уско- ренном движении энергия тела увеличивается. Это увеличение энергии всегда происходит одновременно с уменьшением энергии некоторой другой системы, с которой взаимодействует данное тело. Можно показать, что масса этой системы при этом уменьшается как раз настолько, насколько увеличивается масса ускоренно движущегося тела. Здесь особенно ощу- тимо значение двойственной природы излучения. Изменение энергии тела, поглощающего излучение, согласно соотношению (3.13), должно быть связано с соответствующим изменением массы. Так как излучение можно’
IV. Теория относительности и соотношение между массой и энергией 95 представить в виде частиц, то упомянутое выше изменение массы совер- шенно естественно связывается с массой этих частиц1). Во многих реакциях происходит выделение большого количества тепла. Это тепло идет на нагревание окружающей среды (например, воздуха), которое сказывается в увеличении скорости движения моле- кул, из которых эта среда состоит. При этом масса этих молекул должна увеличиваться. Закон сохранения массы требует соответствую- щего уменьшения массы веществ, участвующих в реакции. Однако это уменьшение массы не было обнаружено даже в тех опытах, где такое обнаружение входило в задачи эксперимента. Эти результаты можно легко объяснить с помощью цитаты из книги «Принципы науки» ан- глийского философа Джевонса, опубликованной еще в 1879 г.: «Фи- зики [и химики] часто считают. величины равными, если оказывается, что они лежат в пределах вероятной ошибки используемого процесса... Мы не можем доказать неуничтожаемость материи, так как если в ка- ком-нибудь эксперименте исчезнет чрезвычайно малая доля материи... мы никогда не сможем обнаружить потерю» 2). Другими словами, изме- нение массы не может быть обнаружено, если оно меньше экспери- ментальной ошибки, как это имеет место при химических реакциях, даже если измерения производятся с самой высокой степенью точности, какая только возможна. Теперь становится понятным, почему классические законы сохранения долгое время считались верными. В наиболее известных случаях выделе- ния и поглощения энергии, например в химических процессах, энергети- ческие изменения имеют такую величину, что соответствующие изменения массы не удается обнаружить теми средствами, которые доступны в настоящее время. То же справедливо, когда одна из обычных форм энер- гии, например механическая работа, превращается в эквивалентное количе- ство энергии другого вида, например электрической энергии. Однако, если происходят изменения внутри самого атома, то они сопровождаются энер- гетическими изменениями, которые на шесть порядков величины выше, чем при химических реакциях. Здесь изменения массы заметны и, как было показано различными способами, согласуются с законом эквивалент- ности Эйнштейна.» § 21, Применение соотношения H=/mc2 Более подробно о применении соотношения между массой и энергией сказано в гл. 9. Здесь же достаточно будет проиллюстрировать на несколь- ких примерах метод вычисления и общий характер результатов, получа- емых при использовании соотношения £'=т?гс2, где Е — энергетический эквивалент массы т, а с — скорость света. Если с выражать в сантиметрах х) Иногда эквивалентность массы и энергии (£,=тпс2) понимают в том же смысле, как и соотношение между эквивалентными количествами теплоты и работы yl=JQ, где J—механический эквивалент тепла. Отсюда возникают представления о превращении массы в энергию в том же смысле, в каком понимается превращение теплоты в работу. Однако в соотношении A=JQ под А и Q подразумеваются величины, которые могут переходить одна в другую, но не могут существовать одновременно (если тепловая энергия превращена в механическую, то она уже не существует в виде тепловой энергии). Соотношение Е = тс2 связывает величины, которые характеризуют систему одновременно. Поэтому они могут одновременно увеличиваться или уменьшаться, но не могут превращаться одна в другую.—Прим. ред. 2) Исходя из сказанного выше в этом параграфе, здесь под материей следует под- разумевать массу, а ее уничтожаем ость и исчезновение следует понимать как умень- шение за счет увеличения массы другой части системы.—Прим. ред.
96 Глава 3. Энергия и излучение в секунду, а т — в граммах, то Е будет выражено в эргахх). Подставляя вместо с его значение, равное 2,998-1010 см!сек, можно привести соотно- шение между массой и энергией к следующему виду: Е [эрг} = т [г] - (2,998-1010)2 = т [г]. 8,99 -1020. (3.14) Во многих измерениях, особенно там, где имеет место выделение или погло- щение тепла, например в химических реакциях, энергию выражают в тепло- вых единицах—калориях (тд),причем 1 кал эквивалентна 4,184-107 эрг. Таким образом, можно записать уравнение (3.14) в форме Е [кал} = т [г] - 2,15-1013. (3.15) Рассмотрим процесс сжигания углеводородного топлива, при котором 100 г химического вещества подвергаются реакции с выделением 106 кал\ для химической реакции это исключительно большое количество тепла. При помощи уравнения (3.15) можно вычислить ожидаемое уменьшение массы. Подставляя вместо Е в левую часть 106 кал, можно получить 106-т.2,15.1013, т = 4,65 • 1СГ8 г. Таким образом, потеря массы, эквивалентная выделенной энергии, будет меньше одной миллиардной доли массы, вступающей в реакцию. Такое уменьшение лежит за пределами возможностей самых чувствительных весов. Это и является причиной того, что, как указано выше, эффект из- менения массы при химических реакциях не наблюдается. Как говорилось выше, при атомных исследованиях энергия обычно измеряется в электронвольтах и еще чаще в миллионах электронвольт. Ввиду того, что 1 эв эквивалентен 1,60-10"12 эрг, а 1 Мэв — 1,60-10"6 эрг (§ 8 настоящей главы), из уравнения (3.14) следует, что 77 г 1 гл 8,99.1О* 2о £ [эв] т [г] • ^gQ.|Q-i2 = т (г)-5,61-Ю32, (3.16) Е [Мэв] = т [г] -5,61-1026. При многих вычислениях, основанных на эквивалентности массы и энергии и относящихся к внутриатомным процессам, массы удобно выра- жать в шкале атомных весов, т. е. выражать их величину по отношению к атому кислорода, масса которого принимается равной 16,00002). Едини- цей массы в этой шкале служит 1/16 массы атома кислорода; она назы- вается атомной единицей массы. Поскольку, как показано в гл. 1, § 22, масса любого атома в граммах равна его эквивалентному весу, деленному на число Авогадро (6,025-1023), масса атома кислорода равна 16/(6,025 х X 1023). Отсюда, согласно определению, атомная единица массы (сокращен- но а.е.м.) эквивалентна 1/(6,025-1023) = 1,66-10~24г. Вводя этот коэффи- циент в уравнение (3.16), получаем Е[Мэв] = т[ъ. е. м.] - 5,61 -1026 -1,66 -10'24 = т [а. е. м.]-931, (3.17) где т [а. е . м.] представляет массу (или изменение массы) в атомных еди- ницах массы, т. е. в физической шкале атомных весов. Следовательно, 9 См. примечание 2 на стр. 80. 2) Чаще используется не химическая, а физическая шкала атомных весов (гл. 8, § 11), но различие между ними несущественно, пока вычисления ведутся не более,чем с четырьмя значащими цифрами.
IV, Теория относительности и соотношение между массой и энергией 97 атомная единица массы эквивалентна 931 Мэв; другими словами, эквива- лентная энергия в миллионах электронвольт получается умножением мас- сы, выраженной в шкале атомных весов, на 931. В некоторых главах этой книги даны примеры использования приве- денного выше соотношения между массой и энергией и других связанных с ним уравнений. Согласие с экспериментом в большом числе случаев служит прекрасным подтверждением эквивалентности массы и энергии, по крайней мере для этих случаев. Даже если с течением времени окажется, что теория относительности должна быть исправлена или что она является одной из сторон более широкого обобщения, можно с уверенностью ска- зать, что соотношение Эйнштейна Е=тпс2 останется в основном неиз- менным. § 22. Образование и аннигиляция позитронно-электронных, пар Простым примером применения зависимости между массой, с одной стороны, и энергией или длиной волны электромагнитного излучения, с другой, служат образование и аннигиляция позитронно-электронных пар, основные сведения о которых даны в гл. 2. Энергия аннигиляции (гл. 2, § 19) вычисляется следующим образом. Как сказано в гл. 2, § 16, масса покоя электрона близка к 9,11-10"28 г, такую же массу покоя имеет позитрон. Следовательно, аннигиляция позитронно-электронной пары приводит к потере массы 2-9,11-10'28 г*). Используя уравнение (3.16), можно найти, что выделение энергии при аннигиляции должно быть равно Е = 2 • 9,11 • 10"28 • 5,61 • 1026 = 1,02 Мэв. Таким образом, общее количество энергии, выделяющееся при взаимном уничтожении позитрона и электрона, равно 1,02 Мэв. Если эта энергия будет испущена в виде одного фотона, то этот фотон будет принадлежать у-лучам, так как длина волны, вычисленная из уравнения (3.6), будет равна 1,21 • 10"10 см. Как показано ниже, это излучение появляется в виде двух или трех фотонов, тем не менее его все же можно относить к у-лучам. Если провести сделанные выше вычисления в обратном порядке, то, очевидно, должно получиться, что для образования позитронно- электронной пары требуется энергия по крайней мере 1,02 Мэв. В под- тверждение этого можно привести два экспериментальных факта. Первым фактом является то, что добавочное поглощение у-лучей больших энергий (которое в гл. 2, § 19 описывалось как превращение части энергии в пози- тронно-электронные пары) происходит лишь после того, как энергия кванта у-лучей превысит 1,02 Мэв. Второй факт состоит в следующем: у-лучи тория С", о которых известно, что они имеют энергию 2,62 Мэв, могут создавать позитронно-электронные пары. Если на создание пары требуется 1,02 Мэв, то должен остаться излишек энергии, равный 2,62— —1,02 = 1,60 Мэв. Этот излишек может быть отдан либо позитрону, либо электрону, либо, что более вероятно, будет поделен между ними. Изме- рения показывают, что, в полном согласии с ожидаемым результатом, максимальная энергия образовавшегося таким способом позитрона равна 1,6 Мэв. * * 7 х) Эта масса превращается в массу фотонов, образующихся при аннигиляции. — Прим. ред. 7 С. Глесстон
98 Глава 3. Энергия и излучение В 1934 г. югославский ученый Мохоровичич сделал предположение г что перед тем как электрон и позитрон аннигилируют друг с другом, они должны в течение короткого времени существовать в виде квазиустойчи- вой системы, которая удерживается притяжением между положительным и отрицательным электрическими зарядами. Эта временная комбинация,- напоминающая обычный атом, в 1945 г., по предложению Руарка, была названа позитронием1). Изучение этой системы показывает, что на самом деле могут существовать две формы позитрония. Это обусловлено тем. что электроны и позитроны (а также и другие элементарные частицы} обладают так называемым «спином» (гл. 4, § И). У одной формы позитрония, названной ортопозитронием, спины электрона и позитрона имеют одинаковое направление, т. е. параллельны. У другой формыг названной парапозитронием, спины частиц должны иметь противопо- ложные направления, т. е. они должны быть антипараллельны2 * *). Разница между орто- и парапозитронием должна проявляться по край- ней мере двумя способами. Во-первых, теоретические вычисления показы- вают, что среднее время жизни ортопозитрония до того, как произойдет аннигиляция позитронно-электронной пары, должно быть равно примерно* 1,5-10~7 сек, тогда как для парапозитрония оно должно составлять только* 1,3 -10"10 сек. При аннигиляции распределение результирующей энергии 1,02 Мэв в этих двух случаях должно быть различно. Причина этого связана с тем, что спины электрона и позитрона могут быть равны только +г/2 или —г/2 (гл. 4, § 11), а спин фотона излучения, в виде которого выделяется энергия аннигиляции, равен +1 или —1; знаки + и — ука- зывают, что спины имеют соответственно одинаковые или противополож- ные направления. У ортопозитрония, у которого электрон и позитрон имеют параллель- ные спины, результирующий спин равен либо +1, либо —1, в то время как у парапозитрония результирующий спин должен быть равен нулю. Основ- ное требование, предъявляемое к процессам аннигиляции (и к атомным процессам вообще), состоит в том, что спин должен сохраняться, т. е. что суммарный спин должен оставаться неизменным. Это означает, что в слу- чае парапозитрония (спин равен 0) могут быть образованы два фотона (со спинами +1 и —1), тогда как ортопозитроний (спин +1 или —1) дол- жен давать при аннигиляции либо один фотон (спин +1 или —1), либо три фотона (спины -J-l, -J-1 и —1 или —1, —1 и +1). При двухфотонной аннигиляции, согласно закону сохранения коли- чества движения, фотоны должны испускаться в противоположных напра- влениях, причем каждый фотон должен нести половину общего количества энергии, равного 1,02 Мэв. Таким образом, должно получиться у-излуче- ние с квантом энергии х/2-1,02=0,51 Мэв. Такое излучение может быть обнаружено всегда, когда имеет место аннигиляция позитронно-электрон- ной пары. Однако это не является доказательством существования парапо- зитрония в качестве промежуточной стадии, так как в любом случае законы сохранения спина и количества движения приводят к тому же результату. Для доказательства существования позитрония требуется определить среднее время его жизни. Для парапозитрония оно слишком мало и не т) Простейший стабильный атом — водород — состоит из комбинации протона и электрона. 2) Поскольку протоны имеют спин, аналогичные орто-и параформы комбинации протон — антипротон также могут временно существовать прежде чем произойдет аннигиляция.
IV. Теория относительности и соотношение между массой и энергией 99 может быть измерено; зато время жизни ортопозитрония, хотя оно и меньше миллионной доли секунды, еще лежит в пределах возможностей современ- ных методов наблюдения очень малых промежутков времени. Применяя эти методы, Дейч в 1951 г. определил время, прошедшее между рождением позитронов, образовавшихся в результате радиоактивного излучения, и их последующей аннигиляцией. Результат оказался в исключительно хорошем согласии с вычисленным значением, приведенным выше, а именно 1,5 -10"7 сек, что является достаточным доказательством образования орто- позитрония на промежуточной стадии. Позднее эти результаты были под- тверждены следующим образом: три счетчика у-излучения симметрично располагались в плоскости источника позитронов и счет производился только тогда, когда у-кванты попадали в счетчики одновременно; таким путем регистрировалась аннигиляция ортопозитрония. При трехфотонной аннигиляции закон сохранения количества дви- жения не требует, чтобы вся энергия 1,02 Мэв распределялась между фотонами поровну. В результате при аннигиляции ортопозитрония энер- гия квантов покрывает область от очень малых значений до 0,51 Мэв. В принципе ортопозитроний может испускать всю энергию 1,02 Мэв в виде одного кванта у-лучей. Излучение этой энергии действительно наблюдалось при аннигиляции позитрония, но в относительно малых количествах. Причина этого состоит в том, что, согласно закону сохране- ния количества движения, при однофотонной аннигиляции должна при- сутствовать другая частица, преимущественно какая-либо тяжелаячастица, которая испытывает отдачу в противоположном направлении. Вследствие малого времени жизни парапозитрония, двухфотонная аннигиляция про- исходит более легко, поэтому главной составляющей излучения при пози- тронно-электронной аннигиляции являются у-лучи с энергией 0,51 Мэв. Молекулы некоторых газов, имеющие определенные, хотя и слабые магнитные свойства, например молекулы окиси и двуокиси азота !и молекулы кислорода, обладают свойством вызывать «опрокидывание» спина, при котором направление спина меняется на противоположное. Это явление представляет интерес потому, что такие вещества, как, например, окись азота, дают возможность осуществить быстрое превращение орто- позитрония в парапозитроний. В результате количество ортопозитрония уменьшается, а количество парапозитрония увеличивается. Например, в присутствии окиси азота число событий, регистрируемых счетчиком, рассчи- танным на одновременное появление трех фотонов, как было описано выше, значительно уменьшается. Окись азота увеличивает количество излучения с энергией 0,51 Мэв и уменьшает количество излучения с другими энер- гиями. Эти наблюдения подтверждают гипотезу о кратковременном суще- ствовании двух форм позитрония, различающихся направлениями спинов позитрона и электрона.
Глава 4 СТРОЕНИЕ АТОМА L ПЕРВЫЕ ТЕОРИИ СТРОЕНИЯ АТОМА § I. Корпускулярный атом Томсона В 19 веке большинство ученых считало атомы твердыми шарами, неде- лимыми и не обладающими поэтому какой-либо внутренней структурой. Тем не менее некоторые ученые придерживались других взглядов. Так, в своем предисловии к собранию сочинений Томаса Грэхема, опублико- ванному в 1876 г., шотландский историк химии Смит писал: «Употребляя слово «атом», химики, по-видимому, считают, что принимают тем самым теорию неделимости. Это ошибка. Слово атом может означать как то, что не было разделено, так и то, что не может быть разделено, и в действи- тельности предпочтительнее первое значение». Однако до 1897 г., когда Дж. Дж. Томсон выдвинул предположение о том, что электроны, которые он называл «корпускулами», представляют собой основные элементарные частицы вещества (гл. 2, § 14), не было никаких сведений, на основе кото- рых можно было бы создать теорию строения атома. Первые идеи о внутренней структуре атома были высказаны Дж. Дж. Томсоном в 1898 г.1) Он писал: «Я считаю, что атом состоит из большого числа... корпускул [т. е. электронов]... В нормальном атоме это собрание корпускул образует систему, которая электрически нейтральна. Хотя отдельные корпускулы ведут себя подобно отрицательным ионам, однако, когда они собраны в нейтральном атоме, отрццательный эффект уравно- вешивается чем-то, что заставляет пространство, в котором находятся кор- пускулы, действовать так, как если бы оно обладало зарядом положитель- ного электричества, равным по величине сумме отрицательных зарядов корпускул». Через несколько лет, в 1904 г., он уточнил эту точку зрения таким образом: «Мы предполагаем, что атом состоит из некоторого числа [отрицательных] корпускул, движущихся внутри сферы с однородной положительной электризацией... Корпускулы располагаются по ряду... концентрических оболочек... Постепенное изменение свойств элементов, которое имеет место при перемещении вдоль горизонтальных рядов... [периодической] системы элементов, иллюстрируется свойствами, кото- рыми обладают эти группы корпускул». Одной из неудовлетворительных сторон теории строения атома Томсона была неясная природа «сферы с однородной положительной элек- х) Некоторые авторы утверждают, что теория Дж. Дж. Томсона подобна теории, предложенной немного ранее Кельвином (Уильямом Томсоном). Однако взгляды Кель- вина были гораздо примитивнее, чем взгляды Дж. Дж. Томсона.
I. Первые теории строения атома 101 тризацией»1), в которой, как предполагалось, расположены электроны. Так как вес электрона равен примерно одной двухтысячной веса атома водорода, то это означает, что отдельный атом (особенно атом тяжелого элемента) будет содержать много тысяч электронов. Однако в 1906 г., исходя из соображений, основанных на законах дисперсии света и данных о рассеянии и поглощении рентгеновских лучей газами, Дж. Дж. Томсон пришел к выводу, что «число корпускул не очень отличается от атомного веса». Это означает, что отрицательные корпускулы, т. е. электроны, составляют лишь очень малую часть массы атома и, следовательно, «масса носителя единичного положительного заряда велика по сравнению с мас- сой носителя единичного отрицательного заряда». Впоследствии оказа- лось, что эти выводы по существу правильны, но их было очень трудно привести в соответствие с предполагаемым характером распределения положительного заряда. Следует отметить, что ученые вообще и химики в частности не проявляли особого энтузиазма по поводу этих идей о природе атома, и Релей в своей биографии Дж. Дж. Томсона указывает на то, что сам Томсон не был вполне удовлетворен ими. Тем не менее, некоторые из его предположений, особенно то, которое касается связи между изменением в свойствах элементов в периодической системе и группами электронов, не особенно отличаются от взглядов, которые приняты теперь. Кроме того, теория Томсона сыграла важную роль, потому что он обратил внимание на универсальное значение электрона и указал на возможность того, что атом состоит из положительных и отрицательных электрических зарядов. § 2. Другие ранние теории Две другие гипотезы строения атома, о которых стоит упомянуть, были предложены в первых годах настоящего столетия. Одна из них, высказанная в 1903 г. Ленардом, основывалась на том факте, что быстрые катодные лучи могут проходить через слои алюминия и других металлов (гл. 2, § 6). Поэтому казалось вероятным, что большая часть атома предста- вляет собой пустое пространство, и Ленард предположил, что веществен- ная часть атома состоит из нейтральных дублетов, названных им «динами- дами», каждый из которых состоит из положительного и отрицательного зарядов. Вторая теория, опубликованная в 1904 г. японским физиком Нагаока, имеет поразительное сходство с современными взглядами на строение атома. Ее автор сравнивает атом с планетой Сатурн, в которой устойчи- вость поддерживается тем, что тяжелое центральное тело притягивает более легкие частицы, из которых состоят кольца, окружающие это тело. Он говорит: «... [атом], очевидно, можно приближенно себе представить, если заменить эти кольца отрицательными электронами, а притягивающий центр — положительно заряженной частицей». Нагаока воспользовался своей картиной атома для некоторых расчетов, связанных со спектрами элементов; однако ни его предположения, ни предположения Ленарда не вызвали в то время особого интереса. ред. *) То .есть сферы с равномерно распределенным электрическим зарядом.— Прим*
102 Глава 4. Строение атома II. ЯДЕРНАЯ МОДЕЛЬ АТОМА § 3. Рассеяние ^частиц Современные представления относительно строения атома возникли непосредственно из исследования излучений, испускаемых радиоактивными телами (см. гл. 2). В 1906 г. Резерфорд (гл. 2, § 17), находившийся в то время в Канаде, заметил, что когда а-частицы от радиоактивного источ- ника после прохождения через тонкий слой металла падают на фотогра- фическую пластинку, то получающийся на пластинке след имеет не резкий, а диффузный характер, расплываясь по краям. Эта расплывчатость была приписана рассеянию а-частиц; предполагалось, что частицы отклоняются от своего пути в результате столкновений с атомами того вещества, через которое они проходят. Два года спустя, когда Резерфорд находился в Манчестере, он произ- водил опыты с а-частицами совместно со своим сотрудником Гансом Гей- гером (Германия), который позднее достиг неожиданной славы как изобре- татель счетчика Гейгера (гл. 6, § 5); внимание Резерфорда опять привлекли явления рассеяния. Вот слова Гейгера: «В ходе экспериментов, предпри- нятых профессором Резерфордом и мной с целью точного определения числа а-частиц, испускаемых 1 г радия, мы обратили внимание на сильное рас- сеяние а-частиц при прохождении их через вещество». Явление, которое вызвало интерес исследователей, заключалось в том, что, хотя большая часть а-частиц после прохождения через тонкий слой металла продолжала двигаться в первоначальном направлении или только слегка отклонялась, некоторая небольшая доля частиц отклоня- лась на большие углы, причем отдельные частицы даже выходили из металла со стороны падения (т. е. отклонялись на угол, превышающий 90°). Подробно изучив рассеяние быстро движущихся а-частиц, Гейгер и Марс- ден в 1909 г. сообщили, что когда излучение, испускаемое радиоактивным элементом радием С, падает на тонкую пластинку из платины, то примерно одна частица из 8000 рассеивается под углом 90° к направлению падения. «Если принять в расчет большую скорость [около 1,8-109 см/сек] и массу а-частицы,— пишут они,— то кажется удивительным, что некоторые из а-частиц... внутри слоя золота толщиной 6-10"5 см могут изменить напра- вление на угол 90° и даже больше»1). Чтобы добиться такого же эффекта при помощи магнитного отклонения а-частиц, потребовалось бы поле огром- ной величины. В своих лекциях об основах современной физики, прочитан- ных в 1936 г., Резерфорд описал эти неожиданные результаты следующим образом: «Это событие казалось примерно настолько же вероятным, как если бы вы выстрелили 15-дюймовым снарядом в кусок папиросной бумаги и этот снаряд отразился бы назад и попал в вас». § 4. Ядерная модель атома Резерфорда Первая интерпретация явления рассеяния а-частиц под большими углами основывалась на предположении о последовательных отклонениях на малые углы в одном и том же направлении. Однако в своей классиче- х) Согласно Резерфорду, в лаборатории и по предложению которого производи- лась эта работа, Гейгер и Марсден нашли, что «некоторая малая доля падающих а-частиц, примерно 1 из 20 000, изменяла направление в среднем на угол 90° при про- хождении через тонкий слой золота». Это утверждение часто цитируется, но о таком результате в опубликованной статье Гейгера и Марсдена не сообщалось.
II. Ядерная модель атома 103 ской работе (1911 г.), заложившей основы современной теории строения .атома, Резерфорд показал, что такое объяснение в высшей степени неве- роятно. С точки зрения модели атома Дж. Дж. Томсона, согласно которой •атом состоит из некоторого числа электронов, движущихся в однородной положительно наэлектризованной сфере, казалось возможным, что рас- сеяние а-частиц объясняется их столкновениями с электронами. Однако, как указал Резерфорд, «если помнить о том, что масса, момент и кинетиче- ская энергия а-частицы очень велики по сравнению с соответствующими значениями для электрона..., не представляется возможным..., чтобы а-частица могла отклониться на большой угол, проходя близко от элек- трона». Поэтому он делает вывод: «рассматривая все данные в целом, проще всего предположить, что атом со- держит центральный заряд, распределен- ный в очень малом объеме». Таким обра- зом, Резерфорд решительно высказывается против предположения Томсона, согласно которому положительный заряд распре- делен по всему объему атома. В противо- положность этой точке зрения Резерфорд постулирует, что положительный заряд сосредоточен в центре атома, в пределах очень малой области, которую он позднее (в 1912 г.) назвал ядром1). На основе этой новой гипотезы рас- сеяние а-частиц под большими углами легко объясняется сильным отталкивани- Ф и г. 19. Рассеяние а-частиц, приближающихся к атомному ядру. •ем, испытываемым этими частицами при их приближении на достаточно малые расстояния к небольшому положи- тельно заряженному ядру атома. При этом вследствие того, что ядро очень мало по сравнению с атомом в целом, только очень небольшая часть падающих а-частиц проходит настолько близко от ядра, чтобы испыты- вать такое сильное отталкивание. Следовательно, число а-частиц, претер- певающих рассеяние на большие углы, должно быть относительно очень мало (фиг. 19). Как мы видим (на это указал Резерфорд), предлагаемая картина строения атома не отличается существенно от упомянутой выше модели Нагаока. Тем не менее Резерфорду неизменно приписывается заслуга создания ядерной модели атома, потому что, пользуясь удачной фразой Уайтхеда, цитированной в другой связи в гл. 1, он сделал ядерную модель атома «полезной развитию науки». Считая, что к взаимодействию между атомным ядром и а-частицей применим закон Кулона, согласно которому сила отталкивания между двумя одноименными зарядами пропорциональна произведению зарядов, деленному на квадрат расстояния между ними, Резерфорд вывел уравне- ние, связывающее рассеяние под различными углами с зарядом рассеива- ющего ядра, толщиной рассеивающего вещества и скоростью а-частиц. Очень тщательная проверка этого уравнения была произведена в лабора- х) Сначала Резерфорд ничего не говорил относительно знака этого «центрального заряда», так как рассеяние а-частиц можно объяснить независимо от того, положите- лен ли этот заряд или отрицателен. Позднее он пришел к выводу, что центральный •заряд положителен и что в нейтральном атоме отрицательный заряд, соответству- ющий этому центральному положительному заряду, распределен вокруг последнего ® виде электронов.
104 Глава 4. Строение атома тории Резерфорда в Манчестере Гейгером и Марсденом, на более ранних исследованиях которых была основана ядерная модель атома. Сообщая в 1913 г. о своих работах, проведенных с семью различными веществами и са-частицами различных скоростей, они заявили: «...резуль- таты наших исследований находятся в хорошем согласии с теоретическими выводами профессора Резерфорда и доказывают правильность лежащего в {их основе допущения, что атом содержит в центре сильный электриче- ский заряд, размеры которого малы по сравнению с диаметром атома». § 5. Масса и размеры ядра Данные этих опытов Гейгера и Марсдена были недостаточно надежны, чтобы позволить точно определить величину заряда атомного ядра (это было сделано позже), однако они указывали на то, что число Z элементар- ных положительных зарядов в ядре данного атома приблизительно равно половине его атомного веса. Так как атом в целом электрически нейтра- лен, то положительный заряд ядра должен уравновешиваться равным числом Z отрицательных зарядов, т. е. вокруг ядра должно находиться Z электронов. Отсюда следует, что число электронов равно примерно поло- вине атомного веса и, следовательно, не может значительно превосходить 100 даже для самых тяжелых элементов. Далее, поскольку масса элек- трона приблизительно равна одной двухтысячной части массы атома водорода, то максимальное число электронов (примерно 100) представляет собой не более чем одну двадцатую массы атома водорода, т. е. 0,05 в обычной шкале атомных весов. Поэтому очевидно, что в основном вся масса атома, так же как и весь его положительный заряд, должна быть сконцентрирована в ядре. Согласно вычислениям Резерфорда, чем больше угол, на который отклоняется а-частица, тем ближе она подходит к ядру атома прежде чем повернуть назад. Определяя максимальный угол рассеяния, можно вычислить расстояние наиболее тесного сближения между центрами атом- ного ядра и а-частицы. Это расстояние, которое оказалось порядка 10"12 см, представляет собой максимальное значение суммы радиусов атомного ядра и а-частицы. Так как а-частица сама представляет собой ядро хатома гелия (см. § 6 настоящей главы), то очевидно, что радиус атомного ядра- лежит между 10-12 и Ю"13 см. Размеры ядра-мишени1) можно приближенно оценить следующим образом. Как было показано в гл. 2, § 26, а-частица несет два положи- тельных единичных заряда, т. е. 2е; поскольку положительный заряд ядра равен Ze, где Z приближенно равно половине атомного веса, то сила отталкивания между ядром-мишеныо и а-частицей, когда их центры нахо- дятся на расстоянии d друг от друга, определяется по закону Кулона как 2exZe/d2, т. е. 2Ze2/d2. Потенциальная энергия или работа отталкивания получается интегрированием по всем расстояниям от бесконечности до d, и результат оказывается равным 2Ze2/d. Предположим, что а-частица массы т, движущаяся со скоростью v, и, следовательно, имеющая кинетическую энергию Ухт/и2, приближается* к атомному ядру вдоль линии, соединяющей их центры. По мере прибли- жения частицы к ядру потенциальная энергия отталкивания увеличивает- ся, так как d непрерывно уменьшается; когда а-частица достигает точки, в которой эта энергия (2Ze2/d) равна начальному значению кинетической *) Термин «ядро-мишень» применяется для ядра, с которым взаимодействует сс-частица, так как последняя сама представляет собой ядро атома.
II. Ядерная модель атома 105-’ энергии а-частицы У2 последняя останавливается и затем поворачи- вает назад. Наименьшее расстояние, на которое а-частица может прибли- зиться к ядру-мишени, можно вывести, приравняв потенциальную энер- гию отталкивания 2Ze2ldQ кинетической энергии % mv2 а-частицы; таким образом, 2Ze2 _ mv2 и, следовательно, Известно, что заряд электрона е=4,80-10"10 ед. CGSE (гл. 2, § И),, а массу а-частицы, которая практически равна массе атома гелия, можно' получить, разделив атомный вес гелия 4,00 на число Авогадро 6,02-1023 (гл. 1, § 22). Средняя скорость а-частицы равна приблизительно 1,5-109 см/сек, и если число единичных зарядов ядра-мишени Z принять- равным 20, так что атомный вес будет примерно 40, то из уравнения (4.1)' получим 10"12см. Радиус ядра-мишени, который должен быть меньше этой величины, будет, таким образом, порядка 10-12—10-13 см. Кроме приближенного метода оценки радиусов атомных ядер, осно- ванного на явлении рассеяния а-частиц, применялись и другие методы; некоторые из них описаны ниже (гл. 7, § 5; гл. 12, § 10). Поскольку ядро- очень мало и его нельзя рассматривать как твердую сферу, то вряд ли. можно считать, что оно представляет собой нечто, имеющее определенный- размер. Поэтому не удивительно, что различные методы определения^ величин, которые в действительности являются лишь «эффективными» радиусами, дают разные результаты. Однако рассмотрение результатов, полученных примерно десятью методами, показывает, что в основном все значения разделяются на две группы. За исключением самых легких ядер, таких как водород, гелий и др., радиус R атомного ядра можно выразить следующим образом: /? = 7?0.А1/з, где*4 — массовое число элемента, т. е. целое число, наиболее близкое' к атомному весу (см. гл. 8, § 11), а 2?0 —константа, равная 1,2-10’13 см, согласно одной группе измерений, и 1,5-10-13 см, согласно другой. Причи- на этого расхождения рассматривается в гл. 12, но здесь можно принять, первое значение и считать, что Я =1,2-UnMVs см. На основе этого соотношения радиус ядра углерода (А=12) равен 2,8-10"13 см, а радиус ядра урана (4=238) равен 7,4-10’13 см. Радиус самого маленького ядра, а именно ядра водорода, т. е. радиус протона, трудно точно определить; можно считать, что этот радиус равен примерна 1-10"13 см1). Таким образом, мы видим, что радиусы всех ядер лежат в пределах от 10"13 до 10-12 см. Это остается верным и тогда, когда оценки, основаны на большем из указанных выше значений 7?0. Напомним, что радиус электрона равен примерно 2-10"13 см (гл. 2, § 16); таким образом, атомные ядра, несмотря на то что они во много тысяч раз тяжелее электрона, не особенно отличаются от него по размерам. Одно- х) Единицу 10"13 см, удобную для выражения радиусов ядер, было предложено’ назвать фърми в честь Энрико Ферми, работы которого 'внесли большой вклад в ядер- ную физику (см., например, гл. 7, § 8 и гл. 14, § 8).
406 Глава 4, Строение атома Бремя считали, что масса ядра имеет электромагнитную природу и так же, как масса электрона, обязана своим происхождением электрическому заряду. Если бы это было так, то радиусы ядер были бы много меньше тех, которые были найдены в действительности. Следовательно, масса ядра определяется не его зарядом, а другими факторами. Ниже мы увидим, что массы ядер объясняются наличием в ядрах протонов и нейтронов; нейт- рон не имеет заряда, и его масса не может иметь электромагнитную природу. Радиус атома равенпримерноЮ"8 см (гл. 1, § 24); поскольку последний состоит из центрального ядра с радиусом порядка 10’12 см или менее и относительно небольшого числа электронов, каждый из которых имеет радиус 2*10’13 см, то очевидно, что атом должен иметь очень разреженную структуру. Так, например, в атоме с положительным зарядом ядра, рав- ным 20, имеется 20 отрицательных электронов, расположенных вокруг ядра. Полный объем ядра и электронов в одном атоме равен примерно 10-36 см3, тогда как полный эффективный объем атома равен 10-24 см3. В той степени, в какой эти объемы имеют реальное значение (без учета следствий из принципа неопределенности), можно считать, что действи- тельный объем вещества, т. е. объем ядра и электронов, входящих в состав атома, равен всего 10"12 эффективного объема атома. Поэтому не удиви- тельно, что быстро движущиеся частицы, например р-частицы, а-частицы и нейтроны, могут так легко проходить сквозь слои вещества значительной толщины. § 6\ Заряд ядра Вследствие экспериментальных трудностей точность описанных выше измерений рассеяния, выполненных Гейгером и Марсденом, была такова, что полученные ими значения заряда ядра не могли претендовать на точ- ность, превышающую 20%. Как уже упоминалось выше, на основании этих измерений можно было лишь утверждать, что число элементарных поло- жительных зарядов ядра приблизительно равно половине атомного веса. Этот результат находился в согласии с выводами, полученными ранее Баркла (1911 г.) на основании опытов по рассеянию рентгеновских лучей. Дж. Дж. Томсон показал теоретически (1906 г.), что интенсивность рас- сеяния определяется числом электронов в атоме, и Баркла нашел, что это число равно примерно половине атомного веса для нескольких легких элементов. Число электронов в атоме, конечно, должно быть равно числу единичных положительных зарядов ядра. В начале 1913 г. голландский физик ван-ден-Брук в своей статье «Радиоэлементы, периодическая система и строение атома» высказал предположение, что число положительных зарядов ядра данного атома равно порядковому номеру элемента в периодической системе элементов, называемому теперь атЬмны^ номером (гл. 1, §18). Подобные же идеи, по-ви- димому, одновременно возникли у Фаянса (Германия) и Содди (Велико- британия) (см. гл. 8, § 1), но ван-ден-Бруку принадлежит приоритет, так как он первый высказал эту точку зрения, которая в настоящее время является общепринятой. Следует упомянуть, что для более легких эле- ментов, по крайней мере до молибдена, атомное число с точностью до 10% равно половине атомного веса. Таким образом, приближенные оценки заряда ядра и числа электронов, сделанные Гейгером и Марсденом на основании измерений рассеяния а-частиц и Баркла по рассеянию рентге- новских лучей, хорошо согласуются с предположением о том, что эти величины равны атомному номеру элемента.
II. Ядерная модель атома 107 ) и г. 20. Фотография характеристичес их рентгеновских лучей различны: элементов, полученная Мозли. Следующий важный шаг в связи с определением величины заряда ядра был сделан в 1913 г. в лаборатории Резерфорда молодым английским физиком Мозли, который был убит через два года после этого в битве при Галлиполи. Пользуясь сделанным незадолго до этого открытием, что кристалл может действовать как дифракционная решетка и, следователь- но, с его помощью можно сравнивать длины волн рентгеновских лучей {гл. 2, § 23), Мозли исследовал характеристические рентгеновские лучи {гл. 2, § 22) некоторых элементов. Он пользовался фотографическим методом; положения линий на фото- пластинке были непосредственно связаны с длинами волн рентге- новских лучей. На исторической фотографии, приведенной на фиг. 20, показаны результаты, полученные для ряда элементов периодической системы от кальция до цинка. Мы видим, что длины волн характери- стических рентгеновских лучей ме- няются определенным образом с увеличением атомного номера. Из положения линий Мозли определил частоты (гл. 3, § 4) со- ответствующих излучений и затем вычислил величину, которую он обозначил символом Q, пропорцио- нальную корню квадратному из частоты характеристических рент- геновских лучей для каждого эле- мента. Рассматривая свои резуль- таты, он заметил: «Сразу очевид- но, что Q увеличивается на посто- янную величину, когда мы переходим от одного элемента к следую- щему, пользуясь химическим порядком элементов в периодической систе- ме... Мы имеем здесь доказательство того, что в атоме имеется основная величина, которая увеличивается определенными ступенями по мере того как мы переходим от данного элемента к следующему. Эта величина может быть только зарядом атомного ядра». Упомянув о выводах, следующих из опытов по рассеянию а-частиц и рентгеновских лучей, а именно, что число единичных зарядов ядра любого атома приблизительно равно половине его атомного веса, Мозли далее говорит: «...атомные веса увеличиваются каждый раз в среднем на две единицы, и это является сильным подтверждением той точки зрения, -согласно которой... [число зарядов] увеличивается от атома к атому на одну электронную единицу. Поэтому эксперимент заставляет нас прийти к выводу, что... [число зарядов] равно номеру места, занимаемого элемен- том в периодической системе. Этот атомный номер1) равен для водорода 1, для гелия 2, для лития 3,... для кальция 20,... для цинка 30 и т. д.». х) Здесь впервые, насколько мог обнаружить автор, употребляется термин атом- ный номер для обозначения порядкового номера элемента в периодической системе, хотя еще в 1864 г. Ныоландс (гл. 1, § 17) применял выражение «номер элемента» для этой величины. На немецком языке используется термин Ordnungszahl, что озна- чает «порядковый номер».
108 Глава 4. Строение атома Описанная выше работа была прервана первой мировой войной, НО' после войны Чадвик (гл. 2, § 29) в лаборатории Резерфорда в Кембридже (Англия) предпринял точные исследования рассеяния а-частиц, чтобы определить число единичных зарядов, несомых атомным ядром. На основе своих измерений в 1920 г. он нашел, что заряды ядер меди, серебра и пла- тины равны соответственно 29,3, 46,3 и 77,4 единичных зарядов с точностью от 1 до 2%. Эти значения находятся в превосходном согласии с соответ- ствующими атомными номерами этих элементов (29, 47 и 78). Подобные же результаты были получены Оже и Перреном в 1922 г. во Франция для аргона, Билером в 1924 г. в Англии для алюминия и магния и Резерфордом' и Чадвиком в 1925 г. для золота. В результате этих и многих других наблюдений теперь бесспорно установлено, что число единичных положительных зарядов ядра любого атома равно атомному номеру данного элемента1). Число электронов, окружающих ядро и обеспечивающих электрическую нейтральность атомов в целом (эти электроны часто называются внеядерными или орбитальными электронами), должно быть, следовательно, равно атомно- му номеру. Поэтому символ Z применяется для обозначения как атомно- го номера, или заряда ядра, так и числа орбитальных электронов, свя- занных с атомом данного элемента. Из предыдущих рассуждений следует, что в атоме водорода ядро» несет единичный положительный заряд и что этот атом имеет один внешний электрон. Атом гелия имеет ядро с двумя положительными зарядами и два внешних электрона. Ядро атома лития имеет три положительных заряда и его окружают три электрона и т. д. на протяжении всей перио>- дической системы. Самый тяжелый из встречающихся в природе естест- венных элементов, уран, имеет атомный номер 92; таким образом, его ядро имеет 92 положительных заряда и такое же число внешних электронов. Как мы видели в гл. 2, § 17, Резерфорд пришел к выводу, что протон идентичен атому водорода, несущему единичный положительный заряд. Следовательно, он эквивалентен такому атому, который потерял единич- ный отрицательный заряд, т. е. один электрон. Так как атом водорода содержит всего один электрон, то очевидно, что протон представляет собой ядро атома водорода. Подобным же образом легко показать, что а-частпца представляет собой ядро гелия. Следует заметить, что в процессе ионизации, при котором атом или группа атомов приобретают электрический заряд и становятся носителями электричества, участвуют орбитальные электроны. Если каким-либо образом, например электрическим разрядом или путем воздействия а- или р-частиц, удалить из атома или молекулы один (или более) электрон, то в результате получится положительный ион. Таким образом, протон является однократно заряженным положительным ионом водорода, тогда как а-частица является двукратно заряженным положительным ионом гелия. С другой стороны, когда атом или молекула приобретают тем или иным путем один или несколько электронов, которые были отданы други- ми атомами или молекулами, то образуется отрицательный ион. Как прави- ло, пара ионов, состоящая из положительного и отрицательного иона, или, как это чаще бывает, из положительного иона и электрона, получает- ся при каждом акте ионизации в газе2). х) Теперь даже определяют атомный номер элемента как число единичных поло- жительных зарядов ядра. 2) Выражение «пара ионов» не следует смешивать с выражением «позитронно электронная пара» (гл. 2, § 18).
II. Ядерная модель атома 109 § 7. Строение ядра Проблема строения атома разделяется, таким образом, на две суще- ственно отличные части: во-первых, на проблему строения маленького центрального ядра, в котором сосредоточен положительный заряд и в основ- ном вся масса атома, и, во-вторых, на проблему расположения внешних, или орбитальных электронов внутри значительно большего пространства. Первую часть этой проблемы мы здесь рассмотрим кратко, но затем вернем- ся к ней в § 17 настоящей главы, когда у нас будет больше необходимых сведений. Так как до 1932 г. считалось, что наиболее легкой положительно заря- женной частицей является протон1), то естественно было предположить, что атомные ядра состоят из системы тесно упакованных протонов. Масса ;протона равна приблизительно единице в обычной шкале атомных весов, ;и он несет единичный положительный заряд. Чтобы объяснить, почему ядро имеет атомный вес 4, необходимо предположить, что ядро содер- жит А протонов. Однако если это имеет место, то число положительных единичных зарядов ядра должно быть равно его атомному весу, а между тем было показано, что оно равно атомному номеру Z, который в свою очередь равен половине (или менее) атомного веса. Поэтому было предпо- ложено, что атомные ядра содержат, кроме протонов, А—Z (отрицатель- ных) электронов; последние прибавляют к общей массе ничтожно малую величину, но благодаря их присутствию положительный заряд ядра равен А—(4—Z) = Z, т. е. равен атомному номеру, хотя общее число прото- нов равно атомному весу. Точка зрения, согласно которой в атомных ядрах присутствуют как протоны, так и электроны, казалось бы, подтверждалась тем фактом, что ^-частицы, т. е. электроны, испускаются некоторыми радиоактивными элементами (по-видимому, их ядрами). Тем не менее устойчивость тесно упакованных систем протонов и электронов трудно было объяснить, и вре- мя от времени рассматривались другие возможные модели. Так, например, трое ученых в различных частях света независимо и почти одновременно в 1920 г. высказали предположение, что может существовать нейтральная комбинация протона и электрона, называемая нейтроном и являющаяся одной из основных частей атомного ядра (гл. 2, § 29). После открытия нейтрона в 1932 г. Гейзенберг (см. гл. 3, § 12) сейчас же высказал идею о том, что ядро содержит только протоны и нейтроны; он показал при помощи квантовой механики, что наличия сил притяжения между этими элементарными частицами достаточно для объяснения существования стабильных ядер. Теория была развита и улучшена в 1933 г. итальянским физиком Майорана и в этом новом виде явилась основой современных взглядов на строение ядра. Так как нейтроны и про- тоны являются основными частицами, из которых состоят атомные ядра, то их часто называют общим названием нуклоны2). Масса нейтрона, подобно массе протона, близка к единице на шкале атомных весов. Следовательно, атомное ядро с атомным весом 4 и атом- ным номером Z содержит 4 нуклонов, а именно, Z протонов и 4—Z ней- тронов. Так как доли нейтронов и протонов не существуют, то число 4 представляет собой здесь в действительности не атомный вес, а целое х) Открытие позитрона (гл. 2, § 18) не изменило положения. Эта частица не яв- ляется составной частью атомных ядер, хотя она испускается некоторыми неустой- чивыми (радиоактивными) ядрами (гл. 10, § 15). 2) Этот термин был предложен Белинфантом (Голландия) в 1939 г.
но Глава 4, Строение атома число, наиболее близкое к атомному весу. Это целое число, равное числу нуклонов (протонов и нейтронов) в ядре, называется массовым числом; оно определено более точно в гл. 8, § 11. Схематическое представление строения некоторых наиболее простых атомных ядер показано на фиг. 21. В случае обычного водорода (массовое число А = 1 и атомный номер Z=l) ядро состоит из одного протона, как уже указывалось выше; в случае гелия (А = 4, Z=2) ядро содержит два протона и два нейтрона; ядро атома углерода (А =12, Z=6) состоит из шести протонов и шести нейтронов и т. д. Для элементов с малым атомным весом атомный номер Z равен прибли- зительно половине массового числа А; таким образом, атомные ядра этих © н Не Li Be Б С /1=7 Л = 4 Д = 7 /1=9 д = 11 a =;z Z = 7 Z = 2 Z = 3 Z = 4 Z= 5 Z = 6 Фиг. 21. Схематическое представление расположения нейтронов (п) и протонов (+) в простых атомных ядрах. элементов содержат почти равные числа нейтронов и протонов. С увеличе- нием атомного веса атомный номер Z становится меньше половины А ; следовательно, А—Z становится больше чем Z, и число нейтронов в устой- чивом ядре превосходит число протонов. Массовое число урана, например, равно 238, а его атомный номер — 92; таким образом, ядро урана состоит из 92 протонов и 146 нейтронов. В гл. 12 мы увидим, что эти факты имеют важное значение для объяснения устойчивости атомных ядер. Следует рассмотреть еще одно обстоятельство. Если ядра состоят в основном из нейтронов и протонов, которые имеют массы, почти равные единице, то атомные веса всех элементов должны быть очень близки к це- лым числам. Как было установлено в гл. 1, § 16 в связи с гипотезой Праута, большинство элементов имеет в действительности атомные веса, отличаю- щиеся от целочисленных значений не более чем на 0,1. Наблюдаемые исключения из этого правила объясняются тем фактом, что многие эле- менты в действительности состоят из смесей атомов различных атомных весов, вследствие чего средний атомный вес не является целым числом. Так, например, хлор содержит атомы с атомными весами, близкими к 35 и 37, которые присутствуют в таких пропорциях, что среднее значе- ние атомного веса равно 35,46. Этот вопрос более подробно рассматривает- ся в гл. 8, в которой говорится об изотопах. Пока же следует отметить, что если бы протил, который Праут считал водородом, включал как прото- ны, так и нейтроны, то гипотеза, которую он выдвинул на основании столь малых данных свыше ста лет тому назад, была бы общепринятой в настоя- щее время. § 8. Устойчивость а-частиц Поскольку а-частицы, т. е. ядра гелия с массой 4,00, испускаются раз- личными радиоактивными элементами и так как известно, что ядра эле- ментов, атомные веса которых кратны4, исключительно устойчивы (гл.12, § 8), представлялось возможным, что а-частицы являются вторичными единицами ядерной структуры. Гелий имеет атомный вес, очень близкий к 4,
III. Внешние (орбитальные) электроны 1111 и атомный номер, равный 2, и, таким образом, его ядро должно состоять из двух протонов и двух нейтронов, как мы уже видели выше. Следует ожидать, что такая комбинация будет очень устойчивой. Одним из способов убе- диться, что это должно быть именно так, может служить исследование атомных весов а-частицы и образующих ее нуклонов. Масса протона равна 1,00759, а масса нейтрона 1,0089s1), так что полная масса частиц, входя- щих в состав а-частицы, должна быть равна: Масса двух протонов = 2 х 1,00759 | Масса двух нейтронов = 2 х 1,00898 J 4>0331. Действительная масса а-частицы, т. е. ядра гелия, получаемая путем вычитания массы двух электронов из массы атома гелия, равна 4,0028. Таким образом, при образованииа-частицы из входящих в ее состав нукло- нов имеет место уменьшение массы и, следовательно, освобождение энергии (гл. 3, § 20). Потеря массы равна 4,0331—4,0028, т. е. 0,0303 атомной еди- ницы массы, и, согласно уравнению (3.17), основанному на соотношении Эйнштейна между массой и энергией, эта величина эквивалентна 28,2 Мэв. Следовательно, при образовании а-частицы из двух протонов и двух ней- тронов будет освобождаться значительное количество (28,2 Мэе) энергии, называемой энергией связи. Наоборот, чтобы разбить а-частицу на составля- ющие ее нуклоны, потребуется затратить такое же большое количества •энергии. .Это означает, что а-частица чрезвычайно устойчива. Хотя комбинация двух протонов и двух нейтронов исключительно* устойчива, все же в настоящее время считают, что а-частица не входит в качестве самостоятельной структурной единицы в состав атомных ядер. Согласно теории, предложенной Эльзассером в 1934 г., а-частицы могут существовать в ядрах других атомов только в том случае, если радиус а-частиц мал по сравнению с расстоянием между частицами в ядре. В дей- ствительности эти расстояния того же порядка величины, так что условие присутствия а-частиц как вторичных единиц ядерной структуры не выполняется. Если, как в случае некоторых радиоактивных элементов, вычисленная выше энергия связи а-частицы превосходит величину энер- гии, которую нужно затратить, чтобы удалить из ядра.два протона и два нейтрона в отдельности, то а-частица может быть испущена, хотя она может и не присутствовать как таковая в ядре. III. ВНЕШНИЕ (ОРБИТАЛЬНЫЕ) ЭЛЕКТРОНЫ § 9. Атомные спектры Много сведений о расположении электронов, окружающих атомные ядра, было получено путем исследования атомных спектров. Если какое- либо вещество нагревать достаточно сильно в пламени или с помощью» электрической дуги или искры, или же (если оно газообразно) пропуска- нием через него электрического разряда, то обычно оно испускает излу- чение главным образом в видимой и ультрафиолетовой областях. Если исследовать это излучение с помощью спектроскопа, т. е. прибора, разде- ляющего сложное излучение на компоненты с различными длинами волн, х) Эти значения основаны на физической шкале атомных весов, о которой гово- рится в гл. 8, § 11.
112 Глава 4. Строение атома то наблюдается определенная последовательность линий, известная под названием спектра. Этот спектр характеризует элемент или элементы, присутствующие в веществе, испускающем излучение; он обычно назы- вается атомным спектром, так как он зарождается в атомах элемента. Более легкие атомы, например атомы водорода и гелия, дают очень про- стые спектры с относительно малым числом линий, но в случае более тяжелых атомов спектры могут состоять из сотен линий. В результате тщательных исследований были определены с большой точностью длины волн спектральных линий большинства элементов и было установлено, что между ними существуют различные численные соотношения. Это имело большое значение при создании теории атомных спектров, тесно связанной с проблемой существования внешних электронов. Согласно электромагнитной теории света Максвелла (гл. 3, § 7), излучение, например такое, как характеристический спектр элемента, должно быть обусловлено колебаниями, возникающими в некоторой элек- трической системе. Одновременно с развитием понятия об электроне как о единице заряда параллельно развивалась идея о том, что эти спектры связаны с колеблющимся электронным зарядом внутри атома. Предполо- жения такого рода высказывались несколькими учеными — Стони, Фицджералдом, Эбертом и в особенности Лармором (1894 г.) и Лоренцом (1895 г.), которые разработали детально математическую теорию этого явления. Даже до опубликования работы Дж. Дж. Томсона, который уста- новил существование электрона как некоторой определенной физической величины, теория Лоренца уже применялась для объяснения расщепле- ния спектральных линий под действием магнитного поля, которое наблю- далось Зееманом в 1896 г. Это привело к независимому определению удель- ного заряда электрона (гл. 2, § 15), значение которого оказалось в хорошем согласии со значением, полученным более непосредственными методами. Когда Нагаока предложил свою модель атома (§ 2 настоящей главы), он предположил, что атомные спектры могут возникать в результате коле- бательного движения электронов по круговым орбитам; однако эта точка зрения оказалась несостоятельной, как видно из следующих рассуждений. Чтобы объяснить тот факт, что электроны не падают на положительно заряженное ядро вследствие электрического притяжения, Резерфорд счел необходимым постулировать быстрое вращение электронов вокруг ядра, подобное до некоторой степени вращению планет вокруг Солнца. Однако .аналогия между атомом и солнечной системой не является полной, так как частицы в атоме обладают электрическим зарядом. Согласно электро- магнитной теории, вращающийся электрон должен во время своего движе- ния непрерывно испускать энергию в виде излучения. Однако, если бы это было так, то радиус кривизны его орбиты должен был бы непрерывно уменьшаться. Таким образом, электрон должен был бы двигаться по спиральной траектории и в конце концов упасть на ядро. Далее, если бы спектр был связан с энергией, излучаемой движущимся электроном, то эта энергия менялась бы с радиусом кривизны траектории. Таким образом, атомные спектры должны были бы занимать непрерывную область длин волн, а не состоять из отдельных ярко выраженных линий. § 10. Теория стаг^ионарных состояний Бора Чтобы преодолеть эти трудности, датский физик Нильс Бор, работав- ший тогда в Манчестерской лаборатории Резерфорда, сделал в 1913 г. 'необычное предположение, согласно которому в противоречии с требова-
Ill, Внешние (орбитальные) электроны ИЗ ниями классической электромагнитной теории электрон, двигаясь по зам- кнутой орбите, не излучает энергию. Вследствие этого такая орбита будет устойчивой и, по терминологии Бора, будет представлять собой стационар- ное состояние атома. Было постулировано, что возможно существование нескольких стационарных состояний, причем энергия постоянна в каж- дом состоянии, но различна для разных состояний. Возникновение спек- тральной линии определенной частоты объяснялось излучением энергии, связанным с переходом или «скачком» электрона из состояния с более высокой энергией в состояние с более низкой энергией, причем частота (или длина волны) линии связана с изменением энергии квантовомехани- ческим уравнением. Если Ег — энергия атома в начальном состоянии и Е2 — энергия атома в конечном состоянии, то переход электрона от первого состояния ко второму будет сопровождаться испусканием энергии Е± — Е2. Из уравнения Планка (3.2) следует, что частота v и длина волны X соответ- ствующей спектральной линии даются следующими выражениями: Е±— Е2 h ’ с he v Ег— Е2 ’ (4.2) (4.3) где h — постоянная Планка, с — скорость света. Таким образом, каждый отдельный энергетический переход из одного состояния в другое будет приводить к образованию спектральной линии, частота и длина волны которой определяются приведенными выражениями. Так как в каждом атоме возможно существование нескольких различных стационарных состояний, то будут иметь место различные переходы между этими состоя- ниями и, следовательно, в спектре должна наблюдаться целая серия линий. Если вещество находится в таких условиях, при которых возможно поглощение энергии, например при высокой температуре или под дей- ствием электрического разряда, то следует предполагать, что электроны, которые нормально находятся в своем наинизшем (основном) энергети- ческом состоянии, будут поглощать энергию и переходить в состояния с более высокой энергией. Последние называются возбужденными состоя- ниями атома. При спонтанном возвращении электронов из высших состоя- ний в низшие должно происходить освобождение определенных количеств энергии, причем каждый такой переход дает спектральную линию опре- деленной частоты (фиг. 22). Поскольку в каждом атоме может существо- вать много различных состояний, то может наблюдаться множество линий. Можно предположить, что атомы с высоким атомным номером, которые имеют большое число электронов, дадут чрезвычайно сложные спектры. Это не совсем верно, так как было установлено, что лишь несколько (обыч- но один, два или три) внешних электронов участвует в образовании обыч- ных, или оптических, спектров. Однако даже такого небольшого числа электронов достаточно для того, чтобы внести много усложнений. Разности энергий последовательных электронных состояний, участ- вующих в образовании оптических спектров, могут быть в некоторых случаях определены непосредственно; при этом оказывается, что их числен- ные значения составляют по порядку величины от 1 до 10 эв (гл. 3, § 8). Частоту и длину волны соответствующего излучения можно вычис- лить при помощи уравнений квантовой теории (4.2) и (4.3) соответ- ственно. Пользуясь известными значениями h (6,62-10’27 эрг-сек) и 8 С. Глесстон
114 Глава 4. Строение атома энергии (основное) Фиг. 22. Переходы электро- нов с более высоких энерге- тических уровней на более низкие и возникновение спект- ральных линий. рое допущение, очевидно, с (3,00-1010 см!сек) и вспомнив, что 1 неэквивалентен 1,60-10~12 эрг, легко найти из этих уравнений, что <4-4) Це.»]- . (4.5> Предположим, например, что разность энергий между двумя электрон- ными состояниями, участвующими в некотором переходе, равна 2 эв; из уравнения (4.5) следует, что длина волны испускаемого излучения должна быть равна 0,62-10"4 см, или 6200 А. Эта длина волны соответствует линии, лежащей в видимой области спектра (гл. 3, § 6). Большее значение разно- сти энергий будет означать более короткую длину волны, и соответствующие спектраль- ные линии могут лежать и в ультрафиолето- вой области. Согласно общепринятым в то время взглядам, новые идеи Бора были противоре- чивыми, так как он был вынужден сделать два допущения. Первое, пользуясь его соб- ственными словами, заключалось в том, что «динамическое равновесие систем в стацио- нарных состояниях можно рассматривать при помощи обычной механики»; согласно вто- рому допущению, «переход системы между двумя различными стационарными состоя- ниями... сопровождается испусканием одно- родного излучения, для которого соотноше- ние между частотой и величиной испускаемой энергии определяется теорией Планка... Вто- противоречит обычным представлениям элек- тродинамики, однако оно необходимо для объяснения экспериментальных фактов». Таким образом, сделанные допущения Бор оправдывает тем, что никаким другим путем нельзя привести атомные спектры в соответствие с ядерной моделью атома. Далее, предполагая, что электроны движутся по круговым орбитам и что их орбитальный момент количества движения mvr (т— масса элек- трона, v — его скорость иг — радиус орбиты) квантуется, т. е. может при- нимать только ряд дискретных значений, которые получаются путем умножения целых чисел 1, 2, 3,..., п на некоторую определенную вели- чину, Бор смог вычислить значения энергии для возможных стационарных состояний атома водорода. Путем подстановки найденных значений Е в уравнения (4.2) или (4.3) Бор определил частоты и длины волн линий водородного спектра; при этом оказалось, что они находятся в замечатель- ном согласии с экспериментальными данными. Это совпадение явилось большим триумфом теории Бора, хотя она основывалась на постулатах, которые казались противоречащими друг другу. § 11. Квантовые числа Значения энергии, вычисленные для различных возможных стацио- нарных состояний, зависят от целых чисел, которые, согласно сказанному выше, определяют величину орбитального момента количества движения.
Ill. Внешние (орбитальные) электроны 115 Поэтому можно сказать, что каждое постулированное энергетическое состо- яние связано с главным квантовым числом п. Далее, так как каждое состоя- ние соответствует определенной круговой орбите, то радиус этой орбиты также должен определяться квантовым числом. Бор установил, что для орбиты, которая характеризуется квантовым числом п, радиус гп водо- родного атома дается формулой гп = 0,53* 10"8-п2 см. (4.6) В свете последующего развития квантовой механики (§ 12 настоящей главы) стало казаться сомнительным, имеют ли эти радиусы орбит какой-либо реальный смысл. Значение г для самой внутренней орбиты с п=1, равное 0,53-Ю"8 см, очень близко к принятому значению нормаль- ного радиуса атома водорода. В более высоких энергетических состояниях, т. е. для п=2, 3 и т. д., радиусы орбит быстро увеличиваются и составляют 2,12 А для п=2, 4,77 А для п=3 и т. д. В первоначальной теории Бора предполагалось, что электронные орбиты должны быть круговыми, однако при дальнейшем развитии идей Бора немецкий физик Зоммерфельд в 1916 г. пришел к выводу, что можно допустить существование не только круговых, но также и эллиптических орбит. Расчеты Зоммерфельда показали, что одному и тому же состоянию водородного атома, которое, как и в первоначальной теории, определяет- ся главным квантовым числом п, могут соответствовать орбиты различной формы, каждая из которых связана с определенным значением орбиталь- ного момента. Отсюда следует, что для характеристики поведения электро- на в атоме одного квантового числа п уже недостаточно. Его следует оста- вить для характеристики энергии стационарного состояния, а для орби- тального момента необходимо ввести дополнительно так называемое орбитальное квантовое число I. Для каждого частного значения главного квантового числа п орбитальное квантовое число I может принимать только несколько значений: оно принимает целочисленные значения от нуля до п—I1). Так, например, если п=4, то I может быть равно 0, 1, 2, 3 ине может принимать никаких других значений. В теории Зоммерфельда орбита с п=4 и 1=3 будет круговой, а все остальные должны представлять собой эллипсы, эксцентриситет которых увеличивается по мере уменьше- ния I. В дальнейшем оказалось, что увеличение числа квантовых состоя- ний, обусловленное появлением дополнительного квантового числа, поз- воляет лучше понять детали структуры линий водородного спектра и объяс- нить многие важные черты, характеризующие спектры более сложных, атомов. Позднее, для того чтобы объяснить поведение спектров в магнитном: поле, было введено магнитное квантовое число т, которое может прини- мать все целые значения (включая нуль) от —I до +Z. Так, например, при 1=3 магнитное квантовое число может быть равно —3, —2, —1, 0, +1, +2, .+3. Было сделано предположение, что при заданных п и I разным значениям т соответствуют различные ориентации электронной орбиты в пространстве. Наконец, пришлось ввести четвертое квантовое число, которое полу- чило название спинового квантового числа. Введение его было необходимо для того, чтобы объяснить ранее совершенно непонятную тенденцию спек- !) В работе Зоммерфельда вспомогательное квантовое число обозначалось че- рез к и его возможные значения изменялись от 1 до п. В тексте эти обозначения изме- нены, чтобы согласовать их с более поздним развитием представлений об атоме, бази- рующемся на квантовой механике. 8*
116 Глава 4. Строение атома тральных линий располагаться группами, состоящими из двух, трех или большего числа линий, близко расположенных друг к другу. Следует предположить, что каждый электрон обладает свойством, которое на языке обычной механики может быть названо собственным вращением, или спином. Так как возможны только два направления спина (т. е. собственного вращения), то спиновое квантовое число может иметь два, и только два, значения. Их можно обозначать знаками «+» и «—», для того чтобы различать противоположные направления спина. Имеет место любопытный факт, заключающийся в том, что в противоположность квантовым числам Z, т и п, которые для разных состояний могут прини- мать различные целые значения, спиновое квантовое число электрона всегда равно %, т. е. оно может быть равным либо + %, либо —%. Для простоты в дальнейшем численное значение будет опускаться и будет указываться только знак. Если главное квантовое число п равно 4, то I может принимать четыре различных значения, которым в общей сложности будет соответствовать 16 значений ттг, причем каждое из них может быть связано с положительным или отрицательным спином. Таким образом, один и тот же (четвертый) электронный уровень в действительности распадается на 32 отдельных состояния, которые слегка отличаются друг от друга по величине энергии. Подобным же образом третий (п=3) уровень включает 18 возможных энерге- тических состояний, а второй (п=2) — восемь таких состояний. Если бы между всеми этими состояниями могли происходить переходы, то число отдельных спектральных линий было бы необычайно велико. Однако в действительности некоторые из этих переходов являются «разрешен- ными», в то время как остальные относятся к категории «запрещенных». Эти наименования означают соответственно, что вероятность возникнове- ния одних переходов очень велика, в то время как для других она исчезаю- ще мала. Вводимые таким образом ограничения, вытекающие из вполне определенных правил отбора, резко сокращают число спектральных линий, наблюдающихся в спектрах различных элементов. § 12. Квантовая механика и электронные орбиты Прежде чем перейти к дальнейшему рассмотрению следствий, выте- кающих из введения перечисленных выше четырех квантовых чисел, необходимо сделать следующее предостережение. В теории Бора и ее последующих модификациях считалось, что и положение электрона (на определенной орбите) и его импульс .известны. Но, согласно принципу неопределенности (гл. 3, § 12), это невозможно. Если точно известен импульс электрона, а следовательно, его энергия, то должна иметь место неопределенность в отношении его положения на орбите, причем величиной этой неопределенности нельзя пренебречь по сравнению с размерами ато- ма. Именно поэтому выше было указано на то, что радиусы электронных орбит, вычисленные для атома водорода, вызывают сомнения. Пользуясь методами квантовой механики, которые, как мы видели в гл. 3, § 13, следует применять во всех случаях, когда приходится иметь дело с частицами атомных или еще меньших размеров, можно устранить многие из кажущихся недостатков теории Бора. При этом уже нет необ- ходимости комбинировать классическую электродинамику с квантовой механикой и не нужно делать допущений, которые приходилось вводить в первоначальную теорию главным образом потому, что с их помощью получались правильные результаты. Те же самые уравнения можно теперь
III. Внешние (орбитальные) электроны 117 вывести более последовательно, и квантовые числа п, I и т уже не являют- ся до некоторой степени произвольными, а представляют собой естествен- ные следствия теории. Далее с легкостью выводятся упомянутые выше правила отбора, определяющие разрешенные и запрещенные переходы. Правда, Бор вывел аналогичные правила очень остроумным путем, но его аргументы были менее удовлетворительны, чем те, которые основываются на представлениях квантовой механики. Однако выигрыш в математической стройности и внутренней согласо- ванности теории сопровождается соответствующей потерей в физической наглядности. Стационарные электронные состояния атома сохраняют в квантовой механике значение электронных энергетических уровней, и пере- ходы от одного такого уровня к другому сопровождаются испусканием спектральных линий, частоты которых определяются по-прежнему урав- нением (4.2). Однако в то время как в старой теории такой переход изобра- жался как перескок электрона с одной орбиты на другую, в новой теории такое представление является невозможным. Нельзя более рассматривать электронную орбиту как некоторый заданный путь, по которому электрон движется вокруг ядра. Определенная орбита заменяется математической функцией, которая иногда называется орбиталью и которая изображает распределение электронов в пространстве, занимаемом атомом. Некоторые авторы представляют себе электрон не в виде частицы, а в виде своеобраз- ного электрического облака, распределенного в пространстве. При этом орбиталь дает плотность облака в любом месте внутри атома. Как указано в гл. 3, другая точка зрения состоит в том, что электрон по существу должен рассматриваться как частица, а орбиталь должна определять статисти- ческую вероятность нахождения электрона в некотором заданном поло- жении относительно ядра. Мы принимаем здесь последнюю интерпретацию. Однако независимо от этого можно считать очевидным, что в квантовой механике мы не име- ем дела с чем-либо близким к ограниченной электронной орбите. Можно отметить лишь, что, когда квантовые числа пи I таковы, что состояние эквивалентно круговой орбите старой теории Бора — Зоммерфельда, вероятность найти электрон в какой-нибудь точке имеет наибольшую вели- чину для расстояний от ядра, равных соответствующему боровскому радиу- су. Однако в то время как старая теория требует, чтобы электрон оставался на этом расстоянии весь промежуток времени, в течение которого он находится на заданном энергетическом уровне, из новой теории следует, что имеется определенная, хотя и меньшая по величине вероятность обна- ружить его в точках, более близких или более далеких от ядра. В том слу- чае, когда квантовые числа соответствуют эллиптическим орбитам, корре- ляция между старой и новой теориями становится менее очевидной. Целью предыдущих замечаний являлось не столько объяснение физи- ческого смысла электронной орбиты, сколько желание подчеркнуть труд- ность такого объяснения. При элементарном изложении атомной физики и теперь еще часто изображают атом как систему, состоящую из централь- ного ядра и некоторого числа электронов, движущихся вокруг него по определенным орбитам, различным образом ориентированным в простран- стве. Если принцип неопределенности и квантовая механика действительно имеют смысл, а это кажется в настоящее время вполне очевидным, то такое представление может ввести в заблуждение. С его помощью стараются при- дать реальность таким чертам атомной структуры, которые, по крайней мере в настоящее время, никакой реальностью не обладают. Если рас- сматривать эти схемы строения атома как чисто символические, то, веро-
118 Глава 4. Строение атома ятно, пользование ими может быть оправдано; тем не менее всегда имеется опасность, что они могут быть поняты слишком буквально. Хотя физики и отдают себе отчет в ограниченной применимости модели атома Бора — Зоммерфельда, однако они часто ею пользуются вследствие того, что вычисления, которые можно провести с помощью этой модели, проще тех, которые базируются на квантовой механике. Спектроскопист Герцберг пишет: «Тот факт, что даже в квантовой механике каждое стацио- нарное состояние атома имеет совершенно определенный момент коли- чества движения, показывает, что и здесь атом можно рассматривать как состоящий из вращающихся вокруг ядра электронов, подобно тому как это имеет место в первоначальной теории Бора», но он подчеркивает, что «мы не должны, однако, говорить об определенных орбитах». § 13. Принцип исключения Паули Как квантовая механика, так и экспериментальные факты, относящие- ся к атомным спектрам, требуют для описания каждого энергетического уровня атома трех квантовых чисел, обозначенных нами выше буквами n, I и т. Кроме того, факты указывают на необходимость введения спинового квантового числа 5, которое также находит себе логическое место в волно- вой механике. Поэтому можно считать установленным, что электронные энергетические уровни, участвующие в образовании атомных спектров, могут быть полностью описаны с помощью соответствующих значений четырех квантовых чисел п, I, mvis. Квантовые числа, разрешенные кванто- вой механикой, те же самые, которые были выведены из соображений старой теории (§11 настоящей главы), хотя они не обязательно имеют тот же физический смысл. До сих пор ничего не говорилось о распределении внешних электро- нов по квантовым состояниям, а также о их пространственном расположе- нии. Чем выше,главное квантовое число п, тем большее время электрон будет проводить на более далеком расстоянии от ядра. Поэтому распреде- ление электронов по квантовым состояниям и их расположение в про- странстве находятся между собой в тесной связи. Еще в 1897 г., когда Дж. Дж. Томсон впервые установил, что электрон может являться составной частью вещества, он сравнивал электроны в атоме с системой плавающих магнитов, которые образуют стабильную систему групп, рас- полагающихся концентрическими кругами. В 1904 rv, развивая свою теорию атома, Томсон писал, что «частицы [т. е. электроны] будут располагаться рядами из... концентрических слоев». Как уже отмечалось выше, впослед- ствии Томсон пришел к заключению, что должна существовать связь между изменением свойств элементов в периодической системе и располо- жением электронов вокруг ядра. В 1913—1914 г. Бор, Резерфорд и Том- сон указали на то, что орбитальные электроны и , в частности, те, которые находятся в самых внешних слоях или группах, должны быть ответствен- ны за химические свойства и спектры различных элементов. Вследствие этого вопрос о расположении электронов вокруг ядра приобрел интерес не только для спектроскопистов, но также и для химиков. Хотя к 1924 г. благодаря тщательному изучению химических и маг- нитных свойств элементов и их оптических и рентгеновских спектров ука- занная проблема была в .основном решена, однако это решение получило обоснование лишь в 1925 г., когда физик-теоретик Паули выдвинул новый принцип, получивший название принципа Паули. Он обосновывал свои вы- воды на экспериментальном материале, и этот принцип до сих пор еще не
III. Внешние (орбитальные) электроны 119 выведен теоретически Тем не менее изложенный на языке квантовой меха- ники принцип Паули, в его наиболее общей форме, должен, по-видимому, выражать какие-то фундаментальные свойства материи. В применении к задаче о распределении атомных электронов принцип Паули можно выра- зить следующим образом: в одном и том же атоме не могут существовать два электрона, для которых все четыре квантовые числа совпадают. Дру- гими словами, каждое возможное энергетическое состояние,, определяемое четырьмя квантовыми числами (§11 настоящей главы), не может быть занято более, чем одним электроном. Эта простая идея в сочетании с правилами, определяющими возмож- ные численные значения квантовых чисел тг, Z, т и 5, приводит к интересным следствиям. Рассмотрим сначала группу состояний, для которых главное квантовое число п равно единице. В этом частном случае, согласно § 11, квантовые числа Z, т и 5 могут принимать только следующие значения: п 11 I О О т О О s + — Поэтому из принципа Паули следует, что в первой квантовой группе <(тг=1) не может быть больше двух электронов. Во второй группе с тг=2 существует восемь различных возможных комбинаций квантовых чисел: п 2 2 2 2 2 2 2 2 1 0 0 1 1 1 1 1 1 т 0 0 —1 —1 0 0+1 + 1 s + - + - + - + — Как нетрудно убедиться, среди этих комбинаций нет таких, у которых все четыре квантовые числа совпадают. Поэтому во второй квантовой группе может находиться восемь электронов. Из этих восьми электронов двум будет соответствовать Z=0 и шести Z=l. РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ ПО КВАНТОВЫМ ГРУППАМ 1 = 0 1 2 3 4 Полное число электронов при данном п Максимальное число электронов в группе с заданными п и 1 п = 1 2 — — 2 2 2 6 — — — 8 3 2 6 10 — — 18 4 2 6 10 14 — 32 5 2 6 10 14 18 50 Продолжая эти рассуждения, можно получить результаты, содержа- щиеся в таблице. В ней указано максимальное число электронов, которое может находиться в состоянии с заданными значениями п и Z для кванто- вых групп с п от 1 до 5. Следует обратить внимание на то, что максималь- ные числа электронов на уровнях с последовательно возрастающими значениями п будут равны 2, 8, 18, 32 и 50. Эти числа можно записать как
120 Глава 4. Строение атома 2-12, 2-22, 2-32, 2-42 и 2-52. Таким образом, максимальное число элек- тронов, которые могут находиться на уровне с главным квантовым числом п, равно 2п2. Группы электронов, заполняющих квантовый уровень, соответствующий некоторому значению главного квантового числа п, можно в первом приближении рассматривать как сферическую обо- лочку, окружающую ядро. Радиусы этих оболочек увеличиваются по мере возрастания п. Первая из них, соответствующая n=i, расположена ближе всех к ядру и при максимальном заполнении содержит 2 эле- ктрона, вторая — 8 электронов, третья — 18 и т. д. § 14. Периодическая система элементов и орбитальные электроны С помощью данных приведенной выше таблицы можно интерпрети- ровать многие свойства периодической системы элементов. Если, кроме того, воспользоваться результатами, полученными на основе исследований атомных спектров, характеристических рентгеновских лучей и химических свойств, то можно определить детали расположения внешних электронов в атомах большинства элементов.-Общий метод, используемый при анали- зе структуры электронных оболочек атома, заключается в следующем: предположим, что к атому, который сначала содержит лишь одно положи- тельное ядро, последовательно, один за другим, добавляются электроны,, до тех пор пока не будет построена полная система электронных оболочек этого атома. При этом, прибавляя каждый следующий электрон, мы должны определить, на каком квантовом уровне он должен располагаться. Эта довольно сложная процедура чрезвычайно упрощается, если сделать предположение, что основная группа внутренних электронов атома сохра- няется при переходе от одного элемента к следующему. Если принять это предположение, то каждый раз требуется определить только положение добавочного электрона, которым данный атом отличается от атома преды- дущего элемента периодической системы. Начнем построение электрон- ных оболочек с атома водорода. В этом простейшем атоме имеется всего один электрон, который в нормальных условиях будет занимать квантовое состояние, соответствующее наинизшей энергии, т. е. состояние с тг=1. В атоме следующего элемента— гелия — как первый, так и второй электрон будут занимать уровень с тг=1, и на этом закончится заполнение первой электронной оболочки, окружающей ядро. При переходе к треть- ему элементу — литию — мы уже не сможем поместить добавочный (третий) электрон на оболочку с п=1, так как на ней, согласно принципу Паули, помещается не более двух электронов. Поэтому естественно допу- стить, что третий электрон в атоме лития располагается на уровне с п=2. Этот вывод находится в полном согласии с данными о химических и опти- ческих свойствах лития. Эту процедуру можно продолжить и дальше, переходя от одного элемента к другому. В некоторых случаях сделанное выше предположение о том, что внутренняя группировка электронов сохраняется при переходе от данного элемента к следующему, оказывает- ся несправедливым. Однако всегда можно указать, где именно такие случаи будут иметь место, и найти характеризующие их законо- мерности. Один из наиболее интересных результатов, к которому приводит анализ структуры электронных оболочек, заключается в том, что запол- нение квантовых уровней происходит не строго в порядке возрастания главных квантовых чисел 1, 2, 3, 4 и т. д. После того как в оболочке.
Ill, Внешние (орбитальные) электроны 121 соответствующей главному квантовому числу п, заполняются подгруппы с Z=0 и 1=1 и полное число электронов на ней достигнет восьми, дальней- шее построение оболочки приостанавливается и следующий электрон переходит на более высокий квантовый уровень, соответствующий глав- ному квантовому числу п-\-1 (вместо того, чтобы заполнять подгруппу с 1=2). Это имеет место, например, при переходе от атома аргона к атому калия. В атоме аргона полностью закончено построение оболочек с п=1 и п=2, а в оболочке с п=3 заняты все состояния с 1=0 и 1=1. При пере- ходе от аргона, атомный номер которого равен 18, к следующему за ним калию добавочный (девятнадцатый) электрон занимает состояние с тг=4 и Z = О, вместо того чтобы начать заполнение последней подгруппы третьей оболочки, которой соответствуют квантовые числа п=3 и 1=2. Указан- ная особенность в заполнении квантовых уровней приводит к тому, что основные химические и физические свойства элементов повторяются через определенные интервалы, что находит свое выражение в периоди- ческой системе элементов. Окончание каждого периода, после первого, характеризуется присутствием восьми электронов в оболочке, принадле- жащей к наивысшему квантовому уровню. Число электронов на уровнях с различными значениями главного квантового числа для элементов так называемой нулевой группы периодической системы, т. е. группы, состоя- щей из благородных газов, указано в таблице. Из этой таблицы видно, что, например, в случае ксенона восемь электронов находятся на пятом (п=5) главном квантовом уровне, хотя имеется еще четырнадцать вакан- сий на четвертом (тг=4) уровне. То же самое верно для радона, у которого имеются электроны на шестом (п=6) уровне, хотя пятый (тг=5) кванто- вый уровень далеко не заполнен. РАСПОЛОЖЕНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ ДЛЯ ЭЛЕМЕНТОВ НУЛЕВОЙ ГРУППЫ ПЕРИОДИЧЕСКОЙ СИСТЕМЫ п = 1 1 1 2 1 3 1 4 1 5 1 6 Элемент Атомный номер Число электронов в квантовых уровнях Гелий 2 2 — — Неон 10 2 8 — — — — Аргон 18 2 8 8 — — — Криптон ' 36 2 8 18 8 — — Ксенон 54 2 8 18 18 8 — Радон 86 2 8 18 32 18 8 Следует обратить внимание на некоторые особенности таблицы. Во- первых, из последней строки видно, что после заполнения первые четыре квантовые группы (оболочки) содержат соответственно 2, 8, 18 и 32 элек- трона в согласии с принципом Паули. Во-вторых, пользуясь этой табли- цей, можно определить число элементов в каждом из последовательных периодов периодической системы. Эти числа равны разностям атомных номеров для последовательности элементов, принадлежащих к благород- ным газам (т. е. для элементов нулевой группы периодической системы). Они равны соответственно 2, 8, 8, 18, 18 и 32. Увеличение от 8 до 18 и за- тем от 18 до 32, очевидно, связано с возрастанием числа электронов, кото- рые, согласно принципу Паули, могут заполнять квантовые уровни со все большими значениями главного квантового числа п. Наконец, следует отметить, что увеличение числа электронов на четвертом квантовом уров-
'122 Глава 4. Строение атома не (лг=4) от 18 для ксенона до 32 для радона связано с существованием элементов группы редких земель (лантанидов). На протяжении всего ряда лантанидов (гл. 1, § 19) происходит достройка электронной оболочки с главным квантовым числом 4. При этом структура самих внешних оболо- чек атомов остается на протяжении всего ряда лантанидов неизменной, что и обусловливает очень большое сходство физических и химических свойств -этих элементов. По аналогии следует ожидать, что за радоном должна существовать такая же группа элементов (актинидов), у которых проис- ходит достройка пятого квантового уровня (лг=5) с увеличением числа принадлежащих к нему электронов от 18 до 32. § 15. Характеристические рентгеновские лучи Характеристические рентгеновские лучи элементов, или, как их часто называют, рентгеновские спектры, по своим свойствам очень существенно отличаются от обычных, или оптических, спектров, которые рассматрива- лись выше. Длины волн для линий, принадлежащих к какому-либо част- ному виду рентгеновского излучения, например к серии К, L или М, -закономерно изменяются с возрастанием атомных номеров при переходе от одного элемента к следующему, как это было впервые установлено Мозли (§ 6 настоящей главы) и в дальнейшем подтверждено другими иссле- дователями. В оптических спектрах наблюдается другая закономерность, а именно периодичность в зависимости спектральных свойств от атомного номера, аналогичная той периодичности, которая характеризует другие основные физические и химические свойства элементов. Причину этого различия нетрудно объяснить. Оптические спектры обусловлены энер- гетическими переходами, в которых участвуют электроны самой внешней оболочки атома. В этом случае переходы обычно происходят между не- занятыми квантовыми уровнями. Поэтому принцип Паули не мешает -электрону свободно перескакивать со своего устойчивого уровня на любой из близлежащих свободных уровней. Наблюдаемая при этом периодич- ность свойств естественно объясняется указанной выше периодичностью по- строения атомов. Иначе обстоит дело с характеристическими рентгенов- скими спектрами. В этом случае для испускания излучения необходимо сначала вырвать из атома один из внутренних электронов, наиболее тесно связанных с атомным ядром. Электрон, первоначально принадлежавший к оболочке К, L или М, может быть вырван из этой оболочки только в том случае, если энергия частицы или кванта, под действием которой совер- шается такой процесс, достаточно велика. Энергия, затрачиваемая на освобождение электрона из внутренней оболочки, должна быть не меньше, чем та работа, которая необходима, чтобы полностью выбросить этот электрон из атома. Электрон, вырванный, например, из УГ-оболочки, не может, согласно принципу Паули, быть переброшен на одну из ближайших •оболочек (L или М), так как в атоме с достаточно большим порядковым номе- ром эти оболочки полностью заняты. Вакансия, возникающая при выры- вании электрона с одного из внутренних уровней, немедленно заполняет- ся другим электроном, который перескакивает с одного из более высоких уровней, и освобождающаяся при этом энергия уходит в виде кванта, принадлежащего к одной из характеристических рентгеновских линий. Если происходит вырывание одного из двух электронов с первого главного квантового уровня (тг=1), то при последующих переходах элек- тронов с более высоких уровней на образовавшееся свободное место воз- никает рентгеновское излучение, принадлежащее к 7Г-серии. Поэтому пер-
III. Внешние (орбитальные) электроны 123 вый квантовый уровень обычно называется A-уровнем. Совершенно анало- тично линии A-серии возникают, если электроны вырываются со второго главного квантового уровня (п = 2), называемого A-уровнем. Линии 7И-серии появляются при вырывании электрона с третьего квантового уровня (п = 3), или М-уровня, и т. д. (фиг. 23). Если рассматривать одну из рентгеновских серий, например А-серию, то можно увидеть, что при переходе от одного элемента к следующему, с более высоким атомным номером, процессы, приводящие к излучению рентгеновских лучей, по существу не изменяются. В каждом случае элек- трон с одного из более высоких энергетических уровней должен переско- чить на вакантное место в А-оболочке. При этом, конечно, должно иметь jviecTo небольшое изменение энергии с увеличением атомного номера, и вследствие этого длины волн и частоты характеристических рентгеновских лучей должны монотонно изменяться при пере- ходе от одного элемента к другому, что и наблюдается в действительности. Величину энергии, необходимую для возникновения данной характеристиче- ской рентгеновской линии, можно легко вычислить с помощью квантовой теории .Планка, воспользовавшись уравнениями (4.4) или (4.5). Так, например, одна из линий A-серии вольфрама имеет длину волны, равную 0,213 А, т. е. 0,213-10"8 см. Подставляя это значение в уравнение (4.5), находим, что соответствующее изменение энергии равно 58 200 эв. Таким образом, чтобы получить эту рентгеновскую линию тить энергию, которая должна быть не тельности затрачиваемая энергия должна К-серия L-серия М-серия М(П=4) ------------------------ М(п*3) —---------L*------------ Un-2) —ш-------------------- К(п*1) Фиг. 23. Энергетические уровни и серии характеристических рент- геновских лучей. вольфрама, необходимо затра- меныпе 58 200 эв. В действи- быть еще более высокой, так как энергия испускаемого рентгеновского кванта меньше той энергии, которая нужна для вырывания электрона из А-оболочки. Для возбуж- дения L-серии требуется меньшее количество энергии, а для М-серии — еще меньшее, так как при этом приходится удалять электроны с более высоких квантовых уровней, где они менее прочно связаны. Соот- ветственно при переходе от A-серии к L- и Af-сериям длины волн рентге- новского излучения возрастают, а их проникающая способность, т. е. жесткость, уменьшается (гл. 2, § 22). Следует обратить внимание на то, что приведенная интерпретация применима только к характеристическим рентгеновским лучам элементов. Рентгеновские лучи, возникающие при падении потока быстро движущих- ся ^электронов на металлический антикатод (гл. 2, § 22), включают не только характеристическое излучение, соответствующее материалу анти- катода, но также непрерывный спектр, охватывающий значительный интервал длин волн. Этот непрерывный спектр рентгеновских лучей возникает не в результате переходов электронов внутри атома, как было описано выше, а благодаря взаимодействию быстрых электронов с атома- ми антикатода. Когда быстро движущийся электрон приближается к ядру атома, электрическое поле ядра заставляет электрон изменять направле- ние скорости и отклоняться от его первоначальной траектории. В согласии с законами электродинамики Максвелла этот процесс должен сопрово- ждаться испусканием энергии в виде излучения. Потеря энергии вызывает
124 Глава 4. Строение атома замедление (или торможение) электронов, поэтому это излучение обычно называют тормозным излучением. Сплошной рентгеновский спектр от антикатода, бомбардируемого быстрыми электронами, является, таким образом, тормозным излучением. Как показывает теория и подтверждает опыт, относительная доля энергии, превращаемой в тормозное излучение, увеличивается с энергией электрона и с атомным номером материала, в котором он замедляется. Частота (или длина волны) излучения связана с энергией, теряемой электронами, уравнением Планка. В современных рентгеновских трубках электроны проходят разности потенциалов от тысячи до миллиона вольт, так что их энергии будут составлять от 103 до 106 эв, т. е. примерно от 1 кэв до 1 Мэв. Из уравнения (3.6) легко вычислить, что в случае, когда вся энергия превращается в излучение, соответствующие длины волн будут лежать в области от 10"7 до 10~10 см, т. е. в рентгеновской области (см. фиг. 15). Так как различные электроны теряют разные количества энергии, то возникающие при этом рентгеновские лучи будут занимать некоторую область длин волн, причем вычисленные выше значения пред- ставляют собой минимальные значения длин волн для электронов дан- ной энергии. § 16. Мезоатомы и мезонные рентгеновские лучи Отрицательно заряженный л- или ц-мезон, который может либо принадлежать к космическому излучению, либо получаться искусствен- ным путем в лаборатории (гл. 2, § 32), при движении в веществе очень быстро замедляется. Это замедление происходит за промежуток времени, очень малый даже по сравнению с очень коротким временем жизни мезона. Медленный, т. е. обладающий низкой энергией, отрицательный мезон может быть захвачен атомным ядром на разрешенный (стационарный) уро- вень энергии, совершенно аналогичный рассмотренным выше уровням энергии, которые могут занимать электроны. Комбинация ядра и отрица- тельного мезона, которая, как показано ниже, может существовать лишь очень короткое время, называется мезоатомом. Уровни энергии мезоатома, так же как уровни энергии обычного ато- ма, характеризуются определенными квантовыми числами. Однако при одинаковых значениях квантовых чисел величины энергий связи и гео- метрические размеры для мезоатомов будут очень сильно отличаться от соответствующих величин для обычных атомов. Например, при одном и том же значении главного квантового числа п мезон будет в среднем гораздо ближе к ядру, чем электрон. Эффективные радиусы орбит для мезоатома можно легко получить при помощи теории Бора или квантовой механики. Мезоатом с одним мезоном ведет себя подобно атому водорода с одним электроном, и его можно назвать водородоподобным. Из теории Бора сле- дует, что эффективный радиус мезоатома для главного квантового числа п дается выражением (4.6), деленным на Zm0, где Z — заряд ядра, а т0— отношение массы покоя мезона к массе покоя электрона. Для пиона т0 = =273 и для мюона то=2О7 (гл. 2, § 32), так что мезон будет находиться гораздо ближе к ядру, чем соответствующий электрон. Следует упомянуть, что водородоподобный мезоатом будет иметь также те орбитальные элек- троны, которые первоначально окружали ядро до захвата мезона. Однако эти электроны будут находиться на относительно очень большом расстоя- нии от ядра и поэтому не смогут существенно повлиять на взаимодействие между ядром и мезоном.
Ill, Внешние (орбитальные) электроны 125 Отрицательный мезон, замедлившийся в веществе, сначала захваты- вается на один из внешних мезонных энергетических уровней. Затем в результате электростатического притяжения к ядру он переходит на один из соседних внутренних уровней, потом на следующий и т. д. Каж- дый переход, как и в случае электронных переходов, будет сопровождать- ся испусканием излучения определенной энергии и длины волны. Для электронных переходов в атоме водорода соответствующие'энергии лежат в интервале нескольких электронвольт, а длины волн—порядка 10"4 см, так что излучение находится в видимой области спектра (или вблизи нее). Так как мезоны находятся ближе к ядру, то изменение энергии, сопрово- ждающее их переходы, больше, а длины волн короче, чем для атома водорода, примерно в Z2m0 раз. Так как для ц-мезонов то=2О7 и для л-мезонов т0=273, а заряд ядра Z может меняться от 1 для водорода до 92 для урана, то очевидно, что величина Z2mQ, которая также меняется от одного элемента к друго- му, будет порядка 103—-106. Таким образом, можно ожидать, что измене- ния энергии, сопровождающие мезонные переходы, будут лежать пример- но в области от 103 до 106 эв, а длины волн испускаемых излучений — примерно от 10'7 до 10"10 см. Такие излучения, очевидно, лежат в области рентгеновских лучей, и поэтому их назвали мезонными рентгеновскими лучами. О наблюдении этих излучений было впервые сообщено в 1949 г. Чангом (США), и это открытие было подтверждено другими исследова- телями. Были обнаружены мезонные рентгеновские лучи, возникающие при захвате л- и ц-мезонов ядрами различных элементов. Энергии и длины волн этих излучений находятся в согласии со значениями, вычисленными на основе вышеприведенной теории. В ц-мезоатоме отрицательный ц-мезон обычно остается на самом низ- ком уровне энергии около одной миллионной доли секунды, прежде чем он распадется, образуя электрон (гл. 2, § 32). Согласно квантовой меха- нике, мы должны считать, что в этом состоянии мезон в действительности проводит некоторое время внутри ядра, так что имеется некоторая вероят- ность захвата ц-мезона при взаимодействии с протоном. При этом отрица- тельный заряд ц-мезона нейтрализуется, и освобождается энергия, равная энергии покоя мезона, благодаря чему могут происходить ядерные пре- вращения. В гл. 2, § 32 упоминалось, что пионы, по-видимому, должны взаимо- действовать с ядрами значительно легче, чем мюоны. Это различие прояв- ляется в свойствах рентгеновских лучей мезоатомов. Излучения, соот- ветствующие переходам л-мезона с более высоких на более низкие уровни мезоатома, часто отсутствуют, особенно для более тяжелых ядер, тогда как расщепление ядер представляет собой обычное явление. Следователь- но, можно сделать вывод, что отрицательные л-мезоны в большинстве случаев захватываются раньше, чем успевают достигнуть низких уровней мезоатома. Другими словами, пион может быть поглощен ядром еще тог- да, когда, согласно обычной механике, он находится на сравнительно большом расстоянии от последнего. На первый взгляд кажется, что этот факт можно объяснить электрическим притяжением между положитель- ным ядром и отрицательным мезоном, но это, по-видимому, не имеет места. Более подходящим является следующее объяснение. Как указы- валось выше, классическая механика требует, чтобы мезон двигался по орбите, все точки которой находятся на некотором расстоянии от ядра. Но квантовая механика принимает, что существует малая, но конечная вероятность того, что л-мезон будет находиться некоторое время вблизи
126 Глава 4, Строение атома (или даже внутри) ядра. Если это произойдет, то сильное взаимодействие- между отрицательным пионом и нуклонами вызовет поглощение мезона, с последующим разрушением ядра. IV. СВОЙСТВА ЯДРА § 17. Уровни энергии в ядре Рассмотренные выше уровни энергии называются электронными или мезонными уровнями, так как они представляют различные состояния орбитальных электронов или мезонов в атоме. Наряду с ними имеются такие ядерные энергетические уровни, которые относятся к состояниям. частиц внутри ядра. Имеются достаточные основания считать, что суще- ствуют различные возбужденные состояния ядра (гл. 7, § 6, гл. 10, § 20), энергии которых больше энергии нормального, или основного, состояния. Эти состояния образуют систему квантовых энергетических уровней ядра. В результате переходов между ядерными энергетическими уровнями возникают излучения, но, так как происходящие при этом изменения энергии значительно больше, чем в случае электронных переходов, ядер- ные излучения имеют значительно более короткую длину волны. Вообще говоря, разность энергий ядерных уровней порядка миллиона электрон- вольт. Если подставить в уравнение (4.5) вместо Е±—Е2 значение 1 Мэв- (или 106 эв), то мы получим, что длина волны соответствующего излучения равна 1,2 ЛО"10 см. Такая длина волны соответствует очень коротким рентгеновским лучам или, что в сущности то же самое, у-лучам1). В гл. 7 будет показано, что у-излучение, которое часто сопровождает испускание- а- и р-частиц при радиоактивных превращениях, возникает вследствие- перехода атомного ядра с более высокого (возбужденного) уровня энергии на более низкий уровень (гл. 7, § 17). Определение длины волны у-излуче- ния позволяет вычислить соответствующее изменение энергии, и наоборот. Некоторое время казалось вероятным, что протонам и нейтронам в атомных ядрах могут быть приписаны, как и орбитальным электронам, определенные квантовые числа. Однако оказалось, что это трудно сделать- из-за неожиданно обнаруженной сильной связи между орбитальными и спиновыми моментами частиц в ядре, которые характеризуются кванто- выми числами I и 5. Вследствие этой связи порядок заполнения ядерных энергетических уровней отдельными нуклонами существенно отличается от того, который характеризует заполнение внешних электронных уров- ней в атоме (§ 14 настоящей главы). Тем не менее за последние годы имел место значительный прогресс в установлении квантовых чисел, которые в соответствии с принципом Паули должны быть приписаны протонам и нейтронам в ядре. Это подробнее разъяснено в гл. 12. Согласно так называемой «оболочечной» модели ядра, протоны и нейтроны должны заполнять группы энергетических уровней, или оболочек, аналогичных описанным выше электронным энергетическим уровням. Уровни оказы- ваются заполненными, когда полное число протонов и нейтронов состав- ляет 2, 8, 20, 50 и 82. х) Хотя между рентгеновскими лучами и у-лучами нет существенной разницы, последний термин обычно применяется для коротковолновых излучений, испускаемых атбмным ядром или сопровождающих аннигиляцию частиц. Рентгеновские лучи по- рождаются электронами (или мезонами), находящимися вне ядра (§ 15 настоящей главы).
IV. Свойства ядра 127' § 18. Спин ядра Так как нейтроны и протоны обладают собственным моментом коли- чества движения, называемым обычно спином, то каждое атомное ядро имеет определенное спиновое квантовое число, являющееся результирую- щим квантовых чисел, определяющих спины отдельных нуклонов ядра. Было предложено несколько методов определения спинов ядер, причем некоторые из этих методов основаны на спектроскопических исследова- ниях, а другие — на изучении поведения ядер в магнитном поле. С помо- щью этих методов были получены значения спинов ряда элементов (гл. 12, § 11). Отдельные нуклоны могут иметь спиновые квантовые числа, равные лишь +1/2 и —х/2, и комбинация спинов этих частиц в атомном ядре озна- чает, что результирующие спиновые квантовые числа могут быть равны о, V2, 1» 3/г» 2 и т. д., т. е. представлять собой нечетные или четные числа половинок. Ядра с нечетными массовыми числами, содержащие, следова- тельно, нечетное число нуклонов, должны иметь спиновые квантовые числа х/2, 3/2, 5/2, 7/2 или 9/2- В принципе этот ряд чисел можно продол- жить, однако до сих пор для основных состояний устойчивых ядер не были получены спиновые квантовые числа, превышающие 9/2. С другой стороны, если массовое число, а следовательно, и число нуклонов, чет- ное, то спин ядра равен обычно 0 или 1, хотя в некоторых случаях были получены и большие целые значения. В том случае, когда в ядре содержит- ся четное число протонов и четное число нейтронов, спин ядра в основном состоянии, по-видимому, всегда равен нулю, но в возбужденных состоя- ниях он может быть равен 1, 2, 3 и т. д. Следует заметить, что спины ядер в возбужденных состояниях обычно отличаются друг от друга и от спи- нов в основном состоянии. Однако выполняется общее правило, согласно' которому спины ядер с нечетными массовыми числами равны нечетным числам половинок, т. е. х/2, 3/2, 5/2 и т. д., тогда как спины ядер с четными массовыми числами равны нулю или целым числам, т. е. О, 1, 2, 3 и т. д. Следует заметить, что спиновые квантовые числа ядер являются одним из доказательств отсутствия электронов в атомном ядре. В против- ном случае невозможна была бы простая корреляция между числом частиц в ядре и спином ядра. Ниже мы увидим, что существование спинок ядер влечет за собой также ряд других интересных следствий; так, напри- мер, спины ядер играют важную роль в определении разрешенных пере- ходов между энергетическими уровнями ядер.
Глава 5 ЕСТЕСТВЕННАЯ РАДИОАКТИВНОСТЬ I. РАДИОАКТИВНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ § 1. Первые измерения радиоактивности В одной из первых глав было описано открытие явления радиоактив- ности и кратко говорилось об а-, р- и у-лучах. Изучение поведения а-час- тиц привело, как мы уже видели, к развитию теории строения атома, а также к открытию нейтрона — одной из самых важных элементарных частиц. Исследование явлений, связанных с радиоактивностью, имело, кроме только что упомянутых, и другие поразительные следствия. Поэто- му необходимо более детально рассмотреть, что такое радиоактивность. После того как Беккерель обнаружил фотографическое действие, производимое солями урана, он нашел, что последние обладают свойством разряжать электроскоп. Прибор, которым пользовался Беккерель, был неточен, и хотя ему удалось показать, что различные соединения урана, так же как и сам металлический уран, испускают активные излучения, он не мог произвести надежного сравнения относительных активностей различных веществ. Именно на эту количественную сторону задачи обратила внимание в 1898 г. Мария Кюри-Склодовская, полька по проис- хождению, которая работала в то время в Париже, занимаясь изучением магнитных свойств железа и стали. Ее муж Пьер Кюри вместе со своим братом Жаком Кюри открыл явление пьезоэлектричества1}, заключаю- щееся в том, что в ряде кристаллов, таких, например, как кварц и некоторые соли винной кислоты, если их подвергнуть давлению, возни- кает некоторая разность потенциалов. На основе того факта, что возника- ющий электрический ток пропорционален давлению, братья Кюри кон- струировали сравнительно простой электрометр для измерения очень слабых токов. Мария Кюри в своих работах по исследованию активности излучений различных соединений урана воспользовалась пьезоэлектрическим устрой- ством следующего типа. Прибор состоял из двух параллельных горизон- тальных пластин, присоединенных через высоковольтную батарею к чув- ствительному гальванометру. Соединение урана помещалось на нижней пластине, так что излучения ионизовали воздух между пластинами, в результате чего электрометр получал небольшой электрический заряд. Величину этого заряда, который служил мерой ионизующей способности, или активности излучений, можно было затем определить, уравновеши- вая его электрическим зарядом, возникающим, как было описано выше, под действием приложенного к пьезоэлектрическому кристаллу кварца давления. т) От греческого «пьезен» (давить). В настоящее время это явление широко используется в телефонной связи и воспроизведении звука.
I, Pадиоактивные элементы 129 Таким путем Мария Кюри нашла, что «все исследованные соединения урана активны, и активность, вообще говоря, тем больше, чем больше урана они содержат». Она сообщила также, что соединения тория облада- ют подобной же активностью (это открытие было сделано независимо на несколько недель раньше Шмидтом в Германии), и обратила внимание на тот факт, что активные элементы уран и торий принадлежат к группе элементов, обладающих наивысшим атомным весом. § 2. Открытие полония Изучая ионизующую способность излучений от различных минералов, содержащих уран, Мария Кюри заметила, что два из них, а именно урано- вая смолка (уранинит) и хальколит, более активны, чем сам уран. Этот факт, отмечала она, «очень интересен и заставляет думать, что эти минералы могут содержать элемент, много более активный, чем уран». Возникшая задача представляла настолько захватывающий интерес, что Пьер Кюри оставил свои собственные исследования и в 1898 г. присоединился к жене, чтобы попытаться найти причину такой неожиданной активности минералов уранинита и хальколита. В своей совместной статье1) они сооб- щили: «Исследования соединений урана и тория показали... что свойство испускать лучи, которые делают воздух проводящим и действуют на фото- графические пластинки, является специфическим свойством урана и тория, обнаруживающимся во всех соединениях этих металлов, причем это свойство слабее, когда доля активного металла в соединении меньше. Физическое состояние вещества, по-видимому, не имеет существенного значения... Следовательно, очень вероятно, что некоторые минералы, более активные, чем уран и торий, содержат вещество, более активное, чем эти металлы... Мы попытались изолировать это вещество в урановой смолке, и эксперименты подтвердили предыдущее заключение... [Приме- нявшаяся] урановая смолка была примерно в 2,5 раза активнее [по производимой ею ионизации], чем уран... Она была подвергнута дей- ствию кислот и полученный раствор был обработан сернистым водородом. Уран и торий остались в растворе, [однако] осажденный сульфид содер- жал очень активное вещество вместе со свинцом, висмутом, медью, мышья- ком и сурьмой». Сульфиды мышьяка и сурьмы переводились в раствор действием сульфида аммония, и из осадка, после его растворения в азотной кислоте, осаждался сульфат свинца. Затем добавлялся аммиак, чтобы отделить висмут от меди2). Оказалось, что активное вещество в значительной сте- пени связано с получающимся в результате осадком гидроокиси висмута. Отделение от висмута оказалось затруднительным, но, наконец, было най- дено, что при нагревании сульфидов до 700° С в эвакуированной трубке активный сульфид получается в виде черного осадка на более холодных частях трубки. Супруги Кюри пришли тогда к следующему выводу: «При проведении таких операций получаются все более и более активные продукты. Наконец, мы получили вещество, активность которого оказа- г) Эта статья называлась «О новом радиоактивном веществе, содержащемся в урановой смолке», и здесь, по-видимому, впервые (по крайней мере в печати) было употреблено слово «радиоактивный». Однако .в биографии Пьера Кюри Мария Кюри говорит: «Чтобы определить это новое свойство... я предложила термин радиоактив- ность». Таким образом, следует считать, что этот термин принадлежит Марии Кюри. 2) Читатель, знакомый с качественным анализом, узнает в этой процедуре обыч- ный метод, применяемый при разделении катионов металлов. 9 С. Глесстон
130 Глава 5. Естественная р adv о активность лась в 400 раз больше активности урана... Поэтому мы думаем, что веще- ство, которое мы выделили из урановой смолки, содержит неизвестный до сих пор металл... Если существование этого нового металла подтвердится, мы предлагаем назвать его полонием в честь родины одного из нас (Марии Кюри)». § 3. Открытие и получение радия В ходе дальнейших исследований супруги Кюри вместе со своим со- трудником Бемоном нашли, что урановая смолка содержит «второе сильно радиоактивное вещество, совершенно отличное от первого [т. е. от полония] по своим химическим свойствам... это новое радиоактивное вещество... имеет все химические свойства бария. Оно не осаждается сернистым водородом, сульфидом аммония или аммиаком; его сульфат нерастворим в воде и в кислотах; его карбонат нерастворим в воде; его- хлорид очень хорошо растворяется в воде, но не растворяется в концен- трированной соляной кислоте и в спирте... Хотя [этот продукт] состоит главным образом из бария, он содержит, кроме того, новый элемент, кото- рый обладает радиоактивностью и по*своим свойствам напоминает барий... После растворения... [смешанных] хлоридов в воде и частичного осажде- ния в спирте осажденная часть много активнее части, оставшейся в рас- творе». Растворяя осадок в воде, вновь осаждая его в спирте и повторяя эту процедуру несколько раз, удалось, наконец, получить продукт с актив- ностью, превосходящей в 900 раз активность урана. Только недостаточное количество вещества, которое непрерывно уменьшалось при удалении хлорида бария, служило препятствием для получения еще более высоких активностей. Полученные результаты объяснялись присутствием нового элемента, который был назван радием1'). Так как наиболее активный про- дукт все еще содержал большую долю бария, был сделан совершенно пра- вильный вывод, что «радиоактивность радия должна быть огромной» по сравнению с радиоактивностью урана. Та точка зрения, что в высокой степени активный хлорид действительно содержит новый элемент, была подтверждена спектроскопическими исследованиями Дамарсея; он уста- новил, что спектр содержит, кроме линий бария, линию, которая не соот- ветствовала ни одному из известных тогда элементов. Стремясь получить подтверждение того, что им удалось открыть два новых элемента, обладающих радиоактивными свойствами, супруги Кюри пришли к выводу, что необходимо работать с большими количествами вещества, чтобы иметь возможность получить значительные порции более чистых продуктов. С помощью Венской академии наук и австрийского- правительства, которому тогда принадлежали знаменитые копи Иоахим- сталь в Богемии, Кюри получили тонну руды урановой смолки, из которой значительная часть урана была уже извлечена. Работая в старом сарае в самых примитивных и трудных условиях, они получили образец хлори- стого радия, который им удалось отделить от хлористого бария путем повторной фракционированной кристаллизации. В 1902 г. Мария Кюри сообщила, что из урановой руды была выделена 1/10 г хлористого радия, достаточно чистого для того, чтобы позволить определить атомный вес радия. Этот результат явился завершением огромной работы, выполнен- ной благодаря вере в науку и упорству в достижении поставленной цели !) От латинского radius (луч)*
II, Радиоактивный распад и образование новых элементов 131 § 4. Естественные радиоактивные элементы Вслед за сделанным супругами Кюри открытием полония и радия французский ученый Дебьерн в 1899 г. и независимо от него на два года позднее Гизель в Германии открыли в урановой руде новый радиоактив- ный элемент, названный актинием. Таким образом, в 1900 г. были известны 5 радиоактивных элементов, включая уран и торий. К концу 1904 г., главным образом благодаря фундаментальным открытиям, сде- ланным Резерфордом совместно с английским химиком Содди, было изве- стно уже 20 элементов, обладающих радиоактивными свойствами. К 1912 г. это число возросло более чем до 30, а в настоящее время извест- но, что в природе существует свыше 40 радиоактивных веществ, или радиоэлементов, с высоким атомным весом. Кроме того, некоторые легкие элементы, а именно калий, рубидий, самарий, лютеций, рений и, возможно, еще один или два элемента, обладают в нормальном состоянии слабыми радиоактивными свойствами. Следует подчеркнуть, что здесь указаны только те элементы, которые радиоактивны в тех формах, в которых они встречаются в природе. Одним из выдающихся достижений современной атомной физики было получение радиоактивных форм практически каждого из известных элементов и неко- торых других, ранее неизвестных. О получении искусственных радио- активных элементов и об их важных применениях в науке и медицине рассказано в последующих главах. II. РАДИОАКТИВНЫЙ РАСПАД И ОБРАЗОВАНИЕ НОВЫХ ЭЛЕМЕНТОВ § 5. Уран X и торий X Изучая в 1900 г. радиоактивные свойства урана, Уильям Крукс, о работе которого с катодными лучами упоминалось в гл. 2, сделал удивительное открытие. Он добавлял карбонат аммония к раствору нитра- та урана в воде, пока образовавшийся вначале осадок почти полностью не растворялся опять, причем оставалось лишь небольшое количество хлопьевидного осадка. Исследуя действие этого осадка на фотографиче- скую пластинку, Крукс нашел, что он активен, тогда как вещество, получаемое после выпаривания раствора, который фактически содержал в себе весь уран, было не активно. Этот неожиданный результат заставил Крукса предположить, что в противоречии с точкой зрения Беккереля и супругов Кюри радиоактив- ность является свойством, присудим не элементу урану, а связанному с ним постороннему веществу. Это активное вещество Крукс назвал ура- ном X. Эта идея подтверждалась опытами самого Беккереля, который наблюдал, что при смешивании хлорида бария с раствором урановой соли и последующем добавлении серной кислоты осажденный сульфат бария, в котором уже нет урана, содержит в себе практически всю радиоактив- ность. Однако Беккерель не был удовлетворен предположением Крукса, который считал, что наблюдаемая активность урановых солей объясняется наличием примеси. Он утверждал, что «тот факт, что радиоактивность данной соли урана всегда одинакова, независимо от происхождения металла или от обработки, которой он предварительно подвергался, делает 9*
132 Глава 5, Естественная радиоактивность гипотезу не очень вероятной. Так как радиоактивность можно уменьшить [соответствующим осаждением], то следует заключить, что через некото- рое время соли урана восстанавливают свою активность». Это предполо- жение было подтверждено самим Беккерелем в 1901 г. Приготовив некото- рое количество солей урана, активность которых была переведена в оса- док сульфата бария, он выдерживал их в течение 18 месяцев. В конце этого промежутка времени он нашел, что активность соединений урана полностью восстановилась в отношении их способности оказывать дей- ствие на фотографическую пластинку и делать воздух проводящим. Однако осадок сульфата бария стал совершенно неактивным. «Потеря активно- сти,— писал Беккерель,— показывает, что барий [сульфат] не удалил существенно активную и постоянную часть урана. Этот факт свидетель- ствует о том, что имеется очень боль- шая вероятность существования актив- ности, присущей урану, хотя не является доказанным, что этот металл не связан тесно с другим очень актив- ным веществом». В 1902 г. Резерфорд и Содди сооб- щили об аналогичных наблюдениях, полученных в результате эксперимен- тов с соединениями тория. Нитрат тория растворялся в воде, затем к ра- створу добавлялось некоторое коли- чество аммиака, достаточное для осаж- дения всего тория в виде' гидрооки- си. Фильтрат выпаривался и нагре- вался, чтобы удалить соли аммония. Небольшое количество оставшегося Ф и г. 24. Распад тория X и восста- новление тория по данным Резерфорда и Содди. осадка, который Резерфорд и Содди назвали торием X по аналогии с ураном X Крукса, содержал в основном всю радиоактивность, тогда как осадок гидроокиси тория был неактивен. Однако через несколько дней было замечено, что торий X теряет свою активность, тогда как торий, отделенный от тория X, восстанавливает свою активность в той же степени, как показано на фиг. 24. Резерфорд и Содди изучали также с количественной стороны ско- рость падения активности урана X и скорость восстановления активности урана после удаления урана X. Полученные кривые сходны по форме с кривыми фиг. 24; единственным отличием является лишь то, что для восстановления первоначальной активности урана требуется около шести месяцев, тогда как активность тория восстанавливается примерно через месяц. Так как уран (или торий) восстанавливают свою активность с той же скоростью, с какой падает активность отделенного урана. X (или тория X), то понятно, почему в обычных условиях активность соедине- ний урана и тория не меняется сколько-нибудь заметно со временем. Таким образом, было установлено, что уран и торий связаны с ура- ном X и торием X соответственно, которые отличаются по своим химическим и радиоактивным свойствам от обычных урана и тория. Сам по себе этот факт не является сколько-нибудь необычным, но замечательно то, что после удаления радиоактивного осадка активность урана восстанавли- вается в течение месяца. После такого восстановления уран X и торий X можно опять разделить, и почти неактивный осадок опять восстановит свою активность. Это удаление и восстановление активности можно повторять
II, Р ад ио активный распад и образование новых элементов 133 почти до бесконечности. Прежде чем перейти к интерпретации этих резуль* татов, необходимо описать некоторые другие наблюдения, имеющие отношение к данному вопросу. § 6. Радиоактивная эманация В 1899 г. Мария и Пьер Кюри сообщили, что вещества, помещенные вблизи препарата радия, приобретают «индуцированную», или «возбужден- ную», активность; в том же году Оуэнс (Колумбийский университет), работая в лаборатории Резерфорда, заметил, что на радиоактивность тория, по-видимому, влияют токи воздуха. Объяснение этих различных явлений было дано в работе Резерфорда в 1900 г. Он нашел, что соли тория непрерывно выделяют радиоактивный газ, который он назвал эманацией; активность этой эманации очень быстро падает, вызывая, однако, при этом «индуцированную» активность окружающей среды. Дорн доказал в 1900 г., что соли радия тоже испускают эманацию, а в 1903 г. Дебьерн обнаружил эманацию актиния. Было найдено, что эманации ведут себя во всех отношениях подобно обычным газам и даже способны превращаться в жидкость при низких температурах, причем их радиоактивность остается неизменной. В каждом случае уменьшение активности эманации сопровождается появлением «индуцированной» активности в содержащем эманацию сосуде или в находящихся вблизи материалах. Позднее Резерфорд показал, что эта «индуцированная» активность принадлежит активному осадку, остающемуся при распаде эманации. § 7. Теория радиоактивного распада С целью увязать друг с другом все эти факты Резерфорд и Содди предложили в 1902 г. теорию радиоактивного распада. Они предположи- ли, что атомы радиоактивных элементов, в противоположность атомам неактивных элементов, претерпевают самопроизвольный распад, сопро- вождаемый испусканием а- или |3-частиц и образованием атомов нового элемента. Говоря словами Резерфорда и Содди, «распад атома и испуска- ние... заряженной частицы оставляет после себя новую систему, которая легче, чем предыдущая, и обладает физическими и химическими свойства- ми, совершенно отличными от свойств первоначального элемента. Процесс распада, однажды начавшись, переходит из одной стадии в другую, при- чем скорости распада в каждом случае доступны измерению». ^На основе этих взглядов легко объяснить вышеприведенные наблю- дения. Так, например, можно предполагать, что уран, который сам по себе обладает лишь слабой активностью, распадается, образуя гораздо более активный уран X с другими химическими свойствами1). Прибавляя карбонат аммония, можно получить осадок урана X, однако уран удер- живается в растворе. Вследствие этого жидкость будет неактивной, тогда как твердый осадок будет в высшей степени активным. С течением времени уран X в осадке будет распадаться, причем про- дукт распада будет менее активным; вследствие этого будет иметь место постепенное уменьшение активности осадка. Стадии распада можно при- х) В настоящее-время известно, что уран X представляет собой смесь, получаю- щуюся в результате последовательных распадов, однако это не влияет на приведенные здесь рассуждения.
134 Глава 5. Естественная радиоактивность ближенно представить следующей схемой: Уран —» Уран X —> Продукт распада (слабая (сильная (слабая активность) активность) активность) Однако уран в растворе продолжает распадаться, и в процессе этого рас- пада образуется все больше урана X; активность увеличивается до тех пор, пока не достигается некоторое равновесное значение. При этом уран распадается, образуя уран X, точно с такой же скоростью, с которой распадается в свою очередь последний; количество присутствующего урана X (и, следовательно, наблюдаемая активность) в основном остается постоянным. Следует упомянуть, что хотя образующийся при распаде урана X про- дукт почти неактивен, он все же в действительности претерпевает дальней* ший распад. В настоящее время известно, что этот процесс чрезвычайно медленный, и если сохранять вещество в течение достаточно долгого времени, вероятно несколько сотен лет, то оно без сомнения станет в зна- чительной степени радиоактивным. Подобным же образом три радиоактивных эманации следует рассмат- ривать как продукты распада радия, тория и актиния соответственно. Тот факт, что они представляют собой газы, несуществен, так как их физиче- ские и химические свойства необязательно связаны со свойствами исход- ных элементов. В течение относительно короткого периода времени эмана- ции сами распадаются. Продукты распада представляют собой твердые тела; они осаждаются на окружающих материалах, обусловливая таким образом «индуцированную» активность, впервые наблюдавшуюся супруга- ми Кюри. Эти продукты в свою очередь также распадаются, пока, нако- нец, не образуется неактивный продукт. Беккерель, Пьер Кюри и другие обнаружили, что на радиоактивные превращения нельзя повлиять ни высокими или низкими температурами, ни вообще какими-либо физическими методами воздействия. С другой стороны, скорости обычных химических превращений заметным образом зависят от изменения температуры и иногда от давления. Значение такого различия между радиоактивными и химическими процессами было впервые осознано Резерфордом и Содди, которые писали: «так как... радиоактивность... представляет собой атомное явление..., при котором получаются новые типы материи, то эти изменения должны происходить внутри атома. Из полученных до сих пор результатов, указывающих на то, что скорость [радиоактивной] реакции не зависит от условий [в которых эта реакция протекает], очевидно, что рассматриваемые изменения отлич- ны по характеру от тех, с которыми раньше имели дело в химии... Поэто- му радиоактивность можно рассматривать как проявление субатомных изменений». Хотя теория самопроизвольного распада радиоактивных веществ в настоящее время принята безоговорочно, она вызывала смятение в продолжение первых лет настоящего столетия. Несмотря на то, что эта теория, без сомнения, могла объяснить факты, связанные с радиоактивно- стью, многие химики и физики усиленно возражали против нее потому, что они чувствовали, что она находится в противоречии с установившими- ся взглядами на неизменность атома. Однако с течением времени стало очевидно, что радиоактивные эле- менты действительно неустойчивы и что атомы претерпевают самопроизволь- ное изменение с конечной скоростью. Теория распада, предложенная Резер-
II. Радиоактивный распад и образование новых элементов 135 фордом и Содди, является, таким образом, основой для интерпретации свойств около сорока естественных радиоактивных элементов, известных в настоящее время, а также нескольких сотен элементов, полученных искусственным путем (подробнее см. гл. 8, § 3). Может возникнуть вопрос, как примирить концепцию самопроиз- вольного превращения одного элемента в другой при радиоактивном распаде с той точкой зрения, что элементы представляют собой про- стейшую форму материи. Именно поэтому элемент и был определен в гл. 1, § 5, как нечто, что не может быть разделено с помощью обычных химических реакций. Радиоактивные превращения, как указывалось выше, фундаментальным образом отличаются от химических реакций, и, таким образом, тот факт, что элемент может спонтанно разрушаться в процессе радиоактивного превращения, скорость которого нельзя изме- нить никакими известными методами1), не противоречит принятому опре- делению элемента. § 8. Разделение и идентификация радиоактивных элементов Пользуясь различными физическими и химическими методами, можно отделить радиоактивные продукты распада один от другого и идентифици- ровать их. О некоторых из этих методов мы уже упоминали, например об осаждении полония в виде его сульфида, радия в виде сульфата и урана X при помощи карбоната аммония. Так как большинство радиоактивных элементов можно получить лишь в очень малых количествах, то разделение обычно производится в присутствии значительного количества носителя, который представляет собой нерадиоактивное вещество, имеющее сход- ные химические свойства. Так, висмут действует как носитель полония, барий — радия, железо — урана X и т. д. Обычно носитель при желании можно отделить от радиоактивного элемента, как это было описано выше для полония и радия. Для разделения радиоактивных элементов применя- лись методы электролитического осаждения; применялся также метод испарения при высоких температурах, основанный на использовании раз- личных летучестей аналогичных соединений. В некоторых случаях для отделения продукта распада от исходного вещества используется явление отдачи. Этот метод основан на том факте, что при испускании быстрой а-частицы остающийся радиоактивный атом должен испытывать отдачу в противоположном направлении. Масса а-частицы равна 4, тогда как масса атома радиоактивного элемента равна примерно 220, и, «таким образом, скорость отдачи последнего будет равна 4/220, т. е. 1/55 скорости а-частицы. Таким образом, атом испытывает отдачу со скоростью (3-^4) -107 см!сек. Эта относительно большая скорость позволяет радиоактивным атомам вылетать из пластинки или проволоки, на которой был осажден радиоактивный элемент, если последний был нане- сен в виде тонкого слоя. Атомы отдачи можно собрать на заряженную пла- стинку или проволоку, находящуюся на небольшом расстоянии. Следует заметить, что испускание |3-частицы в принципе также сопровождается отдачей, но скорость отдачи слишком мала, чтобы оставшийся атом мог пройти сколько-нибудь заметное расстояние. х) Имеются доказательства того, что при особых обстоятельствах спонтанное ядерное превращение, известное под названием электронного захвата и являющееся чем-то вроде обратной p-активности, зависит от химического состояния элемента. Это, однако, несколько необычное явление (гл. 10, § 18).
136 Глава 5. Естественная радиоактивность Получение газообразной эманации является удобным средством отде- ления этого радиоактивного элемента от тех, которые предшествуют ему в процессе распада. Эманация вскоре распадается, образуя твердый актив- ный осадок, который можно собрать на отрицательно заряженную прово- локу, помещенную в газе. Нагревая проволоку, можно получить частич- ное разделение радиоактивных элементов, образующихся при распаде первоначального вещества. III. КОНСТАНТЫ РАДИОАКТИВНОСТИ § 9. Скорость распада Одним из наиболее эффективных методов определения и идентифика- ции радиоактивного элемента после разделения является измерение ско- рости распада. Так как этот метод сыграл большую роль при изучении радиоактивности, то он заслуживает более детального рассмотрения. Из формы кривых (подобных изображенным на фиг. 24), представляющих скорость радиоактивного распада, Резерфорд и Содди заключили в 1902 г., что активность уменьшается по закону, который математики называют экспоненциальным (или логарифмическим). Это означает, что скорость распада данного активного вещества, т. е. число атомов, распадающихся за единицу времени, пропорциональна общему числу атомов вещества, присутствующих в данное время. Поскольку распад происходит непре- рывно, число присутствующих атомов, а следовательно, и скорость цаспа- да изменяются. Чтобы рассмотреть такого рода ситуацию, необходимо воспользовать- ся методами дифференциального и интегрального исчислений. Предполо- жим, что в данный момент имеется N атомов данного элемента; предполо- жим, далее, что по прошествии чрезвычайно малого интервала времени dt распадется число атомов, равное dN, так что скорость распада равна dN/dt. Выше было постулировано, что скорость распада пропорциональна общему числу атомов 7V, .т. е. (5.1) где % — постоянная, которую Резерфорд и Содди назвали константой радиоактивности данного элемента1). Знак минус в уравнении (5.1) стоит потому, что число атомов радиоактивного элемента уменьшается со вре- менем и, следовательно, скорость распада dN/dt представляет собой отрицательную величину. Постоянная распада К является определенным и специфическим свой- ством данного радиоэлемента. Ее значение зависит только от природы элемента и не зависит от того, в каком состоянии он находится и в какое химическое соединение входит. Постоянная А, не зависит также от темпера- туры и давления, по крайней мере в тех пределах, в которых это могло быть проверено в лабораторных условиях. Таким образом, постоянная распада является характеристикой радиоактивного элемента. Написав уравнение (5.1) в виде — —kdt х) Эту величину в настоящее время называют постоянной распада радиоактив- ного элемента.
III. Константа радиоактивности 137 и проинтегрировав его, получим 1п^-=-Ч (5.2) или в эквивалентной экспоненциальной форме 7Vf=7Voe^, (5.3) где Nq — число атомов, присутствующих в любой, произвольно принятый за нулевой, момент времени, a Nt — число атомов, оставшихся по про- шествии интервала времени t. Символ In означает натуральный логарифм в соответствии с общепринятыми обозначениями. Переход к обычным (десятичным) логарифмам можно осуществить, вводя переходный мно- житель 0,4343: lg ^1= -0,4343 Xi. (5.4) Иначе это выражение можно записать в виде lg Nt = lg No - 0,4343 Kt. (5.5) Этот результат означает, что если изобразить графическую зависи- мость логарифма числа атомов, присутствующих в данный момент, от времени по отношению к некоторому произвольному нулевому моменту, то она будет представлять собой прямую линию. Наклон этой прямой будет равен —0,4343 %, и с ее помощью можно получить значение постоян- ной распада К для данного радиоактивного элемента. В § 13 настоящей главы показано, как используется для этой цели уравнение (5.5). Здесь следует упомянуть, что логарифмические, или экспоненциаль- ные уравнения, выведенные выше, дают очень точные значения скоростей распада радиоактивных элементов, для которых значения К отличаются более чем в 1020 раз. Другими словами, эти уравнения применимы как к элементам, которые распадаются чрезвычайно быстро, так и к элементам, которые распадаются очень медленно. § 10. Среднее время жизни радиоактивного элемента Так как dN — число атомов радиоактивного элемента, распадающих- ся за время dt, то величина dNIN представляет собой долю общего числа атомов, распадающуюся за это время. Разделив эту величину на dt и взяв ее со знаком минус, мы получим, следовательно, что (—dNIN)ldt будет представлять собой долю радиоактивных атомов, распадающуюся за единицу времени. Из уравнения (5.1) очевидно, что эта величина равна К, так что постоянная радиоактивного распада представляет собой долю общего числа атомов данного радиоактивного элемента, распадающуюся за единицу времени Можно считать, как предложил Содди в 1904 г., что атомы имеют среднее время жизни} если умножить К на среднее время жизни, то в резуль- тате получим единицу. Следовательно, можно считать, что величина, обратная постоянной распада, т. е. 1/К представляет собой среднее время жизни радиоактивных атомов данного типа. Средние времена жизни естественных радиоактивных элементов составляют от 10"6 сек до величин, превосходящих 1010 лет, т. е. изменяются в огромном интервале. Рассмотрим теперь физический смысл уравнений распада. Экспо- ненциальная природа распада означает, что имеется некоторая вероят- ность, определяемая постоянной %, того, что произвольно выбранный атом
138 Глава б. Естественная радиоактивность распадется в данный момент. Время жизни любого атома, т. е. время, в течение которого он может существовать прежде чем распадется, может иметь любое значение от нуля до бесконечности, и невозможно заранее сказать, когда именно произойдет его распад. Известно, однако, что определенная доля атомов X распадется за единицу времени, хотя нельзя предсказать, какие именно атомы распадутся. Положение аналогично тому, которое имеет место в человеческом обществе; страховые компании не могут предсказать судьбу отдельного человека, но они могут точно установить среднее время жизни для лиц, принадлежащих к определенному типу. В случае радиоактивного элемен- та среднее время жизни атомов, присутствующих в данный момент, равно 1/Х, где X — постоянная радиоактивного распада данного элемента1). Не все люди умирают, достигнув в точности среднего возраста, вычислен- ного статистиками страхового общества, и подобным же образом ведут себя радиоактивные атомы. Таким образом, радиоактивный распад представляет собой атомный процесс, идущий с определенной средней скоростью, причем одни атомы данного элемента имеют короткое время жизни, а другие — более длинное. Полученная статистически средняя величина для очень большого числа атомов дает, как было сказано выше, среднее время жизни 1/Х. § 11. Радиоактивное равновесие В предыдущих рассуждениях предполагалось, что радиоактивный элемент отделен от того элемента, из которого он образовался, так что его количество не восстанавливается по мере распада. Это условие имеет место при распаде тория X (см. фиг. 24) и для аналогичного случая ура- на X. Если и материнское вещество, и его продукт распада — дочернее вещество — присутствуют вместе, то может быть достигнуто такое состоя- ние равновесия, при котором дочерний элемент распадается с такой же скоростью, с какой он вновь образуется из материнского элемента. Соглас- но уравнению (5.1), скорость распада материнского элемента, который мы будем обозначать индексом 1, равна где Nr— число атомов материн- ского вещества, а — его постоянная распада. Если из каждого атома материнского элемента образуется при распаде один атом дочернего эле- мента, как это без сомнения имеет место в случае обычных радиоактивных процессов, то величина и будет представлять собой скорость образо- вания дочернего элемента из материнского. Подобным же образом скорость распада дочернего элемента определяется как Л2ТУ2, где N2— число при- сутствующих атомов дочернего элемента, а Х2— его постоянная распада. В равновесных условиях скорость образования дочернего элемента из материнского будет точно равна его собственной скорости распада; следовательно, %Д1 = %2ЛГ2, (5.6) где Nr и N2 — числа атомов материнского и дочернего элементов соответ- ственно, присутствующих в равновесном состоянии. Поскольку дочерний элемент также распадается, он сам является материнским элементом по отношению к некоторому другому дочернему х) Радиоактивные атомы отличаются от человеческих существ в одном очень важ- ном отношении. В любой момент времени средняя вероятность заданного времени жизни для данного радиоактивного элемента не зависит от времени, которое прошло с мо- мента его образования из первоначального атома.
III. Константа радиоактивности 139 элементу, который мы будем обозначать индексом 3; таким образом, когда 'будет достигнуто равновесное состояние, будет иметь место соотношение, совершенно аналогичное уравнению (5.6), а именно h2N2 Следо- вательно, если имеется несколько последовательных распадов, то условие радиоактивного равновесия будет иметь следующий вид: = X2TV2 = X37V3 = Ш = . • •, (5.7) где Лр ЛГ2, и т. д. — числа атомов радиоактивных элементов 1, 2, 3 ит. д., присутствующих в равновесном состоянии, а %2, Х3 и т. д. — соответствующие постоянные распада. Отсюда следует, что для любых двух членов А и В радиоактивного ряда, независимо от того, являются ли эти члены материнским или дочерним или же отделены друг от друга несколькими поколениями, будет иметь место соотношение = так что = = const. (5.8) Поскольку величины Хд и Хв обе являются константами, величина Хв/Хд— также константа, и, следовательно, отношение количеств любых двух членов радиоактивного ряда в условиях радиоактивного равновесия постоянно. Полученные результаты имеют некоторые интересные и полезные применения. В 1903 г. Резерфорд и Содди предположили, что радий является продуктом распада некоторого другого элемента, а в 1904 г. Резерфорд высказал предположение, что радий может быть продуктом распада урана, так как он всегда находится в минералах, содержащих уран. Далее он утверждал, что если это действительно так, то отношение количества урана к количеству радия в этих минералах должно быть постоянно, как это требуется уравнением (5.8). Вскоре после этого Болт- вуд, Мак-Кой и Стрэтт независимо сообщили, что это действительно имеет место, доказав, таким образом, что радий и уран являются членами одного и того же радиоактивного ряда. Насколько известно, все урановые мине- ралы содержат одну часть радия на 2,8 миллионов частей урана. Если из урана образуется радий, ло, сохраняя в течение некоторого времени чистый образец урана, можно постепенно накопить радий. Попыт- ка проверить такую возможность была предпринята Содди в 1905 г., но результаты были неудовлетворительны вследствие наличия в уране примесей. Однако в 1907 г. Болтвуд показал, что между ураном и радием находится очень медленно распадающийся элемент, который он назвал ионием. Поэтому потребовалось бы много лет, чтобы получить заметное количество радия из урана, если не пользоваться очень большими количе- ствами последнего. § 12. Период полураспада радиоактивного элемента Кроме постоянной радиоактивного распада для характеристики свойств радиоактивного элемента широко пользуются другой константой, введенной Резерфордом в 1904 г. и называемой периодом полураспада. Период полураспада — это время, в течение которого радиоактивность данного количества какого-либо радиоактивного элемента уменьшается до половины своего первоначального значения. Это время, обозначаемое символом Т, легко определить из уравнения (5.4) следующим образом. По истечении времени t число радиоактивных атомов ДГ, будет равно
140 Глава 5. Естественная радиоактивность половине первоначального числа 7V0, так что Nt/NQ = 1/2. Подставляя это значение Nt/NQ в уравнение (5.4) и заменяя t периодом полураспада Т, получаем 1g у = — 0,4343X7’, или 1g 2 = 0,4343 КТ. Так как lg2=0,3010, то 0,693 К (5.9) и, следовательно, если известна постоянная распада X, то можно очень просто вычислить период полураспада Т радиоактивного элемента. Тот факт, что радиоактивные элементы распадаются по экспонен- циальному закону, имеет некоторые любопытные следствия. Предполо- жим, например, что некоторый радиоактивный элемент имеет период Фиг. 25. Кривая радиоактивного рас- пада, иллюстрирующая смысл периода полураспада. полураспада Т, равный 1 час. Если вначале имеется 1 г этого элемента, то половина этого количества, т. е. 0,5 г, распадется через 1 час, так что к концу первого часа останется 0,5 г. В продолжение следующего часа половина этого количества, т. е. 0,25 г, распадется и останется, таким образом, всего 0,25 г. К концу третьего часа распадется еще 0,125 а, и т. д. В каждый следующий час рас- падается меньшее количество веще- ства, чем в предыдущий час, -хотя всегда распадается одна и та же доля первоначального количества, при- сутствующего в начале каждого дан- ного часа (фиг. 25). Вообще говоря, так как активность понижается за время Т до половины своего первоначального значения, то доля вещества, оставшаяся после п таких интервалов, т. е. по прошествии времени пТ, бу- дет равна (1/2)п. Хотя эта доля может стать очень малой, теоретически она никогда не может упасть до нуля1). Однако по истечении времени, равного десяти периодам полураспада, активность уменьшится до значения С/г)10, т- е- примерно 0,001, или 0,1 % первоначального количества вещест- ва, так что остающаяся активность пренебрежимо мала по сравнению с первоначальным значением. Исключая из уравнений (5.8) и (5.9) величину X, находим, что в состоянии радиоактивного равновесия 'NB Тв = const. (5.10) Следовательно, если можно определить отношение равновесных количеств двух элементов в данном радиоактивном ряде и если известен период полураспада одного из этих элементов, то можно вычислить период полу- х) Поскольку закон радиоактивного распада является статистическим законом, он может нарушаться, когда число атомов (или ядер) мало. Следовательно, это утверж- дение, основанное на уравнении (5.3), может не соблюдаться на практике.
Ill, Константа радиоактивности 141 распада другого элемента. Ниже показано (см. § 13), что для элементов, которые распадаются не очень быстро, периоды полураспада могут быть найдены путем непосредственного измерения скорости распада; однако если распад происходит очень медленно и периоды полураспада очень велики, непосредственные измерения не будут очень точными. В таких случаях можно пользоваться уравнением (5.10). Например, минералы, содержащие уран, которые по большей части достаточно стары для того, чтобы в них могло установиться радиоактивное равновесие, содержат 1 атом радия на каждые 2,8-106 атомов урана, так что если уран обозна- чить буквой 4, а радий — В, то значение Na/Nb в равновесном состоянии «будет равно 2,8-10*. Период полураспада Тв радия, полученный из непосредственных измерений, равен 1620 годам; таким образом, период полураспада Та урана можно определить из уравнения (5.10): ТА = ^ТВ = 2,8.10М620 = 4,5-109 лет. Это значение является в настоящее время принятым значением периода полураспада естественного урана. Поскольку радиоактивные элементы непрерывно распадаются, каза- лось бы, следовало удивляться, что такие элементы все еще существуют. Объяснение такому кажущемуся противоречию состоит в том, что каждый естественный радиоактивный ряд имеет родоначальника с очень большим периодом полураспада. Как видно из проделанных выше вычислений, период полураспада урана равен 4,5 миллиардов лет, т. е. времени, при- мерно равному предполагаемому возрасту Земли. Это означает, что при- мерно половина урана, присутствующего в момент образования Земли, все еще существует и теперь. Следовательно, когда различные радиоактив- ные продукты распадаются, они пополняются в процессе распада их материнского вещества, причем пополнение происходит за счет большого резерва урана. Интересно отметить, что в природе существует только три ряда радиоактивных элементов, а именно ряды урана, тория и актиния (§ 14 настоящей главы), хотя возможно существование четырех рядов. Ниже (в § 15) мы увидим, что наиболее долгоживущий член четвертого ряда имеет период полураспада около 2 миллионов лет, так что за время, рсшедшее с момента образования Земли, он распался почти полностью. § 13. Определение постоянных распада и периодов полураспада Как указывалось выше, определение постоянной распада и, следова- тельно, периода полураспада, играет наиболее важную роль в исследова- нии радиоактивных элементов. Применяемые для этого методы основаны на допущении, которое находится в полном согласии со всеми известны- ми фактами, а именно, что ядро каждого радиоактивного атома данного элемента испускает в процессе распада одну а-частицу или одну fJ-части- цу1). Поэтому число атомов, распадающихся за данное время, и, следова- тельно, скорость распада, можно определить по числу испускаемых а- или Р-частиц. Разработка методов счета таких частиц является чрезвы- чайно важной проблемой в исследовании радиоактивности, и для этой цели были сконструированы различные приборы (см. гл. 6). Здесь мы х) Когда происходит явление, известное под названием «внутренняя конверсия» у-лучей (гл. 7, § 18), то, кроме этого, испускается орбитальный электрон.
142 Глава 5. Естественная радиоактивность ограничимся лишь кратким описанием методов вычисления, применяемых обычно для этой цели. В тех случаях, когда период полураспада не слишком велик, но и не слишком мал, например составляет от долей секунды до нескольких меся- цев, можно пользоваться уравнением (5.5). Скорость испускания частиц, за малый интервал времени можно считать пропорциональной числу N активных атомов, остающихся в данный момент, в соответствии с уравне- нием (5.1). Если эту скорость, обычно определяемую автоматическими счет- ными приборами, измерить по прошествии времени t, то, обозначив ее- через 1Ь можно переписать уравнение (5.5) в следующем виде: 1gЛ = 1g0Л343 U (5.11)* где величина Zo, которую нет необходимости знать, представляет собой скорость распада в произвольный начальный момент времени, от которого- исчисляется t. Если построить гра- фик зависимости логарифма It, опре- деленного для различных интервалов- времени t, от времени, как это пока- зано на фиг. 26, то получится прямая линия. Из наклона этой прямой легко> определить постоянную распада X и период полураспада Т. В данном част- ном случае, например, наклон пря- мой равен—0,0517, если время выра- жено в минутах; следовательно, X, ко- торая равна наклону прямой, делен- ному на — 0,4343, равна 0,119 лшн-1, а период полураспада, согласно- уравнению (5.9), равен 5,82 мин. Среднее время жизни,’т. е. 1/Х, рав- но 8,40 мин. Фиг. 26. Графический метод опреде- ления радиоактивных постоянных. Если радиоактивное вещество не чистое, а состоит из двух или более элементов с различными периодами полураспада, то зависимость ]g It от t представляет собой не прямую линию, а комбинацию таких прямых с раз- личными углами наклона, сливающихся одна с другой и образующих некоторую кривую. Из анализа этой кривой часто удается определить К. для всех присутствующих радиоактивных элементов. Если два из этих радиоактивных элемента имеют очень близкие периоды полураспада, то такой анализ невозможен. Может еще иметь место такой случай, когда продукт распада какого-либо элемента сам является активным, и тогда результаты будут искажены. В этом случае постоянную распада материн- ского вещества можно получить из измерений, проведенных на более ран- них стадиях, до того как накопится заметное количество дочернего эле- мента. Пользуясь математическими методами, можно определить постоян- ные распада как материнского, так и дочернего элементов. Если радиоактивный элемент имеет большой период полураспада, то, описанной выше процедурой уже нельзя пользоваться, так как значения It очень медленно меняются со временем и может оказаться необходимым продолжать измерения в течение нескольких лет, чтобы получить доста- точное количество данных для построения графика, подобного изображен- ному на фиг. 26. В таких случаях следует производить абсолютные изме- рения. В предыдущем методе не было необходимости знать, какое количе- ство вещества участвует в эксперименте, т. е. действительную скорость
IV. Радиоактивные ряды 143 распада; требовалось лишь, чтобы один и тот же образец оставался в одном, и том же положении по отношению к счетчику, пока производятся измере- ния. При абсолютном методе необходимо знать общее число частиц, испу- скаемых за данный промежуток времени определенным количеством радио- активного элемента. Такие измерения хотя и довольно сложные, все же оказываются возможными, и в ряде случаев они были проделаны. Пусть AN — число распавшихся атомов, т. е. число зарегистриро- ванных а- или Р-частиц, испущенных за определенный интервал времени At достаточно большой (например, 1 час или 1 день), но все же малый по сравнению с периодом полураспада радиоактивного элемента. Тогда отношение AN/At может служить хорошим приближением для мгновенной скорости распада dN/dt. Поэтому из уравнения (5.1) следует Х=ДЛ7Д^ (512) Таким образом, постоянную радиоактивного распада можно определить, разделив измеренную величину AN/At на число Л7 атомов радиоактивного элемента, присутствующего в образце, с которым производятся экспери- менты. Это число можно определить, зная вес элемента в образце, его атомный вес и число Авогадро (гл. 1, § 23). Для радиоактивных элементов с очень короткими или с очень длинны- ми периодами полураспада точное измерение скоростей распада трудна 'осуществить. В некоторых случаях период полураспада можно определить, зная отношение количеств двух элементов, присутствующих при радио- активном равновесии, как было описано выше для случая радия и урана (см. § 12). В других случаях можно пользоваться уравнениями, связываю- щими постоянную радиоактивного распада или период полураспада с энергией частиц, испускаемых данным элементом. Эти уравнения, кото- рые приведены ниже (см. гл. 7, § 4 и 13), не являются точными, однако они иногда полезны, особенно при рассмотрении процессов распада, в которых образуются а-частицы. IV. РАДИОАКТИВНЫЕ РЯДЫ § 14. Ряды радиоактивного распада Как указывалось выше, было найдено около сорока элементов с раз- личными радиоактивными свойствами, которые встречаются в природе. С помощью физического или химического разделения в тех случаях, когда это возможно, путем изучения кривых радиоактивного распада, путем исследования характерных свойств испускаемых излучений, а также с помощью различных других методов, было найдено, что встречающиеся в природе радиоактивные элементы, обладающие большим атомным весом и находящиеся в конце периодической системы, распадаются на три ряда (семейства): ряд тория, ряд урана и ряд актиния. В первых двух случаях названия рядов происходят от наиболее долгоживущих элементов, стоя- щих в начале ряда, тория и урана, периоды полураспада которых равны 1,39 -1010 и 4,51 -109 лет соответственно. Материнские элементы тория и урана имели без сомнения более короткие периоды полураспада и поэто- му уже не существуют в сколько-нибудь заметных количествах. Первым элементом ряда актиния является не элемент актиний, который был открыт раньше других членов этого ряда, а элемент с гораздо большим периодом
144 Гла-а 5. Естественная радиоактивность СЕМЕЙСТВО УРАНА Радиоактивный элемент Соответствую- щий элемент Символ Излучение Период полураспада Уран 1 Уран (J238 a 4,51-10* лет Уран Хх Торий ТЬ234 ₽ 24,1 дня Уран Х2 * । Протактиний Ра234 ₽ 1,18 мин Уран II Уран U234 a 2,48-10* лет Ионий Торий 'РЦ230 a 8,0-104 * лет Радий Радий Ra22e a 1,62-108 лет Эманация радия Радон Rn222 a 3,82 дня Радий А Полоний pO218 a и p 3,05 мин 99,98%| 0,02% 1 1 Радий В 1 Свинец Pb244 p 26,8 мин Астатин 218 I Астатин At248 a 2 сек Радий С Висмут Bi214 P и a 19,7 мин д9,96%| 0,04% Радий С' Полоний Po244 a 1,6-10"4 сек Радий С* 1 Таллий •ppio P 1,32 мин Радий D । Свинец Pb21° P 19,4 года Радий Е Висмут Bi210 P и a 5,0 дней ~100%| 2-10'4% 1 1 Радий F 1 Полоний . Po210 a 138,4 дня Ф Таллий 206 I Таллий gp]206 P 4,20 мин Радий G Свинец РЬ2О6 Устойчив — (конечный продукт) * Претерпевает изомерный переход (гл. 10, § 21) с образованием урана Z (Ра234); последний имеет период полураспада 6,7 час, испускает 0-излучение и образует уран II (П23*). полураспада, иногда называемый актиноураном1), с периодом полураспа- да, равным 7,1-108 лет. Так как а-частица идентична ядру атома гелия (гл. 4, §6), то она имеет в шкале атомных весов массу, равную 4. Вследствие этого очевидно, 4) Это другое название урана-235, основного материала, применяемого для полу- чения атомной энергии (гл. 14).
IV. Радиоактивные ряды 145 что на любой стадии распада, при которой испускается а-частица, атом- ный вес дочернего элемента должен быть на четыре единицы меньше, чем атомный вес материнского элемента. С другой стороны, р-частица пред- ставляет собой эл*ектрон, массой которого в шкале атомных весов можно пренебречь. Следовательно, когда происходит Р-распад, сопровождаю- щийся испусканием р-частицы, материнский и дочерний элементы имеют СЕМЕЙСТВО ТОРИЯ Радиоактивный элемент f Соответствую- щий элемент Символ Излучение Период полураспада’ Торий 1 Торий РЬ232 a 1,39-1010 лет V Мезоторий I Радий Ra228 ₽ 6,7 года Мезоторий II 1 Актиний Ac228 ₽ 6,13 час Радиоторий 1 Торий Th228 a 1,91 года V Торий X Радий Ra224 a 3,64 дня V Эманация тория 1 Радон Rn220 a 52 сек V Торий А Полоний pO218 a 0,16 сек Ф Торий В । Свинец Pb212 ₽ 10,6 час V Торий С 66,3% | 33,7% Висмут Bi212 P и a 60,5 мин Topi 1 1Й С' 1 Полоний Po212 a 3-10"7 сек 1 Торий С" 1 Таллий p]208 ₽ 3,1 мин 1 Торий D (конечный продукт) Свинец Pb208 Устойчив — практически одинаковые атомные веса. Из измерений атомного веса, про- изведенных для ряда элементов, например для урана, тория, радия и т. д., можно, учитывая изменение массы атома при а-распаде, определить атом- ные веса всех встречающихся в природе радиоактивных элементов. В приведенных таблицах даны сведения о радиоактивных рядах тория, урана и актиния, включая природу испускаемых ими излучений и соответствующие периоды полураспада. В добавление к тем названиям, которые были даны различным элементам при их открытии и которые в настоящее время устарели, в таблицах даются названия обычных эле- ментов; так, например, для тория В, урана В и актиния В указывается свинец; для тория С, радия С и актиния С — висмут и т. д. Причина такого сопоставления и его смысл объяснены в гл. 8. Число, стоящее справа вверху около символа каждого элемента, означает атомный вес или, точнее говоря, массовое число (гл. 4, § 7) радиоактивного элемента. Мы увидим ниже, что обозначение, приведенное в третьем столбце, более удобно, чем старый способ обозначения. Ю С. Глесстон
146 Глава б. Естественная радиоактивность Следует обратить внимание на разветвленный распад (радиоактивные вилки), который наблюдается по крайней мере один раз в каждом ряду. Некоторые элементы, такие, например, как торий С, распадаются двумя путями. Один из них сопровождается испусканием а-частицы, а другой — испусканием |3-частицы. Два типа распада всегда происходят в определен- ной пропорции; так, 33,7% атомов тория С испускают а-частицы, образуя СЕМЕЙСТВО АКТИНИЯ Радиоактивный элемент Соответствую- щий элемент Символ Излучение Период полураспада Актиноуран Уран 235 a 7,13-108 лет 1 Уран Y Торий Th231 p 25,6 час Ф Протактиний Протактиний Ра231 a 3,43-104 лет Ф Актиний Актиний Ас227 $ и a 21,8 лет 98,8% | 1,2% г. * 1 Радиоактиний | Торий ТЬ227 a 18,4 дня Ф Актиний К 1 Франций рг223 p 21 мин ф Актиний X । Радий Ra223 a 11,7 дня Эманация актиния । Радон Rn219 a 3,92 сек Актиний А Полоний Ро215 аир 1,83-iO’3 сек -100% | 5-10-*% I 1 Актиний В 1 Свинец Pb211 p 36,1 мин Ф Астатин-215 Астатин At2*5 a ~10~4 сек Актиний С Висмут Bi211 аир 2,16 мин 99,7% | 0,3 % 1 * 1 Актиний С' Полоний Ро211 a 0,52 сек Ф Актиний С" 1 Таллий TP 07 ₽ 4,78 мин Ф Актиний D Свинец Pb207 Устойчив — (конечный продукт) торий С', тогда как остальные 66,3% испускают |3-частицы и превращают- ся в атомы тория С". Следует заметить, что при последующем распаде как торий С', так и торий С" дают один и тот же продукт, а именно торий D. Тот факт, что все три радиоактивных семейства ведут себя сходным обра- зом, должен иметь фундаментальное значение, которое, однако, еще не ясно. Можно упомянуть для полноты изложения, что каждый естественный радиоактивный ряд имеет несколько побочных членов. Последние получа- ются искусственным путем (гл. 16, § 19) и не существуют в природе.
IV. Радиоактивные ряды 147 § 15. Семейство нептуния Атомный вес тория равен 232, т. е. 4x58. Так как а-распад приводит к уменьшению атомного веса на 4, тогда как при испускании р-частицы заметного изменения атомного веса не происходит, то очевидно, что атом- ные веса всех членов семейства тория можно представить как 4п, где п — целое число, изменяющееся от 58 (торий) до 52 (торий D). Точно так- же легко видеть, что все атомные веса в семействе урана даются выраже- нием 4п+2, а атомные веса семейства актиния — выражением 4пЧ-3. семейство нептуния Радиоактивный элемент Символ Излучение Период полураспада Плутоний Ф Ри241 р 13,2 года Америций 1 Ат241 а 462 года Нептуний Np237 а 2,20-106 лет 4 Протактиний Ра233 р 27,4 дня Уран 1 U233 а 1,62-105 лет 4 Торий । ^^229 а 7,34‘103 лет 4 Радий 1 На225 р 14,8 дня Актиний 1 Ас225 а 10,0 дней V Франций 1 Fr221 а 4,8 мин 4 Астатин At2*7 а 1,8*10~2 сек Ф Висмут 98%| 2% Bi213 Р и а 47 мин Полоний | Ро213 а 4,2’10"6 сек Ф Таллий 'рроэ р 2,2 мин •1 Свинец РЪ209 р 3,32 час 4 Висмут (конечный продукт) Bi209 Устойчив — Следует отметить, что не существует естественных радиоактивных семейств элементов, атомные веса которых можно представить выражением 4?г4-1, Английский химик Рассел предположил в 1923 г., что такое семейство* может быть когда-нибудь открыто, и даже предсказал схему его распада^ Несколько иная схема была предсказана в 1940 г. американским физиком Тернером; эта схема оказалась в замечательном совпадении стой, которая, как было установлено позже, имеет место в действительности. Хотя по причинам, которые станут ясны ниже, крайне маловероятно, чтобы радиоактивнее элементы, атомные веса которых можно представить выражением 4п+1, могли быть найдены в природе, однако недостающее семейство действительно было получено искусственным путем в лаборато- 19”
148 Глава 5. Естественная радиоактивность рии. Получение этих элементов и выяснение схемы их радиоактивного распада явились одним из наиболее выдающихся достижений в области атомной энергии во время второй мировой войны1). Методы, которые применяются для получения не наблюдающихся в природе радиоактивных элементов, описаны в гл. 16; здесь мы ограничимся тем, что приведем таблицу полученных результатов. Это семейство элементов, атомные веса которых можно представить с помощью формулы 4тг+1, было пред- ложено назвать семейством нептуния, так как нептуний является наиболее долгоживущим членом этого семейства. Подобно естественным радиоактивным рядам, ряд нептуния имеет вблизи конца радиоактивную вилку, однако этот ряд отличается от других в том отношении, что не содержит газообразной эманации2). Кроме того, устойчивый конечный продукт семейства нептуния — обычный висмут с атомным весом 209, тогда как в семействах тория, урана и акти- ния все нерадиоактивные конечные продукты представляют собой различ- ные формы свинца. Период полураспада нептуния Np237, наиболее долгоживущего члена семейства 4^4-1, равен 2,20-10® лет. Предположив, что этот элемент существовал еще тогда, когда Земля впервые образовалась, т. е. примерно 4,5-109 лет тому назад, можно вычислить оставшуюся в настоящее время часть при помощи уравнения (5.4), связав постоянную распада X с извест- ным периодом полураспада. Таким образом, оказывается, что если Np237 не имеет долгоживущего, но до сих пор неизвестного предшественника, то количество этого элемента, все еще присутствующее в природе, должно быть так ничтожно мало, что его невозможно обнаружить3 * *). Существова- ние предшественника с большим атомным весом и значительно более длинным временем жизни в высшей степени невероятно, и, следовательно, можно легко понять, почему элементы семейства нептуния не наблюдают- ся в природе. Даже если они существовали когда-то, что вполне возможно, то все члены этого семейства давно полностью распались, так как конеч- ный продукт представляет собой нерадиоактивный элемент висмут. г) Первые пять членов семейства нептуния были открыты в Беркли, Калифорния (см. гл. 16). Остальные члены этого семейства изучались независимо в США Хагеманом, Катцином, Студиром, Гиорсо и Сиборгом и в Канаде Инглишем, Крэншоу, Демерсом, Харви, Хинксом, Джелли и Меем. 2) Побочная ветвь семейства нептуния содержит эманацию Rn217 (гл. 16, § 19) 3) Небольшие количества Np237 были найдены в урановых минералах,^ но они, вероятно, образовались в результате взаимодействия U238 с быстрыми нейтронами (гл. 16, § 1).
Глава 6 ИЗМЕРЕНИЕ ЯДЕРНЫХ ИЗЛУЧЕНИЙ L ИЗМЕРЕНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ ПО ИОНИЗАЦИИ § 1. Удельная ионизация Некоторые из наиболее широко используемых методов обнаружения и измерения а- и р-частиц, а также у-лучей основаны на открытии Бекке- реля (гл. 2, § 24), который заметил, что под действием излучений от радио- активных веществ газы становятся проводниками электричества, т. е. ионизуются. Как мы видели в гл. 5, § 1, этот факт был использован Марией Кюри при сравнении радиоактивностей различных материалов, содержа- щих уран. Основные методы были разработаны в лаборатории Дж. Дж. Том- сона в Кембридже (Англия) Таунсендом в последние годы 19 века, но только сравнительно недавно эти методы были использованы при констру- ировании разнообразных счетчиков и детекторов излучений. Из последую- щего изложения мы увидим, что радиоактивные излучения возникают в атомных ядрах, поэтому они называются ядерными излучениями. Их также называют ионизующими излучениями, так как они способны созда- вать ионизацию непосредственно или косвенным путем. Быстро движущаяся заряженная частица, такая, например, как а- или ^-частица1), благодаря существующему вблизи нее сильному элек- трическому полю способна вырывать орбитальные электроны из атомов и молекул газа, через который она проходит, превращая их в положитель- ные ионы. Вырванные электроны обычно некоторое время остаются сво- бодными, хотя некоторые из них могут присоединяться к другим атомам или молекулам, образуя отрицательные ионы. Таким образом, прохожде- ние заряженной частицы через газ вызывает образование некоторого числа пар ионов (гл. 4, § 6). Интенсивность ионизации, создаваемой движущейся заряженной частицей на ее пути через газ, выражается через удельную ионизацию, т. е. через число пар ионов, образуемых на 1 см пути. Для частиц с одной и той же массой удельная ионизация возрастает с увеличением заряда, а для частиц с одной и той же энергией удельная ионизация возрастает с увеличением массы, т. е. с уменьшением скорости2). Частица, которая движется медленно, проводит больше времени вблизи атома или молекулы газа, через который она проходит, и вероятность ионизации при этом увеличивается. Альфа-частицы от радиоактивных источников создают от 50 000 до 100 000 пар ионов на 1 см пути в обычном воздухе, тогда как |3-частицы J) Под Р-частицей понимается как позитрон, так и электрон. 2) При данною величине заряда удельная ионизация, создаваемая быстрой заряженной частицей, зависит только от ее скорости и не зависит от массы.— Прим, ред.
150 Глава 6. Измерение ядерных излучений с такой же энергией, имеющие гораздо большую скорость и меньший заряд, создают всего несколько десятков пар ионов на 1 еж. Однако, поскольку полный путь р-частицы будет примерно в 100 раз больше, чем полный путь а-частицы, разница в полной ионизации будет не очень велика. Общее число пар ионов, создаваемое заряженной частицей, пропорцио- нально ее энергии, так как на образование каждой пары ионов расходуется приблизительно одно и то же количество энергии. Так, заряженная части- ца, движущаяся в воздухе, находящемся при обычной температуре и давлении, расходует на образование одной пары ионов энергию, равную примерно 33,5 эв (гл. 3, § 8). Гамма-лучи и подобные им электромагнитные излучения, например рентгеновские лучи, также способны ионизовать газы. Однако они делают это не непосредственно, а вырывая электроны, обладающие значительной скоростью, из атомов и молекул газа или других веществ, подвергающих- ся действию излучений. Именно эти быстро движущиеся вторичные элек- троны создают на своем пути пары ионов. Удельная ионизация у-излуче- ния зависит, таким образом, от энергии вырванных электронов. Фиг. 27. Схема прибора, применяемого для изучения поведения пар ионов. § 2. Поведение пар ионов в электрических полях Количественные измерения ядерных излучений основаны на счете отдельных частиц, а также на измерении полного потока излучения за данный промежуток времени. Для этой цели применяются приборы, в которых положительные и отрицательные ионы, возникающие под дей- ствием ионизующих излучений,’ движутся к собирающим электродам под влиянием приложенного напряжения. Чтобы понять поведение ионов в этих условиях, рассмотрим прибор, состоящий из наполнен- ного газом (например, воздухом) сосуда, в котором роль электродов играют две парал- лельные металлические пластины (Л на фиг. 27). Электроды присоединены к батарее В и прибору С, измеряющему электрический ток. Напряжение батареи можно изменять в широких пределах, начиная с нуля. В обычных условиях воздух в сосуде не проводит электричества1) и поэтому при- бор С не будет регистрировать тока, пока напряжение не станет достаточно высоким (несколько тысяч вольт) для того, чтобы меж- ду электродами мог произойти искровой разряд. Предположим теперь, что а- или ^-частица (или вообще какое-либо ионизующее излучение) попадает в сосуд Л, к пластинам которого приложена небольшая раз- ность потенциалов от батареи В. В результате образуется несколько пар ионов, причем под действием приложенной разности потенциалов поло- жительные ионы движутся к одному электроду, а отрицательные ионы (или электроны) — к другому, электроду. Таким образом, на электродах собираются заряды, и прибор С регистрирует импульс тока. Величина накопившегося заряда и, следовательно, величина импуль- са тока зависит главным образом от двух факторов: 1) от числа начальных х) Космические лучи (гл. 18) и другие посторонние излучения вызывают некото- рую ионизацию, влиянием которой мы здесь пренебрегаем.
II, Приборы для ионизационных измерений 151 (или первичных) пар ионов, создаваемых ионизующими частицами или излучением в пространстве между электродами, и 2) от приложенного напряжения. На фиг. 28 показана зависимость величины импульса для данного числа пар ионов от приложенного напряжения1). Кривая В относится к случаю, когда излучение создает 10 первичных пар ионов (1g Ю=1), а кривая А — к случаю, когда образуется 1000 пар первич- ных ионов (1g 1000=3). Из фиг. 28 видно, что кривую можно разделить на шесть более или менее определенных областей I—VI, Три из этих областей, а именно II, III и V, используются в различных типах приборов для из- мерения радиоактивности.^ обла- сти__1_ величина электрическохо импульса, создаваемого отдельной а- или fJ-частицей, увеличивается с ростом приложенного напряже- ния, а в области II эта величина сохраняет постоянное значение. В области III величина импульса опять начинает расти с увеличе- нием напряжения, и этот рост про- должается в областях IV, V и VI, Следует отметить, что в областях II и III кривые А и В отстоят одна Фиг. 28. Зависимость величины импуль- са тока, создаваемого ионизующей части- цей, от приложенного напряжения. II — Область применения ионизационной каме- ры; 1П — область пропорциональности; V — гей- геровская область. от другой на расстояние, равное двум единицам логарифмической шкалы. Это имеет место потому, что в области II электрический импульс равен заряду, переносимому первичными ионами, а в области III он пропорцио- нален этому заряду. В области II величина импульса не зависит от напря- жения, тогда как в области III она увеличивается при увеличении напря- жения. В области V кривые А и В совпадают, так что величина импульса при данном напряжении одна и та же, независимо от числа пар ионов, первоначально образовавшихся между электродами. Ниже дано объясне- ние перечисленных фактов и описывается их использование для измере- ния ядерных излучений. II. ПРИБОРЫ ДЛЯ ИОНИЗАЦИОННЫХ ИЗМЕРЕНИЙ § 3. Ионизаг^ионная камера Если приложенный потенциал мал, то ионы будут медленно двигать- ся к соответствующим электродам, вследствие чего многие противополож- но заряженные ионы успеют рекомбинировать, т. е. встретиться и нейтра- лизовать друг друга. Поэтому величина регистрируемого импульса будет меньше, чем могла бы быть, если бы все первоначально образовавшиеся пары успели достигнуть электродов. По мере увеличения напряжения между электродами ионы начинают двигаться быстрее, число рекомбинаций Э По вертикальной оси отложена полная величина электрического заряда, про- шедшего через прибор С, измеряющий ток в приборе. Автор называет эту величину импульсом тока.— Прим. ред.
152 Глава 6. Измерение ядерных излучений уменьшается и величина импульса увеличивается. В конце концов насту- пает такой момент (соответствующий началу области 77), когда ионы дви- жутся к электроду так быстро, что фактически каждый ион, создаваемый ос- или |3-частицей, достигнет электродов. Так как дальнейшее увеличение напряжения не может вызвать увеличения числа пар ионов, то величина импульса остается неизменной на протяжении области II. Интервал напря- жений, на протяжении которого величина импульса остается постоянной, зависит от многих факторов, например от природы газа, от расстояния и формы электродов и т. д., но его величина всегда лежит в пределах от 100 до 500 в. Условия, соответствующие области 77, реализуются при измерении ос- и р-частиц, а также рентгеновских и у-лучей с помощью ионизационной камеры. Этим методом можно пользоваться также и в случае нейтронов (см. гл. 11, § 5). Метод ионизационной камеры в его простейшей форме применялся Марией Кюри в 1898 г. и Резерфордом в 1900 г. в некоторых наиболее ранних исследованиях радиоактивности (гл. 5). Камера делается из металла, а электроды представляют собой параллельные пластины, изолированные от стенок камеры (фиг. 27). Можно также пользоваться цилиндрической камерой, в которой роль одного из электродов играют стенки камеры, а другим электродом служит тонкий металлический стер- жень или проволока. Камера наполняется различными газами, например воздухом, двуокисью углерода, азотом, аргоном или метаном, в зависимо- сти от того, для какой цели предназначается прибор. Напряжение подби- рается так, чтобы условия примерно соответствовали середине области 77. В этом случае небольшое изменение напряжения не влияет на величину импульса, что является одним из преимуществ работы детектора излуче- ния в таком режиме. Ионизационные камеры разделяются на две категории: камеры им- пульсного типа, в которых каждая частица, способная вызывать ионизацию,, регистрируется отдельно, и камеры интегрирующего типа, в которых импульсы не разделяются, вследствие чего происходит непрерывное накопление заряда, приводящее или к постепенному уменьшению разно- сти потенциалов между электродами, или к возникновению относительна постоянного тока через камеру. Эти два типа ионизационных камер отли- чаются между собой в основном значением временной постоянной (време- ни срабатывания)1) системы по отношению к частоте попадания ионизую- щих частиц в камеру. Поэтому в ионизационной камере, считающей импульсы, цепь детектора должна иметь очень малое время срабатывания. С другой стороны, ионизационная камера интегрирующего типа должна иметь относительно большое время срабатывания. На фиг. 29 показана упрощенная схема включения ионизационной камеры. Центральный электрод соединен с соответствующим ламповым (линейным) усилителем так, чтобы импульсы усиливались и преобразовы- вались прежде, чем поступить в счетчик (см. ниже). В принципе счетчик импульсов этого типа может регистрировать любую ионизующую частицу или ионизующее излучение, но он особенно удобен для счета ос-частиц и протонов (а также нейтронов). В области 77 (см. фиг. 28) количества собирающегося на электродах заряда, которое определяет величину импульса, равно полному заряду пар ионов, созданных вошедшей в каме- ру частицей. Поэтому величина импульса зависит от произведения удель- х) Временная постоянная RC равна произведению сопротивления В. и емкости С цепи детектора.
II, Приборы для ионизационных измерений 153- Ионизационная камера и_____________________ К усилителю' HI и счетчику "=f=" е Конденсатор Батарея [ В Сопротивление —j— S J! Фиг. 29. Упрощенная схема ионизацион- ной камеры для счета частиц. НОЙ ионизации на расстояние между электродами. Так как а-частицы (и протоны) имеют высокую удельную ионизацию и короткий пробег, то* они создают импульсы значительной величины даже в маленькой камере. В случае импульсов, создаваемых fJ-частицами и у-лучами, удельная ионизация мала, и для их регистрации требуются ионизационные камеры больших размеров и большое внешнее усиление. Поэтому описанный выше метод особенно широко применяется для регистрации а-частиц в присутствии р-частиц и у-лучей. Для этой цели можно пользоваться камерой с плоскопараллельными электродами, отсто- ящими друг от друга на расстоянии 1—2 см. Импульсы на выходе подаются на усилитель, который настраивается так, чтобы регистрировались только большие импульсы, создаваемые а-частицами (или другими частицами с более высокой ионизующей способностью), а малые импульсы от Р-частиц и у-лучей не регистрировались. Исследуемое вещество можно помещать или вне камеры, или наносить на нижний плоский электрод внутри камеры. В первом случае а-частицы входят в камеру через «окошко», Состоящее из очень тонкого слоя слюды, нейлона или пластмассы. Одним из самых замечатель- ных приборов, применяющихся в сочетании с ионизационной каме- рой и линейным усилителем для счета а-частиц, является анализа- тор импульсов. Этот прибор со- стоит из нескольких электриче- ских контуров, пропускающих только импульсы, величина которых больше некоторой минимальной величины (импульсы от р-частиц, у-лу- чей и других внешних излучений исключаются); регистрируемые импуль- сы затем сортируются в соответствии с их величиной. Поскольку а-частицы от разных источников имеют различные энергии и пробеги (гл. 7), они создают в ионизационной камере различное число пар ионов. Таким образом, импульсы будут отличаться по величине. Это дает возмож- ность независимо и одновременно считать а-частицы, испускаемые различ- ными радиоактивными элементами, находящимися в той или иной смеси. Усиленные импульсы от ионизационной камеры можно подавать на* осциллограф и фотографировать на движущуюся пленку, однако на прак- тике чаще пользуются механическим счетчиком. Когда скорость посту- пления импульсов превосходит максимальную скорость счета счетчика, которая составляет от 5 до 10 отсчетов в секунду, в измерительную систе- му включают электронное устройство, называемое пересчетной схемой. Такое устройство обычно позволяет регистрировать с помощью счетчика* один импульс из каждых 2, 4,8, 16 и т. д. Пересчетная схема, регистриру- ющая один импульс из 64, является обычной, но часто применяются прибо- ры и с много более высокими коэффициентами пересчета, так как импульс- ная ионизационная камера может регистрировать отдельные частицы даже' в том случае, когда в нее попадает 100 000 или более частиц в секунду. Часто применяются также пересчетные схемы с коэффициентом пересчета, кратным 10. Число импульсов, регистрируемое счетчиком, будучи умно- жено на соответствующий коэффициент пересчета, дает число а-частиц,„ попадающих в пространство между электродами в ионизационной камере..
154 Глава 6. Измерение ядерных излучений Вместо того чтобы считать полное число импульсов, можно с помощью соответствующих электронных схем регистрировать скорость поступления этих импульсов, т. е. число импульсов, прибывающих за данный короткий промежуток времени. Данные, полученные с помощью счетчика такого типа, могут быть непосредственно использованы для определения перио- дов полураспада. В ионизационной камере интегрирующего типа практически измеряет- ся не число отдельных частиц, а производимая ими полная ионизация. Для этого используются две основные разновидности этого прибора, с помощью которых можно проводить измерения как с а-частицами, так и с Р" и у-лучами. В электростатической ионизационной камере, простей- шим примером которой является электроскоп с золотыми листками, при- менявшийся Беккерелем (гл. 2, § 24) и другими, электроды заряжаются до некоторого потенциала с помощью батареи, которая затем отключается. Камера сконструирована так, что один из заряженных таким образом электродов, действующий как индикатор, перемещается по отношению к положению, которое он занимает, будучи не заряжен. При попадании ионизующих частиц в камеру образуются пары ионов, и каждая из ком- понент пары попадает на электрод противоположного знака. В результате электроды разряжаются и положение электрода, служащего индикатором, изменяется. Скорость движения индикатора служит непосредственной мерой скорости попадания в камеру ионизующих излучений, а изменение положения индикатора связано с полным количеством излучения, попав- шего в камеру. Одной из наиболее простых и широко распространенных ионизацион- ных камер электростатического типа является электроскоп с кварцевой нитью, изобретенный С. Лауритсеноми Т. Лауритсеном в США в 1937 г. Он имеет очень тонкую кварцевую, покрытую металлом нить длиной пример- но 6 жж; эта нить натянута параллельно жесткой горизонтальной метал- лической проволоке, с которой она соединена. Все устройство монтирует- ся на изоляторах в цилиндрическом алюминиевом футляре, который слу- жит как ионизационной камерой, так и одним из электродов. Система из нити и твердой проволоки, представляющая собой другой электрод, заря- жается по отношению к металлическому футляру путем присоединения на короткое время к батарее напряжением от 100 до 200 в. В результате отталкивания между жесткой металлической проволокой и гибкой нитью последняя, действующая как индикатор, смещается из своего нормального положения. Когда на электроскоп действует ионизующее излучение, заряженная проволока и прикрепленная к ней нить собирают ионы, вследствие чего происходит уменьшение заряда; следовательно, взаимное отталкивание уменьшается и нить постепенно возвращается в свое перво- начальное положение. Движение нити наблюдается с помощью микроскопа, в окуляре которого имеется шкала. Скорость движения нити примерно пропорцио- нальна скорости собирания ионов и, следовательно, потоку попадающих в камеру ионизующих излучений. Электроскоп Лауритсена употребляется также для определения полного выхода ионизующих излучений от какого- либо препарата за определенное время. Эта величина измеряется по максимальному отклонению гибкой нити индикатора. Как правило, |3- и у-лучи могут проникать через тонкую алюминиевую стенку ионизацион- ной камеры, но для р-лучей с низкой проникающей способностью, и в осо- бенности для а-частиц, надо пользоваться тонким «окошком» или поме- щать исследуемый образец внутри камеры.
II. Приборы для ионизационных измерений 155 Ионизационная Фиг. 30. Упрощенная схема интегрирующей ионизационной камеры (измеряющей ионный ток). В интегрирующей ионизационной камере второго типа, который широко применяется при исследованиях в области атомной энергии, используется схема, показанная на фиг. 30. В этом приборе непрерывное образование пар ионов вызывает очень слабый, но непрерывный ток через сопротивление R. Величину этого так называемого ионного тока можно определить с помощью лампового вольтметра V, присоединенного парал- лельно сопротивлению R. Ток можно так- же измерить непосредственно чувствитель- ным прибором. Сила тока прямо пропор- циональна скорости попадания ионизую- щего излучения (ос- и ^-частиц, у-лучей и т. д.) в ионизационную камеру. Если нужно измерить fj-излучение в присутствии ос-частиц, то р-лучи вводятся в ионизационную камеру через «окошко», •сделанное из тонкого слоя алюминия. Этого достаточно, чтобы предотвратить по- падание в камеру ос-частиц, не снижая при этом сколько-нибудь значительно интенсив- ности p-излучения. Следует, однако, учесть возможность попадания в каме- ру у-лучей, если последние присутствуют в составе излучения. Иониза- ционные камеры для у-лучей обычно наполняются тяжелым газом, напри- мер аргоном или дифтордихлорметаном (фреоном), часто при высоком давлении; это делается для того, чтобы облегчить у-кванту вырывание элек- трона, способного производить ионизацию. Если, кроме у-излучения, присутствуют также сс- или р-частицы, как это часто имеет место, то их можно исключить с помощью тонкого слоя свинца, который задерживает эти частицы, но почти не поглощает у-лучи. § 4. Пропорциональные счетчики Хотя метод измерения ядерных излучений с помощью ионизационной камеры очень прост и удобен, он имеет, однако, тот недостаток, что часто приходится пользоваться очень чувствительным электрометром или мощ- ным ламповым усилителем. Поэтому были сконструированы другие иони- зационные приборы с большим внутренним усилением. Из фиг. 28 можно видеть, что для данного первоначального числа пар ионов величина импульса в области III больше, чем в области II. Другими словами, в области III имеет место некоторое внутреннее усиление импульсов, причем это усиление растет с увеличением приложенного напряжения. Однако, как указывалось в § 2, величина импульса при данном напряжении пропорциональна первоначальному числу пар ионов, возникающих меж- ду электродами. Поэтому область III называется областью пропорцио- нальности. Эти условия выполняются наилучшим образом в цилиндриче- ской камере, корпус которой играет роль отрицательного электрода (като- да), с расположенной вдоль ее оси проволокой, служащей положитель- ным электродом (анодом). Если напряжение достаточно велико, то гради- ент потенциала вблизи центральной проволоки становится настолько большим, что электроны, создаваемые в процессе первичной ионизации газа ос- или ^-частицами, будут двигаться к ней с очень большой скоростью. В области III скорость электронов становится достаточно большой для того, чтобы они могли вызывать ионизацию других атомов и- молекул в газе; возникающие при этом электроны могут в свою очередь производить
156 Глава 6. Измерение ядерных излучений ионизацию и т. д. Это явление часто называют лавиной Таунсенда, или каскадом Таунсенда, в честь открывшего его ученого (см. § I)1). Таким образом, электрон от каждой первичной пары ионов может привести к образованию большого числа вторичных пар ионов. Полное число пар ионов, создаваемых одной первичной парой, называется коэф- фициентом газового усиления. Этот коэффициент равен единице в области II, но он может возрасти до 104 и даже больше в области III. Величина импульса, создаваемого отдельной частицей, возрастает во много раз, вследствие чего требуется значительно меньшее внешнее усиление. В принципе область пропорциональности может быть использована в при- борах интегрирующего типа, в которых измеряется ионный ток. Однако* при этом необходим очень строгий контроль разности потенциалов между электродами, что делает этот метод практически непригодным. Поэтому всегда производится определение числа импульсов, откуда и происходит название пропорциональный счетчик. Как было указано выше, пропорциональный счетчик состоит из цилин- дрической трубки и натянутой вдоль ее оси проволоки, которая присое- диняется к положительному полюсу батареи. Величина приложенного- напряжения может меняться от 500 до 800 в (и выше), чтобы использовать явление газового усиления. Для наполнения пропорциональных счет- чиков применяются различные газы. Чаще всего применяется смесь, состоящая из простого газа, например водорода или аргона, при котором' получается высокое газовое усиление, и более сложного газа, например, двуокиси углерода, метана, пентана и т. д., обеспечивающего устойчи- вость работы. Типичным примером такой смеси газов может служить метан с примесью от 10 до 25% по объему аргона. Давление газа обычно ниже атмосферного. Однако в одной экспериментальной работе^ применялся пропорциональный счетчик заряженных частиц, в который непрерывно поступал метан при атмосферном давлении, причем исследуемое вещество находилось внутри счетчика. Вследствие пропорционального характера усиления а-частица будет создавать в счетчике больший импульс, чем ^-частица или у-квант, так же как это имеет место в ионизационной камере. Поэтому пропорциональ- ные счетчики особенно удобны для измерения числа а-частиц в присут- ствии р-частиц и у-лучей. С помощью соответствующих устройств можно исключить импульсы меньшей величины и регистрировать лишь большие импульсы, вызываемые а-частицами. Если приложенное напряжение поддерживать примерно постоянным, то импульсы от а-частиц можно разделять на группы по величине с помощью анализатора импульсов (§ 3 настоящей главы). Пропорциональным счетчиком можно также поль- зоваться для регистрации р-частиц, излучаемых отдельно или в присут- ствии а-частиц, как это было описано выше в случае ионизационных камер. Кроме того, пропорциональный счетчик может быть использован при регистрации нейтронов (гл. И, § 5). § 5. Счетчики Гейгера — Мюллера При радиоактивных измерениях широко пользуются прибором, изве- стным под названием счетчика Гейгера—Мюллера, или сокращенно счетчика Гейгера. Так как приемная часть имеет обычно форму трубки, ]) Одно время полагали, что лавинная ионизация производится также положи- тельными ионами. Эта точка зрения считается в настоящее время неверной, так как из- вестно, что положительные ионы не приобретают достаточной для этой цели энергии»-
II. Приборы для ионизационных измерений 157 часто' употребляется также название «трубка Гейгера — Мюллера». Эти приборы работают на том участке кривой фиг. 28, который обозначен как область V. Область IV, которая лежит между областью пропорцио- нальности и областью, используемой в счетчиках Гейгера — Мюллера, не используется при исследованиях радиоактивности. В области VI потен- циал настолько велик, что, как только происходит ионизация в газе, воз- никает непрерывный электрический разряд; поэтому этой областью нель- зя пользоваться для счета импульсов. Существенное различие между пропорциональной и гейгеровской областями состоит в том, что в первой области электрон от одной пары ионов вызывает образование лавины только вдоль своего пути по направ- лению к нити, тогда как в гейгеровской области лавина распространяет- ся по всей длине центральной проволоки. В пропорциональной области величина импульса меняется в зависимости от числа первичных пар ионов, а в счетчиках Гейгера усиление настолько велико, что величина импульса почти не зависит от числа первичных пар ионов, как это можно видеть из фиг. 28. Несмотря на большое усиление в гейгеровской области, разряд здесь не является непрерывным, как в области VI. Это обусловлено раз- личием в поведении отрицательных и положительных ионов в образовав- шейся лавине. Отрицательные ионы — в основном электроны — достига- ют центральной проволоки (анода) за очень короткое время. Однако поло- жительные ионы, представляющие собой заряженные молекулы газа, движутся гораздо медленнее к стенкам трубки, которые служат катодом. В результате вблизи анода образуется положительный пространственный заряд; поэтому эффективная разность потенциалов вблизи анода умень- шается и разряд прекращается. Характерные свойства гейгеровской области можно рассматривать и с другой точки зрения. Представим себе, что слабый источник ионизую- щего (а-, Р" или у-) излучения помещен вблизи прибора, подобного про- порциональному счетчику и состоящего из цилиндрического отрицатель- ного электрода (катода) с натянутой в центре проволокой, играющей роль 'Положительного электрода (анода). Этот прибор соединен с устройством, -которое может регистрировать только относительно большие импульсы, а малые импульсы не регистрирует. При увеличении разности потенциалов, приложенной между электродами,число импульсов, регистрируемых в мину- ту, будет меняться так, как это показано на фиг. 31. Пока разность потен- циалов между электродами не достигнет величины, которая называется стартовым потенциалом, импульсы будут слишком малы и вообще не будут регистрироваться. С возрастанием потенциала газовое усиление также возрастает и будет регистрироваться все большее число импульсов. В конце концов, когда будет достигнут гейгеровский пороговый потенциал, соответствующий началу области V на фиг. 28, число импульсов в минуту станет примерно постоянным (горизонтальная часть кривой на фиг. 31). •Область потенциала, соответствующая этой части кривой, называется гейгеровским плато. За этим плато имеет место непрерывный разряд, и счет импульсов невозможен (область VI). Напряжения, соответствующие пороговому потенциалу и области плато, зависят, как и следовало ожидать, от конструкции счетчика и от •природы и давления наполняющего его газа. Счетчики Гейгера—Мюлле- ра в большинстве случаев наполняются газом при давлении ниже атмо- сферного, причем плато может иметь протяженность в 200 или 300 в в области от 800 до 1500 в. Рабочее напряжение обычно выбирается так, чтобы оно было несколько меньше значения напряжения, соответствую-
158 Глава 6. Измерение ядерных излучений щего середине плато. Коэффициент газового усиления при этом может достигать значения, равного 108 и более, для частицы, вызывающей слабую ионизацию. На кривой фиг. 31 плато горизонтально; это идеальный слу- чай, на практике же оно имеет небольшой наклон. Однако этот наклон должен быть малым для того, чтобы счетчик Гейгера — Мюллера работал удовлетворительно, так как одним из главных достоинств счетчиков этого типа является то, что число импульсов от данного источника, регистрируе- мых за минуту, остается постоянным, несмотря на возможные колебания напряжения. Это условие соблюдается только тогда, когда плато почти Приложенное напряжение Фиг. 31. Зависимость от при- ложенного напряжения числа импульсов в минуту, возни- кающих под действием иони- зующего излучения. А — стартовый потенциал; В — гейгеровский пороговый по- тенциал; С — гейгеровское плато; D — потенциал непрерывного разряда. горизонтально, как на фиг. 31. Одной из неприятных особенностей счет- чика Гейгера — Мюллера является то, что при возникновении лавины под действием ионизующей частицы образующийся в ре- зультате разрядный импульс может продол- жаться в течение некоторого времени. Если другая частица попадет в счетчик прежде,, чем разряд прекратится, то импульс, кото- рый она создаст, наложится на предыдущий импульс и т. д. Другими словами, отдель- ные импульсы не будут разрешаться, и, сле- довательно, их нельзя будет сосчитать. Про- должение разряда, или, точнее, образованно многократного разряда, по-видимому, обяза- но своим происхождением положительным ионам. Достигая стенок счетчика Гейгера — Мюллера, положительные ионы выбивают из них электроны; последние быстро дви- жутся к аноду, и, таким образом, закончив- шийся перед этим разряд возникает вновь Имеются два основных способа подав- ления, или гашения, разряда с целью по- вышения разрешающей способности счетчика Гейгера — Мюллера. В так называемом самогасящемся счетчике наполняющим газом являет- ся смесь аргона с несколькими процентами многоатомного органиче- ского газа или пара, например метана, этана или этилового спирта. Аргон служит для того, чтобы обеспечить высокую удельную ионизацию и низкий начальный потенциал, тогда как органические молекулы гасят разряд. Так как гасящее соединение ионизуется легче, чем аргон, то обра- зовавшиеся вначале положительные ионы аргона отдают свои заряды орга- ническим молекулам, так что практически только ионы последних дости- гают стенок счетчика. В результате энергия, которая в отсутствие органи- ческих молекул была бы затрачена на вырывание электронов, теперь тратится на разложение молекул гасящего вещества1). Некоторые из разложившихся продуктов откладываются на стенках счетчика и на центральном электроде, ограничивая тем самым время жизни самогасящихся счетчиков. Тем не менее хороший счетчик может сосчитать до миллиарда (т. е. до 109) импульсов, прежде чем станет неэф- фективным. Его можно затем открыть, вычистить и наполнить заново газом. В последнее время в качестве гасителя стали употреблять вместо органи- т) Играют роль также некоторые другие факторы, о которых здесь нет необхо- димости упоминать.
II. Приборы для ионизационных измерений 159’ ческих соединений галогены, например хлор или бром. Самогасящиеся счетчики такого типа имеют относительно низкий пороговый потенциал; они имеют также практически неограниченное время жизни, так как атомы,, образующиеся в результате разложения молекул галогенов, рекомбини- рую! и опять образуют молекулы. Так, например, запатентованный счет- чик Гейгера — Мюллера, содержащий аргон с малыми количествами ксенона, кислорода и азота, считается самогасящимся и имеющим беско- нечное время жизни. В несамогасящемся счетчике Гейгера наполняющим газом служит аргон 98-процентной чистоты, причем возможно, что малое количество примеси (до 2%) играет полезную роль. Гашение разряда достигается с помощью внешнего сопротивления или с помощью вспомогательной электронной схемы. При этом после каждого импульса напряжение авто- матически понижается ниже начального значения, а затем восстанавли- вается к моменту прихода следующего импульса. Поскольку разложения газа не происходит, счетчик этого типа имеет очень долгое время жизни. Счетчики Гейгера — Мюллера, самогасящиеся и несамогасящиеся,. имеют разрешающее время около 2-10"4 сек; другими словами, частицы, приходящие через интервалы, величина которых не меньше 2-10"4 сек, будут давать отдельные импульсы. Если частицы будут приходить с равно- мерной скоростью, т. е. через равные промежутки времени, то максималь- ное число импульсов, которое можно сосчитать за секунду, будет рав- но 5000. Однако испускание радиоактивных частиц случайно по своему характеру и никоим образом не происходит равномерно; следовательно, практически возможная скорость счета будет меньше этого максимального значения. Во всяком случае всегда существует вероятность, что две или более частицы придут одна за другой через такой короткий промежуток времени, что их нельзя будет регистрировать отдельно, ина такие потери должна бьпь сделана поправка. Эта поправка на «совпадения» возрастает с увеличением разрешающего времени счетчика и действительной скоро- сти счета. Для очень быстрого счета необходимо пользоваться пересчетной схе- мой в соединении со счетчиком Гейгера. Счетчик Гейгера почти всегда, употребляется для определения интенсивности излучения, воспринимае- мого в данной точке. Для этой цели выход счетчика присоединяется (обыч- но без дополнительного усиления) к механическому счетчику (§ 3 настоя- щей главы). Счетчики Гейгера — Мюллера изготовляются самой различной формы и размера: длиной от 1 см до 1 м и диаметром от 0,3 до 10 см. Стенки могут быть сделаны из металла, например из меди, или же металлический цилиндр может быть укреплен внутри стеклянной трубки (фиг. 32). Можно также покрыть внутреннюю поверхность стеклянной трубки тонким слоем про- водящего вещества, например серебра или графита. Центральная проволока, которая играет роль анода, обычно вольфрамовая, толщиной от 0,02 до 0,05 мм. Как указывалось выше, выбор газа, наполняющего счетчик, зависит от типа последнего. Давление обычно меньше атмосферного, но в некоторых случаях может быть равно атмосферному. Счетчики Гейгера— Мюллера применяются главным образом для регистрации [3- и у-излуче- ний — отчасти потому, что трудно сделать счетчики с окошками, доста- точно тонкими для того, чтобы через них могли проходить а-частицы. Если проникающая способность P-излучения мала, то можно пользовать- ся очень тонким стеклянным или слюдяным окошком, через которое- Р-частицы могут пройти.
1160 Глава 6. Измерение ядерных излучений Следует отметить, что впервые счетчик частиц, основанный на явле- нии ионизации газа, был применен Резерфордом и Гейгером в 1908 г. для ^чета ос-частиц с целью определения их заряда (гл. 2, § 26). Прибор состоял из медного цилиндра длиной примерно 20 см и с внутренним диаметром 1,7 см, вдоль оси которого была натянута тонкая изолированная от цилин- дра проволока, присоединенная к положительному полюсу батареи. «В наших экспериментах,— пишут Резерфорд и Гейгер, — ос-частицы могли пролетать через газ, находящийся при низком давлении и подвергающий- ся действию электрического поля, значение которого было несколько ниже напряжения пробоя. Таким образом, небольшая ионизация, созда- ваемая одной ос-частицей при прохождении ее через газ, могла увеличи- ваться в несколько тысяч раз. Внезапный ток через газ, возникающий при Центральная проволока (анод) Стеклянная трудна Металлический цилиндр (катод) Фиг. 32. Схема простого счетчика Гейгера — Мюллера. попадании ос-частицы в цилиндр, увеличивался настолько, что вызы- вал заметное движение иглы обычного электрометра». Пользуясь таким прибором, который, по-видимому, работал в области пропорциональности, Резерфорд и Гейгер могли регистрировать ос-частицы от радия С. В 1913 г. Гейгер несколько усовершенствовал конструкцию счетчиков частиц, что позволило работать в области V; однако современные счет- чики Гейгера — Мюллера, обладающие высокой чувствительностью, были разработаны Гейгером совместно с Мюллером в Германии в 1928 г. Сле- дует заметить, что все более и более широкое применение счетчиков Гей- гера — Мюллера, так же как ионизационных камер и пропорциональ- ных счетчиков, было в значительной степени обусловлено прогрессом в разработке электронных схем, который имел место за последние годы. В связи с этим следует упомянуть швейцарского физика Грейнахера, который в 1924 г. впервые применил для усиления импульсов, создавае- мых ионизующими частицами, схемы с электронными лампами. § 6. Применение ионизационных приборов Описанные выше приборы применяются как для обнаружения ядерных излучений, так и для их измерения. В некоторых случаях, например при поисках минералов урана или для защиты от излу- чений (см. гл. 19), требуется знать, присутствует ли радиоактивное веще- ство, и, если возможно, определить приблизительно его количество. Для этой цели очень удобно'пользоваться счетчиком Гейгера в соединении с механическим счетчиком. Высокое напряжение можно получить от маленькой батареи, соединенной с вибратором, а большое внутреннее усиление делает ненужным усиление при помощи электронных ламп. Счетчики Гейгера редко применяются для регистрации а-частиц, так как последние имеют короткий пробег в воздухе и малую проникающую спо- собность. Но таким путем можно регистрировать как ^-частицы, так и у-лучи;
III. Другие методы измерения излучений 161 снабжая счетчик тонким окошком или толстой заслонкой, можно по жела- нию или впускать в счетчик р-частицы, или закрывать им доступ в него. Для обнаружения и грубого измерения интенсивности а-частиц обычно пользуются пропорциональными счетчиками. Для количественных измерений, даже не особенно точных, счетчик Гейгера — Мюллера не всегда оказывается удовлетворительным. Точные измерения подобного рода можно, однако, производить с помощью ионизационных камер интегрирующего типа и ионизационных камер, счита- ющих отдельные импульсы, а также пропорциональных счетчиков. Поль- зуясь так называемыми дискриминаторами, срезающими малые импульсы, можно применять эти приборы для регистрации а-частиц. Этими же прибо- рами можно измерять |3- и у-излучения, пользуясь соответствующими окошками. Вообще говоря, ионизационные камеры, в которых отсут- ствует внутреннее газовое усиление, лучше применять для регистрации излучений с большей ионизующей способностью. Ионизационные камеры и пропорциональные счетчики имеют малое разрешающее время, благо- даря чему возможны большие скорости счета. В этом отношении они зна- чительно превосходят счетчики Гейгера — Мюллера, которые недостаточ- но надежны даже для грубых измерений, если скорость счета превосходит 5000 отсчетов в секунду. При абсолютных измерениях необходимо знать геометрическую эффек- тивность, или геометрию счетчика, т. е. долю (или процент) общего числа испускаемых источником частиц, попадающих в счетчик. Эту величину обычно определяют при помощи стандартного радиоактивного источника. Стандартные источники а-частиц можно приготовить из урана; стандарт- ные источники и у-излучений делаются из естественных или искусствен- ных радиоактивных элементов. Если счетчиком пользуются не для абсолют- ных, а для сравнительных измерений, как это часто имеет место, то тре- буется лишь, чтобы геометрия оставалась всегда одинаковой. Это дости- гается стандартизацией рабочей операции. III. ДРУГИЕ МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЯ ИЗЛУЧЕНИИ § 7. Сцинтилляционные счетчики С 1947 г. большое распространение получил один из наиболее старых методов счета частиц — метод, основанный на возникновении маленьких вспышек света (сцинтилляций) при воздействии ядерных излучений на некоторые вещества. Механизм возникновения этих сцинтилляций очень сложен; в основном он заключается в первоначальном образовании возбуж- денного (обладающего более высокой энергией) электронного состояния молекул (или атомов) или (в некоторых неорганических твердых вещест- вах) малой области кристалла. При этом избыточная энергия, получаемая непосредственно или косвенным путем от ядерного излучения, испускает- ся затем в течение очень короткого времени в виде вспышки света. Беккерель обнаружил в 1899 г. во время своих первых исследований радиоактивности, что радиоактивные излучения подобно рентгеновским и катодным лучам способны вызывать люминесценцию некоторых веществ, например сернистого цинка, платиносинеродистого бария и алмаза. Это свойство радиоактивных излучений, обусловленное главным образом испусканием а-частиц, было использовано Кюри и Дебьерном при иссле- довании газообразных эманаций (гл. 5, § 6). В 1903 г. Крукс (Англия) 11 С. Глесстон
162 Глава 6. Измерение ядерных излучений и Эльстер и Гейтель (Германия) независимо сообщили, что люминесценция, вызываемая а-частицами в сернистом цинке, не однородна, а состоит из большого числа отдельных вспышек, которые можно наблюдать в микро- скоп1). Годом позднее Резерфорд писал в первом издании своей книги «Радиоактивность»: «Наблюдая сцинтилляции сернистого цинка, мы являемся свидетелями эффекта, вызываемого столкновением ... отдельных атомов материи [т. е. а-частиц]... Это представляет собой очень удоб- ный способ счета частиц..., если каждая частица вызывает вспышку света». В то время Резерфорд не считал такое явление очень вероятным, но позднее совместно с Гейгером он доказал, что оно действительно имеет место. Первая попытка счета а-частиц путем наблюдения вызываемых ими в алмазе сцинтилляций была осуществлена Регенером в Германии в 1908 г. Примерно в то же время Резерфорд и Гейгер произвели сравнение числа сцинтилляций, возникающих на экране из сернистого цинка под дей- ствием источника радия С, с числом импульсов в электрическом (иониза- ционном) счетчике (§ 5 настоящей главы). В обоих случаях число импуль- сов оказалось примерно одинаковым, из чего следовало, что если каждая а-частица вызывает отдельный импульс в счетчике, то она также вызывает одну сцинтилляцию. Таким образом, Резерфорд и Гейгер установили воз- можность применения сцинтилляционного метода для счета а-частиц. Этот метод был использован Гейгером и Марсденом в 1910 г. для исследова- ния рассеяния а-частиц при прохождении через тонкие слои металлов (гл. 4, § 3), а тацжев 1913 г., когда они получили подтверждение уравнения Резерфорда (гл. 4, § 4). Этот метод применялся также Чадвиком и други- ми для определения заряда ядра (см. гл. 4, § 6). До 30-х годов, когда развитие радиоламповых схем упростило реги- страцию электрических импульсов, сцинтилляционный метод, включаю- щий утомительные визуальные наблюдения, был фактически единствен- ным методом количественного и качественного исследования а-частиц. Затем в результате описанного выше прогресса в методах отсчета сцинтил- ляционный метод оказался забытым. Однако в последнее время интерес к нему возродился, главным образом по двум причинам. Во-первых, было открыто, что некоторые органические соединения в твердом состоянии пли в растворе, так же как и неорганические вещества, сцинтиллирующие под действием ядерных излучений, прозрачны для света, который они испускают. Вследствие этого оказалось, что, пользуясь большими коли- чествами сцинтиллятора (или фосфора), можно обеспечить большую веро- ятность взаимодействия с излучением и высокую чувствительность. Во-вторых, был изобретен электронный умножитель с фотоэлектрическим катодом (фотоумножитель). Излучаемый при одной сцинтилляции свет, который слишком слаб, чтобы его можно было измерить непосредственно, вызывает в результате фотоэлектрического эффекта испускание электро- нов из катода умножителя. Число электронов сильно возрастает и в конце концов получается измеримый импульс тока. Последний можно записать с помощью счетчика или измерителя скорости счета, как это было ука- зано выше. т) Крукс сконструировал небольшой прибор для наблюдения сцинтилляций, который он назвал «спинтарископом» (от греческого «спинтарис»— искра). Этот при- бор состоит из латунной трубки, на одном конце которой находится экран из серни- стого цинка; на расстоянии 1 мм от экрана помещается крупинка радиоактивной соли, а па другом конце находится линза. Подобные сцинтилляции можно наблюдать, если рассматривать в темноте при помощи линзы цифры на люминесцирующем циферблате часов.
III. Другие методы измерения излучений 163 Впервые сцинтиллятор совместно с фотоумножителем был применен для счета частиц английскими учеными Кэрреном и Бейкером при иссле- дованиях, проводившихся во время второй мировой войны и опублико- ванных в 1944 г. Однако основным стимулом существующего в настоящее время интереса к этому методу измерения излучений послужила работа Кальмана (Германия), который использовал большой прозрачный кристалл органического вещества (нафталина) в качестве фосфора совместно с фото- умножителем. Подобного рода простая система показана схематически на фиг. 33. Кристалл фосфора, окру- женный тонкой алюминиевой фольгой, укрепляется над фотоумножителем вблизи катода. Гамма-квант или части- ца, испускаемая каким-либо радиоак- тивным источником, входит в фосфор, вызывает вспышку света, под дейст- вием которой фотокатод испускает электроны; эти электроны затем попа- дают в умножитель и дают относи- тельно большой электрический импульс на выходе. Вначале в качестве фосфора при- менялся нафталин, но затем было най- дено, что другие подобные ему органи- ческие соединения, состоящие из не- скольких связанных бензольных колец, являются лучшими сцинтилляторами. Они могут быть получены в виде боль- ших прозрачных кристаллов, и воз- никающие в них вспышки света более ст» и г. 33. Схематическое изображе- ние сцинтилляционного счетчика. интенсивны, чем в нафталине, так что в результате получаются большие вы- ходные импульсы. Из твердых органи- ческих сцинтилляторов наилучшим, по-видимому, является антрацен. Дальнейшим значительным шагом вперед явилось открытие того фак- та, что некоторые растворы органических соединений также могут иг- рать роль фосфоров. Хотя они не так эффективны, как чистые кристаллы, однако возможность их применения исключает проблему выращивания хороших кристаллов. Жидкий сцинтиллятор содержит два главных компонента: раствори- тель — обычно толуол или ксилол, и основное растворенное вещество, например несколько процентов терфенила или дифенил оксазоля. Оказывается, что большая часть энергии ядерного излучения поглощается растворителем, который сам по себе не является сцинтиллятором, а потом переходит к растворенному веществу, которое и испускает свет. Иногда добавляют небольшое количество другого растворенного вещества, кото- рое вызывает изменение (увеличение) длины волны испускаемого света. При больших длинах волн прозрачность жидкости больше, вследствие чего теряется меньше света; кроме того, при этом увеличивается чувстви- тельность фотоумножителя. Другим "Типом органического сцинтиллятора, занимающим промежу- точное положение между твердыми кристаллом и раствором, является пластический сцинтиллятор. Приготовляется раствор основного вещества (иногда с добавлением вещества, вызывающего сдвиг длины волны) 11*
164 Глава 6. Измерение ядерных излучений в каком-либо веществе, например в винилтолуоле или стироле, которое может быть легко превращено путем полимеризации в твердое пласти- ческое тело; в результате получается вполне удовлетворительный сцинтил- лятор. Из этого прозрачного материала можно вырезать сцинтиллятор желаемой формы. Существует еще один важный тип сцинтилляторов, а именно неоргани- ческие вещества, которые в противоположность органическим соединениям в чистом виде не сцинтиллируют; в этом случае необходимо присутствие небольшого количества какого-либо активатора. Одним из лучших неорга- нических сцинтилляторов, особенно для у-лучей, является кристаллический иодистый натрий, активированный таллием (примерно 0,1%). Применяют- ся также другие щелочно-галоидные соединения, например хлористый или иодистый калий. Очень эффективным сцинтиллятором является серни- стый цинк с примесью серебра в качестве активатора, однако его трудно получить в виде больших монокристаллов и поэтому он применяется главным образом для счета а-частиц, так как последние имеют очень малую длину пробега. В 1954 г. возник вопрос о возможности применения газообразных сцинтилляторов ввиду их чрезвычайно быстрого времени срабатывания. Входящие в состав атмосферы инертные газы — аргон, криптон и ксе- нон — под действием ядерных излучений дают сцинтилляции в ультра- фиолетовой области спектра. С помощью соответствующего вещества, вызывающего сдвиг длины волны, вспышки превращаются в видимый свет, вследствие чего фотоумножитель используется наиболее эффективно. Жид- кий и твердый ксенон, который по сравнению с газом имеет то преимуще- ство, что у него больше тормозящая способность по отношению к ядерным излучениям, также может действовать как сцинтиллятор. Несмотря на большое разнообразие фосфоров, обычно в зависимости от обстоятельств можно отдать предпочтение тому или иному из них, так как они ведут себя несколько различным образом. Так, иодистый натрий (с таллием) является в высшей степени эффективным сцинтиллятором, поскольку это касается светового выхода, однако световой импульс в этом случае имеет относительно большое время спадания по сравнению с орга- ническими фосфорами; следовательно, им нельзя пользоваться в том случае, когда требуется очень быстрая реакция (т. е. хорошее разрешение во времени). Однако иодистый натрий благодаря своей высокой плотности имеет большую тормозящую способность по отношению к у-лучам и, сле- довательно, является очень эффективным счетчиком у-квантов. Кроме того, величина выходного импульса в этом сцинтилляторе с большой сте- пенью точности пропорциональна энергии кванта, так что с его помощью, пользуясь импульсным анализатором, можно разделять и считать у-кванты различных энергий от отдельного источника или от смеси ве- ществ. В тех случаях, когда это необходимо, можно также измерять и абсолютные значения энергии квантов. Органические сцинтилляторы при эквивалентных условиях дают меньшие световые импульсы, чем иодистый натрий с таллием; но так как они имеют более короткое время высвечивания, то возможны большие скорости счета. Время спадания интенсивности свечения в жидких и плас- тических сцинтилляторах еще меньше, чем в кристаллах, но световой вы- ход также меньше. Счетчики с жидкими фосфорами могут иметь очень боль- шие размеры и самую различную форму. Так, специальный счетчик в Лос- Аламосской лаборатории, служащий для определения полной радиоактив- ности человеческого тела, имеет достаточно большие размеры для
III. Другие методы измерения излучений 165 того, чтобы в нем мог поместиться взрослый человек. Для обнаружения неуловимой частицы, известной под названием нейтрино (гл. 7, § 10), применялись три счетчика, каждый из которых содержал примерно 1600 л жидкости. Сцинтилляционные счетчики находят все больше и больше примене- ний вследствие их простоты, пригодности для различного рода изме- рений, высокой чувствительности ко всем видам ядерного излучения, быстрой реакции, очень малого времени разрешения и способности сорти- ровать фотоны и измерять их энергии. Для некоторых целей, особенно при регистрации у-лучей, ими удобнее пользоваться, чем счетчиками Гейге- ра — Мюллера, вследствие их большей точности, более высокой эффек- тивности и меньшего времени разрешения. Счетчик Гейгера — Мюллера регистрирует примерно! % входящих в него у-квантов, тогда как сцинтил- лятор из йодистого натрия может легко регистрировать 50% у-квантов главным образом благодаря большей плотности материала. Кроме того, хотя этот сцинтиллятор работает медленнее по сравнению с органическим фосфором, однако он имеет много более короткое время срабатывания, чем счетчик Гейгера. Сцинтилляционные счетчики применяются не только для счета частиц, но и для других целей, так как они отличаются чрезвычайно малым време- нем срабатывания. Во многих случаях вспышка света продолжается лишь несколько миллиардных долей секунды. Поэтому приборы такого типа используются для точного определения времени появления ядерных частиц, движущихся с очень большими скоростями. Так, например, сцинтилляционные счетчики применялись при открытии антипротона (гл. 2, § 20), когда нужно было считать частицы, проходящие расстояние 12 м за 51 миллиардную долю секунды. § 8. Черепковские счетчики При исследовании различных ядерных частиц и фотонов высокой энергии значительную роль играет другой тип счетчиков, основанный на возникновении так называемого черепковского излучения. В 1934 г. русский физик Черенков обнаружил, что вода и другие прозрачные вещества, например стекло и слюда, испускают под действием у-излучения слабый голубовато-белый свет1). Свет испускается главным образом в направле- нии пучка у-лучей и имеет непрерывный спектр от красной области до ультрафиолетовой. Объяснение этого явления было дано тремя годами позднее Франком и Таммом (СССР). Было показано, что черенковское из- лучение представляет собой своего рода электромагнитную ударную вол- ну, возникающую, когда электрически заряженная частица проходит через среду со скоростью, превышающей скорость света в среде2 * *). Идея об использовании люминесцентного черепковского излучения в соединении с фотоумножителем для счета отдельных заряженных частиц (или фотонов) высокой энергии была выдвинута Геттингом (США) в 1947 г. Вскоре после этого Дике сделал первую попытку построить такой счет- чик. Дальнейшее развитие идея черенковского счетчика получила в рабо- те Джелли (Англия) в 1951 г. Черепковский счетчик в его простейшей форме подобен сцинтилляционному счетчику с той лишь разницей, что х) Аналогичный эффект наблюдался в воде Малле во Франции в 1929 г. 2) Скорость света в жидкости или в твердом теле значительно меньше, чем в ва- кууме или в воздухе. Например, в воде скорость света равна 2,25-Ю10 см/сек, а в обыч- ном стекле— примерно 2-1010 см/сек по сравнению с 3,00-1010 см/сек в вакууме.
166 Глава 6. Измерение ядерных излучений в нем вспышки света гораздо слабее. Обладающие большой энергией час- тицы или фотоны входят в сосуд, содержащий прозрачную жидкость, например воду, или в кусок стекла. Внутренние стенки сосуда серебрятся или окрашиваются в белый цвет, для того чтобы они отражали весь воз- никающий свет на катод чувствительного фотоумножителя. Таким образом, можно производить отсчет выходных импульсов. Черепковский счетчик в его различных формах нашел применение при исследовании мезонов и других частиц, присутствующих в космичес- ких лучах, а также различных частиц и фотонов высокой энергии, получа- емых в лаборатории. Черепковские счетчики отличаются не только тем, что они имеют исключительно малое время разрешения, так как световой импульс от отдельной частицы обычно продолжается меньше 10"9 сек. Они имеют также и другие специфические особенности, повышающие их ценность. Вследствие того что излучение в данной среде возникает толь- ко тогда, когда скорость заряженных частиц больше скорости света в этой среде, черепковский счетчик можно применять как пороговый детектор, т. е. регистрировать только те частицы, скорость (или энергия) которых превосходит некоторое определенное значение. Угол между направлением испускаемого света и траекторией попада- ющей в счетчик частицы зависит от скорости последней. Поэтому череп- ковским счетчиком можно пользоваться для определения скоростей (или энергий) частиц. Частицы различной массы можно различать двумя спосо- бами: во-первых, при одной и той же скорости частиц, т. е. для одного и того же черепковского угла, яркость вспышки (и величина выходного импульса) пропорциональна квадрату атомного номера; во-вторых, для одной и той же кинетической энергии или одного и того же пробега ско- рость частицы обратно пропорциональна корню квадратному из массового числа. Черепковский счетчик является уникальным и с других точек зрения, но и того, что сказано, достаточно, чтобы понять ту роль, кото- рую он играет при изучении частиц высоких энергий. § Кристаллические счетчики Еще один метод счета ядерных частиц был предложен Ван-Хеерде- ном в Голландии в 1945 г. Уже в течение нескольких лет было известно, что некоторые кристаллы, которые в нормальных условиях плохо прово- дят электричество, подобно газам становятся проводниками под действием ионизующих излучений. Если кристалл поместить между двумя электро- дами, к которым приложена разность потенциалов, то каждая ионизую- щая частица будет вызывать импульс тока, который можно усилить и зарегистрировать. Ван-Хеерден пользовался кристаллом хлористого серебра, который приходилось охлаждать жидким воздухом, для того чтобы добиться желаемого эффекта. Позднее было замечено, что некоторые (но не все) алмазы могут реагировать на у-излучение (и, вероятно, на P-излучение) при обычных температурах. Таким путем можно получать чрезвычайно короткие импульсы, что делает возможной запись очень кратковременных процессов. Кроме хлористого серебра, применение которого требует низких тем- ператур, и алмаза, который дорого стоит, был найден ряд сравнительно дешевых веществ, подобным же образом реагирующих на излучение при обычных температурах. Особенно хорошим материалом является сульфид кадмия (со следами примесей, играющими роль активаторов), который уже давно был известен как фотопроводник, т. е. о котором было известно,
IV. Треки ионизующих частиц 167 что он становится проводником как под действием обычного света, так и под действием излучений с более короткой длиной волны, например рент- геновских лучей и у-лучей. Время срабатывания сульфида кадмия доволь- но велико и поэтому его нельзя применять для регистрации отдельных частиц. Однако его можно использовать в простом устройстве интегрирую- щего типа (§ 3 настоящей главы) для наблюдения у-излучения. Это устрой- ство состоит из кристалла, батареи и прибора, измеряющего интенсив- ность излучения. § 10. Статистические ошибки счетчиков Все индивидуальные ядерные процессы имеют, по-видимому, случай- ный характер, хотя в том случае, когда исследуется большое число таких процессов, проявляется определенная вероятность их возникновения. Если рассматривается какое-нибудь отдельное радиоактивное ядро, то нельзя предсказать, когда именно оно испустит частицу. Однако для систе- мы, состоящей из большого числа ядер данного типа, вероятность того, что какое-либо ядро испустит частицу, определяется постоянной распада (гл. 5, § 9). Такие же общие рассуждения применимы к любым ядерным процессам. Одним из следствий случайной природы ядерных процессов является то, что если одним и тем же счетчиком, на который действует постоянный источник ионизующих частиц, производятся два последовательных отсчета за одинаковые промежутки времени, то результаты будут, как правило, несколько отличаться друг от друга. Такое различие называют стати- стической ошибкой счетчика. Эта ошибка обязана своим происхождением случайной природе регистрируемых процессов. Вероятную ошибку можно вычислить теоретически, но с практической точки зрения важно отметить, что величина этой ошибки уменьшается при увеличении числа регистри- руемых импульсов. IV. ТРЕКИ ИОНИЗУЮЩИХ ЧАСТИЦ § 11. Ионы как центры конденсации Хотя ионизационные камеры, счетчики Гейгера, сцинтилляционные счетчики и другие устройства неоценимы для счета ионизующих частиц, однако для другого рода исследований таких частиц оказался очень полезным прибор, известный под названием камеры Вильсона. Основные принципы работы этой камеры были открыты английским физиком Виль- соном в 1896 г. Подобно Таунсенду, исследования которого привели к развитию методов счета ос- и р-частиц (§ 1 настоящей главы), Вильсон работал в знаменитой Кавендишской лаборатории, которой в то время руководил Дж. Дж. Томсон. В 1911 г. Вильсону удалось сконструировать первую модель прибора, который впоследствии сделал возможным открытие положительного электрона, или позитрона (гл. 2, § 18), а также различных мезонов. Воздух, находящийся в закрытом сосуде, может быть насыщен пара- ми воды или любой другой жидкости, причем количество пара, необходи- мое для получения насыщения, уменьшается при понижении температуры. Пусть сосуд Л, содержащий воздух, насыщенный парами воды, закрывает- ся поршнем 5, который удерживается в данном положении давлением находящегося под ним воздуха (фиг. 34). Предположим, что с помощью
168 Глава 6. Измерение ядерных излучений Свет D Фиг. 34. Схема камеры Вильсона. частицы пыли. Позднее он показал, вентиля С давление под поршнем В внезапно уменьшается и поршень падает; это вызовет мгновенное расширение газа в сосуде А. Такое внезап- ное адиабатическое расширение вызовет охлаждение воздуха, который, таким образом, будет теперь содержать больше водяного пара, чем это необходимо для насыщения при понизившейся температуре. Если в возду- хе присутствуют частицы пыли, то они будут играть роль центров конден- сации, и избыток водяного пара будет выделяться в виде маленьких капе- лек жидкости, образуя облако или туман. Если частицы пыли отсут- ствуют, то воздух будет пересыщен паром и конденсации не будет наблю- даться, пока не произойдет значительного расширения, сопровождаемого заметным падением температуры. В 1887 г. немецкий физик Гельмгольц нашел, что электриза- ция вызывает конденсацию в стру- ях пара, а Дж. Дж. Томсон в 1893 г. дал теоретическое объяснение это- му факту. Однако лишь Вильсон в 1896 г. открыл, что, когда свобод- ный от пыли воздух, насыщенный водяным паром, подвергается действию рентгеновских лучей, он ведет себя при расширении точно так же, как если бы он содержал что радиоактивные излучения урана, а также электроны, получающиеся в результате фотоэлектрического эф- фекта при освещении цинка ультрафиолетовым светом (гл. 2, § 14), ока- зывают такое же влияние. Вильсон предположил, что положительно и отрицательно заряженные ионы, образующиеся в воздухе под действием излучений, подобно частицам пыли играют роль центров конденсации. Его предположение подтвердилось, когда он доказал, что при расширении насыщенного воздуха конденсация не происходит, если ионы удалены электрическим полем. Открытие Вильсона представляет собой поразительный пример того, к каким следствиям может привести научная любознательность. В речи, произнесенной после присуждения ему Нобелевской премии по физике в 1927 г., Вильсон описал, как в 1894 г., когда он был еще молодым сту- дентом, он провел летом несколько недель в обсерватории на вершине Бен Невис в Шотландии. «Чудесные оптические явления, возникающие, когда Солнце освещает облака,...— сказал он,— возбудили во мне боль- шой интерес и навели меня на мысль воссоздать их искусственно в лабо- ратории. В начале 1895 г. я проделал для этой цели несколько экспери- ментов, получая облака путем расширения влажного воздуха... Почти сейчас же я встретился с некоторыми явлениями, которые обещали быть более интересными, чем те оптические явления, которые я намеревался исследовать». В начале 1896 г. Вильсон получил возможность работать с рентгеновской трубкой, новым прибором, который вызывал в то время у ученых большой интерес, и именно тогда он открыл способность ионизующих излучений облегчать конденсацию водяных капелек в насы- щенном воздухе, охлаждаемом путем расширения. Таким образом, он прекратил изучение освещения, возникающего при .рассеянии света облаками, и стал исследовать явление конденсации водяных капель на ионах газа, которое сыграло большую роль во многих областях ядерной физики.
Ф и г. 35. Треки, создаваемые в камере Вильсона а-частпцами от полония. Ф и г. 36. Слабые треки, создаваемые в камере Вильсона [3-частицами от радия Е. Кривизна треков обусловлена действием магнитного поля.
Фиг. 37. Треки частиц в жидководород- ной пузырьковой камере, помещенной в магнитное поле. Спиралеобразные треки принадлежат мед- ленным электронам; о происхождении не- которых других треков см гл. 18, § 15. Ф и г. 38. Увеличенные треки, полу- ченные на фотопластинке от а-частиц, испускаемых радиоторием и его продуктами.
IV. Треки ионизующих частиц 169 § 12. Камера Вильсона Открытие Вильсона было впервые использовано для определения величины электрического заряда, который несут ионы газа. Наблюде- ния производились в таких условиях, когда воздух, насыщенный водя- ным паром, подвергался действию различных ионизующих излучений (гл. 2, § 10). В 1911 г. Вильсон показал, что можно сделать видимой траек- торию отдельной ионизующей частицы. Принципиальная схема камеры Вильсона изображена на фиг. 34. Воздух насыщается водяным паром и поршень опускается настолько, чтобы вызвать расширение воздуха в 1,25—1,37 раза (область расширений, в пределах которой может проис- ходить конденсация водяного пара). Если ионизующая частица входит в камеру непосредственно перед расширением, в момент расширения или сразу же после него, то ионы, которые она оставляет на своем пути, будут действовать как центры конденсации, образуя, таким образом, последовательность маленьких капелек, т. е. нечто вроде линейного облака, называемого треком. При достаточно сильном освещении сбоку D трек будет иметь вид белой линии на темном фоне. Этот трек можно сфотографировать при помощи двух камер, расположенных под прямым углом друг к другу (Е kF), и, та- ким образом, получить фотографии, по которым можно судить о простран- ственной траектории отдельной ионизующей частицы. На фиг. 35 показаны треки группы а-частиц. Легко видеть, что а-час- тицы движутся по прямым линиям, хотя у конца их пути, когда их ско- рости сильно уменьшаются, они могут испытывать резкие отклонения, вероятно, в результате столкновений с присутствующими в воздухе ядрами кислорода или азота. Полученные при помощи камеры Вильсона фотографии имеют многочисленные применения в исследовании ионизу- ющих радиоактивных частпц, излучений и даже нейтронов. Они имеют также большое значение для атомной физики в целом. Релей указал на то, что хотя броуновское движение (гл. 1, § 22) дает увеличенную картину молекулярного движения, ионизационные счетчики позволяют сосчитать отдельные а-частицы и электроны, а вспышки, вызываемые отдельными частицами, можно наблюдать в различных сцинтилляционных устрой- ствах, однако именно камера Вильсона дает наиболее убедительное дока- зательство реальности атома. Трек, образуемый а-частицей, указывает путь отдельного ядра гелия, а отклонения от прямой линии точно показывают, где происходит его встреча с другим атомным ядром. С тех пор как была сконструирована первая камера Вильсона, этот прибор усовершенствовался самыми различными путями, хотя основной принцип остался неизменным. Чтобы регистрировать редкие ядерные про- цессы, необходимо снимать много фотографий, и в 1921 г. японский физик Симидзу, работающий в Англии, изобрел способ автоматической фото- съемки. Поршень камеры Вильсона соединяется с электрическим мотором, так чтобы расширение и последующее сжатие до первоначального объема происходило через правильные промежутки времени, равные нескольким секундам. После каждого расширения фотография образующихся треков снимается на движущуюся пленку, а затем камера освобождается от заряженных частиц при помощи электрического поля и, таким образом, оказывается опять готовой для следующего цикла сжатия и расширения. Так как расширение было недостаточно быстрым, полученные фотографии были несколько расплывчатыми, но эта трудность была преодолена в 1927 г. Блэккетом в Англии, который заменил мотор пружинным меха-
170 Глава 6, Измерение ядерных излучений низмом, также приводящим в движение поршень камеры через определен- ные промежутки времени. Вместо того чтобы приводить в действие камеру регулярно через некоторые определенные промежутки времени, камеры Вильсона, особен- но те, которые применяются для исследования космических лучей (гл. 18), часто конструируются так, чтобы срабатывать автоматически в нужный момент. Для этого два счетчика Гейгера пли два других прибора, регистри- рующих отдельные частицы, располагаются вблизи камеры Вильсона таким образом, чтобы частица, которая пройдет через оба счетчика, про- шла также через камеру. В момент возникновения ионизационного импуль- са, происходящего одновременно в обоих счетчиках, срабатывает реле, которое вызывает расширение газа в камере, благодаря чему происходит конденсация капелек воды на ионах, создаваемых частицей. Образующий- ся трек регистрируется на фотографии, снимаемой в тот же момент. В первых камерах Вильсона на дне камеры находился слой воды или масла в качестве смазки для поршня, вследствие чего прибором можно было пользоваться только в горизонтальном положении. Решительный прогресс в этом отношении был сделан Вильсоном в 1933 г., когда он сконструировал камеру, в которой поршень был заменен тонкой резино- вой диафрагмой, закрепленной по краю. Диафрагма поддерживается в состоянии натяжения с помощью сжатого воздуха, и когда это натяже- ние снимается, газ в камере внезапно расширяется. Камера Вильсона этого типа может работать в любом положении. Хотя в предыдущем описании в качестве насыщающей воздух жидко- сти упоминалась вода, однако в настоящее время чаще пользуются не водой, а этиловым или пропиловым спиртом или же смесью спирта и воды. Применение спирта обеспечивает лучшую конденсацию на положитель- ных ионах, чем в случае одной воды, п, кроме того, степень расширения, необходимая для образования капелек, уменьшается с 1,25 до примерно 1,10 при обычных давлениях. В качестве газа, наполняющего камеру Виль- сона, обычно применяется воздух, однако иногда пользуются также камерами, заполненными аргоном. Давление в камере может быть как ниже атмосферного, так и много выше. Более высокие давления применяют- ся для исследования частиц высокой энергии (длиннопробежных частиц), которые в противном случае могут пройти через камеру, не приняв участия в явлении, представляющем для нас интерес, например в ядерном рас- щеплении. Для исследования радиоактивных излучений и для многих аналогич- ных задач можно пользоваться относительно простыми камерами Вильсона, наполненными воздухом при обычном давлении. Вследствие малой прони- кающей способности а-частиц источник излучения должен находиться внутри камеры, тогда как вещество, испускающее ^-частицы, можно поместить вне камеры, так чтобы частицы попадали в камеру через окош- ко. Гамма-лучи и рентгеновские лучи непосредственно не образуют треки, но они освобождают электроны, которые производят ионизацию на своем пути (§ 1 настоящей главы). Благодаря тому, что в камере Вильсона наблюдается трек ионизу- ющей частицы, с ее помощью можно измерять пробег частицы, зная кото- рый можно затем вычислить ее энергию (гл. 7, § 3). Сосчитав число капель в треке, можно определить удельную ионизацию и установить природу частицы. Таким образом, можно различить ос-частицу, протон, мезон и электрон. Альфа-частица создает наибольшую удельную ионизацию и об- разует короткий плотный трек, тогда как электрон, если только он не дви-
IV. Треки ионизующих частиц 171 жется с очень большой скоростью, оставляет за собой диффузный и из- вилистый трек (фиг. 36). Наблюдая кривизну трека в магнитном поле, мож- но определить знак ионизующей частицы. Как мы видели в гл. 2, § 18, это сыграло важную роль в открытии позитрона. § 13. Дифифузионкые камеры Обычно применяемые камеры Вильсона имеют относительно боль- шое время восстановления после расширения (от 5 до 10 сек), вследствие чего часто можно пропустить представляющее интерес ядерное событие. Конструкция камеры Вильсона, непрерывно сохраняющей чувствитель- ность. была предложена Лангсдорфом (США) в 1939 г. Сконструированный им прибор, названный диффузионной камерой, был довольно сложным, и только спустя 11 или 12 лет были построены и стали успешно работать более простые конструкции этой камеры. В основном диффузионная камера представляет собой сосуд, содер- жащий воздух или другой газ, температура которого поддерживается вверху высокой, а внизу низкой; летучая жидкость содержится обычно в кольцеобразном желобе (корытце) в верхней части камеры. Жидкость испаряется в верхней (теплой) области, где давление пара высокое, и непрерывно диффундирует в нижнюю (холодную) область, где давление пара низкое и где происходит конденсация. Где-то в промежуточной области воздух перенасыщается паром и создаются подходящие условия для роста капелек вокруг ионов, точно так же, как это имеет место непосредственно после расширения в обычной камере Вильсона. Таким образом, диффузи- онная камера продолжает оставаться непрерывно чувствительной к ионизующим частицам, пока запас летучей жидкости не будет исчерпан. Чтобы увеличить частоту возникновения ядерных процессов, повы- шают давление газа в камере. Диффузионные камеры наполняются газо- образным водородом или гелием и работают при давлениях до 35 атм. Оказалось, что наилучшей летучей жидкостью является метиловый спирт; лишь немного хуже этиловый спирт. В первом случае темпера- тура в верхней части камеры примерно 30° С, а в нижней — примерно —70° С. Для надежной работы камеры желателен хороший температурный контроль. Главный недостаток диффузионной камеры состоит в том, что в наилучшем случае область чувствительности имеет глубину не более 7 см. Тем не менее такая непрерывно чувствительная камера находит много применений, особенно при исследовании частиц высокой энергии, получаемых в лаборатории. § 14. Пузырьковая камера Основным недостатком камер Вильсона обоих типов, как работающих на расширении, так и диффузионных, является то, что вследствие малой плотности газа важные ядерные процессы происходят не очень часто. Можно несколько улучшить положение, повышая давление газа, однако это не является радикальным решением. Фотографические эмульсии, кото- рые описаны ниже, имеют гораздо большую тормозную способность, но у них есть другие недостатки. В 1952 г. Глезер в Мичиганском университете предложил использовать для обнаружения треков ионизующих частиц перегретую жидкость, подобно тому как в камере Вильсона используется перенасыщенный пар. Основанный на таком принципе прибор был назван пузырьковой камерой, так как треки в этой камере состоят из ряда близко
172 Глава 6, Измерение ядерных излучений расположенных друг к другу пузырьков аналогично маленьким капель- кам жидкости в камере Вильсона. В 1958 г. была пущена в действие пу- зырьковая камера с жидким водородом емкостью более 500 л, тогда как за два или три года до того применялись камеры, объем которых равнялся лишь нескольким сотням кубических сантиметров. В обычных условиях жидкость закипает с образованием пузырьков пара, когда температура достигает точки кипения. Однако, если сосуд, содержащий жидкость, достаточно чист и не имеет грубых поверхностей, то можно перегреть жидкость выше ее точки кипения без образования пу- зырьков. Глезер нашел, что если такую перегретую жидкость подвергнуть действию ядерного излучения, то возникающие в результате этого ионы будут вести себя как центры, на которых будут образовываться маленькие пузырьки. Эти пузырьки отстоят друг от друга примерно на одну сотую сантиметра или еще меньше, в зависимости от удельной ионизации перво- начальной частицы, и образуют, таким образом, почти непрерывный трек, указывающий путь частицы. Как и в камере Вильсона, эти треки можно сфотографировать на темном фоне (фиг. 37). Знак электрических зарядов частиц можно определить по кривизне трека в магнитном поле. В первых пузырьковых камерах в качестве жидкости применялся обыч- ный (этиловый) эфир, однако позднее стали с успехом применять для раз- личных целей жидкий водород, жидкий азот, изопентан и другие жидкости. Плотность жидкости в сотни раз больше плотности газа в камере Вильсо- на, даже если она работает при высоких давлениях. Поэтому тормозная способность пузырьковой камеры очень велика и треки (даже треки частиц высокой энергии) относительно коротки. Таким образом, часто можно наб- людать представляющие интерес ядерные процессы. Первые пузырьковые камеры были совсем небольшие, их линейные размеры составляли всего несколько сантиметров, но в дальнейшем стали конструировать камеры все больших и больших размеров. Действие пузырьковой камеры во многих отношениях сходно с дейст- вием обычной камеры Вильсона. В стеклянном сосуде с гладкими стенками жидкость подвергается сжатию и ее температура повышается много выше обычной точки кипения. Например, изопентан, который при обычных усло- виях кипит примерно при 28° С, нагревается до 157° С при давлении при- мерно 23атпм. Затем давление внезапно снимается, и, таким образом, жид- кость становится перегретой и чувствительной к прохождению ионизую- щих частиц. Даже если такие частицы отсутствуют, через короткий промежуток времени неизбежно возникнет кипение с образованием пузырьков, так что период чувствительности будет очень коротким. Затем жидкость нужно очистить от ионов при помощи электрического поля и снова сжать, прежде чем камера будет опять готова к действию. Подобно обычной камере Вильсона, пузырьковая камера имеет тот недостаток, что она не является непрерывно чувствительной. Однако наиболее важные применения пузырьковой камеры связаны с установками, которые используются в лабораториях для получения заряженных час- тиц очень высокой энергии. В гл. 9 мы увидим, что такие установки дей- ствуют периодически, давая отдельные группы частиц через определенные интервалы времени. Сжатие жидкости в пузырьковой камере и последую- щее уменьшение давления, в результате которого жидкость переходит в перегретое состояние, можно отрегулировать в точном соответствии с попаданием частиц в камеру. При помощи вспышки света можно получить фотографию треков на движущейся пленке. В настоящее время пузырь- ковая камера играет большую роль в ядерной физике высоких энергий.
IV. Треки ионизующих частиц 173 § 15. Фотографическая регистрация ионизующих частиц В последние годы заметно оживился интерес к применению фотогра- фических пленок и пластинок для изучения ионизующих частиц. Следует вспомнить, что явление радиоактивности было открыто Беккерелем бла- годаря действию излучений на фотопластинку (гл. 2, § 24). В гл. 17, § 6 показано, как можно использовать фотографические методы для получе- ния «радиоавтографов», дающих сведения о распределении радиоактивных элементов в растительной и животной тканях, а в гл. 19, § 6 описано, как фотопленка употребляется для определения степени воздействия излу- чения на человека. В данном параграфе мы рассмотрим лишь непосред- ственную регистрацию треков ионизующих излучений при помощи фото- графической пластинки. В 1909 г. Мюгге (Германия) и в следующем году Киношита (Япония) заметили, что почерневшие участки проявленной фотографической плас- тинки, подвергнутой действию а-частиц, состоят из отдельных зерен. Однако им не удалось обнаружить какую-либо связь между расположением проявленных зерен и треками частиц. Вскоре после этого, в 1911 г., Рейн- ганум (Германия) установил, что положение зерен связано с траекторией а-частицы. Оказалось, что треки ионизующих частиц в фотографической ’Эмульсии представляют собой цепочки близко расположенных друг от друга черных крупинок серебра. Благодаря относительно высокой плот- ности (и, следовательно, большой тормозной способности) фотографической эмульсии, треки заряженных частиц очень коротки по сравнению с тре- ками, получаемыми в камере Вильсона, хотя они и не очень отличаются от треков в пузырьковой камере. Фотографический метод использовался для различных целей в продолжение 20-х и 30-х годов этого столетия, однако лишь недавно он стал широко применяться главным образом бла- годаря развитию методики изготовления специальных ядерных фото- эмульсий. Первые исследователи пользовались для своей работы обычными фото- графическими пластинками, но в последние годы состав эмульсии изме- нился в соответствии с требованиями, предъявляемыми при исследовании различных ионизующих частиц, например таких, как а-частицы, протоны, мезоны и даже электроны. Прибавляя к эмульсии бор или литий, можно также обнаружить нейтроны (гл. 11, § 5). Современные эмульсии содержат бромистого серебра примерно до 80% сухого веса или даже более, что примерно в 10 раз превышает количество бромистого серебра в пластинках или пленках, применяемых для целей обычной фотографии. Зерна галоид- ного серебра чрезвычайно малы, они имеют диаметр (1—4)-10"5 см; чем больше зерна, тем более чувствительна эмульсия к ионизующему излу- чению. Первоначально эмульсии наносились на стеклянные пластинки толщиной примерно 1/8 см, однако в настоящее время изготовляются эмульсии в виде фотографических пленок без подложки. Пленки могут накладываться одна на другую, образуя большой чувствительный объем. Таким образом, можно наблюдать непрерывные треки в самых различных направлениях. Перед проявлением пленки разделяются, а затем соеди- няются опять. Получаемые в фотографической эмульсии треки очень коротки, по- рядка всего нескольких тысячных сантиметра для а-частиц от радиоактив- ных источников, но их можно увеличить и сфотографировать (фиг. 38). Обычно проявленная пленка (или пластинка) исследуется с помощью спе-
174 Глава 6. Измерение ядерных излучений циального бинокулярного микроскопа, причем отыскиваются и измеряются те треки, которые представляют интерес для данного исследования. Эта несколько утомительная процедура стала своего рода искусством, в кото- ром не имеющий технического образования персонал при соответствующей тренировке приобретает значительное мастерство. Фотографическая эмульсия имеет сходство с камерой Вильсона в том отношении, что с ее помощью можно регистрировать отдельные процессы, в которых участвуют атомные ядра и другие заряженные частицы. Кроме того, так же как в случае треков в камере Вильсона и в пузырьковой камере, измеряя треки частиц в фотоэмульсии, можно получить сведения о природе этих частиц. Как общее правило необходимо знать массу час- тицы, а также ее заряд и энергию. Эти величины можно определить на осно- вании следующих данных: пробег частицы, плотность зерен (число зерен серебра на единицу длины траектории или расстояпие между зернами, когда они отстоят друг от друга сравнительно далеко), изменение плотности зерен вдоль трека и рассеяние на малые углы (кулоновское), имеющее место при столкновении частицы с ядрами эмульсии. Треки тяжелых, сильно иони- зующих частиц сопровождаются многочисленными тонкими волнистыми треками (отростками), идущими с обеих сторон основного трека. Эти побочные треки называются 6-лучами; они образуются электронами, испус- каемыми ядрами, встречающимися на пути частицы. По числу 6-лучей на единицу длины трека можно определить величину заряда частицы. По сравнению с камерой Вильсона и пузырьковой камерой фотографи- ческие эмульсии имеют один недостаток. Камеры можно поместить в маг- нитное поле и по отклонению трека непосредственно определять знак электрического заряда. Кроме того, в случае необходимости по кривизне трека можно определить импульс частицы. В фотографических эмульсиях, пользуясь очень сильными магнитными полями, можно наблюдать откло- нения длинных (но не коротких) треков. Это позволяет определить знак заряда, однако вычислить импульс частиц по отклоненным трекам не удает- ся вследствие большого рассеяния. Преимуществом фотографического метода, помимо высокой тормоз- ной способности эмульсий, увеличивающей число представляющих инте- рес событий с участием проникающих частиц (частиц высокой энергии), является простота этого метода. Кроме того, эмульсия обладает непрерыв- ной чувствительностью и, таким образом, всегда может зарегистрировать тот или иной процесс. Эти два благоприятных фактора обесцениваются до некоторой степени тем, что при значительной экспозиции могут воз- никнуть многочисленные сложные треки, среди которых часто трудно отыскать и идентифицировать отдельные ядерные процессы. Во многих исследованиях в области ядерной физики фотографические эмульсии играют очень важную роль, например при исследовании космических лучей и ме- зонов (гл. 18).
Глава 7 СВОЙСТВА ЯДЕРНЫХ ИЗЛУЧЕНИЙ I. СВОЙСТВА а-ИЗЛУЧЕНИИ § 1. Пробег а-частиц В предыдущей главе описаны различные методы исследования а-, р- и у-лучей. Теперь следует вернуться к рассмотрению свойств этих ядерных излучений. Из фиг. 35, где показана полученная в камере Вильсона фото- графия а-частиц, испускаемых естественным радиоактивным элементом полонием, можно видеть, что все треки а-частиц имеют примерно одну и ту же длину. Таким образом, можно сказать, что а-частицы от дан- ного источника имеют постоянный пробег^ на протяжении которого они способны вызывать ионизацию воздуха, через который они про- ходят. В процессе ионизации а-частица затрачивает энергию примерно 33,5 эв (гл. 6, § 1) на каждую создаваемую ею пару ионов. Таким образом, в конце пути энергия, а следовательно, и скорость а-частицы значительно умень- шается. В этих условиях появляется значительная вероятность того, что к а-частице (которая, как указано в гл. 4, § 6, представляет собой ядро гелия, т. е. Не++) присоединится сначала один, а затем два электрона. При таких процессах а-частица превращается сначала в Не+, а затем в ней- тральный атом гелия. Нейтральный атом не может производить ионизацию, и конденсация водяных капелек в камере Вильсона происходить не будет. Следовательно, пробег а-частицы можно определить как расстояние, ко- торое она проходит в воздухе при нормальных условиях, т. е. при температуре 15° С и давлении! атм, от источника до точки, в которой она уже не может вызвать заметную ионизацию. Еще до изобретения камеры Вильсона, с помощью которой удалось получить треки а-частиц, Брэгг в Англии установил, что эти частицы имеют вполне определенный пробег. В 1904 г. он сообщил о результатах исследования, проведенного при помощи ионизационной камеры с целью определения удельной ионизации (т. е. числа пар ионов на единицу длины пути; см. гл. 6, § 1), создаваемой а-частицами в воздухе на различных рас- стояниях от источника. Им была получена кривая, изображенная на фиг 39; эту кривую часто называют кривой Брэгга. Хотя число пар ионов на 1 мм зависит от природы радиоактивного элемента, испускающего а-частицы, однако форма кривой не меняется. С увеличением расстояния а-частицы от источника удельная ионизация увеличивается сначала медленно, а затем более быстро, достигая максимума, и потом резко падает почти до нуля. Расстояние, соответствующее точке R на фиг. 39, представляет собой экстраполированный пробег а-частиц данного радиоактивного элемента.
176 Глава 7. Свойства ядерных излучений Ф и г. 39. Кривая 'Брэгга, дающая зависимость создаваемой а-частица- мп удельной ионизации от расстоя- ния от источника. Форму кривой Брэгга нетрудно объяснить. По мере того как а-час- тица движется, создавая на своем пути пары ионов, ее энергия и, следова- тельно, ее скорость непрерывно уменьшаются. Двигаясь медленнее, она проводит больше времени вблизи каждой молекулы воздуха, которую она встречает на своем пути, и, таким об- разом, вероятность вырывания элект- рона и образования пары ионов увели- чивается. Удельная ионизация сначала постепенно растет по мере удаления а-частицы от источника. В конце концов а-частица доходит до точки, в которой к ней присоединяются электроны, и превращается в нейтральный атом, не способный вызывать ионизацию возду- ха, и, таким образом, удельная иониза- ция резко падает. Причина того, что конечный учас- ток кривой не вертикален, а имеет не- большой наклон вправо и может даже иметь небольшой «хвост», заключается в том, что не все а-частицы теряют в точ- ности одно и то же количество энергии при столкновениях с молекулами на своем пути. Следовательно, не все они перестают производить ионизацию в точности на одном и том же рас- стоянии от источника. Это небольшое различие в пробегах, часто назы- ваемое разбросом пробегов, частично объясняется также образованием ионов Не+ путем присоединения к неко- торым а-частицам одного электрона. Эти ионы все еще обладают ионизующей способ- ностью и, следовательно, вызывают не- большое удлинение пробега, до того как они захватят второй электрон и превра- тятся в нейтральные атомы. Другим методом изучения пробега а-частиц является определение числа час- тиц, которое можно зарегистрировать на различных расстояниях от источника. Для этой цели последний можно поместить на одну пластину (электрод) ионизацион- ной камеры (гл. 6, § 3) и производить отсчеты, помещая другую пластину на различных расстояниях от первой. Можно также воспользоваться сцинтилляцион- ным счетчиком, например экраном, по- крытым сернистым цинком (гл. 6, § 7). Если по оси ординат откладывать ско- рость счета, выраженную через число им- пульсов или сцинтилляций в секунду, а от радиоактивного источника, то в результате получим кривую, при- веденную на фиг. 40. До некоторого расстояния скорость счета остается почти постоянной, а затем резко падает до нуля, если не считать неболь- шого разброса. Экстраполированный пробег обозначен буквой R; на Ф п г. 40. Число а-частиц (ско- рость счета), зарегистрированное на различных расстояниях от источника. по оси абсцисс — расстояние
I. Свойства a-излучений 177 больших расстояниях а-частицы нельзя обнаружить1). Пробеги, получен- ные при исследованиях с камерой Вильсона, находятся в хорошем согла- сии с пробегами, полученными из таких непосредственных измерений. Экстраполированные пробеги а-частиц (в воздухе при 15° С и давлении 1 атм) приведены в прилагаемой таблице. По причине, которая будет объяснена ниже, в таблице указаны также периоды полураспада. Про- беги меняются от 2,8 см для тория, как более долгоживущего элемента, до 8,6 см для тория С', который имеет самый короткий период полураспада среди всех естественных радиоактивных элементов. Значение такой обрат- ной зависимости между периодами полураспада радиоактивных элемен- тов, испускающих а-частицы, и пробегами а-частиц рассматривается ниже. ПРОБЕГИ И ПЕРИОДЫ ПОЛУРАСПАДА ЭМИТТЕРОВ а-ЧАСТИЦ Радиоактивный элемент Пробег, см Период полураспада Торий (Th282) 2,8 1,39-1010 лет Радий (Ra226) 3,3 1620 лет Радиоторий (Th228) 3,9 1,9 года Радий А (Ро218) 4,6 3,0 мин Торий А (Ро216) 5,6 0,16 сек Радий С' (Ро21«) 6,9 1,6«10"4 сек Торий С' (Ро212) 8,6 3,0«10-7 сек § 2. Тормозная способность В гл. 2, § 25 и 28 упоминалось, что [3-частицы не могут пройти сквозь несколько листов бумаги или тонкую алюминиевую фольгу, но в воздухе могут пройти путь в несколько сантиметров. Отсюда следует, что различные материалы в разной степени пропускают а-частицы. Такой же общий вывод вытекает из указанного в гл. 6, § 15 факта, что длина треков а-частиц в фотографической эмульсии составляет лишь несколько тысячных санти- метра, в то время как в камере Вильсона треки а-частиц обычно имеют длину от 3 до 8 см. Таким образом, пробег а-частицы зависит от среды, в которой она проходит. Величину, называемую тормозной способностью среды, можно опре- делить как скорость, с которой а-частицы теряют энергию на единицу пройденного пути в данной среде. Однако практически удобнее пользо- ваться относительной тормозной способностью для любого вещества: ~ Пробег а-частицы в воздухе /Г7 Относительная тормозная способность = ттттгт „ ^тт (/Л) г Пробег а-частицы в веществе 4 7 (в обоих случаях источник а-частиц один и тот же). В действительности относительная тормозная способность зависит до некоторой степени от источника частиц, однако обычно пользуются приближенным средним зна- чением. Определяя толщины тонких металлических фольг и других веществ, например слюды, которые достаточны для того, чтобы полностью * 12 i) Экстраполированный пробег на фиг. 40 несколько отличается от экстраполи- рованного пробега на фиг. 39, однако расхождение не превышает доли миллиметра, и в данном случае им можно пренебречь. Иногда измеряют средний пробег, приблизи- тельно соответствующих! середине быстро падающей части кривой на фиг. 40; он при- мерно на 1,3% меньше экстраполированного пробега. 12 с. Глесстон
178 Глава 7. Свойства ядерных излучений затормозить а-частицу с заданным пробегом в воздухе, можно определить относительные тормозные способности этих веществ. Таким способом получены, например, следующие значения: Слюда Алюминий Медь Золото 2000 1700 3800 4900 При многих исследованиях поглощения (или торможения) ядерных излучений различными средами часто пользуются величиной, представ- ляющей собой произведение толщины материала (например, в сантиметрах) на его плотность (например, в граммах на кубический сантиметр). В ре- зультате получается масса, отнесенная к единице площади (в граммах на квадратный сантиметр), т. е. величина, эквивалентная некоторой толщи- не. Ее называют поверхностной плотностью или эквивалентной толщиной1). В случае поглощения а- или [3-частиц пробеги, выраженные в граммах на квадратный сантиметр, для твердых веществ очень малы, поэтому результат умножается на 1000, чтобы получить эквивалентную толщину в миллиграммах на квадратный сантиметр.-Следовательно, для этого слу- чая эквивалентную толщину можно определить следующим образом: Эквивалентная толщина [мг/см2] = Действительная толщина [сил] х Плот- ность [г/см3] х 1000. Таким образом, эквивалентная толщина в миллиграммах на квадрат- ный сантиметр какой-либо среды для а-частиц получается путем умножения пробега а-частиц в этой среде на плотность среды и на 1000. Сопоставляя этот результат с уравнением (7. 1), получаем, что толщина слоя данного материала, эквивалентного по тормозной способности 1 см воздуха , опре- деляется следующим образом: Толщина [мг/см2], эквивалентная 1 см воздуха = __ Плотность X1000 Относительная тормозная способность * Значения этой толщины для веществ, тормозные способности которых приведены выше, следующие: Слюда Алюминий Медь Золото 1,4 1,59 2,35 3,95 Это означает, что кусок алюминия площадью 1 см2, который замедляет а-частицы так же как 1 см воздуха, весит 1,59 мг, тогда как 1 см2 эквива- лентного слоя золота весит 3,95 мг. Из результатов, полученных Брэггом в 1905 г. при измерении относи- тельной тормозной способности различных элементов, следует, что эквива- лентная толщина, определенная указанным выше способом, пропорцио- нальна квадратному корню из атомного веса элемента. С хорошей степенью приближения можно считать, что толщина в миллиграммах на квадратный сантиметр, эквивалентная по отношению к поглощению а-частиц 1 см воз- духа, равна 0,30 А1^, где А — атомный вес, если поглощающее вещество представляет собой элемент, или среднее значение атомных весов элементов, из которых состоит данное сложное вещество. Этот результат оказывается полезным при вычислении торможения а-частиц в различных средах, для которых отсутствуют экспериментальные данные. г) Ту же самую величину часто называют просто толщиной. Размерность ука- зывает на то, что на самом деле это толщина, умноженная на плотность.
I. Свойства a-излучений 179 При исследовании а-частиц и других излучений обычно в качестве поглощающего вещества вместо воздуха пользуются тонкими слоями металлической фольги, чаще всего алюминиевой. Эквивалентный про- бег в металле легко определить, взвешивая кусок фольги известной пло- щади, как раз достаточный для того, чтобы затормозить а-частицы. Дейст- вительный пробег а-частиц в данном веществе или воздухе можно вычис- лить следующим образом. Предположим, что для того, чтобы затормозить а-частицы от данного источника, требуется кусок алюминиевой фольги весом 4,32 мг/см2. Эквивалентный пробег в алюминии равен, таким обра- зом, 4,32 мг/см2, и так как плотность алюминия равна 2,70 г/см?, то дей- ствительный пробег равен 4,32/(2,70-1000), т. е. 1,60• 10“3 см. Чтобы опре- делить пробег такой а-частицы в воздухе, нужно разделить эквивалентный пробег в алюминии на толщину алюминия, эквивалентную 1 см воздуха, т. е. на 1,59 мг/см2. Таким образом, в рассматриваемом случае пробег в воздухе будет равен 4,32/1,59=2,72 см. Это же значение можно получить и другим путем: действительно, так как известно, что тормозная способ- ность алюминия по отношению к воздуху равна 1700, то действительный пробег в воздухе равен пробегу в алюминии (1,60-10“3), умноженному на 1700, т. е. равен 2,72 см. Метод вычисления, используемый в каждом отдельном случае, зависит от того, какие данные легче получить. § е?. Скорость, энергия и пробег и-частиц Непосредственное измерение энергии а-частиц производится путем определения кривизны их траектории в магнитном поле. Как указывалось в гл. 2, § 12, уравнение (2.8), связывающее радиус кривизны г траектории частицы в магнитном поле напряженностью Н с ее зарядом е, массой т и скоростью v, применимо к любой заря- женной частице. Это уравнение может быть записано в следующем виде: V = — Нг. (7.2) Поскольку известно, что заряд а-частицы равен удвоенному заряду электрона, а масса равна массе ядра атома гелия, т. е. разности масс атома гелия и двух электронов, то для того, чтобы найти скорость а-частицы, доста- точно определить радиус г ее траектории в магнитном поле известной напряженности Н. Используемая для этой цели экспериментальная установка, известная под названием магнитного спектрографа с поворотом на!80°, схематически изображена на фиг. 41. Альфа-частицы выходят из радиоактивного источ- ника R в виде узкого пучка через щель S. Так как воздух замедляет а-частицы, то он откачивается из прибора. Перпендикулярно к плоскости рисунка действует магнитное поле известной напряженности, которое поворачивает а-частицы на угол 180° и направляет их на фотографическую пластинку Р. Из положения следа, который образуется в том месте, где а-частицы ударяются о пластинку, можно определить радиус кривизны траектории и, следовательно, вычислить с помощью уравнения (7.2} скорость частиц. В последние годы магнитный спектрограф был усовершенствован — фотографическая пластинка была заменена счетчикома-частиц, положение- 12* Фиг. 41. Схематическое изот бражение магнитного спектро- графа.
180 Глава 7. Свойства ядерных излучений которого фиксируется, например, в точке Р. Затем величина магнитного поля изменяется до тех пор, пока счетчик не покажет, что частицы, выходящие из 5, достигли точки Р, пройдя, таким образом, траекторию известного радиуса. В фотографическом методе магнитное поле постоянно, и радиусы траекторий различны для частиц с разными энергиями; при новом методе, который проще и более точен, радиус траектории остается посто- янным, а поле Н меняется так, чтобы частицы различных энергий описы- вали данную траекторию. Энергия а-частиц по своей природе кинетическая, т. е. обязана своим происхождением движению частиц. Таким образом, энергию а-час- тицы можно считать равной % mv2 (гл. 3, § 1), где, как и раньше, т — масса частиц, a v — ее скорость1). Именно поэтому по измеренной скорости а-частиц легко определить их энергию. Масса а-частицы в шкале атомных весов равна 4,0028; следовательно, массу отдельной частицы в граммах можно получить, разделив это значение на число Авогадро 6,02-1023 (гл. 1, § 22). В результате получим 6,65-10"24 г. Если скорость v выражена в сантиметрах в секунду, то кинетическая энергия а-частицы будет равна /2 X 6,65-10“24 v2 эрг. Пользуясь переводным множителем, который был дан в гл. 3, § 8, получим 2,08-10'18 г?2 Мэв, где v по-прежнему выражено в сантиметрах в секунду. Начальные скорости а-частиц, испускаемых радио- активными источниками, изменяются от 1,4-109 до 2,2-109 см/сек, и, таким образом, соответствующие энергии лежат в пределах от 4 до 10 Мэв. Величина электрического импульса, создаваемого а-частицей в иони- зационной камере, соединенной с линейным усилителем, является непо- средственной мерой числа образовавшихся пар ионов и, следовательно, мерой энергии частицы. Для того чтобы определить энергии а-частиц от данного источника, надо пользоваться анализатором импульсов, описанным в гл. 6, § 3. К источнику можно добавлять малые количества радиоактив- ных элементов, испускающих а-частицы известных энергий, или же можно проградуировать прибор по этим же радиоактивным элементам. Анализатор разделяет импульсы, вызываемые частицами от различных источников; затем, замечая, какой из регистрирующих приборов сра- батывает, можно по известным энергиям определить неизвестные энер- гии а-частиц от исследуемого источника. В 1910 г. Гейгер, работавший в то время в лаборатории Резерфорда в Манчестере, произвел ряд измерений относительных скоростей а-частиц от радия С после их прохождения через слои слюды различной толщины с известной тормозной способностью относительно воздуха. На основании своих результатов он пришел к выводу, что скорость v а-частицы в любой точке на расстоянии х от источника можно выразить в виде v3~a(R — х), (7.3) где R — обычный пробег частиц (см. § 1 настоящей главы), а а — постоян- ная. Если расстояние от источника х положить равным нулю, то соответ- ствующая скорость v0 будет представлять собой начальную скрость а-частиц в источнике; тогда выражение (7.3) примет вид v* = aR. (7.4) г) Масса, о которой здесь идет речь, является обычной массой, или массой покоя, которой можно пользоваться, если v много меньше скорости света (гл. 3, § 18). Так как -скорости а-частиц, испускаемых при радиоактивных превращениях, не превышают одной десятой скорости света, то это условие в данном случае удовлетворяется. Поправ- ка, которую следует вводить для частиц большой скорости, дается выражением (3.9).
I. Свойства a-излучений 181 Это выражение, известное под названием формулы Гейгера, применимо к а-частицам от различных источников, хотя оно и было получено на ос- новании измерений с одним веществом — радием С. При этом постоянная а имеет во всех случаях одно и то же значение, а именно она равна 1,03 • 10 27г если начальная скорость выражена в сантиметрах в секунду, а пробег R — в сантиметрах воздуха, т. е. и* = 1,03.1027/?. (7.5) Таким образом, как и следовало ожидать, существует непосредственная связь между скоростью испускания а-частицы из источника и расстоянием, которое она может пройти, прежде чем потеряет способность производить ионизацию в воздухе. Как мы видели выше, энергия Еа-частицы, выраженная в миллионах электронвольт, связана с ее скоростью соотношением 7?=2,08.10"18 г?2; следовательно, пользуясь выражением (7.5), получим ^/2== 3,092?, или Ео =2,124 (7.6) где Ео — начальная энергия а-частицы, a R — ее пробег в санти- метрах воздуха. Из уравнения (7.6) можно получить довольно точное зна- чение энергии а-частицы в источнике, если ее пробег измерен. Зная, что а-частицы, испускаемые радием, имеют пробег 3,29 см воздуха, и подстав- ляя это значение R в уравнение (7.6), можно вычислить, что начальная энергия а-частицы равна 4,70 Мэв, тогда как непосредственно измерен- ное значение равно 4,79 Мэв. В действительности формула Гейгера и эквивалентные ей выражения (7.5) и (7.6) являются в лучшем случае приближенными; они применимы только для а-частиц с пробегами от 3 до 7 см воздуха. При меньших про- бегах R приблизительно пропорционально vfr и а при больших про- бегах — пропорционально г^и^. В результате экспериментальных иссле- дований пробегов и скоростей или энергий а-частиц и из теоретических соображений были построены кривые, дающие энергии а-частиц как функ- ции их пробегов. При помощи этих кривых можно достаточно точно определить энергию а-частицы, если известен ее пробег. Такие кривые широко используются во многих случаях (см. гл. 10). § 4. Правило Гейгера —Наттола В § 1 настоящей главы указывалось, что наиболее долгоживущие радиоактивные элементы испускают а-частицы с наиболее короткими про- бегами, тогда как элементы с наиболее короткими периодами полураспада испускают частицы, имеющие длинные пробеги. Резерфорд в 1907 г. пред- положил, что между временем жизни a-активного элемента и пробегом испускаемых им а-частиц может существовать связь, и, действительно, четыре года спустя, когда накопилось достаточное количество экспе- риментальных данных, Гейгер и Наттол установили такую приближен- ную зависимость. Они показали, что если построить графически зависи- мость логарифма пробега а-частицы в воздухе, т. е. lg R, от логарифма постоянной радиоактивного распада, т. е. 1g %, для различных радиоактив- ных элементов, то оказывается, что для каждого радиоактивного ряда эта зависимость будет выражаться приблизительно прямой линией. Это пра- вило, называемое правилом Гейгера—Наттола, математически выражается следующим образом: lg % = A lg R + В; (7-7)
182 Глава 7. Свойства ядерных излучений здесь X — постоянная распада радиоактивного элемента, испускающего а-частицы с пробегом R. Постоянная А представляет собой наклон пря- мой, который практически одинаков для всех радиоактивных рядов, тог- да как значения В различны для разных рядов. Из уравнения (7.7) можно вывести и другие формы правила Гейгера — Наттола, пользуясь соотношением между постоянной распада и периодом полураспада, т. е. уравнением (5.9), с одной стороны, и между пробегом п энергией а-частиц, т. е. уравнением (7.6), с другой стороны. Из этих урав- нений следует, что зависимость логарифма постоянной распада радиоак- тивного элемента от логарифма энергии а-частицы, а также зависимость логарифма периода полураспада от логарифма пробега (или энергии) пред- ставляют собой прямые линии. Таким образом, будем иметь, например, следующее соотношение: lg% = -plg£o + 5', (7.8) где А имеет то же значение, что и в уравнении (7.7), а В'— постоянная для каждого радиоактивного ряда. Вследствие ограниченной примени- мости уравнения Гейгера—Наттола (7.7) эти прямые обычно слегка искрив- лены и некоторые точки лежат выше или ниже прямой. Когда Гейгер и Наттол в 1911 г. сформулировали свое правило, они основывали свои выводы на измерениях, проведенных с семнадцатью радиоактивными элементами. С тех пор число найденных в природе а-ра- диоактивных элементов увеличилось до 30. Однако еще более важным обстоятельством явилось то, что, начиная с 1940 г., при помощи различных ядерных реакций было получено около 100 других а-радиоактивных эле- ментов (см. гл. 16). Вследствие этого накопилось большое количество све- дений, позволяющих установить связь между постоянными распада (или периодами полураспада) и пробегами (или энергиями) а-частиц. Таким обра- зом, правило Гейгера—Наттола оказалось ограниченным и приближенным выражением гораздо более широкого общего правила (гл. 16, § 20). § 5. Теория и-распада Сообщая об установлении связи между временем жизни радиоак- тивного элемента и пробегом испускаемых им а-частиц, Гейгер и Наттол писали: «Связь... между периодом полураспада и пробегом в настоящее время лишь эмпирическая, но она, возможно, зависит от некоторого про- стого соотношения, которое может в конце концов обнаружиться». Действи- тельно, несколько лет спустя была установлена теоретическая зависимость между временем жизни радиоактивного элемента и энергией испускаемой им а-частицы, но, как мы увидим ниже, путь к этому был далеко не прост. В опытах по рассеянию а-частиц, таких, например, как описанные в гл. 4, § 3, было найдено, что даже самые быстрые из этих частиц, испус- каемых радиоактивными источниками, т. е. такие, которые имеют энергию 10 Мэв, отталкиваются атомными ядрами. Однако чем большую энергию имеет а-частица, тем ближе она может подойти к ядру, прежде чем повернет обратно. Этот вывод применим ко всем ядрам, включая ядра радиоактивных атомов. Хотяа-частицы вследствие отталкивания не могут попасть в ядро извне, однако радиоактивные ядра испускают а-частицы; последние могут существовать внутри таких ядер хотя бы в течение очень короткого промежутка времени. Взаимодействие между радиоактивным ядром и а-частицей внутри и вне ядра можно наглядно изобразить кривой
I. Свойства <1-излучений 183 потенциальной энергии, приведенной на фиг. 42. Участок кривой от А до В указывает на увеличение отталкивания, испытываемого а-частицей, по мере ее приближения к ядру. Резкое падение на участке от В до С, т. е. внутри ядра, объясняется притяжением между частицей и входящими в состав ядра нуклонами. Вычисления показали, что точка В, лежащая в максимуме кривой, соответствует энергии, равной приблизительно 25 Мэе для элемента с высоким атомным номером. Отсюда следует, что а-частица, энергия кото- рой меньше этой величины и которая приближается к йдру извне, оттолк- нется от него. Альфа-частица с энергией Е, равной примерно 10 Мэв, приблизившись к ядру (см. фиг. 42), повернет обратно, достигнув рас- стояния от центра ядра, соответствующего точке D. Чтобы а-частица могла достигнуть ядра, ее энергия должна быть равной по меньшей мере 25 Мэв. При наличии условий, представлен- ных на фиг. 42, физики часто говорят о потенциальном барьере, так как нечто ана- логичное барьеру препятствует проникно- вению а-частицы в ядро. Однако следует ясно представлять себе, что термин «барь- ер» употребляется только для наглядности; под ним подразумевается не материальный барьер, а силы отталкивания, эквивалент- ные барьеру. Это нужно особенно подчерк- нуть, так как форма кривой потенциальной энергии и, следовательно, форма так на- зываемого барьера меняются в зависимости от природы частицы, приближающейся к ядру. Когда такой частицей является, например, протон, барьер много ниже, Фиг. 42. Кривая ^потенциальной энергии (гипотетическая) для взаимодействия между атомным ядром и а-частицей. чем в случае а-частицы, а когда такой частицей является нейтрон, барьер практически не существует. Другими словами, сила отталкивания между ядром и протоном меньше, чем между ядром и а-частицей, тогда как между ядром и нейтроном отталкивание отсутствует. Приведенные рассуждения, казалось бы, не встречают возражений, но при более подробном рассмотрении появляются трудности. Если для того, чтобы попасть в ядро извне, а-частица должна иметь энергию, равную (или большую) той, которая соответствует точке максимума В кривой потен- циальной энергии, т. е. 25 Мэв, то а-частица, находящаяся внутри ядра, должна обладать по меньшей мере такой же энергией, чтобы выйти наружу. Другими словами, если потенциальный барьер препятствует попаданию а-частиц в ядро извне, то тот же барьер должен препятствовать вылету а-частиц из ядра. Поэтому вызывает удивление тот факт, что а-частицы, испускаемые радиоактивными источниками, могут иметь энергию 4 Мэв и что энергия а-частиц, испускаемых естественными радиоактивными эле- ментами, не превышает 10,6 Мэв. Классическая механика не могла дать объяснения этому явлению, но в 1928 г. английский физик Герни совместно с Кондоном (США) и Гамов независимо показали, что этот парадокс можно разрешить с помощью только начинавшей развиваться в то время волновой механики (гл. 3, § 13). Согласно классической теории, находящаяся внутри ядра а-час- тица не может преодолеть барьер и выйти из ядра, если ее энергия меньше 25 Мэв. Однако, согласно волновой механике, должна существовать опре-
184 Глава 7. Свойства ядерных излучений деленная, хотя и малая, вероятность того, что такая первоначально нахо- дящаяся внутри ядра частица может оказаться вне ядра. Другими словами, имеется определенная вероятность того, чтоа-частица вылетит из ядра, даже если ее энергия меньше энергии, соответствующей вершине гипотетичес- кого барьера. Если энергия частицы равна (или превышает) значение, соот- ветствующее вершине барьера, то частица может покинуть ядро как со- гласно классической, так и согласно квантовой теории. Пользуясь уравнениями волновой механики, можно вывести сложное выражение для вероятности того, что а-частица данной энергии, достигнув внешнёй поверхности ядра, вылетит из него. Вообще говоря, можно счи- тать, что эта вероятность тем больше, чем больше энергияа-частицы по срав- нению с энергией, соответствующей вершине барьера, и чем меньше «тол- щина» барьера на высоте, соответствующей данному значению энергии. Из фиг. 42 можно видеть, что чем выше энергия, тем меньше толщина барь- ера; следовательно, оба фактора, влияющие на вероятность вылета, дей- ствуют в одном и том же направлении. Поэтому отсюда следует, что чем больше энергия а-частицы в радиоактивном атоме, тем более вероятно, что она вылетит из ядра. В этом заключается объяснение того, что радиоактив- ные элементы, которые распадаются быстро, испускают а-частицы с боль- шой энергией и длинным пробегом, тогда как долгоживущие элементы испускают а-частицы с относительно низкой энергией и коротким пробегом (§ 3 настоящей главы). Приближенное значение частоты, с которой а-частица, находящаяся внутри ядра, ударяется о его поверхность, можно получить, разделив радиус ядра на примерную скорость а-частицы. Если эту частоту ударов о внутреннюю стенку барьера умножить на вероятность вылета, то в резуль- тате мы получим частоту, с которой а-частицы вылетают из ядра. Она эквивалентна постоянной радиоактивного распада X [сек'1], Из сказанного выше очевидно, что значение X будет, вообще говоря, тем больше, чем болыпе- энергия а-частицы. При помощи некоторых упрощающих допущений на основе волновой механики было выведено соотношение между постоянной распада X и энергией а-частицы, очень похожее на правило Гейгера — Наттола (7.8). В связи с этим следует заметить, что для того, чтобы теоре- тические уравнения соответствовали экспериментальным результатам, нужно принять, что эффективный радиус ядра равен приблизительно 1,5-1013 Л-1/з см, где А—атомный вес (массовое число) радиоактивного- элемента (гл. 4, § 5). Интересным выводом в квантовой теории а-распада является то, что для элементов с высоким атомным номером, таких, например, как естественные радиоактивные элементы, энергия а-частицы должна быть по крайней мере 3,8 Мэв, если постоянная распада больше 10“20 сек"1 (период полураспада меньше 1012 лет). Меньшие постоянные распада (или более- длинные периоды полураспада) будут означать, что радиоактивный рас- пад происходит так медленно, что его нельзя обнаружить. Из тяжелых радиоактивных элементов торий, период полураспада которого равен 1,39-1010 лет, испускает а-частицу, обладающую наименьшей энергией (4,0 Мэв), Возможно, однако, что могут существовать и другие эмиттеры а-частиц с более длинным периодом полураспада, но их не удается обнаружить современными экспериментальными методами. Ввиду того, что некоторая определенная вероятность вылета а-час- тиц из радиоактивных ядер существует даже тогда, когда их энергия недостаточна, чтобы преодолеть барьер, возникает вопрос, не должна ли существовать также вероятность того, что а-частицы, приходящие извно
I. Свойства a-излучений 185 с такой же энергией, могут достигнуть ядра. Эта аргументация вполне оправ- дана, и без сомнения такое проникновение через барьер будет иметь место» в процессах бомбардировки, вызывающих ядерные превращения (гл. 9). Вычислим вероятность того, что а-частица вылетит из ядра или вер- нется в него. Радиус ядра равен примерно 10"12 см и скорость движения а-частицы в ядре по порядку величины равна 108 см/сек. Следовательно, грубо приближенно можно считать, что а-частица будет находиться у внеш- ней поверхности ядра 108/10"12, т. е. 1020 раз в секунду. Умножив эту частоту на вероятность вылета частицы из ядра, получим постоянную рас- пада X [сек'1]. Значения К меняются от 107 сек1 для тория С' до 10'18 сек'1 для тория; следовательно, вероятность вылета меняется от 10"13 до 10"38. Это означает, что даже в случае тория С', обладающего очень малым вре- менем жизни, а-частица в ядре с энергией около 9 Мэв делает в среднем 1013 попыток, прежде чем ей удается вылететь из ядра. В случае тория только при одной попытке из 1038 а-частица, обладающая энергией около- 4,0 Мэв, вылетает из ядра. Именно вследствие очень большого числа попыток, которые совершает а-частица, чтобы вылететь из ядра, т. е. вследствие того, что она большое- число раз (порядка 1020 в секунду) достигает внешней поверхности ядра, радиоактивность представляет собой явление, которое можно наблюдать. Однако если ядро бомбардируется а-частицами извне, то число попыток .попадания в ядро гораздо меньше, и следовательно, эффект не так заметен, хотя вероятность попадания в ядро для того же значения энергии а-час- тицы такая же, как вероятность вылета из ядра1). § 6. Альфа-спектры До сих пор мы предполагали, что все а-частицы, вылетающие из дан- ного источника, имеют практически один и тот же пробег и одну и ту же энергию, но, строго говоря, это не так. Обычно большая часть а-частиц, если не все, имеет одинаковые энергии, однако в некоторых случаях были зарегистрированы частицы с различными энергиями2 *). Присутствие очень малого числа частиц, обладающих очень высокой энергией, было замечено- Резерфордом и Вудом в 1916 г. в излучении активного осадка тория; по- видимому, эти частицы испускались торием С'. Тремя годами позднее- Резерфорд заметил, что подобные длиннопробежные частицы испускаются также активным осадком радия. Однако лишь в 1930 г. Розенблюм (Фран- ция) доказал при помощи магнитного спектрографа, подобного описанному в § 3 настоящей главы, что а-частицы, испускаемые торием С, которым раньше приписывалась одна и та же энергия, в действительности разде- ляются на несколько групп частиц со слегка отличными энергиями. Вслед за этим несколько физиков провели подробные исследования распределения энергии а-частиц, испускаемых различными радиоактив- ными элементами. В некоторых случаях частицы оказались моноэнергети- ческими, т. е. имеющими одинаковую энергию, но во многих случаях был получен определенный а-спектр, состоящий из двух и более дискретных групп (в случае радия С' даже из тринадцати групп) а-частиц различных энергий. Простым примером может служить “торий С, который испускает х) Другими словами, из-за малой вероятности прохождения через потенциаль- ный барьер при бомбардировке тяжелых элементов а-частицами практически невоз- можно наблюдать процессы, обусловленные попаданиема-частиц в ядра.— Прим. ред. 2) Данные в § 1 настоящей главы относятся к основной части а-частиц, испускае- мых данным источником.
186 Глава, 7. Свойства ядерных излучений шесть групп а-частиц с энергиями 6,086, 6,047, 5,764, 5,622, 5,603 и 5,478 Мэв соответственно. Первая группа составляет 27,2%, а вторая 69,8% общего числа а-частиц, так что эти две группы вместе составляют 97% Торий С Ф и г. 43. Интерпрета- ция а-спектра от то- рия С. всех случаев а-распада. Возникновение спектров а-частиц можно объяснить существованием определенных энергетических уровней в атомных ядрах (см. гл. 4, § 17). При радиоактивном распаде ядро исходного (материнского) элемента, например тория С, находится почти всегда в своем наинизшем энергети- ческом состоянии, однако ядро дочернего элемента (тория С"), образующее- ся в результате испускания а-частицы, может находиться или в своем наинизшем (основном) * В состоянии, или на одном из пяти более высоких (возбужденных) уровней. Таким образом, энергия а-частицы зависит от участвующих в распаде уровней энергии исходного и дочернего ядер. Шесть групп частиц, наблюдаемых при превраще- нии тория С в торий С", можно представить ’ схе- матически, как это показано на фиг. 43. Подоб- ным же образом можно интепретировать спектры а-частиц других радиоактивных элементов. Пере- ход на второй уровень тория С", очевидно, наи- более вероятен, так как большая часть а-частиц имеет энергию, соответствующую этому переходу. Если при радиоактивном превращении ядро дочернего элемента образуется в возбужденном состоянии, то оно может перейти затем в более низкое энергетическое состояние, испустив у-лучи (§ 17 настоящей главы). Тот факт, что имеется почти точное соответствие между энергиями групп а-частиц и энергиями у-лучей, является убедительным доказательством предыдущих рассужде- ний, основанных на представлении о ядерных уровнях энергии. В двух или трех случаях, например в случае тория С' и радия С', очень малая часть а-частиц с высокой энергией принадлежит исходному ядру, находящемуся в возбужденном энергетическом состоянии, тогда как дочерний элемент, торий D и радий D соответственно, находится на своем наинизшем (основном )уровне. Здесь обстоятельства носят несколько особый характер. При распаде соответствующего исходного элемента заметное количество тория G' образуется в возбужденном состоянии, и этот элемент имеет такой короткий период полураспада (3-10“7 сек), что при- мерно одно ядро из миллиона превращается в ядро тория D прямо йз воз- бужденного состояния, прежде чем успеет отдать избыточную энергию в виде у-излучения. Подобные же рассуждения применимы и к распаду радия С', который имеет период полураспада 1,6-10~4 сек. II. СВОЙСТВА 0-ИЗЛУЧЕНИЙ § 7. Энергии ^-частиц В то время как а-частицы заряжены положительно и имеют массу, примерно равную 4 в шкале атомных весов, р-лучи состоят из электронов, представляя собой, таким образом, очень легкие отрицательно заряженные частицы. Кроме того, а-и Р-частицы отличаются друг от друга еще в одном
II, Свойства ^-излучений 187 очень важном отношении, на которое с самого начала следует обратить вни- мание. В предыдущем параграфе мы видели, что а -частицы или обладают •одной и той же энергией, или образуют спектр, состоящий из ограничен- ного числа дискретных групп а-частиц, имеющих определенную энергию. Бета-частицы в этом отношении ведут себя иначе. В 1900 г. Беккерель заметил, что [3-частицы, судя по их поведению в магнитном поле, имеют сложный характер и образуют непрерывное рас- пределение по скоростям и, следовательно, по энергиям. Однако в течение первых лет настоящего столетия между учеными, работающими в области радиоактивности, существовали различные мнения: некоторые думали, что р-частицы, испускаемые данным источником, имеют широкий интервал энергий, тогда как другие считали, что |3-частицыв основном моноэнерге- тические. Последняя точка зрения нашла как будто бы поддержку в откры- тии, сделанном в 1910—1912 гг. Бейером, Ганом и Мейтнер (Германия), которые обнаружили существование однородных (моноэнергетических) групп электронов в [3-лучах. Однако интерпретация этих групп была пос- тавлена под сомнение, когда в 1914 г. Чадвик нашел, что они составляют лишь малую долю полной эмиссии р-частиц. Поэтому было высказано пред- положение, что основная часть электронов, испускаемых радиоактивным элементом, обладающая непрерывным распределением по энергии, состоит из тех р-частиц, которые являются непосредственным результатом радиоак- тивного распада, а более слабые моноэнергетические группы объясняются вторичным эффектом. Теория происхождения этих вторичных электронов была предложена в 1914 г. Резерфордом и поддержана Мейтнер в 1922 г., после того как она и Ган убедились, что подобные же группы моноэнер- гетических электронов наблюдаются иногда и приа-распаде. Природа этих вторичных электронов, которые связаны с испусканием у-лучей, рассмат- ривается в § 18 настоящей главы. При изучении распределения по энергии Р-частиц, испускаемых дан- ным радиоактивным источником, пользуются двумя основными методами. В первом методе используется магнитный спектрограф с поворотом на 180° (или полукруговой), который в принципе подобен спектрографу, приме- няемому для определения скоростей а-частиц (§ 3 настоящей главы). Наилучшей формой прибора является такая, при которой счетчик час- тиц помещается в некоторое фиксированное положение (например, Р на фиг. 41); при измерениях изменяют магнитное поле Н и регистрируют число [3-частиц, попадающих в счетчик за один и тот же промежуток вре- мени при различных значениях Н. Зная Н и фиксированный радиус г полукруговой траектории р-частиц, можно вычислить их скорость г?, пользуясь уравнением (7.2); таким образом, каждое значение Н соответ- ствует определенной скорости. Таким путем можно определить относитель- ные числа Р-частиц, имеющих различные скорости. Так как скорости Р-частиц, испускаемых радиоактивными источниками, близки к скорости света, то в уравнении (7.2) должна быть сделана поп- равка на релятивистское увеличение массы. Если, согласно уравнению (3.9), заменить т на mjY 1—^2/с2, где т0 — масса покоя электрона, и — на- чальная скорость испущенной р-частицы и с — скорость света, то урав- нение (7.2) примет вид (7-9) Именно в такой форме им следует пользоваться в настоящем случае. Далее, кинетическая энергия р-частицы уже не будет равна просто %игг?2,
188 Глава 7. Свойства ядерных излучений как в случае сравнительно медленно движущихся а-частиц, а будет опре- деляться выражением Е = mA . 1 -. (7.10) ° 4/1—y2/C2 / Таким образом, вычисление энергии по напряженности магнитного поля и кривизне трека в случае [3-частиц будет более сложным.Однако такое вычисление можно осуществить без особых Фиг. 44. Принцип действия спектрометра с магнитной лин- зой для определения энергий [3-частиц. трудностей, пользуясь уравнениями (7.9) и (7.10). Второй метод, применяемый для опреде- ления энергии [3-частиц, основан на исполь- зовании спектрометра с магнитной линзой. Принцип действия этого прибора в основ- ном тот же, что и принцип фокусировки в электронном микроскопе, поэтому и при- меняется название «спектрометр с магнитной линзой» (или с электронной линзой). Прибор состоит из цилиндра (фиг. 44), вокруг кото- рого намотана катушка (соленоид) из медной проволоки. Когда через эту ка- тушку проходит ток, в цилиндре возникает магнитное поле, направление которого параллельно оси цилиндра. Радиоактивный источник S помещает- ся у одного конца цилиндра, тогда как у другого конца помещается счет- чик заряженных частиц С с тонкой стенкой, через которую могут проникать Р-частицы. Частицы, выходящие из источ- ника 5 в определенных направлениях, по- падают через показанные слева диафрагмы в продольное магнитное поле. Это поле заставляет их двигаться по винтовой траек- тории, проекция которой показана на фиг. 44 пунктирными линиями. Меняя ток в соленоиде и, следователь- но, магнитное поле, можно «сфокусиро- вать» выходящие из S р-частицы так, что они, пройдя один оборот винтовой линии, как раз попадут на стенку счетчика. При Ф и г. 45. Общая форма распре- деления р-частиц по энергиям (р-спектр). данном значении магнитного поля в счет- чик попадут только те р-частицы, которые имеют определенную скорость. Скорость Р-пастиц можно вычислить, зная напря- женность магнитного поля и размеры прибора. Прибор, как правило, градуируется при помощи электронов известной скорости, и тогда скорость можно определять непосредственно по току, проходящему через соленоид. Таким способом можно определять относительные числа зарегистриро- ванных счетчиком р-частиц, обладающих различными скоростями и, следовательно, различными энергиями. Результаты, полученные с различными p-активными источниками как естественными, так и искусственными (гл. 10), имеют один и тот же характер. Если не считать нескольких групп моноэнергетических электро- нов, которые иногда наблюдаются, подавляющая часть р-частиц, испускае- мых любым источником,, имеет непрерывное распределение энергии, т. е. непрерывный p-спектр. Энергии изменяются от очень малых значений до определенного максимума, причем положение последнего зависит от при-
II. Свойства ft-излучений 189 роды источника. Если построить график зависимости относительного чис- ла частиц, обладающих данной энергией, от энергии, то получим кривую, изображенную на фиг. 45. Максимальная энергия, полученная путем экстраполяции, обозначена 7?макс>, максимальные скорости р-частиц лежат в пределах от — 25 до 99% скорости света; соответствующие значения jEMaKC. меняются от 0,025 до 3,15 Мэв, причем большая часть этих зна- чений лежит вблизи 1 Мэв. § 8. Теория нейтрино Проблема непрерывного распределения энергии р-частиц занимает физиков уже много лет. Казалось крайне невероятным, что это рас- пределение объясняется существованием непрерывного ряда уровней энергии в исходном или дочернем элементах, так как все эксперименталь- ные данные указывали на присутствие небольшого числа дискретных уров- ней. Если вариации энергии Р-частиц объясняются переходами между различными энергетическими состояниями, то должно существовать непрерывное распределение энергий у-лучей, соответствующее распределе- нию энергии Р-частиц. Однако такое явление не было обнаружено. Бета- распад, подобно а-распаду, должен сопровождаться определенным изме- нением энергии, которое, очевидно, должно быть равно максимальной энергии 2?макс. испускаемых р-частиц. Так, например, если известны массы материнского и дочернего элементов, то изменение энергии можно вычис- лить (гл. 3, § 21) по.уменьшению массы с учетом энергии покоя вылетаю- щего электрона. Это изменение оказывается равным 2?макс.. В гл. 5, § 14 мы видели, что торий С претерпевает разветвленный распад, но обе ветви соединяются в торий D. Разность энергий при переходе по ветви торий торий С -^торий D будет точно такая же, как в случае перехода по ветви торий С—»торий С"—>торий D. Тщательные измерения показали, что это верно только в том случае, если в переходах торий С—> торий С' и торий С"—»торий D энергии р-частиц соответствуют в каждом случае Z?MaKC.- Таким образом, проблема заключается в том, чтобы выяснить, что происходит с остатком энергии в случае огромного большинства р-частиц, энергия которых меньше максимальной. Положение с этой проблемой казалось безвыходным; некоторые выдающиеся физики предположили даже, что в процессах Р-распада может не соблюдаться закон сохранения энер- гии, однако эта точка зрения не могла рассматриваться серьезно. Нако- нец, в 1931 г. Паули указал выход из этого затруднительного положения (гл. 4, § 13). Идея Паули была тщательно разработана итальянским физи- ком Ферми в 1934 г. Вряд ли можно сомневаться в том, что атомное ядро не содержит свободных электронов, а содержит лишь нейтроны и протоны (гл. 4, § 7); следовательно, электроны, испускаемые в виде Р-лучей радио- активными ядрами, должны возникать при спонтанном превращении нейтронов в протоны и электроны. Паули предположил, что этот процесс сопровождается также испусканием другой частицы, называемой ней- трино1), электрически нейтральной и имеющей очень малую массу покоя,— малую даже по сравнению с массой покоя электрона. Таким образом, обра- г) Нейтрино по-итальянски означает «маленький нейтральный». Гипотеза нейтри- но была предложена Паули на семинаре по теоретической физике, проводившемся в Мичиганском университете летом 1931 г. Сначала этой частице было присвоено название «нейтрон», но после открытия настоящего нейтрона с массой, равной единице, и зарядом, равным нулю (гл. 2, § 30), Ферми предложил пользоваться термином ней- трино;
190 Глава 7, Свойства ядерных излучений зование электрона в ядре, предшествующее его испусканию в виде Р~час* тицы, описывается процессом нейтрон протон + электрон + нейтрино Масса 1 1 0 0 (7 11) Заряд 0 + — 0 Как нетрудно видеть, в этом процессе соблюдаются и закон сохранения массы и закон сохранения заряда. В процессе [3-распада протон остается в ядре, а электрон и нейтрино вылетают из ядра. Чтобы объяснить непре- рывное распределение энергии Р-частиц, Паули предположил, что вся возможная энергия, равная Емакс., делится между электроном и нейтрино. Таким образом, разность между Емакс. и действительным значением энергии для любой данной Р-частицы уносится сопровождающим p-распад ней- трино. Даже если бы не было необходимости постулировать образование нейтрино, чтобы объяснить энергетический спектр [3-частиц, это надо было бы сделать по другой причине. В гл. 4, § 18 мы видели, что спиновые кван- товые числа нейтрона, протона и электрона равны каждое + % или —Уъ. Следовательно, если в Р-распаде, как и в других ядерных реакциях, спин должен сохраняться, то для этого необходимо, чтобы в процессе превраще- ния нейтрона в протон и электрон участвовала еще одна частица, также имеющая спин + % или —%. Если такое спиновое квантовое число при- писать нейтрино, то в процессе (7.11) спин может быть сохранен. Применяя к гипотезе нейтрино методы волновой механики, Ферми вывел сложные уравнения, дающие вероятность испускания из радио- активного ядра Р-частицы с энергией, лежащей в любых заданных узких пределах. График зависимости этой вероятности от соответствующего значения энергии должен представлять собой кривую, подобную кривой фиг. 45. Однако, хотя эта кривая имела такую же форму, согласие с экс- периментом было не особенно хорошее. Благодаря отсутствию в то время надежных экспериментальных данных первые проверки этой теории не дали решающих результатов. Данные более поздних работ, в частности работы по исследованию искусственных P-активных элементов с очень низкими атомными веса- ми, подтвердили нейтринную теорию. Проверка была облегчена приме- нением метода графического построения, предложенного в 1936 г. Кюри, Ричардсоном и Пакстоном (США). Они показали, что уравнение Ферми можно представить в следующем виде: А'^)1/2 = С-(Е+1), (7.12) где N — число Р-частиц с импульсом (или энергией), лежащим в некотором узком интервале, F — сложная функция энергии Е Р-частицы, найденная из теории Ферми, а К и С —> постоянные. Энергия Е Р-частицы выражена здесь в единицах т0с2, где mQ — масса покоя электрона и с — скорость- света. Согласно уравнению (7.12), зависимость (TV/F)1^ от 2?+1, выраженная графически и часто называемая графиком Кюри1), должна представлять собой прямую, если нейтринная теория Ферми справедлива. Когда были получены достаточно надежные данные, оказалось, что они действительна !) Иногда этот график называется также графиком Ферми.
II. Свойства ft-излучений 191’ дают линейную зависимость, хотя для так называемых «запрещенных» переходов (§ 13 настоящей главы) приходится включать поправочный множитель, который можно вычислить. § 9. Положительная ^активность Все p-активные элементы, существующие в природе, испускают отри- цательные частицы, т. е. электроны. Однако в лаборатории были получены, радиоактивные элементы, испускающие положительные р-частицы, т. е. позитроны (гл. 10). Ниже мы увидим, что основное различие между эмит- терами отрицательных и положительных Р-частиц состоит в том, что- первые содержат больше нейтронов, чем это необходимо для их устой- чивости, тогда как вторые содержат слишком много протонов. Следова- тельно, точно так же как в ядрах с отрицательной P-активностью нейтрон превращается в протон и электрон, в ядрах с положительной Р-актив- ностью протон превращается в нейтрон и позитрон. Последний затем испускается в виде положительной Р-частицы. Источники положительных и отрицательных р-частиц ведут себя совершенно одинаково, если не считать различия в знаках. Все, что говорилось выше в связи с отрицатель- ными Р-частицами, применимо равным образом и к положительным р-час- тицам. Энергия положительных р-частиц имеет непрерывное распределение, удовлетворяющее уравнению (7.12), так что график Кюри представляет собой прямую, как и в случае отрицательных Р-частиц. Таким образом, возникновение позитрона при превращении протона в нейтрон можно пред- ставить так: протон —> нейтрон 4- позитрон 4- нейтрино Масса 110 0 (7.13) Заряд 4-1 0 4-1 0 Поэтому снова необходимо постулировать образование нейтрино, кото- рое разделяет энергию с положительной р-частицей (позитроном) и, кроме того, обеспечивает сохранение спина. Пока мы будем называть частицы, сопровождающие испускание положительных и отрицательных р-частиц, одним названием «нейтрино». Вопрос о том, будут ли эти частицы в обоих случаях одинаковы или различны, будет рассмотрен ниже. § 10. Экспериментальное обнаружение нейтрино Если отвлечься от того факта, что гипотеза нейтрино оказалась полезной при решении трудной задачи ядерной физики, то возникает есте- ственный вопрос: имеются ли какие-либо прямые экспериментальные дока- зательства существования такой частицы? Ввиду очень малой массы нейтри- но и отсутствия у него электрического заряда нужно ожидать, что эта частица будет легко проходить через вещество и, следовательно, ее будет трудно- обнаружить. В связи с этим следует упомянуть, что когда в 1927 г. Эллис и Вустер в лаборатории Резерфорда определили количество тепла, отда- ваемое Р-частицами, испускаемыми радием Е, то полученное значение- соответствовало средней энергии частиц, а не их максимальной энер- гии. Этот результат означает, что если, как предполагается в настоя- щее время, энергия распада разделяется между Р-частицами и нейтрино, то первые отдают всю свою энергию, в то время как последние улетают из прибора практически без потери энергии.
192 Глава 7. Свойства ядерных излучений Чтобы получить надежные доказательства того, что p-распад сопровож- дается вылетом нейтрино, пользовались двумя общими методами, один из которых можно назвать косвенным, а другой — прямым. В первом методе исследуется момент отдачи остаточного (дочернего) ядра при р-распа- де. Когда радиоактивное ядро испускает одну или более частиц, остаточ- ное ядро испытывает отдачу с некоторой скоростью, определяемой зако- ном сохранения импульса. Если испускается только одна Р-частица (поло- жительная или отрицательная), то направление и скорость отдачи будут другие, чем в том случае, когда испускаются Р-частица и нейтрино. Был проделан ряд экспериментов по измерению отдачи ядер, результаты которых не противоречили гипотезе нейтрино. Поскольку искомые эффекты очень малы и их трудно измерить, а также потому, что не была исключена вероятность того, что их можно объяснить и другим путем, вывод дается в такой негативной форме. Прямой метод обнаружения нейтрино основан на возможности наблю- дения результатов его взаимодействия с нейтроном или протоном. На- пример, при взаимодействии нейтрино, образовавшегося при отрицатель- ном [3-распаде, с протоном образуется нейтрон и позитрон; таким образом, протон + нейтрино —> нейтрон 4- позитрон Масса 10 10 (7.14) Заряд +1 0 0 4-1 Поскольку каждая из четырех участвующих в процессе частиц имеет спи- новое квантовое число, равное + % или —%, в этом процессе спин будет сохраняться. Таким образом, одновременное образование нейтрона и позитрона в этой реакции дало бы убедительное доказательство существо- вания нейтрино. Однако теоретические вычисления показывают, что вероятность взаимодействия нейтрино с протоном настолько мала, что в среднем нейтрино может пройти (хотя и не по прямой) расстояние в воде, равное примерно 100 световым годам1), прежде чем такое взаимодействие произойдет! Такое редкое взаимодействие можно надеяться обнаружить только там, где число нейтрино чрезвычайно велико. Такие условия должны суще- ствовать вблизи ядерного реактора (гл. 14), так как во время работы реак- тора образуются большие количества радиоактивных элементов, испускаю- щих [3-лучи. В 1953 г. Рейнс, Кауан и их сотрудники из лаборатории в Лос- Аламосе поставили эксперимент вблизи реакторов в Хэнфорде и получили предварительные результаты, которые хотя и были положительными, однако не являлись вполне убедительными. В 1956 г. эти наблюдения были повторены в большем масштабе на заводе в Саванна-Ривер, где плот- ность нейтрино должна была быть очень высокой. Прибор состоял из пяти баков, каждый из которых имел сечение 1,9 X 1,4 ж. Два таких бака (баки-«мишени»), имевшие глубину 8 см, помещались между тремя баками-«детекторами» глубиной 60 см. Баки- мишени содержали воду, в которой было растворено небольшое количество хлористого кадмия, тогда как баки-детекторы наполнялись раствором органического сцинтиллятора (гл. 6, § 7). Вокруг баков располагалось более 100 фотоумножителей для регистрации вспышек света, вызываемых у-квантами. i) Световой год — это расстояние, проходимое светом за один год; оно равно примерно 8-1012 км.
II. Свойства ft-излучений 193 Идея эксперимента состояла в том, что может произойти взаимодей- ствие вошедшего в воду нейтрино с протоном, в результате чего обра- зуется позитрон и нейтрон. По истечении чрезвычайно короткого промежут- ка времени позитрон столкнется с электроном и произойдет позитронно- электронная аннигиляция. Этот процесс будет сопровождаться у-излу- чением аннигиляции, состоящим, как правило, из двух фотонов, каждый из которых имеет энергию 0,51 Мэв (гл. 3, § 22). Фотоны попадут в бак- детектор и вызовут сцинтилляцию, которую можно будет зарегистрировать. В течение этого времени нейтрон пройдет более или менее зигзаго- образный беспорядочный путь в воде. Через несколько миллионных долей секунды после своего рождения он столкнется с ядром кадмия и будет захва- чен им (гл. 11, § 15). Одним из следствий этого захвата будет освобождение энергии, равной 8 Мэв, которая разделяется между тремя или четырьмя у-квантами. Последние также попадут в бак-детектор и вызовут вспышки света, однако сцинтилляции возникнут позднее тех, которые вызваны позитронно-электронной аннигиляцией, так как пройдет заметное время, прежде чем нейтрон будет захвачен. Поэтому регистрирующая система, связанная с фотоумножителями, конструируется так, чтобы отмечать только возникновение парных сцинтилляций, отделенных друг от друга соответствующим интервалом времени. В идеальном случае такие «запаздывающие совпадения» должны про- исходить в результате взаимодействия нейтрино с протоном. Однако всегда имеются посторонние обстоятельства, которые также дают такие совпа- дения. Чтобы учесть эти эффекты, производились сравнительные наблю- дения с включенным реактором, когда происходило образование нейтрино, и с выключенным реактором. Результаты показали, что имеет место раз- ница, приблизительно равная 70 запаздывающим совпадениям в день, которую можно приписать нейтрино. Это значение очень близко к тому, которого следовало ожидать при данных экспериментальных условиях. Была произведена тщательная проверка того, что эти запаздывающие совпадения не вызваны какой-либо другой причиной. Общий вывод, который можно сделать, заключается в том, что эти эксперименты под- твердили существование нейтрино — неуловимой незаряженной частицы, почти не имеющей массы, но имеющей определенный спин и способной переносить энергию. § 11. Нейтрино и антинейтрино Ввиду того, что существуют электрон и позитрон, протон и антипро- тон, нейтрон и антинейтрон, представляется разумным задать вопрос: не существует ли и антинейтрино? Если нейтрино и антинейтрино различны, то сопровождающая отрицательный p-распад частица, обнаруженная опи- санным выше образом, принадлежит к классу античастиц, т. е. пред- ставляет собой антинейтрино. Что это действительно так, можно легко видеть из рассмотрения процесса (7.14). Протон и нейтрон представляют собой «нормальные» частицы, а так как позитрон — античастица, то теория требует, чтобы нейтрино, находящееся в другой части уравнения, также было бы античастицей. Следовательно, «нормальное» нейтрино должно возникать в процессе положительного р-распада (7.13). Было предложено несколько методов для определения, действительно ли нейтрино и антинейтрино представляют собой различные частицы,, или же они одинаковы по своим свойствам. Прежде чем описать в общих чертах эти опыты, отметим, что результаты указывают на то, что эти час- 13 С. Глесстон
194 Глава 7. Свойства ядерных излучений тицы действительно различны. Один метод основан на существовании некоторых ядер, которые теоретически не обладают обычной р-актив- ностью, но которые могут, тем не менее, испытывать двойной Р-распад, т. е. испускать одновременно две р-частицы в каждом акте распада. Подоб- ное положение имеет место, например, в случае такого соотношения масс, как у материнского элемента теллура-130 и дочерних элементов иода-130’ (одна Р-частица) или ксенона-130 (две Р-частицы). Если нейтрино и анти- нейтрино различны, то двойной отрицательный p-распад должен сопро- вождаться вылетом двух антинейтрино. Теория показывает, что период полураспада материнского элемента должен при этом превышать 1020 лет. С другой стороны, если две частицы идентичны, то с двойным Р-распадом не будет связано испускание нейтрино или антинейтрино, энергия может быть распределена между двумя р-частицами, а сохранение спина будет иметь место и без нейтрино. Период полураспада материнского элемента должен тогда быть значительно меньше, а именно порядка 1012 лет. Хотя непосредственное измерение таких больших периодов полураспа- да как 1020 лет вряд ли можно осуществить, однако возможен другой под- ход к решению этой задачи. Были произведены поиски с целью определить, не существует ли в природе ожидаемый дочерний элемент вместе с материн- ским в минералах известного геологического возраста. Полученные до настоящего времени результаты дают периоды полураспада, равные по меньшей мере 1020 лет, указывая на то, что нейтрино и антинейтрино различны. Если обе частицы идентичны, то те, которые возникают при отрицатель- ном [3-распаде в ядерном реакторе, должны вступать во взаимодействие как с протоном, так и с нейтроном; таким образом, нейтрон + нейтрино —> протон + электрон Масса 10 10 Заряд 0 0 4-1 — 1 Предположим, что нейтрон находится в атомном ядре; захват нейтрино превратит нейтрон в протон, и возникнет новое ядро, атомный номер кото- рого будет больше на единицу. Одним из примеров такого процесса было бы превращение хлора-37 (атомный номер 17) в аргон-37 (атомный номер 18), который радиоактивен. Однако, если нейтрино и антинейтрино раз- личны, то нейтрон не будет взаимодействовать с частицами (антинейтрино) из реактора и превращение хлора в аргон не должно наблюдаться. В опы- тах, проведенных на реакторах в Саванна-Ривер с большими объемами содержащего хлор соединения (четыреххлористого углерода), не было обна- ружено присутствие аргона. Этот, хотя и негативный, результат указывает на то, что нейтрино и антинейтрино различны. Многие ядерные реакции, которые по-видимому происходят внутри Солнца, являясь первичным источником его энергии, сопровождаются испусканием позитронов и, следовательно, истинных нейтрино (гл. 14, §16). В противоположность выходящим из реактора антинейтрино эти нейтрино должны превращать хлор-37 в аргон-37, как было описано выше. Поглощением нейтрино на пути от Солнца до Земли можно пре- небречь. Следовательно, такой процесс превращения можно наблюдать на Земле. Морская вода содержит много хлора(в виде NaCl), и поэтому сле- дует ожидать образования радиоактивного аргона-37. Так как послед- ний должен присутствовать только в очень малых количествах, обнару- жить его трудно, но если будут получены данные, подтверждающие его
II. Свойства ft-излучений 195 существование, то это будет убедительным доказательством того, что ней- трино (испускаемое Солнцем) отлично от антинейтрино (возникающего в реакторе). Так как нейтрино и антинейтрино не имеют электрического заряда и масса их практически равна нулю1), то, собственно говоря, непонятно, как они могут отличаться друг от друга. Возможное объяснение следует из результатов некоторых исследований, о которых было сообщено в начале 1957 г. и которые производились с другой целью (гл. 18, § 19). Элемент кобальт, обладающий магнитными свойствами, может быть получен в виде искусственно радиоактивного кобальта-60, который испускает отрицатель- ные р-частицы. Совместными усилиями By и Эмблер с сотрудниками под- вергли образец кобальта-60 действию магнитного поля при чрезвычайно низких температурах (0,01° выше абсолютного нуля). В результате ядерные магнитики ориентировались параллельно полю, причем спины всех ядер имели одно и то же направление. Бдагодаря тому, что поддерживалась очень низкая температура, тепловое возбуждение, которое обычно бла- гоприятствует хаотическому расположению ядер, было сведено к мини- муму. Было замечено, что при этих условиях большая часть Р-частиц, образующихся при радиоактивном распаде ядер кобальта-60, испускается в одном направлении. Повторение эксперимента с кобальтом-58, испуска- ющим положительные р-лучи (позитроны), дало в общем тот же эффект, но частицы в этом случае испускались преимущественно в противополож- ном направлении. В обоих случаях закон сохранения импульса требует, чтобы нейтрино (или антинейтрино) испускалось в направлении, противо- положном направлению р-частицы. Эти результаты можно интерпрети- ровать как доказательство существования связи между спином нейтрино (или антинейтрино) и направлением его движения. Двигаясь в данном направлении, нейтрино будет вращаться в одну сторону, например по часовой стрелке, тогда как антинейтрино, двигаясь в том же направлении, будет вращаться в другую сторону (против часовой стрелки). Такой пример различия правого и левого вращения представляет собой неожиданную сторону поведения некоторых элементарных частиц, о которой еще будет идти речь в гл. 18. § 12. Поглощение и пробег ft-частиц2) Получаемые в камере Вильсона фотографии треков Р-частиц (см. фиг. 36) гораздо менее отчетливы, чем фотографии треков а-частиц, так как первые, обладающие большей скоростью, производят гораздо мень- шую ионизацию на своем пути. Если бы можно было измерить полную длину трека р-частицы в воздухе, то она оказалась бы равной нескольким метрам, тогда как треки а-частиц имеют длину всего лишь порядка нес- кольких сантиметров. Однако такие измерения трудно произвести, и пробег Р-частицы обычно определяется через эквивалентную толщину, выраженную в миллиграммах или граммах на квадратный сантиметр пог- лощающего вещества, обычно алюминия (§ 2 настоящей главы). На первый взгляд кажется, что если изучать поглощение пучка Р-час- тиц от какого-либо радиоактивного источника, дающего непрерывный спектр энергий, то вследствие зависимости пробега от энергии частиц трудно 1 По-видимому масса покоя нейтрино и антинейтрино, подобно массе покоя фотона, равна нулю. 2) Последующие рассуждения применимы равным образом как к отрицательным, так и к положительным р-частицам. 13*
196 Глава 7, Свойства ядерных излучений ожидать получения каких-либо ясных закономерностей, характеризую- щих процесс поглощения. В действительности, однако, благодаря наложе- нию целого ряда различных обстоятельств такие измерения дают весьма определенные результаты, на которые слабо влияет форма энергетического распределения р-частицы. Из таких измерений, в частности, следует тот интересный и практически важный факт, что по крайней мере для легких веществ толщина поглотителя в миллиграммах на квадратный сантиметр, вызывающая определенное относительное уменьшение потока р-частиц, не зависит от природы поглотителя. Поглощение Р-частиц можно исследовать, помещая радиоактивный источник вблизи тонкой стенки соответствующего счетчика и регистрируя затем скорость счета при различных толщинах поглощающего материала, Фиг. 46. Поглощение р-частиц веществом. помещаемого между источником и счетчи- ком. Если в таком эксперименте исполь- зуется моноэнергетический поток электро- нов, то оказывается, что кривая поглоще- ния, показывающая, какое число частиц прошло через поглощающее вещество, па- дает по мере возрастания толщины слоя поглотителя равномерно, приблизительно по линейному закону. Такое поведение Р-частиц совершенно отлично от поведения а-частиц, для которых, как показано на фиг. 40, скорость счета остается примерно постоянной почти до конца пробега, где она резко падает до нуля. Это объясняется главным образом тем, что электроны ис- пытывают в большей толще поглотителя очень заметное рассеяние, благодаря чему направление их движения мно- гократно изменяется, в особенности при движении в веществе с большим атомным номером. Поскольку р-лучи, испускаемые радиоактивным веществом, не моно- энергетические, а состоят из частиц, обладающих широким набором энер- гий, кривые поглощения для них не линейны, а имеют более сложный ха- рактер. Вследствие влияния различных факторов график зависимости логарифма скорости счета от толщины слоя поглощающего вещества име- ет вид почти прямой линии (фиг. 46). Следует отметить,что после прохож- дения некоторой определенной толщины поглотителя скорость счета уже не уменьшается, а остается почти постоянной. Эта остаточная активность объясняется присутствием обладающего большой проникающей способ- ностью тормозного излучения, аналогичного непрерывному спектру рент- геновских лучей (гл. 4, § 15) и возникающего в результате отклонения быстро движущихся р-частиц под действием электрического поля ядер по- глощающей среды. Интенсивность этого излучения возрастает с атомным номером поглотителя. Если р-лучи сопровождаются у-излучением, как это часто имеет место, то кривая будет идти значительно выше при тол- щинах, превышающих максимальный пробег Р-частиц, так как в этом случае она обусловлена кроме тормозного излучения еще и у-лучами. Из беглого рассмотрения фиг. 46 можно сделать вывод, что падающую часть кривой можно экстраполировать до нулевого значения скорости счета (так же, как на фиг. 40), исключив таким образом действие посто- роннего излучения, и получить эффективный пробег р-частиц в поглотителе. Однако результаты, полученные таким способом, очень ненадежны, особен-
II. Свойства ft-излучений 197 но при заметных интенсивностях у-излучения. Английский физик Федер в 1938 г. предложил метод, с помощью которого можно преодолеть это затруднение. Кривые поглощения р-частиц от данных источников срав- ниваются с опубликованными данными для радия Е; последний испускает Р-частицы без у-лучей, и их максимальный пробег эквивалентен 476 мг/см2 алюминия. Пользуясь радием Е в качестве эталона, можно получить максимальный пробег исследуемых Р-частиц, выраженный в миллиграм- мах на квадратный сантиметр алюминия, с помощью так называемого графика Федера. Полученный таким образом максимальный пробег /?маКс. играет важную роль, потому что его можно использовать для идентификации источника и для определения максимальной энергии .Емакс. Р-частиц. Был проделан ряд измерений максимальной энергии Р-частиц с помощью магнитного спектрометра (§ 7 настоящей главы) и максимальных про- бегов Р-частиц от различных источников. Были получены точные дан- ные, на основании которых была построена кривая, выражающая зависимость 2?макс. [Мэв] от /?макс. ([мг/см2] или [г/см2] алюминия). Если с помощью метода Федера получить значение /?макс. для р-частиц, испускаемых данным источником, то можно непосредственно из кривой найти соответствующую максимальную энергию 2?макс.. Можно также (хотя это и менее точный метод) воспользоваться соотношением -^макс. [Мэв] = 1,9 7?макс.[а/сж2] 4" 0,17, (7.15) которое верно с точностью 5% для значений лежащих между 0,5 и 3 Мэв. § 13. Бета-радио а ктивные превращения В поисках связи между постоянной распада Z радиоактивных эле- ментов, испускающих р-лучи, и максимальной энергией ,Z?MaKc. р-частиц, аналогичной правилу Гейгера — Наттола для а-распада (§ 4 настоящей главы), канадский физик Сарджент нашел в 1933 г., что если построить кривую зависимости значений 1g К для различных радиоактивных элементов от соответствующих значений lg-Ёмакс., то большая часть точек попадет на две прямые линии (или будет лежать вблизи них). Эти линии, известные под названием кривых Сарджента, приблизительно параллельны и могут быть представлены уравнением % = кЕмакс. ? (7.16) которое находится в согласии с требованиями теории Р-распада Ферми для больших значений энергии Е^кс- Значения к для обеих кривых отличают- ся примерно в 100 раз, так что для данной (максимальной) энергии р-час- тиц постоянная распада (или период полураспада) радиоактивного эле- мента на одной кривой примерно в 100 раз больше, чем на другой. Гамов объяснил это различие тем, что переходы в радиоактивных процессах могут быть «разрешенными» или «запрещенными» (гл. 4, § 11). В первом случае постоянная распада для данной энергии будет больше, чем во вто- ром случае. Когда Сарджент установил связь между постоянными распада и энер- гией р-частиц, были известны только природные источники р-частиц. После того как в 1934 г. и позднее были открыты другие p-активные ве- щества, испускающие как положительные, так и отрицательные р-частицы, стало очевидным, что имеется много точек, не попадающих на кривые
198 Глава 7. Свойства ядерных излучений Сарджента. Хотя основная идея разрешенных и запрещенных переходов является правильной, однако ясно, что существует более двух категорий переходов. Из теории Р-распада следует, что постоянная распада и период полу- распада должны зависеть: 1) от энергии перехода, 2) от заряда дочернего ядра, 3) от разности орбитального момента количества движения и внут- реннего момента количества движения (спина) материнского и дочернего ядер. Первые два фактора можно объединить в функции /, которую можно вывести из теории Ферми. В 1943 г. Конопинский (США) предложил принять за основу для сравнения эмиттеров р-частиц произведение / и периода полураспада Т7, т. е. /Т7. Эта величина называется приведенным периодом полураспада. Так как это обычно большое число, то более удобно пользоваться его логарифмом, т. е. 1g /Т7. Чем больше значение fT (или 1g/Т7), тем больше приведенный период полураспада и тем меньше вероят- ность радиоактивного превращения. Исследования значений 1g/Т7 примерно для 300 эмиттеров положитель- ных и отрицательных р-частиц показали, что результаты распадаются на несколько более или менее хорошо определенных групп. Можно установить связь этих групп с природой перехода (разрешенной, первой запрещенной, второй запрещенной и т. д.) и с изменениями квантовых чисел орбитального момента. Существует грубо приближенное правило, согласно которому, чем больше изменение квантового числа ядерного спина, тем больше значение 1g /Уи тем сильнее запрещен процесс p-распада. Согласно теории, для больших значений энергии .Емакс. функция / примерно пропорцио- нальна иЕмакс., так что для каждого типа перехода произведение 7\Емакс. приблизительно постоянно. Это находится в согласии с уравнением (7.16), так как постоянная распада К обратно пропорциональна периоду полураспада радиоактивного элемента Т. Наименьшие значения lg fT получаются для интересной группы эмитте- ров положительных р-частиц, называемых зеркальными ядрами. Характер- ной особенностью этих ядер является то, что в каждом случае число про- тонов в материнском элементе больше числа нейтронов на единицу. После испускания позитрона, в результате которого протон заменяется нейтроном в соответствии с уравнением (7.13), получающееся в результате устойчивое ядро будет содержать число нейтронов, на единицу большее, чем число протонов. Вследствие такого «обращения» чисел протонов и нейтронов, происходящего при радиоактивном распаде, эти ядра и называются «зер- кальными». Одним из следствий такого простого обмена между числами нейтронов и протонов является то, что материнское и дочернее ядра имеют в своих наинизших (основных) энергетических состояниях одни и те же орбитальные квантовые числа. Другими словами, эти квантовые числа при радиоактивном переходе не изменяются, и поэтому переход раз- решен. В действительности распад зеркальных ядер имеет такую боль- шую вероятность, т. е. такое низкое значение lg fT, что переход называют «сверхразрешенным». Известно шестнадцать зеркальных ядер, от углерода-11 до скандия-41; их периоды полураспада лежат в пределах от 1230 до 0,87 сек, а соответ- ствующие максимальные энергии Р-частиц— в пределах от 0,99 до 4,94 Мэе. Однако значения fT (или lg fT) очень близки друг к другу вследствие того, что множитель / учитывает разность энергий переходов и заряд дочернего ядра, т. е. его атомный номер. В прилагаемой таблице дано несколько при- меров, характеризующих положительный p-распад некоторых зеркальных ядер. Слева и справа от символа, обозначающего элемент, указаны соот-
Ill, Свойства у-излучения 199 ветственно числа протонов и нейтронов в данном зеркальном ядре. Неко- торые другие легкие ядра, кроме зеркальных ядер, также имеют сверх- разрешенные переходы, причем значения lg jT лежат примерно между 3,5 и 4,0. СВОЙСТВА ЗЕРКАЛЬНЫХ ЯДЕР Ядро Т, сек ^макс.» Мэе 1g /т 6^5 1230 0,99 3,8 ioNeg 20,3 2,18 3,4 14S113 4,9 3,64 3,7 lsAr17 1,88 4,4 3,7 21SC20 0,87 4,94 3,6 С увеличением изменения. спиновых (и других) квантовых чисел при радиоактивном распаде переходы становятся все менее и менее бла- гоприятными, как указывает увеличение значений 1g /Г. Для разрешенных переходов, которые неблагоприятны, lg fT лежит в пределах примерно от 4,5 до 6; для первых запрещенных переходов эта величина меняется при- мерно от 6 до 10; для переходов с более широким запретом lg IT обычно больше 10. Одним из самых строго запрещенных переходов является распад индия-115, который существует в природе; спиновое и орбитальное кван- товые числа изменяются в этом случае на четыре единицы, а значение lg jT равно примерно 23. III. СВОЙСТВА у-изл учения § 14. Взаимодействие у-лучей с веществом Как указано в гл. 2, § 27, у-лучи представляют собой электромагнит- ное излучение, сходное с рентгеновским излучением, но с меньшей дли- ной волны. Практически невозможно установить разницу между у-лу- чами с наибольшей длиной волны и рентгеновскими лучами с самой корот- кой длиной волны, поскольку это касается их свойств, но обычно поль- зуются термином у-лучи, когда говорят об излучениях, возникающих внутри ядра. В гл. 4, § 15 говорилось о том, что характеристические рентгеновские лучи возникают в результате переходов между различными уровнями энергии в электронной оболочке атома; с другой стороны, у-лучи связаны с переходами между ядерными уровнями энергии. Однако после того как энергия освободилась, свойства получающегося в резуль- тате излучения определяются уже только частотой или длиной волны или, другими словами, величиной кванта энергии. Гамма-лучи сопровождают многие радиоактивные превращения, независимо от того, испускаются ли при этом а- и Р-частицы. Подобно рентгеновским лучам, у-лучи обладают большой проникаю- щей способностью. Эффективный пробег зависит от энергии квантов: при большой энергии у-квантов может потребоваться несколько сантиметров металла, чтобы уменьшить интенсивность у-излучения до такой степени, что его станет трудно обнаружить. Проходя через вещество, у-лучи теряют свою энергию и, следовательно, ослабляются и поглощаются несколькими
200 Глава 7. Свойства ядерных излучений путями, три из которых мы здесь рассмотрим как наиболее важные. Пер- вый фактор, играющий очень важную роль для у-лучей малой энергии и для поглощающих веществ с большим атомным весом,— это фотоэлектри- ческий эффект (гл. 2, § 14), который заключается в том, что атомы или молекулы под действием излучения испускают электроны. Если Е — энергия у-кванта (гл. 3, § 9), то при фотоэлектрическом эффекте для удале- ния электрона из атома требуется энергия Р, равная энергии связи элект- рона в атоме, а оставшаяся энергия Е—Р будет унесена электроном в виде кинетической энергии. Второй фактор, имеющий большое значение при поглощении у-лучей,— это комптон-эффект (гл. 3, § 9); он играет главную роль, когда поглоти- тель представляет собой вещество с малым атомным весом, а энергия кван- тов не слишком велика и не слишком мала (от нескольких сотен тысяч до нескольких миллионов электронвольт). Когда у-квант сталкивается со свободным или слабо связанным электроном, он отдает ему часть своей энергии. Энергия, потерянная квантом, зависит от угла рассеяния у-лу- чей, т. е. от угла между направлениями полета кванта до и после столк- новения с электроном. В результате ряда комптоновских столкновений при прохождении через слой поглотителя значительной толщины энергия у-лучей может настолько сильно уменьшиться, что их уже нельзя будет зарегистрировать. Поскольку комптон-эффект обусловлен столкновением квантов с внешними электронами атомов, вызываемое им ослабление пучка у-лучей при прохождении через вещество зависит прежде всего от концен- трации электронов, т. е. от числа электронов в 1 еж3 поглотителя. Два поглотителя равной толщины будут одинаково ослаблять у-излучение за счет комптон-эффекта, если концентрации электронов в этих пог- лотителях одинаковы (даже если атомные номера обоих веществ резка отличаются друг от друга). Нетрудно установить, что концентрация элек- тронов в веществе приблизительно пропорциональна его плотности. По- этому можно сказать, что уменьшение энергии у-излучения в результате комптон-эффекта зависит только от плотности поглотителя. Для у-квантов, обладающих очень большой энергией (превышающей 5—10 Мэв), фотоэлектрический эффект и комптон-эффект играют менее важную роль в процессе поглощения (особенно для элементов с большим атомным весом), чем третий фактор, а именно образование позитронно- электронных пар (гл. 2, § 18). Как показано в гл. 3, при этом процессе минимальная затрата энергии составляет 1,02 Мэв, и, следовательно, он не может играть роли для у-излучения, энергия которого меньше этого значения. Однако вероятность образования пар быстро возрастает, после того как энергия у-кванта становится больше этого минимального зна- чения. Кроме того, вероятность образования пар возрастает пропорцио- нально квадрату атомного номера поглощающего вещества; этим объяс- няется тот факт, что у-лучи от тория С" с энергией 2,62 Мэв при прохождении через свинец легко образуют позитронно-электронные пары. Для поглощающих веществ с большим атомным весом и у-лучей большой энергии образование пар является основной причиной потери энергии. В результате взаимодействий, приводящих к фотоэлектрическому эффекту и образованию пар, у-квант теряет всю свою энергию и ^перестает существовать. С другой стороны, при комптон-эффекте, как уже указы- валось выше, у-квант теряет лишь часть своей энергии, которая передается электрону отдачи (гл. 3, § 9). Следовательно, при каждом взаимодействии между у-квантом и веществом происходит или появление быстрого элект- рона, или образование пары позитрон—электрон, уносящей значительное
Ill, Свойства у-излучения 201 количество энергии. Ионизация (гл. 6, § 1), вызываемая этими вторичными электронами, образующимися в воздухе или вырываемыми из стенок счетчика, позволяет регистрировать у-лучи, как это описано в гл. 6. § 15. Поглощение у-лучей Поглощение у-лучей исследуется методом, подобным описанному для случая ^-частиц (§ 12 настоящей главы), с тем отличием, что для у- лучей вследствие их большой проникающей способности в качестве поглощающего материала вместо алюминия применяется тяжелый металл с большим атомным весом, например свинец. Для однородных у-лучей, состоящих из излучения одной частоты, или длины волны, наблюдается линейная зависимость логарифма интенсивности от толщины поглощаю- щего слоя1). Выражаясь математическим языком, это означает, что интен- сивность излучения падает с увеличением толщины слоя поглощающего вещества по экспоненциальному закону. Таким образом, если Zo — интен- сивность (или скорость счета) у-лучей от данного источника в отсутствие какого-либо поглощающего вещества, a Z — интенсивность после про- хождения поглощающего слоя толщиной х, то Z = Zoe“Hx (7.17) где е — основание натуральных логарифмов, a pi — коэффициент пог- лощения, характеризующий способность вещества поглощать данные у-лучи. Измеряя с помощью соответствующего счетчика I для различных толщин х поглощающего вещества, можно определить из уравнения (7.17) значение ц. Коэффициент поглощения изменяется с энергией у-излучения, и ли- нейная зависимость логарифма интенсивности от толщины поглощающего слоя будет иметь место только тогда, когда все излучение имеет одну и ту же энергию. Если в пучке у-лучей присутствуют несколько компонент с различной энергией квантов, то эта зависимость будет изображаться уже не одной прямой, а комбинацией нескольких прямых с различными углами наклона. В некоторых случаях, проанализировав кривые, можно получить коэффициенты поглощения для отдельных компонент излу- чения. Одним из следствий экспоненциального поглощения у-лучей являет- ся то, что теоретически интенсивность излучения не должна падать до нуля, независимо от того, каково количество поглощающего вещества. Здесь имеет место ситуация, подобная той, которая была рассмотрена в гл. 5, § 12 в связи с радиоактивным распадом. Однако даже если уравне- ние (7.17) остается справедливым при очень низких интенсивностях, это излучение уже нельзя зарегистрировать, так что его интенсивность даль- ше некоторой точки кривой практически равна нулю. На практике для характеристики поглощающих свойств того или иного вещества иногда вместо коэффициента поглощения используются другие связанные с ним величины. Одна из этих величин — толщина слоя, соответствующая половинному поглощению, т. е. такая толщина погло- щающего вещества, которая необходима, чтобы уменьшить интенсивность у-лучей в 2 раза по сравнению с ее первоначальным значением. Эта вели- чина связана с коэффициентом поглощения простым соотношением. Урав- *) Это справедливо, строго говоря, для «коллимированного» пучка, в котором лучи, отклонившиеся (или рассеявшиеся) от первоначального направления пучка, не достигают детектора.
202 Глава 7. Свойства ядерных излучений нение (7.17) можно написать в эквивалентной логарифмической форме [см. уравнение (5.4)] lgJ-= — 0,4343 рл:. (7.18) Если интенсивность у-лучей уменьшилась вследствие поглощения до поло- вины своего первоначального значения, т.е.7710=1/2, а толщина слоя пог- лощающего вещества, отвечающая половинному ослаблению, равна Xi/2, то уравнение (7.18) принимает вид 1g 7= - 0,4343 |хя1/2; таким образом, я./,— - (7-19) Следовательно, если коэффициент поглощения ц [еж"1] поглощающего вещества известен, то легко вычислить толщину слоя половинного по- глощения (в сантиметрах для данного излучения). Другая полезная величина получается при делении ц, называемого линейным коэффициентом поглощения, на плотность поглощающего вещества; в результате получается так называемый массовый коэффициент поглощения, измеряемый в квадратных сантиметрах на грамм. Эта вели- чина играет важную роль, так как она почти не зависит от природы пог- лощающего вещества в случае у-лучей малой энергии, для которых основное значение имеет комптон-эффект, но при переходе к элементам с большим атомным весом она несколько возрастает. Соответствующая массовая толщина половинного поглощения, которая также мало зависит от при- роды поглощающего вещества, равна толщине жх/2, умноженной на плот- ность; она выражается в обычных единицах (граммах на квадратный сан- тиметр), о которых уже говорилось выше в связи с поглощением а- и 0- частиц. Толщина слоя поглощающего вещества в граммах на квадратный сантиметр, которая требуется для того, чтобы уменьшить в 2 раза интенсив- ность у-лучей, связана с массовым коэффициентом поглощения уравнением, в точности совпадающим с уравнением (7.19). Тот факт, что массовая толщина половинного поглощения, т. е. дей- ствительная (линейная) толщина половинного поглощения, умноженная на плотность, почти не зависит от природы материала, означает, что чем больше плотность материала, тем меньше его толщина, которая требует- ся для уменьшения интенсивности излучения в заданное число раз. По- этому для защиты от у-лучей и от рентгеновских лучей применяются тяжелые металлы, например железо и в особенности свинец1). Интересно отметить, что приблизительное постоянство массового коэффициента пог- лощения и массовой толщины половинного поглощения означает, что веса различных материалов, требующиеся для того, чтобы уменьшить интенсив- ность излучения в определенное число раз, почти одинаково. Однако для веществ с большой плотностью объем, а следовательно, действительная толщина будет меньше, чем в случае материалов с меньшей плотностью. Чтобы проиллюстрировать некоторые из вышеприведенных выраже- ний, рассмотрим поглощение у-лучей с энергией 1 Мэв свинцом. Поскольку обычно за основные данные принимают линейные коэффициенты погло- х) Большой атомный дес дает дополнительное преимущество, особенно для излучения высокой энергии.
III. Свойства у-излучения 203 щения, определяемые экспериментально, этими данными можно восполь- зоваться и для настоящей цели. Для данного случая pt=0,77 слГ1 и, со- гласно уравнению (7.19), толщина половинного поглощения равна •0,693/0,77=0,90 см. Таким образом, слой свинца толщиной 0,9 см умень- шит интенсивность у-лучей с энергией 1 Мэв до половины ее первоначаль- ного значения. Так как плотность свинца равна 11,3 г!см*, то массовый коэффициент поглощения равен 0,77/11,3=0,068 см2!г и массовая толщина половинного поглощения равна 0,90-11,3=10,2 г/см2. Приблизительно те же значения последних двух величин имеют место при поглощении у-лу- чей с энергией 1 Мэе другими элементами с высоким атомным весом. Однако линейная толщина половинного поглощения будет меняться обратно пропорционально плотности поглощающего материала. § 16. Определение энергий у-лучей Для определения энергий у-лучей пользуются несколькими методами. Наиболее непосредственным из них является определение длины волны и, следовательно, частоты при помощи изогнутого кристалла, играющего роль дифракционной решетки (гл. 2, § 23). Энергия фотона определяется из соотношения квантовой теории E=hdK, где h — постоянная Планка, с — скорость света и К — длина волны излучения (гл. 3, § 8). Результат можно выразить в миллионах электронвольт при помощи уравнения (3.6). Так как дифракционные измерения становятся все труднее с увели- чением энергии фотонов и, следовательно, с уменьшением длины волны излучения, то этот метод применяется только для у-лучей, энергия кото- рых не превышает 0,75 Мэв. Энергия у-лучей, испускаемых естественными радиоактивными элементами, лежит в пределах от 0,04 до 3,2 Мэв. В § 14 мы видели, что при фотоэлектрическом поглощении кинетическая энергия фотоэлектрона равна Е — Р, где Е — энергия у-кванта и Р — энергия связи электрона. Кинетическую энергию электрона можно изме- рить с помощью соответствующего магнитного спектрографа (§ 7) или определяя пробег электрона в алюминии (§12 настоящей главы); энергию связи можно вычислить из длин волн характеристических рентгеновских лучей поглощающего вещества, обычно свинца. Из этих двух величин можно определить энергию у-лучей. Энергию фотонов также можно опре- делять по комптоновским электронам отдачи (гл. 3, § 9), возникающим в результате столкновений у-квантов с электронами легкого элемента, например углерода или алюминия. Энергия этих электронов, измеряемая по отклонению в магнитном поле или другими способами, связана про- стым соотношением с энергией у-лучей. Превосходным методом определения энергий у-лучей, превышающих 1,02 Мэв, является метод, основанный на образовании позитронно-элект- ронных пар. В приборе, известном под названием парного спектрометра, у-лучи падают на тонкий слой материала с большим атомным весом, в кото- ром легко происходит образование пар (§14). Затем образовавшиеся позит- роны и электроны проходят магнитное поле, в котором положительные и отрицательные частицы отклоняются в противоположные стороны. Зная радиус кривизны траектории, м^жно определить энергию частицы точно так же, как в магнитном спектрографе (§ 7 настоящей главы). Прибавляя к сумме энергий позитрона и электрона энергию 1,02 Мэв, расходуемую на их образование, получаем энергию у-лучей. Мощным средством исследования энергий у-лучей является сцин- тилляционный спектрометр, который в настоящее время широко исполь-
204 Глава 7. Свойства ядерных излучений зуется в ядерных исследованиях. В гл. 6, § 7 упомянуто, что выходной импульс от сцинтилляционного счетчика с иодистым натрием (активиро- ванным таллием) пропорционален энергии падающего на него у-кванта. Действительную энергию можно определить с помощью метода, подоб- ного методу, описанному в § 3 настоящей главы для а-частиц, пользуясь анализатором импульсов. Прибор градуируется с помощью у-лучей извест- ной энергии. В случае излучений, обладающих очень большой энергией, пользуются черенковским счетчиком (гл. 6, § 8). § 17. Возникновение у-лучей Гамма-лучи, сопровождающие радиоактивные превращения, обуслов- лены почти всегда одними и теми же основными причинами, независимо от того, происходит ли а-или p-распад. В результате радиоактивного пере- хода дочернее ядро остается в возбужденном состоянии и избыточная энергия испускается в виде у-излучения (фиг. 47)1). Хорошим примером Исходное (материнское) ядро Возбужденное состояние у-квант Основное состояние Дочернее ядро Фиг. 47. Испускание у-лучей при радиоактивном распаде. связи между энергиями у-лучеи и энергиями групп а-частиц является распад торий С —> торий С", о котором говорилось в § 6 настоящей главы. Однако, прежде чем переходить к вычислениям, следует указать, что измеренная энергия а-частиц не дает полной энергии, соответствующей данному переходу, так как часть энер- гии расходуется на отдачу дочернего ядра. Относительные массы ядра то- рия С" и а-частицы равны в шкале атомных весов 208 и 4 соответственно; следовательно, учитывая закон сох- ранения импульса, легко показать, что полная энергия, освобождаемая при данном переходе, в (208 + 4)/208 раз больше энергии, уносимой а-ча- стицей. Полученные таким путем значения, а также соответствующие энергии а-частиц первых пяти групп, приведены в прилагаемой таблице2). В третьем столбце указана разность между энергией распада для данной группы а-частиц и энергией распада для первой группы. Так как энергия распада для первой группы самая высокая, то можно предположить, что она соответствует переходу от тория С на низший ядерный уровень энер- гии тория С". Таким образом, разности энергий, приведенные в последнем столбце, представляют собой энергии более высоких (возбужденных) уровней тория С" по отношению к самому низкому уровню. Если, как указывалось выше, у-лучи возникают при переходах между уровнями энергии в дочернем ядре, то должна существовать связь между энергиями у-лучей, испускаемых в процессе распада торий С торий С", х) Испускание положительных р-частиц неизменно сопровождается у-излучением, возникающим вследствие аннигиляции замедленных позитронов электронами веще- ства. Это излучение, конечно, имеет вторичное происхождение и не связано непосред- ственно с процессом радиоактивного распада. 2) Шестую группу с энергией 5,478 Мэв можно не рассматривать, так как она составляет лишь 0,16% всей энергии.
III. Свойства у-излучения 205 ПЕРЕХОДЫ ТОРИЙ С —> ТОРИЙ С" Энергия а-частицы, Мэв Энергия распада, Мэв Разность между энергией распада для первой группы а-частиц и энергией распада для следующих групп, Мэв 6,086 6,203 6,047 6,163 0,040 5,764 5,875 0,328 5,622 5,730 0,473 5,603 5,711 0,492 и энергиями различных уровней, приведенными в таблице. Такая связь без сомнения имеет место. В этом радиоактивном распаде было обнаружено шесть у-квантов с энергиями 0,040, 0,327, 0,287, 0,471, 0,432 и 0,451 Мэв', из фиг. 48 можно видеть, что эти значения соответствуют с точностью примерно 0,001 Мэв переходам, обозначенным стрелками. Методами, подобными только что описанному для случая распада торий С —> торий С", было исследовано несколько случаев радиоактивных превращений, сопровождаемых у-из- лучением, причем некоторые из этих превращений были связаны с эмис- сией а-частиц, а другие — с эмиссией ^-частиц. В каждом случае энергии у-лучей можно количественно интер- претировать, связав их с переходами между ядерными уровнями, энергии которых определяются по энергии а-частиц или р-частиц, как это описа- но выше. Таким образом, у-лучи мож- но рассматривать как некоторую форму ядерного спектра, который позволяет получать сведения об энер- гетических уровнях ядер, подобно Спин О 3 Энергия 0,492 Мэв 0,473 0,328 0,040 0 Фиг. 48. Переходы между ядерными энергетическими уровнями в тории С" и соответствующие им энергии у-лучей. тому как оптические и рентгеновские спектры позволяют интерпретировать электронные уровни атомов. В связи с этим интересно упомянуть, что ана- логия может быть распространена до некоторой степени и на нерадиоак- тивные элементы. Затратив достаточную энергию, можно перевести ядра некоторых устойчивых элементов в . озбужденные энергетические состоя- ния, из которых они затем переходят в нормальное состояние, испуская у-излучение (гл. 10, § 21). Можно задать вопрос: почему некоторые радиоактивные превращения сопровождаются у-излучением, а другие не сопровождаются? Дело в том, что положение определяется в значительной степени, хотя и не полностью, спинами ядер. Вообще говоря, если спиновое квантовое число исходного ядра такое же, как и спиновое квантовое число дочернего ядра в основном состоянии, переход является «разрешенным». Обычно при таком переходе у-излучение отсутствует. Хорошим примером являются зеркальные ядра (§13 настоящей главы). Почти во всех случаях радиоактивный распад
206 Глава 7. Свойства ядерных излучений таких ядер не сопровождается у-излучением, а если и сопровождается, то интенсивность излучения очень мала. Однако если ядерные спины в ос- новных состояниях материнского и дочернего ядер различны, то переход, является «запрещенным», по крайней мере до некоторой степени. Сущест- вует большая вероятность того, что при этом произойдет переход на воз- бужденное состояние дочернего ядра, за которым последует переход в более низкое энергетическое состояние последнего, сопровождаемый испуска- нием у-лучей. § 18. Внутренняя конверсия у-лучей Полезные сведения относительно у-лучей можно получить из явления, известного под названием внутренней конверсии. В 1914 г. Резерфорд высказал предположение, что при испускании у-кванта из ядра может произойти нечто вроде фотоэлектрического эффекта при участии одного* из орбитальных электронов того же самого атома; в результате вся энер- гия будет передана электрону. В этом случае говорят, что имела место внутренняя конверсия у-кванта. Электрон, испытавший взаимодействие с у-квантом, выбрасывается из атома с кинетической энергией, равной Е — Р, где, как и прежде, Е — энергия у-кванта, а Р — энергия связи электрона в атоме радиоактивного элемента, испускающего у-излучение. Следует предполагать, что последним является дочерний элемент, участ- вующий в данном распаде. Если электрон испускается с первого квантового уровня атома, называемого обычно A-уровнем (гл. 4, § 15), то Р можно заменить на Ек, где Е#, согласно теории возникновения рентгеновских лучей, представляет собой энергию A-линии характеристических рентге- новских лучей дочернего элемента. Следовательно, электрон вылетит с кинетической энергией Е — Е&. Подобным же образом, если электрон вырывается со второго квантового уровня (Е-уровня), его кинетическая энергия должна быть равна Е—Еъ- Если энергия у-кванта Е имеет определенное значение, то в резуль- тате внутренней конверсии должно испускаться несколько групп электро- нов, обладающих дискретными энергиями. Это без сомнения и есть те- вторичные электроны с определенными значениями энергии, которые, как давно было известно, сопровождают первичные Р-частицы, имеющие непрерывный энергетический спектр (§ 7 настоящей главы). Так как электроны внутренней конверсии имеют определенные энергии, то гово- рят, что они дают линейчатый спектр в отличие от р-частиц, дающих непре- рывный p-спектр. Здесь следует отметить, что, как общее правило, внутреннюю конверсию испытывает лишь малая доля у-квантов; эта доля, называемая коэффициентом внутренней конверсии, обычно уменьшается с увеличением энергии у-лучей. Справедливость сделанных выше выводов можно проверить несколь- кими путями. Энергии электронов внутренней конверсии были определены в ряде случаев с помощью магнитного спектрографа; прибавив к этим значениям значения энергий для соответствующих А-, L- и т. д. уровней характеристического рентгеновского спектра дочернего элемента, можно получить энергии у-лучей до конверсии. Таким путем удалось тщательно изучить электронный линейчатый спектр процесса распада радий В —» —>радий С. В прилагаемой таблице приведены некоторые значения измерен- ных кинетических энергий, а также энергии связи, полученные из рент- геновского спектра радия С; эти значения складываются и сравниваются с принятыми значениями для энергий пяти у-квантов. Превосходное*
III. Свойства у-излучения 207 ЭЛЕКТРОННЫЙ ЛИНЕЙЧАТЫЙ СПЕКТР И у-ЛУЧИ ДЛЯ ПЕРЕХОДА РАДИЙ В —> РАДИЙ С Энергия электрона, Мэв Рентгеновский •уровень радия С Энергия связи, Мэв Полная энергия, Мэв Энергия Y-кванта, Мэв 0,0368 L 0,0161 0,0529 0,0529 0,1510 К 0,0887 0,2397 0,240 0,1617 К 0,0887 0,2564 0,257 0,2041 К 0,0887 0,2929 0,293 0,2605 К 0,0887 0,3493 0,350 согласие между значениями в последних двух столбцах подтверждает изло- женную выше точку зрения. Определение энергий электронов конверсии является, таким образом, еще одним методом] определения энергий у-квантов. Следует отметить, что у-квант с энергией 0,0529 Мэв вырывает L-электрон, но не может вырвать А-электрон. Это происходит потому, что удаление А-электрона требует затраты энергии 0,0887 Мэв, т. е. больше энергии кванта. Другие кванты вырывают, кроме А-электронов, еще L-, М- и А-электроны; соответствующие результаты здесь не приводятся. Когда у-квант испытывает внутреннюю конверсию и вырывает элек- трон с одного из уровней (A, L и т. д.), следует ожидать, что освободив- шееся место заполнит один из других электронов атома. Из того, что сказа- но в гл. 4, § 15, очевидно, что этот процесс должен сопровождаться испуска- нием соответствующих линий характеристического рентгеновского спектра дочернего элемента. Такие рентгеновские лучи действительно наблюда- лись в нескольких случаях внутренней конверсии, и их энергии соответ- ствуют энергиям, которых следовало ожидать согласно теории. Наконец, следует упомянуть еще об одном обстоятельстве. До сих пор неявно принималось, что у-лучи при данном радиоактивном распаде возникают в* результате переходов между уровнями энергии в дочернем ядре, а не в материнском. Правильность этого допущения была подтвер- ждена наблюдениями, произведенными в связи с явлениями внутренней конверсии. Энергии связи электронов, получаемые путем вычитания их измеренных кинетических энергий из известных энергий у-квантов, и наблюдаемые частоты характеристических рентгеновских лучей, о кото- рых мы только что упоминали, принадлежат действительно дочернему, а не исходному элементу. Эти факты представляют собой убедительное доказательство утверждения, согласно которому у-лучи испускаются из возбужденного дочернего ядра, остающегося после того, как материн- ское ядро испустит а- или [3-частицу.
Глава 8 изотопы I. ОТКРЫТИЕ ИЗОТОПОВ § 1. Радиоактивные элементы и периодическая система Менделеева В 1911 г. было известно примерно сорок элементов с различными радио- активными свойствами, однако в периодической системе имелось лишь двенадцать мест, которые могли бы им соответствовать (гл. 1, § 18). Воз- никал очевидный вопрос: как можно разместить сорок элементов на двена- дцати местах? Было ясно, что если периодическая классификация не нару- шается в области больших атомных весов, то несколько радиоактивных эле- ментов должны занимать одно и то же место, по крайней мере в некоторых случаях. Некоторые доказательства того, что это действительно возможно, были получены несколькими исследователями, включая Мак-Коя и Болт- вуда в США (гл. 5, § 11), Марквальда в Германии и Содди в Великобрита- нии. Было найдено, что некоторые группы «элементов», имеющих совер- шенно различные радиоактивные свойства, не могут быть разделены никакими доступными химическими средствами1). Несмотря на различие в природе радиоактивных превращений, элементы внутри каждой группы обладали, по-видимому, совершенно одинаковыми химическими свойст- вами. В своем обзоре создавшегося в конце 1910 г. положения, Содди писал: «Доказательство химической идентичности не одинаково надежно для всех ...случаев, однако можно считать, что полная идентичность иония, тория и радиотория, радия и мезотория-1, а также свинца и радия D установлена достаточно надежно». В том же обзоре было обращено вни- мание на идентичность трех газообразных эманаций, обладающих свойст- вами, аналогичными свойствам инертных газов атмосферы. Химические свойства радия, очень похожие на химические свойства бария, заставляли думать, что его следует поместить в семейство щелочно- земельных элементов, т. е. в группу II периодической системы (гл. 1, § 18), тогда как торий по своим химическим свойствам, по-видимому, лучше всего подходил к группе IV2). Эманации, без сомнения, принадлежат к нулевой группе. Поэтому можно представить себе следующую схему х) Мак-Кой и Росс, по-видимому, первые в 1907 г. показали, что два различных радиоактивных элемента могут обладать совершенно одинаковыми химическими свой- ствами. Несмотря на то, что они произвели около 200 осаждений, пользуясь щаве- левой кислотой, хроматом, тиосульфатом, перекисью водорода или аммиаком, они не смогли произвести сколько-нибудь заметного разделения радиотория от тория. 2) Можно было предположить, что торий является членом ряда актинидов (гл. 1, § 19; гл. 16, § 13) и, следовательно, не относится к группе IV; однако его наи- более устойчивые соединения имеют валентность, равную четырем, что характерно для группы IV, и это являлось решающим аргументом.
I. Открытие изотопов 209 двух стадий а-распада рядов урана и тория (гл. 5, § 14), основанную на вышеупомянутой идентичности свойств: ГРУППА IV II о Торий ———> Мезоторий ———> Эманация Ионий —-—> Радий ———> Эманация Исходя из этой поразительной закономерности, Содди предположил в 1911 г., что «в результате испускания а-частицы радиоактивный элемент изменяет свое положение в периодической системе..., переходя в другую группу, номер которой на две единицы меньше». Таким образом, был сде- лан первый шаг на пути к важному обобщению, которое не могло быть полностью завершено в то время вследствие недостаточного знания хими- ческих свойств элементов, участвующих в (3-превращениях. Поэтому Флек по предложению Содди предпринял систематическое исследование ряда радиоактивных элементов с целью получить дополнительные сведения о их химических свойствах. В ходе этой работы, результаты которой были опубликованы в 1912—1913 гг., он нашел, что радий В, радий D, торий В и актиний В одинаковы по своим химическим свойствам и совершенно неотделимы от свинца (rpynnaIV). Вещества, образующиеся в результате испускания р-частиц, а именно радий С, радий Е, торий С и актиний С, совершенно идентичны висмуту (группа V). Поэтому можно было думать, что потеря р-частицы сопровождается переходом в соседнюю группу периодической системы с более высоким номером. В начале 1913 г. этот вопрос вызывал большой интерес и многие ученые соревновались между собой, стремясь установить зависимость между радиоактивными превращениями и связанными с ними изменениями положения в периодической системе. События того времени можно описать словами Содди,, произнесенными им во время дискуссии на тему «Радиоак- тивные элементы и периодический закон» на собрании химической секции Британской ассоциации в Бирмингаме в сентябре 1913 г.: «Рассел, который знал о результатах Флека, высказал [31 января 1913 г.] точку зрения, согласно которой при (3-превращении положение элемента в периодической системе сдвигается на одно место, и он первый опубликовал полную схему, показывающую прохождение радиоактивных элементов через периоди- ческую систему. Его схема была в некоторых отношениях несовершенна1), и почти немедленно вслед за ней другая схема была предложена Фаянсом [15 февраля 1913 г.], который высказал общий закон в его теперешней форме и сделал важные выводы. Независимо Содди [28 февраля 1913 г.] дал полную схему, подобную схеме Фаянса, которая, однако, в одном отношении пошла, вероятно, несколько дальше по пути обобщения, соглас- но которому все элементы, попадающие в одно и то же место периодиче- ской системы, идентичны по своим химическим свойствам и неразделимы с помощью химических методов». i) Рассел, очевидно, придерживался того мнения, что сдвиг на две клетки пери- одической системы, сопровождающий испускание а-частицы, а также сдвиг на одну клетку, связанный с испусканием р-частицы, может происходить или в направлении увеличения, или в направлении уменьшения номера группы. В действительности же первое превращение всегда приводит к уменьшению номера группы, а последнее — к увеличению 14 с. Глесстон
Атомный вес (массовое число) Атомный вес (массовое число) Атомный вес (массовое число) Атомный номер 238 234 230 226 222 218 214 210 206 Фиг. 49. Изменения атомного номера и атомного веса (массово- го числа) в естественных радиоактивных рядах.
I. Открытие изотопов 211 § 2. Правило смещения, Изотопы Схема, о которой упоминал Содди в приведенной выше цитате, назы- вается правилом смещения. Это правило можно сформулировать следующим образом: когда в процессе радиоактивного превращения испускается а-частица, получающийся в результате продукт занимает положение,, смещенное на две клетки влево от исходного элемента периодической системы, тогда как испускание р-частицы приводит к смещению на одну клетку вправо. Так как атомный номер элемента представляет собой его порядковый номер в периодической системе (гл. 1, § 18), правило смещения состоит в том, что испускание а-частицы сопровождается уменьшением атомного номера испускающегд ее элемента на две единицы, а испускание Р-частицы сопровождается увеличением атомного номера на единицу. На основании такого обобщения и имея в виду, что потеря а-частицы озна- чает уменьшение атомного веса на четыре единицы, а при испускании Р-частицы масса практически не меняется, можно представить изменения атомных номеров и атомных весов, происходящие в трех естественных радиоактивных рядах, так, как это показано на фиг. 49. Испускание а-частицы показано стрелкой, направленной вниз и влево, а испускание Р-частицы — горизонтальной стрелкой, направленной вправо. Для всех .элементов с атомными номерами от 81 до 92 указаны их обычные названия. Таким образом, «соответствующий элемент», название которого стоит во втором столбце таблиц радиоактивных рядов в гл. 5, § 14, представляет собой название обычного элемента, имеющего тот же атомный номер, что и данный радиоактивный элемент. Поскольку все элементы, лежащие на какой-либо вертикали на фиг. 49, имеют один и тот же атомный номер, отсюда следует, что они должны занимать одно и то же место в периодической системе. Так, например, имеется семь элементов с различными радиоактивными свойствами, атомный номер которых равен 84; все эти элементы попадают в одну и ту же клетку периодической системы, занимаемую полонием. Таким образом, все известные радиоактивные элементы можно разместить на ограниченном числе мест в периодической системе. В 1913 г. Содди предложил называть элементы, занимающие одно и то же место в периодической системе, изотопами1); следовательно, радий А, радий С', радий F, актиний А, актиний С', торий А и торий С' с поряд- ковым номером 84, являются изотопами. Они представляют собой изотопы элемента полония, от которого их нельзя отделить химическим путем. Таким образом, изотопы данного элемента нельзя разделить по хими- ческим свойствам, хотя их радиоактивные свойства и даже атомные веса, различны. Вследствие этого факта химические свойства короткоживущих эле- ментов, например тория С' с периодом полураспада менее одной миллион- ной секунды, хорошо известны, потому что эти элементы являются изото- пами обычных элементов. В 1908 г. до открытия изотопов английский ученый Смителс говорил о радиохимии как о «химии фантомов». Он не мог себе представить, что через несколько лет свойства этих фантомов будут во многих случаях так же хорошо известны, как свойства свинца, висмута и таллия. 1) От греческого «изо» (тот же самый) и «топос» (место). 14*
212 Глава 8. Изотопы IL ИЗОТОПЫ И СТРОЕНИЕ АТОМА § 3. Ядро и правило смещения Поскольку испускание из атомного ядра а-частицы с двумя положи- тельными зарядами сопровождается уменьшением атомного номера на две единицы, а испускание р-частицы с единичным отрицательным зарядом увеличивает атомный номер на единицу, Содди предположил, что сущест- вует связь между атомным номером и положительным зарядом ядра. Но прежде чем он дал ясную формулировку своим предположениям, ван- ден-Брук выдвинул идею о том, что заряд ядра равен атомному номеру элемента (гл. 4, § 6); эта идея была подтверждена работой Мозли с характе- ристическими рентгеновскими лучами. Впоследствии Содди высказал мнение, что установление идентичности химических свойств изотопов является более простым и более убедительным доказательством того, что последовательность мест в периодической системе определяется измене- нием заряда ядра на единицу, чем то, которое было дано работой Мозли. Как бы то ни было, несомненным фактом является то, что правило смеще- ния находится в полной гармонии с принятой точкой зрения, согласно которой для любого элемента заряд ядра равен атомному номеру. В связи с этим интересно рассмотреть изменения, происходящие в ядре атома при испускании а- и Р-частиц. Согласно современной точке зрения, атомное ядро состоит из А—Z нейтронов (заряд которых равен нулю) и Z протонов (имеющих единичный положительный заряд), где А — атомный вес элемента, округленный до ближайшего целого числа, a Z — заряд ядра и, следовательно, атомный номер. Таким образом, атомный вес равен (приблизительно) полному числу нуклонов, т. е. полному числу нейтронов и протонов в ядре (гл. 4, § 7). Альфа-частица, которая представляет собой ядро гелия, состоит из двух нейтронов и двух протонов; следовательно, если А и Z относятся к исходному радиоактивному элементу, то соответст- вующие числа нейтронов и протонов в дочернем элементе после испускания а-частицы будут равны А—Z — 2 hZ — 2 соответственно. Таким обра- зом, атомный вес будет равен (А — Z — 2) + (Z — 2), т. е. А —4, а заряд ядра, или атомный номер, будет равен Z — 2. Следовательно, в соответствии с правилом смещения потеря а-частицы означает уменьшение атомного номера на две единицы. Испускание Р-частицы обусловлено превращением нейтрона в протон, электрон и нейтрино (гл. 7, § 8). Электрон испускается, а протон остается в ядре. Другими словами, в результате Р-распада нейтрон замещается протоном; таким образом, ядро теряет один нейтрон и получает один про- тон. Так, в общем случае, если ядро содержит А —Z нейтронов и Z про- тонов, то дочернее ядро после испускания Р-частицы будет состоять из А—Z — 1 нейтронов и Z + 1 протонов. Поэтому атомный вес останется прак- тически неизменным и равным (А —Z — 1) + (Z 4-1), т. е. будет по-преж- нему равен А, но атомный номер будет теперь равен Z 4- 1. В соответствии ,с правилом смещения атомный номер увеличивается на единицу. § 4. Изотопы и строение ядра Из предыдущих рассуждений, так же как из правила смещения, следует, что при испускании одной а-частицы и двух Р-частиц независимо от порядка, в котором это происходит, получающийся в. результате элемент должен иметь тот же атомный номер, что и исходный элемент, т. е.
II. Изотопы и строение атома 213 являться изотопом последнего. Иллюстрацией этого факта могут служить три стадии распада (а-распад и два [3-распада) в начале семейства урана. Получающийся после этих трех последовательных переходов четвертый элемент уран II является изотопом первого элемента урана I (см. фиг. 49). Так как испускание а-частицы означает, что ядро теряет два нейтрона и два протона, тогда как испускание каждой р-частицы выражается в поте- ре нейтрона и прибавлении протона, то изменения в ядре, сопровождающие один а-распад и два Р-распада, можно записать следующим образом: Нейтроны Протоны Испускание а-частицы . —2 —2 Испускание двух р-частиц —2 +2 Таким образом, в результате трех радиоактивных превращений ядро теряет четыре нейтрона, однако число протонов, т. е. заряд ядра, остается равным заряду ядра исходного элемента. Различие между изотопами заключается в том, что их ядра содержат различные числа нейтронов, но одинаковое'число протонов. Поэтому изотопы одного и того же элемента имеют тот же самый заряд ядра и, следовательно, тот же самый атомный номер, но различные атомные веса, так как число протонов определяет заряд ядра, а полное число нуклонов (нейтронов и протонов) — атомный вес. Из фиг. 49 можно видеть, что радиоэлементы с атомным номером 84, которые являются изотопами полония, имеют атомные веса 218, 216, 215, 214, 212, 211 и 210. Все ядра содержат 84 протона, но числа нейтронов равны 134, 132, 131, 130, 128, 127 и 126 соответственно. Другие примеры, иллюстрирующие то же явление, будут приведены ниже. До 1913 г., который знаменателен столькими замечательными откры- тиями в области атомной физики, обычно считалось, особенно ввиду успеха периодической системы, что химические свойства элементов определяются их атомными весами. Из открытия изотопов, имеющих одина- ковые химические свойства, но различные атомные веса, и установления связи атомного номера с зарядом ядра следовало, что химические свой- ства элемента определяются атомным номером и не зависят непосредственно от атомного веса. Атомный номер играет основную роль, тогда как атомный вес играет в некотором смысле случайную роль. В связи с этим следует обратить внимание на существование радиоэлементов с одинаковыми атом- ными весами1). Такие элементы были названы английским химиком Стю- артом в 1918 г. изобарами2), и в настоящее время этот термин является общепринятым. Таким образом, радий В, радий С и радий С' являются изобарами, причем атомный вес каждого равен 214, однако их химические свойства совершенно различны, так как они имеют различные атомные номера. Как указано в гл. 4, § 14, химические свойства элемента в основном определяются числом и расположением орбитальных электронов. Так как изотопы данного элемента имеют [одинаковый заряд ядра, они дол- жны иметь равное число орбитальных электронов, расположенных, конечно, совершенно одинаковым образом. Этим и объясняется, почему !) Строго говоря, они имеют одинаковые «массовые числа», т. е. целые числа, к которым наиболее близки атомные веса (§11 настоящей главы). 2) От греческого «изо» (тот же самый) и «барос» (вес).
214 Глава 8. Изотопы изотопы имеют одинаковые химические свойства1). Подобным же образом любые свойства, которые зависят от орбитальных электронов, например оптические и рентгеновские спектры (гл. 4, § 9 и 15), будут одинаковы для изотопов данного элемента. Правда, имеются очень небольшие различия в расстояниях между спектральными линиями, которые в некоторых слу- чаях имеют значение, но эти различия объясняются небольшими раз- личиями масс ядер; в основном же строение спектра одинаково для всех изотопов данного элемента. С другой стороны, радиоактивные свойства связаны с ядром; они определяются как числом протонов, так и числом нейтронов, а не только тем или другим, или их суммой. Поэтому изотопы, имеющие одинаковое число протонов, но разное число нейтронов, имеют различные радио- активные свойства; то же самое справедливо для элементов, имеющих одинаковое число нейтронов2), но разное число протонов, например для радия и актиния. Далее, ядра изобаров содержат одно и то же полное число нуклонов (нейтронов и протонов), но их радиоактивные свойства различны. III. СТАБИЛЬНЫЕ ИЗОТОПЫ § 5. Конечные продукты радиоактивных семейств В 1905 г. Болтвуд обратил внимание на присутствие свинца в урано- вых минералах и предположил, что этот металл может представлять собой конечный продукт радиоактивного семейства урана. В том же году Содди отметил, что так как конечный продукт радиоактивного распада не испы- тывает превращений и, вероятно, представляет собой один из обычных стабильных элементов, то может оказаться трудным его идентифицировать. Он предположил, исходя из рассмотрения атомных весов, что этим конечным продуктом является свинец или висмут. В результате исследо- вания отношения количества свинца к количеству урана во многих минералах Болтвуд в 1907 г. пришел к выводу, что «на основе этих дан- ных, по-видимому, справедливо предположить, что конечным продуктом урана является свинец». В последующие годы эта точка зрения получила всеобщее признание, и установленный в 1913 г. факт, что радий G — конечный продукт семей- ства урана — действительно является изотопом свинца и, следовательно, имеет одинаковые с ним химические свойства, явился последним доказатель- ством, которого не хватало до тех пор. В то же время было показано (см. фиг. 49), что актиний D и торий D — нерадиоактивные конечные продукты семейств актиния и тория — также имеют атомный номер 82 и, следова- тельно, являютсяизотопамисвинца. Таким образом, свинец является конеч- ным продуктом трех естественных радиоактивных семейств, откуда легко понять его присутствие во всех урановых и ториевых минералах. Интересно напомнить здесь, что конечным продуктом семейства относительно коротко- живущего нептуния, которого уже не существует в природе, является висмут, а не свинец (гл. 5, § 15). х) В §, 12 настоящей главы мы увидим, что имеются небольшие различия в хими- ческих свойствах изотопов, приводящие к важным следствиям. Эти различия обу- словлены не различиями в природе химических реакций, а скорее различиями в ско- ростях реакций. Первые определяются расположением электронов, а последние зависят от массы атомов. 2) Элементы, содержащие одинаковое число нейтронов, были названы Гугенхей- мером (1934 г.) изотонами.
Ill, Стабильные изотопы 215 Рассматривая применение правила, смещения, Содди заметил, что, хотя конечные продукты семейств урана и тория являются изотопами свинца, однако, как видно из фиг. 49, их атомные веса равны соответствен- но 206 и 208, тогда как атомный вес обычного свинца равен 207,2. Этот удивительный вывод был революционным по своему характеру, так как до тех пор считалось, что элементы имеют определенные атомные веса. Однако этот вывод являлся неизбежным, если правило смещения и гипо- тгеза о существовании изотопов имели реальные основания. Поэтому непосредственное экспериментальное доказательство того, что получающий- ся из урана свинец имеет атомный вес, отличный от атомного веса свинца, получающегося из тория, и что тот и другой отличаются от атомного веса свинца, полученного из нерадиоактивных источников, могло бы под- твердить правильность теории радиоактивного распада и гипотезу о суще- ствовании изотопов. Минерал торит, добываемый на Цейлоне, состоит главным образом из тория со сравнительно небольшим количеством (от 1 до 2%) урана и 0,4% свинца; следовательно, кажется правдоподобным, что присутствие последнего объясняется радиоактивным распадом тория. Содди и Хаймен решили выделить свинец из торита, очистить его и определить его атомный нес. Они получили 1,2 г очищенного хлористого свинца и определили его •атомный вес путем сравнения с хлористым свинцом из нерадиоактивного источника. В мае 1914 г. появилось сообщение, что в соответствии с ожида- ниями атомный вес свинца, полученного из тория, примерно на единицу больше атомного веса обычного свинца. В 1914 г. Ричардс и Лемберт произвели непосредственные измерения -атомного веса свинца, извлеченного из различных урановых минералов; во всех случаях они получили значения, более низкие, чем соответствую- щие значения для обыкновенного свинца. Наинизшее значение 206,40 было получено для свинца из уранинита — минерала, найденного в Север- ной Каролине. Хотя это значение не равнялось точно 206, т. е. теоретичес- кому значению, вероятно потому, что свинец был смешанного происхож- дения, тем не менее такое низкое значение было очень существенным. К выводу, что атомный вес свинца, полученного из урановых минералов, меньше атомного веса обычного свинца, независимо пришли Морис Кюри во Франции и Хонигшмид и Хоровиц в Австрии в 1914 г., так что правиль- ность этих результатов уже не вызывала серьезных сомнений. Сообщая об исследовании атомного веса свинца, полученного из радиоактивных источников, Содди писал в начале 1915 г.: «Если учесть, что два из четырех исследований... производились химиками [Ричард- сом и Хонигшмидом], имеющими опыт в определении атомных весов, и большая часть исследуемого минерала имела, несомненно, очень смешан- ный состав, так что не весь присутствующий свинец имел радиоактивное происхождение, то становится ясно, что теоретические предсказания полу- чили замечательное подтверждение... Если такой опытный исследователь, как Ричардс, рассматривал свои данные как определенное доказа- тельство существования различия в химическом эквиваленте свинца из разных источников.., то это является, пожалуй, главным результатом». Содди отметил, что полученные в то время данные все еще носили несколько предварительный характер и что «следует ожидать дальнейших результатов с тщательно выбранными минералами». Действительно, последующие измерения, выполненные с большой тщательностью, полностью подтвердили прежние результаты. В таблице приведены некоторые из наиболее интересных значений атомного веса;
216 Глава 8, Изотопы их можно сравнить с атомным весом 207,2 для свинца из нерадиоактивных источников. АТОМНЫЙ ВЕС СВИНЦА, ПОЛУЧЕННОГО ИЗ РАДИОАКТИВНЫХ МИНЕРАЛОВ Источник Атомный вес Исследо- ватель Урановые минералы Клевеит Норвегия 206,08 Ричардс Бреггерит Норвегия 206,01 Ричардс Урановая смолка Западная Африка 206,05 Хонигшмид Кольм Швеция 206,01 Бакстер Ториевые минералы Торит Цейлон 207,8 Хонигшмид Торит ' Норвегия 207,9 Хонигшмид Поразительное согласие с теоретическими ожиданиями, согласно которым атомные веса свинца, полученного из урана и тория, должны быть равны, соответственно 206 и 208, является самым сильным подтверждением но только правила смещения, но также теории радиоактивного распада в целом. На основе этой теории можно предсказать атомные веса конечных продуктов, а из правила смещения следует также, что эти продукты нельзя отличить по химическим свойствам от свинца. Значение описанных выше результатов не ограничивается тем, что они подтверждают теорию радиоактивности и дают решение задачи о расположении известных радиоэлементов на ограниченном числе мест периодической системы. Существование радиоактивных изотопон с различными атомными весами, занимающих одно и то же положение в периодической системе и имеющих одинаковые химические свойства, может быть, и нельзя считать удивительным, однако замечателен тот факт, что обычный нерадибактивный элемент, например свинец, может также существовать в форме изотопов. Хотя различные образцы нерадиоактив- ного свинца, выделенные из урановых и ториевых минералов, имеют атом- ные веса, отличающиеся примерно на две единицы, тем не менее они совершенно одинаковы и неразличимы по своим химическим свойствам. Открытие стабильных изотопов свинца указывает на возможность суще- ствования изотопов и других нерадиоактивных элементов. В разъяснении этого вопроса важную роль было предназначено сыграть исследованиям, принадлежащим к совершенно иной области физики. § 6. Анализ при помощи положительных лучей (метод парабол) Лучи положительно заряженных частиц, образующиеся при про- хождении электрического разряда через эвакуированную трубку, состоят, как было показано Вином, из атомных или молекулярных ионов газа, наполняющего трубку (гл. 2, § 17). Природу этих ионов можно исследовать, изучая отклонение положительных лучей в электрическом и магнитном полях, на основе принципа, впервые примененного Кауфманом в 1901 г. для Р-частиц (электронов), а в следующем году использованного Вином для положительных лучей.
III. Стабильные изотопы 217 Узкий пучок положительно заряженных частиц, образующих поло- жительные лучи, при обычных условиях распространяется прямолинейно, однако под действием электрического и магнитного полей этот пучок отклоняется от своего первоначального направления. Представим себе положительно заряженную частицу, движущуюся вниз перпендикулярно- к плоскости чертежа (фиг. 50) и попадающую при отсутствии полей в точку О. Допустим теперь, что на частицу действует однородное электрическое поле с напряженностью Е, так что частица отклоняется вправо и попадает на плоскость чертежа в точке X; тогда расстояние х от О до X определяется выражением * = *.-5-- (8-1) где kL — постоянная, зависящая от размеров прибора, е — заряд частицы,, величина которого должна быть кратной заряду электрона, а т и v — масса и скорость положительной частицы соответственно. Предположим, что вместо электрического поля на частицу действует магнитное поле Н, отклоняющее ее в направлении, перпендикулярном к ОХ, так что частица попадает на плос- кость чертежа в точке У; тогда смещение у от О до У будет выражаться следующим образом: = (8.2) где к2 также зависит от размеров прибора. Если на частицу будут действовать одновре- менно электрическое и магнитное поля, то она отклонится п попадет в точку Р, коор- динаты которой х и у даются уравнения- ми (8.1) и (8.2). Если из этих уравнений исключить v. то получим Фиг. 50. Метод парабол. 7 Е т „ (8-3) где к — другая постоянная, связанная с к± и к2. Если вместо одной положительной частицы рассматривать пучок* положительных частиц, в котором все частицы имеют одно и то же отно- шение массы т к заряду е, но скорость которых не обязательно одинаковаг то из уравнения (8.3) получим х = const X у2, (8-4)' считая, что напряженности электрического и магнитного полей Е и ЕГ остаются постоянными. Положительно заряженные частицы с постоян- ной величиной отношения т/е, которые будут отклоняться этими полями, попадут таким образом в ряд точек с координатами, удовлетворяющими уравнению (8.4). Одной из этих точек является Р. Уравнение (8.4) изо- бражает параболу; следовательно, если соединить точки вместе, они обра- зуют параболическую кривую (А А на фиг. 50)1). г) Следует отметить, что мы имеем здесь дело только с небольшим отрезком/ параболы.
218 Глава 8. Изотопы Исследование уравнений (8.1) и (8.2) показывает, что для данной частицы смещения гг и у зависят от скорости частицы таким образом, что чем больше скорость, тем меньше смещение, и наоборот. Точки, образующие параболическую кривую, соответствуют положительным частицам с раз- личными скоростями, но с одним и тем же значением отношения массы к заряду т/е. Быстрые частицы отклоняются лишь в незначительной сте- пени, тогда как более медленные частицы отклоняются значительно сильнее. Непрерывность кривой Л Л означает, что в положительных лучах присутствуют частицы, имеющие все возможные скорости в некотором определенном интервале. Пучок частиц, для которого т/е имеет постоянное, но отличное от рас- смотренного выше значение, будет отклоняться под действием электричес- кого и магнитного полей так, что частицы попадут на другую параболичес- кую кривую ВВ. Из уравнения (8.3) можно видеть, что чем меньше вели- чина т/е, тем больше будет смещение у для данного значения х. Например, точка Q соответствует частице, для которой отношение массы к заряду т/е меньше, чем для частицы, попадающей в точку Р.'Поэтому при откло- нении потока частиц различной скорости, но с постоянным значением т/е, которое меньше, чем в случае кривой ЛЛ, на фиг. 50 получится пара- болическая кривая ВВ. Если ординаты точек Р и Q для постоянного значения смещения х равны соответственно уА и ув, то из уравнения (8.3) следует, что \УВ) ~(™/*)a’ где величины (т/ё)А и (т/е)в относятся к двум группам частиц, попадаю- щих соответственно на кривые ЛЛ и ВВ. Если предположить, что заряды частиц равны, то из> уравнения (8.5) получим = (8.6) \ув; v Таким образом, если подвергнуть частицы положительных лучей одновре- менному воздействию электрического и магнитного полей, то можно сравнивать их массы, измеряя величины их отклонений вдоль оси у при постоянном значении х. Если пучок положительных лучей содержит частицы различных масс, то их можно рассортировать так, что все частицы с одной и той же массой, или, точнее, имеющие одно и то же значение т/е, попадут на одну парабо- лическую кривую. Метод анализа при помощи положительно заряжен- ных лучей (метод парабол) можно, таким образом, применять для того, чтобы обнаружить присутствие атомных и молекулярных частиц, массы которых отличаются друг от друга, или даже для идентификации этих частиц. § 7. Положительные лучи и изотопы В ходе своих обширных исследований положительных лучей Дж. Дж. Томсон (гл. 2, § 7) произвел в 1912 г. интересные наблюдения, имеющие прямое отношение к существованию изотопов устойчивых элементов. Через сосуд, содержащий исследуемый газ при низком давлении, пропу- скался электрический разряд. Узкий пучок положительных лучей полу- чался с помощью метода, подобного описанному в гл. 2, § 17, причем использовался просверленный алюминиевый катод, присоединенный ж латунной трубке. Пройдя через электрическое и магнитное поля, при-
III. Стабильные изотопы 219 .ложенные так, чтобы отклонения получались под прямым углом друг к другу (см. фиг. 50), положительные лучи падали на фотографическую пластинку. После проявления на последней обнаруживался ряд парабо- лических линий, каждая из которых соответствовала определенному значению т/е атомных и молекулярных частиц, присутствующих в поло- жительных лучах, в согласии с теми рассуждениями, которые были приведены в предыдущем параграфе. На фиг. 51 показана фотография такого типа. Здесь имеется три груп- пы парабол: одна соответствует фиг. 50, тогда как две другие получены путем перемены направления магнитного или электрическо- го поля. Эти три группы кри- вых представляют собой как бы зеркальные отражения друг друга в ося^ х и у; поэтому можно найти положение этих осей и определить ординаты точек на кривых. Пользуясь кривой, полученной с вещест- вом известной массы, например с кислородом, в качестве стан- дарта, можно при помощи уравнения (8.6) вычислить массы других атомов и моле- кул. Фотографии положитель- ных лучей, полученные Том- соном, имеют ряд интересных деталей, но мы ограничимся здесь рассмотрением только тех из них, которые имеют от- ношение к изотопам. Было за- мечено, что при заполнении разрядной трубки неоном с атомным весом 20,2 фотогра- фии всегда обнаруживали кро- ме ожидаемой линии неона Фиг. 51. Параболы Томсона. присутствие линии, соответ- ствующей частице с массой 22 в шкале атомных весов. Обсуждая этот результат, Томсон в 1913 г. писал: «...в добавление [к интенсивной ли- нии неона] имеется линия, соответствующая атомному весу 22, которую нельзя идентифицировать ни с одной линией какого-либо известного газа. Вначале я думал, что эта линия, для которой атомный вес равен половине атомного веса СО2, должна принадлежать углекислоте {молекулярный вес 44] с двойным электрическим зарядом [в этом случае тп/е было бы равно 22], и на некоторых пластинках можно было обнаружить слабую линию, соответствующую массе 44. При медленном пропускании газа через трубки, погруженные в жидкий воздух [для удаления СО2], линия массы 44 совершенно исчезала, тогда как яркость линии массы 22 не изме- нялась. Происхождение этой линии представляет интерес со многих точек зрения; газообразные соединения элементов, которые имеют такой молекулярный вес, не известны... Тот факт, что эта линия яркая, когда неоновая линия чрезвычайно ярка, и невидима.., когда неоновая [линия]
220 Глава 8. Изотопы сравнительно слаба, указывает на то, что это может быть соединение неона и водорода NeH2, хотя прямого доказательства существования соединения этих инертных газов до сих пор не было найдено». Хотя Дж. Дж. Томсон вовсе не был уверен в том, какова природа газа, дающего линию, соответствующую на фотографиях, полученных с помощью положительных лучей, массе 22, он все же чувствовал, что «вряд ли можно сомневаться, что тот газ, который принимается за неонг представляет собой смесь двух газов, один из которых имеет атомный вес примерно 20, а другой — примерно 22. Парабола, относящаяся к более тяжелому газу, соответствует лишь малому проценту смеси». Чтобы пролить некоторый свет на этот вопрос, английский ученый Астон, который был тогда помощником Томсона, решил разделить компоненты этого газа- Первая попытка, основанная на фракционной дистилляции неона, адсор- бированного на древесном угле, охлаждаемом жидким воздухом, не дала сколько-нибудь заметного разделения, и поэтому он попытался осущест- вить разделение при помощи диффузии. Уже давно было известно, что легкий газ диффундирует сквозь порис- тую перегородку быстрее, чем тяжелый. Астон пропускал газообразный неон через глиняную трубку, собирал продиффундировавшую порцию газа, заставлял ее диффундировать еще раз и т. д. Этот прием оказался более успешным, и на историческом собрании Британской ассоциации в 1913 г., о котором уже упоминалось в § 1, Астон заявил, что после мно- гократной диффузии он получил из 100 см3 обычного неона две крайних фракции объемом от 2 до 3 сж3, атомные веса которых, вычисленные по их плотности, были равны соответственно 20,15 и 20,28. Несмотря на то, что различие этих весов очень мало, оно играет су- щественную роль. Тот факт, что первое значение больше, а второе меньше атомного веса обычного неона, показывает, что действительно было дос- тигнуто частичное разделение двух компонент неона. В своей книге «Лучи положительного электричества», опубликованной в 1913 г., Томсон пишет о результатах Астона: «Он получил изменение пропорции между двумя газами, достаточное для того, чтобы вызвать заметное изменение относи- тельной яркости двух линий [для масс 20 и 22] на фотографии в положи- тельных лучах и изменение плотности, достаточно большое, чтобы его можно было обнаружить... Однако нельзя было наблюдать никаких раз- личий в спектре смеси и это... дает некоторые основания подозревать, что два газа, хотя и с различными атомными весами, могут быть неразличимы по своим химическим и спектроскопическим свойствам». Другими словами, казалось вероятным, что неон может существовать в виде двух различных изотопов с массами 20 и 22 соответственно. Такая интерпретация результатов впоследствии подтвердилась. Следует, однако, упомянуть, что в течение нескольких лет сам Томсон неохотно принимал эту точку зрения, так как считал, что нельзя игнорировать возможность присутствия какого-либо соединения водорода, например NeH2. IV. РАСПРОСТРАНЕННОСТЬ ИЗОТОПОВ § 8. Правило целых чисел В период с 1914 по 1918 г. война в Европе препятствовала продол- жению работы Астона с неоном; после ее возобновления он посвятил свои усилия улучшению степени разделения двух форм этого элемента при
IV. Распространенность изотопов 221 помощи диффузии. Результаты были не слишком обнадеживающими, и Астон пришел к выводу, что наилучшим путем решения] проблемы явилось бы, как он сам заявил, проведение исследования при помощи положительных лучей «с такой точностью, чтобы можно было бы с опре- деленностью продемонстрировать, что ни один из найденных таким образом атомных весов не согласуется с принятым... значением». Поэтому, чтобы повысить точность измерений, Астон изменил конструкцию прибора, которым он пользовался для отклонения положительных лучей. В приборе, сконструированном в 1919 г., электрические и магнитные поля прилага- лись таким образом, что все частицы, имеющие одну и ту же массу, фоку- сировались не в параболу, а в тонкую линию. Так как каждая линия указывала на присутствие атомов или молекул данной массы, то получаю- щийся в результате ряд линий был назван спектром масс, а прибор — масс-спектрографом. При помощи своего первого масс-спектрографа Астону удалось под- твердить предположение, что существует две формы неона, атомные массы которых почти в точности равны 20 и 22. Относительное содержание первой формы приблизительно в десять раз больше, чем второй, так что средний атомный вес должен быть равен 20,2, что прекрасно согласуется с принятым значением атомного веса неона. Исследуя затем обычный эле- мент хлор, относительно которого было известно, что его атомный вес <с довольно большой степенью точности равен 35,457, Астон нашел, что .хлор также дает спектр масс, содержащий две линии, соответствующие «с большой точностью 35 и 37, причем не имелось никаких указаний на при- сутствие частицы с дробным атомным весом. Поэтому можно было думать, что хлор, подобно неону, состоит из смеси по крайней мере двух изотопов. К концу 1920 г. Астон исследовал на своем масс-спектрографе 19 элементов и нашел, что 9 из них состоят из двух или более изотопов, массы которых близки к целым числам. Было замечено также, что такие элементы как гелий, углерод, азот, кислород, фтор, и фосфор, атомные веса которых близки к целым числам, не являются сложными, как неон, хлор, бор, аргон и другие элементы1). На основании этих результатов Астон сформулировал правило целых чисел, представляющее собой видоизменение гипотезы Праута (гл. 1, § 16). Согласно этому правилу, все атомные веса очень близки к целым числам, а определяемые химическим путем дробные атомные веса объяс- няются присутствием двух или более изотопов, каждый из которых имеет приблизительно целочисленный атомный вес2). Постоянство атомных весов встречающихся в природе элементов, за исключением свинца, получающегося от радиоактивных источников, указывает на то, что их изотопический состав в основном постоянен, т. е. что образующие данный элемент изотопы всегда присутствуют в одном и том же соотношении. Возможность того, что химические элементы могут состоять из групп .с практически одинаковыми химическими свойствами, но с различными .атомными весами, была рассмотрена в 80-х годах 19 века Шютценбер- гером во Франции и Круксом в Англии, причем оба считали возможным, что принятые атомные веса являются средними значениями для двух или более членов группы. Крукс исходил из одинаковых химических i) Более поздние исследования показали, что гелий, углерод, азот и кислород содержат небольшие количества изотопов. 2) Та же общая идея была высказана в 1915 г. Харкинсом и Вильсоном в США и вскоре после этого Фаянсом в Германии и Содди в Англии, но в то время не существо- вало подтверждающих ее экспериментальных данных.
222 Глава 8. Изотопы свойств редких земель, которые в то время не удавалось разместить» в периодической системе элементов. Когда эта трудность была преодо- лена, аргументы в пользу существования «метаэлементов», как их называл Крукс, утратили свою силу. Содди первый правильно с современной: точки зрения понял существо вопроса; в 1913 г. он предположил, «что- каждый известный элемент может представлять собой группу неразде- лимых элементов, занимающих одно и то же место [в периодической системе], причем атомный вес не является константой, а представляет собой лишь среднее значение, играющее значительно менее важную роль, чем это до сих пор предполагалось. Хотя... дело обстоит даже сложнее, чем это можно было обнаружить с помощью химического ана- лиза..., проблема строения атома может оказаться проще, чем предпо- лагалось ранее ввиду отсутствия простых численных соотношений между атомными весами». Содди был, конечно, прав в своем последнем предположении; но пока можно было думать, что существуют дробные атомные веса, невозможно- было построить простую теорию строения ядра. Открытие правила целых: чисел устранило, по словам Астона, «единственное серьезное возражение против единой теории материи». Тот факт, что все массы ядер выражаются приблизительно целыми числами, находится в полном согласии с точкой зрения, согласно которой все атомные ядра построены из нейтронов^ и протонов, массы которых очень близки к единице в шкале атомных весов. Как указывалось в § 4 настоящей главы, изотопы данного элемента отличаются друг от друга числом нейтронов в ядре, и таким образом, атом- ные веса изотопов должны отличаться на малые целые числа, что и на- блюдается в действительности. Следует упомянуть, что хотя массы изото- пов приблизительно равны целым числам или сумме масс входящих в состав их атомов нейтронов, протонов и электронов, некоторые откло- нения от целочисленных значений все же имеются. Хотя эти отклонения и малы, они имеют определенную величину и играют важную роль, как показано в гл. 12. § 9. Изотопический состав элементов В 1918 г., еще до того как Астон построил свой первый масс-спектро- граф, Демпстер в США сконструировал прибор, основанный на несколько' ином принципе. С помощью этого прибора можно было определять как относительное содержание, так и массы присутствующих частиц. Демп- стер, пользуясь этим прибором, исследовал металлы литий, магний, калий, кальций и цинк. Спустя два года, он сообщил, что эти элементы, подобно многим неметаллическим элементам, исследованным Астоном, состоят из смеси изотопов, атомные веса которых близки к целым числам. Таким образом, к 1921 г. было установлено, что несколько элементов, атомные веса которых лежат в пределах от 10 до 238, существуют в виде- различных изотопов и что такое явление наблюдается практически на протяжении всей периодической системы. С тех пор были исследованы спектры масс всех известных элементов и определен их изотопический состав1). В приведенной таблице даны результаты для нерадиоактивных х) Изотопы водорода, углерода, азота и кислорода были открыты при помощи оптических спектров. Они не были идентифицированы в первых масс-спектрографах, так как их слабые линии очень близки к линиям других веществ, которые присутство- вали или могли присутствовать. Однако их существование было подтверждено при помощи сконструированных позднее масс-спектрографов с большей разрешающей спо- собностью.
ИЗОТОПЫ НЕРАДИОАКТИВНЫХ ЭЛЕМЕНТОВ Элемент Атом- ный номер Изотопы Элемент Атом- ный номер Изотопы Водород 1 1, 2 Ниобий 41 93 Гелий 2 з, 4 Молибден .... 42 92, 94, 95, 96, Литий 3 6, 7 97, 98, 100 Бериллий .... 4 9 Технеций .... 43 — Бор 5 10, 11 Рутений 44 96, 98, 99, 100, Углерод 6 12, 13 101, 102, 104 Азот 7 14, 15 Родий 45 103 Кислород .... 8 16, 17, 18 Палладий .... 46 102, 104, 105, Фтор 9 19 106, 108, 110’ Неон 10 20, 21, 22 Серебро 47 107, 109 Натрий И 23 Кадмий 48 106, 108, 110, Магний 12 24, 25, 26 111, 112, ИЗ, Алюминий . . . 13 27 114, 116 Кремний .... 14 28, 29, 30 Индий 49 ИЗ, 115* Фосфор 15 31 Олово 50 112, 114, 115, Сера 16 32, 33, 34, 36 116, 117, И8Г Хлор 17 36, 37 119, 120, 122,. Аргон 18 36, 38, 40 124 Калий 19 39, 40*, 41 Сурьма ..... 51 121, 123 Кальций .... 20 40, 42, 43, 44, Теллур 52 120, 122, 123, 46, 48 124, 125, 126, Скандий 21 45 128, 130 Титан 22 46, 47, 48, 49, Иод 53 127 50 Ксенон 54 124, 126, 128, Ванадий 23 50*, 51 129, 130, 131, Хром 24 50, 52, 53, 54 132, 134, 136 Марганец .... 25 55 Цезий 55 133 Железо 26 54, 56, 57, 58 Барий 56 130, 132, 134, Кобальт 27 59 135, 136, 137 г Никель 28 58, 60, 61, 62, 138 64 Лантан 57 138*, 139 Медь 29 63, 65 Церий 58 136, 138, 140, Цинк 30 64, 66, 67, 68, 142 70 Празеодим . . . 59 141 Галлий 31 69, 71 Неодим 60 142, 143, 144*, Германий .... 32 70, 72, 73, 74, 145, 146, 148 76 150 Мышьяк .... 33 75 Прометий .... 61 — Селен 34 74, 76, 77, 78, Самарий 62 144, 147*, 148, 80, 82 149, 150, 152, Бром 35 79, 81 154 Криптон .... 36 78, 80, 82, 83, Европий 63 151, 153 84, 86 Гадолиний . . . 64 152, 154, 155, Рубидий .... 37 85, 87* 156, 157, 158 г Стронций .... 38 84, 86, 87, 88 160 Иттрий 39 89 Тербий 65 159 Цирконий .... 40 90, 91, 92, 94, 96
224 Глава 8. Изотопы Элемент Атом- ный номер Изотопы Элемент Атом- ный номер Изотопы Диспрозий . . . 66 156, 158, 160, Рений 75 185, 187 * 161, 162, 163, Осмий 76 184, 186, 187, 164 188, 189, 190, Гольмий .... 67 165 192 •Эрбий 68 162, 164, 166, Иридий 77 191, 193 167, 168, 170 Платина .... 78 190, 192, 194, Тулий 69 169 195, 196, 198 Иттербий .... 70 168, 170, 171, Золото 79 197 172, 173, 174, Ртуть 80 196, 198, 199, 176 200, 201, 202, Лютеций .... 71 175, 176* 204 Гафний 72 174, 176, 177, Таллий 81 203, 205 178, 179, 180 Свинец 82 204, 206, 207, Тантал 73 180*, 181 208 Вольфрам .... 74 180, 182, 183, Висмут 83 209 184, 186 * Радиоактивный изотоп. элементов; массы существующих в природе изотопов представлены ближайшими целыми числами. Из таблицы видно, что только двадцать один элемент, т. е. одна четвертая часть всех элементов, не имеют изо- топов. Все остальные элементы состоят из двух или более изотопов раз- личных масс; так, например, олово имеет десять изотопов. Прилагаемая таблица содержит свыше 280 изотопов устойчивых элементов1), и если к ним прибавить примерно еще 40 радиоактивных изотопов, то мы увидим, что в природе существует больше 320 изотопов. Кроме того, за последние годы было получено искусственным путем около 900 изотопов, и, таким образом, в настоящее время идентифициро- вано более тысячи форм известных элементов. По мере накопления новых данных появилась потребность в /эолее точной терминологии. В 1947 г. Коман (США) предложил назвать атом, характеризующийся строением своего ядра, т. е. числами нейтронов и протонов, из которых состоит ядро, «нуклидом». Таким образом, об изотопах, массы которых даны в таблице, можно говорить как о естест- венных устойчивых нуклидах. Подобным же образом каждый радиоак- тивный элемент представляет собой радиоактивный нуклид или радио- нуклид. Изотоп будет представлять собой один из членов группы, состоя- щей из одного или более нуклидов с одинаковым числом протонов, или, х) В действительности по крайней мере девять встречающихся в природе изото- пов этих «устойчивых» элементов обнаруживают слабую радиоактивность, а именно К (40), Rb(87). In (115), La (138), Lu (176), Та (180) и Re (187), которые испускают отрицательные Р-частицы, и Nd (144) и Sm (147), которые испускают а-частицы. Изотоп V(50) также радиоактивен. Судя по массам материнского и дочернего ядер, около десяти других изотопов могут оказаться способными к двойному p-распаду, напри- мер Са(48), Мо (100), Sn(124), Те (130) и Nd (150).
IV. Распространенность изотопов 225 другими словами, с одинаковым атомным номером. О таком элементе, каким является, например, фтор, только одна разновидность которого существует в природе, можно сказать, что он представляет собой отдель- ный устойчивый нуклид, а не отдельный устойчивый изотоп, поскольку применение слова изотоп подразумевает, что одно и то же место в периоди- ческой системе занимают несколько разновидностей данного элемента. § 10. Масс-спектрографзы Ф и г. 52. Масс-спектрометр Демп- стера (фокусировка по направле- ниям). После первых работ Астона и Демпстера различные исследователи затратили много усилий, чтобы упростить работу с масс-спектрогра- фом и повысить точность измерений. В этом направлении много было сделано Астоном и Демпстером, а так?] Бейнбриджем, Блекни, Джорданом и в Австрии. Было сконструировано много приборов для определения масс изотопов и их относительного содержания. Мы опишем здесь некоторые из них, которые представляют особый интерес. Хотя ча- сто пользуются общим термином «масс- спектроскоп», однако можно выделить два различных типа этого прибора — «масс-спектрометр», в котором измеряет- ся ионный ток, и «масс-спектрограф», в котором масс-спектр регистрируется на фотографической пластинке. В одной из разновидностей масс- спектрометра Демпстера исследуемый элемент испаряется, нагреваясь под действием электрического тока, и атомы пара затем ионизуются бомбардировкой электронами, испускаемыми раскаленной нитью. Образующиеся таким путем по- ложительно заряженные ионы выходят из отверстия в пластине Рг (фиг. 52) и затем ускоряются переменным электрическим полем, создаваемым разно- стью потенциалов 1000 в или более, между пластинами Рг и Р2. Таким образом,ионы, выходящие из узкой щели в Р2, имеют практически одну и ту же энергию. Если V — ускоряющая разность потенциалов, то положи- тельные ионы, несущие заряд е, приобретают на пути от Рг до Р2 энергию, равную eV. Эта энергия — кинетическая по своей природе, и ее, следова- тельно, можно представить как где т — масса положительно заряженной частицы, a v — скорость, с которой она вылетает из щели в Р2; следовательно, :е другими физиками, особенно Ниром в США и Маттаухом Источник Измеритель eV = mv2. (8.7) Узкий пучок ионов, выходящий из Р2, описывает полукруговую траекто- рию под действием постоянного магнитного поля, приложенного в направ- лении, перпендикулярном к плоскости рисунка. Таким образом, частицы соответствующей массы могут пройти через щель S и попасть на неболь- 15 с. Глесстон
226 Глава 8. Изотопы шую пластинку, соединенную с электрометром или аналогичным устрой- ством для измерения ионного тока. В гл. 2, § 12 мы видели, что при движении заряженной частицы в маг- нитном поле Н, направление которого перпендикулярно к ее скорости,, радиус кривизны г траектории частицы связан с ее зарядом е, массой т и скоростью v соотношением е v т Hi (8.8> Исключая v из уравнений (8.7) и (8.8), получаем для рассматриваемой положительно заряженной частицы уравнение т H2r2 /Q о\ е 2V ' В приборе, изображенном на фиг. 52, только те ионы, которые дви- жутся по траектории определенного радиуса, могут проходить черев щель S и регистрироваться электрометром. Значение т/е цля. этих частиц определяется значениями V и И, согласно уравнению (8.9), и, сле- довательно, если электрическое и магнитное поля постоянны, то черев щель могут пройти только ионы данной массы, если считать для про- стоты, что заряд е в каждом случае один и тот же. Величину этой массы можно вычислить из уравнения (8.9), если V, Н и г известны, однако на практике обычно этого не делают, а градуируют прибор по веществу, масса которого известна. Измеряя величину потенциала V электрического поля, необходимую для того, чтобы заставить эти частицы двигаться по заданной траектории, при известном т/е легко найти величину Н2г2, которая является характерным параметром для данного прибора, так как Н и г постоянны. После градуировки масс-спектрометра устанавливают желаемое зна- чение потенциала V, поддерживают магнитное поле Н постоянным и из- меряют соответствующий полный ток электрометром. Так как Н2г2 известно, а V можно определить, то из уравнения (8.9) можно вычислить массу (точнее, значение т/е) этих ионов, число же их пропорционально силе ионного тока. Таким образом, меняя ускоряющий потенциал V, можно определять массы и относительное содержание различных изото- пов, присутствующих в приборе. Отличительной чертой масс-спектрометра Демпстера является фоку- сировка по направлениям. Заряженные частицы, выходящие из щели в Р2 в различных направлениях, собираются в фокусе на щели 5, если они имеют одно и то же значение т/е. Другие масс-спектрографы (напри- мер, масс-спектрограф Бейнбриджа) дают фокусировку по скоростям. В этом случае на пучок положительно заряженных частиц, проходящий через щели и S2 (фиг. 53), действуют одновременно электрическое и магнитное поля. Не испытывают отклонения и проходят через третью щель 53 только те ионы, смещения которых, обусловленные действием обоих полей, в точности компенсируют друг друга. Из рассуждений, приведенных в гл. 2, § 13 в связи с опытами Дж. Дж. Томсона с катодными лучами, можно видеть, что для этого необходимо, чтобы скорость v заря- женных частиц была равна Е/Н, где Е — напряженность электриче- ского поля, а Н — напряженность магнитого поля. Так как напряженно- сти обоих полей поддерживаются постоянными, то отсюда следует, что все ионы, вылетающие из 53, имеют одну и ту же скорость.
IV. Распространенность изотопов 227 Пройдя через щель 53, поток заряженных частиц попадает в другое магнитное поле, под действием которого частицы движутся по полукру- говой траектории и попадают в конце концов на фотографическую пла- стинку F. В этом случае условия аналогичны условиям в приборе Демп- стера и, следовательно, применимо уравнение, аналогичное (8.8). Однако значения напряженности магнитного поля и скорости частиц постоянны, и, следовательно, радиус кривизны траектории прямо пропорционален массе, если все частицы имеют одинаковый заряд. Таким образом, каж- дая группа частиц, обладающих одинаковой массой (например, ионы одного изотопа), будет двигаться по одной определенной траектории и даст на фотографической пластинке определенную линию, например линию Мг или М2. Из положения линии легко определить массу частиц данного изотопа, так как масса прямо про- порциональна радиусу траектории. Затем, сравнивая интенсивности линий на фотопла- стинке, можно определить относительные количества различных элементов. Предыдущие рассуждения относились к масс-спектрографам, в которых имеет место или только фокусировка по направлениям или только фокусировка по скоростям. В совре- менных разновидностях этих приборов приме- няется одновременно и та и другая фокуси- ровка; э,то дает возможность получить резкие и хорошо разделенные в пространстве линии при простом соотношении между их положе- нием и величиной массы. Так как в приборах такого рода нет ничего существенно нового, то нет необходимости описывать их подроб- Источник ионов Фиг. 53. Масс-спектрограф с фокусировкой по скоростям. ней, следует лишь указать,что хороший масс-спектрограф дает значения масс с точностью до нескольких стотысячных. Гудсмит (США) в 1948 г. сконструировал масс-спектрометр, позво- ляющий определять веса изотопов с большой точностью и основанный на совершенно ином принципе. Из фиг. 52 и 53 можно видеть, что поло- жительные ионы движутся в магнитном поле по полукруговым траекто- риям; однако, если им ничто не препятствует, они могут описать пол- ную окружность. Точнее говоря, поскольку ионы испускаются источни- ком в различных направлениях, они движутся по винтовой линии. Если г — радиус кривизны, то длина каждого витка винтовой линии будет равна 2лг. Так как скорость иона равна г, то время Т, которое требуется для прохождения одного витка винтовой линии, равно 2nr/v. Согласно уравнению (8.8), rlv—mlHe и, следовательно, __ 2лттг - * Это означает, что в случае магнитного поля данной напряженности Н время, требуемое для того, чтобы ион совершил один оборот по своей винтовой траектории, не зависит от радиуса этой траектории, но пропор- ционально массе иона1). На этом принципе основан масс-спектрометр, в котором массы частиц определяются по времени пролета. !) Этот принцип иногда называют циклотронным принципом по причинам, кото- рые будут ясны из гл. 9, § 12. 15*
228 Глава 8. Изотопы В этом приборе коллектор ионов помещается или непосредственно над источником ионов или же непосредственно под ним. Поэтому поло- жительные ионы, которые сделали один (или более) полный оборот в маг- нитном поле, попадут в коллектор. Ионы испускаются из источника очень короткими импульсами, и их приход на коллектор регистрируется с по- мощью электронного устройства. По времени пролета ионов вычисляется их масса; прибор градуируется путем пропускания ионов известной массы, так что нет необходимости знать величину напряженности магнитного поля. Одним из важных преимуществ такого спектрометра является то, что точность измерений не зависит сколько-нибудь существенным обра- зом от массы ионов, тогда как в других масс-спектрографах точность измерений уменьшается с увеличением массы. § 11. Веса изотопов и их распространенности С помощью первого масс-спектрографа Астона нельзя было определить, являются ли массы изотопов целыми числами или же имеются неболь- шие отклонения от целочисленных значений. Поэтому Астон продолжал работать над конструкцией нового, более точного прибора, и на его вто- ром масс-спектрографе, построенном в 1925 г., можно было получать результаты с точностью, равной примерно одной десятитысячной. Поль- зуясь этим прибором, Астон показал, что массы отдельных изотопов в шкале атомных весов в действительности отличаются от целых чисел, хотя эти отличия очень малы. Более поздние исследования Астона и дру- гих подтвердили это открытие. Атомные веса для одних изотопов немного меньше соответствующих целых чисел, а для других немного больше, однако, за исключением тяжелых радиоактивных элементов, максималь- ное отклонение равно примерно 0,06 единицы атомного веса, причем в большинстве случаев отклонения значительно меньше. Целое число, наиболее близкое к атомному весу изотопа и употребляемое обычно для идентификации последнего, Астон назвал массовым числом1). Таким обра- зом, приведенная выше в § 9 таблица дает массовые числа известных стабильных изотопов различных элементов. Из этой таблицы можно видеть, что кислород состоит из трех изото- пов с массовыми числами! 16, 17 и 18 соответственно. Первый из них обладает наибольшей распространенностью, так как он составляет 99,76% атмосферного кислорода. При определении атомных весов различных изотопов с помощью масс-спектрографа в качестве стандарта для срав- нения атомных весов пользуются атомным весом этого обычного изотопа кислорода, равным 16,0000. К сожалению, полученные таким путем результаты не точно эквивалентны результатам, полученным на основе обычной химической шкалы атомных весов. Причина этого расхождения заключается в том, что в последней шкале значение 16,0000 относится к обычному атмосферному кислороду, который в действитель- ности представляет собой смесь изотопов, тогда как в масс-спектрогра- фической, или физической шкале атомных весов это значение относится к атомному весу одного наиболее распространенного изотопа кислорода2). 1) В то время как атомный номер любого элемента представляет собой число про- тонов в ядре, массовое число дает полное число протонов и нейтронов, т. е. число нуклонов (гл. 4, § 7). 2) Физический атомный вес иногда называют «атомной массой», сохраняя за химическим атомным весом название «атомный вес». Однако такое различие между «массой» и «весом» не согласуется с обычным значением этих терминов.
IV, Распространенность изотопов 229 Соотношение между этими двумя шкалами можно определить сле- дующим образом. Атмосферный кислород состоит из 99,76% изотопа с массой 16,0000, 0,04% изотопа с массой 17,0045 и 0,20% изотопа с мас- сой 18,0049 в физической шкале атомных весов. Если взять среднее взве- шенное этих значений, т. е. 16,0044, то это значение будет представлять собой атомный вес атмосферного кислорода в физической шкале атомных весов, тогда как в химической шкале он составляет 16,0000. Отсюда следует: Физический атомный вес__ 16,0044 _ QQQoy- Химический атомный хвес— 16,0000 ’ ’ таким образом, чтобы получить результаты в химической шкале атомных весов, атомные веса изотопов, определенные с помощью масс-спектро- графа, нужно разделить на 1,00027. Хотя при ядерных исследованиях обычно пользуются физическими атомными весами изотопов, однако в некоторых случаях интересно сравнить результаты, полученные масс- спектрографическим методом, с результатами, полученными химическими методами; в таких случаях пользуются указанным переводным мно- жителем. При помощи масс-спектрографа можно не только получить атомные веса различных изотопов данного элемента, но и определить относитель- ное содержание этих изотопов. Одним из наиболее важных применений масс-спектрографа в настоящее время является количественный анализ встречающихся в природе и частично разделенных смесей изотопов. Доли различных изотопов называются относительными распространенно- стями, или, кратко, распространенностями. Эти значения обычно выра- жаются в процентах, так что распространенности трех изотопов кисло- рода равны 99,76%, 0,04% и 0,20% соответственно. В прилагаемой таб- лице приводятся физические атомные веса и относительные распростра- ненности изотопов некоторых часто встречающихся в природе элементов. Интересно сравнить атомные веса элементов, определенные хими- ческими методами, со средними значениями, полученными на основе масс-спектрографических результатов. Например, бор состоит из двух изотопов с атомными весами 10,0161 и 11,0128, распространенности кото- рых равны 18,7% и 81,3% соответственно. Среднее взвешенное этих двух физических атомных весов равно* 10,826, и если разделить это зна- чение на переводной множитель 1,00027, то окажется, что атомный вес обычного бора в химической шкале будет равен 10,823; это значение очень близко к принятому значению 10,82, полученному химическими мето- дами (см. гл. 1). Вряд ли можно сомневаться в том, что в настоящее вре- мя масс-спектрографический метод является наиболее надежным общим методом определения атомных весов. Точность получаемых таким спо- собом значений больше, чем одна десятитысячная; такой точности редко можно достигнуть при химическом анализе. В нескольких случаях путем масс-спектрографических исследований найдено, что принятые ранее атомные веса неправильны. Так, например, в 20-х годах считалось, что химический атомный вес бора равен 10,90, однако изотонически!! анализ дал более низкое значение. Повторные измерения усовершенствован- ными химическими методами дали значение 10,82, в согласии со значе- нием 10,823, полученным путем масс-спектрографических наблюдений. Было найдено, что для большинства исследованных элементов отно- сительные распространенности входящих в их состав изотопов не зави- сят от происхождения’ материала. В некоторых случаях, однако, были
230 Глава 8. Изотопы АТОМНЫЕ ВЕСА И РАСПРОСТРАНЕННОСТИ ИЗОТОПОВ Элемент Массовое число Атомный вес изотопа Распростра- ненность, % Водород 1 1,008145 99,985 2 2,014740 0,015 Бор 10 10,01612 18,7 И 11,01280 81,3 Углерод 12 12,00380 98,89 13 13,00748 1,11 Азот 14 14,00752 99,635 15 15,00486 0,365 Кислород 16 16,00000 99,76 17 17,00453 0,036 18 18,00486 0,204 Сера 32 31,9822 95,018 33 32,9819 0,750 34 33,9786 4,215 36 35,9784 0,017 Хлор 35 34,97990 75,53 37 36,97754 24,47 Медь 63 62,9494 69,1 65 64,9484 30,9 замечены отклонения. Наиболее ярким примером является свинец, свя- занный с радиоактивными минералами; как указано в § 5 настоящей главы, свинец, полученный из урановых минералов, содержит больше изотопа 206, тогда как ториевые минералы содержат больше изото- па 208. Однако свинец, полученный из минералов, по-видимому не являющихся радиоактивными, также имеет небольшие различия в изотопическом составе. То же самое имеет место в случае водорода, углерода, кислорода и, возможно, хлора; смысл некоторых из этих раз- личий рассматривается ниже. § 12. Тяжелый водород — дейтерий По многим причинам одним из самых замечательных стабильных изотопов является стабильный изотоп обычного водорода; его откры- тие в 1931 г. явилось важным шагом к пониманию химических свойств изотопов вообще. В 1920 г. Харкинс и Резерфорд (гл. 2, § 29) рассмотрели вопрос о том, может ли существовать разновидность водорода с массой, примерно в 2 раза превосходящей массу обычного водорода. Вслед за этим другие ученые обсуждали вопрос о том, что такой изотоп должен соответствовать закономерностям в значениях масс известных изотопов других элементов с низким атомным весом. Однако еще в 1919 г. Штерн и. Фолмер (Германия) безуспешно пытались обнаружить присутствие более тяжелого изотопа в обычном водороде, чтобы определить, можно ли объяснить таким путем отклонение его атомного веса от единицы. Они пытались осуществить частичное разделение изотопов методом диф-
IV, Распространенность изотопов 231 фузии, т. е. тем самым методом, который успешно применил Астон в слу- чае неона (§ 7 настоящей главы), но им не удалось обнаружить сколько- нибудь заметного изменения плотности. Хотя в настоящее время известно, что эта неудача объяснялась неудовлетворительной экспериментальной техникой, однако она явилась причиной того, что перестали искать изо- топ, существование которого было сомнительно. Следует упомянуть, что с помощью первых масс-спектрографов нельзя было надеяться решить .эту задачу, так как при наличии водорода в приборе неизменно присут- ствовала линия, соответствующая массе, равной примерно 2, и принад- лежащая молекулярному водороду Н2; эту линию нельзя было отличить «от линии, принадлежащей атому изотопа с такой же массой. В 1927 г. Астон сообщил о том, что ему удалось определить изотопи- ческий состав водорода с помощью масс-спектрографа. Он утверждал, что водород состоит из одного изотопа с атомным весом 1,00778; такой результат находился в превосходном согласии с химическим атомным весом 1,00777, принятым в то время. Два года спустя Джиок и Джонстон (США) обна- ружили, что атмосферный кислород представляет собой смесь трех изо- топов. Это открытие показало, что физические атомные веса, получен- ные с помощью масс-спектрографа, как уже говорилось выше, не могут быть идентичны химическим значениям атомных весов. Если атомный вес, полученный Астоном с помощью масс-спектрографа, перевести в хи- мическую шкалу, то он будет равен 1,00751, тогда как атомный вес, полу- ченный химическими методами, равен 1,00777. Различие между этими двумя значениями заметно превышает возможные ошибки эксперимента. В 1931 г. Бэрдж и Мензел (США) высказали предположение, что это раз- личие можно объяснить присутствием в обычном водороде примерно одной части более тяжелого изотопа (о возможности существования кото- рого столько говорилось раньше) на 4500 частей обычного. Таким обра- зом, более низкое значение атомного веса, получаемое с помощью масс- спектрографа, представляет собой атомный вес более легкого изотопа, тогда как химическими методами определялось среднее значение атом- ного веса обоих изотопов, обычно присутствующих в водороде. Американский ученый Юри, основываясь на различии в атомных весах, а также на том факте, что существование изотопа водорода с массой 2 с необходимостью вытекало из закономерностей расположения в таб- лице известных изотопов, предпринял в 1931 г. исследования под другим углом зрения. Он рассмотрел возможность того, что два изотопа водорода могут в жидком состоянии иметь различные давления пара, благодаря че- му должно быть возможно их разделение. Вычисления, проделанные сов- местно с Мерфи, показали, что более легкий изотоп (с массовым числом 1) должен иметь более высокое давление пара; следовательно, при испа- рении жидкого водорода более тяжелый изотоп (с массовым числом 2), если он имеется, должен концентрироваться в остатке. Так как следовало «ожидать, что содержание более тяжелого изотопа в обычном водороде будет мало, то Юри отдавал себе отчет в том, что этот изотоп трудно обнаружить, не имея достаточно большого количества жидкого водорода. Поэтому он совместно с Брикведде осуществил испарение 4 л жидкого водорода до 1 см3. Исследование оптического спектра1) этого остатка, произведенное Юри и Мерфи, с очевидностью показало, что существует !) Оптические спектры, которые возникают при изменении уровней энергии ч(гл. 4, § 9), не следует, конечно, смешивать со спектрами масс. Оптический спектр атома водорода с массой 2 совершенно отличен от оптического спектра молекулы водорода Н2, хотя в спектре масс соответствующие линии очень близки.
232 Глава 8. Изотопы линия, положение которой соответствует изотопу водорода с массой, очень близкой к 2 в шкале атомных весов1). Вслед за этим путем тщательных исследований было показано, что такая же линия, хотя и значительно более слабая, присутствует в спектре обычного водорода. Таким образом, было получено определенное дока- зательство существования более тяжелого изотопа водорода. Возмож- ность концентрации этого изотопа дистилляцией жидкого водорода была проверена некоторыми исследователями и в Европе; вскоре после этого были получены дальнейшие подтверждения существования тяжелого изотопа, когда Блекни (США) нашел, что соответствующую линию можно обнаружить с помощью масс-спектрографа, а Бейнбридж определил массу этого изотопа. Вскоре после открытия тяжелого изотопа водорода Юри совместно с Уошберном пришли к выводу, что частичное разделение изотопов может быть получено электролизом воды2), т. е. разложением воды электриче- ским током. Пока эксперименты, предпринятые для проверки этой воз- можности, были еще в стадии осуществления, образец воды, полученный из промышленных электролизеров, которые употреблялись для полу- чения водорода и кислорода, был исследован по предложению Уошберна Смитом, причем оказалось, что плотность этого образца воды значительно выше плотности обычной воды. Это различие было приписано присутст- вию в образце избытка (по отношению к нормальной концентрации) молекул воды, содержащих более тяжелый изотоп водорода. Таким образом, оказалось, что при электролизе воды (в действи- тельности употребляется один из водных растворов) легкий изотоп водо- рода выделяется легче, чем тяжелый, вследствие чего последний нака- пливается в остатке воды. Поэтому можно было ожидать, что путем дли- тельного электролиза удастся сконцентрировать более тяжелый изотоп. Этого действительно удалось достигнуть в 1933 г. Лыопсу и его сотрудни- кам (США). Применяя длительный электролиз большого количества воды, взятой из старого промышленного электролизера, они получили в конце концов небольшой остаток, в котором почти весь водород находился в виде более тяжелого изотопа. Другие исследователи вскоре продол- жили эту работу, пользуясь большими количествами электролита и усовершенствованной методикой, благодаря чему удалось изолировать значительные количества тяжелого изотопа водорода. Так как обычный водород состоит почти целиком из более легкого изотопа, то это означает, что в настоящее время можно пользоваться для экспериментальных целей обоими изотопами в почти чистом состоянии. Поскольку атомные веса изотопов водорода относятся приблизи- тельно как 2:1, что значительно превосходит соответствующее отноше- ние для любого другого элемента, те различия в физических и химиче- ских свойствах, которые для изотопов других элементов малы, в этом случае настолько ярко выражены, что оказалось целесообразным припи- сать этим изотопам различные названия. Исследователи, открывшие г) С исторической точки зрения, следует упомянуть, что в 1935Г г. Астон дал новое значение 1,0081 для масс-спектрографического _атомного веса водорода, заявив, что более раннее значение было ошибочным ввиду несовершенного разрешения неко- торых линий. Если бы более точный атомный вес был известен в 1931 г., то вычисления Бэрджа и Мензела оказались бы несостоятельными. Однако, как указал Юри в своей нобелевской лекции в 1935 г., «без этого, вероятно, мы не предприняли бы исследова- ния... и открытие дейтерия могло бы затянуться на некоторое время». 2) Предположение о том, что изотопы можно разделять путем электролиза, было сделано в 1923 г. Кендэлом и Критенденом.
IV. Р аспространенностъ изотопов 233 тяжелый изотоп водорода, предложили назвать его дейтерием1), и это название (и символ D) стало общепринятым. Ядро атома дейтерия назы- вается дейтроном, по аналогии с термином протон, принятым для ядра более легкого изотопа (гл. 2, § 17). Дейтрон с положительным зарядом, равным единице, и массой, равной приблизительно двум единицам, оче- видно, состоит из протона и нейтрона. Название «водород» и химический символ Н используются сейчас для легкого изотопа этого элемента и для водорода, существующего в виде естественной смеси с содержанием 99,985% легкого изотопа. Когда необ- ходимо подчеркнуть различие между этими изотопами, пользуются названиями «легкий водород» для легкого изотопа и «тяжелый водород» для дейтерия. Обычная вода имеет формулу Н2О, тогда как тяжелая вода, как ее обычно называют, в которой весь водород состоит из тяжелого изотопа, называется окисью дейтерия и обозначается символом D2O. Плотность тяжелой воды равна 1,108 (по сравнению с 1,000 для обычной воды); тяжелая вода замерзает при 3,82° С и кипит при 101,42° С, тогда как соответствующие температуры для обычной воды 0 и 100° С. Таким образом, различие физических свойств легкой и тяжелой воды довольно значительно. До открытия и выделения дейтерия считалось, что изотопы данного элемента нельзя разделить химическими методами, так как они имеют одинаковые химические свойства (§ 2 настоящей главы). Хотя для этих изотопов имеют место одни и те же химические реакции, однако экспе- рименты с дейтерием привлекли внимание к тому факту, что различные изотопы участвуют в реакциях с различными скоростями. Для тяжелых элементов это различие пренебрежимо мало, однако для элементов с ма- лым атомным весом эффекты очень значительны. Молекулы более легкого изотопа водорода Н2 в газообразной форме вступают в так называемую реакцию обмена с жидкой тяжелой водой D2O, причем два изотопа водорода при этом обмениваются местами; таким образом, Н2 (g) + D2O (Z)-^D2(g) + H2O (Z), где символами g и I обозначены соответственно газ ижидкость2). Возможна также обратная реакция между газообразным дейтерием D2 нелегкой водой Н2О, как этого и следует ожидать, если изотопы одинаково ведут себя в отношении химических свойств. Эта реакция имеет вид Н2 (g) + D2O (Z)«—D2 (g) + H2O (Z). Интересно отметить, что, если концентрации участвующих в реакции веществ в обоих случаях одинаковы, последняя реакция протекает примерно в 3 раза быстрее, чем первая. Таким образом, если между изо- топами газообразного водорода и жидкой воды устанавливается равно- весие Н2 (g) + d20 (Z) d2 (g) + H2O (Z), x) От греческого «деутерос» (второй). Аналогичный термин «протиум» (от «протос»— первый) был предложен для более легкого изотопа, однако он не получил распростра нения. Резерфорд в 1932 г. предложил для этих двух изотопов названия «диплоген» и «гаплоген» от греческих «дипло» (двойной) и «гапло» (один) с символами D и Н соот- ветственно. Эти названия тоже не получили распространения. 2) В действительности реакция включает также промежуточные формы HDQ и HD, но для простоты они здесь не рассматриваются.
234 Глава 8. Изотопы то вещества, записанные слева, будут преобладать по содержанию над веществами, записанными справа. На опыте было найдено, что отношение количества дейтерия к количеству водорода в жидкости приблизительно в 3 раза больше, чем в газе. Если бы удельные скорости1) двух изото- пических обменных реакций были одинаковы, то относительное содержа- ние изотопов было бы одинаково как в газообразной, так и в жидкой фазах. Предыдущая реакция была выбрана в качестве примера потому, что она, как мы увидим ниже, применялась для концентрации дейтерия в больших количествах; другие химические процессы обладают анало- гичными свойствами (§ 21 настоящей главы). V. РАЗДЕЛЕНИЕ ИЗОТОПОВ § 13. Коэффициент разделения Вещества, обогащенные тем или иным изотопом, находят, как мы увидим в последующих главах, многочисленные применения. Поэтому проблема разделения изотопов вызывает большой интерес. В течение примерно двадцати лет после открытия изотопов удалось достигнуть частичного разделения изотопов некоторых нерадиоактивных элементов, например неона, хлора, ртути, цинка и калия. Главной целью этих иссле- дований было доказательство существования изотопов. Значительные успехи были достигнуты при получении водорода, обогащенного дейте- рием, несмотря на то, что распространенность последнего очень мала (примерно одна часть на 6500 частей обычного водорода). Полезные применения этого изотопа, которые были обнаружены, вызвали оживление интереса к проблеме разделения изотопов. Этот интерес стимулировался необходимостью получения урана, обогащенного изотопом уран-235, в работе по использованию атомной энергии для военных целей (гл. 14). Результат можно выразить словами Юри, который сам внес большой вклад в решение этой задачи: «[теперь] можно разделять изотопы любого элемента, хотя затраты на осуществление некоторых процессов все еще больше тех, которые можно было бы оправ- дать достижением данной частной цели». Степень разделения изотопов, которая достигается или может быть достигнута в данном процессе, удобно выражать с помощью коэффициента разделения, определяемого как отношение распространенности дан- ного изотопа в обогащенном состоянии к его распространенности в на- чальном состоянии. Например, если смесь изотопов содержит долю (или число процентов) / данного изотопа до обработки2), а /' — доля (или число процентов) этого изотопа, присутствующая после обработки, то коэффи- циент разделения 5 для этого процесса определяется следующим образом: s = (8.10) Чем больше значение 5 по сравнению с единицей, тем более эффективно разделение. Если 5 лишь немного больше единицы, то степень разделе- Э Скорость химической реакции зависит от концентраций участвующих в реак- ции веществ. Выражение «удельная скорость» означает, что концентрации одинаковы (равны единице) в каждом случае, так что результаты сравнимы между собой. 2) Строго говоря, / должно относиться к материалу, остающемуся после удале- ния обогащенного вещества. Однако, так как коэффициент разделения обычно бли- зок к единице, этот материал имеет почти такой же состав, как и до обработки.
V. Разделение изотопов 235 ния мала и может потребоваться много последовательных стадий, чтобы получить заметную концентрацию желаемого изотопа. Если s — коэф- фициент разделения для каждой стадии, то общий коэффициент разде- ления для п стадий будет равен sn. Эта величина может принимать довольно большие значения (при достаточно большом п), даже если 5 близко к единице (см. § 14). § 14. Метод газовой диффузии Первый успешно примененный метод обогащения изотопов, до сих пор играющий очень важную роль, основан на использовании различ- ных скоростей диффузии газов через пористый барьер1). С начала 19 столетия было известно, что скорость диффузии газа обратно пропор- циональна корню квадратному из его плотности. Причина этого заклю- чается в том, что при одной и той же температуре молекулы легкого газа движутся в среднем с большей скоростью, чем молекулы более тяжелого газа. Как мы видели в гл. 1, §14, плотность газа непосредственно связана с его молекулярным весом, откуда следует, что скорость диффу- зии обратно пропорциональна корню квадратному из молекулярного веса. Таким образом, газ с более низким молекулярным весом пройдет через пористый барьер быстрее, чем газ с более высоким молекулярным весом. Следовательно, в смеси, состоящей из двух изотопов, более лег- кий изотоп будет диффундировать быстрее, чем более тяжелый. Этот факт был использован в 1913 г. Астоном для частичного разделения изотопов неона (§ 7 настоящей главы), а в 1921 г. Харкинс сообщил о не- большом обогащении изотопов хлора путем диффузии газообразного хлористого водорода сквозь глиняную перегородку. Если М± — молекулярный вес соединения, содержащего легкий изотоп, а М2 — молекулярный вес соединения с более тяжелым изотопом, то идеальный коэффициент разделения для диффузии равен (8.11) В действительности эта величина представляет собой максимальное значение, которое может быть достигнуто лишь в начале процесса, так как в процессе диффузии в газе становится все меньше и меньше более легкой, быстрее диффундирующей составляющей. В результате диффун- дирующее вещество, т. е. газ, проходящий через перегородку, будет содержать постепенно уменьшающуюся долю легкого изотопа. Если диффузия продолжалась бы достаточно долго, то состав газа, конечно, стал бы одинаковым по обе стороны перегородки и не произошло бы ника- кого разделения изотопов. Поэтому на практике приходится идти на ком- промиссное решение, жертвуя частично качеством разделения в пользу получения достаточно большого количества обогащенного продукта. Это достигается при пропускании сквозь перегородку примерно половины общего количества газа. Из выражения (8.11) можно видеть, что чем больше отношение моле- кулярных весов двух изотопов, тем больше коэффициент разделения г) Прохождение газа через тонкие поры, малые по сравнению с расст оянием между молекулами, более правильно называть не диффузией, а эффузией. Однако в данном •случае почти всегда применяется первый термин, поэтому и мы также будем его употреблять.
236 Глава 8. Изотопы и, следовательно, эффективность разделения методом диффузии. Наибо- лее благоприятный случай среди естественных изотопов имеет место для водорода, так как молекулярные веса изотопов Мг и М2 равны соот- ветственно 2 и 4 и максимальный (начальный) коэффициент разделения равен ]/2, т. е.'1,414. Для двух наиболее распространенных изотопов неона (массовые числа 20 и 22) коэффициент разделения равен 1,049, а для изотопов хлора (35 и 37) при диффузии хлористого водорода коэф- фициент разделения равен 1,028. Поэтому очевидно, что степень обога- щения путем диффузии быстро уменьшается при увеличении атомного веса элемента, изотопы которого нужно разделить. Чтобы увеличить общее разделение в процессе диффузии, Герц (Германия) ввел в 1932 г. «каскадный» принцип с повторным использова- нием диффундирующего газа. На фиг. 54 показано несколько ступеней, Часов Насос Фиг. 54. Схематическое изображение каскадного принципа разделения изотопов методом диффузии. каждая из которых содержит пористую перегородку, изображенную пунк- тиром. Рассмотрим ступень Б: газ входит справа, и система насосов позво- ляет продиффундировать через перегородку половине количества газа. Газ, прошедший через перегородку и обогащенный более легким изо- топом, поступает в ступень А; здесь часть его опять диффундирует, при- чем она будет содержать еще большую долю легкого изотопа. Обратив опять внимание на ступень Б, мы увидим, что газ, который не продиф- фундировал, прошел повторный цикл, т. е. вернулся в ступень С, где присоединился к газу, продиффундировавшему из D. Получившийся в результате газ затем испытывает диффузию в С, причем часть его, про- шедшая через перегородку, поступает в В, тогда как оставшийся газ возвращается в D для повторного цикла. Таким образом газ, двигаясь слева от одной ступени к другой, становится все богаче легким изотопом, тогда как газ, движущийся вправо, обогащается более тяжелым изото- пом. Происходит своего рода процесс фракционирования. Герц пользовался при своих исследованиях замкнуто!! системой, так что газ, содержащий больше легкого изотопа, собирался у одного конца системы, а газ, обогащенный более тяжелым изотопом, собирался у другого ее конца. Однако можно представить себе подобный же каскад из диффузионных перегородок, в котором газ непрерывно поступает в одну из промежуточных ступеней и, протекая по всей системе, непре- рывно отводится двумя крайними ступенями. У одного конца (левая сторона фиг. 54) выходящий газ обогащен более легким изотопом, а у дру- гого конца — более тяжелым.
V. Разделение изотопов 237 Пользуясь одной из разновидностей диффузионного метода, некото- рые исследователи в Европе и в Америке достигли частичного разделе- ния изотопов водорода, углерода (в метане), азота, кислорода, неона и аргона. Однако самое замечательное применение диффузионного метода — это обогащение в большом масштабе изотопа U235, присутствую- щего в обычном уране в количестве 0,72%. Такой процесс был разработан в США в течение второй мировой войны и успешно использовался начи- ная с весны 1945 г. В своем отчете «Атомная энергия для военных целей» Смит говорит об этом процессе как о «выдающемся достижении»; несмотря на то, что к тому времени проблема в целом была разрешена и труд- ности преодолены, его осуществление рассматривалось как поразитель- ный шаг вперед1). Рассматривая возможность разделения изотопов урана, следует отметить, что уран представляет собой твердый металл и что поэтому сначала необходимо выбрать такое соединение урана, которое легко превращалось бы в газ. Таким соединением является гексафторид урана UF6, так как он хотя и находится в твердом состоянии при обычных температурах, но легко испаряется. Использование для этой цели соеди- нения фтора имеет то важное преимущество, что этот элемент состоит из одного изотопа (см. таблицу в § 9). Поэтому ход диффузионного про- цесса будет определяться только изотопами урана, а не фтором. С дру- гой стороны, гексафторид урана имеет тот большой недостаток, что он является химически очень активным газом, легко вызывающим корро- зию, и поэтому для труб, сосудов, насосов и даже для смазки при работе с ним надо употреблять специальные материалы. Естественный уран состоит из трех изотопов с массовыми числами 234, 235 и 2382); содержание урана-234 составляет всего 0,006%, так что его присутствием можно пренебречь. Таким образом, гексафторид урана можно рассматривать как смесь двух изотопов с молекулярными веса- ми 235-j-6 X19, т. е. 349, и 238+6x19, т. е. 352, соответственно; следова- тельно, максимальный коэффициент разделения, согласно выражению (8.11), равен Этот коэффициент, как мы видим, очень близок к единице, однако усло- вия в диффузионном каскаде еще больше приближают его к единице. Первые экспериментальные измерения, проделанные Бутом, Паксто- ном и Слейдом, дали значение 1,0014, которое, казалось бы, настолько близко к единице, что этот метод не может быть использован для практи- ческого разделения изотопов урана. Однако, как это видно из дальней- ших рассуждений, положение не безнадежно. Э Отчет «Атомная энергия для военных целей» с подзаголовком «Официальное сообщение о разработке атомной бомбылю поручению правительства Соединенных Шта- тов 1940—1945 гг.» , часто называемый отчетом Смита, дает подробное описание этого процесса, а также других процессов, которые использовались для отделения урана-235. Мы ограничимся в этой книге лишь описанием основных принципов, необходимых для понимания наиболее важных из применяемых методов. 2) Изотопы уран-238 и уран-234 представляют собой соответственно уран I и II радиоактивного ряда урана, тогда как изотоп уран-235—это актиноуран, исходный элемент семейства актиния (гл. 5). При химическом приготовлении гексафторида урана или других соединений продукты распада, обладающие большой радиоактивностью, в значительной степени удаляются.
238 Глава 8. Изотопы Так как содержание урана-235 повышается в каждой ступени диф- фузии всего в 1,0014 раз, то очевидно, что для получения желаемого обогащения, необходимо увеличить число ступеней в каскаде. Если имеется п последовательных ступеней, то полный коэффициент разделе- ния будет составлять (1,0014)п, и простое вычисление показывает, что десятикратного обогащения более легким изотопом можно достигнуть при числе ступеней, равном 1800. Чтобы повысить содержание урана-235 от его нормального значения 0,72% до 99%, п должно быть равно при- мерно 4000. Таким образом, если пользоваться обычным гексафторидом урана, то для получения продукта, в котором уран будет присутствовать Фиг. 55. Часть завода для выделения урана-235 методом газовой диффузии в Ок-Ридже. почти целиком в виде более легкого изотопа, потребуется каскад, состоя- щий примерно из 4000 диффузионных ступеней. Эти значения, хотя и очень велики, однако, когда происходило обсуждение проекта, они не показались лежащими за границей возможного. Следует отметить, что приведенный выше простой метод вычисления неприменим к реаль- ному диффузионному каскаду, но правильно указывает порядок ве- личин. Следует сказать несколько слов о диффузионной перегородке. Для получения истинной диффузии или, точнее, эффузии, при помощи кото- рой можно осуществить разделение изотопов, необходимо, чтобы поры перегородки были меньше 1/10 средней длины свободного пробега моле- кул, т. е. меньше 1/10 среднего расстояния, проходимого молекулой газа до ее столкновения с другой молекулой. Вычисления, основанные на кинетической теории газов, показывают, что при обычных давлениях отверстия в перегородке должны иметь диаметр, равный примерно одной миллионной сантиметра. Одним из способов осуществления такой пере- городки является травление тонкого слоя сплава цинк — серебро соляной кислотой. При этом кислота растворяет некоторые из атомов цинка, оставляя большое число субмикроскопических отверстий в слое металла.
V. Разделение изотопов 239- «К 1942 г.,— говорится в отчете Смита,— теория разделения изо- топов методом газовой диффузии была хорошо разработана, и стало* очевидно, что для осуществления этого процесса потребуется постройка очень большого завода». Летом 1943 г. в Ок-Ридже было начато строи- тельство такого завода для получения обогащенного урана-235. Однако- этот завод вступил в действие лишь примерно два года спустя, после того как были разрешены многие сложные проблемы. Он имеет огромные размеры: площадь диффузионных перегородок составляет сотни гекта- ров, система труб имеет длину несколько тысяч километров (фиг. 55). Это, действительно, говоря словами Смита, монумент, воздвигнутый как «мужеству и настойчивости, так и научным и техническим талантам»- физиков, химиков и инженеров, осуществлявших проектирование, постройку и пуск завода1). § 15. Метод разделения изотопов при помощи сопла Новый метод разделения изотопов, имеющий некоторые черты, сход- ные с методом газовой диффузии, был предложен в 1955 г. Беккером и его* сотрудниками в Западной Германии. Смесь изотопов в газообразном состоянии пропускается через расширяющееся воздушное сопло при давлениях ниже атмосферного. Более легкая компонента, молекулы которой движутся быстрее, стремится сконцентрироваться во внешней части газового потока, тогда как более тяжелая компонента остается внутри потока. Напротив центра сопла помещается разделяющая трубка;, газ, входящий в эту трубку, содержит больше тяжелых молекул, чем остальной газ. Таким образом, оказывается возможным произвести частичное отделение более легкого изотопа от более тяжелого. Комбинация сопла и разделяющей трубки эквивалентна диффузионному барьеру, причем коэффициент разделения имеет примерно ту же величину. Для увеличения полного разделения, как и в газовой диффузии, можно при- менить каскадный принцип. § 16. Электромагнитный метод Электромагнитный метод разделения изотопов представляет особый интерес, так как этим методом впервые удалось получить значительные количества урана-235 для работ по использованию атомной энергии в военное время, хотя в настоящее время он уже больше не применяется для этой цели. Однако благодаря тому, что этот метод очень удобен при работе с не слишком большими количествами вещества, он широко при- меняется для получения разделенных изотопов стабильных элементов, используемых при различных научных исследованиях (гл. 17). Метод электромагнитного разделения основан на том же принципе,, что и масс-спектрограф, в котором ионы каждого изотопа, присутствую- щего в потоке, отклоняются и движутся по своим траекториям под дей- ствием соответствующим образом направленных электрического и маг- нитного полей (§ 10 настоящей главы). Если вместо фотографической пластинки или другого детектора положительно заряженных ионов* пользоваться набором небольших приемников, расположенных в соот- г) Другие газодиффузионные заводы для обогащения урана-235 находятся в на- стоящеее время в действии в Падука (Кентукки) и в Портсмуте (Огайо).
240 Глава 8. Изотопы ветствующих местах, то можно собрать отдельные изотопы1). Пользуясь этим методом, который был предложен Астоном в 1919 г., английские физики Олифант, Шайр и Краутер в 1934 г. получили очень малые коли- чества (менее одной десятимиллионной грамма) разделенных изотопов лития в практически чистом виде. Почти одновременно Смиту и его сотруд- никам удалось, пользуясь усовершенствованным прибором, основанным на тОлМ же принципе, разделить заметные количества изотопов нескольких элементов. Так как масс-спектрографический (или электромагнитный) метод позволяет получать эффективное разделение даже в случае изотопов с большим атомным весом, он применяется в некоторых случаях, когда нужны лишь небольшие количества разделенных изотопов в очень чистом состоянии. Такой случай имел место, когда потребовалось исследовать взаимодействие изотопов урана с нейтронами. Пользуясь электромаг- нитным методом, Нир, Кингдон и Поллок получили в 1940 г. уран-235 в количестве, достаточном для решения очень важной задачи, связанной с использованием ядерной энергии (гл. 13, § 10). Преимущество электромагнитного метода заключается в том, что он может давать большие коэффициенты разделения, однако получаемые с его помощью количества разделенных изотопов чрезвычайно малы. Мощные пучки положительных ионов, которые должны отклоняться под действием магнитного поля, трудно получать, и с ними трудно мани- пулировать, к тому же эффективность разделения падает с увеличением мощности пучка. Добиться получения в такой установке большого коли- чества вещества можно лишь за счет снижения эффективности разделе- ния, а таким путем вряд ли можно что-нибудь выиграть. Поэтому, когда в 1940 г. Национальный исследовательский комитет обороны США решил изучить возможность разделения изотопов урана, электромагнитный метод был отвергнут как непрактичный. В связи с этим в отчете Смита говорится: «Смит из Принстона поставил вопрос о возможности разделе- ния изотопов в большом масштабе электромагнитным методом, но ему ответили, что такая возможность исследовалась и была отвергнута как нереальная. Тем не менее Смит и Лоуренс во время случайной встречи в октябре 1941 г. обсудили эту проблему и пришли к выводу, что такая задача все же выполнима». В то время существовала большая необходимость в получении образ- цов сравнительно чистого урана-235 для экспериментальных целей, и Лоуренс решил, что такие образцы можно легче всего получить с по- мощью электромагнитного метода разделения изотопов. Поэтому в конце 1941 г. он и его сотрудники приступили к усовершенствованию при- бора, уделяя особое внимание таким методам увеличения мощности ионного пучка, которые не приводят к существенному ухудшению эффек- тивности разделения изотопов2). Работа шла настолько успешно, что в сентябре 1942 г. было решено построить в Ок-Ридже (Теннеси) большой завод, состоящий из несколь- ких совершенно независимых установок для электромагнитного разде- ления изотопов урана. Впоследствии выход U235 был значительно уве- г) Конечно, в любом масс-спектрографе происходит разделение изотопов, одна- ко количества последних чрезвычайно малы и могут лишь действовать па фотогра- фическую пластинку или регистрироваться в виде ионного тока. 2) Прибор был назван калютроном (сокращенно от California University cyclo- tron), так как в нем был использован магнит от одного из циклотронов Калифорний- ского университета (гл. 9, § 13).
V. Разделение изотопов 241 личен благодаря применению в качестве исходного продукта соедине- ния урана, которое было частично обогащено изотопом U235 методом термодиффузии, о котором говорится ниже. Поскольку пучок положи- тельных ионов состоит как из ионов U238, так и из ионов U235, то оче- видно, что для данной мощности полного ионного тока число ионов U235, а следовательно, и количество собираемого изотопа будет увели- чиваться с увеличением относительного содержания этого изотопа в системе. Электромагнитная установка, используемая в настоящее время в Ок-Ридже для разделения изотопов различных элементов, помимо урана, в основном эквивалентна масс-спектрографу Демпстера, описанному выше в § 10. Поток электронов, испускаемых накаленной прово- локой, проходит сквозь пар летучего соедине- ния того элемента, изотопы которого нужно разделить. Создаваемый таким образом ваион- ном источнике А (фиг. 56) пучок положительно заряженных ионов проходит через щели в пла- стинах РР; здесь ионы ускоряются электри- ческим потенциалом V, приложенным между этими пластинами. Затем пучок ионов попа- дает в магнитное поле напряженностью Н. которое действует в направлении, перпенди- кулярном к плоскости рисунка, так что пучок отклоняется и ионы движутся по полу- круговым траекториям. Траектории положи- тельно заряженных частиц зависят от пх массы, согласно уравнению (8.9), т. е. 2ZL __ ** г~ Фиг. 56. Разделение изото- е 2V ’ пов электромагнитным ме- тодом, так что для заданных магнитного поля и на- пряжения на пластинках квадрат радиуса траектории пропорционален массе частицы. Размещая собирающие кар- маны в надлежащие положения, вычисленные с помощью приведенного выше уравнения, можно разделить различные изотопы данного эле- мента. Хотя на фиг. 56 показаны только два таких кармана, их может быть три, четыре и больше, если это необходимо, и, таким образом, мож- но собирать одновременно несколько различных изотопов. Чтобы один и тот же прибор можно было без труда применять как для разделения легких изотопов, например изотопов лития с массовыми числами 6 и 7, так и для разделения тяжелых изотопов, например изо- топов свинца с массовыми числами 204, 206, 207 и 208, изменяют магнит- ное поле, тогда как положения ионного источника и приемников остаются неизменными, т. е., другими словами, радиусы траекторий остаются приблизительно постоянными. Поскольку, согласно приведенному выше уравнению, масса т улавливаемых положительных частиц пропорцио- нальна Н2, (квадрату напряженности магнитного поля), отсюда следует, что при шестикратном увеличении напряженности поля масса частиц собираемых изотопов увеличивается в 36 раз. Тонкая юстировка, которая может потребоваться, чтобы направить ионный пучок точно на прием- ник, с его соответствующим образом расположенными карманами, осу- ществляется с помощью ускоряющего потенциала V. Таким образом, 16 С, Глесстон
242 Глава 8, Изотопы элементы, массы которых лежат в большом интервале спектра масс, легко могут быть подвергнуты разделению в одной электромагнитной установке. § 17. Метод центрифугирования Действующая на частицу сила тяготения пропорциональна ее массе; поэтому под действием этой силы в атмосфере происходит частичное разделение газов, так что более легкие молекулы остаются в верхних слоях атмосферы, а более тяжелые — концентрируются в нижних слоях. Этим объясняется тот факт, что на больших высотах имеется больше водорода и гелия, которые являются самыми легкими составными частями атмосферы, чем у поверхности Земли. Предположение о том, что этот принцип можно применить к разделению изотопических молекул с раз- личными массами, было высказано Линдеманом и Астоном (Англия) в 1919 г. Они показали, что можно достигнуть значительного разделе- ния изотопов, пользуясь центрифугой, так как в этом случае действует сила, аналогичная силе тяготения, но значительно более мощная. Теория такого метода была затем рассмотрена в 1922 г. Малликеном (США), который предложил усовершенствованный метод, основанный на исполь- зовании не только центробежной силы, но и испарения. Метод разделения изотопов центрифугированием основан на том, что если газ или пар входит в быстро вращающийся цилиндр, то сила, действующая на молекулы, вызовет увеличение концентрации более тяжелого изотопа у стенок цилиндра, тогда как более легкий изотоп будет собираться ближе к оси вращения. Если центрифуга установлена вертикально, то поток пара можно направить вниз ближе к стенкам и вверх вблизи оси. Тогда пар, в котором преобладает более легкий изотоп, можно выводить в верхней части прибора ближе к центру, а пар. обогащенный более тяжелым изотопом,— внизу блинке к периферии. Особенно интересной отличительной чертой метода центрифугиро- вания является то, что коэффициент разделения зависит от разности между массами двух изотопов, а не от их отношения. Таким образом-, в принципе можно добиться лучшего разделения изотопов урана с мас- сами 235 и 238, чем изотопов водорода с массами 1 и 2. Далее, так как разность атомных весов изотопов всегда одинакова для данного элемента, то эффективность не зависит от молекулярного веса соединения, пары которого подвергаются центрифугированию. Первые попытки использовать этот принцип для разделения изото- пов потерпели неудачу, вероятно потому, что скорости вращения центри- фуг были недостаточно велики. Однако в 1939 г. Бимс и другие (США), пользуясь сконструированной ими центрифугой, рассчитанной на боль- шие скорости вращения и дающей силу, в несколько сотен тысяч раз превышающую силу тяготения, получили значительное разделение изо- топов хлора в четыреххлористом углероде и брома в бромистом этиле. Так как атомные веса двух изотопов урана отличаются на три единицы, то казалось, что метод центрифугирования представляет большие воз- можности для выделения урана-235. Для этой цели во время войны была сконструирована опытная установка, и хотя она функционировала успеш- но, однако получение изотопов в большом масштабе этим методом не было предпринято, как говорится в отчете Ймита, вследствие «большого объема возникающих в связи с этим технических задач».
V. Разделение изотопов 243 § 18. Метод термодиффузии Еще один завод для разделения изотопов урана, который давал в течение некоторого времени исходный продукт для электромагнитного завода, описанного в § 16, был основан на принципе термодиффузии» Математическая теория термодиффузии, применимая к любой смеси газов с различными молекулярными весами, была разработана в тече- ние 1911—1919 гг. Энскогом в Швеции и Чепменом в Англии; в 1922 г. Малликен (США) исследовал возможность применения метода термодиф- фузии для разделения изотопов. Общая идея этого метода заключается в том, что если газообразную смесь изотопов заключить в сосуд, одна часть которого горячей, чем другие его части, то более легкие молекулы будут стремиться концентри- роваться в области с более высокой температурой. Экспериментальные результаты вначале не были многообещающими, однако в 1938 г. немец- кие ученые Клузиус и Диккель ввели простое усовершенствование, дав- шее большое увеличение эффективности термодиффузионного процесса. Их прибор состоит из длинной вертикальной трубки с центральной про- волокой, которую можно нагревать электрическим током до темпера- туры 500° С и выше, создавая таким образом температурный градиент между накаленной проволокой и более холодной стенкой трубки. Газ, содержащий изотопы, которые нужно разделить, вводится в трубку, и в результате термодиффузии более легкие молекулы собираются ближе к горячей проволоке, тогда как более тяжелые остаются вблизи холодной стенки. В то же время тепловая конвекция заставляет более горячий газ, находящийся в центре, подниматься, а более холодный газ у стенки опускаться, так что поддерживается постоянный поток газа вверх в центре и вниз у стенок трубки. Этот'непрерывный поток газа совместно с дейст- вием термодиффузии вызывает’увеличение концентрации более тяжелого изотопа у дна трубки, тогда как более легкие составляющие собираются вверху. Таким путем Клузиус и Диккель получили быстрое и эффектив- ное разделение изотопов хлора и неона. Другие исследователи приме- няли этот метод для разделения изотопов углерода (в метане), азота, кислорода, криптона и ксенона. Вскоре после открытия принципа разделения газообразных изо- топов методом термодиффузии и конвекции оказалось, что этот метод можно использовать для** растворенных веществ, а также для чистых жидкостей. В 1940 г. Абельсон (США) предложил применить метод тер- модиффузии к жидкому гексафториду урана для разделения изотопов урана. После того как обширные экспериментальные исследования дока- зали возможность осуществления такого метода, летом 1944 г. в Ок-Ридже был построен большой термодиффузионный завод, продукция которого использовалась в качестве исходного материала для процесса электромагнитного разделения изотопов. «Несмотря на некоторые разо- чарования,— пишет Смит,— этот завод... успешно выполнял задачу значительного увеличения скорости выпуска продукции электромаг- нитным заводом». Одним из главных недостатков этого метода был боль- . шой расход мощности; поэтому, когда метод газовой диффузии (§ 14) оказался таким эффективным, а метод электромагнитного разделения утратил свое значение, термодиффузионный завод был совсем закрыт. Тем не менее для обогащения изотопов в лабораторном масштабе метод термодиффузии имеет преимущества перед другими методами благодаря своей простоте, эффективности и широким возможностям использования. 16*
244 Глава 8. Изотопы § 19. Методы фракционной перегонки Изотопы, как правило, имеют различные давления пара (и точки кипения), поэтому с теоретической точки зрения должно быть возможно частичное разделение путем фракционной перегонки. Первая попытка Астона разделить изотоны неона была основана на фракционной пере- гонке, однако, как мы видели в § 7 настоящей главы, его усилия потер- пели неудачу. Вслед за этим в 1919 г. Линдеман (Англия) теоретически показал, что разделение изотопов путем перегонки можно осуществить при некоторых условиях, а в 1931 г. Кеезом и ван-Дик (Голландия) сообщили об успешном обогащении изотопов неона этим методом. В том же году Юри и его сотрудники применили фракционную перегонку для концентрирования тяжелого изотопа водорода (§ 12 настоящей главы). Было заявлено, что если удастся преодолеть трудности работы при очень низких температурах (примерно — 250° С), то методом фракционной перегонки жидкого водорода можно будет выделять дейтерий наиболее дешевым способом по сравнению со всеми другими методами. Небольшое обогащение кислорода-18 и азота-15 было достигнуто перегонкой жидкого кислорода и жидкого аммиака соответственно. В § 12 настоящей главы мы видели, что точка кипения тяжелой воды (D2O) примерно на 1,4° С выше, чем точка кипения обычной воды (Н2О). Это различие, хотя оно и мало, позволяет осуществить разделение путем перегонки при использовании эффективной фракционирующей колонны. О некоторых успехах, достигнутых в этом направлении, сообщили в 1933 г. Льюис и Корниш (США), однако метод разделения изотопов водорода путем фракционной перегонки не вызвал большого интереса, так как относительно малые количества тяжелой воды или тяжелого водорода (дейтерия), требующиеся для экспериментальных целей, можно было гораздо легче получить путем электролиза (§ 12) или методом газо- вой диффузии (§ 14). Однако в 1943 г., когда оказалось, что в связи с использованием атомной энергии для военных целей могут потребо- ваться большие количества тяжелой воды (гл. 14, § 5), был построен завод для производства последней путем "‘фракционной перегонки обыч- ной воды; этот завод вступил в действие в 1944 г. Позднее этот процесс был вытеснен более выгодными в экономическом отношении процессами. Кроме изотопов водорода, молекулы воды отличаются между собой по содержанию изотопов кислорода; так, например, около 0,2% обычной воды состоит из молекул Н2О, содержащих кислород-18. Точка^кипения для этих молекул немного выше точки кипения преобладающей части молекул, содержащих кислород-16, и, следовательно, методом фрак- ционной перегонки можно получить частичное обогащение воды более тяжелым изотопом кислорода. Это предположение было прове- рено в 1935—1937 гг. исследователями в Канаде, США и Англии; так, например, Юри и его сотрудники получили воду, содержащую в 5 раз больше кислорода-18, чем обычная вода. Продукт был несколько обога- щен также тяжелым водородом, однако процентное содержание его было очень мало, вероятно порядка 0,1%. Интересно упомянуть, между прочим, что в 1920 г. Бронстед и Хевеши (Дания) получили путем перегонки небольшое обогащение изотопов ртути. Жидкая ртуть, находящаяся при 50° С, испарялась в эвакуиро- ванном пространстве, и пар конденсировался на поверхности, охлаж- даемой жидким воздухом и расположенной на' расстоянии 1—2 см над поверхностью ртути. Затем конденсат расплавлялся, опять частично
V. Разделение изотопов 245 испарялся и еще раз конденсировался. После нескольких фракциони- рований такого рода оказалось, что в конденсате присутствуют в неболь- шом избытке более легкие изотопы ртути, тогда как более тяжелые изо- топы собираются в осадке. В последующие годы метод испарения позво- лил получить значительное разделение изотопов хлора, цинка и калия. § 20. Электролитический метод В § 12 настоящей главы упоминалось, что в результате электролиза водных растворов происходит преимущественное выделение более легкого изотопа водорода, в результате чего дейтерий концентрируется в остав- шейся воде. В качестве электролита обычно применяется гидроокись калия. Электроды могут быть практически любыми при условии их нерастворимости; удобным материалом для этой цели является никель. При этом легко получить коэффициенты разделения, равные 6 и выше; таким образом, увеличение концентрации дейтерия от ее первоначаль- ного значения 0,015% в обычной воде до 99,9% в конечном продукте находится в пределах возможного. Однако потребление тока очень велико: чтобы получить 1 г тяжелой воды, требуется тридцать или сорок тысяч амперчасов. По этой причине большие заводы для получения тяжелой воды электролитическим методом были построены в Норвегии, где элек- троэнергия сравнительно дешева. Во время второй мировой войны эти заводы попали в руки врага и стали объектом нескольких воздушных налетов. Целью этих нападений было помешать экспериментам в области атомной энергии, которые велисьнемецкими учеными и в которых исполь- зовалась тяжелая вода (гл. 14, § 5). Хотя в принципе электролитический метод заключается в длитель- ном разложении воды электрическим током, пока не останется лишь очень малая доля первоначального количества воды, однако эта простая процедура оказывается очень непрактичной. Во-первых, раствор элек- тролита, например гидроокись калия, в ходе электролиза будет становиться все более и более концентрированным, и, во-вторых, осво- бождающийся в результате газообразный водород будет содержать все больше дейтерия, так что его нельзя будет терять напрасно. Поэтому на практике электролиз производят ступенями. Когда количество воды уменьшается до 1/10 первоначального объема, остаток обрабатывается двуокисью углерода, чтобы нейтрализовать гидроокись калия, и затем обогащенная вода перегоняется и поступает в следующую ступень электролиза, где повторяется та же самая процедура. Чтобы получить относительно чистую тяжелую воду, требуется от 5 до 7 ступеней. Газо- образный водород, выделяемый на последних ступенях и содержащий много дейтерия, сжигается в кислороде с образованием воды; последняя конденсируется и возвращается в электролизеры. При электролизе водород выделяется у отрицательного электрода (катода), а кислород — у положительного электрода (анода). В то время как у катода происходит преимущественное выделение более легкого изотопа водорода, у анода происходит подобный же процесс, приводя- щий к обогащению раствора кислородом-18. Однако коэффициент разделе- ния при этом мало отличается от единицы, и хотя эффект обогащения был подтвержден экспериментально, он очень мал. Электролиз солей лития, при котором для собирания металлического лития используется ртут- ный катод, также позволяет получить частичное разделение изотопов этого элемента.
246 Глава 8, Изотопы § 21. Методы химического обмена Все описанные выше методы разделения изотопов, за исключением, пожалуй, электролиза, зависят от различий физических свойств, опреде- ляемых массами изотопов. Открытие различия в химической активности изотопов водорода (§ 12 настоящей главы) побудило Юри и его учеников в 1935—1940 гг. исследовать теоретически и экспериментально реакции изотопного обмена других элементов с точки зрения возможности их при- менения для разделения изотопов. Эти попытки были довольно успешны, и удалось получить значительные количества соединений, обогащенных углеродом-13 и азотом-15, до того как этим стали заниматься коммер- ческие организации1). Метод, применявшийся в случае азота, заключался в том, что устанав- ливалось равновесие между изотопами азот-14 и азот-15 в системе, состоя- щей из газообразного аммиака (NH3) и ионов аммония (NH^). Это дости- галось пропусканием газа вверх по колонне, по которой вниз протекал концентрированный раствор нитрата аммония. В результате реакции изотопного обмена тяжелый изотоп азот-15 стремится сконцентрироваться в находящихся в растворе ионах аммония, тогда как газообразный аммиак содержит относительно больше ненужного более легкого изотопа. Часть раствора нитрата аммония, уходящего на дно колонны, нагревалось с гидроокисью натрия, в результате чего ион аммония превращался в газообразный аммиак, обогащенный азотом-15. Получающийся газ затем подвергался тому же процессу с оставшейся порцией раствора нитрата аммония и обогащался еще больше. Юри и его сотрудники исполь- зовали каскадную систему из трех колонн, действовавшую на принципе противотока: раствор нитрата аммония протекал вниз, а газообразный аммик — вверх. Таким путем им удалось увеличить содержание азота-15 более чем на 70% по сравнению с обычной распространенностью, равной 0,38%, несмотря на относительно низкий коэффициент разделения 1,023. Изотоп азот-15 интересен не только потому, что он используется как изотопный индикатор (меченый атом; см. гл. 17); этот изотоп играет важную роль также потому, что он очень слабо захватывает нейтроны, тогда как вероятность захвата нейтронов более распространенным азо- том-14 довольно велика. В некоторых ядерных реакторах (гл. 15) оказы- вается желательным использование растворов различных нитратов, на- пример нитрата тория, однако это практически невозможно, если соль содержит обычный азот. Если же этот элемент содержит много азота-15, то положение совершенно меняется. Метод изотопного обмена, исполь- зующий газообразный аммиак и раствор карбоната аммония, по-видимому, может оказаться полезным для обогащения азота изотопом азот-15 в большом масштабе. Метод химического изотопного обмена использовался также для обогащения углерода-13 от его нормального содержания 1,1% до 22% путем реакции изотопного обмена между газообразным цианистым водо- родом HCN и ионом цианида CN" в растворе цианистого натрия. В этом случае, однако, более тяжелый изотоп углерода концентрируется в газо- вой фазе, так что желаемый продукт уходит в верхнюю часть колонны2). х) Реакциями изотопного обмена, вероятно, объясняются ^небольшие изменения в изотопическом составе некоторых легких элементов, таких, например, как естествен- ные углерод и кислород; так, атмосферный кислород содержит на 3 Уо больше изотопа О18 чем кислород воды из Мичиганского озера, и на 2,5% больше, чем кислород воды океана. 2) Одновременно происходит изменение соотношения изотопов азота, однако это изменение очень мало.
V. Разделение изотопов 247 Хотя при этом необходимы некоторые изменения в конструкции прибора» принцип действия по существу тот же, что и в случае азота. Поскольку цианистые соединения ядовиты и, следовательно, не очень подходят для работы в широком масштабе,было предложено поль- зоваться другим процессом, а именно обменом изотопов углерода между газообразной двуокисью углерода СО2 и ионом бикарбоната НСОд в рас- творе бикарбоната аммония. Достижение равновесия ускоряется при помощи катализатора, после чего оказывается, что в растворе бикарбоната имеется избыток углерода-13. В § 12 настоящей главы отмечалось, что в реакции изотопного обмена между газообразным водородом и жидкой водой при достижении равно- весия содержание дейтерия в воде в 3 раза больше, чем в газовой фазе. Другими словами, коэффициент разделения водорода и дейтерия имеет относительно высокое значение, равное 3. Таким образом, при помощи этой реакции- можно получить значительное обогащение тяжелым изотопом. Одной из трудностей является, однако, то, что равновесие устанавли- вается медленно и, следовательно, для осуществления процесса необходим катализатор. Для получения больших количеств тяжелой воды использовалась обменная реакция водород — вода. Этот метод заключается в том, что смесь газообразного водорода и водяного пара поднимается вверх в башне, содержащей катализатор, тогда как жидкая вода течет вниз. В присут- ствии катализатора происходит быстрая реакция изотопного обмена между водородом и молекулами водяного пара, в результате чего дейтерий концентрируется в последнем в виде молекул окиси дейтерия, т. е. в виде тяжелой >воды. Пар конденсируется и уносится вниз потоком жидкой воды; поэтому вода, вытекающая из основания башни, оказывается значительно обогащенной тяжелым изотопом. Пользуясь каскадом из нескольких башен, можно получать только что описанным способом продукт, содер- жащий большое количество тяжелой воды. При разработке ядерных реакторов, в которых важной компонен- той является тяжелая вода (гл. 15), значительные усилия были посвя- щены получению последней наиболее дешевым способом. В одном из наи- более эффективных методов используется реакция изотопного обмена между жидкой водой и газообразным сернистым водородом. Равновесие, которое быстро устанавливается без применения катализатора, можно представить следующим образом: Н2О (Z) + D2S (g) D2O (/) + H2S (g), причем дейтерий имеет тенденцию концентрироваться в жидкой (водной) фазе. Двухтемпературный процесс основан на том, что при более низких температурах (около 25° С) жидкость содержит относительно больше дей- терия, чем при более высоких температурах (100° С). В принципе вода сначала обогащается дейтерием в башне путем взаи- модействия при низкой температуре с сернистым водородом, содержащим нормальное количество дейтерия. Часть обогащенной воды удаляется как окончательный продукт, а остающаяся часть направляется в горячую башню, где большое количество содержащегося в ней дейтерия перено- сится обратно к обедненному сернистому водороду из первой башни. Таким образом, сернистый водород действует как своего рода носитель дейтерия, отдавая его воде при низкой температуре и приобретая его вновь при более высокой температуре. Окончательный результат состоит ® том, что вода разделяется на две части: одна — обогащенная дейтерием
248 Глава 8. Изотопы (тяжелая вода), и другая — обедненная этим изотопом, тогда как газо- образный сернистый водород восстанавливает (приблизительно) свой пер- воначальный состав. Вода, обедненная дейтерием, может быть спущена, а обогащенную воду снова подвергают тому же процессу, чтобы еще больше обогатить ее дейтерием. Были предложены и другие методы изотопного обогащения, основан- ные на различии в скоростях реакции. Но следует заметить, что этот про- цесс в настоящее время представляется перспективным лишь для легких элементов. При увеличении атомного веса разность скоростей, с которыми происходят обменные реакции изотопических смесей, становится очепь небольшой и коэффициент разделения, таким образом, очень близок к еди- нице. До сих пор наиболее тяжелым изотопом, который концентрируется методом изотопного обмена, является сера-34, хотя вряд ли можно сом- неваться, что в случае необходимости таким путем можно получить обо- гащение даже более тяжелых изотопов.
Г л а в а 9 УСКОРЕНИЕ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ I. ЯДЕРНЫЕ ПРЕВРАЩЕНИЯ § 1. Превращение элементов В гл. 1 упоминалось, что теория Аристотеля, который считал, что* вся материя состоит из одного и того же первичного вещества, связанного с различными количествами четырех качеств, или принципов, вероятно, и была ответственной за продолжительные, но тщетные усилия древних алхимиков превратить простые металлы в золото. С развитием представ- лений об индивидуальных особенностях отдельных элементов и о недели- мости атомов, особенно в течение 19 века, попытки осуществить превра- щение металлов приобрели дурную славу. Только люди, совершенно не- сведущие в науке и достаточно доверчивые, чтобы их могла прив- лечь возможность легкого обогащения, становились жертвами хитрых шарлатанов, претендовавших на умение превращать простые металлы в золото. С развитием современных идей о строении атома и по мере того, как стало очевидно, что вся материя состоит из одних и тех же элементарных частиц, возможность превращений, считавшаяся до того фантастической, стала реальной и привлекла к себе серьезное внимание. Несколько раз- личных сообщений, некоторые из которых исходили от выдающихся уче- ных, об успешных попытках превращения различных элементов были опуб- ликованы в научных журналах Европы и Америки. За исключением тех результатов, которые ниже описаны, все они впоследствии оказались необоснованными. Однако одно из них заслуживает особого упоминания благодаря своей кажущейся убедительности. Было сообщено, что при прохождении высоковольтного электрического разряда через пары ртути (атомный номер 80) образуются небольшие количества золота (атомный номер 79). Первоначально в ртути не было найдено никаких следов золо- та, однако чрезвычайно чувствительная микроскопическая проверка показала наличие следов этого драгоценного металла после электрической обработки. В ходе дискуссии между защитниками и противниками этого правдоподобного утверждения было окончательно доказано, что золота не создается, а лишь концентрируется из различных применяемых мате- риалов. Действительно, присутствие большой его доли объяснялось тем, что один из экспериментаторов носил очки в золотой оправе! Впервые искусственное превращение одного атома в другой было достигнуто Резерфордом, имя которого часто упоминается в этой книге. Хотя он и не превратил простой металл в золото, однако его открытие* сыграло не менее важную роль в ядерной физике.
250 Глава 9. Ускорение заряженных частиц § 2. Превращение азота под действием а-частиц Работая в лаборатории Резерфорда по исследованию рассеяния а-частиц (гл. 4, § 3), Марсден заметил в 1914 г., что при прохождении излу- чения радия С' через водород возникают быстрые длиннопробежные частицы, по-видимому, протоны. Тремя годами позднее Резерфорд повторил работу Марсдена, изучая при этом действие а-частиц на различные газы, помимо водорода. Он пользовался очень простым прибором (фиг. 57), состоявшим из металлического цилиндра, в котором помещался радиоак- тивный источник а-частиц А. Небольшое отверстие на одном конце цилиндра было закрыто тонким металлическим диском В, который мог затормозить большую часть а-частиц, а на расстоянии 1 или 2 мм от диска помещался экран С из сернистого цинка. Длиннопробежные частицы, образующиеся при действии а-частиц на газ, находящийся в цилиндре, С Ф и г. 57. Схема прибора, при помощи которого Резерфорд обнаружил расщепление ядер азота под действием а-частиц. могли пройти через диск В и вызвать сцин- тилляции на экране из сернистого цинка С (гл. 6, § 7). Цилиндр можно было наполнять различными газами и наблюдать действие а частиц на эти газы. Сообщая в 1919 г. о результатах своих экспериментов, Резерфорд писал: «При вве- дении в сосуд кислорода или двуокиси угле- рода число сцинтилляций уменьшается в соответствии с тормозной способностью стол- ба газа. Однако при введении сухого воздуха был замечен неожиданный эффект... Число [длиннопробежных] сцинтилляций не уменьшалось, а возрастало... Из этих результатов вытекает, что а-частицы при своем прохождении через воздух вызывают длиннопробежные сцинтилляции, которые, по-види- мому, имеют такую же яркость, как Н-сцинтилляции [т. е. длиннопробеж- ные сцинтилляции, вызываемые а-частицами в водороде]». Тщательные исследования показали, что наблюдаемые в воздухе явления нельзя объяснить ни присутствием кислорода, ни присутствием двуокиси углерода, ни влагой, однако эти эффекты можно в точности вос- произвести, наполняя цилиндр газообразным азотом. Взаимодействие а-частиц с атомами и молекулами азота приводит к испусканию длинно- пробежных, т. е. обладающих высокой энергией частиц, подобных тем, которые получаются при наполнении цилиндра водородом. «Трудно не прийти к выводу,— пишет Резерфорд,— что эти длиннопробежные атомы, возникающие при столкновениях а-частиц с азотом, не представляют собой атомы азота, а являются, вероятно, заряженными атомами водо- рода... Если это действительно так, то мы должны сделать вывод, что атом азота распадается под действием интенсивных сил, появляющихся при близком столкновении с быстрой а-частицей». Дальнейшие исследования доказали правильность выводов Резер- форда; таким образом, он впервые осуществил искусственное расщепление атомного ядра. Вероятность отдельного акта расщепления была, однако, чрезвычайно мала, так как только одна а-частица примерно из 300 000 вызывала испускание длиннопробежной частицы из атома азота. Впервые осуществив ядерное превращение, Резерфорд подтвердил таким образом свою гипотезу, о которой он говорил в лекциях, прочитан- ных им в апреле 1914 г. в Вашингтоне. «Возможно, — говорил он,-т- что ядро атома может изменяться при непосредственном столкновении с очень
I. Ядерные превращения 251 быстрыми электронами или атомами гелия [а-частицами], испускаемыми радиоактивным веществом... При благоприятных условиях эти частицы должны подходить очень близко к ядру и могут привести к разрушению ядра или соединиться с ним». § 3. Механизм ядерного процесса Продолжая свои опыты в сотрудничестве с Чадвиком, Резерфорд вос- пользовался прибором усовершенствованной конструкции и произвел более подробное исследование действия а-частиц на различные элементы. Наблюдая отклонения получающихся в результате длиннопробежных частиц в магнитном поле, Резерфорд и Чадвик доказали, что эти частицы действительно представляют собой протоны, обладающие большой энер- гией. Оказалось, что все элементы от бора до калия, за исключением угле- рода, кислорода и, возможно, бериллия, испускают под действием а-ча- стиц протоны. Энергия протонов, определенная по их пробегу, в некото- рых случаях больше энергии а-частиц, откуда следует, что протоны воз- никают в результате процесса расщепления, причем добавочная энергия приобретается при сопровождающей это явление перестройке ядра. В то время, когда производилось это исследование (1920—1924 гг.), природа ядерного процесса, приводящего к испусканию протонов, оста- валась неясной. Были рассмотрены две возможности: во-первых, что ядро распадающегося атома просто теряет протон в результате сильного удара при столкновении с быстро движущейся а-частицей и, во-вторых, что а-частица при соударении с ядром атома входит в него, и получившееся в результате ядро испускает затем протон. Проблема была бы решена, если бы можно было идентифицировать ядро, остающееся после испуска- ния протона; однако казалось, что это невозможно осуществить главным образом потому, что расщепление испытывает лишь малое число атомов. Однако в 1925 г. Блекетт (Англия) и в следующем году Харкинс (США) независимо получили доказательства, позволившие решить, какой из двух указанных выше механизмов ядерного процесса существует на самом деле. По фотографиям треков, образуемых а-частицами при про- хождении через камеру Вильсона, наполненную азотом (гл. 6, §12), можно было заключить, что а-частицы исчезают в результате столкновения, и поэтому оказывается правильной вторая гипотеза. Блекетт получил больше 20 000 фотографий, на которых было зарегистрировано более 400 000 треков а-частиц; 8 из этих треков имели форму вилки (пример такого снимка, снятого двумя камерами, расположенными под прямым углом одна к другой, приведен на фиг. 58). Каждый из этих вилкообраз- ных треков, без сомнения, изображает столкновение между а-частицей и ядром азота, вызывающее расщепление последнего. Длинный тонкий трек — это след испущенного протона, тогда как короткий толстый трек — след оставшегося ядра (ядра отдачи). Из фотографии видно, что в резуль- тате столкновения это ядро изменило свое направление. Между прочим, следует отметить, что, так как атом азота до столкновения с а-частицей нейтрален и не обладает ионизующей способностью, его траекторию нельзя наблюдать в камере Вильсона. С другой стороны, получившееся в результате столкновения с а-частицей ядро отдачи несет электрический заряд, так как оно потеряло при столкновении электроны; поэтому оно может создавать ионы на своем пути и образует трек в камере Вильсона. Если бы процесс расщепления являлся лишь результатом разруше- ния, приводящего к испусканию протона из ядра азота, то наблюдались бы
252 Глава 9. Ускорение заряженных частиц четыре трека, а не три, как это в действительности имеет место. Кроме треков протона и ядра отдачи был бы виден трек а-частицы до и после столк- новения. Так как на фотографии видны только три трека, сходящиеся Фиг. 58. Фотография треков а-частиц в азоте. в одну точку, то можно сделать вывод, что а-частица входит в ядро атома азота п образует неустойчивую систему, называемую промежуточным, или составным ядром, которая немедленно испускает протон. § 4. IIе рераспределение нуклонов в ядрах при ядерных реакциях Допустив, что описанный механизм явления правилен, нетрудно опре- делить, какова природа ядра отдачи, остающегося после испускания протона. Рассуждения основаны на естественнном допущении, что при ядерной реакции общие числа нейтронов и протонов не меняются, хотя нуклоны могут различным образом распределяться между ядрами до и после столкновения. Сумма нейтронов и протонов равна массовому числу, а число протонов равно атомному номеру (гл. 4, § 7 и примечание 1 на стр. 228). Эти числа должны быть равны для правой и левой частей урав- нения, изображающего ядерное расщепление. Таким образом, взаимодей- ствие между а-частицей и ядром азота можно записать следующим образом: Ядро , азота 1 Альфа- частица Составное ядро —> Протон + Ядро отдачи Массовое число.......... 14 4 (18) 1 17 Атомный номер............ 7 2 (9) 1 8 Мы видим, что остаточное ядро должно иметь массу, равную 17 еди- ницам, и атомный номер 8. Последний представляет собой атомный номер кислорода, откуда следует, что продукт реакции является изотопом кис- лорода, имеющий! массу 17 в шкале атомных весов. Обозначая различные ядра символами соответствующих элементов и вводя в каждом случае массовое число как верхний индекс и атомный номер как нижний индекс,
I. Ядерные превращения 253 можно представить происходящее ядерное превращение или перегруп- пировку в виде уравнения 7N14 + 2Не4 —»1Н1 + 8О17. Массовые числа и атомные номера соответственно при сложении дают одинаковые значения для обеих частей уравнения1). Процессы подобного типа часто называются атомным (или ядерным) расщеплением. Однако лишь в немногих случаях ядро действительно расщепляется в том смысле, что оно разбивается на небольшие осколки. Как общее правило, ядерные реакции заключаются в простой перегруп- пировке протонов и нейтронов между участвующими в реакции ядрами. Поэтому предпочтительнее говорить о них как о ядерных перегруппиров- ках, или ядерных превращениях. Эти превращения можно называть «искусственными», в отличие от радиоактивных превращений, которые представляют собой самопроизвольные ядерные превращения. Между прочим, можно отметить, что если не касаться изменений энергии, то ядерные реакции и обычные химические реакции в принципе подобны друг другу. В последнем случае процесс сопровождается пере- группировкой атомов, тогда как в первом случае происходит перегруп- пировка нуклонов, т. е. протонов и нейтронов. Изменение группировки нуклонов, связанное с взаимодействием ядра азота и а-частицы, можно представить следующим образом: N -L Не —> Н 4-0 Протоны .... 7 2 1 8 Нейтроны ... 7 2 0 9 Этот процесс можно записать также в виде Р^- + P-Jh —>Р-г РьПсг где р и п — протон и нейтрон соответственно. Хотя для каждого участвующего в реакции ядра удобно указывать и символ, и атомный номер, однако это не необходимо, так как один вклю- чает в себя другой; так, например, символ N (для азота) может относиться только к элементу с атомным номером 7, и наоборот. С другой стороны, массовое число нужно указывать всегда, так как в противном случае будет неизвестно, с каким изотопом мы имеем дело. Учитывая эти факты Боте (Германия) предложил в 1935 г. очень простую схему для записи ядерных процессов, широко распространенную в настоящее время. Сог- ласно этой схеме, рассматриваемую реакцию, например, можно записать в виде N14(a, /?)017 и интерпретировать так: ядро азота (N14) взаимодей- ствует с a-частицей (а), в результате испускается протон (/?) и остается ядро изотопа кислорода (О17). Общую группу ядерных реакций, которую исследовали Резерфорд и Чадвик, можно теперь обозначить как реакции типа (а, р)\ в этих процессах бомбардирующей частицей является а-ча- стица, а испускается протон. §5. Бомбардировка атомных ядер заряженными частицами К 1924 г. Резерфорд и Чадвик установили, что почти все легкие эле- менты до калия включительно под действием a-частиц испускают протоны. Однако в случае более тяжелых атомов происходит лишь рассеяние а-ча- !) Следует заметить, что a-частпца представлена в этом уравнении как ядро ато- ма гелия.
254 Глава 9. Ускорение заряженных частиц стиц (гл. 4, § 3), откуда следует, что энергия последних недостаточна для того, чтобы они могли проникнуть в тяжелое ядро. В обзоре того прогрес- са, который был достигнут в течение 1925—1926 гг. в области «превраще- ния ядер путем столкновений с a-частицами», Астон (см. гл. 8, § 7) писал: «Теперь наступил неизбежный период покоя в ожидании открытия новых орудий исследования». Действительно, прошло примерно шесть лет, прежде чем были разработаны новые методы нападения на атом, которые привели к таким последствиям, которых, конечно, нельзя было заранее предви- деть. В гл. 4, § 5 было показано, что на расстоянии d энергия отталкивания а-частицы, несущей два единичных положительных заряда, атомным ядром, несущим Z таких зарядов (Z — атомный номер), равна 2Ze2/d, где в — единичный заряд (заряд электрона). Таким образом, энергия, с которой а-частица отталкивается от ядра, увеличивается с ростом атом- ного номера. Следовательно, частицы, энергия которых может оказаться достаточной для того, чтобы они могли приблизиться к ядру легкого элемента, оттолкнутся от более тяжелого ядра с более высоким атомным номером. Поэтому Резерфорду и другим ученым в конце 20-х годов было очевидно, что для достижения прогресса в исследовании ядерных превра- щений необходимо построить новые приборы, при помощи которых можно было бы получить частицы, обладающие большей энергией, чем а-частицы от естественных радиоактивных источников. Согласно законам классической механики, энергия, которую' должна иметь а-частица, чтобы достигнуть ядра атома, т. е. чтобы преодо- леть так называемый потенциальный барьер (гл. 7, § 5), должна быть равна для элементов с высоким атомным номером примерно 20—30 Мэв. В 1930 г. такие высокие энергии (которые сейчас являются обычными} были совершенно недостижимы. Однако примерно в то же время применение квантовой механики к решению задачи о проникновении в ядро (см. гл. 7) показало, что частицы могут выходить из атомного ядра .и попадать в него даже в том случае, когда их энергия значительно меньше энергии, соответствующей вершине гипотетического барьера. Первые опыты по ядерным превращениям естественно производились с быстрымиа-частицами, потому что их легко можно было получить, однако вычисления, проделанные Гамовым в 1928 г. на основе квантовой меха- ники, показали, что другие заряженные частицы могут оказаться более эффективными. Гамов показал, что при уменьшении заряда и массы падающей на ядро частицы не только становится ниже энергетический барьер, но и увеличивается вероятность проникновения частицы через этот барьер и попадания ее в ядро. Таким образом, при заданном значе- нии энергии частицы протон с единичным зарядом и единичной массой имеет гораздо большую вероятность попасть в ядро, чем а-частица, имею- щая два единичных заряда и массу, равную четырем единицам. Теория предсказывает, что для того, чтобы иметь ту же вероятность попасть в данное атомное ядро, а-частица должна обладать энергией, примерно в 16 раз превосходящей энергию протона. Небольшое число быстро дви- жущихся протонов испускается, конечно, в процессе типа (а, /?), открытом Резерфордом, но оно настолько незначительно, что бесполезно для прак- тических целей. Вследствие этого во многих научных лабораториях заин- тересовались возможностью разработки методов создания высоких потен- циалов порядка сотен тысяч, или даже миллионов вольт, которые поз- волили бы сообщить протонам энергию, достаточную для того, чтобы они могли проникать в атомные ядра.
I. Ядерные превращения 255 § 6. Расщепление лития протонами Наиболее важные установки, при помощи которых можно получать частицы, обладающие высокими энергиями, описываются ниже. Пока же следует упомянуть, что первая успешная попытка получения протонов с энергией, достаточной для того, чтобы вызвать ядерные превращения, была сделана в лаборатории Резерфорда Кокрофтом и Уолтоном в 1932 г. Их работа явилась выдающимся событием в истории ядерной физики, так как она представляет собой первый случай ядерного превращения, осуществленного искусственными средствами. Резерфорд пользовался в своих опытах быстрыми а-частицами, испускаемыми естественными источ- никами, а в опытах Кокрофта и Уолтона протоны, получаемые путем иони- зации водорода в разрядной трубке, ускорялись при помощи высокого напряжения. При бомбардировке легкого элемента лития (в виде слоя окиси лития) быстрыми протонами на экране из сернистого цинка, поме- щенном вблизи бомбардируемой мишени, наблюдались яркие сцинтил- ляции, вызываемые частицами, которые испускались литием. Сцинтил- ляции появлялись, когда ускоряющее напряжение становилось равным примерно 125 000 в, причем их число увеличивалось с возрастанием напря- жения. При напряжении 250 000 в наблюдалась одна сцинтилляция при- мерно на миллиард протонов, а при удвоении этого напряжения число сцинтилляций возрастало в 10 раз. Позднее Кокрофт и Уолтон наблюдали треки испускаемых частиц в камере Вильсона и сообщили, что «яркость сцинтилляций и плотность треков указывают на то, что частицы -представляют собой обычные а-ча- стицы... Кажется вероятным, что изотоп лития с массой 7 захватывает протон и получающееся в результате ядро с массой 8 распадается на две а-частицы с массой 4». Такую ядерную реакцию можно записать следую- щим образом: зЬР + ^-^Не^оНе4, где протон обозначен символом а-частица — символом 2Не4. Поль- зуясь описанным выше методом сокращенных обозначений, этот процесс можно записать в виде Li7 (/?, а) Не4, хотя в действительности не существует разницы между а-частицей, обозначенной а, и ядром гелия, обозначен- ным Не4. Особенно важным является то обстоятельство, что в согласии с вычислениями, произведенными на основе квантовой механики, процесс становится заметным, когда энергия протонов достигает примерно 125 000 эв, или 0,125 Мэв, т. е. значения, значительно меньшего, чем высота потенциального барьера между ядром лития и протоном. Доказательство того, что Процесс расщепления происходит по ука- занной схеме, было получено различными исследователями. Так, на фото- графиях, снятых с помощью камеры Вильсона (Уолтон в Англии и Кирхнер в Германии, 1933 г.), были обнаружены два трека одинаковой длины, очевидно принадлежащие а-частицам, вылетевшим в противопо- ложных направлениях из литиевой мишени, бомбардируемой быстрыми протонами. Если в результате ядерного процесса образуются, как было постулировано выше, две а-частицы, то они должны действительно вылетать в противоположных направлениях, чтобы удовлетворить закону сохранения количества движения. Доказательство того, что в образовании а-частиц участвует наиболее распространенный изотоп лития с массовым числом 7, было получено в 1934 г. учениками Резерфорда Олифантом, Шайром и Краутером. При
256 Глава 9. Ускорение заряженных частиц помощи электромагнитного метода разделения изотопов (гл. 8, § 16) на небольшие мишени наносились очень чистые образцы изотопов лития LiG и Li7 весом в несколько миллионных грамма, которые затем бомбардиро- вались ускоренными протонами. Результаты с определенностью показали, что изотоп Li7'дает две а-частицы; изотоп Li6 также дает ядерную реакцию, но другого типа, как п можно было ожидать. § 7. Энергия ядерных реакций Ядерные реакции, заключающиеся в перегруппировке нуклонов, похожи на обычные химические реакции, в которых происходит пере- распределение атомов, и в том отношении, что они сопровождаются изме- нением энергии. Однако порядок величины изменения энергии в обоих случаях совершенно различный. При ядерных реакциях энергия обычно изменяется на величину порядка миллионов электронвольт в противо- положность нескольким электронвольтам для большинства химических реакций. Полная энергия, освобождаемая или поглощаемая в ядер- ном процессе, называется энергией ядерной реакции и обозначается обычно символом Q. Поэтому изменение энергии иногда для краткости назы- вают Q ядерной реакции. Значение Q может быть положительным или отри- цательным в зависимости от природы процесса. Согласно теории Эйнштейна об эквивалентности массы и энергии, энергия ядерной реакции должна в точности уравновешиваться изменением массы, связаннььм с реакцией. Так, если Q положительно, т. е. если про- цесс сопровождается освобождением энергии, то должно происходить уменьшение массы; поэтому полная масса продуктов реакции будет меньше полной массы взаимодействующих ядер на величину, эквивалентную этой энергии. С другой стороны, отрицательное значение Q означает, что энер- гия расходуется и в процессе реакции происходит выигрыш в массе; таким образом, в этом случае общая масса продуктов реакции больше общей массы первоначальных частиц. В ходе своих исследований Кокрофт и Уолтон произвели сравнение между изменениями массы, сопровождающими взаимодействие лития-7 п протона с образованием двух а-частиц, и энергией, освобождаемой в ядер- ной реакции, предполагая, что к таким реакциям применимо соотношение Эйнштейна между массой и энергией (гл. 3, § 19). Они показали, что ре- зультаты измерений согласуются с их интерпретацией механизма этого процесса. Однако в то время еще не существовало убедительного доказа- тельства справедливости соотношения Эйнштейна, и поэтому в 1933 г. Бейнбридж (США) воспользовался экспериментальными значениями энергий и известными атомными весами изотопов лития, водорода и гелия, чтобы дать количественное подтверждение этого соотношения. Ядерную энергию, освобождающуюся в реакции, происходящей между протонами и изотопом Li7, можно определить, измеряя пробег (а следовательно, и энергию) получающихся а-частиц. Кокрофт и Уолтон нашли, что этот пробег равен приблизительно 8 см в воздухе, так что каж- дая а-частица уносит с собой энергию, равную приблизительно 8,5 Мэв.- Таким образом, полная энергия ядерной реакции составляет примерно 17 Мэв. Позднее более точные измерения пробегов а-частиц показали, что Q для этой реакции равно 17,2 Мэв с учетом энергии бомбардирующего про- тона. Энергией бомбардируемого ядра лития, составляющей долю элек- тронвольта, вполне можно пренебречь по сравнению с другими количе- ствами энергии.
К Ядерные превращения 257 Массу, эквивалентную 17,2 Мэв, легко можно получить при помощи соотношения Эйнштейна (3.17), которое в этом случае имеет вид 17,2 Мэв = т [а.е.м.] X 931, а, таким образом, эквивалентная масса, выраженная в атомных единицах, оказывается равной 0,0185. Так как здесь имеет место освобождение энер- гии, т. е. Q положительно, то можно сделать вывод, что в ядерной реакции Li7 + Н1 —> Не4 + Не4 сумма масс продуктов реакции будет меньше суммы масс взаимодей- ствующих ядер на 0,0185 а.е.м. В уравнение такого рода входят массы участвующих в реакции ядер, но тот же самый окончательный результат получается, если пользоваться атомными весами изотопов, которые включают в себя массы электронов. Число электронов одинаково в обеих частях уравнения, поэтому массы электронов сокращаются при вычислении потери или увеличения массы1). Атомные веса изотопов Li7, Н1 и Не4 в настоящее время известны с довольно большой точностью из масс-спектрографических измерений, так что изме- нение массы можно вычислить следующим образом: ВЗАИМОДЕЙСТВУЮЩИЕ ЧАСТИЦЫ, ПОЛУЧАЮЩИЕСЯ ЧАСТИЦЫ В РЕЗУЛЬТАТЕ РЕАКЦИИ Li7 7,0182 Не4 4,0039 Н1 1,0081 Не4 4,0039 8,0263 8,0078 Разность 8,0078—8,0263=—0,0185. Таким образом, рассматриваемая ядерная реакция сопровождается потерей 0,0185 а. е. м., и это значение, как можно видеть, в точности равно массовому эквиваленту освобождающейся энергии, определенному по энергии а-частиц. Такое совпадение значений отчасти случайно, но тот факт, что они находятся в согласии друг с другом, является, как отметил Бейнбридж, сильным аргументом в пользу применимости к ядерным реакциям соот- ношения Эйнштейна, связывающего массу и энергию. Этот частный случай представляет особый интерес не только потому, что он является первым ядерным процессом, вызванным действием искусственно ускоренных частиц, но также потому, что он представляет собой одно из первых, если не первое, подтверждение соотношения Эйнштейна. Начиная с 1932 г. многочисленные ядерные превращения подробно изучались, и в каждом случае при наличии достаточного количества данных значение энергии ядерной реакции, вычисленное из измеренных энергий бомбардирующей частицы и частицы, получающейся в результате реакции, точно экви- валентно (в пределах экспериментальных ошибок) изменению массы. Таким образом, уже нельзя сомневаться ни в применимости соотношения Эйн- штейна в этих случаях, ни в реальности ядерных превращений. § 8. Определение атомных весов изотопов Интересным следствием изучения1 изменений масс и энергий, проис- ходящих при ядерных процессах, было предположение, сделанное не- зависимо в 1935 г. Бете и Олифантом, Кемптоном и Резерфордом, что 2) Процессы, в которых освобождаются позитроны, представляют исключение в этом отношении, так как каждый позитрон в результате аннигиляции удаляет элек- трон. 17 с. Глесстон
258 Глава 9. Ускорение заряженных частиц определенные масс-спектрографическим методом атомные веса легких элементов, значениями которых в то время пользовались, требуют поправок. Эти исследователи нашли, что в некоторых ядерных реакциях изменение энергии отличается от эквивалентного изменения массы на ве- личину, превосходящую вероятную ошибку эксперимента. Казалось вероятным, что причина этих расхождений лежит не в самом масс-спект- рографе, а скорее в принятом атомном весе изотопа гелия с массовым числом 4, который применяется как промежуточный стандарт для срав- нения весов более легких элементов. Поэтому атомные веса изотопов были заново вычислены на основе эмпирической поправки для атомного веса гелия, и полученные таким образом результаты оказались в превосходном согласии с принципом эквивалентности массы и энергии. Более тщательное сравнение атомного веса изотопа гелия с атомным весом изотопа кислорода, проведенное Астоном в 1936 г., полностью подтвердило эту поправку и дало, таким образом, еще одно убедительное доказательство эквивалентности массы и энергии, по крайней мере в ядерных процессах. В связи с этим интересно отметить, что атомные веса некоторых изо- топов, которые или слишком неустойчивы, или слишком редко встречаются, чтобы их можно было измерить, масс-спектрографическими методами, в действительности определяются из энергий ядерных реакций. В част- ности, изотоп кислорода О17, как было упомянуто в § 4 настоящей главы, получается в результате взаимодействия а-частицы с ядром азота; эта реакция (с учетом энергии Q) может быть записана в виде1) Ni4 + He4-*H1 + O17+(>. Зная энергию а-частицы и измеряя пробег протона, можно найти энергию Q ядерной реакции; она оказывается равной—1,16 Мдв. Массовый экви- валент, получаемый, как мы видели выше, делением найденного значения Q на 931, равен — 0,00124. Следует отметить, что, так как Q имеет в этом случае отрицательней' значение, полная масса продуктов реакции будет больше полной массы взаимодействующих частиц. Атомные веса изотопов N14 и Не4 равны соот- ветственно 14,00752 и 4,00387, что в сумме составляет 18,01139 в лево)! части уравнения. В правой части уравнения мы имеем 1,00814 для Н1 и —0,00124 для массового эквивалента Q, т. е. 1,00690 в добавление к атом- ному весу изотопа О17; таким образом, Атомный вес О17 = 18,01139-1,00690= 17,0045 (результат округлен до шести значащих цифр). II. УСКОРИТЕЛИ ЧАСТИЦ § 9. У множитель напряжения Хотя умножитель напряжения Кокрофта и Уолтона (§ 6 настоящей главы) и не был первым устройством для получения заряженных частиц большой энергии, однако он имеет большое историческое значение, потому х) Обычно эти уравнения пишут в алгебраической форме с +Q, хотя действитель- ное значение Q может быть положительным или отрицательным. Так как в рассматри - ваемом случае Q——1,16 Мэв, то уравнение принимает вид Ni4_|_He4 —> IF-J-O17 —1,16 Мэв.
/Z. Ускорители частиц 259 что с его помощью впервые было получено искусственное ядерное пре- вращение1). Этот принцип был ранее использован для ускорения электро- нов, и в 1929 г. Кокрофт и Уолтон применили его для получения протонов с энергиями до 380 000 эв. Однако лишь два года спустя было получено расщепление ядра лития протонами, энергия которых была меньше поло- вины этого значения. Принцип действия умножителя напряжения можно понять из фиг 59. Установка состоит из двух групп последовательно соединенных конденса- торов. К одной из этих групп принадлежат конденсаторы С1У С3, Сь и т. д., а к другой — конденсаторы С2, С4, С6 и т. д. Между конденсаторами этих двух групп включены лампы (диоды) Llt L2, L3 и т. д. Каж- дая из этих ламп пропускает ток только в одном направлении. Ток проходит через лампу в тот промежуток времени, когда анод лампы нахо- дится под более высоким потенциалом, чем ка- тод. Как только потенциал катода станет хотя бы немного более высоким, чем потенциал ано- да, ток через лампу прекращается. Трансфор- матор Т служит источником высокого перемен- ного напряжения. Предположим, что в началь- ный момент времени все элементы схемы нахо- дятся при потенциале земли. Пусть вслед за этим на вторичной обмотке трансформатора по- является переменное напряжение, причем его начальная фаза такова, что в точке а потенциал в течение первой четверти периода уменьшается от нуля до —1/0, где 1/0 — максимальное зна- чение высокого напряжения. Если бы в схеме не было диода Llf то потенциал верхней плас- тины конденсатора Сг (точка Ь) имел бы ту же Фиг. 59. Схема умножи- теля напряжения Кокроф- та и Уолтона. величину, что и потенциал нижней пластины, и поэтому за первую четверть периода он должен был бы снизиться от 0 до—Уо. Однако как только потенциал в точке b станет хотя бы немного ниже нуля, лампа откроется и через нее потечет ток. Благодаря этому в течение всей первой четверти периода потенциал точки b будет практи- чески равен нулю. Во второй четверти .периода потенциал в точке а нач- нет возрастать, и это возрастание будет продолжаться также в течение третьей четверти периода. К концу этой четверти периода потенциал в точке а изменится на +2У0 и достигнет +V0. Очевидно, как только начнется возрастание потенциала в точке а, начнет повышаться также потенциал в точке Ъ. При этом диод Lr запрется, т. е. ток через него прекратится. После прекращения тока через лампу разность потенциа- лов между точками Ъ и а должна оставаться постоянной, и поэтому при возрастании потенциала в а от —Уо до +^о потенциал в Ъ увеличится от 0 до 2V0. В четвертой и пятой четвертях периода он будет уменьшаться и снова достигнет минимального значения, равного нулю, а затем опять будет возрастать до 2У0. Таким образом, потенциал в точке Ъ будет перио- дически колебаться от 0 до 2У0. Благодаря наличию диода L2 при началь- ном подъеме напряжения на верхней обкладке конденсатора Сг потен- i) Умножитель напряжения (или каскадный выпрямитель), по-видимому, был изобретен Грейнахером в Швейцарии в 1920 г. 17*
260 Глава 9, Ускорение заряженных частиц циал на верхней обкладке конденсатора С2 (т. е. потенциал в точке с) также будет возрастать. Он достигнет максимального значения, равного 2V0, и в дальнейшем не будет снижаться, а будет оставаться на указан- ном уровне, так как при уменьшении потенциала в точке b диод Ь2 закрывается и отключает конденсатор С2 от правой половины схемы. При помощи подобных рассуждений нетрудно убедиться, что потенциал, до которого зарядится нижняя пластина конденсатора С4, будет равен 4V0 и т. д. Таким образом, если первая ступень схемы, содержащая кон- денсаторы Сг и С2, выпрямляет и удваивает первоначальное напряжение трансформатора, то вторая ступень дает учетверенное значение этого напряжения, третья доводит его до шестикратной величины и т. д. При потенциале на вторичной обмотке трансформатора Т 100 000 в Кокрофт и Уолтон получили на выходе умножителя примерно 800 000 в. Этот высокий потенциал был использован для ускорения протонов, полу- чаемых при прохождении электрического разряда через водород. В более поздних установках, построенных на принципе умножения напряжения, были получены частицы с энергиями до 3 Мэв. Установки типа Кок- рофта—Уолтона имеют то преимущество, что они просты и не содержат каких-либо движущихся частей. Максимальные энергии частиц, полу- чаемых при помощи таких установок, меньше, чем те, которые могут быть достигнуты в других ускорителях, описанных ниже. Однако эти установки позволяют получать большие ионные токи при постоянном напряжении и поэтому очень полезны для экспериментальных исследова- ний, требующих не особенно высоких потенциалов. Умножитель напряже- ния можно использовать также для ускорения других заряженных частиц, например а-частиц (ядер гелия), дейтронов (ядер дейтерия) и дру- гих, получаемых при ионизации соответствующего газа. § 10. Электростатический генератор Принцип действия высоковольтного электростатического генератора, сконструированного Ван-де-Граафом (США), подобен принципу действия машины Уимшерста, которой в течение многих'лет пользовались в лабо- раториях для получения высоких напряжений электростатическим спо- собом. Действие этого прибора основано на том, что если механическим путем подводить к изолированному проводнику электрические заряды, то его потенциал будет непрерывно возрастать и, по крайней мере в прин- ципе, может достигнуть очень большой величины. Электростатический генератор Ван-де-Граафа представляет собой ме- таллический проводник шарообразной формы, расположенный на высокой изолирующей колонне, к которому при помощи движущейся ленты под- водятся электрические заряды (фиг. 60). Лента Л, изготовленная из шелка, вискозы или какой-либо прорезиненной ткани, движется с большой скоростью на двух блоках, из которых нижний приводится во вращение с помощью мотора. Заряды попадают на ленту, стекая с острий метал- лической гребенки С, соединенной с высоковольтным выпрямителем, напряжение которого составляет 5000—10 000 в. Лента переносит эти заряды вверх, и внутри сферы D они стекают с ленты на металлическую гребенку Е, благодаря чему потенциал сферы возрастает. В современных конструкциях генератора обычно применяется простой способ увеличения тока, подводимого к шарообразному проводнику. Этот способ состоит в том, что при прохождении внутри сферы лента перезаряжается и, уходя вниз, уносит с собой заряды, которые по знаку
II. Ускорители частиц 261 противоположны зарядам, поднимающимся вверх. Чтобы осуществить такую перезарядку, вблизи выхода ленты из сферы помещают дополни- тельную гребенку с остриями F, как это показано на фиг. 60. Это допол- нительное устройство не влияет сколько-нибудь заметно на максимальный потенциал, однако оно увеличивает ток, который может давать генератор. Когда генератор находится в действии, напряжение на металличе- ской сфере по отношению к земле непрерывно увеличивается, пока не до- стигнет значения, при котором электрический заряд уходит с такой же скоростью, с какой он подается на сферу. Утеч- ку можно свести к минимуму и увеличить мак- симальное напряжение, если окружить прибор газонепроницаемой стальной камерой и работать при давлениях до 15 атм. Камеру можно напол- нять воздухом или азотом или, еще лучше, мета- ном, дифтордихлорметаном («фреоном») или шес- тифтористой серой, смешанной с воздухом или азотом. В первом электростатическом генераторе, построенном Ван-де-Граафом в 1931 г., макси- мальный потенциал был равен 1,5 миллиона вольт. В более поздних генераторах этого типа макси- мальный потенциал удалось значительно повы- сить. Были сконструированы электростатические генераторы на 12 миллионов вольт, однако работа при максимальном потенциале свыше 8 миллионов вольт оказалась весьма затруднительной. Меняя напряжение источника питания В (см. фиг. 60), можно изменять потенциал сферы в значительных пределах. Хотя максимальные потенциалы, кото- рые можно получить при помощи генератора Ван- де-Граафа, малы по сравнению с теми, которых можно достигнуть на других ускорителях, опи- санных ниже, тем не менее он имеет некоторые важные преимущества. Он может давать мощный пучок заряженных частиц — электронов, прото- Фиг. 60. Схема электро- нов или положительно заряженных ионов — при статического генератора напряжениях, которые можно поддерживать по- Ван-де-Граафа, стоянными с точностью до 0,1%. Разгон ионов или электронов высоким напряжением, которое можно создать при помощи описанных выше методов, осуществляется в ваку- умных ускорительных трубках. Каждая такая трубка представляет собой длинный цилиндр из стекла, кварца или фарфора, составленный из отдель- ных секций, соединенных между собой при помощи вакуумных уплот- нений. Чтобы уменьшить опасность пробоя трубки, напряжение, прила- гаемое к ее концам, равномерно распределяется между отдельными сек- циями при помощи сопротивлений того или иного типа, включаемых извне параллельно трубке. Существенную роль для обеспечения нормаль- ной работы трубки играет устранение возможности попадания разгоняе- мых заряженных частиц на ее изолирующие стенки, так как попадание частиц на стенку почти всегда приводит к пробою диэлектрика и выходу трубки из строя. Во избежание этого изолирующие стенки защищаются металлическими цилиндрами, которые не дают возможности пучку разогнанных частиц касаться стенки трубки. Ускорительная трубка
262 Глава 9. Ускорение заряженных частиц откачивается до высокого вакуума непрерывно действующими насосами. Между электродами, находящимися на ее концах, прилагается напря- жение от одного из описанных выше генераторов. Если происходит ускорение электронов, то на высоковольтном электроде помещается «электронная пушка», т. е. устройство для получения достаточно интен- сивного и хорошо сфокусированного пучка электронов (этот пучок затем ускоряется напряжением, приложенным к трубке). Ускорение протонов, дейтронов или а-частиц представляет несколько большие трудности, так как в этом случае необходимо иметь специальный источник тех ионов, которые подлежат ускорению. Этот источник ионов, который в простей» шем случае представляет собой небольшую разрядную трубку, запол- ненную водородом, дейтерием или гелием, располагается на высоко- вольтном конце большой ускорительной трубки, и ионы из него проходят в пространство ускорения через отверстия в ее верхнем электроде. § 11. Линейный ускоритель Прибор для получения положительных ионов больших энергий, известный под названием линейного ускорителя, был сконструирован Слоаном и Лоуренсом в США в 1931 г. на основе принципа, высказанного Видероэ в Германии в 1929 г.1). Вследствие некоторых ограничений, о ко- ---------А ----------В Фиг. 61. Линейный ускоритель положительно заря- женных частиц. торых сказано ниже, этот прибор первоначально применялся только для ускорения тяжелых ионов, причем энергии последних были недо- статочны для того, чтобы они могли вступить во взаимодействие с дру- гими ядрами. Однако в последние годы та же самая общая идея нашла широкое применение для получения частиц высоких энергий. Поэтому следует остановиться на описании линейного ускорителя, который явился предшественником прибора, сыгравшего чрезвычайно важную роль в раз- витии ядерной физики (см. следующий параграф). Линейный ускоритель с дрейфовыми трубками состоит из нескольких цилиндров, расположенных вдоль одной оси, причем длина каждого цилиндра больше длины предыдущего (фиг. 61). Цилиндры соединены друг с другом через один: первый, третий, пятый и т. д. присоединяются к одному выводу (Я) генератора высокочастотных электрических коле- баний, а второй, четвертый, шестой и т. д.— к другому выводу (В) этого генератора. Поэтому в каждый данный момент соседние цилиндры имеют электрические потенциалы противоположного знака; например, в данном полупериоде колебаний все цилиндры с нечетными номерами будут поло- жительными, а все цилиндры с четными номерами — отрицательными. В следующем полупериоде потенциалы переменят знак и цилиндры с не- х) Считают также, что эта идея была впервые предложена Изингом в Швеции в 1924 г.
II. Ускорители частиц 263 четными номерами станут отрицательными, а цилиндры с четными номе- рами — положительными. Предположим, что положительные ионы, выходящие из источника 5, движутся слева направо вдоль общей оси цилиндров. Проходя через первый (и любой другой) цилиндр, они не получают ускорения, так как внутри цилиндра электрическое поле равно нулю1), но, проходя через промежуток между первым и вторым цилиндрами, ионы попадают в область, в которой существует разность потенциалов. Если первый цилиндр положителен, а второй отрицателен, то положительно заряженная частица будет ускоряться в промежутке между ними. Затем ионы попа- дают во второй цилиндр и проходят через него с постоянной, но большей чем в первом цилиндре скоростью. Длина второго цилиндра подобрана так, что, как раз в тот момент, когда ионы доходят до промежутка между вторым и третьим цилиндрами, потенциалы меняют знак. Теперь второй цилиндр заряжен положительно, а третий — отрицательно, так что при прохождении через промежуток ионы получают добавочный импульс и опять ускоряются. Если длина каждого следующего цилиндра больше длины предыдущего настолько, насколько этого требуют возрастающие скорости положительных ионов, то ионы можно удерживать в фазе, точно совпадающей с изменениями потенциала. Когда бы ионы ни дости- гали промежутка между двумя цилиндрами, цилиндр слева будет иметь положительный потенциал, тогда как цилиндр справа будет иметь отри- цательный потенциал; таким образом, ионы приобретают добавочную энергию каждый раз, когда они переходят из одного цилиндра в другой. Если потенциал на выводах генератора А и В равен V вольт, то полная энергия в .электронвольтах, которую приобретет однократно заряженный ион, например протон, будет приблизительно равна V, умноженному на число пройденных промежутков между цилиндрами. Таким способом Слоану и Лоуренсу, которые пользовались прибором, имеющим около тридцати цилиндров, удалось получить ионы ртути с энергией 1,26 Мэв, хотя приложенный потенциал был равен всего 42 000 в. Впоследствии, увеличив потенциал генератора до 79 000 в и пользуясь дополнительными цилиндрами, чтобы увеличить число про- межутков, они достигли энергии 2,85 Мэв. Поскольку частоты колебаний, которые могли быть получены при помощи высокочастотных генераторов в начале 30-х годов, были недо- статочно велики, приходилось работать с относительно тяжелыми, мед- ленно движущимися ионами, например ионами ртути. Если бы пользо- вались более легкими ионами, например ионами водорода (протонами) или ионами гелия (а-частицами), то цилиндры пришлось бы делать слиш- ком длинными, чтобы потенциал успевал изменить знак в течение того времени, когда быстрые ионы проходят через цилиндр. Однако благодаря прогрессу, который был достигнут в получении колебаний значительной мощности с очень высокой частотой для целей радиолокации, американ- скому физику Альварецу удалось осуществить линейный ускоритель, позволяющий получать протоны, обладающие высокими энергиями. В его приборе, построенном в Беркли (Калифорния) в 1947 г., использо- вались колебания с частотой около 200 мггц в виде чрезвычайно коротких импульсов. Длина цилиндрических дрейфовых трубок изменялась от 10 до 33 см. Протоны с энергией примерно 4 Мэв, получаемые при помощи г) Именно по этой причине эти цилиндры называют дрейфовыми, или экрани- рующими трубками.
264 Глава 9. Ускорение заряженных частиц электростатического генератора Ван-де-Граафа (§ 10), вводились в уско- ритель, и их энергия постепенно увеличивалась до 32 Мэв по мере их прохождения от одного конца ускорителя к другому на расстоянии около 12 м. Когда в 1946 г. составлялся проект нового линейного ускорителя, то надеялись при помощи семи секций довести энергию протонов прибли- зительно до 300 Мэв. Однако на основании теоретических соображений было показано, что такие же высокие (и даже более высокие) энергии можно получить с гораздо меньшими затратами мощности другим путем, и даль- нейшие работы по постройке линейного ускорителя на 300 Мэв были прекращены. Тем не менее приборы такого типа нашли применения в ядерной физике. Одно из этих применений заключается в том, что полу- чаемые с помощью такого прибора протоны не особенно высоких энергий, например 10 Мэв, можно вводить в другой прибор, ускоряющий эти частицы до гораздо больших энергий (§ 16). Другое интересное приме- нение состоит в том, что линейный ускоритель используется для по- лучения больших токов положительных ионов, во много тысяч раз больших, чем токи, получаемые другими способами (§ 18 настоящей главы). Другой тип линейного ускорителя был сконструирован для получе- ния электронов больших энергий. Принцип его действия основан на том, что электроны можно заставить двигаться вместе с радиоволнами высо- кой частоты, непрерывно получая энергию от этих волн. Такой ускори- тель был сконструирован Фраем и его сотрудниками в Англии в 1946 г., и другие устройства того же типа были предложены Хансеном в Стэн- фордском университете в 1947 г. и Слетером в Массачусетском техноло- гическом институте примерно в то же время. Стэнфордский линей- ный ускоритель с бегущей волной представляет особый интерес. Он состоит из медной трубки шириной 76 мм, разделенной на несколько сек- ций при помощи дисков с отверстиями в центре, расположенных вдоль трубки на некоторых расстояниях один от другого. Такое устройство известно под названием волновода. К трубке прилагаются колебания чрезвычайно высокой частоты, и длина волны определяется расстоянием между дисками в волноводе. Электроны, входящие в трубку в такой фазе, когда волна нарастает, всегда остаются в фазе с бегущей волной, и их энергия непрерывно возрастает. В первой модели линейного электрон- ного ускорителя длиной 3,6 м, построенной в 1947 г., были получены энергии до 6 Мэв. В более поздней модели (1957 г.), предназначенной для получения энергий 1000 Мэв, волновод имеет длину около 80 м. а переменное напряжение высокой частоты (длина волны 10 см) подается от специальных клистронов1), которые расположены вдоль трубки через каждые 3 м. Электронный пучок пульсирует со скоростью 60 импульсов в секунду, причем каждый импульс имеет продолжительность 2 миллион- ных секунды. Несколько линейных ускорителей для получения электронов высо- ких энергий, действие которых основано на том же принципе, было построено в США и в Англии. Во многих таких устройствах в качестве источников напряжения высокой частоты используются магнетроны (такие же, как в радиолокационных передатчиках). В частности, в Англии линейные электронные ускорители с энергией около 4 Мэв выпускаются предприятиями для получения жестких рентгеновских лучей (тормозное излучение). х) Клистрон представляет собой электронное (ламповое) устройство для генера- ции радиоволн очень высокой частоты, т. е. с очень малой длиной волны.
II. Ускорители частиц 265 § 12. Циклотрон Метод получения положительно заряженных частиц большой энер- гии, который привлек к себе самый широкий интерес исследователей всего мира, возник как непосредственное продолжение одной из первых моделей линейного ускорителя. Вместо использования экранирующих (или дрейфовых) цилиндров, длина которых возрастает по мере увели- чения скорости заряженных частиц, Лоуренс предложил применить магнитное поле, чтобы заставить частицы двигаться по спирали с увели- чивающимся радиусом; при этом длина траектории автоматически Фит. 62. Схематическое изображение циклотрона с двумя дуантами. увеличивалась бы с увеличением скорости ускоряемой частицы. Первое сообщение об этой идее было сделано Лоуренсом и Эдлефсоном на собра- нии Национальной академии наук в Беркли в сентябре 1930 г., и первый экспериментальный ускоритель, основанный на этом новом принципе, был построен Лоуренсом и Ливингстоном в 1931 г. В настоящее время ускорители такого типа, габариты и мощность которых достигли с тех пор огромных размеров, известны под названием циклотронов1}. Перво- начальная модель давала протоны с энергией 80 000 эв, но, увеличивая размеры и мощность магнитов и вводя некоторые усовершенствования, которые описаны ниже, удалось сконструировать циклотроны, ускоряю- щие протоны до 730 Мэв. Циклотрон состоит из двух плоских, имеющих форму полукруга коробок, называемых дуантами (Dt и D2 на фиг. 62), которые помещены в закрытый сосуд, содержащий газ при низком давлении; сосуд распо- ложен между полюсами магнита, как показано на фиг. 62,б. Между дуантами, которые играют роль электродов, прилагается переменный высокочастотный потенциал (несколько миллионов колебаний в секунду). Нить S, накаляемая электрическим током, дает поток электронов, кото- рые вызывают ионизацию газа, наполняющего систему,— водорода, дейте- рия или гелия; следовательно, S можно рассматривать как источник по- ложительных ионов—протонов, дейтронов или а-частиц соответственно. х) В 1935 г. Лоуренс, Мак-Миллан и Торнтон писали: «Так как нам в дальней- шем часто придется ссылаться на этот пргбор, мы должны дать ему название. Был предложен термин «магнитный резонансный ускоритель»... название «циклотрон», происхождение которого, очевидно, вошло в употребление в качестве лабораторного жаргона». Однако к 1936 г. название циклотрон получило всеобщее распространение.
266 Глава 9. Ускорение заряженных частиц Предположим, что в данный момент направление переменного потен- циала таково, что электрод Dx положителен, а электрод D2 отрицателен. Тогда положительный ион, вышедший из источника S, будет притяги- ваться к D2; но так как на него действует однородное магнитное поле, направленное перпендикулярно к направлению его движения (фиг. 62,6), то ион будет двигаться по окружности. Радиус г этой окружности легко вывести из уравнения (2.8), которое, как указывалось выше, применимо к поведению заряженных частиц в магнитном поле; в результате мы получим где т — масса иона, е — его заряд, v — его скорость и Я — напряжен- ность магнитного поля. Когда ион находится внутри дуанта, его скорость остается постоян- ной, точно так же, как это имеет место внутри цилиндрических дрейфо- вых трубок линейного ускорителя (§11 настоящей главы). Но, описав полуокружность внутри дуанта D2, ион снова попадает в промежуток между дуантами, в котором на него будет действовать приложенная раз- ность потенциалов. Если частота колебаний такова, что за время про- хождения иона внутри D2 знак потенциала меняется на обратный, так что Dr отрицателен, a D2 положителен, то положительный ион будет теперь ускоряться в направлении к Dv Так как его энергия вследствие этого будет больше его начальной энергии, то ион будет двигаться быстрее, т. е. v будет увеличиваться. Следовательно, круговая траектория, описываемая ионом под влиянием магнитного поля, внутри дуанта Dr будет иметь больший радиус г, как можно видеть из уравнения (9.1). Поразительным и очень важным свойством циклотрона является то, что время, которое требуется заряженной частице, чтобы пройти полу- круговую траекторию в дуанте, не зависит от скорости частицы или от радиуса траектории. Другими словами, увеличение длины пути, вы- званное увеличением радиуса, в точности компенсируется увеличением скорости частицы. Длина траектории равна яг, где г — радиус траекто- рии; время Т, которое требуется частице, чтобы пройти полуокружность, дается выражением yi_ лг V Подставляя значение г из уравнения (9.1), получаем f-T\ TtlTlV JT/7Z . /(”1 Qv 1 Не ’ таким образом, мы видим, что Т не зависит ни от г, ни от г. Это означает, что если частота колебаний подобрана в соответствии с природой данного иона и напряженностью магнитного поля, то заря- женная частица будет всегда находиться в фазе с изменением электри- ческого потенциала между дуантами. Таким образом, каждый раз, когда частица пересекает промежуток от Dx к Р2, она будет получать добавоч- ный импульс, направленный к /)2; с другой стороны, когда частица пере- ходит от 1)2 к Ва, она будет ускоряться в направлении Dlf так как знак потенциала будет в этом случае* обратным. В результате этих повторяю- щихся импульсов энергия иона будет непрерывно увеличиваться, и в то же самое время он будет описывать плоскую спираль увеличивающегося
II. Ускорители частиц 267 радиуса. В конце концов ион попадет на периферию дуанта и может быть выведен из пространства между дуантами при помощи отклоняю- щей пластины Р (см. фиг. 62,а), которая заряжена до высокого отрица- тельного потенциала. Сила притяжения, действующая на положительный нон со стороны отклоняющей пластины, заставляет его сойти со спираль- ной траектории, после чего его можно использовать для бомбардировки желаемого материала. Предыдущее описание относилось к одному иону, однако в действи- тельности источник S непрерывно поставляет ионы, и, таким образом, из циклотрона выходит поток ионов, обладающих большой энергией. Значение максимальной энергии можно вычислить, исходя из того факта, что эта энергия является энергией движения иона, т. е. кинетической энергией, и, следовательно, равна %тг2, где т — масса частицы, аг — максимальная скорость, с которой она покидает дуант. Согласно уравне- нию (9.1), v равно Нег/т, и если R — радиус дуанта, то максимальная скорость на периферии равна HeRhn. Кинетическая энергия Е иона, которой он обладает при вылете из циклотрона, определяется выражением „ 1 f HeR\z H2R2 е2 —J =-2--ТГ- М Если частота колебаний потенциала подобрана в соответствии с вели- чиной Н и свойствами иона, то максимальная энергия будет определяться произведением H2R2. Если для данного циклотрона (т. е. при постоян- ном R) напряженность магнитного поля Н также поддерживать постоян- ной, то энергия, которую приобретает заряженная частица, будет про- порциональна квадрату ее заряда и обратно пропорциональна ее массе. Протоны, для которых е и т равны единице, если их выражать через заряд электрона и атомную единицу массы, будут, таким образом, при- обретать ту же самую энергию, что и а-частицы, для которых е равно двум, а т — четырем единицам. С другой стороны, дейтроны, для кото- рых е равно единице, а т равно двум единицам, приобретут лишь поло- вину этой максимальной энергии. Время, в течение которого ион проходит полукруговую траекторию, дается выражением (9.2), а время, требуемое для полного оборота иона по спирали, будет вдвое больше, т. е. равно 2ят!Не. Следовательно, частота колебаний со, которая требуется для того, чтобы удерживать ионы в фазе, равна Сопоставляя этот результат с уравнением (9.3), найдем, что энергия вылетающего иона равна £==2л27?2со2т. (9.5) Вообще говоря, более удобно работать с циклотроном при постоян- ной напряженности магнитного поля Н, как это подразумевалось выше, однако имеется и другая возможность, а именно поддерживать постоян- ной частоту колебаний со напряжения, подаваемого на дуанты, и изменять величину магнитного поля так, чтобы удовлетворить уравнению (9.4) для различных частиц. Из уравнения (9.5) можно видеть, что в противо- положность тому случаю, когда магнитное поле постоянно, максималь- ная энергия будет теперь пропорциональна массе т частицы и не будет зависеть от ее заряда. При условии постоянства частоты колебаний
268 Глава 9. Ускорение заряженных частиц энергия, которую может приобрести а-частица, будет в 4 раза (а в случае дейтрона в 2 раза) больше энергии, которую может приобрести протон. Следует обратить внимание на тот факт, что напряжение, приложен- ное к дуантам, не входит ни в одно из уравнений (9.3) и (9.5), так что мак- симальная энергия, которую данная заряженная частица может приоб- рести в циклотроне, не зависит от этого напряжения. Причина этого зак- лючается в том, что, когда напряжение мало, ион совершает большое число оборотов, прежде чем достичь периферии, а когда напряжение большое, число оборотов мало. Произведение, определяющее полную энергию, в том и другом случае одно и то же, если магнитное поле Н и максимальный радиус R траектории не изменяются. Независимо от того, как рабо- тает циклотрон, из уравнения (9.3) можно видеть, что максимальная энергия, приобретаемая данной час- тицей, определяется выражением Я2/?2, т. е. квадратом произведения напряженности поля на радиус или диаметр дуанта. Поэтому очевидно, что для того, чтобы получить ионы с большой энергией, необходимо уве- m ттЛ - личить напряженность магнитного Ф и г. 63. Первый циклотрон диамет- г „ ром 28 см (магнит не показан). поля и размеры магнита. Первый циклотрон (фиг. 63), при помощи ко- торого были получены заряженные частицы большой энергии, способные вызывать ядерные превращения, был построен Лоуренсом и Ливингстоном в Калифорнийском университете в 1931 г. Он имеет магнит с полюсными наконечниками диаметром 28 см и дает протоны с энергией 1,22 Мэв. Впоследствии Лоуренсом и его сот- рудниками в Беркли были построены приборы с полюсными наконеч- никами диаметром 69,94 и 152 см1); несколько циклотронов было по- строено также в других городах Соединенных Штатов и» в других стра- нах. До 1946 г. самыми быстрыми частицами, которые удалось получить, были дейтроны с энергией около 20 Мэв и а-частицы с энергией 40 Мэв; частицы с такой энергией были получены на 152-сантиметровом цикло- троне в Беркли, магнит которого весит около 200 т. Хотя в циклотроне можно получать мощные пучки ионов, обладающих большой энергией, однако энергия этих ионов не является столь постоянной во времени и строго определенной, как это имеет место для других типов ускорителей, которые описаны выше. Циклотрон является мощным орудием исследо- вания в тех случаях, когда требуются частицы с очень большой энергией, но нет необходимости знать точные значения этой энергии. Однако путем пропускания вышедшего из циклотрона пучка через магнитное поле можно в случае необходимости отсортировать ионы, имеющие определенные зна- чения энергии. J) Диаметр полюсных наконечников является характеристикой размеров цикло- трона. Таким образом, под «152-сантиметровым циклотроном» подразумевается при- бор с полюсными наконечниками, имеющими диаметр 152 см; диаметр дуантов на несколько сантиметров меньше.
II. Ускорители частиц 269 § 13. Синхроциклотрон После окончания постройки 152-сантиметрового циклотрона в 1939 г. Лоуренс рассмотрел возможность осуществления прибора много большей мощности, при помощи которого можно было бы не только получить новые типы ядерных превращений, но и создавать новые частицы. Работа по постройке нового циклотрона была начата в Беркли в августе 1940 г. Этот циклотрон должен был иметь магнит, состоящий из 3700 т стали и 300 т меди, с полюсными наконечниками, имеющими диаметр 4,7 м, и должен был ускорять дейтроны до 100 Мэв и а-частицы до 200 Мэв. Однако этому гигантскому магниту было предназначено сыграть другую роль, прежде чем он занял соответствующее место в самом большом цик- лотроне в мире. Следует вспомнить (гл. 8, § 16), что в 1941 г. Лоуренс заинтересовался разделением изотопов урана электромагнитным методом. После предва- рительных исследований с 94-сантиметровым магнитом, показавших, что такой процесс можно осуществить, была возобновлена отмененная до этого работа на большом магните. Она была завершена в мае 1942 г. Летом того же года на установке, использующей этот новый магнит, удалось получить первые значительные количества достаточно чистого урана-235. Достигнутый успех привел к решению построить в Ок-Ридже завод для электромагнитного разделения изотопов в большом масштабе (см. гл. 8). В 1945 г. после почтит четырехлетнего перерыва гигантский магнит был освобожден от работы на военные нужды по разделению изотопов и был приспособлен для первоначальной цели, а именно для получения ионов больших энергий. Однако такая задержка была отчасти скомпенсирована, так как за это время был открыт новый принцип, позволивший получить на 4,7-метровом циклотроне частицы с энергией, в 2 раза превышающей ту, которая ожидалась первоначально. Когда мы на основании уравнения (9.2) пришли к выводу, что время, необходимое для того, чтобы данная заряженная частица прошла полу- круговую траекторию в одном из дуантов циклотрона, не зависит от скоро- сти иона и от радиуса траектории, то мы неявно предполагали, что масса т частицы остается постоянной. Для частиц с энергией порядка 10—20 Мэв это практически справедливо, но при более высоких скоростях начинает сказываться зависимость массы от скорости (гл. 3, § 19). Значение массы т дается уравнением (3.9); это значение быстро увеличивается, когда ско- рость vчастицы приближается к скорости света. Дейтрон с энергией 20 Мэв, который является наиболее быстрой частицей, получаемой в 152-санти- метровом циклотроне, имеет скорость, равную примерно 0,145 скорости света, и его масса, согласно (3.9), равна 1,01 массы покоя. Изменение массы сравнительно мало и не сильно сказывается на работе циклотрона. При более высоких энергиях масса частицы увеличивается до такой степени, что влияние этого эффекта становится очень существенным1). Из уравнения (9.2) можно видеть, что вследствие увеличения массы ионов увеличивается также и время Т прохождения через дуант. Вследствие этого частица уже не будет в течение всего процесса ускорения находиться в фазе с высокочастотным потенциалом. Если в начальной стадии ускоре- ния период обращения частицы в магнитном поле равен периоду измене- ния высокочастотного напряжения между дуантами, и поэтому ион каж- 1) Для тех случаев, когда скорость частиц приближается к скорости света и уве- личение энергии сказывается скорее в увеличении массы, чем скорости, Хансен пред- ложил соответствующий прибор называть не ускорителем, а «утяжелителем».
270 Глава 9. Ускорение заряженных частиц дый раз попадает в этот зазор в нужный момент времени, то по мере увеличения его энергии ион будет проходить через зазор все позднее и поэ- тому будет приобретать все меньший ускоряющий импульс. В конце концов, после достаточно большого числа оборотов, фазы движения ионов и изме- нения электрического напряжения между дуантами разойдутся настолько, что ион, входящий в зазор, вообще не будет приобретать энергии. Таким образом, релятивистское возрастание массы налагает определенное огра- ничение на величину энергии, достижимую в циклотроне. Чтобы до неко- торой степени ослабить это ограничение, в первом проекте 4,7-метрового- циклотрона было предложено вос- пользоваться очень высоким уско- ряющим потенциалом — около мил- лиона вольт, чтобы ионы достигали высокой энергии после сравнитель- но малого числа оборотов. В 1944 г. Векслер в СССР и в следующем году Мак-Миллан в США независимо показали, что можно компенсировать эффект уве- личения массы частицы, движущей- ся с большой скоростью, так чтобы удержать ее в фазе с изменяющим- ся напряжением. Возможны два ме- тода компенсации. Один из них заключается в увеличении магнитного поля Н пропорционально массе, так чтобы отношение т/Н оставалось постоянным; из уравнения (9.2} можно видеть, что увеличение массы не будет тогда влиять на время Г. Другая возможность, которую легче осуществить в циклотроне, это оста- вить магнитное поле неизменным, но уменьшать частоту переменного потенциала по мере того, как увеличивается масса частицы. В обоих указанных методах компенсации релятивистского эффекта используется так называемый принцип фазовой устойчивости, установлен- ный Векслером и Мак-Милланом. Предположим,что частота напряжения на дуантах изменяется во время ускорения частицы таким образом, что- в каждый данный момент времени она совпадает с частотой вращения частицы в магнитном поле, постепенно уменьшающейся вследствие реля- тивистского возрастания массы. В этом случае фаза прохождения час- тицы через зазор между дуантами не изменяется от одного оборота к другому. На фиг. 64 показано изменение высокочастотного напряжения между дуантами. При нормальной работе циклотрона частица ускоряется, проходя через зазор в некоторый момент времени ?0, лежащий за макси- мумом напряжения. На фиг. 64 этому моменту времени отвечает фазовый угол <р0 , отсчитываемый от максимума потенциала. В простейшем случае нормальный режим ускорения частицы характеризуется постоянством этого- фазового угла. Проходя ускоряющий потенциал, соответствующий фазо- вому углу ср0, частица каждый раз приобретает определенное количе- ство энергии (пропорциональное cos <р0), вследствие чего ее масса возрастает как раз на такую величину, которая необходима для того, чтобы поддер- живать равенство между частотой обращения в магнитном поле и частотой изменения напряжения на дуантах. Допустим теперь, что частица попадает в зазор между дуантами несколько позднее — при фазовом угле срг В та- ком случае она получит меньшую прибавку в энергии и массе, чем это необходимо для сохранения равенства частот, и, следовательно, в своем
II. Ускорители частиц 271 движении начнет обгонять ход электрического поля. Поэтому опоздавшая частица при следующих оборотах будет выигрывать время, и фаза ее прохождения через зазор будет смещаться от (рх к <р0. С другой стороны, если частица попадает в зазор слишком рано — при фазовом угле <р2> то она приобретет большую дополнительную энергию, чем это необходимо для резонансного ускорения, и при следующих оборотах будет запазды- вать. Благодаря этому ее фаза также будет смещаться к равновесной фазе Фиг. 65. 4,7-метровый синхроциклотрон в Калифорнийском университете в Беркли. ср0. Таким образом, вращение заряженных частиц автоматически синхро- низируется с изменением частоты ускоряющего напряжения. Этот про- цесс подобен йроцессу, происходящему в синхронном моторе, и поэтому Мак-Миллан предложил назвать прибор, в котором используется указан- ный принцип, синхротроном. Примерно через шесть месяцев после того, как была возобновлена постройка 4,7-метрового циклотрона в11945 г., было решено усовершенст- вовать прибор, так чтобы частота колебаний могла изменяться, компен- сируя увеличение массы ускоряемых ионов при больших скоростях. Поэтому эту установку (фиг. 65) стали называть синхроциклотроном. или циклотроном с частотной модуляцией1) . Этот прибор имеет только один дуант, вместо двух дуантов в обычном циклотроне2), причем перемен- г) В русской литературе прибор такого типа называют фазотроном, так как он основан на принципе фазовой устойчивости. 2) Следует упомянуть, что 28-сантиметровый циклотрон, на котором впервые было получено полезное ускорение, также имел только один дуант (см. фиг. 63). Вооб- ще (говоря, одним’ дуантом можно пользоваться в тех случаях, когда прилагаемый потенциал не слишком высок; второй вывод генератора в этом случае заземляется.
272 Глава 9. Ускорение заряженных частиц ный потенциал прилагается между дуантом и заземленной рамкой. Каж- дый раз, когда заряженная частица входит в дуант или выходит из него, она приобретает добавочную энергию, двигаясь по спирали, точно так же, как и в случае двух дуантов. С помощью быстро вращающегося перемен- ного конденсатора частота приложенного к дуанту переменного потен- циала уменьшается, чтобы скомпенсировать увеличение эффективной массы частицы при возрастании ее скорости. Дейтрон с энергией 200 Мэв (или а-частица с энергией 400 Мае) имеет скорость 1,4-1010 см/сек, т. е. примерно 0,47 скорости света. Поэтому из уравнения (3.8) следует, что в этом случае масса в 1,14 раза, или на 14%, больше массы покоя при низ- ких энергиях. Следовательно, частоту генератора нужно уменьшить в том же отношении, чтобы удержать заряженные частицы в фазе с ускоряющим переменным напряжением. Из уравнения (9.2) следует, что время, которое требуется для того, чтобы заряженная частица прошла через дуант, зависит не только от массы т, но также и от отношения массы т к заряду е иона. Это отноше- ние имеет то же значение для дейтронов (т=2, е=1), как и для а-частиц (тп=4,е=2); следовательно, при данном генераторе можно применить одну и ту же частотную модуляцию для тех и других ионов. По этой причине синхроциклотрон в Беркли, который вступил в строй в ноябре 1946 г., сначала использовался для ускорения дейтронов до 190 Мэв и а-частиц до 380 Мэв. Однако в начале 1949 г., используя новый генератор с двойным диа- пазоном частот, удалось получить кроме того быстрые протоны (350 Мэв). Несколькими годами позже 4,7-метровый магнит был пере- строен для увеличения напряженности магнитного поля, и в 1957 г. были получены протоны с энергией 730 Мэв. После успешного запуска синхро- циклотрона Калифорнийского университета было сконструировано около двенадцати других синхроциклотронов в различных частях света. Один из синхроциклотронов в СССР имеет магнит примерно такого же диаметра, как синхроциклотрон в Беркли, но весит 7000 т\ он может давать про- тоны с энергией 680 Мэв. Между механизмами действия циклотрона и синхроциклотрона имеется еще одно различие, о котором следует упомянуть. В первом случае поток ускоренных ионов можно считать непрерывным, хотя в действитель- ности он состоит из ряда импульсов, соответствующих каждому полупе- риоду переменного напряжения. Частоте 10 миллионов герц будет, таким образом, соответствовать 20 миллионов импульсов в секунду. В синхро- циклотроне же группа ионов переносится от источника ионов, находя- щегося в центреЪрибора, до периферии дуанта за тот промежуток времени, пока частота переменного напряжения уменьшается от своего начального значения до конечного значения. Затем частота опять возвращается к своему начальному значению, и следующая группа ионов опять переносится от источника к периферии и т. д. Скорость, с которой образуются ионные импульсы, зависит от скорости вращения конденсатора, управляющего изменением частоты переменного напряжения. Быстрые протоны выбра- сываются отдельными импульсами, число которых равно от 60 до 300 в се- кунду, причем продолжительность каждого импульса равна приблизи- тельно одной десятитысячной секунды (10"4 сек). Вследствие такой малой продолжительности импульсов средний ионный ток, получаемый от синхро- циклотрона, очень мал.
II. Ускорители частиц 273 Ф и г. 66. Схематический разрез бетатрона. § 14. Бетатрон Для некоторых целей, например для получения проникающих рент- геновских лучей с большой энергией, нужны пучки быстрых электронов. Для ускорения электронов можно пользоваться каскадным выпрямите- лем (§ 9) и электростатическим генератором Ван-де-Граафа (§ 10); но и в том и в другом случаях нельзя получить электроны, энергия которых превышала бы несколько миллионов электронвольт. Однако при помощи линейного ускорителя (§11 настоящей главы) можно получать электроны, об- ладающие гораздо большими энер- гиями. С другой стороны, циклотрон трудно использовать для получения электронов больших энергий вследст- вие большого релятивистского увели- чения массы при сравнительно низких энергиях. Это происходит потому, что масса покоя электрона очень мала по сравнению с массой цокоя протона или дейтрона; следовательно, для того, чтобы его кинетическая энергия была равна кинетической энергии этих частиц, он должен иметь гораздо боль- шую скорость. При энергии 1 Мэв скорость электрона превышает 0,9 скорости света, а его релятивистская масса в 2,5 раза больше массы по- коя. Таким образом, даже на синхроциклотроне нелегко добиться компен- сации таких больших увеличений массы. Возможность использования явления магнитной индукции для уско- рения электронов была впервые рассмотрена Видероэ в Германии в 1928 г. и Уолтоном в Англии в 1929 г., но их попытки осуществить эту идею на практике не имели успеха. В 1936 г. немецкий физик Штейнбек получил патент на индукционный прибор, в котором, как он заявил, ему удалось получить электроны с энергией 1,8 Мэв, хотя интенсивность пучка была очень мала. Первый индукционный ускоритель, дающий заметный выход электронов, был изобретен и построен Керстом в США в 1940 г. Керст назвал этот прибор бетатроном, так как он используется для ускорения электро- нов, которые идентичны по своей природе (3-частицам (гл. 2, § 25). Пер- вый бетатрон давал электроны с энергией 2,3 Мэв, но вскоре Керстом сов- местно с фирмой Дженерал Электрик был построен другой бетатрон, дающий электроны с энергией 20 Мае. Затем этой же фирмой был построен бетатрон на 100 Мэв", его постройка была завершена в 1943 г., хотя под- робное описание его работы не было опубликовано до 1945 г. С тех пор было построено несколько других бетатронов для различных целей с энер- гиями до 300 Мэв. По-видимому, для энергий ниже 100 Мэв бетатрон пред- ставляет собой самый простой и наиболее надежный тип электронного ускорителя. Действие, бетатрона основано на тех же основных принципах, что и действие обычного трансформатора, в котором переменный ток первичной катушки индуцирует ток во вторичной обмотке с более высоким или более низким напряжением. В бетатроне роль вторичной обмотки выполняет эвакуированная стеклянная трубка, имеющая тороидальную форму (АА на фиг. 66). Такая тороидальная камера помещается между полю- сами имеющего специальную форму электромагнита В, питаемого пере- 18 с. Глесстон
274 Глава 9. Ускорение заряженных частиц менным импульсным током, проходящим через катушки СС. Основным требованием, предъявляемым к этому магниту, является создание силь- ного поля в центральной части (в «дырке») тора, и поэтому он должен иметь большой железный сердечник. Источником электронов является накален- ная нить; электроны предварительно ускоряются электрическим полем, создаваемым разностью потенциалов от 20 000 до 70 000 в. Даже при приобретаемых таким образом сравнительно низких энергиях электроны движутся с очень большими скоростями, примерно от 0,2 до 0,5 скорости света. Изменение напряженности магнитного поля со временем в течение одного периода переменного тока, питающего магнит, можно представить Ф и г. 67. Один цикл синусоидаль- ного изменения магнитного поля в бетатроне. синусоидальной кривой, изображенной на фиг. 67. В тот момент, когда напря- женность магнитного поля начинает уве- личиваться, т. е. в момент времени, со- ответствующий точке О синусоиды, электроны, которым уже сообщено не- которое ускорение, вводятся в камеру. Возрастающее магнитное поле в цент- ральной области индуцирует в торои- дальной камере электродвижущую силу, которая увеличивает энергию движущих- ся электронов. Так как последние дви- жутся в магнитном поле, то их траекто- рия искривляется; она не представляет собой спираль, как в циклотроне — воз- растающее магнитное поле заставляет электроны двигаться по кругу постоянного радиуса. Из уравнения (9.1) можно видеть, что это будет иметь место, если напряженность поля Н растет пропорционально увеличению произведения массы тп электрона на его скорость г?, т. е. пропорционально импульсу электрона. В этом случае электроны будут двигаться в тороидальной камере по устойчивой круго- вой орбите, набирая энергию при каждом обороте. Когда напряженность магнитного поля достигает точки Р (фиг. 67), она перестает увеличиваться и вслед за этим начинает уменьшаться; в этот момент через вспомогательную катушку пропускается импульс тока, который внезапно изменяет магнитное поле. В результате электроны, обладающие большой энергией, сбрасываются со своей устойчивой орбиты и попадают на мишень, вызывая испускание рентгеновских лучей (тор- мозного излучения) или же пучок электронов выводится из прибора и используется для различных целей. Если электроны не были удалены из бетатрона в момент, соответст- вующий точке Р, то уменьшающееся магнитное поле будет теперь инду- цировать электродвижущую силу, направленную противоположно той, которая действовала на участке между точками О и Р. В результате уско- ренные перед этим электроны будут замедляться. Следовательно, для целей ускорения используется лишь первая четверть периода, причем в каждом периоде впуск электронов всегда производится в момент вре- мени вблизи точки О, а удаление их из бетатрона производится в момент времени, соответствующий точке Р. Простое вычисление показывает, что в бетатроне можно получить электроны с очень большими энергиями. Как мы видели выше, электроны вводятся в тороидальную камеру, уже обладая скоростями, близкими к ско-
II. Ускорители частиц 275 рости света, и эти скорости продолжают увеличиваться по мере того, как электроны приобретают дополнительную энергию. При очень грубой оценке можно считать, что средняя скорость электронов между моментами впуска в бетатрон и выхода из него равна двум третям скорости света, т. е. 2 • 1010 см /сек. Диаметр круговой траектории в тороидальной камере боль- шого бетатрона можно принять равным 300 см, так что электроны будут проходить этот путь примерно 2-1010/300, т. е. 6,7.107 раз в секунду. Если частота переменного тока, питающего магнитное поле, равна 60 гц, то время прохождения одного цикла равно 1/60 сете; следовательно, четверть цикла от О до Р, в продолжение которой электроны ускоряются, длится примерно 1/240 сек. В течение этого времени электроны совершают 6,7-107/240, т. е. 280 000 оборотов по круговой траектории в тороидальной камере. Если электроны приобретают при каждом обороте в среднем энергию 250 эв, благодаря тому что на них действует электродвижущая сила, создаваемая изменяющимся во времени магнитным полем, то их полная энергия будет равна примерно 70 Мэв. В бетатроне фирмы Дженера л Электрик на 100 Мэв диаметр тороидаль- ной камеры равен примерно 180 см, а магнит весит 135 т. Электроны в промежутке между впуском и выходом совершают в камере 250 000 обо- ротов, проходя расстояние примерно 1450 км и приобретая при каждом обороте энергию, равную 400 эв. Электроны с энергией 100 Мэв имеют скорость, превышающую 99,99% скорости света, и их релятивистская масса примерно в 200 раз больше массы покоя. Поскольку увеличение массы электрона, являющееся следствием увеличения его энергии, не влияет на работу бетатрона, то с первого взгляда кажется, что при помощи этого прибора можно получить чрез- вычайно большие энергии. Однако было показано теоретически, что за- ряженная частица, например электрон, двигаясь по окружности, как это имеет место в тороидальной камере бетатрона, будет терять часть своей энергии в виде излучения1). Это явление, которое было подтверждено экспериментально в лаборатории фирмы Дженера л Электрик в 1947 г., определяет предел энергии, которую могут приобрести вращающиеся электроны. Энергия, теряемая электроном при каждом обороте, пропор- циональна ЕЧг, где Е} — энергия электрона, аг — радиус его траекто- рии; следовательно, теряемая энергия очень быстро увеличивается по мере возрастания энергии электрона. В конце концов электрон теряет в виде излучения такое же количество энергии, какое он приобретает при каждом обороте в тороидальной камере под действием электродвижущей силы, создаваемой изменяющимся во времени магнитным полем2). Существуют две возможности свести до минимума потерю энергии на излучение. Так как последняя определяется выражением Е^/r, то одно решение проблемы заключается в использовании для увеличения радиуса траектории электрона тороидальной камеры больших размеров. Другой возможностью является уменьшение числа оборотов, совершаемых элек- тронами, за время, протекающее между их впуском в бетатрон и выходом из него, путем такого изменения магнитного поля, которое позволило бы электрону приобретать большее количество энергии при каждом обороте. Самый большой прибор, построенный на основании этих соображений г) Это явление было предсказано теоретически советскими физиками Иваненко» и Померанчуком в 1943 г.— Прим. ред. 2) Это ограничение не относится к линейному ускорителю электронов (§11 настоящей главы), так как, двигаясь прямолинейно, электрон не теряет энергии на излучение. 18*=
276 Глава 9. Ускорение заряженных частиц Фиг. 68. Схематическое изображение части синхротрона. т. е. был очень легким по сравнению с и имеющий магнит весом 1000 иг, был сконструирован Керстом — изо- бретателем бетатрона, в Иллинойском университете. Он дает электроны с энергией 300 Мэв. § 15. Электронный синхротрон Другой, и во многих отношениях более простой, процесс получения электронов высоких энергий основан на принципе фазовой устойчивости, который был высказан независимо Векслером и Мак-Милланом (§ 13). Первое практическое примене- ние этой идеи было осуществле- но Говардом и Барнесом (Анг- лия), которые в 1946 г. пере- делали бетатрон на 4 Мэв так, что он стал давать электроны с энергией 8 Мэв. Вскоре после этого, в 1947 г., Поллок и Вес- тендорп из фирмы Дженерал Электрик сконструировали и построили прибор, представля- ющий собой комбинацию бета- трона и синхротрона. Он давал электроны с энергией 70 Мэв, хотя магнит весил всего 8 иг, магнитом бетатрона на 100 Мэв, весящим 135 иг. Подобный же прибор, дающий электроны с энергией 330 Мэв, был построен в 1947 г. Мак-Милланом в Лаборатории излу- чений в Беркли. Впоследствии было построено еще несколько таких установок, дающих примерно такую же энергию. Наибольшая энергия, достигнутая в электронном синхротроне, равна 1200 Мэв и является, по-видимому, пределом, который может практически быть достигнут в устройстве этого типа. Хотя электронные синхротроны могут отличаться между собой в целом ряде деталей, однако описанный ниже прибор, построенный в Беркли, может считаться типичным. Его основным элементом является эвакуиро- ванная тороидальная камера А (фиг. 68). Эта камера помещается между полюсами магнита, питаемого переменным током, так же как и в бета- троне. Однако в электронном синхротроне магнит имеет форму кольца и не захватывает центрального пространства, или отверстия тора. Поэ- тому магнит синхротрона много легче, чем магнит бетатрона, имеющего ту же энергию на выходе1). Вместо центральной части магнита (сердеч- ника) имеется небольшое число железных брусков В, которые до некото- рой степени выполняют функции сердечника. Внутренняя часть одного из восьми сегментов, из которых состоит тороидальная камера, покры- вается медью С (за исключением узкого промежутка G вблизи одного из концов сегмента), образуя резонатор. К G присоединяется генератор, создающий переменное напряжение 3000 в при постоянном значении высокой частоты 47,7 мггц. При включенном генераторе заряженная г) Безжелезный синхротрон на 300 Мэв, в котором магнитное поле создается током, проходящим через специальным образом сконструированные катушки, был построен фирмой Дженерал Электрик совместно с Военно-морским исследовательским управлением. Он требует для своего питания очень больших токов, и действующие на катушки механические силы так велики, что катушки приходится жестко закреплять. Этот тип электронного ускорителя, пожалуй, наиболее экономичен в области 100 Мэв.
II. Ускорители частиц 277 частица, проходя через ускоряющий промежуток, получает каждый раз энергию, равную примерно 2000 эв (если она находится в фазе с измене- нием напряжения). В ходе работы синхротрона электроны,, испускаемые накаленной вольфрамовой проволокой, вводятся в тороидальную камеру, получив предварительно ускорение в электростатическом поле, создаваемом напря- жением 90 000 в. Под действием возрастающего магнитного поля электро- ны движутся по круговой траектории, и изменение магнитного потока, проходящего через железные бруски, индуцирует внутри тороидальной камеры электродвижущую силу, которая увеличивает энергию электро- нов, точно так же, как в бетатроне. Однако число железных брусков тако- во, что когда энергия электронов увеличивается примерно до 2 Мэв, в брусках достигается состояние магнитного насыщения, и они уже не могут индуцировать электродвижущую силу; поэтому бетатронное дей- ствие прекращается. В этот момент к резонатору С прилагается высокочастотный перемен- ный потенциал и начинается действие синхротрона. Теперь электроны получают добавочную энергию каждый раз, когда они проходят через ускоряющий промежуток G. Если приложенный к С потенциал имеет соответствующую частоту, о чем будет сказано ниже, электроны будут удерживаться в фазе и получать при каждом обороте приращение энер- гии. Эти приращения имеют большую величину, чем приращения энергии в бетатроне, и, таким образом, электроны будут получать большую энер- гию за то же самое число оборотов. При энергии 2 Мэв, когда синхротрон начинает работать, скорость электронов уже равна 97,9% скорости света. Так как они не могут пре- взойти (или даже достичь) скорости света, то очевидно, что последующее увеличение скорости не может быть более 2%. Следовательно, когда энер- гия электронов увеличивается от 2 до, 300 Мэв или более, их скорость практически остается постоянной. В то же время возрастающее магнитное поле заставляет электроны двигаться по круговой траектории с постоянным радиусом, несмотря на то, что их энергия (или момент) растет (§ 14 настоя- щей главы). Так как длина орбиты и скорость электронов остаются прак- тически постоянными, то отсюда следует, что частота, с которой они вра- щаются в тороидальной камере, тоже остается постоянной. Чтобы исполь- зовать принцип фазовой устойчивости, который играет большую роль в работе синхротрона, необходимо, чтобы приложенный к резонатору С переменный потенциал имел постоянную частоту, равную частоте враще- ния электронов. В результате электроны будут вращаться в тороидальной камере, причем их энергия будет увеличиваться при каждом обороте. Из уравнения (9.1) можно видеть, что если скорость v электронов и радиус г их траектории остаются постоянными, то эффективная масса т будет увеличиваться пропорционально увеличению напряженности магнит- ного поля Н. Увеличение массы означает возрастание энергии при постоян-* ной скорости. В синхротроне бетатронный режим ускорения прекращает^ ся и начинается синхротронный режим ускорения при напряженности магнитного поля 80 гаусс', напряженность поля продолжает расти до 10 000 гаусс, пока электроны не будут в конце концов выведены со своей траектории. Так как магнитное поле увеличивается примерно в 125 раз, то эффективная масса электронов возрастет примерно во столько же раз ’ При энергии 2 Мэв масса электрона в 5 раз больше массы покоя, и следо- вательно, выходящие из синхротрона электроны будут иметь массу, в 625 раз превосходящую массу покоя, что соответствует энергии около
278 Глава 9. Ускорение заряженных частиц 330 Мэв. Следует заметить, что на последней стадии ускорения синхро- трон действует скорее как «утяжелитель»1), чем как ускоритель: при увеличении энергии частицы увеличивается главным образом ее масса, а не скорость. Перед тем как напряженность магнитного поля достигнет своего максимального значения и электроны приобретут максимальную энер- гию, переменный потенциал выключается. Так как магнитное поле про- должает увеличиваться, в то время как энергия и масса электронов остают- ся постоянными, то радиус траектории должен уменьшаться [см. уравне- ние (9.3)]. В результате электроны будут двигаться по орбите с постепенно уменьшающимся радиусом и попадут в конце концов на мишень, помещен- ную у внутренней стороны тороидальной камеры. При этом возникают коротковолновые рентгеновские лучи, обладающие очень большой про- никающей способностью (тормозное излучение), энергия которых экви- валентна энергии электронов. Так как на эти лучи магнитное поле не дей- ствует, то они выходят из мишени в виде прямолинейного пучка, проходя сквозь стенку прибора. В электронном синхротроне на 300 Мэв, построенном Крейном и Ден- нисоном в Мичиганском университете, камера не имеет кольцеобразной формы, а состоит из четырех квадрантов, соединенных короткими прямы- ми трубками. Такое устройство имеет целью упростить конструкцию магнита, который также состоит из четырех секций, соответствующих четырем квадрантам. Прямолинейные участки камеры используются для впуска и выхода электронного пучка и для приложения высокочастот- ного переменного потенциала в областях, лежащих вне магнитного поля. В этом синхротроне отсутствует первоначальный бетатронный режим уско- рения, так что магнит, который питается переменным (импульсным) током, окружает только четыре квадранта и не распространяется на цен- тральную область; кроме того, нет необходимости в железных брусках. Переменный высокочастотный потенциал подается немедленно после инжекции (впуска) электронов, но для того, чтобы удержать последние в фазе на круговой орбите, частота модулируется до тех пор, пока электро- ны не достигнут скорости, близкой к скорости света. Начиная с этого момента частота поддерживается постоянной, а масса и энергия увели- чиваются с возрастанием магнитного поля, в то время как электроны вращаются по траектории постоянного радиуса, как и в других синхро- тронах. Таким образом, синхротрон Мичиганского университета соеди- няет ускоряющее действие синхроциклотрона при сохранении круговой орбиты на ранних стадиях ускорения с «утяжеляющим» действием синхро- трона на более поздних стадиях. В заключение следует отметить, что все разновидности бетатрона и электронного синхротрона работают в импульсном режиме, т. е. ускоря- ют последовательно одну группу частиц за другой. Поскольку магниты обычно питаются током частоты 60 гц, группы ускоренных электронов следуют друг за другом с той же частотой. § 16. Протонный синхротрон2) Каждое расширение интервала энергий заряженных частиц, исполь- зуемых при экспериментах с атомными ядрами, обычно сопровождалось !) См. примечание на стр. 269 2) В русской литературе для ускорителей этого типа принято название синхро- фазотрон.— Прим. ред.
II. Ускорители частиц 279 открытием новых явлений, некоторые из которых можно было предвидеть, тогда как другие были совершенно неожиданными. В конце 40-х годов, когда наиболее быстрые частицы, которые удавалось получить, имели энергию от 350 до 400 Мэв, было обращено внимание на возможность получения энергий порядка миллиардов электронвольт (сокращенно Бэе). Циклотрон, способный создавать положительные ионы, энергия которых равнялась бы миллиардам электронвольт, был бы значительно больше, чем уже имеющая огромные размеры установка с магнитом, веся- щим 4000 т. Поэтому казалось практически нерациональным строить синхроциклотроны, имеющие еще большие размеры. Поскольку быстрые электроны, движущиеся по круговой орбите, непрерывно излучают энер- гию (§ 14 настоящей главы), в настоящее время представляется малове- роятным, чтобы какая-либо разновидность бетатрона или электронного синхротрона давала энергии, значительно превосходящие 1 Бэе. В прин- ципе можно построить линейный ускоритель (с бегущей волной), способ- ный давать электроны с энергиями, равными миллиардам электронвольт, однако было подсчитано, что для получения с помощью такого ускорителя энергии 10 Бэе потребовалась бы камера длиной 3 км. Идея использования кольцеобразного магнита в качестве ускорителя положительных ионов, аналогичная до некоторой степени идее, лежащей в основе электронного синхротрона с изменяющимся во времени магнит- яым полем и с частотной модуляцией, была высказана Олифантом (Англия) в 1943 г., хотя подробное описание не было опубликовано до 1947 г. Такая же возможность изучалась независимо Бробеком в Беркли в 1946 г. Эти соображения легли в основу дальнейшего развития методов ускоре- ния заряженных частиц, которое привело к созданию протонного синхро- трона. С помощью этого ускорителя можно получать энергии порядка миллиардов электронвольт, не пользуясь магнитами огромного веса. Выбор протонов в качестве ускоряемых частиц определялся главным образом тем фактом, что эти частицы могут приобретать очень большие энергии, не испытывая больших потерь на излучение, как это имеет место в случае электронов. Энергия, которую теряет заряженная частица за один оборот, пропорциональна /г (§ 14 настоящей главы), но она также обрат- но пропорциональна четвертой степени массы покоя частицы. Так как масса протона приблизительно в 2000 раз больше массы электрона, то для протонов с энергией 6 Бэе потерей энергии можно пренебречь. В синхротроне частицы движутся по круговой траектории почти постоянного радиуса, а не по спирали, как в циклотроне; это дает возмож- ность пользоваться значительно более легким магнитом. Действительно, в циклотроне магнитное поле должно действовать во всей области, в кото- рой протоны движутся по спирали, и поэтому полюсные наконечники должны иметь большие размеры, тогда как в синхротроне пользуются кольцеобразным магнитом, окружающим тороидальную камеру. Таким •образом, в синхротроне с магнитом весом 2000 т можно получить прото- ны с энергией 3 Бэе, тогда как магнит циклотрона в Беркли, применявше- гося для получения протонов такой же энергии, весил 3700 т. Несколько протонных синхротронов уже построено или находится в стадии строительства. В порядке возрастания энергии представляют интерес следующие пять установок: 1) Протонный синхротрон в Бирмин- гаме (Англия), на котором была получена энергия 1 Бэе в июле 1953 г. 2) Космотрон (названный так потому, что получаемые с его помощью энер- гии имеют тот же порядок величины, что и энергии первичных частиц космических лучей), построенный в Брукхейвенской национальной
280 Глава 9. Ускорение заряженных частиц лаборатории. В июне 1952 г. Космотрон работал при 2,3 Бэе, затем его энергия была увеличена до 3 Бэе и он был, таким образом, первым ускорителем, в котором была достигнута энергия, равная миллиар- дам электронвольт. 3) Беватрон в Лаборатории излучений в Беркли (фиг. 69), на котором в марте 1954 г. были получены протоны с энергией 4,9 Бэе, а позднее — с энергией 6,2 Бэе. 4) Установка, предназначенная для получения протонов с энергией 10 Бэе, постройка которой была завер- шена в СССР в 1957 г. 5) Ускоритель на 11 Бэе, строящийся в Канберре Фиг. 69. Беватрон Калифорнийского университета. в Австралии. Первые четыре из этих протонных синхротронов имеют стальные (железные) магниты, а последний сконструирован так, что его магнит имеет воздушный сердечник. При железном сердечнике напряжен- ность магнитного поля ограничена насыщением железа примерно на уров- не 20 000 гаусс (или менее). При воздушном сердечнике можно надеяться достичь напряженности 80 000 гаусс. Предел ставится лишь огромными силами, действующими на катушки, по которым проходит ток1). При таком сильном магнитном поле можно получить протоны с той же энергией на ускорителе пропорционально меньшего диаметра. По своей форме и по принципу действия протонный синхротрон (с железным магнитом) подобен описанному выше электронному синхро- трону Мичиганского университета: в нем также имеются четыре квадран- та, соединенные прямолинейными участками, как показано схематиче- ски на фиг. 70, а. В Космотроне, например, внешний радиус квадрантов равен примерно 10 м, а соединяющие участки имеют длину около 3 м. Эллиптическое поперечное сечение тороидальной трубки DD показано на фиг. 70, б, на которой показано также С-образное поперечное сечение !) См. примечание на стр. 276.
II. Ускорители частиц 281 D D а 5 Фиг. 70. Схема протонного синхротрона. магнита ММ. Последний, состоит из большого числа пластин, окружаю- щих только квадранты тороидальной камеры, причем для питания исполь- зуется переменный (импульсный) ток. Протоны, предварительно ускорен- ные до 3,5—4 Мэв с помощью горизонтального генератора Ван-де-Граафа (в Космотроне) или до 10 Мэв с помощью линейного ускорителя (в Беватро- не), впускаются в один из прямолинейных участков камеры А. Протоны, энергия которых увеличилась в результате многократных оборотов, выводятся из камеры при помощи отклоняющей пластины (дефлектора) В. Таким образом, впуск и выход частиц происходит вне магнитного поля. У скоряющее устрой- ство С, эквивалентное дуанту циклотрона или резонатору С (см. фиг. 68) электронного синхротро- на,также расположено в одном из прямолинейных участков камеры, находя- щихся вне действия маг- нита. К ускоряющим электродам прилагается высокочастотное напряже- ние, так что при каждом обороте протоны получают увеличение энергии, рав- ное примерно 1000 эв. Сде- лав три или четыре мил- лиона оборотов в камере, протоны пройдут расстояние, равное нескольким сотням тысяч километ- ров, и приобретут энергию, измеряемую миллиардами электронвольт. Чтобы удержать протоны на круговой траектории приблизительно постоянного радиуса, напряженность магнитного поля должна расти во время процесса ускорения, так же как в электронном синхротроне. Поскольку протон достигает скорости, которая лишь на несколько про- центов меньше скорости света, только тогда, когда его энергия равна приблизительно 3 Бэе, то очевидно, что до этого момента надо учитывать постоянное возрастание скорости вращения заряженных частиц. Время, требующееся для того, чтобы протоны совершили один оборот в камере, постепенно уменьшается (благодаря тому, что длина пути остается постоян- ной, а скорость возрастает), так что число оборотов в единицу времени, т. е. частота вращения, увеличивается. Чтобы выполнялось условие фазо- вой устойчивости, которое необходимо для работы синхротрона, частоту высокочастотных колебаний элактрического поля, ускоряющего частицы, нужно увеличивать в соответствии с возрастанием скорости вращения частиц. Изменение частоты должно очень точно согласовываться с возра- станием магнитного поля, так чтобы частицы удерживались на орбите постоянного радиуса. Вначале частота увеличивается довольно быстро, так как протоны набирают скорость, однако в конце их пути, когда скорость приближается к скорости света, это возрастание происходит медленнее и частота стано- вится почти постоянной. Период, в течение которого напряженность маг- нитного поля и частота колебаний напряжения, приложенного в С, возра-
282 Глава 9. Ускорение заряженных частиц стают, равен одной или двум секундам. После этого наступает короткая пауза, необходимая для восстановления свойств магнита, а затем следует другой период, в течение которого протоны опять набирают энергию. Таким образом, выход частиц из протонного синхротрона осуществляется в виде серии импульсов, разделенных интервалами в 5—6 сек. Интенсив- ность выходящего пучка, измеряемая полным числом протонов, мала, и хотя их энергия очень велика, в энергетическом отношении пучок не очень однороден. Эти свойства характерны также и для электронного синхротрона. Удобным свойством протонного синхротрона является то, что при помощи соответствующим образом установленного дефлектора В пучок можно вывести практически при любой энергии, необходимой для того или иного эксперимента. § 17. Синхротрон с жесткой фокусировкой Одной из целей, которую преследует ускорение протонов (или других ядер) до все более и более высоких энергий, является получение новых частиц1). Однако вследствие необходимости сохранения импульса не вся энергия может быть затрачена на образование частиц. Например, на обра- зование пары протон — антипротон или пары нейтрон — антинейтрон с полной массой, равной примерно 2 а.е.м., должно быть затрачено при- мерно 2x931, или 1900 Мэв, т. е. 1,9 Бэе. Однако для того, чтобы можно было получить такое количество энергии, первоначально ускоренный про- тон должен иметь энергию примерно 6 Бэе. Беватрон в Беркли был скон- струирован с целью получения протонов такой энергии, и одной из постав- ленных перед ним задач являлось создание антипротона и антинейтрона. Как мы видели в гл. 2, эта цель действительно была достигнута. Чтобы можно было получить принципиально новые сведения о строе- нии ядра и о ядерных силах, энергия протонов в ускорителях должна достигать значений от 25 до 30 Бэе. Синхротрон, в котором можно было бы получить такую энергию, потребовал бы магнита, содержащего несколь- ко сотен тысяч тонн железа, и размеры и стоимость прибора были бы так огромны, что его практически нельзя было бы осуществить. Чтобы понять, почему требуется такой большой магнит, необходимо рассмотреть, какова траектория протонов при их вращении в тороидальной камере. Выше мы неявно предполагали, что эта траектория представляет собой окружность; в действительности вследствие различных небольших флуктуаций прото- ны несколько отклоняются от круговой траектории и амплитуда отклоне- ний, т. е. степень удаления от круговой траектории, увеличивается по мере возрастания энергии частиц. Размеры поперечного сечения тороидальной камеры определяются той площадью, которая необходима для того, чтобы вместить все протоны, которые, отклоняясь, могли бы соприкоснуться со стенками камеры. Таким образом, поперечное сечение будет увеличи- ваться, по мере того как протоны будут ускоряться до более высоких энер- гий. Поскольку магнитное поле, как указывалось выше, должно охваты- вать всю тороидальную камеру, размеры (и масса) магнита должны быстро расти по мере увеличения энергии протонов. Возможное решение этой проблемы заключается в том, чтобы найти средства усилить тот небольшой фокусирующий эффект, которым обладает магнит синхроциклотрона. Если бы можно было улучшить фокусирующую х) При этом кинетическая энергия протонов переходит в энергию покоя этих частиц.— Прим. ред.
II. Ускорители частиц 283 Фиг. 71. Схематическое изображение син- хротрона с жесткой фокусировкой. систему, ограничив отклонение протонов (или других заряженных частиц) от идеальной круговой траектории, то тороидальная камера, которая должна заключать в себя траектории частиц, могла бы иметь меньшее поперечное сечение. Таким путем можно уменьшить размеры магнита в установке, рассчитанной на получение протонов заданной энергии. С другой стороны, при том же весе железа магнит и тороидальная камера могли бы иметь гораздо больший диаметр, что позволило бы получить прото- ны более высокой энергии. Такой метод получения «жесткой фокусировки», пред- ложенный в 1952 г. Курантом, Ливингстоном и Снайдером (Брукхейвенская национальная лаборатория), основан на при- менении магнитных полей со знакопеременными градиента- ми1). Было показано, что, под- вергая заряженные частицы, вращающиеся по орбите, после- довательному действию фокуси- рующих и дефокусирующих магнитных полей, можно получить в результате сильный фокусирующий эффект. Предположим, что соседние секции магнита синхротрона имеют полюсные наконечники такой формы, какая показана на фиг. 712 *). В первом случае (фиг. 71, а) при уменьшении напряженности магнитного поля от внутренней к внешней стороне камеры пучок заряжен- ных частиц имеет тенденцию сходиться (или фокусироваться) в вертикаль- ной плоскости, тогда как в горизонтальной плоскости он будет проявлять тенденцию к расхождению (дефокусировке). В соседней секции, в которой магнит имеет форму, показанную на фиг. 71, б, градиент магнитного поля имеет противоположное направление, увеличиваясь от внутренней к внеш- ней стороне камеры. Таким образом, в этом случае происходит дефокуси- ровка в вертикальной плоскости и одновременно фокусировка в горизон- тальной плоскости. Если такое чередование знака градиентов магнитного поля имеет место вдоль всей камеры, то в результате получится сильный фокусирующий эффект, т. е. заметное уменьшение отклонения пучка частиц от идеальной4' круговой траектории. Применение жесткой фокусировки в реальном синхротроне связано с рядом сложных теоретических и практических задач. Тем не менее надо надеяться, что эти трудности могут быть преодолены. В Брукхейвене была разработана конструкция ускорителя с жесткой фокусировкой, при помощи которого можно ускорять протоны до энергий 25—35 Бэе. Эта область энергий была выбрана потому, что можно было думать, что она явится наилучшим компромиссом между ценностью установки для научных целей и требуемыми затратами. В предполагаемой установке радиус круговой камеры должен равняться примерно 150 м. При помощи х) Тот же принцип был высказан в статье, напечатанной в 1950 г. в Афинах (Гре- ция) инженером-электриком Кристофилосом; бланк на патент был заполнен в США. Эта идея была сообщена в Лабораторию излучений в Беркли, но ученые, работающие там, не поняли в то время необычного математического хода рассуждений, поясняв- шего эту идею. 2) Центр круговой траектории частиц находится слева от секций магнита, изображенных на фиг. 71—Прим. ред.
284 Глава 9. Ускорение заряженных частиц жесткой фокусировки движение протонов должно быть ограничено обла- стью, имеющей ширину 5 см и высоту 2,5 см. Магнит весом менее 4000 т (т. е. по весу меньший, чем магнит Космотрона на 3 Бэе) будет разделен на 240 секций, длина каждой из которых равна 2 м. Между секциями магнита будут свободные от поля участки длиной от 0,6 до 3 м, в которых будут помещены ускоряющие элементы, корректирующие (магнитные) линзы и другое оборудование. Протоны будут инжектироваться из линей- ного ускорителя на 50 Мэв через правильные интервалы времени, так же как в обычном синхротроне. Однако переменное напряжение для ускоре- ния протонов будет подводиться в нескольких различных точках траекто- рии, а не в одной точке, как это имеет место в космотроне и других анало- гичных установках. Протонный синхротрон с жесткой фокусировкой на 25 Бэе, подобный Брукхейвенской установке, запроектирован независимо учеными Евро- пейской организации по ядерным исследованиям с участием одиннадцати стран. Он должен быть построен в лаборатории этой организации вблизи Женевы в Швейцарии, причем его завершение запланировано на 1960 г.1) Запроектированы также другие синхротроны с жесткой фокусировкой, хотя еще не совсем ясно, будут ли они построены или нет. Этот прин- цип применим и к другим заряженным частицам, помимо протонов, и дока- зана возможность его осуществления на электронном синхротроне. Время от времени предлагались различные идеи — иногда фантасти- ческие, иногда более реалистичные — для получения энергий, равных многим миллиардам электронвольт. Одна из практических возможностей решения этой задачи основана на использовании двух пучков ускоренных частиц, направленных навстречу друг другу. Было вычислено, что энер- гия, которую можно использовать для получения новых частиц при лобо- вом столкновении между двумя протонами с энергией 15 Бэе, эквивалент- на в случае протонов, падающих на неподвижную мишень, энергии 500 Бэе. Трудность реализации такого эффекта заключается в том, что ускорители частиц, например синхротроны, работают импульсами, вследствие чего токи заряженных частиц (ионные токи) очень малы (§16 настоящей главы). Следовательно, столкновения между частицами в двух таких встречных пучках будут происходить очень редко. Одно из возможных решений задачи получения больших ионных токов было разработано и испробовано в США членами объединенной организа- ции для исследований по ядерной физике высоких энергий, называемой Исследовательской ассоциацией университетов Среднего Запада. Эта новая идея получила название принципа жесткой фокусировки в постоянном магнитном поле2). Она отличается от принципа фокусировки в синхротро- не тем, что в этом случае используется постоянное магнитное поле, но при такой форме полюсных наконечников, при которой напряженность поля быстро увеличивается от внутренней к внешней стороне тороидальной камеры. Так как поле постоянно, то протоны могут впускаться в камеру непрерывно (или частыми последовательными импульсами), а не через большие интервалы времени, как это приходится делать при переменном магнитном поле (в синхротроне). Следовательно, оказывается возможным получать большие ионные токи. Вследствие большого градиента магнитно- го поля вошедшие в камеру протоны движутся по спирали от внутренней к внешней стороне широкой тороидальной камеры, приобретая энергию г) Этот ускоритель вступил в строй в начале 1960 г. — Прим. ред. 2) Идея использования жесткой фокусировки в постоянных полях была выска- зана рядом советских ученых (Коломенским, Петуновым и др.).— Прим. ред.
II. Ускорители частиц 285 при каждом обороте. При помощи принципа жесткой фокусировки можно добиться того, что протоны большой энергии будут «накапливаться» вблизи внешних стенок камеры, пока не образуются ионные токи заметной интенсивности. Пользуясь двумя такими токами от двух отдельных уско- рителей, направленными противоположно друг другу, можно увеличить число столкновений с очень большими энергиями настолько, чтобы получить интересные результаты. § 18. Ускорение тяжелых ионов Почти все исследования по ускорению заряженных частиц произво- дились с самыми легкими элементами, а именно с водородом или его изото- пами (дейтерием и тритием) и гелием. Однако за последние годы появился также большой интерес к ускорению ядер более тяжелых атомов, как, например, углерода, кислорода и азота (гл. 10, § 10). В 1940 г. Альварец сделал краткое сообщение о том, что при помощи 94-сантиметрового цикло- трона в Беркли удалось ускорить ионы углерода С+6 до энергии примерно 50 Мэв. Впоследствии также на 152-сантиметровом циклотроне были полу- чены ионы углерода более высоких энергий (примерно 120 Мэв); но толь- ко с 1950 г. ускорение тяжелых частиц начало вызывать более широкий интерес. Из уравнения (9.3) можно видеть, что при соответствующим образом подобранной частоте ускоряющего поля энергия, которую может приобре- сти в циклотроне заряженная частица данной массы, при заданной напря- женности магнитного поля возрастает с увеличением заряда частицы. Поэтому для ускорения тяжелых частиц желательно получать многозаряд- ные ионы, т. е. атомы, которые лишены всех (или почти всех) своих электро- нов. Этого трудно добиться непосредственно, но можно использовать то обстоятельство, что такие ионы в некоторых случаях могут возникать в циклотроне. Например, если циклотронная частота соответствует ионам N+6, то можно ускорить ионы N+2 до более низкой энергии при помощи так называемого метода «третьей гармоники», при котором частота враще- ния иона равна одной трети циклотронной частоты. Ускоренные ионы N+2 сталкиваются с другими ионами (или атомами) азота в камере циклотрона, в результате чего возникают полностью ионизованные ионы N+6. Эти ионы могут быть затем ускорены до высоких энергий. Недостаток метода гармоник, при помощи которого получаются мно- гозарядные ионы, заключается в том, что конечный ток в пучке очень слаб и распределение ионов по энергиям далеко от однородного. Хотя такие ионные токи полезны для некоторых целей, однако существуют экспери- менты, для которых необходимы значительно большие токи. Один из спо- собов получения больших токов заключается в следующем: используют самый эффективный источник ионов данного элемента, необязательно тех, которые обладают максимальным зарядом, и затем подбирают цикло- тронную частоту так, чтобы ускорить эти ионы до нужной энергии. Так, например, 160-сантиметровый циклотрон в Ок-Ридже был предназначен для ускорения ионов N+3 до энергий 25 Мэв. В этом случае источником ионов служила дуга в газообразном азоте, возбуждаемая электронами от нака- ленного вольфрамового катода. Такой источник дает пучок ионов N+3 до- вольно большой интенсивности.
Глава 10 ЯДЕРНЫЕ ПРЕВРАЩЕНИЯ И ИСКУССТВЕННАЯ РАДИОАКТИВНОСТЬ I. ТИПЫ ЯДЕРНЫХ РЕАКЦИЙ § 1. Исследования ядерных превращений До 1932 г., когда впервые было показано, что искусственно ускоренные' частицы могут принимать участие в ядерных реакциях, было известно около десяти ядерных превращений. Все эти превращения были типа (а, /?), причем бомбардирующей частицей во всех случаях являлась а-ча- стица, испускаемая естественным источником. Благодаря появившейся за последние годы возможности получения различных заряженных частиц, обладающих очень высокими энергиями, удалось обнаружить большое чи- сло различных ядерных реакций. В настоящее время идентифицировано несколько сот ядерных реакций, в которых участвуют практически все из- вестные элементы и, без сомнения, многие реакции еще будут открыты. Говоря о многочисленных исследованиях ядерных превращений, кажется естественным задать вопрос: какова их цель? На этот вопрос имеет- ся несколько ответов. Интересно, например, выяснить, как взаимодействуют между собой ядра, подобно тому как в химии путем экспериментов выяс- няется, как взаимодействуют между собой атомы. Кроме того, изучение процессов превращения дает сведения о строении ядер и ядерных силах, а также об энергетических состояниях устойчивых и неустойчивых ядер. Многие ядерные реакции привели к получению и идентификации неизве- стных ранее изотопов существующих в природе элементов. Эти изотопы почти всегда неустойчивы и обладают радиоактивными свойствами, кото- рые можно использовать (гл. 17) для решения многих проблем, имеющих большое теоретическое и практическое значение. Кроме того, при помощи ядерных превращений было получено большое число изотопов таких эле- ментов, которые в настоящее время не существуют на Земле. Одним из побочных продуктов исследования ядерных реакций было открытие нейтрона (гл. 2, § 30), и именно опыты с ядерными превращениями, происходящими под действием нейтронов, привели к совершенно неожидан- ному и поразительному результату, указавшему путь к получению атомной энергии. Успех, достигнутый в этом направлении, уже один мог бы оправ- дать всю ту работу, которая была проделана в области исследования ядер- ных превращений. § 2. Образование составного ядра При исследовании процессов ядерных превращений бомбардирующими частицами обычно являлись быстрые протоны, дейтроны и а-частицы, ускоренные при помощи того или иного устройства из числа тех, которые были описаны в предыдущей главе. Кроме того, во многих экспериментах
I. Типы ядерных реакций 287 бомбардирующими частицами служили нейтроны. Для получения ядерных превращений использовались также жесткие рентгеновские лучи и в мень- шей степени электроны. Более легкой частицей, испускаемой в процессе реакции, может являться протон, дейтрон, тритон1), а-частица, нейтрон или у~квант- большинстве исследованных случаев испускается только одна из этих частиц, однако известны также процессы, в которых испуска- ются две или более частицы. В некоторых ядерных реакциях испускают- ся двадцать или тридцать нуклонов (§ 12 настоящей главы). Если не учитывать некоторые специальные случаи, на которые будет указано ниже, то представляется вероятным, что в большинстве искусствен- но создаваемых ядерных превращений первым шагом является образование составного, или промежуточного ядра путем слияния падающей частицы с испытывающим удар ядром, которое обычно называется ядром-мишенью. Составное ядро всегда неустойчиво, так как оно обладает избыточной энер- гией, и затем, стремясь стать устойчивым, испускает одну, а иногда и более, частицу, обладающую большой энергией. Образование составного ядра в процессе превращения азота а-части- цами было обнаружено при исследованиях в камере Вильсона в 1925 г. (гл. 9, § 3). Тем не менее в течение примерно десяти лет после этого некото- рые ученые придерживались того мнения, что ядерное расщепление без захвата бомбардирующей частицы — явление совершенно обычное. Обще- принятая в настоящее время точка зрения, согласно которой состав- ное ядро является промежуточным звеном в большинстве ядерных ре- акций, утвердилась в результате экспериментов Харкинса и Ганса (США) в 1935 г. и теоретических исследований Бора в 1936 г. (§ 3 настоя- щей главы) Бомбардирующая частица, прежде чем соединиться с ядром-мишенью с образованием составного ядра, должна преодолеть или пройти через барьер, создаваемый электростатическими силами отталкивания. Как указано в гл. 9, § 5, при одинаковой величине энергии вероятность попасть в данное ядро для а-частицы гораздо меньше, чем для протона. Поэтому для того, чтобы вызывать ядерные превращения, а-частицы должны обла- дать большой энергией, в особенности в случае мишеней, имеющих высокие атомные номера и, следовательно, большие положительные заряды. Так как дейтрон с массой 2 и зарядом 1 занимает по своим свойствам промежу- точное положение между протоном иа-частицей, то на первый взгляд следу- ет ожидать, что он будет в целом менее эффективен, чем протон, но более эффективен, чем а-частица той же энергии. Однако было найдено, что дейтрон может вызывать некоторые ядерные превращения с образованием составных ядер при относительно низких энергиях. В гл. 11, § 1 мы увидим, что для расщепления дейтрона на протон и нейтрон требуется энергия примерно 2 Мэв, а присоединение этих отдельных частиц к ядру со средним или большим массовым числом означает увеличение энергии в среднем примерно на 8 Мэв на нуклон (гл. 12, § 2) или на 16 Мэв для нейтрона и протона. Следовательно, в результате соеди- нения дейтрона с ядром-мишенью система приобретает чистый выигрыш энергии, равный 14 Мэв. Это благоприятствует проникновению дейтрона через потенциальный барьер и последующему образованию составного ядра2). 1) См. примечание на стр. 294. 2) Имеется и другая причина, почему дейтроны являются эффективными бомбар- дирующими частицами для некоторых ядерных превращений (§ 6 настоящей главы).
288 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность Если бомбардирующей частицей является протон, то при захвате его ядром имеет место выигрыш энергии, равный 8 Мэв; если же бомбардирую- щей частицей является а-частица, то выигрыш энергии равен всего 4 Мэв. Это объясняется разностью между количеством энергии 28,2 Мэв, которое нужно затратить, чтобы разделить а-частицу на два протона и два нейтрона (гл. 4, §8), и количеством энергии, равным приблизительно 32 Мэв, которое получается при добавлении четырех нуклонов к ядру-мишени. Ввиду мень- шего выигрыша в энергии вероятность образования составных ядер, и, следовательно, вероятность ядерных превращений в том случае, когда бомбардирующими частицами служат протоны и а-частицы, меньше, чем в том случае, когда роль бомбардирующих частиц играют дейтроны с экви- валентной энергией. Поскольку нейтрон не имеет электрического заряда, в этом случае силы электростатического отталкивания отсутствуют и потенциального энергетического барьера, препятствующего попаданию нейтрона в ядро- мишень, практически не существует. В то же время имеет место выигрыш энергии, равный примерно 8 Мэв (если массовое число элемента-мишени не слишком мало и не слишком велико). Поэтому следует ожидать, что ядерные превращения, вызываемые нейтронами, должны возникать отно- сительно легко, что в действительности и наблюдается. Взаимодействие нейтронов с различными ядрами играет большую роль в решении проблем, связанных с использованием атомной энергии, о чем более подробно рас- сказано в следующей главе. § 3. Испускание частиц составным ядром После того как мы обсудили образование составного ядра, необходимо рассмотреть его последующее поведение. Согласно точке зрения, выска- занной Нильсом Бором (гл. 4, § 10) в 1936 г., когда частица входит в ядро атома, внесенная ею добавочная энергия очень быстро распределяется между нуклонами, образующими составное ядро1). Такое перераспределе- ние энергии происходит непрерывно, так что с течением времени один из нуклонов, или комбинация нуклонов в составном ядре приобретает достаточную энергию для того, чтобы вылететь из него, оставив, таким обра- зом, более устойчивое остаточное ядро. Поскольку речь идет о его распаде, составное ядро не отличается существенным образом от обычного радио- активного ядра, за исключением того, что первое имеет много меньшее время жизни. Вычисления показывают, что среднее время жизни составно- го ядра равно 10"14—10"12 сек, и хотя оно очень мало по отношению к изме- римым интервалам времени, оно в то же время очень велико по сравнению с тем временем (менее 10~21 сек), которое требуется протону, движущемуся со скоростью 109 см/сек, чтобы пройти через ядро диаметром 10"12 см. Таким образом, между нуклонами даже за 10"14 сек произойдет достаточно большое число столкновений, чтобы обеспечить условия, необходимые для перераспределения энергии. Так как барьер, создаваемый силами отталкивания, для нейтронов практически не существует, то эти частицы могут, вообще говоря, гораздо легче вылетать из составного ядра, чем протоны, дейтроны или а-частицы. Это особенно справедливо в том случае, когда ядро-мишень имеет высокий т) Более поздние исследования показывают, что входящая в ядро частица не во всех случаях очень быстро делит свою энергию с нуклонами (гл. 11, § 18), но эта модификация теории составного ядра Бора не влияет на приведенные здесь общие рас- суждения.
I, Типы ядерных реакций 289 атомный номер и, следовательно, большой положительный заряд; в этом случае потенциальный барьер, обусловленный электростатическими сила- ми, тоже очень высок, и вероятность того, что заряженные частицы смогут вылететь, очень мала. С другой стороны, если элемент, служащий мишенью, имеет малый атомный номер, то нейтроны часто сильнее связаны в составном ядре, чем протоны, и так как энергетический барьер для последних в этом случае не очень высок, то иногда происходит испускание протонов. Энер- гия, которую нужно затратить на образование а-частицы, равна всего 4 Мэв, т. е. равна энергии, которая выигрывается, когда такая а-частица входит в ядро; таким образом, имеется большая вероятность того, что составное ядро испустит а-частицу, если атомный номер, и следовательно энергети- ческий барьер, не слишком высок. Испускание дейтрона является, однако, редким событием, так как, кроме энергии, необходимой для того, чтобы проникнуть через потенциальный барьер, надо затратить около 14 Мэв на образование дейтрона как отдельного целого. Этот процесс может про- изойти только в тех случаях, когда бомбардирующая частица имеет доста- точную энергию, которую она передает составному ядру. В таких случаях при использовании частиц, ускоренных до больших скоростей, составное ядро может практически одновременно испустить два или более нук- лона. Кроме протонов, дейтронов и а-частиц, составные ядра испуска- ют иногда и другие положительно заряженные частицы, например ядра изотопа водорода Н3 и ядра изотопа гелия Не3. Для освобождения этих частиц требуется затрата относительно большого количества энергии, так что вероятность их вылета из составного ядра мала. При этом следует отме- тить, что хотя нельзя указать причины, почему не могут испускаться более тяжелые частицы, например Li6 и Li7, однако три положительных заряда, которые несут эти ядра, создают настолько большое электростати- ческое отталкивание, что вероятность проникновения этих частиц через барьер ничтожно мала1). Поэтому чаще происходят другие реакции, при которых испускаются частицы, имеющие малый заряд. Если энергия составного ядра, образующегося в результате захвата бомбардирующей частицы, недостаточна для испускания нуклона, то часть избыточной энергии (или вся эта энергия) может испускаться в виде у-из- лучения. Процессы такого рода называют радиационным захватом. Они часто имеют место, когда бомбардирующей частицей является нейтрон с малой энергией. Такие ядерные превращения, обозначаемые (п, у), играют очень важную роль, как будет показано в гл. 11. Следует рассмотреть и еще одну возможность, а именно, что составное ядро, подобно некоторым радиоактивным элементам, может стать устой- чивым, испустив электрон или даже позитрон. Однако если этот процесс вообще может иметь место, то он, во всяком случае, происходит очень редко, так как образование электрона требует превращения нейтрона в протон, электрон и нейтрино (гл. 7, § 8), а это превращение происходит медленно по сравнению с непосредственным испусканием частицы или даже у-кван- та. Процессы радиоактивного распада, сопровождаемые испусканием элек- трона или позитрона, происходят тогда, когда неустойчивое ядро не имеет достаточно избыточной энергии, для того чтобы нуклон мог совершенно отделиться от него. Такие неустойчивые ядра имеют относительно большие времена жизни по сравнению с временами жизни составных ядер. х) Имеются данные, позволяющие считать, что при некоторых сложных ядерных превращениях испускается неустойчивая частица Li8 (гл. 18, § 9). 19 с. Глесстон
290 Глава 10, Ядерные превращения и искусственная радиоактивность § 4. Общие свойства составного ядра Данное составное ядро может иногда образоваться двумя или более различными путями. Соединение а-частицы с ядром N14 * *, дейтрона с O1G и протона с О17 приводит, например, к образованию одного и того же состав- ного ядра — возбужденного состояния неустойчивого изотопа фтора: 7№4+2Не4—> 8Oie + 1№-^ |[9F18]. 8O1V + 1H1^ J Массовое число этого составного ядра равно 18, так как оно в каждом случае представляет собой сумму массовых чисел ядра-мишени и бомбардирую- щей частицы,— а его полный заряд равен 9, т. е. атомному номеру фтора. Можно считать (хотя, возможно, строго говоря, это и не верно), что последующее поведение образовавшегося составного ядра, в частно- сти по отношению к испускаемым этим ядром частицам, зависит только от его энергии, а не от того, каким путем оно образовалось. Вообще говоря, данное составное ядро может распадаться несколькими различными спо- собами, причем тот способ, который является доминирующим, зависит от полного количества энергии, приобретаемого этим ядром. При столкно- вении составного ядра с быстрой частицей эта энергия складывается из кинетической энергии бомбардирующей частицы и того выигрыша в энер- гии, который обусловлен слиянием этой частицы с ядром-мишенью. Инте- ресным примером может служить неустойчивое составное ядро [30Zn65], которое может образоваться при взаимодействии дейтрона гН2 с ядром атома меди с массовым числом 63, т. е. 29Си63. Это составное ядро может распадаться различными путями, причем их относительные вероятности зависят от приобретаемой энергии: Г 1) 30Zn65 + Y, [з<А65] 2) 30Zne4 + оп\ 3) -^4) 30Zn6®+20n\ 5) 28Ni« + 2He\ 6) 29Cu62 +-Д3, 7) 29Cu^+1№. По указанным выше причинам последние четыре процесса имеют малую вероятность, хотя реакция (4) наблюдается довольно часто, когда бомбар- дирующая частица обладает большой энергией. Как нетрудно убедиться,- процесс (7) обратен процессу, в результате которого, согласно предпо- ложению, образуется составное ядро. В действительности обратимы все указанные здесь процессы, так что одно и то же составное ядро может с тео- ретической точки зрения образоваться посредством реакции, обратной любой из перечисленных выше реакций1)..Среди продуктов этих реакций г) Следовательно, существует семь различных путей образования одного и того же составного ядра [30 Zn65] и шесть способов, которыми оно может распасться, не считая процесс, обратный процессу образования в каждом случае. Таким образом, данная выше формулировка включает 42 различные возможные ядерные реакции. Однако образование Zn?5 путем одновременного захвата двух нейтронов Zn63, т. е. процесс, обратный процессу (4)практически можно считать исключенным.
I, Типы ядерных реакций 291 устойчивыми веществами являются лишь Zn64 и Ni61. Было показано, что при взаимодействии Zn64 с нейтроном, т. е. при обращении реакции (2), удается получить [3oZn65.] Без сомнения при бомбардировке а-частицами достаточно большой энергии можно получить реакцию, обратную реакции (5), а также другие обратные реакции, если пользоваться соответствующи- ми мишенями. При взаимодействии дейтрона сравнительно небольшой энергии с ядром Си63 преобладает процесс (3), в котором испускается протон (по причине, о которой сказано в § 6). Однако этот процесс перестает играть такую большую роль в области более высоких энергий, в которой одновре- менно имеют место реакции (3) и (4). Следует отметить, что при соответст- вующих энергиях различные ядерные реакции могут происходить одновре- менно, хотя один из процессов часто преобладает при низких энергиях, а другой — при более высоких. Поэтому метод образования составного ядра имеет косвенное влияние на природу последующего процесса. Например, когда [30Zn65] образуется из Zn64 и нейтрона малой энергии путем процес- са, обратного процессу (2), то единственная реакция, которая может иметь место с некоторой вероятностью, это процесс радиационного захвата (1); при этом относительно небольшое количество энергии возбуждения испу- скается в виде у-кванта. Энергия полученного таким путем составного ядра [30Zn65] недостаточна для того, чтобы могла произойти какая-либо другая' из указанных выше реакций. Если в качестве бомбардирующих частиц пользоваться нейтронами большой энергии вместо нейтронов малой энергии, то могут происходить и некоторые другие реакции. По-видимо- му, в тех случаях, когда составное ядро имеет достаточно большую энер- гию для того, чтобы могло произойти испускание частицы, вероятность испускания у-кванта чрезвычайно мала. § 5. Ядерные превращения под действием протонов В предыдущих параграфах обсуждались общие принципы, лежащие в основе таких процессов превращения, при которых в качестве промежу- точной стадии образуется составное ядро. В этом и в следующем парагра- фах рассказывается о некоторых частных случаях ядерных реакций под действием различных бомбардирующих частиц и освещаются некоторые другие связанные с этим вопросы. Когда бомбардирующими частицами служат протоны, для некоторых легких элементов наблюдаются процессы радиационного захвата, т. е« процессы типа (/?, у), например Этот процесс можно записать также в следующем виде: А127 (/?, у) Si28. Продуктом реакции будет ядро с атомным номером и массовым числом, превосходящими на единицу атомный номер и массовое число ядра-мишени. Другими примерами такого же рода являются реакции Li7 (/?, у) Be8, №4(/>, у)О15, F19(/>, y)Ne20 и Сг50(/?, у)Мп51. Бомбардировка лития прото- нами использовалась для экспериментальных целей’как источник у-излу- чения большой энергии (17 Мэв). Как можно было ожидать, вероятность реакции типа (р, п) оказывает- ся относительно высокой, если протон имеет достаточную энергию, чтобы проникнуть через энергетический барьер и образовать составное ядро. Такой реакцией является, например, следующая: 11Na23 + 1№->12Mg23 + 0nS 19*
292 Глава 10, Ядерные превращения и искусственная радиоактивность где вылетающий нейтрон обозначается как поскольку он не несет заряда и имеет массу, равную примерно одной атомной единице массы. Получающееся в результате ядро имеет, как мы видим, такую же массу, как ядро-мишень, но его атомный номер на единицу выше. Известно не- сколько реакций (р, п), хотя в случае более легких элементов они наблю- даются чаще, чем в случае более тяжелых, так как для того, чтобы про- никнуть в ядра последних, необходимы протоны более высоких энергий. Следует упомянуть, что под действием быстрых протонов наблюдались реакции типа (р, 2п) и (/?, рп). Из результатов, полученных с другими бы- стрыми частицами с энергией в интервале нескольких сот миллионов электронвольт, следует с несомненностью, что протоны могут вызывать реакции, при которых испускается три, четыре и даже более частиц. Ядерные процессы типа (/>, а) и (/?, й), при которых испускаются а-частица и дейтрон соответственно, сравнительно редки вследствие малой вероятности проникновения через относительно высокие энергетические барьеры. Испускание а-частицы более вероятно, чем испускание дейтрона, вследствие ее большой энергии связи (гл. 4, § 8). Однако, если не пользо- ваться протонами больших энергий, следует ожидать, что реакция (/?, а) будет иметь место лишь для элементов-мишеней с низким атомным номе- ром, для которых электростатическое отталкивание не слишком велико. Первым процессом превращения, полученным с участием искусственно ускоренных частиц (гл .9, § 6), был процесс (/?, а), а именно Li7(/>, а) Не4; другим примером является реакция 7Ni4 + 1H^6G11 + 2He4. Одним из редких случаев реакции (/?, d) является реакция 4Ве9 + 1Н1-»4Ве8 + 1Н2; однако в этом случае, вероятно, имеются особые обстоятельства, благо- приятствующие испусканию дейтрона. Наблюдалось несколько случаев реакций типа (р, р), в которых протон является и бомбардирующей, и испускаемой частицей. Получающееся в результате этого процесса ядро должно иметь то же массовое число и тот же атомный номер, что и ядро-мишень. Единственным различием между ядром-мишенью и ядром, образующимся в результате реакции, является то, что последнее находится на более высоком энергетическом уровне, чем первое (на возбужденном уровне), причем бомбардирующий протон лишается некоторой части своей энергии, прежде чем он (или другой протон) будет испущен. Примером такого рода реакции, представляющей собой один из случаев более общего явления, называемого ядерным возбуждени- ем, может служить реакция 1п115 + 1Н1-^1п115* + 1Н1, где звездочкой обозначено возбужденное состояние ядра In115. Возбужден- ное ядро вскоре теряет свою избыточную энергию в виде уизлучения; таким образом, In115* —> In115 + у. Такие процессы можно записать в виде (/?, /?') или (/?, ру), где символ р' -означает испускание протона, энергия которого отлична от энергии бом- бардирующего протона. Существуют два способа появления возбужденного ярра в результате твзаимодействия с протоном (или другой положительно заряженной части-
I. Типы ядерных реакций 293 цей) большой энергии. Один из них заключается в захвате частицы с обра- зованием на первой стадии составного ядра. Затем через очень малый про- межуток времени испускается такая же частица, но с энергией меньшей, чем у бомбардирующей частицы. Кинетическая энергия, потерянная частицей, обращается в энергию возбуждения (потенциальную энергию) ядра-мишени. Процесс такого рода называется неупругим рассеянием1). Если бомбардирующей частицей является протон высокой энергии, то испускание нейтрона из составного ядра, т. е. реакция (р, п), будет более вероятным, чем описанный выше процесс. В этом случае может сыграть роль другой способ ядерного возбуждения. Электростатическое (или куло- новское) взаимодействие между положительными зарядами протона или другой заряженной частицы и ядра-мишени (гл. 4, § 4) при близком столк- новении может вызвать перенос энергии от первого к последнему без обра- зования составного ядра. Количество энергии, приобретенное ядром таким путем, может оказаться достаточным для возникновения возбужден- ного состояния; такое взаимодействие называется кулоновским (или элек- тростатическим) возбуждением. § 6. Ядерные превращения под действием дейтронов В § 2 настоящей главы мы видели, что по отношению к ядерным превра- щениям дейтрон является особенно эффективной бомбардирующей части- цей, так как для того, чтобы разделить его на нейтрон и протон, нужно затратить относительно небольшое количество энергии, а именно около 2 Мэв. Такая малая энергия связи нуклонов, входящих в состав дейтрона, облегчает ядерные превращения еще и по другой причине. В ходе исследо- ваний реакций типа (с?, р), возникающих под действием бомбардировки различных элементов дейтронами, ускоренными в циклотроне, Лоуренс, Мак-Миллан и Торнтон в 1935 г. заметили, что эффективность процессов увеличивается при увеличении энергии бомбардирующей частицы2) значительно быстрее, чем следовало ожидать согласно квантовомеханиче- ской теории прохождения дейтрона через потенциальный барьер (гл. 9, § 5). Объяснение этого явления было немедленно предложено американ- ским физиком-теоретиком Оппенгеймером, который совместно с Филип- сом получил некоторые теоретические следствия, оказавшиеся в полном согласии с экспериментом. Согласно теории Оппенгеймера — Филипса, дейтрон ведет себя как относительно свободная комбинация нейтрона и протона, так как энергия связи сравнительно мала. Когда дейтрон приближается к ядру, электростатическое отталкивание положительных зарядов стремится отбросить протон, тогда как на нейтрон оно не действует. Если энергия бомбардирующего дейтрона больше энергии связи нейтро- на и протона, т. е. больше 2 Мэв, то протон может оторваться и оттолкнуть- ся, тогда как нейтрон попадет в ядро-мишень, так как практически не суще- ствует барьера, который мог бы этому помешать. Можно считать, что про- цесс типа Оппенгеймера — Филипса происходит как бы двумя стадиями: первая стадия — расщепление дейтрона на протон и нейтрон й вторая — реакция между нейтроном и ядром-мишенью. Энергия получающегося составного ядра обычно недостаточна для испускания частицы, но так г) В противоположность этому упругим рассеянием называется столкновение, при котором кинетическая энергия переносится от бомбардирующей частицы к ядру- мишени, однако последнее не переходит в возбужденное состояние. 2) Изменение эффективности, или выхода ядерной реакции в зависимости от энер- гии бомбардирующей частицы, называется функцией возбуждения данного процесса-
294 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность как оно находится в возбужденном состоянии, то будет испускать свою избыточную энергию в виде уизлУчения- Ядерные реакции типа (rf, /?) представляют собой обычное явление, так как они наблюдались почти для всех элементов. В случае дейтронов малых энергий механизм, по-видимому, такой, как мы только что описали. Однако при больших энергиях, так же как и при большинстве других ядерных превращений, образуется составное ядро, которое в дальнейшем испускает протон. Конечный результат разумеется, такой же, как в случае процесса Оппенгеймера — Филипса. Ниже приведены примеры ядерных превращений типа(й, /?), в которых участвуют элементы с низким, средним и высоким атомными весами. Конечный продукт всегда представляет собой изотоп элемента мишени с массовым числом на одну единицу выше: 3LP + 1HS-»sLi8 + 1H\ 48CdU4+1H2->48Cd115 + 1HI, Следует обратить внимание на последнюю из этих реакций, продуктом которой является изотоп висмута с массовым числом 210 и атомным номе- ром 83. Из таблицы, приведенной в гл. 5, § 14, и фиг. 49, мы видим, что такое массовое число и такой атомный номер имеет естественный радиоак- тивный элемент, известный под названием радий Е. При бомбардировке обычного висмута ускоренными дейтронами действительно получается продукт, идентичный радию Е. Он испускает р-частицы и имеет период полураспада 5,0 дней. Другая реакция типа (d, /?), представляющая особый интерес, была открыта Резерфордом совместно с Олифантом и Хартеком в 1934 г. при бомбардировке дейтронами дейтерия в виде твердого соединения. В этом процессе имеет место взаимодействие ускоренного дейтрона с неподвиж- ным дейтроном, в результате которого испускается протон, а конечное ядро представляет собой третий изотоп водорода с массовым числом 3. Таким образом, реакция записывается следующим образом: где -Ji3— новый изотоп, который был назван тритием1). Из аддитивности индексов, указывающих ядерные заряды, или атомные номера, следует, что продукт реакции — тритий— имеет атомный номер, равный единице, и, следовательно, является изотопом водорода. Атомный вес определялся по известным атомным весам изотопов дейтерия и водорода, а энергия реакции Q определялась по энергии бомбардирующего протона и по пробегам получающихся в результате реакции частиц. Значение Q. равно +4,03 Мэв, что эквивалентно +0,00433 единицы массы. Принимая атом- ные веса дейтерия и водорода равными 2,01474 и 1,00814 соответственно, получаем методом, описанным в гл. 9, § 8, что атомный вес трития равен (2x2,01474)—(1,00814+0,00433)=3,01701. Ниже мы увидим, что тритий неустойчив и не существует в естественных условиях; следовательно, он может быть получен лишь путем ядерного превращения. С ядерными превращениями с испусканием протона, вызываемыми дейтронами средних энергий, конкурируют реакции типа (d, п), при кото- рых дейтрон входит в ядро-мишень, а из получающегося в результате х) От греческого «тритос» (третий) по аналогии с дейтерием от «деутерос» (вто- рой). Атом трития иногда обозначают символом Т, а ядро, называемое тритоном, обозначается символом t.
I. Типы ядерных реакций 295 промежуточного ядра испускается затем нейтрон. Наблюдалось много превращений такого типа; в некоторых случаях, особенно при элементах- мишенях с низким атомным весом, например бериллии, вероятность испу- скания нейтронов очень велика, и поэтому такие реакции дают интенсивные источники нейтронов для экспериментальных целей. Среди реакций типа (d, п) существуют, например, следующие реакции: 3Li6 + 1H2->4Be7 + 0n1, 52Те130 + 1Н2 ->63J131 + saBP^-hiH^Po^ + o^. В каждом случае и массовое число, и атомный номер продукта реакции на единицу выше соответствующих значений для элемента-мишени. В третьей реакции продукт реакции имеет массовое число и атомный номер суще- ствующего в естественных условиях полония, или радия F; его идентич- ность с последним была доказана путем исследования радиоактивности, наблюдаемой после бомбардировки висмута дейтронами. Радий Е, возни- кающий в результате реакции (d, р), как говорилось выше, и радий F, появляющийся при реакции (rf, п), при средних энергиях дейтронов (от 7 до 10 Мэв) получаются одновременно. Взаимодействие дейтронов с дейтронами сопровождается, кроме воз- никновения трития, образованием изотопа гелия с массой 3 в результате реакции 1Н2 + 1Н2->2Не3 + 0п\ представляющей собой реакцию типа (d, п). Этот изотоп гелия присутст- вует в очень малых количествах в обычном газообразном гелии. Исходя из изменения энергии Q в реакции Н2(<7, п)Не3 и из известных масс нейтро- на и атома дейтерия, было найдено, что атомный вес Не3 равен 3,01699. Следует также упомянуть об аналогичной реакции (d, п) между ускорен- ными дейтронами и тритием, т. е. H3(rf, п)Не4. Этот процесс представляет интерес с точки зрения получения нейтронов, имеющих энергию свыше 44 Мэв (гл. И, § 14). Если бомбардирующие дейтроны имеют большие энергии, порядка 10 Мэв и больше, то из составного ядра испускаются два нейтрона, кото- рые затем принимают участие в реакциях типа (d, 2п) с элементами-мише- нями со средними значениями массовых чисел; таким образом, будут про- исходить реакции 2GFe56 + 1H2—> 27Со56 + 20п\ 52Те130 +-JI2 —> 53J130 + 20nC При еще более высоких энергиях, таких, например, какие были получены на 4,7-метровом циклотроне (гл. 9, § 13), наблюдались реакции типа (d, Зп), а также другие, еще более сложные. Вопрос о расщеплении ядер частицами очень больших энергий рассмотрен в § 12 настоящей главы. Реакции типа (<7, а) наблюдаются только при бомбардировке элементов с малым атомным номером дейтронами большой энергии, так как при вылете а-частиц потенциальный барьер очень высок и его высота возра- стает с увеличением атомного номера ядра-мишени. Одним из примеров такой реакции может служить реакция 20Са« + 1Н2 -> 19К38 + 2Не4, а также реакции Li6 (й, а) Не4, Ne20 (d, а) F18, Mg26 (d ,а) Na24 и Ni60 (с?, а) Со58.
296 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность Известно несколько примеров процессов, аналогичных реакциям ти- па (с?, t), где через t обозначен тритий, т. е. Н3, или Т (третий изотоп водоро- да), хотя они так же маловероятны, как и реакции (р, d), о которых гово- рилось выше. Особый интерес представляет реакция 4Be9 + iH2 -> 4Ве8 + 1Н3, или сокращенно Ве9(с/, Z)Be8. Бомбардировка бериллия дейтронами с энер- гией 10 Мэв применяется в качестве источника ядер трития большой энер- гии (§ 9 настоящей главы). Реакции радиационного захвата (d, у) встречаются редко, вероят- но, вследствие того, что при попадании дейтрона в ядро получается значи- тельный выигрыш в энергии. Энергия возбуждения составного ядра так велика, что оно может очень быстро испустить нейтрон или протон. Если вошедший в ядро дейтрон обладает достаточно большой энергией, то имеет- ся некоторая вероятность обратного вылета дейтрона из ядра-мишени, которое при этом остается в возбужденном состоянии. Такой процесс неуп- ругого рассеяния сопровождается затем испусканием возбужденным ядром излучения. Так же, как в случае протонов, возбужденные ядра могут создаваться и под действием дейтронов вследствие кулоновского взаимо- действия (§ 5 настоящей главы). § 7. Ядерные превращения под действием а-частиц Следует напомнить (гл. 9, § 2), что Резерфорд в 1919 г. впервые наблю- дал расщепление атома азота в результате взаимодействия с а-частицами, испускаемыми радиоактивными источниками. Обнаруженная им ядерная реакция была реакцией типа (а, /?), которая часто наблюдается для элемен- тов с низким атомным номером. С увеличением последнего потенциальный барьер, препятствующий попаданию а-частиц в ядро и испусканию прото- на, становится все выше и вероятность реакции (а, р) уменьшается. Хотя Резерфорд не мог наблюдать ее для элементов с атомным номером выше атомного номера калия, в настоящее время, пользуясь искусственно уско- ренными а-частицами (ионами гелия), можно получить эту реакцию и для ядер с большими атомными номерами. До 1932 г. не было известно, что реакция (а, п), которая привела к открытию нейтрона (гл. 2, § 30), часто происходит одновременно с реак- цией (а, р). Большое значение имеет следующий случай реакции (а, п): 4Ве9 + 2Не4 6С^ + 0^. Такой реакцией можно пользоваться в качестве лабораторного источника нейтронов; при этом а-частицы, обладающие достаточно большой энерги- ей, получаются из радона (эманации радия), т. е. из радия или из полония. Реакции (а, п) под действием быстрых а-частиц наблюдались и с более тяже- лыми элементами, включая уран, а также с искусственными элементами нептунием и плутонием (гл. 16). Если энергия а-частицы достаточно велика, чтобы она могла проник- нуть в ядро, обладающее большим зарядом, то имеют место также и другие реакции, например (а, 2п), (а, пр), (а, Зп), (а, 4п) и (а, Зпр), в которых испускаются два или более нуклона. О ядерных процессах, происходящих под действием а-частиц очень большой энергии, говорится в § 12 настоящей главы и в гл. 16.
I. Типы ядерных реакций 297 Альфа-частицы могут вызывать реакции возбуждения ядер в резуль- тате неупругого рассеяния, при котором а-частица большой энергии снача- ла захватывается ядром и затем вылетает обратно с меньшей энергией. Альфа-частицы, так же как протоны и дейтроны, могут вызывать возбуж- дение ядер путем кулоновского взаимодействия. В каждом таком случае возбужденное ядро избавляется в конце концов от избыточной энергии путем испускания у-излучения. § 8. Ядерные превращения под действием нейтронов Получение нейтронов различных энергий и их свойства описаны более подробно в гл. 11, поэтому здесь мы дадим лишь краткое описание ядерных реакций, вызываемых нейтронами. В этом случае наиболее распространенным процессом является радиационный захват (п, у), при котором нейтрон захватывается ядром-мишенью и образующееся в резуль- тате составное ядро отдает затем свою избыточную энергию в виде у-излу- чения (§ 3 настоящей главы). Особенно эффективны в отношении реакции (тг, у) нейтроны относительно малой энергии, часто называемые медленными нейтронами. Примером реакции (п, у) может служить превращение 29Си6з + о?г1 29Cum + Y. Радиационный захват медленных нейтронов может происходить практиче- ски для всех элементов, кроме нескольких самых легких. Конечный продукт реакции захвата всегда представляет собой изотоп элемента-мишени, но его массовое число на одну единицу выше. Под действием быстрых нейтронов, т. е. нейтронов, обладающих большими энергиями, часто происходит реакция типа (тг, /?); при этом, для того чтобы протон мог вылететь из составного ядра, необходима дополни- тельная энергия. Такими реакциями являются N14(n, /?)С14 и С135(тг, /?)S35. Конечное ядро имеет, таким образом, ту же самую массу, что и исходное, но его атомный номер на единицу меньше атомного номера ядра-мишени. Для элементов с атомным номером около 40 или меньше, а в некоторых случаях и при более высоких атомных номерах, наблюдаются реакции (п, а); примерами таких реакций могут служить F19(n, a)N16 и Zn68(n, a)Ni65. Если энергия нейтрона больше 8 Мэв, то становятся возможными процессы типа (п, 2п), например С12(п, 2п)С1Х и Hg198(n, 2n)Hg197. Конечный продукт в этом случае является изотопом элемента мишени, как и в реакциях (п, у), но его массовое число на единицу меньше, чем у исходного ядра. Реакции типа (тг, d) наблюдаются только под действием нейтронов очень больших энергий (гл. 11, § 9), так как для удаления дейтрона требуется энергия, равная по крайней мере 14 Мэв, Нейтроны не имеют электрического заряда, и поэтому они не могут вызывать возбуждения ядер путем электростатического взаимодействия, как протоны и другие заряженные частицы. Однако нейтроны, обладающие достаточной энергией, могут создавать возбужденные ядра в результате реакций неупругого рассеяния. Составное ядро, образовавшееся при захва- те быстрого нейтрона ядром-мишенью, испускает нейтрон, имеющий мень- шую энергию и в результате остается первоначальное ядро, находящееся в возбужденном состоянии. Избыточная энергия освобождается затем в ви- де у-излучения. Рассеяние нейтронов, как неупругое, так и упругое, явля- ется весьма важным вопросом, и мы вернемся к его рассмотрению в гл. 11.
298 Глава 10, Ядерные превращения и искусственная радиоактивность § 9. Ядерные преврагцения под действием частиц с массой 3 После того как появилась возможность получения заметных количеств трития (§ 6 настоящей главы и гл. 11, § 9), т. е. изотопа водорода с массо- вым числом 3, и Не3— изотопа гелия с тем же массовым числом, были вы- полнены некоторые исследования, в которых эти ядра играли роль бомбар- дирующих частиц. Эти работы велись в сравнительно небольших масштабах, так как их проведению препятствовали такие факторы, как радиоактив- ность трития и трудности с получением больших количеств трития и Не3. В основных чертах результаты, полученные при бомбардировке различ- ных элементов ионами Н3 и Не3, не отличаются от соответствующих резуль- татов, полученных в том случае, когда использовались другие изотопы водорода и гелия. Первые исследования с ускоренными тритонами, т. е. ионами трития, были произведены в 1943 г. Бейкером, Холлоуеем, Кингом и Шрейбером .в связи с работами военного времени в Университете в Пурдью. Эти экспе- рименты, проводившиеся с газом, содержащим лишь очень малую долю трития, носили предварительный характер и были в основном посвящены изучению реакций, в которых участвовали легкие элементы. В 1948 г. Пул и Кунду в США воспользовались тритонами больших энергий, полу- чаемыми при воздействии дейтронов с энергией 10 Мэв на бериллий (§ 6 настоящей главы), для бомбардировки некоторых более тяжелых ядер, например Со59 и Rh103. При этом наблюдались реакции типа (t, р), на- пример 27Со^9 + 1Н3->27Со6х + 1Н1. Среди других ядерных реакций с участием ускоренных тритонов следует упомянуть реакцию Н2(£, ?г)Не4, которая подобна реакции между ускорен- ными дейтронами и тритием, реакцию (£, с?) с Li6, а именно Li6(£, cZ)Li7, и реакцию типа (£, Не3), а именно Ag109(£, He3)Pd109. В 1939 г. Альварец и Корног, пользуясь циклотроном в Беркли для электромагнитного разделения изотопов (гл. 9, § 12), показали, что изотоп гелий-3 присутствует в очень малом количестве в обычном гелии. В этих экспериментах они получили доказательство существования реакции Si28(He3, /?)Р30. Процесс подобного же типа, а именно Н2(Не3, /?)Не4, изучался в 1943 г. упомянутой выше группой в Пурдью, причем для бом- бардировки дейтерия применялись ускоренные ионы Не3. Позже наблю- дались и другие реакции (Не3, р), например Н3(Не3, /?)Не5 и Не3(Не3, /?)Li5. В реакциях С12(Не3, а)С1Х и N14(Ne3, a)N13 и бомбардирующая и испускае- мая частицы представляют собой изотопы гелия; таким образом, конечные продукты являются изотопами ядер-мишеней с массой на единицу меньшей. Представляют интерес также процессы Не3(Не3, 2/?)Не4 и С12(Не3, c?)N13, которые могут происходить наряду с реакциями, о которых говорилось •выше. § 10. Ядерные превращения под действием тяжелых ионов Начиная с 1950 г., когда группа исследователей Лаборатории излуче- ний Калифорнийского университета показала, что ускоренные ионы угле- рода вызывают реакции А127(С12, атг)С134 и Au197(C12, 4n)At205, стал возра- стать интерес к ядерным превращениям под действием относительно тяже- лых ионов, например ионов лития, углерода, кислорода и азота. Большая часть реакций, наблюдаемых при бомбардировке тяжелыми ионами, разде-
I. Типы ядерных реакций 299 ляется на два больших класса. К первому классу относятся реакции, при которых, по-видимому, происходит простой перенос нуклона (или нукло- нов) от одного ядра к другому. Так, например, при бомбардировке азота ядрами азота с большой энергией происходят реакции 7N14 + 7N14 7N13 + 7N15 и 7№4 + 7N14-> 6С13 + 8О15. В первой реакции от одного, ядра азота к другому переносится нейтрон, а во втором — протон. В ^реакции 7N14 + 6B10 -» 7N13 + 6Bn, которая до некоторой степени аналогична двум предыдущим, нейтрон так- же переходит от одного ядра к другому. В реакциях второго класса в результате бомбардировки ядра-мишени ускоренным тяжелым ионом испускается несколько нуклонов (или дру- гих частиц). Хотя здесь мы объединяем все такие процессы в один общий класс, однако в действительности они, по-видимому, распадаются на несколько различных типов; некоторые из них будут здесь описаны. Взаимо- действие ионов азота 7N14 с энергией 26 Мэв с ядром, имеющим среднее массовое число, например с ядром алюминия 13А127, приводит к возникно- вению различных конечных продуктов 0T14Si31 до 19К38, т. е. к реакциям от 13А127 + 7N14 -> + 22Не4 + 14Si31 ДО 13А127 + 7N14 + 20ni + 19К38. Имеется некоторое сомнение в том, образуется ли в ходе этих реакций одно составное ядро. Было высказано предположение, что вследствие сильного электростатического взаимодействия между ионом азота и ядром- мишенью, первый расщепляется на два или три иона гелия (а-частицы) и на некоторое нечетное число нуклонов. Таким образом, о мишень уда- ряется не одна бомбардирующая частица, а группа частиц. При захвате различного числа этих бомбардирующих частиц ядром-мишенью могут образоваться различные составные ядра, дающие в результате несколько различных конечных продуктов. Для тяжелых ядер могут иметь место также реакции иного типа, принадлежащие к тому же общему классу. Первой стадией таких реакций является слияние бомбардирующей частицы с ядром-мишенью с образо- ванием составного ядра, которое затем испускает несколько (обычно от четырех до шести) нейтронов. Реакции такого типа представляют особый интерес, потому что, если использовать в качестве мишени, например, уран, то можно получить ядра с более высоким атомным номером, которые не существуют в природе. Минимальная энергия бомбардирующей части- цы, необходимая для того, чтобы преодолеть электростатическое отталки- вание ядра урана (или подобного ему ядра), равна примерно 100 Мэв, однако желательно пользоваться еще более высокими энергиями. Приве- дем здесь три наиболее типичных примера таких реакций: 92U238 + 6G12 -> 6п + 98244, 92U238 + 7N14 -> 6п + 99246, 92U238 + 8О16 -> in + 100250.
300 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность Здесь конечные продукты обозначены соответствующими атомными номе- рами, т. е. 98, 99 и 100. Такие реакции привлекают всеобщее внимание в связи с надеждой на получение новых элементов с еще большими атом- ными номерами (подробнее см. гл. 16). Образующиеся при этом составные ядра очень неустойчивы и имеется значительная вероятность того, что они распадутся в процессе деления на два (или несколько) более легких ядра (§ 12 настоящей главы). Таким образом, выход новых тяжелых ядер- относительно мал, и для того, чтобы получить заметные количества желае- мых продуктов, необходимы большие ионные токи (гл. 9, § 18). Захват ионов, обладающих достаточно большой энергией, может привести к значительному разрушению ядра-мишени. Такие реакции можно наблюдать по образованию «звезд» в ядерных эмульсиях (гл. 18, § 9). Одно из ядер эмульсии, вероятно ядро атома серебра или брома, захва- тывает бомбардирующий ион, и получающееся в результате ядро распа- дается на несколько частиц, каждая из которых дает трек, подобный лучу звезды. Так, например, захват иона углерода с энергией 750 Мэв приводит к образованию звезды с девятью лучами. По виду треков можно заключить, что две из испускаемых частиц представляют собой протоны, две — а-части- цы и одна является, вероятно, ионом лития; другие частицы не иден- тифицированы. § 11. Ядерные преврагцения под действием излучения и под действием электронов В 1934 г., пользуясь у-излучением от тория С с энергией 2,62 Мэв, Чадвик и Голдхабер (Англия) обнаружили, что ядро дейтерия может распадаться на нейтрон и протон: Так как энергия связи нейтрона и протона немного больше 2 Мэв, то у-квант от тория С обладает достаточной энергией для расщепления ядра дейтерия. Энергия связи нейтрона в бериллии (массовое число 9) также мала и то же самое у-излучение может вызывать реакцию (у, п) 4Ве^ + у —» 4Ве8 + 0тг1. Реакции такого типа, вызываемые у-излучениями больших энергий, назы- ваются фоторасщеплением1), или ядерным фотоэффектом, причем пристав- ка фото означает свет, или излучение, в самом общем смысле слова. Для всех элементов, кроме самых легких, энергия, требующаяся для удаления нейтрона из атомного ядра, равна примерно 8 Мэв, поэтому легко понять, почему у-излучение от тория С не может вызвать никаких дру- гих превращений, кроме двух указанных выше. Однако, если пользоваться излучениями с энергией 17 Мэв, возникающими при бомбардировке лития протонами, то некоторые более тяжелые ядра также будут испытывать фотопревращения типа (у, п). В нескольких случаях, когда энергия недо- статочно велика, чтобы вызвать действительное превращение, наблюдает- ся возбуждение ядер; такие процессы можно описать как процессы типа (у, у')- К числу изотопов, полученных таким образом в возбужденных состояниях со средним временем жизни, относятся Кг83, Sr87, Cb93 и Hg199. При падении пучка электронов от бетатрона (гл. 9, § 14) или синхро- трона (гл. 9, § 15) на вольфрамовую мишень получались рентгеновские лучи с энергией от 20 до 330 Мэв, которые затем использовались для раз- г) Возможно, правильнее было бы пользоваться термином фотопревращение.
1. Типы ядерных реакций 301 личных ядерных процессов. При низких энергиях обычно происходят реакции типа (у, п) и (у, р)1), однако при более высоких энергиях наблю- дались процессы (у, пр), (у, 2п), (у, п2р), (у, а), а также другие процессы с испусканием двух, трех или более частиц. При взаимодействии рентге- новских лучей большой энергии с кислородом-16 одним из образующихся продуктов, по-видимому, является углерод-11; отсюда следует, что проис- ходит реакция О16(у, Згг2р)С1Х, при которой испускаются пять нуклонов. Сообщалось также о расщеплении кислорода на четыре а-частицы. Подоб- ным же образом у-лучи с энергией 25 Мэв могут расщеплять ядро углеро- ца-12 на три а-частицы. При взаимодействии у-лучей или рентгеновских лучей с веществом некоторая доля энергии поглощенного излучения (а иногда и вся энергия фотона) передается ядру-мишени, которое вследствие этого переходит в сильно возбужденное состояние, аналогичное составному ядру. Здесь, как и в случае составного ядра, происходит непрерывное перераспределе- ние энергии между присутствующими нуклонами; когда один из них при- обретает достаточную энергию, он может вылететь из возбужденного ядра. Если энергия, полученная от излучения, порядка 10 Мэв, то может выле- теть только один нуклон — протон или нейтрон, однако, если энергия имеет величину порядка 100 Мэв или больше, то неудивительно, что испускается три, четыре или более нуклонов. Наблюдалось лишь относительно небольшое число ядерных реакций, возникающих под действием электронов; одной из причин этого является чрезвычайно малая вероятность взаимодействия электронов с ядром. Одна- ко удалось обнаружить, что электроны с энергией примерно 1,8 Мэв способны вырывать нейтрон из ядра бериллия-9. Как мы видели выше, энергия связи нейтрона в этом случае мала, вследствие чего реакция типа (е~, пе~) 4Ве9 + _1б0 4Ве8 + „п1 + _хе° не кажется невозможной. Следует заметить, что в действительности сам электрон не участвует в ядерной реакции, однако его энергия использует- ся для удаления нейтрона. Было описано несколько случаев ядерного возбуждения под действи- ем электронов с большими энергиями. Продуктами реакций являлись возбужденные ядра, идентичные тем возбужденным ядрам, которые получались под действием рентгеновских лучей или другими способами. Механизм, при помощи которого энергия электронов передается ядру, не совсем ясен; возможно, что ядерное возбуждение объясняется рентгеновским излучением (тормозным излучением), возникающим при торможении электрона в поле ядра (гл. 4, § 15). § 12. Деление и скалывание Следует отметить, что среди уже рассмотренных процессов превращения ядер имеется всего лишь несколько случаев реакций, связанных с испу- сканием более чем одной частицы. В большинстве случаев имеет место или радиационный захват, при котором не происходит вылета какой-либо г) Следует помнить, что рентгеновские лучи большой энергии отличаются от у-лучей только по своему происхождению; однако для практических целей такое разде- ление необязательно и поэтому в данном случае можно пользоваться символом у, как если бы дело шло о у-лучах.
302 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность частицы из составного ядра, или же испускается одна частица. В результа- те продукты реакции очень близки по массовому числу и по атомному номе- ру к элементам, из которых состоит мишень. Вообще говоря, этого следо- вало ожидать, так как энергия связи нуклона равна примерно 8 Мэв, и, следовательно, бомбардирующая частица с энергией порядка 10 Мэв вряд ли может вызвать испускание более чем одного или двух нейтронов или протонов. Однако если пользоваться частицами, энергии которых лежат в области 100 Мэв или более, то можно получить превращения дру- гих типов, в которых ядра-мишени и ядра, получающиеся в результате реакции, будут значительно отличаться между собой; такие реакции действительно удалось наблюдать. Следует упомянуть, что теория Бора, в которой рассматривается за- хват бомбардирующей частицы с последующим перераспределением ее энер- гии между нуклонами образующегося составного ядра (§ 3 настоящей главы), требует некоторых изменений для бомбардирующих частиц с боль- шой энергией. Обладая большой скоростью, такая частица часто проходит через ядро-мишень, теряя лишь часть своей энергии (гл. И, § 17). Таким образом, атомные ядра являются как бы «прозрачными» для бомбардирую- щих частиц больших энергий. Из процессов превращения под действием частиц большой энергии прежде всего следует рассмотреть процесс, известный под названием деле- ния, при котором ядро-мишень не только испускает несколько нуклонов (обычно нейтронов), но и расщепляется на два ядра приблизительно одина- кового размера. Явление деления ядер лежит в основе практического использования атомной (ядерной) энергии, и оно подробно рассматривает- ся в гл. 13. Здесь оно упоминается только из соображений полноты изло- жения. Первый наблюдавшийся случай деления был вызван не части- цами больших энергий, а медленными нейтронами при их взаимодействии с изотопом уран-235. Наиболее распространенный изотоп урана с массо- вым числом 238 испытывает деление под действием быстрых нейтронов, энергия которых превосходит 1 Мэв. Другие природные элементы с боль- шим атомным номером, например торий и протактиний, расщепляются нейтронами подобным же образом. Деление урана и тория может происхо- дить также под действием протонов, дейтронов и у-лучей с энергией от 1 до 10 Мэв и под действием а-частиц с энергией 32 Мэв (гл. 13, § 3). В процес- се деления ядро элемента, из которого состоит мишень, может делиться на два осколка различными путями; так, при делении урана-235 было обнаружено примерно 80 продуктов деления с массовыми числа- ми от 72 до 160. Однако основная часть этих продуктов образует две группы, массовые числа которых лежат в пределах от 80 до 108 и от 125 до 153. Приведенные примеры деления ядер относятся к самым тяжелым эле- ментам и не являются, собственно говоря, реакциями при высоких энер- гиях; однако, пользуясь частицами больших энергий, можно вызывать деление также некоторых более легких ядер. Так, а-частицы, ускоренные до энергии 400 Мэв при помощи 4,7-метрового синхроциклотрона, могут вызывать деление висмута, свинца, таллия, платины и тантала, а дейтроны с энергией 200 Мэв — деление висмута, свинца и таллия. Нейтроны с энер- гией 100 Мэв вызывают деление висмута, свинца и других тяжелых ядер. Среди продуктов деления наблюдалось много изотопов, имеющих более низкий атомный вес. При этом следует упомянуть (ниже этот вопрос рассматривается подробнее), что деление урана под действием частиц очень высоких энергий приводит к совершенно другому распределению
I. Типы ядерных реакций 305 продуктов деления, чем то, которое наблюдается при делении под действи- ем нейтронов с меньшими энергиями. В 1947 г. Сиборг, Перлман и их сотрудники в Лаборатории излучений в Беркли, пользуясь 4,7-метровым синхроциклотроном, открыли другие ядерные процессы, отличающиеся от деления в том отношении, что они возникают лишь под действием частиц большой энергии. Если элементы, имеющие средние значения массового числа и атомного номера, бомбарди- ровать а-частицами или протонами с энергией 400 Мэв или дейтронами с энергией 200 Мэв, то они не будут испытывать деления, т. е. не будут расщепляться на две более или менее равные части. Вместо этого такие ядра будут испускать различное число — от 20 до 30 и даже более — нуклонов, образуя при этом ряд продуктов с более низкими массовыми числами и атомными номерами. Реакции такого типа было предложено называть скалыванием. Вследствие того, что идентификация такого большого числа продуктов, скалывания является очень сложной процедурой, это явление было изу- чено до сих пор лишь для нескольких элементов в интервале от магния до сурьмы. Поскольку неизвестно, отщепляются ли при этом кроме нейтро- нов и протонов еще и а-частицы, был предложен условный метод записи процессов скалывания. При бомбардировке мышьяка 33As75 а-частицами высокой энергии одним из многочисленных продуктов скалывания являет- ся изотоп хлора с массовым числом 38, т. е. 17С138. В этом случае атомный номер уменьшается на 18 единиц, а массовое число уменьшается на 41 еди- ницу, поэтому данную реакцию записывают в следующем виде: As76(a, I82 41a)Cl38. В 1948 г. в Беркли удалось наблюдать ядерный процесс, представляю- щий собой комбинацию деления и скалывания. При бомбардировке висму- та, свинца, золота и других тяжелых элементов протонами или дейтронами больших энергий сначала испускались 10 или 12 нуклонов, как в случае скалывания, однако получающееся в результате ядро было настолько неустойчиво, что происходило его деление. Некоторые реакции, вызывае- мые ускоренными ионами углерода, азота, кислорода и т. д., имеют, веро- ятно, тот же характер (§ 10 настоящей главы). Интересно отметить, что в продуктах деления — скалывания урана были обнаружены почти все известные элементы. Механизм деления ядер в настоящее время более или менее ясен (см. гл. 13), чего нельзя сказать о механизме скалывания. Так как при реакциях с частицами высокой энергии были обнаружены также продук- ты, атомные номера которых были больше, чем атомный номер элемента мишени, например б2Те от 61Sb, то можно думать, что по крайней мере некоторые из бомбардирующих частиц, попадая в ядро-мишень, образуют неустойчивое составное ядро. Вследствие того, что бомбардирующая части- ца имеет большую энергию, это ядро находится в сильно возбужденном состоянии; поэтому, стремясь к устойчивости, оно быстро испускает несколько нуклонов, на освобождение каждого из которых требуется затрата энергии примерно 8 Мэв. Неудивительно, что при энергии бомбар- дирующих частиц 400 Мэв составное ядро может испускать 41 нуклон, как в упомянутом выше процессе скалывания мышьяка. Изучение процес- са скалывания для различных элементов не только проливает свет на слож- ные вопросы, связанные со строением ядра; этот процесс позволяет также выделить ряд интересных, неизвестных ранее изотопов (§ 17 настоящей главы).
.304 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность § 13. Потенциалы расщепления. Резонанс и энергетические уровни Некоторые ядерные превращения, например открытая Кокрофтом и Уолтоном (гл. 9, § 6) реакция Li7(p, а)Не4, могут быть получены под действием бомбардирующих частиц совсем малой энергии, до 0,025 Мэв, хотя выход реакции заметно возрастает при увеличении энергии частиц. С другой стороны, некоторые ядерные процессы, например Li7(p, п)Ве7, нельзя обнаружить до тех пор, пока энергия бомбардирующих частиц не будет превосходить некоторого минимального значения. В случае реак- ций последнего типа говорят, что существует порог энергии, ниже которо- го превращение не может происходить. Причину существования такого порога энергии нетрудно понять. Если энергия ядерной реакции, т. е. значение Q, для данного процесса отрицательна, то этот процесс не может происходить, пока от внешнего источника не будет получено количество энергии, равное по меньшей мере Q. Таким источником является, конечно, бомбардирующая частица, которая должна принести с собой энергию, требуемую для осуществления данной ядерной реакции. Порог энергии в таких случаях несколько больше энергии реакции, а именно на величину кинетической энергии вылетающей из ядра частицы и кинетической энергии ядра отдачи, за счет которых удовлетворяется закон сохранения импульса. Например, значение Q для реакции Li7(p, п)Ве7 равно—1,6 Мэв, а минимальная энергия, которую должны иметь протоны, для того чтобы этот процесс мог наблюдаться, оказывается равной 1,86 Мэв. Нейтрон, очевидно, испускается с энергией примерно 0,2 Мэв, в то время как остаточное ядро бериллия уносит с собой меньшее количество энергии. Однако, если потенциальный барьер для данной реакции много выше энергии реакции, то порог может значительно превос- ходить значение Q. Ядерные реакции типов (р, п), (у, п) и (у, р), так же как и реакции, при которых испускаются две (или более) частицы, например реакции (d, 2п) и (п, 2п), почти всегда имеют отрицательные значения Q и, следо- вательно, определенные пороги энергии. Если энергия бомбардирующей частицы или энергия излучения превосходят эту величину, то эффек- тивность (или выход) процесса быстро увеличивается с возрастанием энергии. Реакции, имеющие положительное значение Q, могут давать заметный выход при малых энергиях бомбардирующих частиц, если потенциальный энергетический барьер для бомбардирующей или испускаемой частицы невысок. Если барьер высокий, то может наблюдаться кажущийся энер- гетический порог, величина которого часто неопределенна. Во всех случа- ях, независимо от того, существует ли порог или нет, выход для данного ядерного процесса возрастает с увеличением энергии бомбардирующих частиц, если только не происходит конкурирующая реакция. Предел дости- гается тогда, когда энергия приближается к значению, соответствующему максимальной энергии отталкивания, т. е. значению, соответствующему вершине гипотетического энергетического барьера (гл. 7, § 5). Однако поч- ти всегда вследствие наличия конкурирующих реакций при высоких энер- гиях происходит снижение выхода. В некоторых случаях наблюдалось, что эффективность процесса вместо того, чтобы плавно увеличиваться с увеличением энергии бомбар- дирующей частицы, в некоторой области энергий становится исключитель- но большой. Так, например, в реакции А127(a, p)Si30 выход протонов уве-
1. Типы ядерных реакций 305 личивается с энергией а-частиц, но при энергиях 4,0, 4,49, 4,86, 5,25, 5,75 и 6,61 Мэв выходы реакции значительно больше, чем это соответствует общему характеру зависимости выхода реакции от энергии. Этот эффект, который был предсказан в 1929 г. английским физиком Герни, объясняет- ся явлением, известным под названием квантовомеханического резо- нанса1). Если энергия составного ядра, образующегося при захвате бом- бардирующей частицы, в точности соответствует энергии одного из воз- бужденных уровней этого ядра (гл. 4, § 17), то будет существовать большая вероятность образования такого составного ядра. Другими словами, если такое энергетическое условие соблюдается, то вероятность прохождения бомбардирующей частицы через потенциальный барьер, мешающий ее попа- данию в ядро-мишень, будет очень велика. Указанные выше энергии а-ча- стиц, для которых выходы протонов в реакции А127(а, р) Si30 высоки, пред- ставляют собой резонансные энергии, соответствующие энергетическим уровням составного ядра. В гл. 11 мы увидим, что явления резонанса осо- бенно часто встречаются и имеют исключительно важное значение в реак- циях типа (п, у). При исследовании пробегов частиц, испускаемых в ядерных реакциях, выяснилось, что они необязательно имеют все один и тот же пробег и, следовательно, одинаковую энергию. В некоторых случаях эти частицы образуют две или более группы; частицы каждой данной группы имеют одинаковую энергию, однако энергии частиц различных групп различны. В реакции В10(а, /?)С13 наблюдались пять групп протонов, а в реакции А127(а, /})Si30 — четыре группы. Представляется вероятным, что испуска- ние разных групп протонов оставляет конечное ядро в различных энер- гетических состояниях. При испускании протонов максимальной энер- гии продукт реакции находится на своем самом низком энергетичес- ком уровне, т. е. в основном состоянии. Группы протонов с последова- тельно уменьшающейся энергией соответствуют все более высоким энергетическим уровням конечного ядра. Если последнее находится в од- ном из таких возбужденных состояний, то оно затем возвращается в основ- ное состояние, испуская у-излучение. Если приведенные здесь рассуждения правильны, то энергия излучения должна соответствовать разности энер- гий различных групп протонов. Это предположение подтвердилось при исследовании электронов отдачи, возникающих под действием у-излучения (гл. 6, § 1). Описанные выше результаты дают сведения об энергетических уров- нях составного и конечного ядер. Сведения об энергетических уровнях многих ядер были получены также путем исследования процессов ядерного возбуждения, возникающих при неупругом рассеянии заряженных частиц или нейтронов и при кулоновском возбуждении. При этом возбужден- ное состояние ядра может быть чрезвычайно неустойчивым, так что ядро теряет свою дополнительную энергию почти мгновенно, или это состояние может существовать заметное время. В любом случае избыточная энергия испускается в конце концов в виде одного или нескольких у-квантов. Энер- гии этих у-квантов, определяемые непосредственно или по электронам внутренней конверсии (гл. 7, § 18), связаны с энергетическими уровнями ядра точно так же, как это наблюдается в случае у-лучей, сопровождаю- щих радиоактивные превращения (см. фиг. 48). * 20 Э Этот термин употребляется в данной связи по аналогии с явлением, которое физики называют резонансом и при котором энергия может передаваться от одной коле- бательной системы к другой, имеющей такую же частоту колебаний. 20 с. Глесстон
306 Гласа 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность § 14. Ядерные сечения Вероятность (или эффективность) ядерной реакции можно выразшь через число испускаемых частиц или число ядер, испытавших превращение, отнесенное к одному и тому же числу бомбардирующих частиц. Чаще, одна- ко, относительную эффективность выражают через величину, называемую ядерным сечением. Эта величина представляет собой эффективную пло- щадь поперечного сечения одного ядра данного элемента для данной реак- ции. Таким образом, когда вероятность процесса велика, ядерное сечение большое; с другой стороны, когда вероятность мала, ядерное сечение мало. Если I — число бомбардирующих частиц, падающих в течение данно- го промежутка времени на 1 см2 * площади материала мишени, содержащей N ядер (или атомов), а А — число ядер, которые вступают во взаимодей- ствие за некоторый промежуток времени, то ядерное сечение о1), .выражен- ное в квадратных сантиметрах на ядро, определяется следующим образом: (7 = ^-. (10.1) Выбор термина «ядерное сечение» объясняется следующими сообра- жениями. Предположим, что о см2 действительно представляет собой пло- щадь на одно ядро, эффективную для данного процесса превращения: так как материал поверхности мишени содержит N ядер (или атомов) на 1 см2, то эффективная площадь на 1 см2 поверхности равна gNcm2. Другими словами, oTV — та часть поверхности мишени, которая может принимать участие в ядерной реакции. Эта величина представляет собой также ту долю числа I бомбардирующих частиц, падающих на поверхность мишени, которая участвует в процессе. Число действительно вступающих в реакцию частиц равно aNI и равно также А, т. е. числу ядер-мишеней, испытывающих превращения. Таким образом, А = cNI. Сравнение этого результата с уравнением (10.1), которое формально опре- деляет o', показывает, что они идентичны. Следовательно, величину о дей- ствительно можно рассматривать как эффективное поперечное сечение одного ядра для данной ядерной реакции. Так как А — число участвующих в реакции ядер-мишеней, тогда как N — общее число таких ядер на 1 см2, то величина A/N — относитель- ное число ядер, а, следовательно, также и бомбардирующих частиц, уча- ствующих в процессе в расчете на одно ядро мишени. Разделив эту величи- ну на полное число I частиц, падающих на 1 см2 мишени, получим A/N1, т. е. величину, равную о, согласно уравнению (10.1). Таким образом, эта величина будет представлять собой ту долю числа частиц, падающих на 1 см2 мишени, которая взаимодействует с отдельным ядром. Такое опре- деление поперечного сечения выявляет его связь с вероятностью ядер- ной реакции: очевидно, чем большая часть бомбардирующих частиц всту- пает в реакцию, тем больше вероятность, что процесс будет происходить при данных условиях. Величина ядерного сечения зависит не только от природы элемента- мишени, но также и от энергии бомбардирующей частицы и от того, с какой реакцией мы имеем дело. Данное ядро, например Li7, будет, вообще гово- ря, иметь различные сечения для реакций Li7(/?, тг)Ве7 и Li7(y?, а)Не4, кото- 2) Греческая буква о (сигма) всегда применяется для обозначения сченией ядерных реакций.
II. Искусственная радиоактивность 307 рые происходят одновременно. Вероятности этих двух процессов для протонов данной энергии и отношение этих вероятностей обычно меняют- ся в зависимости от энергии бомбардирующих частиц. Если нужно узнать, каково ядерное сечение для данной реакции, то необходимо определить число ядер, принимающих участие в этой реакции, сосчитав число испущенных частиц, например нейтронов или а-частиц, или определив число образовавшихся конечных ядер. Оба эти метода применяются в различных случаях. С другой стороны, если доста- точно знать полное ядерное сечение для всех процессов, при которых про- исходит поглощение бомбардирующих частиц, то можно пользоваться следующим простым приемом. Пусть/0 — число бомбардирующих частиц в узком (или коллимированном) пучке, падающем за данное время на 1 см* 2 материала мишени, которая представляет собой пластинку толщиной х см, а I — соответствующее число этих частиц, выходящих с другой стороны этой пластинки в виде узкого пучка, так что разность /0 — I пред- ставляет собой число частиц, поглощенных в различных ядерных реак- циях. Тогда мы получим |=g-ito (10.2) I о Здесь N — число ядер мишени на 1 см2, е — основание натуральных лога- рифмов ио — полное ядерное сечение. Следовательно, последнее можно определить, измеряя интенсивность пучка бомбардирующих частиц до и после прохождения через материал мишени1). Экспериментальные значения ядерных сечений обычно лежат в преде- лах от 10'25 до 10”23 см2 на ядро, хотя в исключительных случаях эти зна- чения могут быть чрезвычайно малы2) или могут иметь такую большую величину, как 10”20 см2 на ядро. Средний диаметр ядра можно принять равным 10”12 см, п, таким образом, действительная площадь сечения равна приблизительно 10“24 см2. Поскольку это значение представляет собой порядок величины многих ядерных сечений, была принята едини- ца барн, равная 10”24 см2 на ядро3). Таким образом, ядерные сечения часто лежат в пределах от 0,1 до 10 барн, однако известно, что они могут менять- ся от 10 8 (или менее) до 10е’ барн для различных реакций. IL ИСКУССТВЕННАЯ РАДИОАКТИВНОСТЬ § Z5. Радиоактивные продукты ядерных процессов В первых экспериментах по ядерным превращениям происходящий процесс обычно идентифицировался путем определения природы испускае- мой частицы, причем для этого пользовались фотографиями, получаемыми в камере Вильсона. Вследствие того, что ядерные реакции происходят обычно в очень малом масштабе по сравнению с обычными химическими реакциями, природу продукта реакции нельзя определить обычными х) Дальнейшие подробности, а также учет рассеяния см. в гл. 11, § 12. 2) Были измерены сечения до 10“32 см2 на ядро, однако, без сомнения, существуют еще меньшие значения. 3) Термин «барн» (по-английски barn — амбар) был предложен в 1942 г. амери- канскими физиками Холлоуеем и Бейкером в результате забавной ассоциации идей.. Это слово служило шифром, которым иногда пользовались в то время, и казалось под- ходящим потому, что «поперечное сечение 10~24 см2 для ядерных процессов так же ве- лико, как амбар» (Отчет Лос-Аламосской лаборатории LAMS 523). 20*
308 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность методами. Даже масс-спектроскопическими методами очень трудно иден- тифицировать ничтожно малые количества продуктов, которые обычно получаются при ядерных процессах. К счастью, эти трудности можно преодолеть, так как одно выдающееся открытие дало возможность иден- тифицировать во многих случаях продукты ядерных превращений даже тогда, когда они получаются в столь малых количествах, что после разде- ления их нельзя увидеть даже под микроскопом. В ходе исследования действия а-частиц естественного радиоактивного элемента полония на ядра некоторых легких элементов, в частности бора, магния и алюминия, Ирен Жолио-Кюри и ее муж Фредерик Жолио-Кюри, о работе которых упоминалось в гл. 2, § 19 и 30, обнаружили, что в этом случае, кроме испускания протонов, имело место также появление нейтро- нов и позитронов. Этот результат отнюдь не был неожиданным, так как происходящий ядерный процесс не отличался по существу от процесса типа (а, т?), открытого Резерфордом, и можно было считать, что нейтрон и позитрон совместно эквивалентны протону. Однако в начале 1934 г. был замечен удивительный факт: хотя после удаления источника а-частиц образование протонов и нейтронов прекращается, тем не менее позитроны продолжают испускаться. Сообщая о своих результатах, Ирен и Фредерик Жолио-Кюри писали: «В наших последних экспериментах был обнаружен поразительный факт: при облучении алюминиевой фольги... [а-частицами] испускание позитронов не прекращалось немедленно, после того как [источник а-частиц] удалялся. Фольга оставалась радиоактивной и интен- сивность испускаемого излучения уменьшалась экспоненциально, как в случае обычного [существующего в природе] радиоактивного элемента. Такое же явление мы наблюдали с бором и магнием... При превращении бора, магния и алюминия под действиема-частиц появляются новые радио- активные элементы, испускающие позитроны... Вероятно, ...[эти эле- менты] представляют собой неизвестные изотопы, которые всегда нестабиль- ны»1). Согласно Жолио-Кюри, происходящий ядерный процесс принадле- жит к типу (а, тг). Так, например, при взаимодействииа-частиц с алюмини- ем должна происходить следующая реакция: 13А127 + 2Не4 -> 35Р30 + 0^. Получаемый при этом изотоп фосфора Р30, который не встречается в при- роде, представляет собой радиоактивный элемент, распадающийся с испу- сканием позитрона. Последний обозначается символом +1е°, так как он имеет единичный положительный заряд, а его масса практически равна нулю; следовательно, процесс распада можно записать в виде 15рзо +1бо + i4Si30. Конечным продуктом реакции является Si30 — стабильный, существующий в природе изотоп кремния. Чтобы подтвердить это предположение о механизме процесса, алюми- ниевая фольга облучалась а-частицами, а затем растворялась в растворе соляной кислоты. Было найдено, что выделяющийся газообразный водород обладал позитронной активностью, по-видимому, благодаря образованию фосфористого соединения РН3, содержавшего радиоактивный фосфор. Далее, в том случае, когда облученный алюминий растворялся в смеси х) Возможность того, что искусственные радиоактивные изотопы и даже новые элементы можно получать путем ядерной бомбардировки, была рассмотрена Гроссе в США в конце 1932 г.
II. Искусственная радиоактивность 309 соляной и азотной кислот и к нему в небольшом количестве прибавлялся в качестве носителя (гл. 5, § 8) фосфорнокислый натрий и соль циркония, образующийся осадок фосфорнокислого циркония уносил с собой радио- активность. Таким образом, неустойчивые вещества, испускающие пози- троны, обнаруживались во всех случаях, когда можно было ожидать образования какого-нибудь соединения фосфора. Поэтому достаточно ясно, что воздействие а-частиц на алюминий приводит к реакции типа (а, тг), причем ее продуктом является неустойчивый изотоп фосфора, распадаю- щийся с измеримой скоростью. Аналогичные превращения происходят с бором и магнием, причем продуктами реакции в этих случаях являются соответственно радиоактивные азот N13 и кремний Si27. Когда впервые было открыто явление искусственной радиоактивно- сти. супруги Жолио-Кюри предложили обозначать нестабильные изотопы, пользуясь приставкой «радио» и названием соответствующего элемента: например радиофосфор, радиоазот, радиокремний. Однако эти обозначения, хотя ими пользуются иногда еще и сейчас, оказались неудовлет- ворительными, так как многие элементы существуют в нескольких раз- личных радиоактивных формах. Поэтому в настоящее время принято идентифицировать радиоактивный изотоп по его периоду полураспада (гл. 5, § 12) и его массовому числу, добавляя эти значения к его названию или символу. Так, радиоазот, получаемый при взаимодействии а-частиц с бором, обозначается как N13 (10,1 мин), так как его период полураспада равен 10,1 мин. а его массовое число равно 13. Супруги Жолио-Кюри обнаружили, что радиоактивность веществ, получаемых при ядерной бом- бардировке, уменьшается по экспоненциальному закону точно так же, как в случае естественных радиоактивных элементов. Таким образом, каждому радиоактивному элементу можно приписать период полураспада (см. гл. 5). Упомянутая выше работа имела большое значение не только потому, что в ней впервые было обнаружено существование радиоактивных изо- топов (радиоизотопов) элементов, которые в нормальном состоянии являют- ся стабильными, но также и по другой причине. По словам ее авторов: «Эти эксперименты дали первое химическое доказательство возможности искусственного превращения, а также доказательство того, что при этих реакциях происходит захват а-частицы». Существование ядерных реакций подтверждалось до этого главным образом фотографиями, полученными в камере Вильсона, причем природу получаемого продукта реакции опре- деляли косвенным путем. Однако если продукт реакции радиоактивен, то его можно надежно идентифицировать, а также можно установить с опре- деленностью, каков механизм процесса. Хотя продукт реакции получается в ничтожно малых количествах, однако за его участием в химических реакциях можно проследить по его радиоактивности. Так как он представ- ляет собой изотоп обычного элемента и, следовательно, его химические свойства практически такие же, как и свойства этого элемента, которые известны, то его сравнительно легко идентифицировать. Метод идентифи- кации для радиофосфора описан выше, а другие примеры будут приведены ниже. Сообщение об образовании при бомбардировке а-частицами искусствен- ных радиоизотопов элементов с низким атомным номером, стабильных в нормальном состоянии, естественно, вызвало большой интерес среди физиков всего мира. Их исследования не только подтвердили результаты полученные французскими учеными, но было 1акже обнаружено, в согла- сии с предсказаниями супругов Жолио-Кюри, что радиоактивные изото-
310 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность пы образуются при многих ядерных реакциях1). Начиная с 1934 г. было получено более восьмисот различных радиоактивных изотопов всех извест- ных элементов, от водорода до урана, в результате различных процессов превращения, в том числе деления и скалывания. Кроме того, удалось выделить радиоактивные формы элементов с атомными номерами 43 и 61, которые ранее в природе не обнаруживались. Удалось также получить некоторые из элементов^ расположенных в периодической системе за ура- ном, которые, возможно, когда-либо и существовали в природе, но практи- чески полностью распались. Один из этих элементов — плутоний был полу- чен в сравнительно больших количествах.’Большая часть этой работы была проведена в США. Получение радиоактивных изотопов представляет собой замечательное научное достижение (см. гл. 16). § 16. Ибеитификацин радиоактивных изотопов Когда в результате ядерного превращения образуется один или несколько радиоактивных изотопов, необходимо идентифицировать эле- менты, изотопами которых они являются, и затем приписать каждому из них соответствующее массовое число. Если образуется несколько радио- активных веществ, как это наблюдается при процессах деления и скалы- вания, то необходимо частично или полностью разделить эти вещества. Во всяком случае, часто бывает нужно отделить продукт реакции от элемен- та-мишени, чтобы получить материал с более высокой удельной активно- стью, т. е. большей активностью на единицу массы (гл. 17, § 4). Методы разделения, которые вполне аналогичны методам, применяемым для есте- ственных радиоактивных элементов (гл. 5, § 8), описаны ниже в связи с идентификацией продуктов деления ядер (гл. 13, § 12). Пока будем считать, что исследуемое активное вещество можно получить в такой форме, радио- активность которой достаточно велика для того, чтобы ее можно было измерить, и что в случае нескольких веществ периоды полураспада имеют такие значения, что их можно легко отличить друг от друга. Эти требования не слишком строги, и им обычно легко удовлетворить, за исклю- чением тех случаев, когда приходится иметь дело с продуктами деления и скалывания. Следующим шагом после получения материалов в подходящей форме является исследование скорости распада, которое позволило бы иденти- фицировать данные элементы по характеризующим их периодам полураспа- да. Для этой цели пользуются подходящим счетчиком излучения (см. гл. 6). При этом следует отметить, что быстрые позитроны, испускаемые некото- рыми искусственными радиоактивными ядрами, создают на своем пути ионизацию совершенно аналогично электронам, вследствие чего их можно сосчитать таким же способом. Поскольку большинство искусственных радиоактивных изотопов имеют не особенно короткие и не особенно длин- ные периоды полураспада, то, вообще говоря, их можно определить, построив график зависимости логарифма скорости счета, определяемого через различные интервалы времени, от времени (гл. 5, § 13 и фиг. 26). Если исследуемое вещество содержит два или более активных элементов, то каждый из них можно идентифицировать по его периоду полураспада, г) В 1933 г. до открытия искусственной радиоактивности Харкинс, Ганс и Нью- сон (США) предположили, что превращение фтора под действием нейтронов происхо- дит в реакции F19(zi,a)N16 и что продукт реакции N16 может распадаться, превращаясь в устойчивый О16, путем испускания Р-частицы. Впоследствии это предсказание под- твердилось: N16 действительно радиоактивен и испускает Р-частицы.
]J. Искусственная радиоактивность 311 если значения последних отличаются между собой на достаточную величину. Поскольку период полураспада является характерным свойством данного изотопа, не зависящим от его физического состояния или от того, в какое соединение он входит, то определение периода полураспада пред- ставляет собой простой и практически безошибочный метод, при помощи которого можно проследить за присутствием данного элемента в ходе ряда физических и химических процессов. Так как счетчики излучений могут регистрировать отдельные частицы, испускаемые радиоактивными элементами, то эти последние можно обнаружить даже в том случае, если они присутствуют в таких малых количествах, как 10'12 г, или даже мень- ше (гл. 17, § 4). Такие малые количества, конечно, нельзя обнаружить при помощи обычных аналитических методов. Чтобы определить элемент, изотопом которого является полученное радиоактивное вещество, исследуемое вещество растворяют соответствую- щим образом и прибавляют к раствору устойчивые соединения двух или трех подходящих элементов. Один из этих элементов должен оказаться изотопом данного радиоактивного вещества и, следовательно, будет играть роль его носителя (гл. 5, § 8), так как их свойства одинаковы. Затем приме- няют обычные химические и физические методы разделения элементов; за поведением активного материала легко проследить, определяя радио- активность различных частей системы во время процесса разделения. Этот метод можно проиллюстрировать при помощи простого примера1). Мишень из железа бомбардировалась дейтронами с энергией 5,5 Мэв, и было замечено, что она обнаруживает [3-активность с периодом полураспа- да 45 дней. Активный элемент может быть изотопом материала мишени, т. е. железа, если имеет место процесс типа (#, р), пли он может быть одним из изотопов марганца, образующегося в результате процесса (d, а), или изотопом кобальта в случае ядерной реакции типа (d, тг). После прекра- щения облучения дейтронами железная пластинка растворялась в со- ляной кислоте и окислялась азотной кислотой. Затем добавлялись небольшие количества хлористого марганца и хлористого кобальта. Таким образом, раствор содержал марганец, железо и кобальт, и надо было уста- новить, с каким из этих элементов связана активность с периодом полураспада 45 дней. Раствор доводился до концентрации соляной кислоты 6N и затем обрабатывался эфиром, который растворяет хло- ристое железо, но не растворяет хлористый кобальт и хлористый марганец. Оказалось, что активность переходит в эфирный раст- вор, на основании чего можно было прийти к выводу, что радио- активное вещество является изотопом железа. После многократной экстрак- ции раствора соляной кислотой для удаления следов марганца и кобальта хлористое железо превращалось в твердую окись железа и измерялся пери- од полураспада его активности. Было найдено, что он равен 45 дням, так же как период полураспада материала после бомбардировки, откуда следовало, что активным продуктом, по всей вероятности, являлся один из изотопов железа. Идентифицировав элемент, необходимо выполнить более трудную задачу — определить его массовое число. Если удается получить заметное количество данного вещества, как в случае продуктов деления урана-235 под действием медленных нейтронов, то можно успешно пользоваться масс-спектрографическими методами. Однако в других случаях прихо- Ч Ч Другой, несколько отличный случай описан в § 20 настоящей главы.
312 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность дится применять косвенные методы. Широко распространенный метод так называемой перекрестной бомбардировки состоит в том, что пытаются получить изучаемые продукты при помощи нескольких различных ядер- ных реакций; по результатам последних часто можно определить массовое число радиоактивного изотопа. Например, чтобы определить массовое число изотопа железа с периодом полураспада 45 дней, окись кобальта подвергали действию нейтронов средней энергии; при этом была обнару- жена p-активность с тем же периодом полураспада. Растворяя получаю- щееся вещество в соляной кислоте и добавляя хлористые железо и марга- нец, нашли, что активность можно выделить вместе с хлористым железом при помощи эфира, как было описано выше. Поэтому очевидно,что при бомбардировке дейтронами стабильного изотопа железа и при бомбарди- ровке нейтронами стабильного изотопа кобальта получается один и тот же радиоактивный изотоп железа. Как было указано выше, первый из этих процессов принадлежит к типу (d, р), поэтому атомный номер не должен изменяться, а массовое число продукта реакции должно превышать массовое число ядра-мишени на единицу. Стабильные изотопы железа имеют массовые числа 54, 56, 57 и 58, и, следовательно, соответствующие продукты реакции (d, р) должны иметь массы 55, 57, 58 и 59. Так как массовые числа 57 и 58 пред- ставляют собой массовые числа стабильных изотопов железа, то отсюда следует, что нестабильное радиоактивное железо с периодом полураспада 45 дней должно иметь массовое число, равное 55 или 59. Выбор между этими двумя значениями можно произвести,- исходя из рассмотрения взаимодействия нейтронов с кобальтом, в результате которого получается тот же изотоп железа. Эта реакция должна пред- ставлять собой или реакцию типа (п, р), или реакцию типа (тг, d), так как атомный номер продукта (железа) на одну единицу меньше атомного номера элемента-мишени (кобальта). Однако реакция (п, d) не является вероятной, так как для ее осуществления требуются нейтроны, обладаю- щие очень большой энергией; поэтому можно сделать вывод, что происхо- дит процесс Go(ra,p)Fe. Тогда продукт должен иметь то же массовое число, что и бомбардируемый изотоп кобальта. Устойчивые изотопы последнего имеют массовые числа 57 и 59 и, таким образом, массовое число образовав- шегося радиоактивного железа должно быть равно 57 или 59. Поскольку из сказанного выше следует, что это значение должно быть равно 55 или 59, то очевидно, что правильное массовое число равно 59. Таким образом, радиоактивный изотоп железа с периодом полураспада 45 дней можно обозначить символом Fe59. Приведенный пример является более или менее типичным примером метода перекрестной бомбардировки, применяемого для определения массовых чисел. Если данный радиоактивный изотоп можно получить несколькими различными способами, то задача упрощается; однако решение может оказаться более сложным, если элементы-мишени имеют много изотопов. § 17. JPacnad искусственных радиоактивных изотопов Первые искусственные радиоактивные изотопы, которые удалось идентифицировать, распадались с испусканием позитронов (§ 15 настоя- щей главы), однако более поздние исследования показали, что другие типы распада встречаются еще чаще. Испускание а-частиц было обнару- жено до сих пор лишь для нескольких элементов с атомными номерами,
II. Искусственная радиоактивность 313 меньшими 83 (см. ниже). С другой стороны, p-активность, сопровождае- мая испусканием электронов, наблюдалась у большинства искусственных радиоактивных изотопов. До 1947 г. к числу известных элементов, обла- дающих позитронной активностью, относились лишь элементы со сравни- тельно низким атомным номером, однако ядерные превращения путем скалывания позволили выделить несколько таких радиоактивных изото- пов с довольно высокими атомными номерами, и следует ожидать, что будут открыты и другие изотопы такого рода. Кроме распада с испуска- нием электронов и позитронов, наблюдались также и другие типы радио- активных превращений, которые описаны ниже. В гл. 12 мы увидим, что для более 270 стабильных изотопов, суще- ствующих в природе, отношение числа нейтронов к числу протонов в ядре лежит в некотором ограниченном интервале, который меняется с атомным номером. Если в данном изотопе отношение числа нейтронов к числу протонов больше, чем это соответствует области стабильности, то изотоп будет нестабильным. Он может приобрести стабильность или по край- ней мере стать более стабильным, если нейтрон будет замещен протоном, п, таким образом, отношение числа нейтронов к числу протонов умень- шится. Как можно видеть из уравнения (7.11), именно это происхо- дит, когда ядро испускает отрицательный электрон, т. е. р-частицу. Сле- довательно, ядра, содержащие слишком много нейтронов, для того чтобы быть устойчивыми, обладают отрицательной [3-активностью. Массовые числа таких изотопов больше массовых чисел стабильных изотопов, на- пример С14, N16, О19, Al28, Cl38, Fe59 и Вг83. Эти изотопы часто получаются при процессах (d, р), (п, /?), (гг, а), (тг,у) и (у, /?), так как в каждом случае продукт реакции имеет большее отношение числа нейтронов к числу протонов, чем элемент-мишень. Если отношение числа нейтронов к числу протонов в ядре какого- либо изотопа лежит ниже области стабильности, то такое ядро с недоста- точным числом нейтронов будет стремиться к превращению, при котором протон будет замещаться нейтроном. Этот процесс может происходить тремя путями: 1) путем испускания позитрона, 2) путем испускания а-ча- стицы и 3) путем захвата орбитального электрона (§ 18 настоящей главы). Позитронная активность часто наблюдается для изотопов, массовые числа которых меньше стабильных значений. Примерами таких изотопов могут служить С11, N13, О15, Al26, Cl33, Fe53 и Вг78, которые можно сравнить с изотопами тех же элементов, обладающими электронной активностью (см. выше). В результате ядерных реакций типа (р, ri), (d, п), (тг,2гг). (у, тг) и (у,2гг) относительное число нейтронов уменьшается, вследствие чего продукты реакции часто обнаруживают позитронную активность. В реакциях скалывания при высоких энергиях часто случается, что первыми отщепляются нейтроны, в результате чего остаются ядра с недо- статочным числом нейтронов, атомные номера которых не очень отличают- ся от атомных номеров элементов-мишеней. Такие ядра радиоактивны и рас- падаются, как и следовало ожидать, путем испускания позитронов. В нескольких случаях, например в случае изотопа Си64, открытого Ван-Вургисом в США в 1936 г., происходит радиоактивный распад с испу- сканием как позитронов, так и электронов. Такая реакция принадлежит к типу разветвленного распада (гл. 5, § 14), при котором часть ядер рас- падается одним путем, а часть — другим. Интересно заметить, что мас- совые числа стабильных изотопов меди равны 63 и 65, так что Си64 имеет отношение числа нейтронов к числу протонов, лежащее между соответ- ствующими значениями для двух стабильных изотопов.
314 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность В гл. 8 мы видели, что когда радиоактивный элемент испускает отри- цательную р-частицу, то продукт имеет то же массовое число, что и исход- ное вещество, однако его атомный номер больше на единицу. Это правило применимо, конечно, к любому радиоактивному изотопу, естественному или искусственному. Когда испускается позитрон, массовое число также не изменяется, но атомный номер продукта становится на единицу меньше атомного номера исходного вещества. Этот вывод непосредственно следует из постулата, приведенного в гл. 7, § 9, согласно которому испускание позитронов ядрами связано с замещением протона нейтроном. При этом превращении общая масса, очевидно, остается неизменной, однако число протонов, а следовательно, заряд ядра и атомный номер уменьшаются на единицу. Таким образом, рассматривая два возможных способа рас- пада меди-64, получаем уравнения 29Cu64-> +1^ + 28Ni64, 29Сп64 -> _/> + 3oZn64, где ие° и _1е° — соответственно позитрон и электрон. Продуктами этих реакций являются стабильные изотопы никеля и цинка, которые оба существуют в природе. В течение многих лет, кроме существующего в природе изотопа сама- рия, были известны эмиттеры а-частиц лишь с атомными номерами 83 и более. В сентябре 1949 г. Томпсон, Гиорсо, Расмуссен и Сиборг (Беркли) сделали предварительное сообщение об открытии a-активных изотопов золота и ртути (атомные номера 79 и 80) и (что оказалось гораздо более важным) об открытии некоторых редкоземельных элементов с атомными номерами, лежащими в области от 60 до >66 и массовыми числами около 150. При бомбардировке окисей самария, гадолиния и диспрозия прото- нами с энергией 200 Мэв было обнаружено несколько a-активностей, по- видимому, связанных с изотопами гадолиния, тербия и диспрозия. Захват протона большой энергии, по всей вероятности, сопровождается испу- сканием нескольких нейтронов, в результате чего остаются ядра с недоста- точным числом нейтронов, такие, например, как(,5ТЬ149 и 66Dy150. Возмож- ная причина того, почему эти изотопы распадаются путем испускания а-частиц, а также, по всей вероятности, путем испускания позитронов или путем электронного захвата, указана в гл. 12, § 17. Кроме неодима-144 и самария-147, которые встречаются в природе, при помощи ядерных реакций были получены следующие эмиттеры а-частиц: самарий-146, европий-147, гадолиний-148, 149 и 150, тербий-149 и 150, диспрозий-150, 151 и 152. Для большинства (хотя и не для всех) искусственных радиоактивных изотопов, кроме полученных путем деления ядер и скалывания, непосред- ственный продукт распада представляет собой стабильный элемент. Этот результат неудивителен, если вспомнить, что радиоактивные изотопы обычно получаются путем простого превращения, при котором одна частица входит в стабильное ядро, а другая испускается ядром. Однако отрывание нескольких нуклонов, о котором говорилось выше, может привести к образованию продукта, удаленного от стабильного состояния на две, три или еще большее число ступеней. В этом случае для получения стабильного изотопа может потребоваться цепочка превращений, состоя- щая из двух или трех последовательных испусканий позитронов. Так, например, обозначая позитрон через [3+, можно написать следующую цепоч-
I]. Искусственная радиоактивность 315 ку последовательных распадов: Г г Г 34Se71 —> ззАэ'1 32Ge?1 -^siGa71, где Ga71 — известный стабильный изотоп галлия. По причинам, которые станут ясными в гл. 13, продукты ядерного деления обычно содержат на несколько нейтронов больше, чем это допу- стимо для стабильности. Эти вещества потом распадаются путем испу- скания отрицательных р-частиц (р"), и наблюдается несколько цепочек, состоящих из четырех или пяти ступеней распада; примером такого про- цесса может служить ряд 13- 3- 3- 13- ЗбКг90 3;Rb90 38Sf90 -^зЛ90 -> 40Zr90, причем конечный продукт является наиболее распространенным стабиль- ным изотопом циркония. § 18. Захват орбитального электрона В некоторых случаях, когда отношение числа нейтронов к числу про- тонов мало, и, следовательно, можно ожидать появления позитронной активности, имеет место другой тип распада искусственных изотопов. Вместо превращения протона в нейтрон с испусканием позитрона проис- ходит следующий процесс: ядро захватывает один из внешних (орбиталь- ных) электронов, который немедленно соединяется с протоном, образуя нейтрон. Этот процесс можно записать в следующем виде: протон + электрон —> нейтрон + нейтрино Масса 1 0 1 0 (10 3) Заряд 0 0 При этом одновременно происходит образование нейтрино. Как нетрудно убедиться, этот процесс является альтернативным по отношению к про- цессу замещения протона нейтроном с испусканием позитрона, описывае- мому уравнением (7.13). Продукт, возникающий при поглощении электро- на ядром, будет иметь такое же массовое число, как и исходный элемент, а его атомный номер будет на единицу ниже, так же как в случае испу- скания позитрона. Распад неустойчивого элемента, например Fe55, путем захвата орбитального электрона можно представить уравнением 26Fe55 + _+° —> 25Мп55; электрон, который захватывается ядром железа, обозначен через _+°. Описанное выше явление называют распадом путем захвата орби- тального электрона. Электрон обычно захватывается с первого кванто- вого уровня, т. е. с A-уровня (гл. 4, § 15), так как для такого электрона существует большая вероятность оказаться вблизи ядра, чем для какого- либо другого; поэтому часто пользуются выражением захват К-элек- трона или короче К-захват. Известны также случаи захвата электрона с L-yровня, хотя они происходят довольно редко. Возможность захвата орби- тального электрона как процесса, альтернативного по отношению к ис- пусканию позитрона, была предсказана японскими физиками-теоретиками Юкавой и Сакатой в 1936 г., а доказательство того, что такой процесс действительно происходит, было получено в США в 1938 г. Альварецом. Возможность обнаружения захвата орбитального электрона обусловлена тем фактом, что удаление электрона оставляет вакан-
316 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность сию в соответствующем квантовом уровне, обычно самом низком уровне (/^-уровне). Электрон, находящийся на одном.из верхних уровней энер- гии, немедленно заполняет вакантное место, а избыточная энергия испу- скается в виде соответствующего характеристического рентгеновского излучения (гл. 4, § 15). Так как захват орбитального электрона предше- ствует электронному переходу и испусканию рентгеновских лучей, то последние будут представлять собой характеристические лучи конечного ядра, атомный номер которого на единицу меньше атомного номера активного элемента. Конкретным примером такого процесса является распад ядра ванадия с массовым числом 49; период полураспада в этом случае составляет 330 дней. Распад этого изотопа сопровождается испу- сканием характеристических рентгеновских лучей Л?-серии, принадле- жащих элементу титана, который предшествует ванадию в периодической системе элементов. Интенсивность рентгеновских лучей падает по мере распада радиоактивного вещества. Из сказанного выше с очевидностью следует, что V49 распадается путем захвата ТГ-электрона. Если в результате захвата орбитального электрона ядро продукта остается в своем основном состоянии, то превращение не сопровождается испусканием у-лучей. Такой процесс, примером которого может служить распад V49 с периодом полураспада 330 дней; называется чистым ^-захва- том. Однако в большинстве случаев конечное ядро образуется в возбуж- денном состоянии и избыточная энергия отдается в виде у-излучения. Очень часто происходит также внутренняя конверсия излучения (гл. 7, § 18), т. е. энергия у-кванта передается орбитальному электрону, который затем испускается. В результате возникает линейчатый спектр электронов определенной энергии, связанный с характеристическим рентгеновским спектром элемента, представляющего собой конечный продукт. Эти харак- теристические рентгеновские лучи, конечно, нельзя отличить от тех, кото- рые обусловлены непосредственно захватом орбитального электрона. Было найдено, что при любых известных до сих пор условиях скорости спонтанных ядерных реакций, таких, как радиоактивность, не зависят от физического или химического состояния радиоактивного элемента. Однако один частный случай захвата орбитального электрона, а именно захват орбитального электрона бериллием-7, представляет интересное исключение. Этот элемент имеет лишь четыре электрона, и в 1947 г. Сегре (США) и Додель (Франция) независимо предсказали, что скорость захвата электрона этим ядром, т. е. период полураспада, может зависеть от состоя- ния химического соединения, так как оно будет влиять на плотность электронов вблизи ядра. Несколько экспериментаторов доказало, что такой эффект, хотя и малый, но вполне определенный, действительно имеет место. Так, например, в случае металлического бериллия (не входя- щего в какое-либо соединение) период полураспада бериллия-7 для за- хвата орбитального электрона примерно на 0,013% больше, чем в случае окиси бериллия ВеО, и на 0,074% больше, чем в случае фтористого соединения бериллия BeF2. § 19. Условия, при которых могут происходить испускание позитронов и электронный захват Испускание позитронов может происходить лишь при соблюдении некоторых энергетических условий. Так как в результате захвата орби- тального электрона образуется тот же конечный продукт, то этот процесс распада может происходить одновременно с позитронной активностью.
II. Искусственная радиоактивность 317 Если энергетические условия, при которых могут испускаться позитроны, не соблюдаются, то может происходить только захват орбитального элек- трона, который может сопровождаться (но может и не сопровождаться) у-излучением. Предположим, что в данном изотопе отношение числа ней- тронов к числу протонов меньше, чем это требуется для стабильности, и поэтому испускание позитронов возможно. Если ядро испускает пози- трон, то его масса уменьшается на т0, т. е. на массу покоя позитрона, равную массе покоя электрона. Массой покоя вылетающего при этом пре- вращении нейтрино можно пренебречь, так как она ничтожно мала. Кроме того, так как атомный номер конечного продукта на единицу меньше атом- ного номера исходного радиоактивного изотопа, то первый будет иметь на один орбитальный электрон меньше, чем последний; это также приве- дет к дополнительному уменьшению массы атома в целом на величину т0. Отсюда следует, что при испускании позитрона масса конечного продукта должна быть меньше массы исходного элемента, обладающего позитрон- ной активностью, на величну 2тп0. В действительности это значение является минимальным, поскольку разность масс может быть больше 2т0, но не может быть меньше, так как в противном случае позитронный распад невозможен. Таким образом, если М(А) — атомный вес исходного элемента А, а М(В) — атомный вес продукта В, то условие, при соблюдении которого может происходить испускание позитрона, можно записать в следующем виде: М(А)-М(В) > 2яг0. Масса покоя электрона в шкале атомных весов равна 0,00055; следователь- но, для того чтобы было возможно испускание позитрона, атомный вес исходного элемента должен превосходить атомный вес конечного продукта по крайней мере на 0,0011. Разность масс можно выразить через ее энер- гетический эквивалент; при этом величину 2т0, т. е. удвоенную массу покоя электрона, можно заменить эквивалентной энергией. В гл. 3, § 22 было показано, что эта энергия равна 1,02 Мэв. Таким образом, приве- денное выше условие в энергетической записи принимает вид А/(А)-М (В) > 1,02 Мэв. Отсюда следует, что для того, чтобы позитронная активность была воз- можна, в результате потери массы, связанной с превращением изотопа А в изотоп В, должна выделяться энергия, равная по меньшей мере 1,02 Мэв. Если энергия превосходит эту величину, то ее избыток разделится между испускаемым позитроном и нейтрино, хотя часть энергии может также выделиться в виде у-излучения. Если разность масс М(А)—М(В) такова, что эквивалентная энергия меньше 1,02 Мэв, то превращение А в В совершается путем захвата орби- тального электрона — при условии (как и ранее), что отношение числа нейтронов к числу протонов в исходном элементе меньше, чем это необхо- димо для стабильности. Для этого процесса энергетические требования менее жесткие. Вместо испускания ядром позитрона и одновременного испускания атомом орбитального электрона (см. выше) то же превращение Ав В осуществляется в этом случае путем перехода орбитального электрона в ядро. Минимальная разность масс М(А)—М(В) в этом случае равна массе нейтрино, которая практически равна нулю; следовательно, един- ственным требованием, которое должно осуществляться для того, чтобы захват электрона мог происходить, является то, что М(В) должно быть меньше М(А), причем величина этой разности не играет роли. Избыточная
318 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность энергия, обусловленная разностью масс атомов исходного изотопа и про- дукта превращения, будет уноситься нейтрино, а если ядро конечного продукта получается в возбужденном состоянии, то часть энергии будет испускаться в виде у-излучения1). Если возможна конкуренция между распадом путем электронного захвата и распадом путем испускания позитронов, то факторы, увеличи- вающие период полураспада исходного элемента благоприятствуют пер- вому из указанных процессов. Факты, описанные в гл. 7, говорят о том, что чем меньше максимальная энергия позитронов, тем больше период полу- распада. Поэтому следует ожидать, что вероятность электронного захвата будет увеличиваться с уменьшением энергии позитрона. Другими словами, когда энергия радиоактивного превращения приближается к минималь- ному значению 1,02 Мэв, вероятность распада путем испускания пози- тронов уменьшается, тогда как вероятность электронного захвата возра- стает. При энергии меньше 1,02 Мэе происходит только последний процесс. Имеются еще два других фактора, благоприятствующие захвату орбиталь- ного электрона, по сравнению с испусканием позитронов: большой атом- ный помер и большая разность спиновых квантовых чисел исходного и конечного ядер. Для наиболее тяжелых ядер испускание позитроне в происходит очень редко, но наблюдалось несколько случаев 7Г-захвата. § 20. /1 дериая изомерия При исследовании искусственных радиоизотопов был обнаружен еще один тип распада — путем изомерных переходов, хотя в действительности такой переход представляет собой частный случай обычного испускания у-лучей. Еще в 1917 г. Содди предвидел, что могут существовать ядра, имеющие одинаковое массовое число и одинаковый атомный номер, т. е. представляющие собой, так сказать, «изобарические изотопы», но обла- дающие при этом различными радиоактивными свойствами. Вещества такого типа по предложению Мейтнер (1936 г.) называют в настоящее время ядерными изомерами, а явление, о котором идет речь, называют ядерной изомерией2-). Первое доказательство существования ядерных изомеров было полу- чено в 1921 г. немецким радиохимиком Ганом, который обнаружил, что уран Z является изотопом урана Х2 и в то же время имеет такое же массо- вое число, но обладает другой скоростью распада. В течение нескольких лет этот случай’ являлся единственным достоверным случаем ядерной изомерии, пока в 1935 г. не появились сведения, указывающие на существо- вание изомерных форм других изотопов, в частности одного из искусствен- ных радиоактивных изотопов брома. С тех пор было открыто около 150 случаев ядерной изомерии, и явление распада путем изомерного перехо- да, т. е. путем спонтанного превращения одного ядерного изомера в другой, х) Следует заметить, что при отрицательном [3-распаде, т. е. при испускании электронов, масса ядра уменьшается на однако при этом соответственно увеличи- вается масса орбитальных электронов, число которых увеличивается на единицу. Та- ким образом, в этом случае нет энергетических ограничений, если нс учитывать массу нейтрино, и условия подобны условиям, соответствующим захвату орбитального элек- трона. Некоторые исследователи считают, что процесс отрицательного [3-распада и про- цесс захвата орбитального электрона обратны друг другу, однако вряд ли это можно считать строго правильным. 2) Химики обычно пользуются терминами «изомер» и «изомерия» (от греческого «изо»— одинаковый и «мерос» — часть) для обозначения соединений, имеющих одина- ковый состав и одинаковый молекулярный вес, но отличных по своим свойствам.
II. Искусственная радиоактивность 319 получило объяснение. В большинстве случаев наблюдаются лишь изомер- ные пары, однако в нескольких случаях наблюдалась и тройная изомерия. При бомбардировке мишени, содержащей бром, медленными нейтро- нами оказалось, что получающийся в результате продукт обнаруживает p-активность с тремя различными периодами полураспада, а именно 18 мин, 4,5 час и 36 час1). Этот результат был неожиданным, поскольку реакции вза- имодействия медленных нейтронов со сравнительно тяжелыми ядрами всег- да представляют собой реакции типа (п,у) и так как обычный бром состоит только из двух изотопов с массовыми числами 79 и 81, то следовало ожи- дать, что получится только два радиоактивных изотопа—Вт80 и Вт82: 36Вг79 + X -> 35Вг80 + у, ЗбВг^ + оП1 -> 35Вг82 + у. Такие же три периода полураспада наблюдались после бомбардировки брома дейтронами; при этом тоже следовало ожидать, что в результате процессов типа (d, р) с участием стабильных изотопов брома с массовыми числами 79 и 81 будут получаться два конечных продукта — Вт80 и Вт82. Отсюда следует, что два радиоактивных изотопа брома — Вг80 и Вг82 — распадаются тремя различными путями и, следовательно, один из этих изотопов имеет две разные скорости распада. Какой из этих двух изото- пов имеет две скорости распада, устанавливалось следующим образом. Действие у-лучей на бром, принадлежащее к типу процессов (у, п) 3бВг79 + у 3зВг78 + 0п1, з6Вг81 + у,—» gjBr^ + on1, приводит к образованию двух продуктов — Вг78 и Вг80 — с тремя перио- дами полураспада, равными в этом случае 6,4, 18 мин и 4,5 час. Так как изотоп Вг80 образуется как при реакции (п, у), так и при реакции (у, п), а периоды полураспада 18 мин и 4,5 час наблюдаются в обоих случаях, то очевидно, что именно этот изотоп связан с двумя процессами распада. Объяснить это явление можно, предположив, что Вт80 обладает ядер- ной изомерией, причем оба изомера имеют различные периоды полурас- пада2). Ниже мы увидим, что эти два ядерных изомера можно разделить; было найдено, что один из них распадается с периодом полураспада 18 мин, а другой — с периодом 4,5 час. Различие между ядерными изомерами Вг80, как и во всех вообще случаях ядерной изомерии, объясняется различием энергетических состояний ядра: один изомер представляет собой ядро в его основном состоянии, тогда как другой — то же ядро в возбужден- ном состоянии с большей энергией. Как общее правило, переход с более высокого на более низкий энергетический уровень, связанный с испуска- нием у-излучения, происходит за очень короткий промежуток времени, вероятно менее 10"13 сек. Таким образом, возбужденное состояние имеет чрезвычайно короткое время жизни. Если переход является до некоторой степени «запрещенным», то возбужденное состояние, называемое мета- х) Здесь приведены значения, полученные в последнее время и несколько отли- чающиеся. от первоначальных. 2) Следует отметить, что два периода полураспада не могут объясняться развет- вленным распадом (гл. 5, § 14), так как последний связан только с одним периодом полураспада, хотя имеются два различных продукта распада. Так, Си64 и As76, кото- рые распадаются путем испускания как положительных, так и отрицательных Р-частиц и путем йГ-захвата, имеют одинаковые периоды полураспада для каждого типа распада.
320 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность Исходное веществе 'Метастабильное состояние) Продукт распада Фиг. 72. Изомерия с независимым распадом. стабильным1) состоянием, будет иметь заметное время жизни, изменяю- щееся от малой доли секунды до нескольких дней. Такое метастабильное возбужденное состояние представляет собой одну изомерную форму дан- ного ядра, тогда как основное состояние, т. е. состояние с наинизшей энергией, представляет другую изомерную форму. Метастабильная форма изомера обозначается добавлением после значения массового числа буквы т, например Вгчот. § 21. Типы ядерных изомеров; изомерный переход Для целей классификации можно различать три типа ядерных изо- меров. Каждый из изомеров первого типа> называемых изомерами с неза- висимым распадом, распадается независимо от другого, со своим собствен- ным периодом полураспада. В случаях такого рода переход от одного состоя- ния в другое, т. е. из мета стабильного в основное, сильно запрещен и обладает очень небольшой относительной вероят- ностью, если он вообще наблюдается. На фиг. 72 показаны переходы с раз- личными периодами полураспада Тг и 7\. На этой схеме оба перехода приво- дят к одному и тому же (самому низ- кому) энергетическому уровню конеч- ного ядра. Однако это необязательно должно иметь место, так как при одном или' другом (или обоих) переходах ко- нечное ядро может получиться также в возбужденном состоянии и испускать затем избыточную энергию в виде у-из- лучения. Ниже приведены примеры ядерных изомеров с независимым распадом, а также соответствующие типы активности и периоды полураспада; символы р+ и Р“ относятся соот- ветственно к испусканию позитронов и электронов, а через К.з. обозначен распад путем Tf-захвата: Мп52(Р+, 5,55 дня; Р+, 21,3 мин), Соб2(Р", 1,6 мин; Р", 13,9 мин), Zn71(|3~, 3 час; [3“, 2,2 мин), Мо91ф’, 66 сек; Р~, 15,5 мин), Ag106(K. з., 8,3 дня; (3+, 24 мин), Cd115(₽-, 43 дня; 53 час). Второй тип изомеров состоит из генетически связанных изомеров, как показано на фиг. 73; здесь метастабильное состояние переходит в ос- новное с определенным периодом полураспада Тг, причем происходит испускание у-кванта. Этот процесс распада известен под названием изо- г) Термин «метастабильный» применяется в физике и химии для обозначения состояния, которое, хотя и не является самым устойчивым при данных условиях, тем не менее достаточно устойчиво, чтобы существовать независимо в течение заметного времени.
II. Искусственная радиоактивность 321 мерного перехода (сокращенно и. п.). В большинстве случаев имеет место внутренняя конверсия у-лучей, и поэтому наблюдается линейчатый спектр электронов совместно с характеристическими рентгеновскими лучами, как это обычно наблюдается при внутренней конверсии (гл. 7, § 18)1). Основное состояние, распадаясь, образует продукт с периодом полурас- пада Т2, отличным от Как и прежде, конечный продукт необязательно образуется в основном состоянии, вследствие чего радиоактивный распад может сопровождаться у-излучением. Возможен также прямой независи- мый распад возбужденного метастабильного состояния исходного элемента, как это показано на фиг. 73 пунктиром. Ниже приведены некоторые при- меры генетически связанных изомеров: Sc44 (и. п., 2,44 дня; р+, 3,96 час), Zn69 (и. п., 13,8 час; р", 52 мин), Вг80 (и. п., 4,5 час; р“, 18 мин), Se81 (и. п., 56,8 мин; р", 18,2 мин), In114 (и. п., 49 дней; Р", 72 сек), Те131 (и. п., 30 час; Р", 24,8 мин). Из приведенных примеров можно видеть, что период полураспада для процесса с внутренним переходом часто больше периода полураспада при положительном или отрицательном Р-распаде основного состояния. В ре- зультате радиоактивное вещество ис- пускает две группы р-частиц, соответ- ствующие двум различным периодам полураспада. Одна группа, связанная с более коротким периодом полураспа- да, возникает при распаде ядер, кото- рые первоначально образовались в ос- новном состоянии, тогда как другая группа получается при распаде ядер, которые находятся в том же основном состоянии, но образовались в результате изомерного перехода из метастабиль- ного возбужденного состояния. Хорошо известно, что полная скорость любого превращения, состоящего из несколь- ких стадий, определяется скоростью наиболее медленной из этих стадий; Фиг. 73. Генетически связанные изомеры; изомерный переход. следовательно, при процессе и. п. р мета стабильное состояние-------> основное состояние —продукт скорость испускания Р-частиц во второй группе (хотя они в действитель- ности возникают из основного состояния) оказывается равной скорости изомерного перехода, который является более медленной стадией. Изомерный переход часто сопровождается разрушением химической связи, что дает возможность осуществить разделение изомерных ядер. Интересным примером этого являются изомеры теллура Те131. Если г) Рентгеновские лучи представляют собой в этом случае рентгеновские лучи самого радиоактивного элемента, так как он испускает конверсионное у-излучение. Таким образом, изомерный переход можно отличить от захвата орбитального электро- на, при котором рентгеновские лучи, возникающие в результате внутренней конвер- сии, принадлежат конечному продукту. 21 с. Глесстон
322 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность к раствору теллурата (TeVI), содержащему этот радиоактивный изотоп, добавить некоторое количество обычного неактивного теллурита (TeIV) и затем отделить последний химическим путем, то окажется, что он будет содержать изомер с периодом полураспада 24,8 мин. Это происходит потому, что у-квант, испускаемый верхним изомерным состоянием (период полураспада Зи час), испытывает внутреннюю конверсию, в результате которой происходит вырывание электрона из К- или L -уровня атома конеч- ного продукта, т. е. из нижнего изомерного состояния (период полураспа- да 24,8 мин). В результате явления, которое носит название эффекта Оже, избыточная энергия, приобретенная атомом при вырывании одного из внут- ренних электронов (К- или L-электронов), может быть передана одному или нескольким внешним (валентным) электронам, которые вследствие этого вылетают из атома. Это удаление валентных электронов из атома изомера с периодом полураспада 24,8 мин приводи'; к разрыву некоторых свягей между атомами теллура и кислорода. В результате изомерный переход сопровождается изменением окисления от VI до IV состояния, т. е. от теллурата до теллурита. Другие генетически связанные изомеры также были разделены химическим путем, и общее объяснение происхо- дящего при этом процесса аналогично только что приведенному объясне- нию для случая теллура х). К третьему типу ядерной изомерии относится та, при которой актив- ные ядра являются изомерами устойчивых ядер. Процесс распада в этом случае состоит лишь из изомерного перехода из метастабильного возбуж- денного состояния в основное состояние устойчивого изотопа с испуска- нием у-излучения. Если при этом происходит внутренняя ’ конверсия, то появится линейчатый спектр электронов и характеристические рентге- новские лучи данного элемента. В настоящее время известно более трид- цати устойчивых изотопов, встречающихся в природе, например Кг83, Sr87, Rh103, Ag107, Sn117, Ba137 и Au197, которые образуют метастабиль- ные состояния, обладающие значительными временами жизни — от нескольких секунд до нескольких дней. Кроме того, были обнаружены изомеры с очень малыми временами жизни, например Sm152 и Dy160 с периодами полураспада порядка 10’6 сек, и можно предполагать, что будут открыты короткоживущие изомеры других устойчивых изотопов. Изомеры устойчивых изотопов часто получаются в результате ядер- ного возбуждения, сопровождающего неупругое рассеяние или кулонов- ское взаимодействие, как уже было описано выше. Обладающие большой энергией рентгеновские лучи и электроны способны вызывать такое же возбуждение, и, таким образом, конечные продукты могут представлять собой устойчивые изотопы, находящиеся в метастабильных возбужденных состояниях со значительным временем жизни. Изомеры устойчивых эле- ментов иногда образуются и при других ядерных процессах, например Sr86 (п, у) Sr87™, Кг82 (d, р) Кг83™ и Se80 (а, п) Кг83™. В первых двух случаях один устойчивый изотоп данного элемента превращается в метастабильное (изомерное) состояние другого устойчивого изотопа того же самого эле- мента. Как сообщалось выше, (3-распад часто приводит к образованию про- дукта, находящегося в возбужденном состоянии; последнее может быть метастабильным состоянием устойчивого элемента, как в случае отрица- тельного (3-распада Вг83 и Sr89, продуктами которого являются соответ- ственно Кг83™ и Y89™. г) Исследование химических реакций, получающихся при перевесе алентных энергетических связей, происходящем в различных ядерных процессах, называется «химией горячих атомов» (см. также гл. 17, § 4).
II, Искусственная радиоактивность 323 § 22. Изомерия и спин ядра Объяснение существования метастабильных состояний и, следователь- но, существования ядерных изомеров устойчивых и неустойчивых изотопов было предложено немецким физиком Вейцзекером в 1936 г. Если имеются значительные различия моментов количества движения, т. е. результи- рующих спинов (гл. 4, § 18) возбужденного и основного состояний ядра, и разность энергий этих двух состояний мала, то переход из верхнего в ниж- нее состояние будет «запрещен». Другими словами, вероятность перехода будет мала, и в среднем пройдет значительное время, прежде чем возбуж- денное состояние потеряет свою избыточную энергию и перейдет в основ- ное состояние. При этих условиях состояние ядра, обладающее более высокой энергией, будет метастабильным и может быть обнаружено как самостоятельно существующее, т. е. будет наблюдаться ядерная изомерия. В последние годы теоретики и экспериментаторы затратили много усилий, чтобы выяснить поведение ядерных изомеров. Оказалось, что переходы, приводящие к испусканию у-излучения, разделяются на два общих класса — магнитные и электрические. Электрические переходы возникают при изменениях распределения электрического заряда в ядре* в то время как магнитные переходы объясняются изменениями в распреде- лении магнитных полюсов. При одних и тех же значениях разности спинов и разности энергий ядерных состояний магнитные (М) переходы сильнее 'запрещены, чем электрические (Е) переходы. Для подавляющего большинства изомерных ядер с относительно большим временем жизни переходы в основное состояние относятся к пере- ходам типа 7И4, т. е. к магнитным переходам, сопровождаемым изменением спина ядра на четыре единицы. Наблюдались также переходы других типов, например Е1,,,,, Ei и Ml,..,, М3, Вообще говоря, для дан- ной энергии возбуждения время жизни метастабильного изомерного состоя- ния уменьшается при уменьшении разности спинов исходного и конечного ядра. Поэтому удалось наблюдать лишь очень небольшое число переходов Ml и еще меньше переходов Е1 вследствие чрезвычайно малого времени жизни таких метастабильных состояний. Одним из следствий связи между изменением спина ядра и временем жизни метастабильного состояния является тот факт, что среди изотопов с четным числом нейтронов и протонов было найдено очень мало изомеров. Вследствие парности нуклонов с противоположными спинами результи- рующие спины этих ядер в возбужденном и основном состояниях равны или нулю, или небольшому целому числу (гл. 4, § 18). Поэтому основное условие для возникновения метастабильного состояния с относительно большим временем жизни, а именно большое различие между спинами ядер, редко реализуется. Если ядро содержит нечетное число протонов или нейтронов (или и тех и других), то теория и эксперимент показывают, что результирующие полуцелые спины могут иметь большую величину, например 11/2, особенно в возбужденных состояниях. Поэтому можно ожидать существования ядерных изомеров с довольно большой продол- жительностью жизни. Интересно упомянуть, что изомерные ядра с нечетными массовыми числами, т. е. имеющие нечетное число протонов или нейтронов, распа- даются на три группы, часто называемые островами изомерии1). Нечетные массовые числа изомеров этих групп лежат в областях: 1) от 39 до 49, х) На существование этих «островов» впервые указали в 1949 г; Финберг и Хам> мак (США). 21*
324 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность 2) от 69 до 81 и 3) от 111 до 125. В гл.12 мы увидим, что числа 50, 82 и 126 характеризуют замкнутые нуклонные оболочки, так что острова изомерии соответствуют областям, находящимся непосредственно перед завершен- ными оболочками. Именно в этих условиях ядра содержат значительное число нуклонов с непарными спинами, и результирующие ядерные спины достаточно велики. Наблюдаемое время жизни метастабильного состояния, очевидно, зависит от того, какую вероятность имеет альтернативный процесс, а именно, внутренняя конверсия у-лучей (гл. 7, § 18). Чем больше конку- рирующая роль этого процесса, тем меньше время жизни ядерного изомера. Вероятность внутренней конверсии зависит от природы электронного окружения ядра, которое в свою очередь может зависеть, хотя и в очень незначительной степени, от химического соединения, в которое входит данный атом. Примером может служить ядерный изомер радиоактивного технеция-99, т. е. Тс"т, который имеет период полураспада в основное состояние 6,0 час. В соединениях Tc2S7 и КТсО4 период полураспада Тс"т оказывается соответственно на 0,03 и 0,3% меньше, чем в металлическом состоянии (т. е. в виде чистого элемента)1). § 23. Распад путем испускания нейтронов Возникает вопрос, почему не может происходить радиоактивный распад с испусканием протонов и нейтронов, если атомные ядра содержат эти частицы. На этот вопрос можно дать следующий ответ: если ядро имеет энергию, достаточную для освобождения протона или нейтрона, т. е. по меньшей мере 8 Мэв, то испускание обычно происходит чрезвычайно быстро, вероятно, через промежуток времени, много меньший 10"12 сек. Другими словами, такой изотоп был бы настолько неустойчив, что его нельзя было бы рассматривать как реально существующий. Было обна- ружено несколько неустойчивых ядер, которые распадаются, испуская нейтроны, причем скорость распада доступна измерению. Однако этот результат объяснялся случайными обстоятельствами. Это явление играет огромную роль в ядерных реакторах, о чем будет идти речь в последую- щих главах; здесь же достаточно сказать, что деление урана и плутония под действием нейтронов сопровождается запаздывающим испусканием нейтронов. Было идентифицировано пять или шесть периодов полураспа- да, а именно 55,6, 22,5, 4,51, 1,52, 0,43 сек и предположительно 0,15 сек. Путем быстрых химических разделений было найдено, что изотоп с перио- дом полураспада 55,6 сек соответствует по химическим свойствам брому, а изотоп с периодом полураспада 2.2,5 сек—иоду. Описанное явление можно объяснить, например, в первом случае тем, что одним из продуктов деления является изотоп брома с большим массовым числом, по всей вероятности Вг87, который распадается с перио- дом полураспада 55,6 сек, испуская отрицательную |3-частицу, в резуль- тате чего получается Кг87. Последний может образоваться в высоком воз- бужденном состоянии, энергия которого будет достаточно велика для того, чтобы ядро могло немедленно испустить нейтрон (фиг. 74) и перейти в устойчивое ядро Кг86. Наблюдаемая скорость испускания нейтронов определяется медленной стадией процесса, а именно, распадом Вг87. Таким образом, период полураспада для освобождения нейтронов оказы- г) Технеций (атомный номер 43) не существует на Земле, однако его можно получить искусственным путем (гл. 16, § 15).
II. Искусственная радиоактивность 325 вается равным 55,6 сек, хотя действительный процесс испускания нейтро- нов, вероятно, происходит очень быстро. Группа нейтронов с периодом полураспада 22,5 сек, вероятно, получается аналогичным образом из J137, образующегося в результате деления; J137 испускает отрицательную 13- частицу с периодом полураспада 22,5 сек, образуя сильно возбужденное ядро Хе137. Последнее мгновенно испускает нейтрон, образуя устойчивый Хе136, хотя кажущийся период полураспада равен 22,5 сек. Несколько сходный с этим процесс был открыт в совершенно другой связи Альварецом и его сотрудниками в 1948 г. Бомбардируя различные легкие элементы от кислорода до хлора дейтронами с энергией 200 Мэв, Фиг. 74. Механизм испускания запаздывающих нейтронов. полученными на 4,7-метровом синхроциклотроне в Беркли, они обнару- жили испускание нейтронов, связанное с периодом полураспада 4,1 сек. Произведя ряд тщательно обдуманных экспериментов, они пришли к вы- воду, что полученные ими результаты можно объяснить следующей схе- мой распада: 3~ N17-----> О17 О16 + пЧ 4,1 сек Неустойчивый изотоп N17 образуется при бомбардировке; он распадается с периодом полураспада 4,1 сек, испуская электрон, причем остается сильно возбужденное ядро О17. Последнее затем мгновенно испускает нейтрон, образуя устойчивый изотоп кислорода О16. Подобный пример испускания нейтронов наблюдался в случае лития-9, который образуется при взаимодействии бериллия с дейтронами, бора с протонами, а также при некоторых других процессах. Изотоп Li9 имеет период полураспада 0,17 сек; он испускает [3-частицу, причем получается Be9 в возбужденном состоянии, который немедленно испускает нейтрон.
326 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоактивность § 24. Таблицы изотопов Сведения об устойчивых и неустойчивых изотопах обычно приводятся в различных диаграммах и таблицах изотопов. В таблице одного типа ордина- той служит атомный номер Z, т. е. число протонов в ядре, а абсциссой— число нейтронов, равное А — Z, где А — массовое число. Часть этой таблицы (в упрощенном виде) показана на фиг. 75. Каждый изотоп зани- мает отдельный квадрат; в заштрихованных квадратах расположены устойчивые изотопы, встречающиеся в природе, в светлых — искусствен- ные радиоактивные изотопы. В каждом случае указаны символ и массовое число, а также типы распада и периоды полупаспада неустойчивых ядер. Фиг. 75. Часть таблицы изотопов. Все элементы, расположенные по горизонтали, имеют одинаковый атом- ный номер и, следовательно, являются изотопами одного и того же эле- мента. Ядра с одинаковым массовым числом, т. е. изобары, лежат на диа- гоналях (под углом 45° к осям таблицы), идущих слева сверху направо вниз. Некоторые особенности этой таблицы изотопов будут описаны ниже; здесь же мы воспользуемся ею для рассмотрения ядерных превращений и процессов радиоактивного распада. Если данное ядро-мишень соеди- няется с протоном, то получающееся в результате составное ядро распо- ложено в таблице в ближайшем сверху квадрате на той же вертикали. Подобным же образом соединение ядра-мишени с нейтроном дает ядро, занимающее ближайший квадрат справа на той же горизонтали. Погло- щение дейтрона, который состоит из протона и нейтрона, вызывает сдвиг на один квадрат кверху по вертикали и на один квадрат вправо по гори- зонтали и т. д. для других частиц. Испускание протона, нейтрона или дейтрона вызывает в таблице сдвиги, обратные только что перечисленным. Испускание электрона при радиоактивном распаде, т. е. отрицательный (J-распад, дает конечное ядро, в котором число протонов больше на еди- ницу, а число нейтронов меньше на единицу, и, таким образом, конечный продукт занимает по отношению к исходному продукту соседнее место
II, Искусственная рад ио активность 327 по диагонали сверху слева. С другой стороны, при положительном (3-рас- паде, т. е. при испускании позитрона или при захвате орбитального элек- трона, конечное ядро располагается по диагонали в соседнем квадрате снизу справа. Здесь интересно рассмотреть снова случай, который подробно описан в § 4 настоящей главы, а именно соединение дейтрона с Си63. Из таблицы мы видим, что составным ядром является радиоактивный изотоп [Zn65], который находится в высоком возбужденном состоянии со значитель- ной избыточной энергией. Если эта энергия испускается в виде у-кванта [реакция (1), см. §4], то продуктом реакции будет Zn65 в его основ- ном состоянии; из таблицы видно, что последний радиоактивен и, распа- даясь путем испускания позитрона или путем ЛГ-захвата, дает устой- чивый продукт Си65. Вторая возможность [реакция(2)]— это испу- скание [Zn65] нейтрона с образованием устойчивого Zn64. В реакции (3) испускается протон и, следовательно, ее продуктом является Си64. Послед- ний дает разветвленный распад (§ 17 настоящей главы), испуская положи- тельную или отрицательную ^-частицу, причем конечным продуктом будет устойчивый изотоп Ni64 или Zn64 соответственно. Согласно реакции (4), испускаются два нейтрона и остается Zn63, который, как видно из таб- лицы, является эмиттером позитронов; его продуктом распада является устойчивый Си63. Если промежуточное ядро испускает а-частицу [реак- ция (5)], то оно теряет два протона и два нейтрона с образованием устой- чивого Ni61. Ядро трития состоит из одного протона и двух нейтронов, и продуктом реакции (6) является Си62; из таблицы следует, что последний распадается с испусканием позитрона, переходя при этом в устойчивый изотоп Ni62. Этот процесс рассматривать не имеет смысла, так как он является обратным процессу, в котором, по предположению, образовалось промежуточное ядро. Кроме описанной здесь таблицы изотопов, в которой число протонов для всех известных изотопов дается в функции от числа нейтронов, иногда пользуются и другими типами таблиц. Так, например, в одной из таких таблиц дается зависимость атомного номера Z от массового числа А, или наоборот; в другой — дается избыток нейтронов по сравнению с прото- нами, т. е. А — 2Z в зависимости от атомного номера Z, Особенно удобна таблица, оси которой расположены под углом 60° друг к другу, причем массовое число А отложено вдоль одной из этих осей, а атомный номер Z — вдоль другой1). Все эти таблицы обладают своими особенностями, однако в общем навыки, приобретенные при пользовании одной из них, облегчают пользование любой другой. Поэтому здесь нет необходимости рассматри- вать их более подробно. х) Trilinear Chart of Nuclides, by W. Sullivan, Washington, D. C., 1957.
Глава НЕЙТРОН I. СВОЙСТВА НЕЙТРОНА § I. Масса нейтрона Когда Резерфорд в 1920 г. предположил, что может существовать частица с массой, равной единице, и зарядом, равным нулю (гл. 2, § 29), называемая в настоящее время нейтроном, он считал, что так как эта частица не будет отталкиваться от ядра при приближении к нему, то «она должна легко проникать в структуру атома и может соединяться с ядром». Как указывалось в предыдущей главе, это предположение полностью под- твердилось: оказалось, что ядра практически всех элементов взаимодей- ствуют с нейтронами. Кроме того, при помощи нейтронов удалось добиться совершенно неожиданных результатов, а именно освобождения энергии из атомного ядра, т. е. решить задачу, с давних пор интересовавшую ученых. Оказалось, что различные взаимодействия нейтронов с атомными ядрами имеют огромное значение. По этим и другим причинам исследова- ние возможностей получения нейтронов, так же как и изучение их свойств, представляет большой интерес и заслуживает подробного рассмотрения. В гл. 2, § 30, где говорилось об открытии Чадвиком нейтрона в 1932 г., упоминалось, что Чадвик объяснил некоторые, кажущиеся парадоксаль- ными наблюдения предыдущих исследователей присутствием незаряжен- ной частицы с массой, близкой к массе протона. Так как основания в поль- зу такого предположения выше не излагались, то мы укажем их здесь. Отсутствие у нейтрона заряда было установлено на основании того факта, что нейтрон не отклоняется в электрическом и магнитном полях. Масса нейтрона была определена различными способами. Предположим, что частица с массой mv движущаяся со скоростью у, сталкивается с другой частицей с массой ттг2, которая практически неподвижна. Скорость отдачи второй частицы зависит от направления, в котором происходит эта отдача, по отношению к направлению движения бомбардирующей частицы. Из механики известно, что эта скорость будет максимальной при лобовом столкновении, т. е. в том случае, когда ударяемая частица летит в направ- лении, в точности совпадающем с первоначальным направлением бомбар- дирующей частицы. Для случая такого столкновения скорость отдачи дается выражением1) Ч Это выражение легко вывести из уравнений сохранения кинетической энергии, в данном случае ¥2™^=%™^+%™^^ и сохранения момента, а именно ^2;= ^=m1v1-\-m2V2 в случае лобового столкновения; vr — скорость бомбардирующей частицы после сто л кно вения.
I. Свойства нейтрона 329- Когда бомбардирующей частицей является нейтрон, а ядром-мишенью— ядро с известной массой ттг2, массу mL нейтрона можно вычислить из уравне- ния (11.1), если известны скорость v нейтрона перед столкновением и мак- симальная скорость у2 ядра отдачи. Чадвик не располагал достаточно надежными данными относительна скорости нейтрона и последнюю приходилось исключать из уравнения (11.1). Если нейтроны, имеющие ту же скорость у, сталкиваются с части- цей массы т3, то максимальная скорость отдачи v3 последней определя- ется выражением, аналогичным выражению (11.1), а именно где т1 и v имеют прежние значения. Разделив (11.1) на (11.2), получим ^2 = ^1 + ^3 (ИЗ) ^3 ^1 + ^2 ’ ' ‘ ' Таким образом, можно определить массу нейтрона, если известны тп2, тп3, у2 и у3. Ядра водорода и азота, испытавшие отдачу после столкновения с нейтронами, наблюдались в опытах с камерой Вильсона, и по длине соответствующих треков можно было определить их максимальные ско- рости, которые оказались равными 3,3• 109 и 4,7-108 см!сек соответственно. Хотя эти результаты были приближенными, однако на основании их можно было судить о массе нейтрона. Считая, что тп2 и т3—- массы ядер водорода и азота, т. е. соответственно 1 и 14 в атомных единицах массы (гл. 3, §21), получаем для v2 и v3 соответственно значения 3,3-109 и 4,7-108 см!сек. Подставляя эти данные в уравнение (11.3), находим, что масса m-L нейтрона равна приблизительно 1,16 в шкале атомных весов. Полученный таким образом приближенный результат показывает, что масса нейтрона близка к массе протона. Более точное определение было произведено Чадвиком, использовавшим изменения энергии и массы в реакции взаимодействия между а-частицей и ядром бора, при которой освобождается нейтрон. Реакция такого типа должна иметь вид бВ11 + 2Не4 -» 7N14 + 0n1, и так как атомные веса устойчивых изотопов В11, Не4 и N14 известны, то можно определить атомный вес нейтрона в предположении, что энергия Q ядерной реакции также известна (гл. 9, § 7). Альфа-частицы, получае- мые от полония, имеют энергию 5,25 Мэв, эквивалентную 0,00565 атомных единиц массы, а энергия конечного ядра N14, вычисленная из его пробега в камере Вильсона, и энергия нейтрона, определенная по максимальной от- даче протона после столкновения, оказались равными 0,00061 и 0,0035 а.е.м. соответственно. Энергией ядра-мишени бора можно пренебречь, и, сле- довательно, изменение энергии Q реакции в единицах массы равно 0,00061+0,0035—0,00565 =—0,00154. Считая, что атомный вес В11 равен 11,01279,Не4—4,00387 и N14—14,00752, получаем, что масса нейтрона- определяется следующим образом: Масса нейтрона == 11,01279 + 4,00387 — 14,00752 — — 0,00154= 1,0076 а.е.м.1). Ч Это значение меньше значения, принятого в настоящее время (1,008986),. вследствие ошибок в значениях энергий.
.330 Глава 11. Нейтрон Пользуясь значениями атомных весов изотопов, известными в 1932 г., Чадвик получил в то время для массы нейтрона значение 1,0067, но ввиду недостаточно точных значений энергий он считал, что это значение лежит между 1,005 и 1,008. Другой метод, который был впервые применен в 1934 г. Чадвиком и Голдхабером, дал еще более точное значение массы нейтрона. Этот метод основан на открытии, согласно которому у-лучи достаточно боль- шой энергии могут расщеплять дейтрон на протон и нейтрон (гл. 10, §11): Минимальная энергия, необходимая для расщепления дейтрона, равна 2,225 Мэв, что соответствует 0,00239 а.е.м. Отсюда следует, что масса дейтрона плюс 0,00239 должна быть равна сумме масс протона и нейтрона. Атомные веса дейтерия и водорода равны 2,01474 и 1,008145 соответствен- но, так что Масса нейтрона = 2,01474-{-0,00239— 1,008145 == 1,008985 а.е.м. Так как нейтроны участвуют во многих ядерных реакциях в качестве бомбардирующих частиц или в качестве испускаемых частиц, имеются, очевидно, многочисленные возможности для вычисления массы нейтрона, если известны атомные веса ядер-мишеней и конечных ядер, а также энер- гии реакций. На основании наиболее надежных данных, полученных в 1957 г., масса нейтрона равна 1,008986 а.е.м. Между прочим, следует заметить, что существование электрически нейтральной частицы заметной массы находится в противоречии с теорией, которой первоначально при- держивались многие ученые и согласно которой вся масса имеет электро- магнитную природу (гл. 4, § 5). § 2. Радиоактивные свойства нейтрона При рассмотрении отрицательного [3-распада в гл. 7, § 8 было посту- лировано, что этот тип радиоактивности включает превращение нейтрона в протон, электрон и нейтрино. Сумма масс протона, электрона и нейтрино практически равна массе атома водорода, т. е. 1,008145 а.е.м., так как этот атом состоит из одного протона и одного электрона, а массой ней- трино можно пренебречь. Полная масса атома водорода меньше массы нейтрона на 1,008986—1,008145=0,00084 а.е.м./ что эквивалентно энер- гии 0,782 Мэв; поэтому можно написать оП1 1Н1 + _1е0 + 0,782дЛ/эв. Тот факт, что превращение свободного нейтрона в протон, электрон и нейтрино связано с освобождением энергии, указывает, что этот процесс должен происходить самопроизвольно. В данном случае будет иметь место простейший вид радиоактивного распада с испусканием отрица- тельной Р-частицы, т. е. электрона, и с образованием протона в качестве конечного продукта. Так как и протон и нейтрон имеют спин, равный х/2 (гл. 4, § 18), то следует предположить, что распад будет соответствовать «разрешенному» P-переходу (гл. 7, § 13). Исходя из этого, можно вычислить, что период полураспада нейтрона равен примерно 20 мин. Трудность обнаружения радиоактивного распада свободного ней- трона объясняется тем фактом, что такие нейтроны легко захватываются ядрами; поэтому среднее время жизни свободного нейтрона мало по срав- нению с его ожидаемым периодом полураспада. Тем не менее Альварец
I. Свойства нейтрона 331 ‘В Лаборатории излучений в Беркли попытался исследовать распад ней- тронов, однако эта работа была прервана в связи с войной. С 1948 г. эта задача привлекла внимание Снелла и его сотрудников в Национальной лаборатории в Ок-Ридже и Робсона и его сотрудников в Лаборатории на Чок-Ривер в Канаде. Их эксперимент состоял в том, что интенсивный пучок нейтронов пропускался через цилиндрический сосуд, откачанный до высокого вакуума. Под действием электростатического поля протоны, образующиеся в результате [3-распада нейтронов, отклонялись в одном направлении, а электроны (Р-частицы) — в другом. Схема совпадений регистрировала почти одновременное появление протона по одну сторону нейтронного пучка и электрона по другую (с учетом поправки на меньшую скорость протона; задержка последнего равнялась примерно одной мил- лионной доле секунды)1). По частоте этих совпадений можно было видеть, что скорость образования протонов и электронов соответствует периоду полураспада свободного нейтрона, равному примерно 13 мин, что нахо- дится в удовлетворительном согласии с вычисленным ранее значением. Отсюда можно заключить, что свободный нейтрон радиоактивен в том смысле, что он самопроизвольно распадается с испусканием электрона «и образованием протона2). § 3. Дифракция нейтронов Одним из наиболее поразительных доказательств двойственной (корпускулярно-волновой) природы материи (см. гл. 3) явилась дифрак- ция нейтронов. В течение нескольких лет было известно, что электроны (а также протоны и а-частицы) обладают характерными волновыми свой- ствами, а именно могут интерферировать, образуя дифракционные мак- симумы и минимумы (гл. 3, § 10). Хотя это доказательство волновой при- роды материи является чрезвычайно убедительным, однако можно возразить, что все вышеупомянутые частицы обладают электрическим заря- дом и что подобные явления нельзя наблюдать с нейтральными частицами. Все сомнения подобного рода отпали после того, как было доказано, что нейтроны также обладают волновыми свойствами3). В 1936 г. Эльзассер (Франция) предсказал, что нейтроны должны испытывать дифракцию, и в том же году его предсказание было подтверждено на опыте Халбаном и Прейсверком во Франции и независимо Митчелом и Пауэрсом в США. С тех пор техника была значительно усовершенствована, главным обра- зом благодаря тому, что появилась возможность получать нейтронные пучки от ядерных реакторов. На фотографии (фиг. 76), полученной в На- циональной лаборатории в Ок-Ридже, можно видеть дифракционную кар- тину, полученную при дифракции нейтронов от кристалла NaCl (для срав- нения см. фиг. 8, где показана дифракция рентгеновских лучей). Согласно уравнению де-Бройля (3.7), длина волны X [см], соответству- ющая частице с массой т [г], движущейся со скоростью v [см/сек\, равна h/mv, где h — постоянная Планка, которая равна 6,62-10"27 эрг-сек. Кинетическая энергия нейтрона Е равна г/2 mv2, и mv в уравнении де-Бройля можно заменить на ]/2ттг£’; тогда эквивалентная длина волны х) Этот метод называется «методом сдвинутых совпадений».— Прим. ред. 2) Связанный нейтрон в ядре находится в другом энергетическом состоянии >и ведет себя иначе. 3) Фактически эти сомнения отпали значительно раньше, так как уже в 1932 г. наблюдалась дифракция нейтральных атомов от кристаллической решетки.—Прим. ред„
332 Глава 11. Нейтрон нейтрона будет равна h __ h mv У 2тЕ (11.4) Подставляя в это выражение массу нейтрона т, которая равна прибли- зительно 1,67-10"24 г, и вводя коэффициент 1,60-10"12 для перевода элек- тронвольт в эрги (гл. 3, §8), получаем л ли -• 2,87* 10'9 Л = - - =-----—— СМ, У 2-1,67-10-24.1,60.10-i2^ / е 6,62.10~27 (11.5)- где Е — энергия нейтрона, выраженная в электронвольтах. Интересно выяснить, каков должен быть порядок энергии нейтронов, чтобы могла происходить дифракция от кристаллов. Для этого их длинам волны должна составлять около 2-10"8 см. Таким образом, из уравнения (11.5) следует, что нейтроны с энергией 0,02 эв будут испытывать дифрак- Фиг. 76. Дифракционная картина ти- па Лауэ от кристалла NaGl, полученная с нейтронами от Ок-Риджского ядер- ного реактора. цию от кристаллов. Именно такой ре- зультат и получился на опыте. В § 13’ настоящей главы будет показано, как путем отражения от поверхности кристалла можно выделить нейтро- ны с заданными энергиями, или ско- ростями. Для химика явление дифракции’ нейтронов представляет исключи- тельный интерес в связи с изучением, строения молекул. Дифракция рент- геновских лучей от кристаллов и дифракция электронов в газах очень широко используются для определе- ния расстояний между атомами в мо- лекуле. Однако эти методы имеют один большой недостаток: так как ди- фракция рентгеновских лучей почти полностью, а дифракция электронов в большой степени зависят от числа орбитальных электронов в атоме, то этими методами трудно определить положение атомов.водорода, обла- дающих лишь одним орбитальным электроном. С другой стороны, дифрак- ция нейтронов определяется их рассеянием от ядра, и атомы водорода будут в этом случае давать значительный эффект. Следовательно, дифрак- ция нейтронов от кристаллов позволяет определить межатомные расстоя- ния для всех атомов, включая атомы водорода. Необходимые для такого рода исследований мощные пучки нейтронов можно получить только от ядерных реакторов (гл. 14). Однако, поскольку энергии (и длины волн) этих нейтронов лежат в некотором интервале, получаемые результаты не являются очень точными. Поэтому дифракцию нейтронов следует рас- сматривать не как замену дифракции рентгеновских лучей, а как допол- нение к ней. Дифракция нейтронов полезна не только для обнаружения атомов водорода и других легких атомов, например бериллия,— она» позволяет также обнаружить различие между атомами с примерно одина- ковым атомным весом, например между атомами марганца, железа, кобальта и никеля, и атомами магния и алюминия, чего не удается сделать, при помощи дифракции рентгеновских лучей.
II. Получение и обнаружение нейтронов 333 II. ПОЛУЧЕНИЕ И ОБНАРУЖЕНИЕ НЕЙТРОНОВ § 4. Источники нейтронов Впервые нейтроны были получены в реакциях типа (а, п) с бериллием, бором и литием. Впоследствии было найдено, что и другие легкие элемен- ты, такие, как азот, фтор, натрий, магний и алюминий, испускают ней- троны при бомбардировке их а-частицами. Хотя эти элементы нельзя счи- тать с современной точки зрения мощными источниками нейтронов, все же в реакции (а, п) с бериллием можно получить довольно большой выход нейтронов. Удобным источником нейтронов является смесь металличе- ского бериллия с небольшим количеством какого-либо источника а-частиц, например соединения радия или полония. Запаянная капсула, содержащая эманацию радия, т. е. газ радон, и бериллий, представляет собой недоро- гой источник нейтронов; использование радия вместо радона обходится дороже, но зато в этом случае интенсивность нейтронного излучения много выше и продолжительность излучения дольше. Нейтроны, получаемые в реакции 4Ве9 + 2Не4 -> 6С12 + 0п\ не монохроматичны, т. е. их энергии не одинаковы. Энергия реакции Ве9(а, п)С12 равна примерно 5,5Мэв. Эта энергия за вычетом энергии отдачи и энергии возможного возбуждения ядра С12 представляет собой мини- мальную энергию испускаемого нейтрона. Однако нейтроны, обладающие такой энергией, могут быть получены только в том случае, когда бомбар- дирующая а-частица имеет энергию, равную нулю, а вероятность проник- новения таких частиц в ядро бериллия ничтожно мала. Энергия а-частиц, испускаемых радиоактивными источниками, составляет несколько Мэв, и большая часть этой энергии проявляется в конечном счете в виде энергии испускаемых нейтронов, добавляясь к энергии реакции. Выход нейтронов при бомбардировке бериллия а-частицами от 1 г радия соста- вляет от 10 до 15 миллионов нейтронов в секунду. Источниками нейтронов могут служить также реакции типа (d, п), причем ускоренные дейтроны обычно получаются при помощи цикло- трона (гл. 9, § 12). При охлаждаемой мишени из бериллия можно поль- зоваться относительно сильными дейтронными токами и получать, таким образом, нейтроны в количестве многих миллиардов в секунду при помощи реакции Be9 (d, тг)В10. Другой реакцией такого типа, но несколько менее эффективной, является реакция Li7 (d, п)Ве8. Поскольку в этом случае энергия реакции составляет около 15 Мэв, можно получить нейтроны большой энергии, бомбардируя литий даже не очень быстрыми дейтро- нами. В гл. 10, § 6 говорилось о том, что при бомбардировке дейтерия дей- тронами происходит реакция i^ + iH2 -> 2Не3+0^ + 3,2 Мэв и что этот процесс типа (d, п) использовался как источник нейтронов, причем мишенью служил лед, полученный замораживанием тяжелой воды, т. е. твердая окись дейтерия (гл. 8, § 12). Энергия реакции положи- тельна и равна примерно 3,2 Мэв*, хороший выход нейтронов возможен даже в том случае, когда дейтроны обладают относительно низкой энер- гией, например до 0,2 Мэв. Ценным источником нейтронов большой энер-
334 Глава 11. Нейтрон гии служит аналогичная реакция типа (d, п) дейтронов с более тяжелым изотопом водорода — тритием JI3 + ,H2 -> 2Не4 + on1 + 17,6 Мэв. Об этом источнике нейтронов будет еще идти речь в § 14 настоящей главы. Несколько легких элементов, а также элементов среднего атомного, веса могут участвовать в реакциях типа (р, п), но только один из таких процессов, а именно 3Li7 + -> 4Ве7 + отй - 1,62 Мэв, используется иногда как источник нейтронов.. Хотя в этом случае энер- гия реакции составляет — 1,62 Мэв, действительный порог энергии для протонов равен примерно 1,88 Мэв, причем добавочная энергия 0,26 Мэв представляет собой энергию отдачи ядра Be7. Фотоядерные реакции, а именно реакции типа (у, п), позволяют полу- чать однородные, т. е. моноэнергетические, пучки нейтронов (§ 14 настоя- щей главы); такие реакции называются источниками фотонейтронов. Процессы типа (у, п) всегда имеют отрицательные энергии реакции; поэтому у-лучи должны иметь определенный минимум (или порог) энергии, для того чтобы такой процесс мог произойти. При этом энергия нейтрона равна, грубо говоря, энергии используемого у-излучения минус порого- вое значение энергии данной реакции (у, п). Если эти две величины мало отличаются одна от другой, то нейтроны, очевидно, будут иметь относи- тельно низкие энергии. Для получения нейтронов широко используются две фотоядерные реакции, упоминавшиеся в гл.10, § И, а именно Н2(у, тг)!!1 и Ве9(у, м)Ве8, для которых теоретические значения минимальных энергий равны соот- ветственно 2,225 и 1,66 Мэв. Для этой цели могут применяться любые радиоактивные вещества, испускающие у-лучи достаточной энергии, сов- местно с бериллием или соединением дейтерия в качестве мишени. Период полураспада источника у-лучей не должен быть слишком мал, чтобы ско- рость испускания нейтронов могла оставаться постоянной с хорошей степенью точности в течение значительного промежутка времени. Четыре таких источника, а именно искусственные радиоактивные элементы Na24, Ga72, Sb124 и La140 удовлетворяют указанным выше требованиям. Гамма- лучи от Na24 могут быть использованы как с дейтерием, так и с бериллием для получения нейтронов различных энергий; у-лучи от Ga72 обычна используются только с дейаерием (в виде тяжелой воды), тогда как излуче- ния от Sb124 и La140 используются только с бериллием, хотя выход в по- следнем случае мал. Удобный источник нейтронов, который можно получить в Отделе изотопов Комиссии по атомной энергии США, состоит из бруска сурьмы, содержащего радиоактивный изотоп Sb124 с периодом полураспада 60 дней и окруженного чашечкой из металлического бериллия. Такой источник непосредственно после изготовления испускает около восьми миллионов нейтронов в секунду, причем эти нейтроны являются почти монохромати- ческими (энергия 0,03 Мэв). Активность Sb124 можно восстанавливать, облучая стержень из сурьмы нейтронами в ядерном реакторе (гл. 14). В 1947 г. в ходе экспериментов с дейтронами, ускоренными до энер- гии 200 Мэв в 4,7-метровом синхроциклотроне в Беркли, был открыт нео- бычный тип процесса, приводящего к получению нейтронов большой энер-
IJ. Получение и обнаружение нейтронов 335- гии — порядка 100 Мэв. Нейтроны образуются из дейтронов в результате явления, называемого срывом, которое, по-видимому, происходит следую- щим образом. Дейтрон ведет себя как относительно слабо связанная система (гл. 10, § 6), состоящая из протона и нейтрона. Если дейтрон, обладающий большой энергией, падает на ядро-мишень так, что ударяется о край последнего, то протон может быть «сорван», тогда как нейтрон будет продолжать двигаться один. Протон может быть захвачен ядром-мишенью или может быть отклонен магнитным полем циклотрона, тогда как не имеющие заряда нейтроны будут продолжать двигаться прямолинейно, вследствие чего их можно выделить в виде узкого пучка. Энергии получае- мых таким образом нейтронов лежат вблизи половинного значения началь- ной энергии дейтронов, так что при дейтронах с энергией 200 Мэв ней- троны будут иметь среднюю энергию 100 Мэв. В качестве мишени при срыве можно использовать почти все элементы, однако выход нейтронов при данной интенсивности дейтронов меняется в зависимости от природы мишени. В последнее время появился такой мощный источник нейтронов, что по сравнению с ним все описанные выше источники почти утратили свое значение. Этот источник — ядерный реактор, в котором происходит деление урана. Как указывалось в гл. 10, § 12, этот процесс вызывается нейтронами и сопровождается испусканием нейтронов. Вопросы, связан- ные с делением ядер и ядерными реакторами, подробно рассмотрены в гл. 13—15. § 5. Регистрация нейтронов Так как нейтроны не взаимодействуют в сколько-нибудь значитель- ной степени с электронами, они производят непосредственно лишь очень слабую ионизацию, а именно, создают примерно одну пару ионов на 1 м пути, тогда как протон, имеющий приблизительно такую же энергию, создает на том же протяжении около миллиона пар ионов. Таким образом, нейтроны нельзя обнаружить непосредственно при помощи приборов, применяемых для регистрации заряженных частиц, или при помощи камеры Вильсона, действие которых основано на ионизации, вызываемой попадающей в прибор частицей. Тем не менее приборы такого типа могут применяться для регистрации нейтронов, если использовать некоторые вторичные эффекты. Регистрация нейтронов основана на двух основных принципах: во-первых, на использовании заряженных частиц, возникающих при взаи- модействии нейтронов с различными веществами, вводимыми в прибор, и, во-вторых, на использовании явления отдачи ядер легких элементов при столкновении их с нейтронами. В том и другом случаях вторичные частицы производят на своем пути ионизацию, вследствие чего их появле- ние можно немедленно обнаружить. Выбор метода в основном зависит от энергии (или скорости) регистрируемых нейтронов: для медленных нейтронов с энергиями до нескольких тысяч электронвольт пользуются главным образом методом ядерных взаимодействий, тогда как для быстрых нейтронов с энергиями порядка миллиона электронвольт и более обычно- применяется метод отдачи. Широко применяемые детекторы медленных нейтронов основаны на использовании реакции между этими нейтронами и изотопом бора В10: 5В10 + «п1 -> 3Li7 + 2Не4 4- 2,5 Мэв.
336 Глава 11. Нейтрон Энергия реакции (2,5 Мэв) уносится получающимся в результате ядром лития и а-частицей, которые создают на своем пути значительную иониза- цию. Для использования такого процесса применяют счетчик, содержащий бор или соединения бора. Счетчик можно наполнять газом, содержащим BF3, или же покрывать его стенки тонким слоем бора или какого-либо его твердого соединения, например карбида бора. Поскольку при этом существенную роль играет изотоп В10, присутствующий в естественном боре в количестве меньше 19%, то лучшие результаты получаются в том случае, когда соединение бора обогащено изотопом В10. Если пользоваться счетчиком соответствующих размеров, то можно добиться того, что каждый попадающий в него медленный нейтрон будет взаимодей- ствовать с ядром В10 и, таким образом, число отсчетов будет равно числу нейтронов. Детектором может служить также ионизационная камера (гл. 6, §3), хотя обычно она применяется в пропорциональной области (гл. 6, § 4). В гл. 6, § 15 упоминалось, что трек ионизующей частицы в фотогра- фической эмульсии после проявления становится видимым и представляет собой ряд мельчайших зерен серебра. Нейтроны не действуют непосред- ственно на галоид серебра в эмульсии, однако если в ней присутствует бор в виде соединения, такого, например, как боракс, то можно легко обнару- жить заряженные частицы, образующиеся при реакции с медленными нейтронами. Для регистрации медленных нейтронов пользуются также делитель- ной камерой, принцип действия которой основан на реакции деления. Медленные нейтроны могут вызывать эту реакцию в уране-235, причем •осколки деления производят значительную ионизацию. Устройство наи- более простого типа для наблюдения нейтронов по реакциям деления представляет собой ионизационную камеру, один электрод которой покрыт окисью урана, обогащенной изотопом U235. Для обнаружения и счета нейтронов можно также пользоваться сцинтилляционными счетчиками. Используемые при этом методы осно- ваны на добавлении к веществу сцинтиллятора элемента, который, взаимо- действуя с нейтронами, дает частицы, способные непосредственно вызывать сцинтилляции. Так, например, к твердому сернистому цинку (активиро- ванному серебром) или к иодистому натрию (активированному таллием) можно добавить какое-либо соединение бора. В случае жидкого органиче- ского сцинтиллятора можно добавить бор в виде метилбората. Так ’как органические сцинтилляторы хорошо реагируют на у-лучи, то можно также добавлять соединения кадмия, например октат кадмия. В резуль- тате захвата медленных нейтронов кадмием происходит реакция (п, у), и у-кванты вызывают сцинтилляции. Для обнаружения быстрых нейтронов обычно используют иониза- цию, создаваемую легким ядром, испытавшим отдачу после соударения с нейтроном большой энергии. Для этой цели пропорциональный счетчик можно наполнить водородом или дейтерием, однако более целесообразно в качестве наполняющего газа пользоваться аргоном или одним из более тяжелых инертных газов и помещать у одного конца счетчика тонкий слой водород содержащего материала, например парафина. Быстрые нейтроны, падая на парафин, вызывают испускание протонов; последние производят ионизацию на своем пути через счетчик и, таким образом, могут быть зарегистрированы. Для обнаружения нейтронов можно также использовать явление отдачи в камере Вильсона, наполненной водородом ^(фиг. 77). Можно воспользоваться и пузырьковой камерой с жидким водо-
II. Получение и обнаружение нейтронов 337 родом или водородсодержащим соединением. По имеющим максимальную длину трекам протонов отдачи можно определить энергию нейтронов. Присутствие протонов отдачи, образующихся под действием нейтронов, можно также обнаружить по их действию на фотографическую пленку, а по длине треков отдачи вычислить энергию нейтронов. Протоны отдачи могут появиться в результате столкновений быстрых нейтронов с ато- мами водорода в эмульсии или в водород содержащем веществе, например воде. Быстрые нейтроны можно обнаружить также при помощи органи- ческого фосфора (твердого или жидкого) в сцинтилляционном счетчике без добавления какого-либо другого материала. Органическое соединение содержит большую долю водорода, и быстрые нейтроны дают протоны отдачи, которые вызывают сцинтил- ляции. Хотя уран-235 испытывает деле- ние под действием как быстрых, так и медленных нейтронов, однако деле- ние более распространенного урана- 238 может происходить только под действием быстрых нейтронов. По- этому делительная камера для быст- рых нейтронов может быть сконстру- ирована при использовании урановых соединений с малым содержанием легкого изотопа; такая камера будет регистрировать быстрые нейтроны и не будет реагировать па медленные нейтроны. Можно также воспользова- ться делительной камерой, окружен- ной кадмием или бором, не обращая Фиг. 77. Треки, образованные в каме- ре Вильсона протонами отдачи после столкновения с нейтронами. при этом специального внимания на присутствие данного изотопа урана. Кадмий или бор будут поглощать мед- ленные нейтроны, и наблюдаемые в ка- мере процессы деления будут обусло- влены действием быстрых нейтронов. Если не нужно делать различия между быстрыми и медленными нейтронами, то нейтроны можно замедлять, пропуская их через слой пара- фина или воды толщиной в несколько сантиметров, как уже говорилось выше. Замедленные нейтроны можно затем наблюдать при помощи любого из описанных выше детекторов медленных нейтронов. Метод, несколько отличный от только что рассмотренных методов, применялся для обнаружения и счета нейтронов, энергии которых лежат в определенном интервале. Некоторые металлы, такие как индий и родий, способны очень сильно поглощать нейтроны, энергии которых лежат в узком интервале (§ 15 настоящей главы); при этом в результате реакции типа (п, у) образуется радиоактивный изотоп исходного элемента. Количе- ство этого изотопа и, следовательно, число поглощенных нейтронов можно определить, исследуя его p-распад при помощи счетчика. Для регистра- ции нейтронов можно также пользоваться тонким слоем металла, на- пример индия, находящимся в контакте с фотографической пленкой. Радиоактивность продукта, получающегося при взаимодействии нейтро- нов с индием, вызывает почернение пленки. 22 с. Глесстон
338 Глава 11, Нейтрон Ш. ЗАМЕДЛЕНИЕ НЕЙТРОНОВ § 6. Упругое рассеяние Простейшим типом ядерной реакции, происходящей под действием- нейтронов, является упругое рассеяние (гл. 10, § 5). В этом случае не происходит образования составного ядра или возбужденного состоя- ния, но падающий нейтрон теряет некоторую долю своей энергии, кото- рая переходит в кинетическую энергию, т. е. энергию движения ядра- мишени. Энергия нейтрона, испытавшего отдачу, меньше, чем его энергия до столкновения. Таким образом, в рассматриваемом процессе происходит упругое столкновение нейтрона с ядром, аналогичное столкновению бил- лиардных шаров, и это взаимодействие можно рассматривать при помощи обычных законов механики, основанных на принципе сохранения энер- гии и количества движения. В § 1 настоящей главы мы пользовались этими законами при рассмотрении лобового столкновения, при котором про- исходит максимальная передача энергии от нейтрона к ядру; однако в более общем случае надо учитывать возможность столкновений под лю- быми углами. Результаты вычислений, в которых учитываются все 'виды столкновений, показывают, что в среднем при одном столкновении нейтрон теряет опреде- ленную долю своей первоначальной кинетической энергии. Эта доля, как и следовало ожидать, тем больше, чем меньше масса ядра, с которым сталкивается нейтрон. Таким образом, в среде с низким атомным весом (или массовым числом) для замедления нейтронов до данного значения энергии требуется меньшее число столкновений, чем в среде с более высо- ким атомным весом. § 7. Тепловые нейтроны После того как нейтрон испытает ряд столкновений с ядрами, его ско- рость уменьшится до такой степени, что он будет иметь приблизительно такую же среднюю кинетическую энергию, как и атомы (или молекулы) среды, в которой происходит упругое рассеяние нейтронов. Эту энергию, которая составляет при обычных температурах лишь малую долю электрон- вольта ( см. ниже), называют тепловой энергией, так как она зависит от температуры. Нейтроны, энергии которых лежат в этом интервале, называются тепловыми нейтронами. Процесс понижения энергии ней- трона до значения, соответствующего тепловой области, путем упругого массеяния иногда называют термализацией, или чаще замедлением. В гл. 14 ры увидим, что замедление быстрых нейтронов за счет столкновений с ядрами играет важную роль в ядерных реакторах. Употребляемый для этой цели материал называется замедлителем; хороший замедлитель пони- жает скорость нейтронов до тепловой после небольшого числа столкнове- ний и не поглощает их сколько-нибудь значительно. Предположение о том, что быстрые нейтроны замедляются при прохо- ждении через вещества, содержащие водород, такие как вода или парафин, пока их энергии не понизятся до тепловых значений, было сделано Амальди, Д’Агостино, Ферми, Понтекорво, Разетти и Сегре в Италии в 1935 г. в ходе их работы по исследованию радиоактивного захвата нейтронов (§ 8 настоящей главы). Вскоре после этого Мун и Тилман в Англии полу- чили экспериментальное доказательство этого явления, показав, что
111. Замедление нейтронов 339 нейтроны после прохождения через парафин, охлажденный до —180° С, сильнее взаимодействуют с серебром, родием и иодом, чем при обычных температурах. Медленные нейтроны легче захватываются ядрами этих элементов, чем быстрые нейтроны. Впоследствии некоторые физики произ- вели непосредственные измерения скоростей нейтронов; полученные ими значения соответствовали значениям, которых следовало ожидать для частиц с тепловыми энергиями. Следует подчеркнуть, насколько замечательным является свойство нейтронов вызывать ядерные реакции даже тогда, когда их энергии пони- жены от миллионов электронвольт до долей электронвольта. Протоны, а-частицы и другие заряженные частицы можно замедлить, но после этого они не будут взаимодействовать с ядрами, так как не смогут проходить через потенциальные электростатические барьеры. В противоположность этому медленные нейтроны могут проникать во все атомные ядра (§ 8 настоящей главы) и вызывать деление некоторых тяжелых ядер (гл. 13, § 10). Именно эти свойства нейтрона, поразительные и необычные для ядерной частицы, сделали возможным использование атомной энергии. Средняя тепловая (кинетическая) энергия любой частицы равна 3/2&Л где к—постоянная Больцмана1), равная 1,38-10"16 эра, или 8,61 -10"5 эв на 1°, а Т— абсолютная температура. Обычное значение Т составляет примерно 293° абсолютной шкалы, т. е. 20° С; таким образом, тепловая энергия частицы при обычной температуре равна примерно 0,038 эв. При исследованиях нейтронов тепловая энергия обычно прини- мается равной кТ вместо так что тепловым нейтроном считается нейтрон, имеющий при обычной температуре энергию 0,025 эв2). Энергия теплового нехгтрона, очевидно, зависит от температуры окружающей среды; тепловые нейтроны в ядерном реакторе будут иметь значительно большие энергии, чем тепловые нейтроны в атмосфере, так как температура в реакторе выше. В любом случае даже при определенной температуре не все тепловые нейтроны будут иметь одинаковую энергию (или скорость). Для нейтронов, так же как и для молекул газа, имеет место распределе- ние по энергиям, которое называется максвелловским распределением3 *). Энергии большей части тепловых нейтронов лежат вблизи среднего значе- ния, однако имеются также группы нейтронов с очень низкими и с очень высокими энергиями. Поскольку, как указано выше, можно определить среднее уменьшение энергии на одно столкновение, можно также найти число столкновений, не- обходимое для того, чтобы уменьшить энергию нейтрона от некоторого дан- ного значения, например 1 Мэв, до тепловой энергии, т. е. 0,025 эв при обычной температуре. Полученные таким путем результаты для некото- рых легких элементов приведены в прилагаемой таблице. Следует отметить, что, так как потеря энергии при данном столкновении зависит от угла соударения (§ 6 настоящей главы), приведенные в таблице данные о потере энергии и числе столкновений, необходимом для термализации нейтрона с энергией 1 Мэв, представляют собой средние значения, полученные для большого числа столкновений с указанными ядрами. г) Названа в честь Больцмана, австрийского физика-теоретика, который внес большой вклад в кинетическую теорию газов и связанные с ней области физики. 2) Энергия кТ соответствует наиболее вероятной скорости. 3) В честь Максвелла (гл. 2, § 9 и гл. 3, § 7), который в 1860 г. вывел теоретиче- ское уравнение для распределения молекул газа по энергиям (скоростям). 22*
340 Глава 11. Нейтрон ЗАМЕДЛЕНИЕ НЕЙТРОНОВ С ЭНЕРГИЕЙ 1 Мэв Элемент н D Не Be с о Массовое, число Потеря энергии на одно 1 2 4 9 12 16 столкновение Число столкновений, необ- ходимое для термализа- 0,63 0,52 0,35 0,18 0,14 0,11 ции 18 25 42 90 114 150 Сечение захвата, барн . . 0,33 0,00046 -0 0,009 0,0045 0,0002 Из таблицы видно, что нейтрон с энергией 1 Мэв должен испытать в среднем 18 столкновений с ядрами водорода или 114 столкновений с ядрами углерода, прежде чем его энергия уменьшится до тепловых значе- ний1). Поскольку число столкновений, необходимое для термализации нейтрона с энергией 1 Мэв, увеличивается при увеличении массового числа ядра, с которым происходит столкновение, то очевидно, что эффек- тивные замедлители нейтронов должны состоять из легких элементов. Чтобы процесс термализации мог происходить возможно быстрее, жела- тельно пользоваться твердым или жидким замедлителем, так как в нем ядра «упакованы» теснее, чем в газообразном состоянии, и их столкновения с нейтронами происходят чаще. Дешевыми и удобными материалами для замедления быстрых нейтронов являются вода и парафин, состоящий из водорода и углерода. Однако ни тот, ни другой не являются вполне удовле- творительными замедлителями, так как имеется значительная вероятность того, что медленно движущийся нейтрон вступит во взаимодействие с ядром водорода и, следовательно, будет поглощен. Ядро водорода имеет относительно большое эффективное сечение (гл. 10, § 14) для поглощения медленных нейтронов. Это можно видеть из приведенной выше таблицы, в которой даны приближенные значения сечений захвата для тепловых нейтронов (последняя строка таблицы). Тем не менее по причинам, кото- рые приведены в гл. 14, в некоторых типах ядерных реакторов в качестве замедлителя нейтронов используется вода. Теоретически идеальным замедлителем должен был бы быть жидкий гелий, так как этот элемент при любых условиях не поглощает сколько- нибудь заметно нейтроны. Однако, поскольку температура жидкого гелия должна быть чрезвычайно низкой, его использование практически невоз- можно. Из других веществ, приведенных в таблице, подходящими для этой цели являются дейтерий в виде окиси дейтерия (тяжелой воды), бериллий и углерод; эти материалы и используются на практике как замедлители в различных ядерных реакторах. Легкие элементы литий и бор не являются подходящими замедлителями, так как их ядра имеют очень большие сече- ния для поглощения нейтронов. Скорость нейтрона с энергией 1 Мэв равна примерно 1,4-109 см/сек-, эта скорость уменьшается до 2,2-10Ч 5 * * см!сек, когда энергия нейтрона умень- шается до тепловой. Однако даже «медленный» тепловой нейтрон все Ч Здесь не учитывается возможный эффект рассеяния нейтронов кристалличе- ской решеткой (§ 3 настоящей главы), например в графите, а также увеличение рас- сеяния медленных нейтронов связанным водородом, которое может иметь место, например, при замедлении в парафине.
IV. Реакции, происходящие под действием нейтронов 341 еще продолжает двигаться со скоростью значительно больше 1 км/сек. После того как нейтрон замедлился, что происходит через очень малую долю секунды, он все еще продолжает двигаться через среду, сталкиваясь с ядрами, пока не вылетит или же не будет захвачен ядром. Хаотическое движение (диффузия) тепловых нейтронов в среде имеет большое значение для работы ядерных реакторов. Теоретическое рассмотрение диффузии ней- тронов и связанные с ним математические вычисления до некоторой степени подобны тем, которые применяются инженерами при исследовании тепло- вых потоков. IV. РЕАКЦИИ, ПРОИСХОДЯЩИЕ ПОД ДЕЙСТВИЕМ НЕЙТРОНОВ § 8. Радиационный захват Поскольку нейтрон не имеет заряда, он в противоположность заря- женным частицам не испытывает электростатического отталкивания при приближении к ядру. Наоборот, по мере приближения нейтрона к ядру на него начинают действовать силы притяжения, в результате чего он может быть захвачен с образованием составного ядра. Благодаря отсутствию отталкивания отсутствует и энергетический барьер, препятствующий проникновению нейтрона в атомное ядро, вследствие чего даже самые медленные нейтроны, т. е. нейтроны с тепловыми скоростями, могут легко захватываться ядрами. Для ядер большинства элементов, кроме самых легких, прибавление нейтрона приводит к увеличению энергии примерно на 8 Мэв (гл. 12, § 2), помимо кинетической энергии падающего нейтрона. Следовательно, даже при захвате теплового нейтрона, энергия которого равна малой доле электронвольта, образующееся составное ядро обычно находится в высоком возбужденном состоянии и достигает относительной устойчивости путем испускания протона или сс-частицы или путем испуска- ния избыточной энергии в виде у-излучения. Остаточное ядро не всегда вполне устойчиво, так как оно часто является радиоактивным. Первое ядерное превращение под действием нейтронов было получено в 1932 г. Федером в Англии и Харкинсом, Гансом и Ньюсоном в США. Они пользовались быстрыми нейтронами и наблюдали реакции типа (п, а) с ядрами азота, кислорода, фтора и неона в качестве мишеней. В 1934 г. Ли в Англии обнаружил у-лучи при бомбардировке водородсодержащих веществ быстрыми нейтронами; было предположено, что эти у-лучи пред- ставляют собой энергию, освобождающуюся при образовании дейтрона из нейтрона и протона, и что эта реакция представляет собой, таким обра- зом, простой радиационный захват, т. е. процесс типа (п, у). Большое значение, которое имеют реакции радиационного захвата под действием нейтронов, стало очевидным благодаря исследованиям, произведенным Ферми и его сотрудниками в Италии в 1934 г. В то время были известны лишь ядерные реакции с участием самых легких элементов. Ферми и его сотрудники нашли, что из шестидесяти подвергнутых бомбар- дировке нейтронами элементов примерно две трети с атомными номерами от низких до самых высоких превращаются в радиоактивные изотопы материала мишени. В ходе этих исследований итальянские ученые, упомя- нутые в начале § 7 настоящей главы, заметили, что после прохождения нейтронов через воду или парафин они гораздо эффективнее вступают в реакции радиационного захвата (п, у). Это чрезвычайно важное явление было приписано замедлению нейтронов водородсодержащим материалом
342 Глава 11. Нейтрон и тому, что медленные нейтроны гораздо легче захватываются ядрами мишени. Впоследствии это предположение было полностью подтверждено измерениями сечений поглощения для нейтронов различных скоростей (§ 15 настоящей главы). Открытие ядерных превращений под действием медленных нейтронов имеет большое историческое значение, так как оно позволило осуществить деление ядер, а затем дало возможность практи- чески использовать атомную энергию. Реакция радиационного захвата под действием медленных нейтронов является, вероятно, наиболее распространенным ядерным процессом, так как она имеет место почти для всех элементов. Как уже говорилось в гл. 10, § 8, продуктом превращения является изотоп элемента-мишени с массовым числом на единицу большим. Энергии Q этих реакций всегда положительны и большая доля этой избыточной энергии испускается в виде у-лучей. Простейшая реакция типа (п, у) под действием медленных нейтронов по- лучается с водородом в качесаве ядра-мишени, причем конечным продуктом является дейтерий: jfP + X —> + Это та реакция, которая обусловливает поглощение медленных нейтронов водородом в воде или парафине. Как мы видим, эта реакция в то- чности обратна приведенной в § 4 реакции образования нейтронов при действии у-лучей на дейтерий. Поскольку известно, что минимальная энергия, необходимая для последней реакции, равна 2,225 Мэв, то, следо- вательно, в случае реакции (п, у) в водороде энергия у-излучения должна быть не меньше этого значения. Испускание такого излучения, обладаю- щего относительно большой энергией и большой проникающей способ- ностью, было подтверждено экспериментами. Это обстоятельство следует учитывать при работе с ядерными реакторами, когда вода или другой водородсодержащий материал применяется в качестве замедлителя для охлаждения или для удержания нейтронов в данном объеме. Поскольку захват нейтронов, сопровождаемый испусканием у-излу- чения, связан с увеличением отношения числа нейтронов к числу протонов в ядре, продукт реакции (п, у) должен, по-видимому, быть радиоактивным, особенно в том случае, когда упомянутое выше отношение в ядре-мишени уже близко к верхнему пределу устойчивости для данного атомного номера. Поэтому реакции радиационного захвата широко используются для получения радиоактивных изотопов (гл. 17, § 3). Полученные таким спосо- бом радиоактивные изотопы испускают отрицательные [3-частицы1), так как в результате распада такого типа нейтрон замещается протоном и отноше- ние числа нейтронов к числу протонов принимает значение, соответствую- щее устойчивому состоянию. Было найдено свыше ста реакций (п, у), приводящих к образованию p-активных изотопов. Две из них, в которых ядром-мишенью являются соответственно Rh103 и In115, а именно ^Rh103-}-^1 45Rh104 (42 сея) + у, 491п115 -ь о?/1 -» 49In116m (54 мин) +у, представляют особый интерес, так как они используются для регистрации нейтронов, энергии которых лежат в более или менее узких интервалах (§ 5 настоящей главы). !) Известно несколько случаев, когда были получены продукты процессов (тг, у), обладающие положительной p-активностью или претерпевающие К -захват; в каждом таком случае отношение числа нейтронов к числу протонов в ядре-мишени близко к нижнему пределу устойчивости для данного атомного номера (гл. 12, § 7).
IV. Реакции, происходящие под действием нейтронов 343 Пожалуй, наиболее замечательной из всех реакций типа (тг, у) (кото- рую мы здесь лишь упомянем, так как она более подробно рассматривается в следующих главах) является реакция, в которой участвует уран-238: 92U233 + 0^ -> 92U239 + Y. Продукт этой реакции уран-239 испускает отрицательные р-частицы с пе- риодом полураспада 23,5 мин: 92U239 —> 33Np239 + дочерний элемент с атомным номером 93 называется нептунием (Np). Этот элемент не существует в настоящее время в природе в сколько-нибудь заметных количествах. Он распадается (период полураспада 2,3 дня) по следующей схеме: 03Np239 -> 94Pu239 + ^°, причем продуктом распада является плутоний-239, представляющий собой относительно долгоживущий эмиттер а-частиц (гл. 16, § 4). § 9. Испускание заряженных частиц Как уже неоднократно говорилось выше, вылету из ядра заряженной частицы, такой как протон или а-частица, препятствует электростатиче- ский барьер. Поэтому процессы (n, р), (n, d) и (п, а) могут происходить только в том случае, когда падающий нейтрон имеет достаточную энергию, чтобы преодолеть силу связи заряженной частицы в составном ядре. Исходя из этого, следует ожидать, что такие реакции будут происходить, как правило, под действием быстрых нейтронов, что и оправдывается на опыте, за исключением нескольких случаев, о которых будет сказано ниже. Поскольку силы электростатического отталкивания между ядром и заряженной частицей увеличиваются с атомным номером, т. е. с увели- чением положительного заряда ядра, энергия нейтрона, необходимая для того, чтобы могло произойти испускание заряженной частицы, увеличи- вается с возрастанием атомного номера материала мишени. Ядерные процессы типа (п, р) обычно связаны с отрицательной энер- гией реакции порядка 1 Мэе или более, поэтому быстрые нейтроны должны иметь по меньшей мере такую энергию. Для нескольких легких изотопов, в частности для Не3 и N14, изменение энергии при реакции (п, р) не отри- цательно, а положительно, и, кроме того, потенциальный барьер, препят- ствующий вылету протона, относительно низок вследствие малых атомных номеров этих изотопов. В этих случаях процессы типа (п, р), а именно Не3(п, р)Н3 и N14(n, р)С14, могут происходить под действием медленных нейтронов. Последняя реакция представляет особый интерес, так как она используется при изготовлении радиоактивного изотопа углерода С14. В гл. 17 мы увидим, что этот изотоп имеет исключительное значение для исследования процессов, происходящих в живых организмах; его по- лучают в значительных количествах, например, облучая нитрид бе- риллия интенсивным потоком нейтронов от ядерного реактора. Под действием нейтронов атом N14 переходит в атом С14. После облучения материал растворяется в кислоте, а выделяющиеся газы окисляются при помощи горячей окиси меди и дают радиоактивную двуокись углерода. Последняя поглощается раствором гидроокиси натрия, из которого затем при помощи гидроокиси бария осаждается ВаС14О3.
344 Глава 11. Нейтрон Так как приобретение нейтрона и потеря протона означают увеличение отношения числа нейтронов к числу протонов в ядре, продукты реакций (п, р) обычно радиоактивны; они распадаются с испусканием отрицатель- ной р-частицы1). Следует отметить, что образующийся в результате распада изотоп идентичен материалу мишени, и этот факт позволяет выяснить, какие изменения энергии происходят при реакциях типа (п, р). Рассмотрим в качестве примера реакцию N14(n, р)С14: 7Ni4+orai_>ec^+ радиоактивный изотоп С14 распадается по схеме ec14 -> 7N*4 + _ie° + £MaKC.. Таким образом, конечный продукт N14 идентичен первоначальному изотопу мишени. Энергия реакции (п, р) представлена величиной Q, тогда как изменение энергии, сопровождающее p-распад, эквивалентно 1?макс. (гл. 7, § 7) — максимальной энергии испускаемых Р-частиц. Чтобы выяснить общий результат обоих процессов, нужно сложить два предыдущих уравнения и исключить те изотопы, которые появляются по обе стороны от знака равенства. Таким образом, чистый эффект будет описываться следующим уравнением: опх -> 1Н1 + + Q + £макс_. Другими словами, в результате реакции (п, р) и последующего р-распада нейтрон в конечной стадии превращается в протон, электрон и нейтрино. Известно, что изменение энергии в этом процессе равно 0,78 Мэв (§ 2 настоя- щей главы), откуда следует, что сумма (?+2?Макс. должна быть равна этому значению. Только что приведенный для частного случая результат является общим для всех процессов рассматриваемого типа. Сумма энергии реакции (п, р) и максимальной энергии последующего p-распада должна составлять +0,78 Мэв, откуда следует, что энергия Q реакции (п, р) равна 0,78 — В большинстве случаев 2?маКс. больше 0,78 Мэв, и энергия реакции (п, р} отрицательна, как уже указывалось выше, однако иногда энергии испускае- мых Р-частиц очень низки. Так, например, энергия р-частиц, испускаемых тритием (Н3), углеродом-14 и серой-35 равны соответственно 0,018, 0,156 и 0,167 Мэв. Поэтому реакции Не3(?г, /э)Н3, N14(n, /?)С14 и Cl33 (п, p)S35t при которых образуются эти изотопы, сопровождаются положительными изменениями энергии, и, следовательно, эти реакции могут происходить под действием нейтронов, обладающих малыми энергиями. Как указывалось в гл. 10, § 8, процессы типа (n, d) должны происхо- дить лишь под действием нейтронов с большими энергиями; эти реакции, вообще говоря, несколько неожиданны, так как более вероятным является процесс испускания нейтрона и протона. Тем не менее реакции (п, d) наблюдаются в результате бомбардировки элементов с низким, средним и высоким атомным номером нейтронами с энергией 90 Мэв. По-видимому т падающий нейтрон так быстро движется через ядро-мишень, что иногда захватывает и уносит с собой протон, вылетая из ядра в виде дейтрона. Имеется также некоторая вероятность того, что аналогичным образом х) Известно также несколько случаев, когда продукт реакции (п, р) представляет собой положительный p-эмиттер или испытывает Т^-захват. При этом отношение числа нейтронов к числу протонов в ядре-мишени, так же как в аналогичных примерах в § 8, лежит вблизи нижнего предела устойчивости для данных массовых чисел.
IV. Реакции, происходящие под действием нейтронов 345 происходит реакция (n, t). Следует отметить в согласии с тем, что было сказано в гл. 10, § 12, что при этих реакциях с частицами высоких энергий не происходит образования составного ядра, в котором имеет место пере- распределение энергии. Если бы электростатический потенциальный барьер не затруднял выход а-частицы из составного ядра, реакция (и, а) была бы при данном материале мишени, как правило, более вероятной, чем соответствующая реакция (п, /?), так как для удаления из ядра а-частицы требуется энергия примерно 4 Мэв (гл. 10, § 2), тогда как для удаления протона требуется 8 Мэв. Поскольку входящий в ядро нейтрон отдает энергию 8 Мэв, энергии реакций в случае процессов (п, а) обычно имеют положительные значения. Если элемент-мишень имеет низкий атомный номер, то потенциальный барьер, препятствующий йыходу а-частицы, не слишком высок и поэтому следует ожидать, что при бомбардировке таких элементов медленными нейтронами могут происходить реакции (п, а). Это действительно и имеет место в случае бора-10 при реакции B10(n, a) Li7, используемой для реги- страции медленных нейтронов (§ 5 настоящей главы). Другой процесс такого же типа наблюдается при взаимодействии нейтронов малой энергии с более легким и менее распространенным изото- пом лития Li6; при этом происходит реакция (п, а) с изменением энергии примерно на 4,5 Мэв: зЬР + оП1 —» гН3-|-2Не4. Продуктами реакции являются тритий и гелий. Бомбардировка обычного лития, содержащего около 7,5% лития-6, нейтронами от ядерного реактора применяется для получения значительных количеств трития. При увеличении атомного номера ядра-мишени высота потенциального барьера быстро растет и испускание а-частицы становится менее вероят- ным. Для того чтобы процесс (п, а) мог все же происходить, необходимо сообщить добавочную энергию в виде кинетической энергии бомбарди- рующего нейтрона; следовательно, для элементов с более высоким атом- ным номером реакция (п, а) возможна только под действием нейтронов, обладающих большой энергией. Процессы типа (п, а) редко происходят, когда атомный номер материала мишени больше 40; однако реакции такого типа удалось наблюдать в случае ртути, таллия и свинца с атомными номерами 80, 81 и 82 соответственно. Как общее правило, когда нейтрон имеет достаточную энергию для того, чтобы реакция (и, а) могла происхо- дить для элемента с высоким атомным номером, более вероятно, что прои- зойдут другие процессы, например реакция (и, 2п). В реакции (п, а) один нейтрон входит в систему, а два нейтрона и два протона ее покидают в виде а-частицы; следовательно, результирующее ядро будет иметь на один нейтрон и два протона меньше, чем ядро-мишень. Другими словами, отношение числа нейтронов к числу протонов в резуль- тирующем ядре больше, чем в ядре-мишени. Поэтому неудивительно, что большинство изотопов, образующихся в результате процессов (п, а), радиоактивны; они распадаются с испусканием отрицательной р-частицы. В гл. 10, § 8 были приведены следующие два примера таких процессов* 9F19 + o^ -> 7N164-2He4, где 7N16 распадается с периодом полураспада 7,36 сек 7N16 _ie° + 8O16,
346 Глава 11. Нейтрон 0 30Zn6s + 0ni -> 28N65 + 2He4, где 2sNi65 распадается с периодом полураспада 2,56 час 28Ni65 —> ^е0 + 29Си65. § 10. Рассеяние нейтронов Для элементов с низким атомным номером первый возбужденный уровень энергии ядра-мишени обычно на 1 Мэв (или более) выше основного состояния. Поэтому упругое рассеяние нейтронов с энергией меньше 1 Мэв. при котором ядро-мишень не возбуждается (§ 6 настоящей главы), в случае легких элементов более вероятно, чем неупругоё рассеяние. С увеличением атомного номера минимальная энергия возбуждения ядра уменьшается примерно до 0,1 Мэв (§ 16 настоящей главы) и, таким образом, нейтроны с энергией, превосходящей это значение, могут испытывать как упругое, так и неупругое рассеяние от более тяжелых элементов. В реакциях (п, п'), т. е. в реакциях неупругого рассеяния, быстрые нейтроны сначала соединяются с ядром-мишенью, образуя составное ядро; затем испускается нейтрон с меньшей энергией, а ядро-мишень остается в возбужденном состоянии. В некоторых случаях переход ядра из возбужденного состояния в основное, сопровождаемый испусканием избыточной энергии в виде у-излучения, происходит через такой малый промежуток времени после испускания нейтрона, что возбужденное состояние практически не имеет независимого существования. Таким образом, можно считать, что испуска- ние нейтрона и у-кванта из составного ядра происходит почти одновре- менно. Больший интерес, однако, представляет такой тип неупругого рас- сеяния, при котором переход ядра-мишени из возбужденного состояния в основное запрещен. В этом случае возбужденное состояние является метастабильным, т. е. изомерным состоянием устойчивого изотопа; оно имеет довольно большое время жизни и распадается с испусканием у-лучей (гл. 10, § 21). Следующие четыре изотопа ведут себя подобным образом под действием быстрых нейтронов: Rh103, Ag107, Cd111 и In115. § 11. Реакция под действием быстрых нейтронов Если падающий нейтрон имеет энергию 10 Мэв. то он сообщает системе энергию 18 Мэв, так как энергия связи нейтрона обычно составляет около 8 Мэв (за исключением самых легких элементов). Такая энергия доста- точна для того, чтобы составное ядро могло испустить два нейтрона. Поэтому при бомбардировке вещества нейтронами с энергиями 10 Мэв и больше наблюдаются процессы типа (п, 2п), вероятность которых быстро возрастает с увеличением энергии падающего нейтрона. Такие реакции наблюдались для большого числа веществ от углерода до урана; приме- рами могут служить следующие две реакции: 6С12 + ОП1 -> «С^ + о^ + оП1 И в^зв + оП^^+^ + оП1. Остаточное ядро представляет собой в каждом случае изотоп ядра-мишени с массой, на единицу меньшей.
IV. Реакции, происходящие под действием нейтронов 347 Примерно две трети из сотни или более радиоактивных изотопов, получаемых при процессах (п, 2п), распадаются с испусканием положи- тельной р-частицы или путем захвата орбитального электрона (гл. 10, § 18). Это согласуется с тем, чего можно было ожидать, так как реакция сопровождается уменьшением отношения числа нейтронов к числу про- тонов. Это изменение компенсируется превращением протона в нейтрон, происходящим в результате испускания позитрона или захвата орбиталь- ного электрона. Примерами таких процессов могут служить распад С11 (период полураспада 20,4 мин), который происходит с испусканием позитрона: gC11 -> +1е° + 5В“, и распад изотопа Hg197, получаемого в реакции Hg198 (n, 2n)Hg197; этот изотоп распадается путем /^-захвата: 80Hg197_1е° -> 79Аи197. В обоих случаях конечные продукты представляют собой устойчивые изотопы. Для элементов с относительно высоким массовым числом отно- шение числа нейтронов к числу протонов обычно значительно больше единицы (гл. 12, § 7), и потеря нейтрона в реакции (п, 2п) необязательно приводит к положительному p-распаду. В действительности в ряде случаев происходит испускание отрицательной ^-частицы, особенно тогда, когда отношение числа нейтронов к числу протонов в первоначальном’изотопе мишени (например, в случае Ge76, Cd116, Се142 и U238) лежит вблизи верх- ней границы области устойчивости. Если энергия падающего нейтрона достигнет 30 Мэв, то становятся возможными такие процессы, при которых составное ядро испускает три нейтрона или два нейтрона и один протон. Несколько реакций такого типа было действительно обнаружено на опыте. Если в качестве бомбардирую- щих частиц используются нейтроны очень больших энергий, порядка 100 Мэв, то ядра со средним массовым числом могут испытывать скалыва- ние (гл. 10, § 12), тогда как ядра с большим массовым числом, например висмут и свинец, испытывают деление. Некоторые изотопы, например уран-235, могут испытывать деление под действием нейтронов почти любой энергии, тогда как в других случаях для этого необходимы быстрые нейтроны. Эти процессы, которые иногда обозначаются символом (п, f), подробно рассмотрены в гл. 13. § 12. Поперечные сечения ядер для реакций под действием нейтронов Вероятность (или эффективность) взаимодействия между данным ядром и бомбардирующим нейтроном, как указывалось в гл. 10, § 14, удобно выражать через поперечное сечение. Эту величину можно рас- сматривать как эффективный размер мишени, которую представляет собой данное ядро для бомбардирующего нейтрона. Были проведены обшир- ные исследования в связи с определением поперечных сечений различных ядер для реакций под действием нейтронов. Однако эти исследования еще далеко не закончены, так как этот вопрос имеет большое практическое и теоретическое значение. Важную роль, которую играет величина попе- речного сечения в связи с развитием работ, связанных с получением атомной энергии, можно описать словами Снелла из Национальной лабо- ратории в Ок-Ридже. В своей статье «Современная нейтронная физика»,
348 Глава 11. Нейтрон опубликованной в журнале Science в 1948 г., он пишет:' «...возникла новая шкала конструкционных материалов; если предлагается использовать для реактора какое-нибудь новое вещество, то прежде всего спрашивают не «Какова его прочность на разрыв?» или «Какова его стоимость?», а «Каково его эффективное поперечное сечение?». Но даже до 1939 г., когда получение атомной энергии казалось неопределенной возможностью, которая может быть реализована лишь в отдаленном будущем, исследова- ние ядерных сечений для реакций под действием нейтронов, сокращенно называемых нейтронными сечениями, привлекало большое внимание. Причиной такого внимания являлось то, что были основания надеяться, что полученные данные приведут к лучшему пониманию сложной струк- туры ядер. Когда физики в 1934 г. впервые сообщили об измерениях нейтронных сечений, результаты казались противоречивыми и ошибочными. По мере того как производились дальнейшие эксперименты, становилось все более очевидным, что сечения для быстрых и медленных нейтронов часто сильно отличаются между собой. Однако даже это различие не могло пол- ностью помочь привести в порядок хаотические данные. В настоящее время ясно, что требуется полное исследование сечений данного изотопа для взаимодействий с нейтронами различных энергий от 0,001 эв до 100 Мэв и более. Большое число исследований было произведено с медленными, или тепловыми нейтронами, но эти результаты не имеют фундаментального значения, хотя и могут быть полезны в практическом отношении. Как мы увидим ниже, небольшое различие в энергии нейтронов может иногда сопровождаться большим изменением сечения; поэтому часто необходимо знать точное значение энергии нейтронов, для которых это сечение изме- рено. В этом случае недостаточно общего описания энергии нейтронов, например при помощи термина «тепловые нейтроны». Кроме того, боль- шинство измерений было проделано до сих пор с элементами, обычно состоящими из смеси встречающихся в природе изотопов. Поскольку сечения изотопов данного элемента часто сильно различаются между собой, обычно возникает необходимость в получении данных для каждого отдель- ного изотопа. Следует принять во внимание также и другое обстоятельство, а именно то, что данное ядро обычно имеет различные сечения для разных типов нейтронных реакций, в которых оно может принимать участие. Например, существует одно сечение для упругого рассеяния, другое — для неупру- гого рассеяния, а также различные сечения для радиационного захвата (тг, у), для испускания протона (тг, р), для испускания а-частицы (тг, а) и т. д. Для элементов с высоким атомным номером, таких как торий, уран и плутоний, существуют также сечения деления. При дальнейшем изло- жении мы дадим определения сечений для различных процессов, но пока следует произвести грубое разделение на сечение рассеяния и сечение поглощения. Первое представляет собой сумму сечений для упругого и неупругого рассеяния, а второе — полное сечение для всех процессов, в которых происходит захват нейтрона и испускание другой частицы или частиц. Сумма сечений рассеяния и поглощения представляет собой полное нейтронное сечение для данного изотопа. Наиболее непосредственным методом определения полных сечений является измерение ослабления пучка [см. уравнение (10.2)]. Экспери- ментальная установка показана схематически на фиг. 78; она состоит из источника нейтронов и детектора, между которыми можно помещать пластину А из исследуемого материала. Если /0— интенсивность нейтро-
IV, Реакции., происходящие под действием нейтронов 349 —Н х Н— Фиг. 78. Определение нейтронных сечений. нов, достигающих детектора при отсутствии поглощающего материала, а I — интенсивность нейтронов в присутствии слоя толщиной х, содержа- щего N атомов в 1 еж3, то полное сечение о можно определить, логарифми- руя уравнение (10.2) ст=т^-г- (И-6) Здесь коэффициент 2,303 вводится для перехода от натуральных логариф- мов к десятичным. Так как все величины, стоящие в правой части уравне- ния, можно определить из экс- перимента, это уравнение позво- ляет вычислить полное сечение о. Описанные измерения дают сумму сечений рассеяния и пог- лощения, если условия экспери- мента удовлетворяют требованию «хорошей геометрии». При вы- полнении этого требования час- тицы, которые даже незначитель- но отклонились вследствие рас- сеяния от первоначального на- правления своего движения, не регистрируются. Хорошей гео- метрии можно лучше всего дос- тигнуть, пользуясь экраном S (фиг. 78), выделяющим из потока нейтро- нов узкий параллельный (коллимированный) пучок. Тогда в детектор по- падут только те нейтроны, которые не будут ни поглощены, ни рассеяны. Меняя взаимное расположение источника, поглощающего материала и детектора, можно отделить поглощение от рассеяния. Так, например, можно удалить экран и поместить детектор под углом 90° к падающему пучку нейтронов; при этом детектор будет находиться в таком положении, что в него смогут попасть только те нейтроны, которые рассеялись под углами, близкими к 90°. Предполагая, что нейтроны расссеиваются одина- ково под всеми углами (что не всегда имеет место), можно вычислить полное сечение рассеяния по числу нейтронов, рассеянных под углом 90°. Разность между полным сечением и сечением рассеяния даст сечение поглощения. Если необходимо произвести разделение между упругим и неупругим рассеянием, то следует помнить, что последнее нельзя наблюдать в случае медленных нейтронов, так как энергия возбуждения ядра для тяжелых элементов равна примерно 0,1 Мэв, а для легких элементов она порядка 1 Мэв (§ 10 настоящей главы). Было бы желательно в идеальном случае определить сечение каждого изотопа данного элемента. Если последний состоит только из двух изото- пов, то задача относительно проста: производя измерения сечения с двумя образцами, содержащими различные известные доли двух изотопов, можно определить вклад каждого из них в сечение. Эту задачу можно решить даже для случая трех изотопов, если можно получить образцы, которые значи- тельно обогащены отдельными изотопами. Другой подход к определению сечений поглощения был предложен Демпстером (США) — одним из пионеров масс-спектрометрии (гл. 8, § 9). Сечения рассеяния обычно не очень заметно меняются от одного изотопа к другому, особенно для быстрых нейтронов, однако сечения поглощения часто резко отличаются между собой. Поэтому именно в связи с определе-
350 Глава 11. Нейтрон нием последних возникает необходимость получения данных для отдельных изотопов, для чего можно воспользоваться следующим методом. Масс- спектрограмма материала мишени снимается до и после облучения нейтро- нами; по изменению линий на масс-спектре можно определить относитель- ные количества различных изотопов, участвовавших в нейтронных реак- циях1). Этот метод пригоден, по крайней мере в принципе, для определения относительных долей наблюдаемых сечений поглощения, обусловленных разными изотопами. К этому вопросу мы еще вернемся в § 15 настоящей главы. Если процесс поглощения нейтронов приводит к образованию радио- активного изотопа, который можно отличить по его активности, то часто можно определить сечение для такого процесса. Это сечение называется сечением активации. Тонкая фольга из исследуемого материала облучается нейтронами известной плотности, и по истечении некоторого времени ее активность, т. е. скорость испускания Р-частиц (или у-лучей), измеряется' при помощи соответствующего счетчика. Так как поглощающим материа- лом служит тонкая фольга, то мишень не поглощает такого количества нейтронов, чтобы вызвать сколько-нибудь заметное ослабление нейтрон- ного пучка. Сечение поглощения вычисляется по измеренной активности следую- щим образом.Предположим, что источник нейтронов дает плотность нейтро- нов, равную п нейтронов в 1 еж3, движущихся со скоростью v см/сек в дан- ном направлении; тогда произведение пу, определяющее число нейтронов- на 1 см2 в 1 сек, называется потоком нейтронов. Поток нейтронов равен^ сумме расстояний, пройденных всеми нейтронами в 1 см3 в 1 сек, и поэтому его можно назвать суммарным пробегом. Пренебрегая ослаблением нейтро- нов, можно считать эту величину одинаковой по всей толщине мишени. Если последняя содержит N ядер-мишеней в 1 см3, а сечение на ядро равно о см2, то величина TVo, называемая макроскопическим сечением, равна полному сечению на 1 см3 поглощающего материала. Эта величина опре- деляет вероятность того, что нейтрон испытает данную реакцию, пройдя 1 см материала фольги. Умножая TVo на суммарный пробег nv, получаем^ в результате nvNa— число актов взаимодействия нейтронов с ядрами в 1 см3 в 1 сек. Если объем фольги равен V см3, то полное число ядер, всту- пающих в реакцию в течение 1 сек, будет определяться выражением A^nvNVc. (11.7) Если, как постулировалось выше, продукт нейтронного захвата радио- активен, то он начнет распадаться уже в то время, пока фольга еще облу- чается нейтронами. Спустя некоторое время скорость распада ядер станет равна скорости их образования и наступит рановесие. Так как величина А дает скорость образования радиоактивных ядер, то она определяет также скорость их распада (активность). Переписав выражение (11.7) в виде Р= 1-^, (11.8) nvJVV ’ v ' мы видим, что поперечное сечение поглощения (или активации) можно вычислить, если известно произведение плотности нейтронов и их ско- рости, т. е. если известен поток нейтронов. Последняя величина обычно определяется при помощи одного из описанных выше счетчиков. !) Очевидно, этот метод может дать результаты только при чрезвычайно интен- сивном нейтронном облучении.— Прим. ред.
V. Монохроматические нейтроны 351 V. МОНОХРОМАТИЧЕСКИЕ НЕЙТРОНЫ § 13. Селекторы скоростей нейтронов В предыдущих параграфах кратко описаны общие методы исследова- ния нейтронных сечений; теперь мы рассмотрим устройства, называемые селекторами скоростей, при помощи которых можно получать нейтроны определенной энергии (или скорости). Как упоминалось в § 7 настоящей главы, даже тепловые нейтроны при данной температуре имеют энергии, лежащие в некотором интервале; поэтому необходимо найти способ для выделения нейтронов, обладаю- щих известными энергиями. Нейтроны, имеющие определен- ные, известные энергии (или ско- рости) можно получить двумя ме- тодами*— при помощи селектора скоростей по времени пролета и при помощи кристаллического спектрометра. Селектор скоростей по вре- мени пролета впервые был пред- ложен Альварецом в Беркли. Применяемый в этом селекторе Нейтронные импульсы Чувствительность детектора Фиг. 79. Принцип действия селектора скоростей по времени пролета. источник нейтронов испускает нейт- роны короткими импульсами, длящимися лишь несколько миллионных долей секунды и разделенными между собой более длинными интерва- лами. Измерение сечений производится описанным в § 12 методом по ос- лаблению пучка, причем детектор также модулируется таким образом, чтобы он был чувствительным лишь в течение коротких периодов, соот- ветствующих нейтронным импульсам, но запаздывающих по сравнению с ними на определенный промежуток времени. Связь между нейтронными импульсами и периодами чувствительности детектора показана схемати- чески на фиг. 79, где видно, что период чувствительности детектора всегда отстает от нейтронного импульса на t сек. Если расстояние от источника до детектора равно I см, то, очевидно, будут регистрироваться только те нейтроны, которые имеют скорость l/t см/сек, так как только они могут достигнуть детектора за то время, в течение которого он остается чувстви- тельным1). Все другие нейтроны, вылетающие из источника, попадут на детектор в течение «мертвого» периода. Интенсивности нейтронов в присутствии поглощающего слоя (/) и без него (70) измеряются детектором и на основе этих данных вычисляются при помощи выражения (11.6) полные сечения для нейтронов, имеющих скорость Ut см/сек. Изменяя расстояние I между источником и детектором или интервал времени t между нейтронным импульсом и периодом чувстви- тельности детектора, или меняя и то и другое, можно изменять скорость регистрируемых нейтронов. Таким образом, можно измерять сечение для нейтронов различных скоростей. Так как расстояние I не может быть слишком велико, а время t — слишком мало, то имеется верхний предел скорости (и энергии) нейтронов при ее измерении по времени пролета. Практически интервал измерений для этого метода лежит от 0,001 до 10 000 эв* 2 *). *) Название этого метода происходит от t — времени пролета от источника до детектора тех нейтронов, которые достигают детектора за период его чувствительности. 2) Скорость нейтрона с энергией 10 000 эв равна приблизительно 1,4-108 см/сек, так что он проходит расстояние 140 см за одну миллионную долю секунды.
352 Глава 11. Нейтрон Короткие импульсы нейтронов, необходимые для работы селектора скоростей по времени пролета, можно получить от ускорителей частиц (см. гл. 9), так как они имеют очень малую инерцию при включении и выключении. Частицы больших энергий, такие как электроны, про- тоны, дейтроны и а-частицы, получаемые в одной из подобных установок, направляются на соответствующую мишень, чтобы получить нужный пучок нейтронов. Образующиеся при этом нейтроны обычно обладают большими скоростями и их необходимо сначала замедлить, так как метод отбора скоростей по времени пролета применим только для нейтронов, имеющих средние или малые скорости. Детектор ®---- Фотоэлемент а 5 Фиг. 80. Механический селектор скоростей для нейтронов малых энергий. Когда в качестве источника нейтронов используется ядерный реактор, импульсы получаются при помощи механического селектора скоростей. Принцип действия селектора для очень медленных нейтронов основан на том факте, что кадмий сильно поглощает нейтроны, энергия которых меньше примерно 0,3 эв (§ 15 настоящей главы), а некоторые другие металлы, например алюминий, слабо поглощают нейтроны в этой области. Цилиндр, сделанный из чередующихся слоев кадмия и алюминия, параллельных оси цилиндра, вращается перед сильным источником медленных нейтронов, например перед ядерным реактором. Это устройство действует как заслонка и нейтроны могут попасть в детектор только тогда, когда ряд чередую- щихся пластин параллелен направлению пучка нейтронов (фиг. 80, а). При использовании метода селекции нейтронов по времени пролета детек- тор должен оставаться чувствительным в продолжение короткого периода времени через определенный интервал времени после испускания нейтро- нов. Регулирование во времени достигается при помощи зеркала, укреплен- ного на вращающемся цилиндре; когда это зеркало находится в правильном положении (фиг. 80, б), свет отражается от него и падает на фотоэлемент, который приводит в действие детектор. Время t сек, прошедшее от того момента, когда заслонка начинает пропускать нейтроны, до того момента, когда детектор становится чувствительным, определяется по скорости вращения цилиндра и по относительным положениям источника света и фотоэлемента. Если расстояние от источника до детектора равно I см,
К. Монохроматические нейтроны 353 то могут быть зарегистрированы только те нейтроны, скорость которых равна Ut см/сек. Поперечное сечение поглощения для таких нейтронов можно определить описанным выше способом, помещая в А поглощающий материал, как показано на фиг. 80, а. Так как кадмий не поглощает нейтроны с энергиями, превышающими 0,3 эв, то для более быстрых нейтронов описанный селектор непригоден. Поэтому для таких нейтронов применяется другой тип механического селектора, часто называемый «селектором быстрых нейтронов». В одном из селекто- ров такого типа два стальных цилиндра длиной 40 см и диаметром 10 см смонти- рованы горизонтально перед источником нейтронов. Каждый цилиндр имеет не- сколько узких щелей, идущих параллель- но его оси. Один из цилиндров вращает- ся с большой скоростью, тогда как дру- гой неподвижен, и, таким образом, нейт- роны могут проходить сквозь цилиндры короткими импульсами через правильные интервалы времени только тогда, когда щели вращающегося цилиндра совпадают со щелями неподвижного цилиндра. Се- лектор этого типа применяется в случае нейтронов, энергии которых 4достигают 5000 эв. Вследствие дифракции нейтронов с энергией примерно 0,02 эв на кристаллах Источник нейтронов Фиг. 81. Кристаллический спектрометр для селекции нейт- ронов по скоростям. (§ 3 настоящей главы) существуют неко- торые направления, в которых пучки отраженных нейтронов имеют боль- шие интенсивности. Условие получения дифракционных максимумов мож- но получить из уравнения Брэгга (2.13), которое применимо и к дифрак- ции нейтронов, и из уравнения де-Бройля (3.7) для длины волны нейтрона \==h/mv. В результате получим . n nh sin 6 = -тг 7—г" > 2dmv пли nh V 2dm sin 6 ’ (11.9) (11.10) где, как и прежде, т — масса нейтрона, v — его скорость, d — расстоя- ние между соседними отражающими плоскостями кристалла, h — постоян- ная Планка и п — целое число. Так как т и h — постоянные, то отсюда следует, что при дифракции нейтронов от данного кристалла, для кото- рого d постоянно, углы скол жения 0 для максимального отражения непосредственно зависят только от скорости нейтронов v. Этот результат лежит в основе действия кристаллического спектро- метра для селекции нейтронов по скоростям. Медленные нейтроны от интенсивного источника направляются на кристалл, причем детектор помещается таким образом, чтобы на него падал дифрагированный пучок (фиг. 81). В пучке присутствуют нейтроны различных скоростей, но для любого произвольно выбранного значения угла скольжения 0 большая часть нейтронов, попадающих в детектор, будет иметь скорость, опреде- ляемую выражением (11.10). Постоянная решетки d кристалла известна, 23 С. Глесстон
354 Глава 11. Нейтрон неизвестен лишь коэффициент п. Однако эту величину практически всегда можно принять равной единице и, таким образом, легко вычислить ско- рость нейтронов, отраженных под углом 0. Интенсивность нейтронов, измеренная детектором в присутствии поглощающего вещества А и без него, позволяет определить сечение этого вещества для нейтронов данной скорости при данном значении 6. Если изменить угол скольжения 0, то в детектор будут попадать ней- троны другой скорости; таким образом, мы получим некоторую область (или спектр) скоростей нейтронов, соответствующую изменениям угла между пучком нейтронов и отражающей поверхностью кристалла. По этой причине описываемый прибор иногда называют нейтронным спектро- метром. Производя измерения ослабления пучка нейтронов (см. выше) при различных углах спектрометра, можно определить поперечные сечения поглощения в некотором интервале энергий нейтронов. Так как угол скольжения уменьшается с увеличением скорости нейтрона, то он стано- вится в конце концов слишком малым для того, чтобы его можно было измерить с какой-либо степенью точности. Это определяет верхний предел скорости (и энергии) нейтронов, которые можно исследовать при помощи кристаллического спектрометра. Практически при помощи последнего можно выделять нейтроны с энергией от 0,01 до 100 эв. § 14. Источники монохроматических нейтронов Как уже указывалось, метод монохроматизации нейтронов по времени пролета можно применять лишь для нейтронов с энергиями от 0,001 до 10 000 эв. т. е. до 0,01 Мэв. Хотя этот интервал энергий представляет особый интерес, тем не менее желательно знать сечения и для нейтронов более высоких энергий. Пока не удалось сконструировать прибора, ана- логичного селектору скоростей, для исследования быстрых нейтронов, однако монохроматические пучки нейтронов известных энергий можно получать от некоторых источников, описанных в § 4 настоящей главы. Для этой цели особенно полезными оказываются источники фотонейтро- нов, в которых под действием у-излучения искусственных радиоактивных изотопов образуются нейтроны из дейтерия или бериллия. Так, например, распад изотопа Na24 (период полураспада 15 час) сопровождается испуска- нием у-лучей с энергией 2,75 Мэв. Если последние вступают в реакцию (у, п) с бериллием, для которой порог энергии равен 1,66 Мэв. то энергия результирующих нейтронов равна примерно восьми девятым от разности 2,75—1,66, т. е. составляет 0,97 Мэв. Остающиеся 0,12 Мэв представляют собой энергию отдачи ядра. Монохроматические пучки нейтронов, энер- гии которых лежат от 0,03 до 1 Мэв. были получены при помощи различ- ных источников фотонейтронов. Другим источником монохроматических нейтронов является реакция Li7(p,n)Be7; при этом энергия падающих протонов должна тщательно контролироваться. Как указывалось в гл. 9, электростатический генератор Ван-де-Граафа позволяет получать протоны определенных энергий при- мерно до 8 Мэв. которыми можно пользоваться для бомбардировки мише- ней из лития. С протонами, энергия которых превосходит пороговое значе- ние 1,88 Мэв (§ 4 настоящей главы) на минимальную величину, можно получать нейтроны с энергией примерно 0,05 Мэв. По мере увеличения энергии падающих протонов можно получать монохроматические нейтроны с энергиями до 3 Мэв.
7. Монохроматические нейтроны 355 Двумя источниками приблизительно монохроматических нейтронов еще больших энергий являются реакции Be9(d, п)В10 и Li7(d, п)Ве8, для которых энергии равны примерно 4 и 15 Мэв соответственно. Монохрома- тические нейтроны довольно большой энергии получаются также в реак- ции (d, п) между ускоренными дейтронами и тритием, абсорбированным в мишени из циркониевой фольги, т. е. реакции H3(d, п)Не4. В этом случае энергия реакции равна 17,6 Мэе; к ней следует прибавить энергию дейтрона. Четыре пятых полной освобожденной энергии приобретается нейтроном, и, таким образом, его минимальная энергия равна 14,1 Мэв. Пользуясь ускоренными дейтронами, предпочтительно от установки, дающей частицы, достаточно однородные по энергии, можно получить пучки нейтронов больших энергий — до 20 Мэв или более, которыми можно пользоваться для измерения поперечных сечений. Представляет интерес также получение нейтронов очень малых энер- гий. Для этой цели предложен интересный метод, основанный на использо- вании дифракции нейтронов от кристаллов. Пусть имеется кусок материала, например графита, состоящий из очень большого числа случайно ориенти- рованных маленьких кристаллов. На графит падает пучок тепловых нейтронов; поскольку кристаллы расположены под самыми различными углами, будет происходить дифракция нейтронов различных скоростей, согласно уравнению (11.10). Эти нейтроны будут отражаться от одного кристалла к другому, и, таким образом, лишь немногие из них выйдут из куска графита. Однако существует предельная скорость, ниже KOTopoii нейтроны не будут испытывать дифракцию в данном материале; эта пре- дельная скорость соответствует тому случаю, когда угол скольжения 6, при котором возникает дифракция, равен 90°, a sin 6 равен единице. Под- ставляя это значение для sinO в уравнение (11.10) и считая целое число п равным единице, находим, что соответствующая скорость нейтрона равна /z/2dzn, где d — максимальный промежуток между отражающими плоско- стями в кристаллах графита, а именно 3,4-10"8 см. Нейтроны с меньшими скоростями не могут испытывать дифракцию. По этому тепловые нейтроны, скорости которых превосходят предельное значе- ние, будут дифрагировать и рассеиваться материалом, а нейтроны, скорости которых меньше, будут проходить сквозь материал. Таким образом, графит играет роль фильтра скоростей (или энергий), который задерживает почти все тепловые нейтроны со скоростями больше (Л/6,8)- 10"8 т см1сек. Соот- ветствующая минимальная кинетическая энергия 1l2mv2 легко может быть вычислена и оказывается равной 0,0018 эв. Следовательно, пропуская неоднородный пучок тепловых нейтронов через длинный блок графита (гл. 15, § 8), можно получить очень «холодные» нейтроны с энергиями меньше 0,0018 эв, что соответствует температурам ниже 20° К, или —250° С. VI. РЕЗОНАНСНЫЙ ЗАХВАТ НЕЙТРОНОВ § 15. Результаты измерений поперечных сечений Как уже говорилось выше, было бы желательно определить нейтрон- ные сечения каждого отдельного изотопа для каждого возможного типа ядерного взаимодействия, включая рассеяние, в большом интервале энергий нейтронов. Выполнение такой программы, очевидно, требует огромной работы, и произведенные до сих пор измерения, хотя и много- 23*
356 Глава 11. Нейтрон Численные, составляют лишь небольшую ее долю. Однако на основе этих измерений уже сейчас можно сделать некоторые обобщения, к рассмотре- нию которых мы и перейдем. Наибольший интерес представляют данные об изменении сечений ядерных реакций в зависимости от энергии падающих нейтронов. Но прежде чем описывать эти результаты, надо сказать несколько слов о сечениях рассеяния. Сечения упругого рассеяния обычно малы — порядка несколь- ких барнов (гл. 10, § 14) (исключение представляет водород, сечение кото- рого довольно велико). При больших энергиях нейтронов сечение упругого рассеяния может несколько уменьшиться, причем его предельное значение приближается к геометрической площади ядра л/?2, где R — радиус ядра. Пользуясь соотношением 7? = 1,5-10’13А'^см, получаем, что сечение рассеяния для нейтронов больших энергий равно примерно 0,7 • 10"24Л2/з см2 (0,7 Л2/з барн). Как мы видели в § 10 настоящей главы, для того чтобы могло происхо- дить неупругое рассеяние, энергия нейтронов должна быть больше неко- торой величины, зависящей от природы ядра. Если их энергия меньше этого порогового значения, то сечение равно нулю; даже для больших энергий оно мало и редко превышает несколько барнов. Грубо прибли- женно можно считать, что при энергиях нейтронов свыше 10 Мэв сечение неупругого рассеяния равно геометрическому сечению ядра, т. е. л/?2. В случае ядерных сечений поглощения, т. е. в случае реакций, при которых нейтрон захватывается ядром-мишенью и испускается другая частица (или у-квант), изменение сечения в зависимости от энергии нейтро- нов часто носит очень сложный характер. Для большинства легких эле- ментов, т. е. для элементов, массовые числа которых не превышают 100, поперечные сечения поглощения малы (за исключением Не3, Li6 и В10, о которых будет говориться ниже) и лежат в пределах от долей барна (см. таблицу на стр. 340) до нескольких барнов для медленных (тепловых) нейтронов. Эти поперечные сечения не особенно сильно меняются при изме- нении энергии нейтронов, хотя обычно при больших энергиях наблюдается уменьшение сечений. Для многих элементов, массовые числа которых больше 100, сечения поглощения малы и ведут себя аналогично сечениям для легких элементов. Однако для ряда изотопов с большими массовыми числами наблюдаются совершенно иные закономерности. Исследование изменения сечения погло- щения с энергией падающего нейтрона, в частности для реакции радиа- ционного захвата (п, у), показало, что существуют три области, в которых сечения по-разному зависят от энергии нейтронов. В первой области, которая соответствует тепловым нейтронам и часто простирается далее в сторону более высоких энергий, сечение уменьшается с увеличением энергии нейтронов. В этой области сечение поглощения, которое в ряде случаев имеет большую величину, обратно пропорционально скорости нейтронов. Эту область энергий часто называют «областью 1/и». Следует отметить, что 1/и представляет собой величину, пропорциональную вре- мени, в течение которого нейтрон находится в пределах данного расстоя- ния, например в пределах диаметра ядра. Таким образом, в «области 1/и» вероятность взаимодействия между нейтроном и ядром пропорциональна времени, в течение-которого нейтрон находится вблизи ядра. За несколько неопределенной «областью 1/и» лежит «резонансная область», в которой сечения для нейтронов некоторых энергий резко воз- растают до больших значений, называемых резонансными максимумами, и затем снова падают (гл. 10, § 13). Для некоторых элементов, особенно
VI. Резонансный захват нейтронов 357 для кадмия и родия, имеется только один максимум, тогда как для таких элементов, как индий, серебро, иридий, золото и уран, имеется два, три и более максимума. Эти области исключительно большого поглощения обычно наблюдаются для нейтронов с энергией от 0,1 до 100 эв, хотя в неко- торых случаях они могут лежать даже вблизи 1000 эв. Так, например, в случае урана-238 наблюдается восемь резких резонансных максимумов и несколько менее значительных при энергиях нейтронов от 6,5 до 200 эв. Максимум при 6,5 эв соответствует сечению поглощения, равному прибли- зительно 7000 барн. Для нейтронов больших энергий — порядка нескольких миллионов электронвольт — поперечные сечения малы (менее 10 барн), в особенности по сравнению с сечениями для резонансных максимумов, которые дости- гают сотен и даже тысяч барнов. Обычно с ростом энергии происходит постепенное уменьшение сечений, хотя для некоторых элементов наблю- даются слабо выраженные максимумы между 0,1 и 1 Мэв. Общий характер зависимости сечений от энергии нейтрона можно видеть на примере кад- мия (фиг. 82); этот случай имеет важное практическое значение. На фиг. 82 показана зависимость полного поперечного сечения от энергии нейтронов. Значения как сечений, так и энергий нейтронов даны в логарифмической шкале, чтобы охватить большие интервалы и тех и других. «Область 1/у» простирается примерно до 0,03 эв, где полное сечение равно примерно 2500 барн. Затем идет резонансный максимум: сечение достигает 7800 барн при 0,176 эв. При дальнейшем увеличении энергии нейтронов сечение резко падает, достигая 5 барн при 5 эв, после чего остается примерно постоянным с несколькими небольшими резонансными максимумами до 10 Мэв. Между прочим, из фиг. 82 с очевидностью следует, что при измерении поперечных сечений необходимо пользоваться строго монохроматическими нейтронами, особенно в области малых энергий. Для нейтронов с энер- гиями 0,1 и 0,25 эв полное сечение кадмия равно соответственно 3500 и 2500 барн, тогда как для нейтронов с энергией 0,176 эв сечение равно
358 Глава 11. Нейтрон Фиг. 83. Полученная Демпстером масс-спектрограмма, из которой видно, что кадмий-113 сильно поглощает нейтроны. 7800 барн. Очевидно, что небольшое изменение энергии (или скорости) нейтронов оказывает значительное влияние на результаты, получаемые в этой области. В такого рода случаях говорить о сечениях для «медлен- ных нейтронов» практически не имеет смысла. Исследование кадмия представляет особый интерес, так как было установлено, что исключительно большое сечение обусловлено главным образом изотопом Cd113; резонансное значение сечения для этого изотопа, который присутствует в обычном кад- мии в количестве 12,3%, равно при- близительно 20 000 барн. Эффектное доказательство того, что Cd113 очень сильно поглощает нейтроны, было по- лучено Демпстером методом, описан- ным в § 12 настоящей главы. Обыч- ный кадмий облучался медленными нейтронами, и по прошествии некото- рого времени образцы металла, взя- тые с поверхности, подвергавшейся облучению, и из внутренней части, которая была защищена от облуче- ния, исследовались масс-спектрогра- фическим методом. Результаты приведены на фиг. 83; мы видим, что изо- топ с массовым числом ИЗ почти исчезает, тогда как доля изотопа с массо- вым числом 114 увеличивается. Отсюда очевидно, что взаимодействие медленных нейтронов с кадмием сводится главным образом к реакции (п, у) с Cd113, при которой последний превращается в Cd114. Другими элементами, сечения которых также имеют относительно резкие резонансные максимумы для медленных нейтронов, являются: родий (1,3 эв), серебро (5,2 эв), индий (1,5 эв), самарий (0,1 эв), европий (0,45 эв), иридий (0,65, 1,25 и 5,5 эв) и золото (4,8 эв). § 16, Теория Брейта — Вигнера Теория поглощения нейтронов в резонансных максимумах и вблизи них была разработана Брейтом и Вигнером в США в 1936 г. Полученная на ее основе так называемая формула Брейта — Вигнера легла в основу интерпретации нейтронных сечений. Основная идея подобна описанной в гл. 10, § 13: если энергия нейтронов такова, что образующееся составное ядро оказывается в состоянии, соответствующем одному из его энергети- ческих уровней (или в состоянии, близком к такому уровню), то вероят- ность захвата этих нейтронов будет чрезвычайно велика. Математические методы, с успехом примененные в этом случае Брейтом и Вигнером, подобны тем, которые применялись ранее при рассмотрении дисперсии света, и поэтому их иногда называют дисперсионной теорией. Формула Брейта — Вигнера, полученная на основе дисперсионной теории, слишком сложна для того, чтобы ее можно было здесь привести, однако мы скажем несколько слов об общих выводах, которые из нее можно сделать. Во-первых, из нее следует, что в случае нейтронов малых энер- гий сечения поглощения должны быть обратно пропорциональны скорости нейтронов, как это в действительности и наблюдается в «области 1/у». Кроме того, следует ожидать, что в резонансной области высота резонанс- ного максимума для данного ядра будет меняться приблизительно обратно
VI. Резонансный захват нейтронов 359 пропорционально квадратному корню из энергии нейтрона, при которой наблюдается максимум. Это предположение согласуется с тем экспери- ментальным фактом, что резонансные максимумы с большими сечениями наблюдаются лишь в областях, соответствующих нейтронам малых энер- гий. Как указывалось выше, резонансные максимумы для нейтронов больших энергий соответствуют сечениям, равным всего нескольким бар- нам, тогда как сечения в резонанс- ных максимумах для медленных нейт- ронов равны тысячам барнов. Другим фактором, от которого, согласно теории Брейта — Вигнера, за- висит поперечное сечение, является величина, эквивалентная ширине резо- нансного максимума. Вообще говоря, если максимум широкий и охватывает большой интервал энергий, то сечения в этом случае должны быть меньше, чем в случае острого и узкого максимума. Ширина резонансного максимума об- Энергия нейтронов, эв ратно пропорциональна времени жизни Фиг. 84. Поглощение нейтронов возбужденного состояния составного бором без резонансного максимума. ядра1). Поэтому возбужденному состоя- нию с малым временем жизни будет соответствовать широкий резонанс- ный максимум и, следовательно, несколько меньшее сечение для данного значения энергии. Интересно в связи с этим рассмотреть, как изменяется в зависимости от энергии нейтронов поперечное сечение бора для реакции (п, а), в кото- рой участвует главным образом изотоп В10 (фиг. 84). Подобная же зави- симость имеет место для реакции (n, а) с Li6 и для реакции (п, р) с Не3 * *. Из фиг. 84 мы видим, что, хотя сечения поглощения для нейтронов малой энергии относительно велики, резонансный максимум отсутствует. Дей- ствительно, прямая на фиг. 84 показывает, что закон 1/у, который обычно нарушается в резонансной области, в случае бора выполняется на протя- жении значительного интервала энергий по крайней мере от 0,01 до 1000 эв. Рассматриваемые случаи представляют собой реакции, при которых испускается заряженная частица — а-частица или протон. Согласно тео- рии, в тех случаях, когда возбужденное составное ядро имеет энергию, достаточную для того, чтобы могло произойти испускание заряженной частицы, процесс будет происходить очень быстро. Другими словами, воз- бужденное энергетическое состояние имеет короткое время жизни, и, сле- довательно, резонансный максимум должен быть широким. В только что рассмотренных случаях он настолько широк, что вообще не проявляется. Из теории Брейта — Вигнера следует, что при этих условиях сечение должно быть обратно пропорционально скорости нейтрона (закон 1/0, что и наблюдается^в действительности. Тот факт, что резонансное поглощение происходит в случае медлен- ных нейтронов, энергия которых обычно меньше 100 эв, находит следую- щую интерпретацию. Согласно вычислениям, произведенным Бором, рас- Э Следует отметить, что это обратное соотношение является следствием принципа неопределенности (гл. 3, § И). Когда резонансный максимум для данного уровня энер- гии узкий, энергия может быть определена довольно точно, и, следовательно, будет иметь место большая неопределенность во времени жизни ядра в этом состоянии, и наоборот.
360 Глава 11. Нешпрон стояние между уровнями энергии в ядре примерно такого порядка, как показано на фиг. 85. Вблизи основного состояния расстояние между сосед- ними уровнями для элемента со средним атомным весом равно примерно 0,1 Мэв. Нейтрон, энергия которого меньше этой величины, испытывает упругое рассеяние (§ 10 настоящей главы), так как он не может перевести ядро из его основного состояния в возбужденное. С возрастанием энергии -Т- -“Г--— ^Оэв .Г. Область возбужденного шэв (составного) ядра I I I ^8 Мэв Iэнергия связи нейтрона) --------------------------01 Мэв Основное состояние ядра ядра расстояние между уровнями энергии уменьшается, и в области примерно 8 Мэв соседние уровни отстоят один от другого приблизи- тельно на 10 эв. В случае еще больших энергий соседние уровни расположены так тесно, что они образуют практически непрерыв- ную последовательность. Когда нейтрон, обладающий малой, практически нулевой, энер- гией, попадает в ядро среднего атомного веса, энергия образую- щегося при этом составного ядра примерно на 8 Мэв больше энер- гии основного состояния вследст- Ф и г. 85. Схематическое изображение рас- положения уровней энергии вблизи основ- ного состояния и в сильно возбужденном ядре. вие присоединения добавочного нейтрона. Уровни энергии в ре- зультирующем составном ядре обычно отстоят друг от друга при- мерно на 10 эв и, следовательно, небольшая добавочная (кинетическая) энергия падающего нейтрона может обеспечить условия для резонансного захвата. В тех случаях, когда на- блюдается несколько резонансных максимумов нейтронных сечений, они отличаются друг от друга по энергии приблизительно на 10 эв, как и следовало ожидать. Если кинетическая энергия нейтрона равна 1 Мэв или больше, то уровни энергии ядра расположены настолько близко друг к другу, что резонансных максимумов наблюдать нельзя. В некотором смысле можно сказать, что поглощение всех нейтронов больших энергий также имеет резонансный характер, хотя сечения очень малы в соответст- вии с формулой Брейта — Вигнера. § 17. Стечения и размеры ядер Как уже упоминалось выше, многие нейтронные сечения реакций и рассеяния мало отличаются от геометрических поперечных сечений ядер, т. е. от 2—5 барн. При этом возникает естественный вопрос: как можно объяснить тот факт, что наблюдаются сечения, равные нескольким тыся- чам барнов? Если сечение равно, например, 10 000 барн, то это означает, что радиус ядра равен не общепринятому значению 10"12 см, а 10"10 см. Эти результаты могут найти объяснение в двойственной природе материи или в принципе неопределенности, где проявляется один и тот же основ- ной закон природы (гл. 3, § И и 12). Согласно уравнению (11.5), длина волны нейтрона с энергией 20 Мэв равна 0,6-10"12 см, т. е. того же порядка величины, что и радиусы ядер. При этом взаимодействие между нейтроном и ядром можно рассматривать с точки зрения классической механики, и сечение рассеяния будет прак-
VI. Резонансный захват нейтронов 361 тически идентично геометрическому поперечному сечению ядра. Однако в случае очень медленных нейтронов условия будут совершенно другими. Длина волны нейтрона с энергией 1 эв равна 2,87-10"9 см, и такой нейтрон надо рассматривать уже не как точечную частицу, а скорее как волну, которая может охватывать много ядер. В этом случае измеряемое сечение нельзя считать равным геометрическому сечению ядра; скорее его надо рас- сматривать как площадь, которая окружает ядро и внутри которой ней- трон может взаимодействовать с этим ядром. Этот вопрос можно рассматривать также с точки зрения принципа неопределенности. Согласно этому принципу, если скорость частицы можно определить с некоторой точностью, то положение частицы будет известно менее точно. Чем меньше скорость нейтрона, тем точнее ее можно определить и, следовательно, тем, больше неопределенность в положении нейтрона. Поэтому можно считать, что нейтрон находится не в одной определенной точке, а имеет большую эффективную площадь. Интересно отметить, что сечения рассеяния нейтронов с энергией 100 Мэв, получаемых при «срыве» дейтронов с энергией 200 Мэв, заметно меньше, чем сечения рассеяния нейтронов с энергией 20 Мэе, особенно для легких ядер. Сечения для нейтронов с энергией 270—280 Мэв, получаемых при бомбардировке бериллия протонами с энергией 350 Мэв, еще меньше. При таких больших энергиях длина волны нейтрона составляет от 0,2-10"12 до 0,3-10."12 см; это означает, что нейтрон ведет себя как чрезвычайно малая частица и имеется некоторая вероятность, что он может пройти насквозь через ядро, не испытав никакого взаимодействия. Сечение ядра окажется в этом случае меньше, чем при обычном рассеянии. Такого рода различие ядерных сечений для взаимодействия с нейтронами подтвер- ждают ту точку зрения, что классические представления о размерах теряют смысл в применении к легчайшим частицам материи. § 18. Модификация модели составного ядра Хотя описанная в гл. 10 модель составного ядра оказалась очень полезной для качественного понимания ядерных реакций, однако изме- рения нейтронных сечений показали, что она требует некоторого усовер- шенствования. В явлениях резонанса, наблюдаемых для нейтронов малых энергий, например меньше 1000 эв, проявляются особенности, зависящие от уровней энергии возбужденного ядра. Однако в области, соответствую- щей энергиям нейтронов от 0,05 до 3 Мэв, существуют некоторые аномалии, которые нельзя объяснить при помощи простой модели составного ядра. Если полные сечения с учетом рассеяния и поглощения нейтронов усреднить по отдельным флуктуациям и небольшим резонансным мак- симумам, то наблюдаются некоторые характерные закономерности. Согласно теории составного ядра, для данного элемента эти сечения должны непрерывно уменьшаться при возрастании энергии нейтрона. В некоторых случаях это действительно имеет место, но в других дело обстоит иначе. Так, например, для элементов, массовые числа которых близки к 40, а также к 100 и 120, полные сечения имеют широкий минимум при энергиях нейтронов около 1,5 Мэв. С другой сто.роны, для элементов с массовыми числами, лежащими вблизи 50 и 150, зависимость полного сечения от энергии нейтронов имеет широкие максимумы. Чтобы объяснить эти результаты, необходимо было отказаться от той части первоначальной теории составного ядра, согласно которой захвачен-
362 Глава 11. Нейтрон ная частица очень быстро отдает свою энергию нуклонам составного ядра (гл. 10, § 3). Вместо этого пришлось постулировать, что распределение энергии захваченной частицы между нуклонами представляет собой сравнительно медленный процесс, включающий столкновение входящей в ядро частицы с отдельным нуклоном, сопровождаемое последующими столкновениями между этим и другими нуклонами. Так как процесс рас- пределения энергии происходит медленно, имеется большая вероятность того, что нейтрон, после того как он вошел в ядро-мишень, выйдет из него и полетит в другом направлении, не потеряв энергии или потеряв лишь малую ее долю. Следствия, вытекающие из такого поведения нейтрона, можно лучше уяснить, если рассматривать нейтрон как волну, а не как частицу. Согласно волновым представлениям о нейтроне, быстрое распределе- ние энергии между нуклонами в составном ядре эквивалентно поглощению световой волны, падающей на «черную» сферу. Вся световая энергия погло- щается, никакого испускания энергии не происходит. В действительности в процессах взаимодействия с нейтроном ядро ведет себя скорее подобно прозрачной (или полупрозрачной) стеклянной сфере, в которой часть световых лучей поглощается, а часть преломляется, вследствие чего после прохождения сферы световые лучи распространяются уже по другим напра- влениям. По вполне очевидным причинам эту модель называют моделью полупрозрачного шара, или оптической моделью, так как взаимодействие нейтронов с ядрами рассматривается с ее помощью по аналогии с прохо- ждением света через группу полупрозрачных стеклянных шаров. Полное нейтронное сечение данного ядра зависит от того, какая доля нейтронной волны поглощается составным ядром (полупрозрачным шаром); эта доля определяется соотношением между длиной волны нейтрона и диаметром ядра. Если диаметр ядра таков, что нейтронная волна, отраженная от ядра, находится в фазе с волной, входящей в ядро (гл. 3, § 3), и они усиливают одна другую, то нейтрон теряет в ядре всю свою энергию. В этом случае сечение поглощения будет велико. С другой сто- роны, когда две волны, падающая и отраженная, находятся в разных фазах и происходит интерференция, имеется большая вероятность того, что нейтрон вылетит из ядра, и сечение будет мало. Предположим, что для ядра с данным атомным весом (или массовым числом) полное сечение имеет минимум при некоторой энергии нейтрона. Тогда, согласно теории, входящая и отраженная нейтронные волны будут находиться в этом ядре в сильно отличающихся друг от друга фазах. При возрастании массового числа А радиус (или диаметр) ядра также растет пропорционально А1^ (§ 15 настоящей главы). Вследствие этого разность фаз с увеличением А уменьшается. Наконец, массовое число (и диаметр ядра) достигает значения, при котором нейтронные волны находятся в фазе. При этом нейтронное сечение будет иметь максимальное значение для заданной энергии нейтрона. При дальнейшем возрастании атомного веса нейтронные волны опять начинают расходиться по фазе, что приводит к постепенному уменьшению максимального сечения, которое опять дости- гает минимума, и т. д. Из приведенных выше рассуждений следует, что оптическая модель позволяет качественно объяснить наличие тех областей атомных весов (или массовых чисел), в которых нейтронные сечения проходят попере- менно через максимумы и минимумы. Кроме того, Фешбах, Портер и Вай- скопф (США), которые рассмотрели в 1954 г. следствия, вытекающие из оптической модели, показали, что она может с хорошей степенью точности
VI. Резонансный захват нейтронов 363 объяснить количественное изменение полного сечения с энергией нейтро- нов как функцию атомного веса. Оптическая модель ядра еще несовершенна и, без сомнения, будет усовершенствована в недалеком будущем. Тем не менее, по-видимому, удалось установить, что входящая в ядро частица, вступая в ядерную реакцию, не отдает быстро свою энергию нуклонам составного ядра. Этого, кстати, следовало ожидать на основании общепринятой в настоящее время модели ядра, которая описана в гл. 12. Из оптической модели ядра, в частности, следует, что поведение составного ядра в известной степени может зависеть от способа его образования — вопреки тому, что перво- начально предполагалось (гл. 10, § 4).
Глава 12 ЯДЕРНЫЕ СИЛЫ И СТРОЕНИЕ ЯДРА X 10 000, (12.1) I. ЯДЕРНЫЕ СИЛЫ § 1. Упаковочный коэффициент В предыдущих главах неоднократно указывалось, что одной из глав- ных целей исследований в области атомной и ядерной физики является получение сведений, которые позволили бы объяснить основные особен- ности строения ядра. От решения этой задачи зависит, будут ли полностью использованы возможности атомного ядра — и как источника энергии, и как источника знаний, в той или иной степени обогащающих жизнь человека. В этой главе мы попытаемся собрать вместе ряд фактов (о неко- торых из них уже упоминалось выше) и посмотреть, какие можно сделать выводы о природе сил, определяющих устойчивость (стабильность) ядер. В гл. 8, § 11 упоминалось, что, хотя атомные веса изотопов, определяе- мые масс-спектрографическими или другими методами (гл. 9, § 8), близки к целым числам, они почти всегда немного отличаются от целочисленных значений. Когда Астон в 1927 г. показал, что такой факт имеет место, он ввел понятие о так называемом упаковочном коэффициенте для каждого изотопа, определяемом выражением Упаковочный коэффициент = _ Атомный вес изотопа — Массовое число Массовое число где атомный вес изотопа представляет собой его действительную массу в физической шкале атомных весов (гл. 8, § 11), а массовое число — бли- жайшее целое число. Разность между атомным весом изотопа и массовым числом часто называют дефектом массы, хотя, как мы увидим ниже, это название не является удовлетворительным. Эта разность, деленная на мас- совое число, дает первый член в правой части выражения (12.1), и некото- рые авторы называют упаковочным коэффициентом именно эту величину. Однако, поскольку эта величина очень мала, Астон умножил ее на 10 000. чтобы получить более удобные для записи числа. Если построить график зависимости упаковочных коэффициентов почти всех исследованных стабильных изотопов, за исключением Не4, С12 и О16, от соответствующих массовых чисел, то значения упаковочных коэффициентов будут лежать на кривой, которая изображена на фиг. 86, или вблизи нее. Правда, имеются некоторые отклонения от этой кривой, но они сравнительно невелики, так что здесь ими можно пренебречь. Мы видим, что упаковочный коэффициент велик для элементов с низким массовым числом, за исключением упомянутых изотопов гелия, углерода и кислорода, но он быстро падает с увеличением массового числа. Затем, пройдя через относительно плоский минимум, упаковочный коэффициент начинает медленно, но непрерывно возрастать.
I. Ядерные силы 365 В следующем параграфе будет показано, что упаковочные коэффи- циенты не имеют строгого теоретического значения; тем не менее они ука- зывают на одно основное свойство атомного ядра. Отрицательный упако- вочный коэффициент означает, что атомный вес изотопа меньше, чем Фиг. 86. Зависимость упаковочного коэффициента от массового числа для стабильных изотопов (кривая Астона). ближайшее целое число, а это указывает на то, что в процессе образования данного ядра имеет место освобождение энергии. Поскольку то же самое количество энергии требуется для того, чтобы расщепить ядро, отрица- тельный упаковочный коэффициент означает высокую устойчивость ядра. С другой стороны, положительный упаковочный коэффициент указывает на то, что ядро менее устойчиво. Если рассматривать с этой точки зрения кривую, показанную на фиг. 86, то следует заключить (скорее с качествен- ной, чем с количественной точки зрения), что изотопы Не4, С12 и О16 очень устойчивы по сравнению с другими изотопами, имеющими близкие массовые числа. В промежуточной области массовых чисел упаковочные коэффициенты отрицательны и, следовательно, ядра устойчивы; однако с увеличением массового числа упаковочный коэффициент непрерывно возрастает и становится положительным для элементов с большими мас- совыми числами, что находится в согласии с наблюдаемой неустойчивостью этих элементов, которая проявляется в их радиоактивности. § 2. Определение энергии связи С открытием нейтрона и развитием теории, согласно которой ядра состоят из нейтронов и протонов, стало очевидно, что упаковочный коэф- фициент, определяемый уравнением (12.1), представляет собой лишь спо- соб выражения некоторых экспериментальных фактов, а именно отклоне- ний атомных весов изотопов от целых чисел. В результате этого упомянутое выше соотношение между упаковочным коэффициентом и устойчивостью ядер можно считать более или менее удовлетворительным лишь с каче- ственной точки зрения. При более точном рассмотрении следует учитывать
366 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра разность между изотопическим весом и общим весом отдельных электронов, протонов и нейтронов, образующих атом; эта величина представляет собой истинный дефект массы. Если обозначить, как и в предыдущих главах, атомный номер данного элемента через Z, а его массовое число через А, то можно считать, что ядро состоит из Z протонов и А—Z нейтронов. Кроме того, имеется Z внешних, или орбитальных, электронов, заряд которых компенсирует заряд Z протонов. Таким образом, оказывается, что атом состоит из Z протонов и Z электронов, которые эквивалентны по массе Z атомам водо- рода1), и из А — Z нейтронов, и полная масса атома равна ZmH+(^ — Z)mn, где тпн и тп— соответственно масса атома водорода и масса нейтрона. Если определенный экспериментально изотопический вес равен М, то истинный дефект массы определяется следующим образом: Истинный дефект массы = Ztwh + (Л — Z) — 71/. (12.2) Эту величину можно рассматривать как потерю массы при образовании данного атома из необходимого числа электронов, протонов и нейтронов. Та же масса потребовалась бы, чтобы разделить атом на образующие его частицы. Согласно принципу эквивалентности массы и энергии, дефект массы, определяемый уравнением (12.2), можно выразить также в энерге- тической шкале. Очевидно, что энергию, эквивалентную истинному дефекту массы, следует принять за меру энергии связи. Таким образом, если тн, тп и М выражать, как обычно, в физических единицах атомного веса, то энергия связи, согласно уравнению (3.17), выразится следующим образом: Энергия связи [71/ав] = 931 [ZmH + (Л — Z) — М}. (12.3) Поскольку энергией связи электронов атома в первом приближении можно пренебречь (считать ее включенной в Zm^), выражение (12.3) можно рас- сматривать с достаточной точностью как меру энергии связи частиц, обра- зующих ядро атома2). Значение полученных результатов можно проиллюстрировать двумя примерами. Массы атома водорода и нейтрона равны соответственно 1,008145 и 1,008986 в физической шкале атомных весов, и, следовательно, для изотопа неона 10Ne20, атомный вес которого равен 19,99877, А =20 и Z=10, энергия связи равна 931 [(10 х 1,008145) -Ь (10 х 1,008986) - 19,99877] = 160 Мэв. В случае висмута, атомный номер которого равен 83, массовое число равно 209, а атомный вес составляет 209,0458, энергия связи равна 931 [(83 х 1,008145) + (126 х 1,008986) - 209,0458] = 1640 Мэв. Таким образом, оказывается, что энергия связи ядра неона Ne20 равна 160 71/эз, а энергия связи ядра висмута Bi209 достигает 1640 71/эз. Особенно интересно отметить, что если эти энергии разделить на соответствующие массовые числа (20 и 209), то результаты будут равны соответственно 8,0 и 7,8 Мэв. Массовое число равно числу нуклонов, т. е. общему числу про- г) Очень малое изменение массы, которым сопровождается образование атома водорода из протона и электрона, здесь в расчет не принимается. 2) Следует напомнить, что аналогичный метод применялся в гл. 4, § 8 при вы- числении {Энергии ’связи а-частицы. Обратная процедура с использованием энергии связи дейтрона, определенной экспериментальным путем, применяется для определения .массы нейтрона (гл. 11, § 1).
/. Ядерные силы 367 тонов и нейтронов, и, следовательно, определенные таким образом величины представляют собой в том и другом случае энергию связи, рассчитанную на один нуклон. Эти энергии приблизительно равны, несмотря на то, что эти два изотопа лежат на разных концах шкалы массовых чисел. Фиг. 87. Энергия связи на нуклон как функция массового числа для стабильных изотопов. При рассмотрении значений энергии связи на нуклон в устойчивых изотопах обнаруживается закономерность, показанная на фиг. 87. За исключением Не4, С12 и О16, все значения энергии связи лежат на одной кривой (или вблизи нее). Для некоторых легких изотопов, таких как Н2 и Не3, энергия связи очень невелика, но на протяжении большого интер- вала массовых чисел она близка к 8 Мэв. Это значение уже встречалось в предыдущих главах — именно такую величину имеет средняя энергия, связанная с присоединением к ядру или удалением из него нейтрона или протона. Более подробное рассмотрение кривой фиг. 87 показывает, что она имеет широкий максимум, близкий к 8,5 Мэв на нуклон, в области массо- вых чисел от 40 до 1201). Для более высоких массовых чисел энергия связи уменьшается и для урана падает до 7,6 Мэе на нуклон. Это уменьшение энергии связи является причиной освобождения энергии при делении ядер с большими массовыми числами, как показано в гл. 13. Мы видим, что энергии связи ядер порядка миллионов электронвольт, тогда как энергии связи электронов, участвующих в химических реакциях, соста- вляют лишь несколько электронвольт. Поэтому энергия, освобождаемая в ядерных процессах, таких как деление ядер, может быть в миллион раз больше энергии, получаемой от того же количества вещества, участвую- щего в каком-либо химическом превращении, например в горении. Следует заметить, что, хотя кривая, приведенная на фиг. 87, играет важную и полезную роль, с ее помощью нельзя получить полной картины i) Кривые энергии связи на нуклон и упаковочных коэффициентов, построен- ные по новым данным, имеют максимум в области массовых чисел от 50 до^90 и изломы, соответствующие магическим ядрам Sr88, Се140 и РЬ208.—Прим. рвд.
368 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра изменения энергии связи, так как она дает лишь средние значения энергии связи на нуклон для всех протонов и нейтронов, присутствующих в данном ядре. Однако из формы кривой очевидно, что действительная энергия связи не одна и та же для каждого нуклона. В области, лежащей за мак- симумом, почти каждый последующий протон или нейтрон связан слабее, чем предшествующие, и, таким образом, общее среднее значение энер- гии связи непрерывно уменьшается. Было бы, конечно, очень желательно точно определить энергию связи каждого добавляющегося нейтрона или протона во всем диапазоне атомных весов. В настоящее время это можно осуществить только частично, на основании измерений атомных весов различных изотопов1). Однако довольно точную оценку этих величин можно получить путем вычислений, и некоторые результаты, полученные таким способом, будут рассмотрены ниже. Рассмотрим явление радиоактивного распада с испусканиема-частицы. Если как легкие, так и тяжелые радиоактивные элементы обнаруживают P-активность, то испускание а-частиц редко наблюдается в случае легких элементов (гл. 10, § 17). Этот факт можно связать со значениями энергии связи, полученными из изотопических весов. При образовании а-частицы из двух протонов и двух нейтронов освобождается энергия 28,2 Мэв (см. гл. 4, § 8); следовательно, если энергия, требующаяся для удаления из ядра двух протонов и двух нейтронов, меньше этой величины, то а-рас- пад теоретически будет возможен. Однако, для того чтобы распад происхо- дил с доступной для наблюдения скоростью, по крайней мере для ядер с большим атомным номером, а-частица должна обладать энергией при- мерно 5 Мэв, при которой она будет иметь значительную вероятность про- никновения через потенциальный электростатический барьер (гл. 7, § 5). Следовательно, для того чтобы можно было обнаружить испускание а-час- тицы, отделение от ядра двух протонов и двух нейтронов должно требо- вать не более 28—5=23 Мэв. Полная энергия связи висмута Bi209, как мы видели выше, равна 1640 Мэв, а полная энергия связи урана U238 равна 1800 Мэв-, таким обра- зом, в этой области массовых чисел средняя энергия связи на добавочный нуклон равна 1800—1640=160Мэв, деленным на 238—209=29, т. е. 5,5 Мэв. При этом энергия, которую необходимо затратить на отделение от ядра двух протонов и двух нейтронов, будет равна приблизительно 22 Мэв, т. е. будет меньше максимального значения, необходимого для испускания а-частицы. Таким образом, можно понять, почему этот тип радиоактив- ности является обычным для элементов, массовые числа которых больше 2102). Если проделать те же вычисления для элементов, атомные номера которых несколько меньше атомного номера висмута, то окажется, что средняя энергия связи на нуклон больше 6 Мэв и поэтому а-распад обычно не наблюдается. В гл. 10, § 17 говорилось о том, что было обнаружено несколько а-эмиттеров с массовыми числами, лежащими вблизи 150. Для этих изото- пов с недостаточным числом нейтронов отношение числа протонов к числу нейтронов значительно выше, чем для стабильных изотопов с таким же массовым числом. В § 7 и 14 настоящей главы мы увидим, что это приводит *) По точным значениям масс изотопов, полученным к концу 1960 г. для всех элементов, можно построить кривую энергии связи протона и нейтрона для всех p-устойчивых изотопов, и она имеет четко выраженные максимумы на всех изото- пах с четным числом протонов и нейтронов. — Прим. ред. 2) При этом некоторую роль может играть то обстоятельство, что в рассматривае- мой области атомных весов находится также устойчивая система из 126 нейтронов (§17 настоящей главы).
I. Ядерные силы 369 к значительному уменьшению энергии связи, благодаря чему удаление а-частицы становится возможным; в § 17 будет указан также другой фак- тор, который способствует а-распаду в рассматриваемых случаях. § 3. Силы, действующие между нуклонами Теперь следует рассмотреть, какова природа сил, связывающих про- тоны и нейтроны в атомных ядрах. С уверенностью можно утверждать лишь, что эти силы существенным образом отличаются от гравитационных и электростатических сил притяжения. Малые размеры ядра и его большая устойчивость свидетельствуют о том, что ядерные силы являются близко- действующими силами, т. е. силами, действующими лишь на очень малых расстояниях. В этом их отличие от сил, связанных с гравитационными и электростатическими полями, которые могут действовать на сравни- тельно больших расстояниях. Далее, если бы силы были дальнодейст- вующими, так что взаимодействие наблюдалось бы как между близкими нуклонами, так и между нуклонами, далеко отстоящими друг от друга, то полная энергия связи, грубо говоря, увеличивалась бы пропорционально квадрату числа частиц, входящих в состав ядра. В действительности, как уже говорилось в предыдущем параграфе, энергия связи приблизительно пропорциональна числу нуклонов, образующих ядро. Это объясняется тем, что силы, действующие между нуклонами, представляют собой силы насыщения; они в некотором отношении подобны химическим силам, связывающим атомы в молекуле. В последнем случае каждый атом жестко связан с некоторым ограниченным числом других атомов, находящихся в непосредственной близости от него, так называемыми валентными свя- зями, тогда как связи его с остальными атомами сравнительно слабы. Таким образом, химическая связь представляет собой один из видов сил насыщения. Аналогичное положение имеет место внутри ядра, причем каждый нейтрон или протон испытывает сильное взаимодействие с неко- торым ограниченным числом соседних нуклонов. Так как энергия связи на нуклон в а-частице больше, чем в других легких ядрах, по-види- мому, следует считать, что два протона и два нейтрона образуют насыщен- ную систему. Существование сил притяжения между протоном и нейтроном (/?—п), протоном и протоном (/?—р) и нейтроном и нейтроном (п—п) легко дока- зать, рассматривая строение некоторых простых ядер. Относительная устойчивость дейтрона, состоящего из одного протона и одного нейтрона, показывает, что сила (р—п) имеет значительную величину. Далее, доба- вление еще одного нейтрона с образованием ядра трития Н3 или еще одного протона с образованием ядра гелия Не3 сопровождается заметным увели- чением энергии связи, частично объясняемым силами (п—п) и (р—р) соответственно. Так как ядро трития состоит из одного протона и двух нейтронов, то можно считать, что имеются две силы (р—п) и одна (п—п); с другой стороны, ядро гелия состоит из двух протонов и одного нейтрона и, таким образом, имеются две силы (р—п) и одна (р— р). Энергия связи ядра трития, вычисленная из его атомного веса, равна 8,48 Мэв, а энергия связи ядра Не3 равна 7,72 Мэв; и та и другая значительно больше энер- гии связи дейтрона (2,225 Мэв). Судя по значениям энергий связи, можно было бы предполагать, что сила (п—п) в Н3 превосходит силу (р—р) в Не3 на 8?48—7,72=0,76 Мэв. Однако, исходя из различных соображений, пришли к выводу, что силы 24 с. Глесстон
370 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра притяжения (п—п) и (/?—р) практически равны, но последняя несколько уменьшается вследствие электростатического отталкивания между про- тонами. Эта точка зрения находит подтверждение в замечательном постоянстве ядерных плотностей. Как уже говорилось в гл. 4, § 5, радиус любого ядра приблизительно пропорционален А1!*, и, следова- тельно, объем прямо пропорционален массовому числу А. Таким образом, ядерная плотность, которая равна массе, деленной на объем, почти оди- накова для всех ядер независимо от того, какое число протонов и нейтро- нов они содержат. Такой результат указывает на то, что силы притяжения, действующие между отдельными нуклонами, примерно одинаковы. В настоящее время общепринятой является точка зрения, согласно которой силы (/?—р), (р—п) и (тг—п) по существу равны; это свойство называется зарядовой независимостью ядерных сил. Лучшее доказатель- ство равенства сил (/?—р) и (р—п) было получено при исследовании рас- сеяния протонов протонами и протонов нейтронами. Если в первом случае внести поправку на кулоновское взаимодействие, то оказывается, что силы (/?—р) и (/?—п) очень близки по величине. О величине сил (п—п) в принципе можно судить на основании изме- рений рассеяния нейтронов нейтронами, но такие опыты, по-видимому, невозможно осуществить. Однако некоторые сведения можно получить путем сравнения энергий связи зеркальных ядер (гл. 7, § 13). Члены каж- дой пары ядер содержат одинаковые общие числа нуклонов, но отличаются на единицу по числу протонов (и нейтронов). Если принять во внимание различие, обусловленное электростатическим (кулоновским) отталкива- нием протонов (см. выше), то оказывается, что энергии связи одинаковы для каждой пары. Другими словами, энергия притяжения между нукло- нами в этих случаях зависит только от общего числа нуклонов, а не от их природы. Следовательно, сила (п—п) должна быть равна силам (р—/?) и (р—п). Интересно также отметить, что, не считая незначительных откло- нений, объясняемых электростатическими эффектами, энергии первых нескольких возбужденных состояний почти одинаковы в каждой паре зеркальных ядер. Это свидетельствует о том, что замещение протона ней- троном в приведенных примерах мало влияет на ядерные силы. § 4. Динейтрон и дипротон Ввиду того что силы (/?—/?), (р—п) и (п—п), по всей вероятности, равны, и учитывая, что существует устойчивое ядро дейтерия, состоящее из про- тона и нейтрона, естественно предположить возможность возникновения устойчивой комбинации из двух нейтронов (динейтрона) и из двух про- тонов (дипротона). Начиная с 1946 г. несколько раз делались заявления об открытии динейтрона, но ни одно из них не получило подтверждения. Эксперименты, поставленные с целью обнаружения этой частицы при высокой нейтронной плотности в ядерном реакторе, привели к отрицатель- ным результатам. Что касается дипротона, который должен был бы пред- ставлять собой ядро гелия с массовым числом 2, т. е. Не2, то вообще нет указаний на то, что он может существовать как устойчивое целое. Ключ к решению задачи об устойчивости дейтрона, с одной стороны, и неустойчивости динейтрона и дипротона, с другой, может быть найден путем исследования результирующих ядерных спинов. Известно, что спин дейтрона равен единице, и так как протон и нейтрон имеют спины 1/2, то очевидно, что в дейтроне направления вращения протона и нейтрона совпадают, т. е. их спины параллельны. В динейтроне и дипротоне такая
I. Ядерные силы 371 ситуация является запрещенной, согласно принципу Паули, о котором мы говорили в гл. 4, § 13 при анализе свойств электронной оболочки атомов. В применении к нуклонам этот принцип означает, что два протона могут существовать в одном и том же энергетическом состоянии только в том. случае, если они имеют противоположно направленные (антипараллельные) спины. Следовательно, если предположить, что два нейтрона (или два про- тона) в динейтроне (или в дипротоне) находятся в одном и том же энергети- ческом состоянии, то их спины должны быть антипараллельны и общий спин должен быть равен нулю. Эксперименты и вычисления, связанные с рассеянием протонов на нейтронах, показывают, что единственное связанное (устойчивое) состояние дейтрона соответствует только дейтрону со спином, равным единице. Состояние со спином, равным нулю, является несвязанным и, следовательно, неустойчивым. Поэтому следует ожидать, что динейтрон и дипротон будут неустойчивы. В принципе следует рассмотреть также возможность существования дипротона и динейтрона со спином, равным единице. Такие состояния не будут противоречить принципу Паули, если квантовые числа, характеризующие пространственные координаты, в такой системе будут различными. По существу это означает, что мы имеем дело с возбужденными состояниями простейшей двухнуклонной системы. Однако можно показать, что эти состояния также должны быть неустойчивыми. Поэтому следует прийти к выводу, что динейтрон и дипротон не могут существовать как устойчивые частицы. Из приведенных здесь рассуждений, между прочим, следует, что о равенстве и зарядовой независимости сил, действующих между парами нуклонов, можно говорить только тогда, когда пространственные и спиновые координаты (или квантовые числа) в каж- дом случае одинаковы. § 5. Мезонная теория ядерных сил Попытка объяснить свойства ядерных сил была предпринята Юкавой (гл. 10, § 18) в 1935 г.; она была основана на использовании аналогии с электромагнитными силами. Применение квантовой механики к электро- магнитному полю, окружающему заряженную частицу, приводит к выводу, что электрические силы обусловлены переносом фотона (гл. 3, § 9) от одного заряженного тела к другому. Очевидно, силы такого рода не могут объяс- нить притяжения между парами нуклонов. Тем не менее Юкава считал, что ядерные силы могут создаваться полем, подобным электромагнитному полю, но что при этом происходит перенос частиц, имеющих совершенно другие свойства. Чтобы определить массу постулированной частицы, выполняющей роль кванта ядерного поля, был использован тот факт, что эффективный радиус действия сил должен быть в грубом приближении равен величине h/2jtmc, т. е. так называемой комптоновской длине волны частицы (здесь h — постоянная Планка, т — масса частицы, с — скорость света). При- нимая эффективный радиус действия ядерных сил равным 2-10“хз см, можно вычислить массу т гипотетической частицы — кванта поля; она оказывается равной примерно 200 массам электрона. Масса такой частицы является промежуточной между массой электрона (или позитрона) и массой протона. В 1938 г. Юкава пришел к выводу, что время жизни кванта ядер- ного поля должно быть порядка одной миллионной секунды, однако этот вывод был основан на предположениях, которые в настоящее время кажутся сомнительными. 24*
372 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра Как упоминалось в конце гл. 2, в 1936 г. в космических лучах была открыта частица, которая теперь носит название ц-мезон. Эта частица на первый взгляд удовлетворяла требованиям теории Юкавы. Дальнейшее исследование показало, однако, что существование такой частицы не объяс- няет природы ядерных сил. Положение изменилось, когда в 1947 г. был открыт л-мезон, масса которого в 270 раз больше массы электрона. Вскоре после открытия этой частицы выяснилось, что ее свойства соответствуют тем, которыми должен был бы, согласно теории, обладать квант ядерного поля. В настоящее время общепринятой является точка зрения, согласно которой каждый нуклон окружен мезонным полем, посредством которого он взаимодействует с другими нуклонами, подобно тому как заряженное тело взаимодействует с другими заряженными телами посредством электро- магнитного поля; л-мезон выполняет в мезонном поле такие же функций, как фотон в электромагнитном поле. С самого начала следует отметить, что мезонная теория ядерных сил оказалась не особенно успешной в своих количественных предсказаниях. Действительно, несмотря на то что прошло более двадцати лет, с тех пор как эта теория была впервые предложена, все еще не удалось вычислить теоретически энергию связи такой простой системы как дейтрон. Одна из главных трудностей в мезонной теории поля возникает при использо- вании математического метода, который известен под названием теории возмущений и который столь успешно применяется при рассмотрении электромагнитных полей. В теории возмущений решение любой задачи о взаимодействии частиц основано на использовании рядов с возрастаю- щими степенями (т. е. х. х?. х* и т. д.) константы взаимодействия (или константы связи), которая служит мерой взаимодействия электрона (или другой частицы), с его собственным полем. В случае электромагнитного поля эта константа связи равна ‘Ые'Чкс, где е — заряд электрона. Если подставить значениям, е, h и с. то окажется, что константа связи равна 1/137, т. е. 7,3-10"3. Эта величина достаточно мала для того, чтобы при приближенных решениях всеми членами в степе- нях больше первой можно было пренебречь, так как (1/137)2 равно 5,3-10"5, а более высокие степени еще меньше. Если пренебречь этими членами, то результаты вычислений находятся в превосходном согласии с экспери- ментом. Однако в случае ядра, находящегося в мезонном поле, силы, действующие на близком расстоянии, настолько велики по сравнению с кулоновскими, что константа связи также должна быть намного больше; она по меньшей мере порядка единицы, и может даже достигать 10. В этом случае нельзя пренебрегать более высокими членами степенного ряда, и метод решения уравнений, основанный на разложении в ряды по степе- ням константы взаимодействия, оказывается бесполезным. Предпринимались также многочисленные попытки найти методы решения уравнений мезонного поля без разложения по степеням кон- станты взаимодействия. Эти попытки не имели до сих пор особенного успеха, и дальнейший прогресс возможен лишь в случае какого-либо нового шага в развитии теории. Что это будет за шаг, пока невозможно предсказать. Может быть, это будет модификация электродинамических уравнений, открытие новых математических методов решения этих урав- нений, или некоторого нового теоретического подхода, который должен быть основан на анализе результатов экспериментальных исследований мезонов и других так называемых «странных» частиц (гл. 18). В 1947 г. Бете (США) писал по поводу мезонной теории, что она «до сих пор не дала никаких результатов в отношении количественного согласия с эмпириче-
I. Ядерные силы 373 скими фактами, касающимися ядерных сил». Через восемь лет после этого выдающийся русский физик-теоретик Ландау в своей статье в сборнике, посвященном Нильсу Бору по случаю его семидесятилетия, мог лишь высказать мнение, что «мезонная теория не может быть построена без глубоких изменений основных принципов современной физики». Несмотря на то что количественную мезонную теорию поля создать не удалось, все же основные идеи мезонной теории оказались очень полез- ными для понимания многих ядерных процессов. В этой теории предпола- гается, что нейтрон и протон непрерывно испускают и поглощают положи- тельные, отрицательные и нейтральные л-мезоны. Эти мезоны находятся в свободном состоянии настолько малое время, что их нельзя обнаружить, и их называют поэтому виртуальными мезонами. Это проще всего объяс- нить при помощи принципа неопределенности (гл. 3, § 12). Из соотношения Эйнштейна, связывающего массу и энергию, следует, что на создание л-мезона с массой 270 те, где тр — масса электрона, необ- ходимо затратить энергию, равную примерно 139 Мэв, т. е. 2,22-10'4 эрг. Эта величина характеризует неопределенность в энергии нуклона в про- цессе рождения и последующего поглощения виртуального л-мезона. Ее произведение на длительность того промежутка времени, в течение кото- рого может существовать виртуальный мезон, должно быть порядка й/2л, где Л=6,62«10-27 эрг*сек (гл. 3, § 8). Промежуток времени, в течение которого виртуальный мезон может существовать, не будучи обнаружен, составляет, таким образом, примерно 5-10'24 сек. Максимальная скорость мезона равна скорости света, т. е. 3-1010 см!сек, и максимальное рас- стояние, которое может пройти мезон, оставаясь незамеченным, равно 5-10'24-3-1010, т. е. 1,5-10"13 см. Это расстояние близко по величине к изве- стному радиусу действия ядерных сил, и, следовательно, представление о виртуальном испускании мезонов, по-видимому, подтверждается. Таким образом, можно считать, что нуклон окружен «облаком» виртуальных л-мезонов, которые образуют поле ядерных сил. Когда два нуклона находятся на достаточно близком расстоянии друг от друга (примерно 1,5-10"13 см), для того чтобы л-мезон мог перейти от одного нуклона к другому, между ними действует сила притяжения. Притяжение между двумя протонами или между двумя нейтронами требует переноса нейтрального мезона. С другой стороны, притяжение между протоном и нейтроном осуществляется переносом от первого ко второму положитель- ного мезона или переносом отрицательного мезона в обратном направле- нии. Так как спиновое квантовое число и протона и нейтрона равно 1/2, сохранение спинового момента при переносе мезона требует, чтобы спин л-мезона был равен единице или, предпочтительнее, нулю. Интересно отметить, что экспериментально наблюдаемый спин мезона равен нулю. § 6. Обменные ядерные силы В § 3 настоящей главы мы видели, что основной особенностью сил, действующих между нуклонами, является то, что они обладают свойством насыщения. Силы, которые являются чистыми силами притяжения, пе могут объяснить этого свойства, и поэтому необходимо предположить, что между нуклонами, находящимися на близких расстояниях, могут действо- вать силы отталкивания. Можно, например, постулировать, что эти силы, по крайней мере частично, носят «обменный» характер. Возможность того, что ядерные силы могут представлять собой обменные силы, была ука^ зана Гейзенбергом в 1932 г., вскоре после того как он высказал идею о том,
374 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра что атомные ядра состоят только из протонов и нейтронов (гл. 4, § 7). Представление об обменных силах, которое с успехом применялось при рассмотрении таких различных вопросов, как природа оптического спектра гелия и устойчивость молекулы водорода, является прямым следствием волновой механики и не имеет аналога в классической (нью- (р) (п\ (п) (7?) Гр\ тоновской) механике. о о £ применении к решению задачи о взаимодействии между 7 // HI нуклонами природа обменных сил может быть описана при- мерно следующим образом. Рас- смотрим сначала взаимодейст- вие между протоном и нейтро- ном; каждая из этих частиц, обозначенных на приведенной схеме циф- рой Z, окружена виртуальным мезонным облаком. Предположим, что один из положительных л-мезонов переходит из облака, окружающего протон, к нейтрону. Промежуточная стадия обозначена цифрой II; мы видим, что при удалении положительного л-мезона из протона получается нейтрон. Наконец, когда переход завершен (ZZZ), первоначальный нейтрон превра- щается в протон. В результате переноса (или обмена) конечное состояние III, как и начальное состояние Z, состоит из протона и нейтрона и, следо- вательно, имеет такую же энергию, несмотря на то что произошло измене- ние свойств отдельных нуклонов. Описанный выше обмен можно записать в символической форме сле- дующим образом: р 4- п —> п' + л+ + п —-> п' 4- р'. Пользуясь теми же обозначениями, можно видеть, что процесс изменения свойств отдельных нуклонов без общего изменения энергии может происхо- дить также при переходе отрицательного л-мезона от нейтрона к протону: п + р —» р' + л" 4- р р' + п'. Подобным же образом и нейтральный мезон может переходить от одного нуклона к другому; таким образом, при процессах р + р —> р' + Л° + р -+ р' + р’ и п 4- п —п' 4- л° 4- я •—> п' -\-тГ энергия остается неизменной. Одним из следствий волновой механики является то, что если система может быть представлена двумя или более состояниями с одинаковой энергией, то могут существовать также состояния, представляющие собой их комбинацию. С одним из этих состояний, которое является более устой- чивым, связано притяжение между нуклонами; другое, менее устойчивое, может отвечать силам отталкивания. Комбинируя надлежащим образом состояния, изображающие притяжение и отталкивание, чтобы получить действительное состояние ядра, можно удовлетворить условиям насыще- ния ядерных сил. На расстояниях порядка радиуса нуклона эти силы будут силами притяжения, а при меньших расстояниях они превратятся в силы отталкивания.
I. Ядерные силы 375 Насыщение ядерных сил можно объяснить и другими путями. Согласно одному из них, который следует из некоторых соображений мезонной теории, нуклон ведет себя так, как если бы он имел маленькое ядро, оттал- кивающее от себя остальную часть нуклона. Некоторые указания на суще- ствование такого ядра были получены в экспериментах по рассеянию про- тонами протонов больших энергий. Вместе с тем имеются также экспери- ментальные доказательства существования нейтронно-протонного обмена, полученные в замечательных опытах, произведенных в Лаборатории излу- чений в Беркли в 1947 г. Если нейтроны с энергией 100 Мэв, получаемые при бомбардировке бериллия дейтронами от 4,7-метрового синхроцикло- трона, падают на парафин, то последний испускает протоны. Этот резуль- тат, конечно, сам по себе не является неожиданным (гл. 11, § 5); удиви- телен, однако, тот факт, что многие из этих протонов имеют ту же энергию, что и падающие нейтроны, т. е. 100 Мэв. Подобный эффект наблюдался также при прохождении нейтронов больших энергий через газообразный водород в камере Вильсона (гл. 6, § 12). Единственная удовлетворительная интерпретация, по-видимому, заключается в том, что происходит обмен между нейтронами и протонами. Когда нейтрон, обладающий большой энергией, приближается к протону, положительный л-мезон из окружающего протон виртуального мезонного облака может быть захвачен нейтроном, который при этом превратится в протон. Таким образом, существует возможность того, что первоначаль- ный нейтрон с энергией 100 Мэв после столкновения с протоном превра- тится в протон с энергией 100 Мэв, тогда как первоначальный протон превратится в нейтрон1). II. СТАБИЛЬНОСТЬ ЯДЕР § 7. Отношение числа нейтронов к числу протонов в стабильных ядрах Рассмотрение разнообразных ядерных систем и масс различных изо- топов позволило установить ряд общих правил, касающихся стабильности (или нестабильности) атомных ядер. Рассмотрим прежде всего изменение отношения числа нейтронов к числу протонов с увеличением атомного номера в стабильных изотопах. Экспериментальные результаты предста- влены графически на фиг. 88, где по оси абсцисс отложено число протонов Z, а по оси ординат — число нейтронов А—Z. Точки, лежащие на прямой, проведенной под углом 45° к осям координат, соответствуют ядрам, содер- жащим равные числа протонов и нейтронов. Было установлено, что для элементов с низким массовым числом отношение числа нейтронов к числу протонов для стабильных ядер близко к единице2). Действительно, из восем- надцати изотопов с массовыми числами до 20 восемь имеют одинаковые числа нейтронов и протонов, а в девяти других числа нейтронов и протонов г) Если бомбардирующая частица имеет достаточно большую энергию, она может превратить виртуальный л-мезон в реальный (свободный) л-мезон, т. е. находящийся от нуклона на расстоянии, большем 1,5-10"13 см. Такой свободный л-мезон можно наблюдать, прежде чем он будет захвачен другим нуклоном или распадется и превра- тится в ц-мезон (гл. 2, § 32). Именно таким путем были получены и наблюдались сво- бодные л-мезоны (гл. 18). 2) Для таких элементов число протонов (и, следовательно, заряд ядра) должно быть приближенно равно половине массового числа (или атомного веса), как уже гово- рилось в гл. 4, § 6.
376 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра отличаются всего на единицу. Этого приближенного (или точного) равен- ства можно было ожидать на основании общих соображений из подобия сил (р—р), (п—п) и (п—р). Дальнейшее изучение фиг. 88 показывает, что когда число протонов или нейтронов) в ядре больше 20, отношение числа нейтронов к числу Число протонов tZ) Фиг. 88, Числа нейтронов и протонов в стабильных ядрах. протонов в стабильных изотопах всегда больше единицы. Другими сло- вами, для сохранения стабильности число нейтронов должно превышать число протонов, причем избыток нейтронов увеличивается с- увеличением атомного номера или массового числа. Для наиболее тяжелых стабильных изотопов, таких как 82РЬ208 и 83Bi209, отношение числа нейтронов к числу протонов немного больше 1,5. Дать объяснение этому факту не представляет труда. Как указывалось выше, электростатические силы, действующие между протонами, не являются силами насыщения в противоположность ядерным силам при- тяжения, так что каждый протон отталкивает все другие протоны, входя-
II. Стабильность ядер 377 щие в состав ядра, и в свою очередь отталкивается ими. В результате элект- ростатические силы отталкивания быстро растут с увеличением атомного номера. Общая энергия электростатического отталкивания в ядре, грубо говоря, пропорциональна Z^IR, где Z — число протонов, т. е. атомный номер, a R — радиус ядра. Последний изменяется как Л1/3, где А — мас- совое число, и, таким образом, электростатическое отталкивание опреде- ляется величиной Z2M1Z3. Простые арифметические вычисления показы- вают, что энергия отталкивания протонов в 82Bi209 примерно в 10 раз больше, чем в 20Са40— наиболее тяжелом стабильном изотопе, для которого отношение числа нейтронов к числу протонов равно единице. Чтобы преодолеть возрастающее отталкивание протонов и сохранить стабильность, ядра наиболее тяжелых элементов должны содержать больше нейтронов. При этом добавочные силы притяжения (п—п) и (п—р) частично компенсируют отталкивание между протонами. Тем не менее в области, лежащей за Z=30, электростатическое отталкивание возрастает до такой степени, что энергия связи на нуклон непрерывно уменьшается с увели- чением массового числа; этот вопрос рассмотрен более подробно в § 13 настоящей главы. В гл. 10 часто упоминалось об области устойчивости для отношения числа нейтронов к числу протонов; что такая более или менее определенная область существует для каждого атомного номера (или массового числа), очевидно из фиг. 88. Наиболее распространенные изотопы любого данного элемента, которые, по всей вероятности, являются также наиболее стабиль- ными, обычно лежат в средней части области устойчивости. По причинам, о которых будет сказано ниже, некоторые из изотопов, лежащих внутри области устойчивости, в действительности являются нестабильными. Однако те изотопы, которые находятся вне этой области, неизбежно радио- активны. Они распадаются с испусканием отрицательной или положитель- аой Р-частицы или путем электронного захвата, до тех пор пока отношение нисла нейтронов к числу протонов не попадет внутрь области (3-устойчи- чости для данного массового числа. § 8. Стабильность нечетно-четных ядер Из таблицы изотопов, приведенной в гл. 8, § 9, выясняются интерес- ные закономерности, относящиеся к четности или нечетности чисел нейтро*- нов и протонов в ядре. Во-первых, оказывается, что ядра, содержащие четные числа протонов и нейтронов, встречаются гораздо чаще, чем любые другие; ядра с нечетным числом протонов и четным числом нейтронов, или наоборот, также встречаются часто, тогда как ядра, содержащие нечет- ные числа как протонов так и нейтронов, встречаются редко. В следую- щей таблице приведено число стабильных изотопов различных типов. Число протонов четное | нечетное „ f четное 164 50 Число нейтронов нечвтно6 55 4 На основании этих данных можно сделать вывод, что ядра, содер- жащие четные числа протонов и нейтронов, наиболее устойчивы, тогда
378 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра как ядра с нечетными числами протонов и нейтронов очень неустойчивы. В связи с этим следует заметить, что шесть изотопов — О16, Mg24, Si28, Са40, Ti48 и Fe56, которые относятся к первому типу, — составляют около 80% земной коры. Преимущественная стабильность четно-четных ядер согласуется с тре- бованиями принципа Паули. Для заданной совокупности квантовых чисел, характеризующих состояние частиц в пространстве, могут суще- ствовать только два нейтрона и два протона со спинами, направленными противоположно друг другу. Можно считать, что пара нейтронов и пара протонов образуют нечто вроде завершенной подоболочки, что приводит к большей стабильности, чем в случае незавершенной подоболочки, т. е. подоболочки с нечетным числом нуклонов. Согласно рассуждениям, при- веденным в § 4 настоящей главы, наибольшей стабильности следует ожи- дать тогда, когда нейтроны и протоны имеют одинаковые пространствен- ные координаты. Это имеет место в случае четно-четных ядер, содержащих равные числа нейтронов и протонов, т. е. ядер, массовые числа которых кратны четырем и отношение числа нейтронов к числу протонов в кото- рых равно единице. Следует отметить, что в эту группу входят пять наи- более распространенных в природе изотопов, а именно 2Не4, 8О16, 12Mg24, 14Si28 и 20Са40. Следует обратить внимание на ядра 2Не4, бС12 и 8О16, которые пред- ставляют собой четно-четные ядра с равными числами нейтронов и про- тонов. Из фиг. 87 можно видеть, что энергии связи на нуклон для этих элементов лежат выше, чем для соседних ядер, так что они относительно более стабильны, чем другие ядра с низкими массовыми числами. Может показаться удивительным, что ядро 4Ве8, которое удовлетворяет таким же требованиям, как упомянутые выше ядра, не существует в природе. В дей- ствительности ядро Be8 относительно устойчиво, однако ядро Не4 еще более устойчиво, так что ядро Be8 сразу после образования распадается на два ядра Не4. Большая стабильность ядра Не4, т. е. а-частицы, хорошо изве- стна. В связи с этим понятно, что ядра Не5 и Li5, которые содержат соот- ветственно на один нейтрон и один протон больше, чем Не4, оказываются неустойчивыми и легко отдают лишний нуклон. С другой стороны, Be9, С13 и О17 с одним избыточным нейтроном представляют собой стабильные изотопы, тогда как В9, N13 и F17 с одним избыточным протоном неста- бильны. Согласно приведенной в начале этого параграфа классификации, имеется лишь четыре стабильных ядра с нечетным числом протонов и не- четным числом нейтронов, а именно ХН2, 3Li6, 5В10 и 7N14. Нечетно-нечет- ные стабильные изотопы с массовым числом, большим 14, не наблю- дались, так как такие изотопы неустойчивы1). Стабильность ядра Н2, т. е. дейтрона, можно объяснить притяжением между нейтроном и протоном, имеющими одинаковые пространственные квантовые числа и параллельные спины (§ 4 настоящей главы). Для других трех стабиль- ных нечетно-нечетных изотопов числа протонов и нейтронов одинаковы, так что дополнительные, непарные нейтрон и протон, вероятно, имеют одинаковые пространственные координаты. Далее, из эксперимента сле- дует, что в ядрах этих изотопов спины нейтрона и протона параллельны, как в дейтроне. Таким образом, не удивительно, что Li6, В10 и N14 ста- бильны. Следующим членом этого нечетно-нечетного ряда должен быть х) Нечетно-нечетные изотопы К40, La138, Lu176 и Та180, которые наблюдаются в природе, радиоактивны, и, следовательно, неустойчивы; изотоп V50, вероятно, также радиоактивен, но с очень большим периодом полураспада (см. примечание 1 на стр. 380).
II. Стабильность ядер 379 изотоп 9F18, однако этот изотоп, так же как и последующие, нестабилен, так как вследствие электростатического отталкивания протонов для ста- бильности требуется присутствие дополнительного нейтрона (или ней- тронов). Таким образом, стабильными изотопами являются 9F19, uNa23, 13А127 и т. д. В нечетно-нечетных ядрах, имеющих неодинаковые числа нейтронов и протонов, нечетные (непарные) нуклоны должны иметь различные кван- товые числа, определяющие состояние частиц в пространстве. Поэтому добавочный нейтрон или протон вряд ли увеличивает стабильность ядра. Если добавочный нейтрон превращается в протон с испусканием элек- трона или протон замещается нейтроном, причем имеет место испуска- ние позитрона или захват орбитального электрона, то в результате обра- зуется четно-четное ядро, которое должно быть стабильным. Таким обра- зом, нечетно-нечетные ядра, массовые числа которых больше 14, Р-радио- активны; характер Р-распада (т. е. положителен он или отрицателен) зависит от отношения числа нейтронов к числу протонов, которое тре- буется для стабильности ядра, получающегося в результате распада. Упомянем кратко о некоторых выводах, которые могут быть сделаны на основе приведенных выше обобщений. Элементы с четным атомным номером обычно имеют несколько стабильных изотопов с четным массо- вым числом, так как в этом случае число нейтронов также четное. С дру- гой стороны, стабильные изотопы элементов с четным атомным номером и нечетным массовым числом, т. е. с нечетным числом нейтронов, встре- чаются реже. Несколько элементов такого типа имеют два изотопа, однако олово является единственным элементом с четным атомным номе- ром (50), который имеет три изотопа с нечетными массовыми числами (115, 117 и 119). Как мы увидим в § 17 настоящей главы, в этом случае имеются, по-видимому, особые обстоятельства, связанные с присутствием в ядре 50 протонов. Для элементов с четным атомным номером область массовых чи- сел стабильных изотопов с четным массовым числом значительно больше, чем область изотопов с нечетным массовым числом. Этот факт можно иллюстрировать на примере девяти стабильных изотопов ксенона с атомным номером 54: Четное массовое число 124 126 128 130 132 134 136 Нечетное массовое число 129 131 Из этих данных видно, что имеется относительно узкая область отно- шений числа нейтронов к числу протонов, в которой устойчивы изотопы с четным атомным номером и нечетным массовым числом, т. е. с нечетным числом нейтронов. Если атомный номер нечетный, элемент имеет не больше двух ста- бильных изотопов, и для атомных номеров, больших 7, массовые числа всегда нечетные, так как при этом число нейтронов будет четным1). Сле- дует обратить внимание на то, что ни один элемент (за исключением олова) не имеет больше двух стабильных изотопов с нечетным массо- вым числом; массовые числа этих изотопов всегда отличаются между собой на две единицы. х) Калий, атомный номер которого равен 19, имеет три естественных изотопа с массовыми числами 39, 40 и 41; однако изотоп с массовым числом 40 радиоактивен и распадается с испусканием отрицательной Р-частицы и путем электронного захвата.
380 Глава 12, Ядерные силы и строение ядра § 9. Изобары и ^аптивностъ Изобары (гл. 8, § 4) представляют собой ядра, имеющие одинаковые массовые числа, но различное соотношение чисел протонов и нейтронов. Число возможных стабильных изобаров для данного массового числа очень ограничено, и этот факт имеет непосредственную связь с |3-радиоактив- ностью. Любому нечетному значению массового числа соответствует, вообще говоря, только один стабильный изотоп, и, таким образом, стабильных изобаров с нечетными массовыми числами не существует. Имеются лишь два исключения из этого правила для массовых чисел ИЗ и 123, которые ниже будут рассмотрены более подробно. Среди встречающихся в природе элементов пары Rb87—Sr87, In115—Sn115 и Re187—Os187 представляют собой изобары с нечетным массовым числом, однако первый член каждой пары радиоактивен с периодом полураспада больше 1010 лет. Если массовое число четное, то могут существовать два стабильных изобара; если они существуют, то их атомные номера тоже четные и отли- чаются между собой на две единицы. В четырех случаях — для мас- совых чисел4 96, 124, 130 и 136—известны три стабильных изобара с четным атомным номером. В четырех других случаях встречающихся в природе тройных изобаров с четным массовым числом: Аг40—К40—Са40, Се138—La138—Ba138, Yb176—Lu176—Hf176 и Hf180—Та180—W180, атом- ные номера отличаются между собой на единицу. Однако средний изобар каждого ряда радиоактивен. Триплет Ti50—V50—Сг50 также существует в природе, однако средний (нечетно-нечетный) член, т. е. V50 присут- ствует в очень малых количествах и, вероятно, радиоактивен. Тот факт, что V50, по-видимому, имеет спин, равный 6, тогда как возможные про- дукты распада Ti50 и Сг50 имеют в своих основных состояниях спин, рав- ный нулю, указывает на то, что положительный и отрицательный £-рас- пад строго запрещен (гл. 7, § 13). Если принять во внимание происходя- щее при этом изменение энергии, то оказывается, что период полурас- пада должен быть равен по меньшей мере 1014 лет. (Установлено, что период полураспада V50 равен 4-1014лет.—Ред,) Стабильные изобары отличаются по своему атомному номеру на две единицы; поэтому не могут существовать стабильные изобары эле- ментов, являющихся соседями в периодической системе, так как в этом случае атомные номера отличались бы на единицу1). Два кажущихся исключения из этого правила, согласно которому не существует ста- бильных изобаров с нечетным массовым числом, являются также исклю- чением и в этом отношении. Если два соседних элемента имеют изоба- ры, то можно ожидать, что один из них будет нестабильным и будет распадаться с испусканием [3-частиц или путем захвата орбитального электрона. Вообще говоря, ядро будет нестабильным, если его изотопический вес больше суммарной массы двух или более частиц, на которые его можно разделить. Такое ядро должно самопроизвольно распадаться на эти частицы, причем избыточная масса будет выделяться в виде энергии. Как мы видели в гл. 10, отрицательный [3-распад и захват орбитального элек- трона не ограничиваются какой-либо определенной разностью масс (или энергий), должно лишь соблюдаться то условие, что масса исходного ядра должна быть по меньшей мере равна массе дочернего ядра. Однако 9 Так называемое правило Маттауха.
III. Свойства ядер 381 в случае положительной (3-активности масса исходного ядра должна быть больше массы продукта на две электронные массы, т. е. примерно на 0,0011 атомных единиц массы. При каждом из этих трех типов радиоактив- ного распада продукт имеет одно и то же массовое число и, следовательно, является изобаром исходного ядра с атомным номером, отличающимся на единицу от атомного номера последнего. Таким образом, можно видеть, что если имеются два изобара сосед- них элементов, изотопические веса которых отличаются между собой на малую величину, то один из них, с большей массой, будет распадаться путем испускания Р-частиц или путем электронного захвата, образуя изо- топ с меньшей массой. Разность масс может быть совсем мала, как, например, в случае изобаров Н3 (трития) и Не3. Их изотопические веса равны соответственно 3,017005 и 3,016986, так что разность масс равна всего лишь 0,00002 атомных единиц массы, что эквивалентно примерно 0,018 Мэв. Тем не менее тритий радиоактивен, так как он имеет более высокий атомный вес и распадается с образованием гелия-3 путем испус- кания отрицательной р-частицы, максимальная энергия которой равна 0,018 Мэв. Из этих рассуждений видно, почему практически не существует ста- бильных изобаров у элементов, атомные номера которых отличаются между собой на единицу. Известно, конечно, много случаев, когда существует пара изобаров соседних элементов, из которых один стабилен, а другой представляет собой искусственный радиоактивный изотоп, или же оба изобара радиоактивны. Кроме того, известны два случая (о которых говорилось выше), по-видимому, стабильных изобарических пар элемен- тов, атомные номера которых отличаются между собой на единицу; такими парами являются Cd113—In113 и Sb123—Те123. Причина, почему эти пары, по-видимому, стабильны, заключается, вероятно, в том, что (3-переходы строго запрещены вследствие большой разности ядерных спинов в сочетании с малыми изменениями энергии. Например, спин ядра Cd113 в его основном состоянии равен 1/2, тогда как спин ядра In113 равен 9/2, а разность энергий очень мала. Следует, однако, отметить, что наблюдался отрицательный (3-распад метастабильного (изо- мерного) состояния Cd113 с ядерным спином L1/2 в основное состояние In113. Поэтому можно предполагать, что Cd113 (3-активен, однако его период полураспада так велик, что радиоактивность не была обнаружена. До некоторой степени аналогичная ситуация имеет место для пары Sb123— Те123; в этом случае можно предполагать, что Те123 обладает радиоактив- ностью с очень большим периодом полураспада. Ш. СВОЙСТВА ЯДЕР § 10. Радиусы ядер Для определения радиусов ядер пользуются в основном двумя груп- пами методов — методами ядерных взаимодействий и электростатическими методами. О некоторых методах, относящихся к первой группе, говори- лось выше, и они будут здесь рассмотрены. В гл. 7, § 5 мы видели, что распад ядер, испускающих а-частицы, связан с прохождением этих частиц через потенциальный барьер. Для данной энергии ос-час- тицы толщина барьера, а следовательно, и скорость проникновения через барьер зависят от максимальной высоты барьера, которая обратно про
382 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра порциональна эффективному радиусу ядра. Поэтому, зная периоды полу- распада ядер, испускающих а-частицы, и энергии последних, можно- вычислить соответствующие радиусы ядер. В гл. 4, § 5 описан приближенный метод определения порядка вели- чины радиусов ядер, основанный на изучении рассеяния а-частиц. Не- сколько более точный, хотя тоже приближенный, метод основан на явле- нии аномального рассеяния, наблюдаемого на легких ядрах в том случаег когда энергия а-частиц превосходит некоторую определенную величину. Для энергий, существенно меньших, чем это значение, рассеяние происхо- дит в соответствии с законом Кулона (гл. 4, § 5), но при более высоких энергиях а-частиц этот закон не соблюдается и имеет место так называе- мое аномальное рассеяние. При этом радиус рассеивающего ядра можно определить, зная минимальную энергию, при которой начинается такое аномальное рассеяние. Полные нейтронные сечения, т. е. сечения поглощения и рассеяния, при средних и очень высоких энергиях ведут себя сложным образом. Однако из теории следует, что для энергий нейтронов, равных примерно 20 Мэв, полное сечение должно быть равно 2л/?2, где R — радиус ядра. Следовательно, измеряя сечения, можно определить радиусы ядер. Ана- логичный метод основан на определении сечений реакций для заряжен- ных частиц, например протонов. Эти сечения также равнялись бы 2л/?2, если бы не тот факт, что заряженные частицы должны в этом случае про- никать через потенциальный барьер, препятствующий их попаданию в ядро-мишень. Это обстоятельство можно учесть методом, подобным тому, который применялся при анализе процессов испускания а-частиц; тогда радиус ядра можно определить по измеренному сечению реакции. Во всех перечисленных методах вычисляется расстояние от центра ядра, на котором приближающаяся к ядру (или испускаемая им) частица «чувствует» эффект взаимодействия с ядром. Таким образом, это расстоя- ние можно рассматривать как эффективный радиус ядерного взаимодей- ствия. Полученные во всех случаях результаты можно представить с хо- рошим приближением соотношением R = 1,5- 1О-13А1/3 см, где /? — радиус ядра и А — массовое число данного изотопа. Методы определения радиусов ядер, к описанию которых мы теперь переходим, не связаны с исследованием воздействия ядерных сил на час- тицы, приближающиеся к ядру или испускаемые им. Эти методы суще- ственным образом связаны с анализом электрических сил, действующих в ядре. В одном из таких методов определяется разность энергий между зеркальными ядрами (§ 3 настоящей главы), измеряемая по энергии радио- активного распада. Эта разность энергий обусловлена целиком электро- статическим (кулоновским) отталкиванием дополнительного протона в одном члене данной пары и ее можно связать с радиусом ядра. Однаког чтобы получить правильные результаты, нужно в определяемую класси- ческими методами электростатическую энергию внести поправку, учиты- вающую некоторые квантовомеханические эффекты. Ядерные силы, обусловленные взаимодействием ц-мезонов с ядрами^ имеют ничтожно малую величину, и поэтому для ц-мезонов следует при- нимать во внимание лишь чисто электростатическое взаимодействие. В гл. 4, § 16 мы видели, что отрицательный р,-мезон может на некоторое время захватываться ядром, и в результате переходов мезона с одного- уровня энергии на другой будут испускаться рентгеновские лучи мезо-
III. Свойства ядер 383 атома. Благодаря тому, что масса ц-мезона велика по сравнению с массой электрона, ц-мезон проводит большую часть своего времени жизни вблизи (или внутри) ядра. Вследствие этого ядро ведет себя не как точечный заряд, а как положительный заряд, распределенный в конечном объеме, равном объему ядра. По различию между наблюдаемой энергией рентге- новского излучения мезоатомов и энергией, вычисленной на основе пред- ставления о точечном заряде ядра, можно определить размеры ядра. До некоторой степени аналогичный эффект получается и в случае обычных характеристических рентгеновских лучей (гл. 4, § 15). Хотя энергии в этом случае много меньше, чем в случае рентгеновского излучения мезо- атома, однако на основе подобного рода опытов также можно определять радиусы ядер. Интересный метод исследования размеров ядер основан на явлении рассеяния электронов больших энергий, например 100 Мэв или выше. Как и в случае ц-мезонов, между ядром и электронами происходит лишь электростатическое взаимодействие. Исследуя распределение рассеян- ных электронов по различным направлениям, можно получить сведения о распределении в ядре положительного заряда, т. е. протонов. Как и следовало ожидать, электростатические методы определения радиусов ядер дают несколько меньшие значения, чем те методы, которые упоминались выше; результат можно выразить следующим образом: R = 1,2- 1(Г13Л1/з см. Это означает, что ядерные силы действуют на большем расстоянии от центра ядра, чем радиус области, занятой положительным зарядом в ядре. Между прочим, следует отметить, что описанные выше методы основаны на допущении, согласно которому положительный электрический заряд распределен в ядре равномерно. Опыты по рассеянию электронов пока- зывают, однако, что это может и не иметь места. По-видимому, положи- тельный заряд сконцентрирован главным образом вблизи центра ядра, и его плотность постепенно падает по мере удаления от центра. Если это действительно так, то значение термина «радиус ядра» несколько неопре- деленно, хотя описанные выше результаты дают некоторые указания на то, каковы размеры ядер. § 11. Магнитные моменты ядер Скажем теперь несколько слов о магнитных моментах ядер, так как они имеют непосредственное отношение к проблемам строения ядра. Заряженная частица, обладающая моментом количества движения, т. е. вращающаяся, будет вести себя подобно маленькому магниту и будет обладать магнитным моментом1), величину которого можно выразить при помощи единицы, называемой магнетоном и равной ehl^tmc, где е — величина заряда, h — постоянная Планка, т — масса покоя заряженной частицы, с — скорость света. Если заряженной частицей является элек- трон, то эта единица представляет собой магнетон Бора, а если т— масса протона, то получающаяся в результате величина называется ядерным магнетоном. Измеренный магнитный момент элементарной частицы, такой, как электрон или протон, должен быть равен 2s магнетонам, где s—спиновое *) Момент магнита равен расстоянию между полюсами, умноженному на их маг- нитную массу.
384 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра квантовое число. Так как и электрон, и протон имеют спин, равный х/2, то магнитный момент должен быть равен точно 1 .магнетону Бора или 1 ядерному магнетону соответственно. Как мы увидим ниже, магнитный момент протона значительно больше этого теоретического значения, в то время как для электрона получается хорошее согласие между теорией и экспериментом. Точные измерения совершенно различного типа, о кото- рых было сообщено Лэмбом и Кушем (США) в 1947 г., показали, что маг- нитный момент электрона в действительности равен 1,0016 магнетона Бора. Это расхождение, хотя и незначительное, важно с теоретической точки зрения; Бете в 1947 г. и Швингер в 1948 г. показали, что его можно объяснить взаимодействием электрона с его собственным электромагнит- ным полем. Вычисленная поправка равна константе связи 1/137 (§ 5 настоящей главы), умноженной на 1/2л, т. е. 0,00161, что находится в пре- восходном согласии с полученным на опыте значением. Грубые измерения магнитных моментов протона и дейтрона были произведены в 1933 и 1934 гг. Штерном и Эстерманом, но наиболее важ- ные результаты исследования ядерных моментов были получены Раби и его сотрудниками в США начиная с 1933 г. Особенно плодотворным оказался метод магнитного резонанса (1939 г.). Если ядро, находящееся на определенном энергетическом уровне, поместить в сильное магнитное поле, то благодаря взаимодействию ядерного магнитного момента с внеш- ним полем произойдет расщепление энергетического уровня на ряд близко расположенных подуровней, расстояние между которыми зависит от маг- нитного момента ядра и его спина и. кроме того, пропорционально напря- женности внешнего магнитного поля. Пусть пучок атомов проходит в сильном однородном магнитном поле, на которое наложено слабое магнитное поле, колеблющееся с известной частотой. Это переменное поле эквивалентно полю излучения, и, когда его частота принимает соответствующее значение1), атомные ядра могут поглощать энергию и совершать в результате этого переходы с более низ- ких магнитных подуровней на более высокие. При этом происходит изме- нение ориентации ядерных магнитиков в однородном магнитном поле; это изменение ориентации можно обнаружить, исследуя атомный пучок, падающий на расположенный соответствующим образом детектор. Таким образом, непрерывно изменяя частоту магнитного поля и измеряя интен- сивность пучка, можно определить резонансную частоту, при которой ядра поглощают энергию магнитного поля. Если предположить, что усложняющие факторы отсутствуют, то можно написать следующее уравнение, связывающее ядерный магнитный момент ц и резонансную частоту v: vJh Н=— (12.4) здесь I — спиновое квантовое число (гл. 4, § 18), h — постоянная План- ка, Н — напряженность однородного магнитного поля. Чтобы опреде- лить магнитный момент, необходимо знать спин данного ядра; его можно найти или путем магнитных измерений, подобных только что опи- санным, или во многих случаях более просто — путем изучения оптиче- ских или микроволновых спектров. !) Это значение равно разности энергий соседних-подуровней, деленной на по- стоянную Планка А. — Прим. ред.
III. Свойства ядер 385 В описанном выше методе определения частоты ядерного магнитного резонанса пользуются молекулярными или атомными пучками, и поэтому этот метод часто называют методом молекулярных пучков. В 1946 г. Блох и Перселл (США) совместно со своими сотрудниками независимо друг от друга разработали методы определения магнитных моментов различных веществ, находящихся в жидком и твердом состояниях, в которых также используется эффект резонанса. Основная идея этих методов была впер- вые высказана в 1936 г. Гортером (Голландия), однако ему не удалось осуществить этот метод на практике из-за экспериментальных трудностей. В методе молекулярных (или атомных) пучков возникновение резо- нанса • определяется по действию, которое оказывают на пучок ядерные магнитные переходы. В методе магнитного резонансного поглощения (Перселл) и методе индуктированного резонанса (Блох) резонанс опре- деляется по поглощению энергии или по электродвижущей силе, возни- кающей в результате изменения ориентации ядерных магнитиков. Иссле- дуемое вещество, окруженное катушкой из проволоки, помещается в силь- ное однородное магнитное поле. Через катушку пропускается переменный ток высокой частоты, который создает слабое периодически меняющееся поле, частота которого известна. В методе магнитного резонансного поглощения резонансная частота определяется по поглощению энергии ядерными магнитиками, о котором свидетельствует резкое падение напря- жения в высокочастотной цепи. В методе индуктированного резонанса ’возникновение резонанса определяется по электродвижущей силе, инду- цируемой в катушке., витки которой расположены перпендикулярно к вит- кам катушки, по которой протекает переменный ток высокой частоты. Зная резонансную частоту и напряженность магнитного поля, можно определить ядерный магнитный момент из уравнения (12.4). Спиновые квантовые числа I и магнитные моменты р, нейтрона и некоторых простых ядер приведены в таблице. Моменты выражены СПИНЫ И МАГНИТНЫЕ МОМЕНТЫ ЯДЕР Ядро I Ядро I о»1 Х/2 —1,9131 21SC« Чг 4,7563 1Н1 Х/2 2,7927 32Ge’3 ’/2 —0,8791 1Н2 1 0,8574 48CdH3 X/2 —0,6224 1НЗ Х/2 2,9788 «Ш113 ’/2 5,523 2Не3 Х/2 —2,1275 6«Xe129 X/2 —0,7766 6В10 3 1,8008 MXei3i 3/2 0,70 5ВЧ 3/2 2,6885 62Smi« 5/2 —0,80 sF19 Х/2 2,6285 83Bi2»9 ’/2 4,080 в ядерных магнетонах. Положительный знак означает, что направление магнитного момента соответствует направлению магнитного момента, возникающего при вращении положительного заряда, а отрицательный знак означает, что это направление соответствует направлению магнит- ного момента, возникающего при вращении отрицательного заряда. Ядра с четными числами протонов и нейтронов не приведены в таб- лице, так как для них спин равен нулю. Если I равно нулю, то, согласно уравнению (12.4), магнитные моменты тоже равны нулю. Парность про- тивоположно направленных спинов протонов и нейтронов дает в резуль- 25 с. Глесстон
386 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра тате общий ядерный спин, равный нулю. Как можно было предвидеть, нечетно-нечетные ядра имеют целый спин, тогда как нечетно-четные и четно-нечетные имеют полуцелый результирующий спин. Если число протонов нечетное, а число нейтронов четное, то магнитный момент будет обычно положительным и будет иметь большую величину, что, по-види- мому, объясняется добавочным протоном. С другой стороны, в ядрах с нечетным числом нейтронов и четным числом протонов магнитный момент часто меньше и, подобно магнитному моменту свободного нейтрона, имеет отрицательный знак. О значении полученных данных о спине и магнитном моменте ядер для решения проблем, связанных со строением ядра, мы будем говорить ниже (§ 17 настоящей главы). Здесь, однако, следует сказать несколько слов относительно некоторых приведенных выше результатов. Прежде всего следует отметить, что протон в противоположность электрону не ведет себя как простая заряженная частица. Если бы последнее имело место, то магнитный момент протона был бы равен 1 ядерному магнетону (см. выше в этом параграфе), между тем действительное значение момента много больше. Согласно качественной интерпретации этого расхожде- ния, оно объясняется взаимодействием протонов с положительным мезон- ным полем, возникающим в результате испускания и поглощения вир- туальных мезонов. Это объяснение аналогично тому, которое с успехом применяется для объяснения небольшого отклонения магнитного момента электрона от магнетона Бора. Однако, как мы видели в § 5 настоящей главы, связь нуклона с мезонным полем гораздо сильнее, чем связь элек- трона с его собственным полем. Следовательно, не должно вызывать удивления большое различие между наблюдаемым на опыте магнитным моментом протона и теоретическим значением магнетона. Хотя нейтрон и является электрически нейтральной частицей, однако он обладает довольно большим отрицательным магнитным моментом и, таким образом, эквивалентен вращающемуся отрицательному заряду. Поэтому можно предполагать, что в нейтроне происходит разделение зарядов; это, вероятно, можно объяснить, пользуясь представлением об отрицательно заряженном облаке виртуальных мезонов, окружающих нейтрон. Так как предполагается, что дейтрон состоит из протона и нейтрона с параллельными спинами, его магнитный момент должен быть равен в первом приближении сумме моментов отдельных нуклонов, т. е. 2,79294+ + (—1,91314)=0,8796, тогда как действительное значение магнитного момента дейтрона равно 0,8574 магнетона. Хотя эти значения довольно хорошо согласуются между собой, все же имеется некоторое определен- ное различие. Это различие можно объяснить, если допустить, что дей- трон находится большую часть времени в состоянии с более высоким орбитальным моментом, в котором его магнитный момент должен быть меньше, чем в основном состоянии. Следует, однако, отметить, что неко- торое расхождение может объясняться различием магнитных моментов нуклонов в свободном и связанном состояниях. Этот вопрос можно выяснить, рассматривая магнитные моменты Н3 и Не3. Следует ожидать, что в ядре Н3, состоящем из одного протона и двух нейтронов, спины нейтронов направлены противоположно друг ДРУГУ- Поэтому магнитный момент ядра Н3 должен приближенно рав- няться моменту протона; в действительности же он больше примерно на 0,185 магнетона. Подобным же образом магнитный момент ядра Не3, содержащего два протона с противоположными спинами и один нейтрон.
JU. Свойства ядер 387 оказывается на 0,214 магнетона меньше магнитного момента свободного нейтрона. Тот факт, что эти разности приблизительно равны и имеют противоположные знаки, можно . объяснить возникновением магнитного момента в результате обмена мезонов при взаимодействии нуклонов. Другими словами, магнитный момент, прибавляемый каждым нуклоном к моменту ядра как целого, отличен от момента нуклона (нейтрона или- протона), находящегося в свободном состоянии. § 12. Электрические квадрупольные моменты Рассмотренные выше моменты представляли собой магнитные диполь- ные моменты, аналогичные тем моментам, которые создают простые маг- ниты с двумя полюсами. Из исследований поведения ядер в магнитные полях, а также из сверхтонкой структуры оптических и микроволновых спектров следует, что многие ядра обладают также электрическими квадру- польными моментами. Чтобы объяснить смысл этого утверждения, заме- тим, что квадрупольный момент связан с отклонением ядра от сфе- рической симметрии. Если положи- тельный заряд распределен в ядре совершенно симметрично (сфериче- ская симметрия), то квадрупольный момент должен быть равен нулю; тот факт, что он часто отличен от нуля, означает, что имеет место несиммет- ричное (деформированное) распре- деление заряда. Положительный квадрупольный момент означает, что распределение заряда не сфери- ческое, а вытянуто в направлении спина, образуя вытянутый сфероид (фиг. 89, а), о котором иногда гово- ф и г 89> Схематическое пзображение рят, что он имеет форму «сигары». ядра с положительным (а) и отрицатель- С другой стороны, отрицательный ним (б) квадрупольный моментом, квадрупольный момент означает, что сферическое распределение сплющено в направлении спина, в результате чего получается сплющенный сфероид (фиг. 89, б). Эти откло- нения распределения заряда ядра от сферической симметрии не превы- шают 10% величины радиуса ядра. Отрицательные квадрупольные моменты обычно малы и встречаются сравнительно редко, обычно в случае ядер, массовые числа которых лежат в некоторых определенных областях, о чем будет сказано ниже. С другой стороны, положительные квадрупольные моменты встречаются чаще и иногда довольно велики. Интересно отметить, что дейтрон имеет довольно значительный квадрупольный момент, так что это ядро вытянуто в направлении, вокруг которого вращаются нейтрон и протон. Наличие у дейтрона квадрупольного момента означает, что, кроме так называемых центральных сил, которые зависят только от расстояния между нейтроном1 и протоном, некоторый небольшой вклад вносят также тензорные силы. Последние зависят от угла между спинами ядер и прямой, соединяющей их центры. На основании этого можно сделать вывод, что в дейтроне существует состояние с более высоким орбитальным моментом, как уже упоминалось в § 11 настоящей главы. 25*
388 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра IV. СТРОЕНИЕ ЯДРА § 13. Капельная модель Поскольку силы, действующие между нуклонами, трудно объяснить с количественной точки зрения, эту задачу обычно пытаются решить путем построения модели, которая могла бы объяснить свойства ядра в целом. Особого внимания заслуживают три такие модели. Мы рассмот- рим сначала капельную модель ядра, затем оболочечную модель, построен- ную на основе диаметрально противоположной точки зрения. Наконец, упомяцем об обобщенной модели, в которой сочетаются некоторые черты обеих этих моделей. Энергия связи и объемы атомных ядер приблизительно пропорцио- нальны числу входящих в состав ядра нуклонов; это показывает, что ядерные силы являются силами насыщения, и поэтому поведение ядра можно сравнить с поведением капли жидкости. Эта аналогия, по-види- мому, впервые была предложена Гамовым (гл. 7, § 5) в 1930 г., но лишь в 1936 г. это представление было развито Бором на основе теории состав- ного ядра (гл. 10, § 3). Согласно капельной модели, нуклоны в ядре очень сильно взаимодействуют между собой, точно так же, как молекулы в кап- ле жидкости. Поэтому любая избыточная энергия, связанная с отдель- ным нуклоном, должна очень быстро распределяться между другими нуклонами. Таким образом, уровни энергии в ядре рассматриваются как квантовые состояния не отдельного нуклона, а всего ядра в целом. Капельная модель нашла важное применение в связи с объяснением деле- ния ядер (гл. 13). Другие достижения этой модели, связанные с опреде- лением энергий связи и объяснением свойств изобаров, мы рассмотрим в этой главе. § 14. Вычисление энергий связи Полную энергию связи ядра можно рассматривать как слагающуюся из ряда членов, некоторые из которых зависят от сходства ядра с каплей жидкости, а другие — от характера сил, связанных с входящими в состав ядра нуклонами. Поскольку ядерные силы являются близкодействую- щими и обладают свойством насыщения (§ 3 настоящей главы), каждый нуклон сильно взаимодействует только с теми нуклонами, которые нахо- дятся в непосредственной близости от него. Поэтому в первом приближе- нии энергия притяжения (объемная энергия) должна быть пропорцио- нальна числу нуклонов в ядре; другими словами, эта энергия изменяется пропорционально массовому числу А и равна где аг — коэффициент пропорциональности. Только что выведенное значение энергии притяжения, вероятно, будет справедливо в том случае, когда число протонов в ядре равно числу нейтронов. Однако, поскольку большинство ядер содержит избыточное число нейтронов по сравнению с числом протонов, этот результат несколь- ко завышен. Избыточные нейтроны неизбежно должны находиться в более высоких квантовых состояниях, чем другие нуклоны, и поэтому они вно- сят лишь незначительную долю (в расчете на один нейтрон) в общую энергию связи. Простые соображения, которые мы не будем здесь при- водить, позволяют сделать вывод, что этот эффект, который в дальней- шем называется эффектом асимметрии, можно учесть, введя в выражение
IV, Строение ядра 389 для энергии связи член —а2(Л—2Z)* 2M, где A— 2Z — избыток нейтро- нов, а а2 — константа1). Как мы видели в § 7 настоящей главы, дальнодействующие элек- тростатические силы, возникающие в результате отталкивания протонов, уменьшают энергию связи на величину, пропорциональную Z2/A1^, следовательно, вклад этих сил в полную энергию связи можно выразить членом —а^/А1^, где а3 — коэффициент пропорциональности. Кроме того, в выражение для полной энергии связи должен войти еще один член, который непосредственно связан с массовым числом и, следовательно, одинаков для ряда изобарических ядер. Когда мы гово- рили, что энергия связи пропорциональна массовому числу, мы неявно предполагали, что каждый нуклон одинаковым образом связан с другими нуклонами. В действительности нуклоны, находящиеся у поверхности ядра, связаны слабее, чем те, которые находятся внутри ядра, и энергия связи меньше на величину, которая зависит от площади поверхности ядра. Так как радиус ядра пропорционален Л1/3, то величина его поверх- ности пропорциональна Л2/3, и поверхностный эффект будет выражаться членом —а4Л2/3, где а4— коэффициент пропорциональности в этоаг случае. Наконец, при вычислении энергии связи ядра нужно принять во внимание, содержит ли оно четные или нечетные числа протонов и ней- тронов. Если и число протонов и число нейтронов четное, то ядра отли- чаются исключительной стабильностью; если же оба числа нечетные, то система особенно неустойчива. Это можно объяснить парностью спи- нов нуклонов: если все спины парные, как в четно-четном ядре, то должен появляться добавочный вклад в энергию связи, но если присутствуют протон и нейтрон с непарными спинами как в нечетно-нечетном ядре, то будет иметь место соответствующий отрицательный эффект (отталки- вание). Этот эффект называют также спиновым (или парным) эффектом. По-видим:ом[у, влияние этого эффекта на энергии связи четно-четных и нечетно-нечетных ядер можно, хотя и без достаточных теоретических оснований, представить с довольно хорошим приближением членом ±а&/А, где положительный знак, означающий увеличение энергии связи, относится к первому типу ядер, а отрицательный знак, означающий уменьшение энергии связи,— ко второму типу. Ядра, содержащие чет- ное число протонов и нечетное число нейтронов или, наоборот, нечетное число протонов и четное число' нейтронов, имеют среднюю стабильность и вклад, зависящий от спина, равен нулю. Складывая перечисленные выше пять членов, мы видим, что в рам- ках предыдущих рассуждений, которые, несмотря на их кажущуюся сложность, являются, вероятно, слишком упрощенными, получается следующее выражение2) для энергии связи (э. с.) ядра с массовым числом А и атомным номером Z: э. с. = агА - а, . (12.5) Чтобы использовать это выражение для вычисления энергий связи, нужно определить значения пяти констант; одну из них (а3) можно вывести теоретически, но другие четыре представляют собой эмпирические кон- х) Избыточное число нейтронов, равное (Л — Z) — Z, т. е. А — 2Z, иногда называют изотопическим числом; этот термин был введен Харкинсом в 1921 г. Однако определение «изотопический» не соответствует реальному значению этого числа. 2) Выражение такого типа было выведено Вейцзекером в Германии в 1935 г.
390 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра станты и могут быть получены только на основании экспериментальных данных. Дифференцируя выражение (12.5) по Z при постоянном массо- вом числе А и приравнивая результат нулю, получаем условие для ма- ксимального значения энергии связи и, следовательно, для атомного номера Z наиболее стабильного изотопа с данным массовым числом. При дифференцировании члены, содержащие а19 а4 и а5, исчезают вследствие того, что А постоянно, и так как аз известно, то можно определить зна- чение а2, которое наиболее соответствует средней кривой, представляю- щей зависимость атомных номеров стабильных изотопов от их массовых чисел. Так как константа а5 равна нулю для нечетно-четного и четно- нечетного ядер, то две константы аг и а4 можно вычислить из известных энергий связи любых двух изотопов этого типа, определенных из их атомных весов (§ 2 настоящей главы). Константа спинового эффекта а6 получается эмпирическим путем из энергий связи четно-четных ядер. Подставляя в (12.5) определенные таким образом константы, можно напи- сать следующее выражение для энергии связи: э. с. [Мэе] = 14,04 -19,3 _ 0,585-^- - 13,054г/* ± . (12.6) Относительную величину различных членов в выражении для пол- ной энергии связи лучше всего уяснить путем вычислений энергий связи для изотопов с низким, средним и высоким массовыми числами. В поме- щенной ниже таблице приведены результаты вычислений для 2оСа40, 60Sn120 и 92U238; полученные таким путем энергии связи равны соответ- ственно 342, 1004 и 1796 Мэе, что можно сравнить со значениями 342, 1020 и 1800 Мэв, полученными из атомных весов. Так как в каждом слу- чае данные можно считать надежными с точностью не более, чем до трех значащих цифр, то согласие между определенными экспериментально и вычисленными при помощи выражения (12.6) энергиями связи вполне удовлетворительное. ВЫЧИСЛЕНИЕ ЭНЕРГИЙ СВЯЗИ, Мэв р 20Са 5oS“120 тт238 92и Притяжение нуклонов .... +560 +1680 +3332 Эффект асимметрии 0 —64,3 —236 Отталкивание протонов . . . —68,4 —296 —799 Поверхностный эффект . . . —153 —317 —501 Спиновый (нечетпо-четный) эффект +3,2 +1,1 +0,5 Полная энергия связи .... 342 1004 1796 Энергия связи на нуклон . . 8,52 8,37 7,54 Исследуя различные члены выражения для энергии связи, следует отметить, что уменьшение энергии связи на нуклон для элементов с боль- шим атомным номером, рассмотренное в § 2 настоящей главы, объясняется главным образом заметным увеличением электростатического отталкива- ния между протонами. Именно по этой причине у тяжелых ядер появляет- ся возможность испускания а-частицы, так как этот вид радиоактивности обусловлен уменьшением энергии связи нуклонов. Значительное осво-
IV. Строение ядра 391 Рождение энергии, сопровождающее деление ядер (гл. 13, § 4), также объясняется уменьшением энергии связи тяжелых ядер вследствие оттал- кивания протонов. § 15. Свойства изобаров Хотя изобары имеют одинаковое массовое число, они содержат раз- личные числа протонов и нейтронов, так что полные энергии связи будут, вообще говоря, различны. Значения энергий связи можно определить из выражения (12.6), но для настоящей цели это не является необходимым. Исследование выражения (12.6) показывает, что для изобаров второй, третий и пятый члены выражения (12.6) будут одинаковыми. При возра- стании атомного номера Z абсолютная величина второго члена, обусло- вленного избыточными нуклонами, уменьшается, и, таким образом, энер- гия связи увеличивается. Третий член, связанный с электростатическим отталкиванием протонов, растет с увеличением Z, что оказывает обрат- ное действие, т. е. вызывает уменьшение энергии связи. Наконец, послед- ний (четно-нечетный, или спиновый) член будет положителен в случае четно-четного ядра, отрицателен в случае нечетно-нечетного ядра и равен нулю для всех других ядер, т. е. для ядер с нечетным массовым числом. Рассмотрим теперь, как изменяются в зависимости от атомного номе- ра энергии связи изобаров с нечетным массовым числом. Спиновый эффект для всех этих ядер равен нулю. Из двух других членов один уменьшается, а другой возрастает с увеличением атомного номера. Отсюда следует, что полные энергии связи для ряда изотопов с постоянным (нечет- ным) массовым числом должны лежать на кривой типа параболы, пока- занной на фиг. 90. Для конкретности массовое число взято равным 73, я область атомных номеров — от 30 (Zn) до 34 (Se), однако энергии связи даны на фиг. 90 лишь качественно. Следует отметить, что обычно энергии связи наносят на график так, что минимум кривой соответствует наиболее стабильному изотопу ряда с наибольшей энергией связи. Из фиг. 90 можно видеть, что, вообще говоря, существует один изо- бар, для которого энергия связи лежит в минимуме кривой или вблизи него; он является единственным стабильным членом ряда изобаров, в со- гласии с установленным фактом, что данному нечетному массовому числу соответствует лишь один стабильный изотоп. Однако при некоторых условиях может случиться, что энергии связи будут таковы, что пара соседних изобаров с почти одинаковыми энергиями связи будет лежать вблизи минимума кривой. В этом случае оба эти изобара могут считаться стабильными, хотя один из них в действительности нестабилен, если энер- гии связи не точно одинаковы. Все изобары, энергии связи которых меньше энергии связи стабиль- ного изобара, лежат на двух ветвях параболической кривой фиг. 90. Они нестабильны и распадаются либо с испусканием отрицательной или поло- жительной р-частицы, либо путем захвата орбитального электрона. Те изобары, которые лежат на левой ветви кривой, имеют меньшие атомные номера и, следовательно, меньшее число протонов. Поэтому они будут обнаруживать отрицательную p-активность, и атомный номер продукта распада будет в каждом случае на единицу больше атомного номера исходного элемента. Например, для изобаров с массовым числом 73 изве- стны две стадии Р-распада: 3- 3- 30Zn73 —> 31Ga73 —> 32Ge73 (стабилен).
392 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра Изобары, лежащие на правой ветви кривой (фиг. 90), содержат больше протонов, чем стабильный изобар. Поэтому они распадаются путем испу- скания положительной р-частицы или путем .ЙГ-захвата (или и тем и дру- гим путем), и атомный номер продукта распада на единицу меньше атом- ного номера исходного элемента. Может возникнуть цепочка радиоактив- ных распадов, пока наконец не образуется стабильный изотоп: 3+ ₽+ (К) 34Se73 —> 33As73----> 32Ge73 (стабилен). Для изобаров с четным массовым числом результаты несколько иные вследствие наличия нечетно-четного эффекта. Общая параболическая Атомный номер Фиг. 90. Свойства изобаров с нечетным массовым числом. форма кривой зависимости энергии связи от атомного номера, определяе- мая силами отталкивания между протонами и силами, обусловливаемыми избыточными нейтронами, такая же как для изобаров с нечетным массо- вым числом. Однако все ядра с четными числами протонов и нейтронов обладают дополнительной энергией связи, тогда как энергии связи ядер с нечетными числами протонов и нейтронов соответственно меньше. В результате точки кривой, соответствующие ядрам первого типа, опус- каются, а точки кривой, соответствующие ядрам второго типа, подымают- ся, и, таким образом, получаются две параболические кривые, как пока- зано на фиг. 91. Из рассмотрения этих кривых можно сделать некоторые интересные выводы, которые находятся в согласии с установленными фактами. Так как изобары с нечетными числами протонов и нейтронов лежат на верх- ней кривой, они будут неустойчивы по сравнению с изобарами с четными числами протонов и нейтронов. Следовательно, не должно существовать стабильных нечетно-нечетных изотопов1). Что касается четно-четных изо- х) Исключениями являются лишь Н2, Li6, В10 и N14, которые содержат равные числа протонов и нейтронов (см. § 8 настоящей главы).
IV, Строение ядра 393 топов, то мы видим, что имеются два изобара вблизи минимума нижней кривой, атомные номера которых отличаются между собой на две единицы. Они образуют стабильные изобарные пары (известно несколько таких пар), содержащие четные числа протонов и нейтронов. Так как радиоактивные переходы с одновременным испусканием двух Р-частиц происходить не могут1), то оба изотопа стабильны, хотя один может иметь большую энер- гию связи, чем второй и, следовательно, быть более стабильным, чем дру- гой член пары. Фиг. 91. Свойства изобаров с четным массовым числом. Как и в случае кривой фиг. 90, изотопы, лежащие слева от стабиль- ного изотопа, распадаются путем испускания отрицательной р-частицы, а изотопы, лежащие справа, испускают положительную р-частицу или захватывают орбитальный электрон. Изобар, соответствующий минимуму верхней кривой, лежит между двумя стабильными ядрами2); поэтому он должен обладать как положительной, так и отрицательной р-активностью. В гл. 10, § 17, говорилось о том, что известно несколько радиоактивных изотопов, которые испытывают p-распад такого типа; они непременно содержат нечетные числа протонов и нейтронов и лежат между двумя стабильными изобарами, которые оба принадлежат к четно-четному типу. Но в некоторых случаях эти промежуточные нечетно-нечетные изобары испускают или только положительные, или только отрицательные Р-час- тицы. Очевидно, один тип распада преобладает потому, что в результате х) Сообщалось об опытах, свидетельствующих о возможности двойного р-распада, но их результаты нуждаются в проверке. Периоды полураспада, по-видимому, порядка 1020 лет (гл. 7, § 11). 2) Изотопы такого типа называются экранированными изотопами (гл. 13, § 13) или экранированными ядрами.
394 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра получается более стабильный из двух возможных продуктов, или потому, что другой переход запрещен. Хотя на фиг. 90 и 91 в качестве примера были приведены некоторые определенные вещества, однако предыдущие рассуждения применимы, за немногими исключениями, ко всем группам изобаров, кроме тех, мас- совые числа которых самые низкие и самые высокие. В некоторых случаях удалось идентифицировать несколько членов изобарного ряда, тогда как в других случаях известны еще не все члены. Это позволяет предска- зать свойства еще не открытых радиоактивных ядер. В связи с этим пред- ставляв! особый интерес простое соотношение между периодом полурас- пада данного ядра и его положением на кривой, изображающей зависи- мость энергии связи от атомного номера. Для изобаров с нечетным массо- вым числом нестабильность больше и, следовательно, период полураспада должен быть тем короче, чем больше различие между энергией связи дан- ного ядра и энергией связи стабильного члена изобарного ряда. В цепочке 0-распадов период полураспада должен увеличиваться более или менее регулярно по мере приближения к стабильности. Это можно иллюстри- ровать следующим примером: .jSb133 б2Те133 " бзJ133 —-а> б4Хе133 -5*3 дня> 66Cs133 (стабилен). Другим возможным членом этого ряда, предшествующим Sb133, является Sn133; он должен представлять собой 0-эмиттер с очень малым периодом полураспада, но его существование до сих пор еще не установлено доста- точно надежно. Аналогичный эффект имеет место для изобаров с четным массовым числом, однако регулярность наблюдается только тогда, когда четно-чет- ные и нечетно-нечетные члены берутся по отдельности: сек _ 66 сек 12,8 дня т _,ЛЛ 40,0 час .4Хе140---> 65Cs140---> б6Ва140----> 57Ьа140----> б8Се140 (стабилен). Так как этот ряд имеет четное массовое число, то можно ожидать появле- ния двух стабильных изобаров, причем вторым, атомный номер которого отличается от атомного номера б8Се14{) на две единицы, должен быть 60Nd140. Однако последний нестабилен, вероятно, потому, что для него отношение числа нейтронов к числу протонов лежит вне области устой- чивости. При рассмотрении периодов полураспада 0-активных изотопов сле- дует упомянуть о зеркальных ядрах, о которых уже шла речь выше. В каждом из таких изотопов число протонов на единицу больше числа нейтронов и его нестабильность можно объяснить электростатическим отталкиванием проюнов (§ 3 настоящей главы). С увеличением атомного номера это отталкивание возрастает и, таким образом, степень неста- бильности также возрастает, что выражается в увеличении энергий испу- скаемых положительных 0-частиц и уменьшении периодов полурас- пада (гл. 7, § 13). § 16. Отсутствующие элементы В течение последних двух или трех десятилетий химики интересова- лись проблемой, существуют ли в природе элементы с атомными номе- рами 43 и 61. Время от времени поступали сообщения об открытии этих элементов, однако ни одно из этих сообщений не получило определенного
IV, Строение ядра 395 подтверждения1). Положение 1аково, что, хотя нельзя категорически утверждать, что имеются стабильные формы этих элементов, однако рав- ным образом нельзя утверждать, что они не существуют. Тем не менее можно сделать некоторые важные выводы в свете рассуждений, приве- денных в предыдущих параграфах. Так как элемент с атомном номе- ром 43 имеет нечетный атомный номер, он может иметь не больше двух стабильных изотопов. Соседние элементы такого же типа, а именно нио- бий и родий, существуют в природе только в виде стабильных изотопов nNb93 и 45Rh103 соответственно. Поэтому представляется вероятным, что для возможных стабильных форм элемента с атомным номером 43 под- ходящими массовыми числами являются только 97 и 99. К тому же выводу можно прийти путем детальных вычислений энергий связи при помощи выражения (12.6). Рассмотрение таблицы изотопов, приведенной в гл. 8, § 9, показы- вает, что элементы молибден и рутений существуют в стабильных фор- мах 42Мо97 и 44Ru". Так как соседние элементы редко имеют стабильные изобары, очень маловероятно, что элемент с атомным номером 43 может иметь стабильные изотопы с такими массовыми числами. В действитель- ности оба этих изотопа были получены искусственно различными мето- дами и оказались радиоактивными: однако основное состояние изотопа с массовым числом 99 имеет период полураспада, равный примерно 210 000 лет. Таким образом, чрезвычайно малые количества этого изо- топа, хотя и нестабильного, могут существовать на Земле. Период полу- распада изотопа с массовым числом 97 равен 2,6-106 лет. Из рассмотрения стабильных изотопов празеодима (атомный номер 59) и европия (атомный номер 63) или из вычислений энергий связи видно, что наиболее стабильные изотопы элемента с атомным номером 61 должны иметь массовые числа 145 и 147. Существование стабильных изобаров _e0NdU5 и 62Sm147 соседних элементов неодимия и самария2) соответственно показывает, что эти изотопы элемента с атомным номером 61 должны быть нестабильными. Изотоп с массовым числом 145 имеет период полураспада около 30 лет, а период полураспада изотопа с массовым числом 147 равен 2,52 года. Известно еще несколько изотопов этого элемента с массовыми числами от 141 до 153, но все они имеют еще более короткие периоды полураспада. Поэтому можно с уверенностью предсказать, что элемент с атомным номером 61 не будет обнаружен на Земле. § 17. Оболочечная модель ядра, магические числа Оболочечная модель ядра существенно отличается от капельной модели в основном тем, что она постулирует слабое взаимодействие между нуклонами в атомном ядре. По этой причине такую модель иногда назы- вают моделью независимых частиц. В ее основе лежит тот эксперимен- тальный факт, что существуют такие числа протонов и нейтронов, так называемые магические числа, или оболочечные числа3 *), при которых х) Как указывалось в гл. 10, § 15, радиоактивные формы этих элементов из- вестны (гл. 16). Сообщалось, что элемент с атомным номером 43, названный технецием (гл. 16, § 15), присутствует в довольно значительных количествах в некоторых звездах. 2) Изотоп Sm147, встречающийся в природе, не является, строго говоря, стабиль- ным, так как он представляет собой а-эмиттер с очень большим периодом полураспада. 3) Термин «магические числа», по-видимому, впервые был введен Хакселем, Енсеном и Сюессом в 1949 г.; позднее Енсен ввел термин «оболочечные числа».
396 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра ядра обнаруживают исключительную стабильность, подобно атомам, содержащим некоторое число замкнутых электронных оболочек (гл. 4, § 13). В 1932 г., вскоре после того, как был открыт нейтрон и было выска- зано предположение, что ядра состоят из нейтронов и протонов, амери- канский физик Бартлет указал на возможность того, что нуклоны могут располагаться в квантовых группах, или оболочках, точно так же, как внеядерные электроны в атомах. Эта идея была развита Эльзассером во Франции и Гуггенхеймером в Германии в течение 1933 и 1934 гг. В 1937 г. немецкие ученые Шмидт и Шюлер независимо друг от друга показали, что представление о ядерных оболочках хорошо согласутеся с извест- ными магнитными моментами ядер. Вследствие успехов боровской концепции составного ядра и связан- ной с ней капельной модели ядра представлением о ядерных оболочках вначале пренебрегали. Этой моделью почти никто не интересовался до< 1948 г., когда Майер в США собрала значительное количество убедитель- ных данных, доказывающих реальность так называемых магических чи- сел нуклонов, а именно 2, 8, 20, 50, 82 и 126, которые, очевидно, соответ- ствуют замкнутым оболочкам в ядре. Мы рассмотрим здесь некоторые основные результаты, полученные ею. Из фиг. 88 видно, что наибольшее число стабильных изотопов имеют те элементы, ядра которых содержат 20 и 50 протонов, а наибольшее число стабильных изотонов — те, ядра которых содержат 20, 50 и 82 нейтрона. Например, олово с атомным номером 50 имеет 10 изотопов. Этот элемент является также исключительным в том отношении, что он имеет три ста- бильных изотопа с нечетными массовыми числами (115,117 и 119). Следует отметить также, что наиболее распространенными в природе изотопами в тех же самых областях массовых чисел являются 8О16, 2оСа40, 38Sr88, 39Y89, 40Zr90, 50Se118, 56Ва138, 57La139, 58Се140 и 82РЬ208. Все эти ядра содержат магические числа нейтронов или протонов (пли и тех и других). Стабильность изотопов, содержащих магические числа нейтронов, проявляется в их малых сечениях для захвата нейтронов. Для нейтронов с энергией 1 Мэв сечения много меньше средних значений в этой области, когда число нейтронов в ядре равно 50, 82 или 126. Подобным же образом для тепловых нейтронов исключительно малые сечения наблюдаются в тех случаях, когда ядра содержат 20, 50, 82 или 126 нейтронов. Другим проявлением этой тенденции, согласно которой число нейтронов стре- мится не превышать магических чисел, является испускание нейтронов слегка возбужденными изотопами 8О17, 3бКг87 и б4Хе137 (гл. 10, § 23). Каждый из этих изотопов имеет число нейтронов, Превышающее магиче- ское число на единицу. Определение энергии а-частиц, испускаемых при радиоактивном распаде тяжелых ядер, показывает, что выделяющаяся энергия особенно велика в том случае, когда продукт распада относится к категории ядер с магическим числом нуклонов. Следствием этого является тот факт, что если исходное ядро имеет магическое число нуклонов, то энергии а-час- тиц чрезвычайно малы. Знаменателен также тот факт, что конечными продуктами четырех радиоактивных рядов, описанных в гл. 5, являются 82РЬ206, 82РЬ207, 82РЬ208 и 83Bi209. Среди других явлений, которые можно связать с особенной устойчи- востью ядер с магическими числами нуклонов, можно отметить следую- щие: большую энергию связи последнего нейтрона в таких ядрах; откло- нение значения полной энергии связи, определяемого из изотопической массы, от значения, вычисленного из уравнения (12.6), в котором не учи-
IV. Строение ядра 397 тывается особая стабильность замкнутых оболочек; испускание а-частиц изотопами некоторых элементов со средним атомным весом (гл. 10, § 17); тот факт, что не существует стабильных изотопов элементов с атомными числами 43 и 61; изменение квадрупольного момента в зависимости ‘от чисел нейтронов и протонов. Из вышеизложенного очевидно, что поведение атомных ядер часто определяется избытком или недостатком нуклонов по сравнению с зам- кнутыми оболочками, соответствующими магическим числам, подобно тому как химические и спектральные свойства атомов зависят от избытка или недостатка электронов. Чтобы объяснить расположение внешних электронов в атоме, было предположено, что каждый электрон движется в электростатическом (кулоновском) потенциальном поле ядра и всех других электронов. Аналогичным образом в оболочечной модели ядра постулируется, что каждый нуклон в ядре движется независимо от дру- гих в потенциальном поле, представляющем собой средний эффект взаимо- действий всех других нуклонов. Таким образом, каждый нуклон рассмат- ривается как независимая частица; учитывается только то обстоятельство, что принцип Паули требует, чтобы два нуклона с одними и теми же кван- товыми числами, характеризующими их пространственное распределение, имели противоположные спины. Одной из причин, почему оболочечная модель привлекала к себе мало внимания, явилось то, что было трудно интерпретировать числа, соответствующие замкнутым оболочкам, в частности 50, 82 и 126. Метод, позволяющий осуществить такую интерпретацию, был предложен в 1949 г. независимо Майер в США и Хакселем, Енсеном и Сюессом в Германии. Эта интерпретация строится на принципе, аналогичном тому, который лежит в основе объяснения структуры внешней электронной оболочки атома, однако между методами подхода к электронной структуре атома и нуклонной структуре ядра имеется существенное отличие, которое сводится к следующим двум главным пунктам: во-первых, потенциальное поле, в котором находится внутриядерный нуклон, по своему характеру резко отличается от электростатического поля, действующего на атомные электроны; во-вторых, необходимо допустить, что в ядре имеет место очень сильное взаимодействие между орбитальным моментом нуклона и его спином. Хотя это допущение до сих пор еще не имеет надлежащего обоснования, но без него нельзя объяснить наблюдаемые факты. Для характеристики поля, действующего на нуклон, были испробо- ваны два типа потенциалов. Один из них, так называемая «прямоуголь- ная яма», представлен схематически сплошной линией на фиг. 92,а для нейтрона и на фиг. 92,6 для проюна. Потенциальный барьер возникает во втором случае в результате электростатического отталкивания между протоном и остальной частью ядра, так же как и в случае, представлен- ном на фиг. 42. В случае потенциала, имеющего форму простой прямо- угольной ямы, нуклон не испытывает воздействия со стороны других нук- лонов до тех пор, пока он не окажется на некотором расстоянии R от центра ядра, равном радиусу ядра; тогда внезапно возникает сила при- тяжения. Такого рода потенциал не вполне удовлетворяет требованиям, поэтому вместо него пользуются его видоизмененной формой — потенциа- лом гармонического осциллятора, который показан пунш ирными кривыми на фиг. 92. Горизонтальными прямыми на фиг. 92 указаны группы кван- товых уровней в ядре, которые могут быть заняты нуклонами. Рассмотрим теперь связь между орбитальным моментом и спином. При рассмотрении расположения внеядерных электронов постулируется,
398 Глава 12, Ядерные силы и строение ядра что орбитальные моменты всех электронов связаны между собой, так же как их спиновые квантовые моменты. В то же время принимается, что связь между орбитальным моментом электрона и его собственным спино- вым моментом невелика. Однако такой тип связи не может объяснить существования магических чисел для ядер. Упомянутым выше физикам. Фиг. 92. Схематическое изображение энерге- тических уровней нейтрона (а) и протона (б) предложившим метод интер- претации магических чисел. удалось показать, что экспе- риментальные результаты мож- но объяснить, допустив суще- ствование сильной связи между орбитальным моментом и спи- ном каждого отдельного ну- клона; эта связь называется спин-op батальной связью. В результате этой связи уровень энергии нуклона для данного значения орбиталь- ного квантового числа I (за ис- ключением 1=0) расщепляется на два подуровня, характери- зуемых значениями полного момента количества движения /, равными 1-\-1/2 и I—х/2, ко’ в ядре. торые соответствуют спинам^ г/2 и —1/2 (фиг. 93). На каждом из этих подуровней может разместиться 2/+1 нейтронов и 2/+1 прото- нов. При постепенном заполнении уровней сначала заполняются уровни 1+1/2 и затем уровни I—1/2. Оказывается, что разность энергий между уровнями Z+x/2 и I—1/2 для данного значения I довольно велика и уве- личивается с возрастанием I. Поэтому, когда I равно 4 или более, раз- ность энергий так велика, что нуклоны, занимающие уровень /+%, и нуклоны, занимающие уровень I—J4, находятся на разных оболочках Спин 1/Z Фиг. 93. Связь орбитального момента и спина электрона. Результаты, полученные на основе представления о спин-орбиталь- ной связи, приведены в таблице. В первом столбце дано радиальное кван- товое число, которое для поля с потенциалом прямоугольной формы мож- но считать эквивалентным главному квантовому числу в поле электро- статического потенциала (гл. 4, § 11). Во втором столбце приведено орби- тальное квантовое число Z; в третьем столбце — соответствующие значе- ния полного момента количества движения ] = 1-\-Уг или j = l—Уг. Общее число (2/+1) нейтронов или протонов для каждого значения / указано-
IV. Строение ядра 399J ЗАПОЛНЕНИЕ ЯДЕРНЫХ ОБОЛОЧЕК Радиаль- ное квантовое число Орбиталь- ное квантовое число 1 Полный момент количества движения У Общее число нейтронов или протонов Радиаль- ное квантовое число Орбиталь- ное квантовое число 1 Полный момент количества движения ; Общее число нейтронов или протонов 1 0 (W 2 1 4 (9/2)1» 50 1 1 (3/2)4, (1/2)2 8 1 4 (7/2)8 1 2 (5/2)е 2 2 (5/2)6, (3/2)4 2 0 (1/2)2 3 0 (1/2)2 1 2 (3,2)* 20 1 5 (П/2)12 82 1 3 (7/2)8 1 5 (9/2)4» 2 1 (3/2)4 2 3 (7/2)8, (5/2). 1 3 (5/2)8 3 1 (3/2)4, (1/2)2 2 1 (1/2)2 1 6 (13/2)14 126 индексом вверху справа. Горизонтальные линии указывают, где происхо- дит заметное изменение энергии связи в соответствии с завершением ядер- ных оболочек. В четвертом столбце приведено общее число нейтронов или протонов в законченных оболочках; можно видеть, что эти значения сов- падают с магическими числами. Одним из значительных достижений оболочечной модели ядра является то, что она позволяет объяснить спины ядер, содержащих нечетные числа протонов или нейтронов. Если спин ядра в основном состоянии меньше или равен 9/2, то он равен значению / нечетного нуклона или значению / вакантного подуровня (дырки) вблизи завершенной обо- лочки. В качестве примера рассмотрим изотоп 491п113; в этом случае спин равен 9/2, что является значением / для дырки, которую должен занять 50-й протон. Изотоп 4SIn115 имеет такой же спин, так же как изо- топ 38Sr87, который имеет 49 нейтронов. Изотоп ;iSb123 имеет один протон за замкнутой оболочкой из 50 протонов, и его спин равен 7/2, как и сле- довало ожидать; то же самое справедливо и для 40Zr91 с 51 нейтроном. Однако в 61Sb131 лишний протон занимает следующий подуровень, для которого /=5/2, так как это значение соответствует спину, наблюдаемому экспериментально. Имеется ряд других примеров, когда подуровни заполняются в не- сколько ином порядке, чем указано в таблице. Однако это обстоятель- ство не является неожиданным, так как существуют различные факторы, влияющие на значения энергий, так же как и в случае электронов. Когда ] больше 9/2, такой спин в основном состоянии ядра не появляется. Таким образом, когда следует ожидать спинов, равных 11/2 и 13/2 (и иногда 9/2), значения спинов вместо этого обычно равны Уг и 3/2, что указывает на инверсию обычного порядка заполнения нуклонных под- уровней. Однако при этом всегда имеется возбужденное состояние, в кото- ром появляются более высокие спины. Так, существует семь изотопов теллура с нечетными массовыми числами, содержащих 69, 71, 73, 75. 77, 79 и 81 нейтрон соответственно. По крайней мере для последних шести из них следовало бы ожидать, что ядерный спин будет равен 11/2. но наблюдаемые значения равны Й и 3/2. Однако во всех случаях имеет- ся возбужденное состояние со спином, равным Х1/2.
400 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра Именно такого рода ситуацией объясняется существование трея островов изомерии, описанных в гл. 10, § 22; они наблюдаются, когда числа нейтронов или протонов несколько меньше значений, соответствую- щих замкнутым оболочкам 50, 82 и 126 нуклонов. В первом из этих слу- чаев ядерный спин в основных состояниях должен быть равен 9/2, а в пер- вых возбужденных состояниях он должен быть равен х/2 или 3/2 (или наоборот). В двух других случаях спины основных состояний равны % или 3/2, а спины возбужденных состояний равны 11 /2 или 13/2. Во всех этих случаях спины основных и возбужденных состояний отличаются по меньшей мере на три единицы, и, следовательно, можно ожидать, что будет иметь место ядерная изомерия. Оболочечная модель дает также качественную, но не количественную интерпретацию наблюдаемых магнитных моментов ядер, связывая их со значением / «лишнего» протона. Особенно интересно отметить, что, в согласии с моделью, некоторые группы, состоящие из двух или трех изотопов с нечетными атомными номерами и нечетными массовыми чис- лами, имеют одинаковые спины и почти одинаковые магнитные моменты, например Ag107 и Ag109; In113 и In115; Cs133, Cs135 и Cs137; Tl203 и Tl206. Очевидно, что два добавочных нейтрона не влияют на поведение лишнего протона, который ответствен за спин и магнитный момент. Этот факт является сильным подтверждением оболочечной модели строения ядра. Хотя существует несколько других интересных выводов из оболочеч- ной модели ядра, однако здесь мы упомянем еще лишь об одном, а именно о связи между магическими числами и квадрупольными моментами. Наблюдения показывают, что квадрупольные моменты, отличные от нуля, в большинстве случаев имеют изотопы с нечетным числом протонов. Квадрупольные моменты наблюдаются иногда и у изотопов с нечетным числом нейтронов, но в этом случае они обычно малы. Их значения ока- зываются очень малыми или равными нулю, когда число нуклонов соот- ветствует замкнутой оболочке, но они больше для промежуточных зна- чений. Согласно оболочечной модели ядра деформация сферического рас- пределения нуклонов (§ 12 настоящей главы), которой соответствует зна- чительный квадрупольный момент, объясняется лишним (непарным) протоном. Если протонная подоболочка заполнена больше, чем напо- ловину, то квадрупольный момент будет положительным, если же она заполнена меньше, чем наполовину, то следует ожидать, что он будет отрицательным. Это согласуется, вообще говоря, с результатами экспе- римента, но в некоторых случаях квадрупольные моменты, вычисленные на основе оболочечной модели, много меньше экспериментальных значе- ний. Эта неспособность объяснить даже приближенно количественные значения квадрупольных моментов представляет собой самую слабую сторону модели независимых частиц. § 18. Обобщенная модель Вычисление квадрупольных моментов на основе оболочечной модели включает допущение, согласно которому «сердцевина» ядра, состоящая из всех нуклонов, кроме одного «лишнего», имеет сферическую форму. Американский физик Рейнуотер указал в 1950 г. на то, что лишний нук- лон, вероятно, искажает эту сферическую сердцевину, увеличивая, таким образом, квадрупольный момент. Кроме того, такое искажение может быть внесено также и лишним нейтроном, и, следовательно, можно
TV. Строение ядра 401 ожидать, что изотопы обоих типов будут обладать значительными квадру- польными моментами, как это в действительности и наблюдается. Идея о несферической (деформированной) сердцевине ядра, которая высказывалась и раньше в совершенно другой связи, была развита после 1951 г. Оге Бором, сыном знаменитого Нильса Бора, совместно с Моттельсоном (Дания) и другими; их модель получила название обоб- щенной (или коллективной) модели ядра. Эта модель сохраняет суще- ственные черты оболочечной модели (модели независимых частиц), про- водя в то же время аналогию между ядром и каплей жидкости. Однако обобщенная модель представляет собой нечто большее, чем только удовлетворительный компромисс между двумя прямо противоположными ядерными моделями. Основным постулатом этой модели является то, что благодаря коллективному действию нуклонов поверхность ядра ведет себя подобно капле жидкости. Таким образом, деформации движутся по поверхности сердцевины ядра в виде волн, которые эквивалентны поверх- ностным колебаниям и вращениям. Эти движения возникают в ядрах любого типа, как с четными, так и с нечетными массовыми числами, т. е. независимо от того, имеются ли лишние нуклоны или нет. Принимая во внимание взаимодействие между деформированной сердцевиной ядра и лишним нуклоном, можно более точно вычислить квадрупольные моменты. Вблизи замкнутых оболочек, где деформация относительно мала, результаты не особенно отличаются от тех, которые получаются на основе модели независимых частиц. Однако, когда оболоч- ки заполнены частично и модель независимых частей неприменима, при помощи обобщенной модели можно объяснить большие квадрупольные моменты, найденные экспериментально. Кроме того, обобщенная модель дает гораздо лучшее согласие с измеренными значениями ядерных магнитных моментов, чем оболочечная модель. Однако главным достижением обобщенной модели является сле- дующее. Оказывается, что во многих ядрах со средними и большими мас- совыми числами возбужденные состояния с низкой энергией (например, несколько сотен тысяч электронвольт) объясняются не возбуждением отдельного нуклона, как это требуется простой оболочечной моделью, а возбуждением ядра в целом. Согласно обобщенной модели, некоторые движения поверхности ядра подобны вращению (с определенной скоро- стью) поверхностной волны вокруг ядра. Хотя ядро в целом не вращается, однако эффект получается такой же, как при его вращении. Эту задачу можно решить методами квантовой теории, применявшимися ранее при изучении вращения некоторых молекул. В результате можно вычислить энергии, соответствующие различным значениям вращательного кванто- вого числа. В упомянутых выше случаях получается поразительное согласие вычисленных значений с наблюдаемыми на опыте энергиями возбуждения. Следствия, вытекающие из обобщенной модели, еще не полностью изучены. Тем не менее можно с уверенностью утверждать, что эта модель внесла большой вклад в понимание поведения атомных ядер. Так, например, она дала объяснение тому факту, что такие различные модели, как капельная и оболочечная, обе применимы к исследованию атомного ядра. Таким образом, выводы из капельной модели, о которых говори- лось в этой главе, справедливы, хотя выражение (12.6) для энергий связи становится неточным для замкнутых ядерных оболочек или вблизи них, так как при его выводе не принималась во внимание особая стабильность, присущая таким оболочкам. 26 с. Глесстон
Глава 13 ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР I. ЯВЛЕНИЕ ДЕЛЕНИЯ § 1. Открытие деления ядер До 1939 г* ученые, работающие в области атомной и ядерной физики как в Америке, так и в Европе, не особенно оптимистично относились к перспективам практического использования атомной энергии в ближай- шем будущем. Однако, когда было открыто деление ядер — процесс, связанный с освобождением очень больших количеств энергии (гл. 10, § 12),—взгляды на эти перспективы изменились чуть ли не за один день. Необходимо отметить, что сам по себе факт деления ядер независимо от его научного значения еще не может привести к решению практической проблемы освобождения ядерной энергии. Эта проблема может быть решена только потому, что процесс деления, вызванный нейтронами, становится источником новых нейтронов. Благодаря этому указанный процесс, подобно процессу горения, может поддерживаться сам собой и энергия может выделяться непрерывно, пока имеется необходимое горючее. Занимаясь систематическим исследованием ядерных реакций под действием нейтронов, Ферми и его сотрудники (гл. И, § 8) сообщили в 1934 г., что при бомбардировке урана медленными нейтронами можно наблюдать по крайней мере четыре различных p-активности с разными периодами полураспада. Одна из них, по всей вероятности, связана с изотопом урана 92U239, который в природе не встречается, а образуется при реакции (тг, у) с обычным изотопом 92U238. Изотоп 92U239 в результате |3-распада должен давать новый элемент с атомным номером 93 и массо- вым числом 239; последний может также оказаться источником р-частиц, образуя при распаде элемент с атомным номером 94. Таким образом, можно было прийти к выводу, что наблюдаемые активности связаны с рядом неустойчивых элементов с атомными номерами 93, 94 и, возможно, более высокими. Эти элементы были названы трансурановыми элемен- тами. Задача идентификации этих новых элементов, лежащих в периоди- ческой системе элементов за ураном, естественно, заинтересовала многих ученых, среди которых находились такие опытные радиохимики как Ган, Мейтнер и Жолио-Кюри со своими сотрудниками. Их исследования были основаны на методе носителя, о котором говорилось в гл. 5, § 8. В этом методе ничтожные количества нового радиоактивного элемента выделяют- ся вместе с устойчивым элементом-носителем, химические свойства кото- рого хорошо известны. Вряд ли имеет смысл подробно описывать полу- ченные таким путем запутанные и сложные результаты, так как их пер- вая интерпретация оказалась ошибочной. Тем не менее некоторые из них
I. Явление деления 403 представляют интерес, так как они привели в конце концов к правильному объяснению этих удивительных наблюдений. В 1938 г. Ган и Штрассман сообщили о своих опытах, произведенных с барием в качестве носителя. Они нашли, что при бомбардировке урана нейтронами вместе с барием осаждаются три различных |3-радиоактивных вещества (позднее было найдено четвертое). Ввиду сходства бария с ра- дием (гл. 5, § 3) был сделан вывод, что эти вещества представляют собой новые изотопы радия, хотя для образования радия с атомным номером 88 должно было бы происходить одновременное испускание ядром урана двух а-частиц, чего в действительности не наблюдалось. Такая точка зре- ния, казалось бы, подтверждалась тем фактом, что после Р-распада этих так называемых изотопов радия продукты распада можно выделить вместе с лантаном в качестве носителя, как этого и следовало ожидать для изо- топов актиния с атомным номером 89. Примерно в то же время Ирен Жолио-Кюри и Савич произвели подробное исследование одного из продуктов распада с периодом полу- распада 3,5 час, который они назвали «R (3,5 час)» и который был полу- чен при воздействии нейтронов на уран. Ган считал, что этот продукт является изотопом актиния, так как его можно выделить вместе с ланта- ном, но Жолио-Кюри и Савич нашли, что при фракционном осаждении солей щавелевой кислоты из раствора азотной кислоты, содержащего R (3,5 час), последний выделялся скорее с лантаном, чем с актинием. Очевидно, это вещество не могло быть изотопом актиния, и Жолио-Кюри и Савич пришли к выводу, что «в целом свойства R (3,5 час) такие же, как свойства лантана». Однако благодаря присутствию примеси, они ошибочно считали, что активность можно отделить от лантана, тогда как последующие опыты показали, что такое разделение невоз- можно. Тем не менее доказательство того, что активность с периодом полу- распада 3,5 час не связана с изотопом актиния, полностью отвергало схему Гана и Штрассмана. Радиохимик Кук (Канада), который находился в Берлине в сентябре 1938 г., когда было опубликовано сообщение о работе Кюри и Савича, описывает события следующим образом: «Вы легко можете себе представить удивление Гана. Я хорошо помню тот день, когда он получил эту статью. Он не поверил в правдоподобность этих результа- тов и решил, что Кюри и Савич совершенно запутались. Однако он сделал очевидный вывод, что если так называемый актиний представляет собой на самом деле лантан, то его материнский элемент, так называемый радий, должен быть в действительности барием». Вслед за этим Ган вместе со Штрассманом решил проверить, действи- тельно ли наблюдаемая активность принадлежит изотопу радия или ее можно приписать какому-то изотопу бария. К своему удивлению они нашли, что активные изотопы нельзя отделить от бария, но можно отде- лить от радиотория, известного изотопа радия. Сообщая о своей работе в первых числах января 1939 г., Ган и Штрассман писали: «Мы пришли к следующему выводу: наши «изотопы радия» обладают свойствами ба- рия... [и] следует заключить, что мы имеем здесь дело нес радием, а с ба- рием». Однако вследствие неожиданности такого результата они не реши- лись сделать окончательные выводы. «Как химики,— писали они,— мы должны заменить символы Ra, Ас и Th в [нашей] схеме... на Ba, La и Се [хотя] как химики, работающие в области ядерной физики и тесно с нею связанные, мы не можем решиться на этот шаг, противоречащий всем предыдущим экспериментам». 26*
404 Глава 13. Деление ядер По-видимому, однако, Ган и Штрассман подготавливались к окон- чательному решительному шагу. Они обнаружили перед этим, что один из предполагаемых трансурановых элементов сходен с рением, и решили, что он представляет собой более высокий гомолог. Но когда их предпола- гаемый радий оказался в действительности барием, то они предположили, что продукт, связанный с рением, может представлять собой более низ- кий гомолог, элемент с атомным номером 43, который одно время назы- вался мазурием (Ма). Ган и Штрассман указали на то, что «сумма мас- совых чисел бария и мазурия 138+101 дает 239», т. е. величину, которая представляет собой сумму масс атома урана-238 и нейтрона. Отсюда видно, что они находились на пороге открытия того факта, чго нейтрон вызывает распад ядра урана на две части примерно одинаковой массы, т. е. ядер- ной реакции такого типа, который раньше не наблюдался. Такая возможность рассматривалась примерно за пять лет до этого, однако Ган или не знал об этом или, подобно другим, не принимал такую гипотезу серьезно во внимание. Вскоре после сообщения, сде- ланного в 1934 г. Ферми и его сотрудниками об идентификации транс- урановых элементов, Ида Ноддак (Германия), которая за 10 лет до этого принимала участие вместе со своим мужем в открытии элемента рения, написала статью, озаглавленную «Об элементе 93», в которой она подвергла критике выводы итальянских ученых. Мы не собираемся при- водить здесь эту критику, однако интересно процитировать следующий отрывок из рассуждений Иды Ноддак о необычной реакции нейтронов с ураном: «Можно с одинаковым правом считать,— писала она,— что в этом новом типе ядерного расщепления, вызываемом нейтронами, имеют место ядерные реакции, отличающиеся от тех, которые наблюдались до этого при воздействии на атомные ядра протонов и а-лучей. Возможно, что при бомбардировке нейтронами тяжелых ядер последние разделяются на несколько больших осколков, которые в действительности предста- вляют собой изотопы известных элементов, но не являются соседями облу- чаемых элементов». Мейтнер, которая первоначально работала с Ганом в Берлине, сов- местно с Фришем предложила правильную интерпретацию описанных выше результатов и дала, таким образом, объяснение сложным явлениям, связанным с взаимодействием между нейтронами и ураном. В письме от 16 января 1939 г., опубликованном в английском научном журнале «Природа», Мейтнер и Фриш писали: «На первый взгляд этот результат [полученный Ганом и Штрассманом] очень трудно понять. Возможность образования элементов, лежащих много ниже урана, рассматривалась и раньше, но всегда отвергалась по ряду физических причин, пока данные, полученные химическим путем, еще не были вполне очевидны. Испуска- ние в течение короткого времени большого числа заряженных частиц можно считать исключенным вследствие малой проницаемости кулонов- ского барьера... Однако на основе новых представлений о поведении тяже- лых ядер возникает совершенно другая... картина этих новых процессов распада... Представляется возможным, что ядро урана имеет лишь небольшую устойчивость формы и может после захвата нейтрона разде- литься на два ядра примерно одинакового размера». Этот процесс разделения тяжелого ядра на две приблизительно рав- ные части был назван делением. Таким образом, если ядро урана испыты- вает деление в результате взаимодействия с нейтроном, то присутствие среди продуктов распада легких элементов, таких, как барий и лантан, можно объяснить. Далее, Мейтнер и Фриш указали, что вследствие исклю-
I. Явление деления 405 чительно высокого отношения числа нейтронов к числу протонов осколки деления должны быть неустойчивыми и давать цепи ^-превращений. Периоды полураспада членов этих цепей распада ошибочно приписыва- лись трансурановым элементам. Данные, которые привели к концепции деления ядер, имели суще- ственным образом химическую природу, так как они были основаны на идентификации одного из продуктов распада с барием. Ввиду нового характера процесса было, конечно, желательно получить подтверждаю- щие доказательства и другими путями. Ниже (в § 4) мы увидим, что деле- ние ядер сопровождается, как предсказывали Мейтнер и Фриш, освобо- ждением больших количеств энергии, и, следовательно, нужно ожидать, что осколки деления будут разлетаться в стороны с большой скоростью. Такие частицы с большими энергиями должны производить на своем пути значительную ионизацию. Спустя несколько дней после того, как было высказано предположение о возможности деления ядер, Фришу удалось доказать при помощи ионизационной камеры и усилителя (гл. 6, § 3), что при бомбардировке урана нейтронами, в согласии с теорией, освобо- ждаются частицы с исключительно высокой ионизующей способностью. § 2. Опыты, подтверждающие возможность деления ядер В то время датский физик Нильс Бор, которому Фриш во время его пребывания в Копенгагене рассказал о предположениях, связанных с деле- нием урана, находился в Соединенных Штатах. От него сведения о новом явлении распространились дальше, частично путем устных бесед и час- тично в результате сообщения, которое он сделал на конференции по тео- ретической физике в Вашингтоне 26 января 1939 г. Немедленно вслед за Ф и г. 94. Осциллографическая запись ионизационных импульсов, возникающих при делении ядер, получен- ная в Колумбийском университете. этим в различных лабораториях физики поставили эксперименты с целью обнаружить интенсивную ионизацию, вызываемую продуктами деления, и к середине февраля, когда были опубликованы упомянутые выше результаты Фриша, были получены подтверждения из Колумбийского университета, из Университета Джона Гоцкинса, из Института Кар- неджи в Вашингтоне и из Калифорнийского университета. На фиг. 94 приведена осциллограмма, полученная в Колумбийском университете, на которой записаны вспышки ионизации, даваемые частицами, сопрово- ждающими деления; темный фон в нижней части фотографии дают а-частицы, испускаемые ураном, энергия которых, очевидно, значи- тельно меньше энергии осколков деления.
406 Глава 13. Деление ядер В дополнение к данным, доказывающим существование деления ядер и полученным при помощи камеры Вильсона и при наблюдении иониза- ционных эффектов, Фредерик Жолио-Кюри нашел, что осколки деления испускаются из тонкого слоя урана с такой большой энергией, что их можно осаждать на поверхность, помещенную на небольшом расстоянии от слоя урана. Подобные результаты были получены также в Дании Мейт- нер и Фришем, которые пользовались для собирания продуктов отдачи поверхностью воды, и Мак-Милланом в США, который показал, что час- тицы, получающиеся в результате деления, имеют пробег, равный при- близительно 2,2 см в воздухе. Оказалось, что ядра, испускаемые ураном, обладают радиоактивными свойствами, которые раньше приписывались трансурановым элементам. Наконец, говоря об открытии деления ядер, можно кратко упомя- нуть об идентификации продуктов деления, которая является, пожалуй, наиболее убедительным аргументом, доказывающим расщепление ядер урана нейтронами. Кроме лантана и бария, о которых упоминалось выше, Ирен Жолио-Кюри и Савич во Франции, Федер и Бретшер в Англии, Абельсон в США, Ган и его сотрудники в Германии и Хейн, Атен и Беккер в Голландии сообщили об образовании нескольких элемен- тов со средними атомными номерами, в том числе брома, криптона, строн- ция, молибдена, рубидия, сурьмы, теллура, иода, ксенона и цезия, являю- щихся осколками деления или продуктами их радиоактивного распада1). Большинство работ было выполнено в течение трех месяцев после первого сообщения о делении ядер, так что за этот короткий период времени новая революционная научная концепция стала общепринятой. § 3. Типы реакций деления Предыдущее описание относится к делению урана медленными ней- тронами. Это был первый из открытых и, как выяснилось позднее, наи- более важный тип деления ядер. Вскоре, однако, стало очевидно, что можно вызвать деление ядер других элементов с высоким атомным номе- ром, а также что другие частицы, кроме нейтронов, могут оказаться эффективными в этом отношении. Деление урана может происходить как под действием тепловых нейтронов с энергией около 0,03 эв, так и под действием быстрых нейтронов с энергией, превышающей 1 Мэв. В § 10 настоящей главы мы увидим, что уран-238 испытывает деление только в последнем случае, тогда как деление урана-235 может происходить под действием нейтронов любых энергий. Два других изотопа, которые не встречаются в природе, делятся нейтронами любых энергий; это уран-233 (атомный номер 92) и плутоний-239 (атомный номер 94). Как и в случае других реакций под действием нейтронов, сечения деления обычно велики для медленных нейтронов, но они уменьшаются (за исключением про- межуточной резонансной области) при увеличении скорости или энергии падающих нейтронов (гл. 11, § 15). Торий делится под действием быстрых (примерно 1 Мэв) нейтронов, так же как и протактиний. Грант в Англии в 1939 г. и Джекобсен и Лас- г) Часто бывает необходимо различать частицы, возникающие при непосредствен- ном, или первичном, делении, и многочисленные продукты их радиоактивного распада. Первые мы будем называть осколками деления или непосредственными (первичными) продуктами деления. Общий термин продукты деления будет применяться ко всем про- дуктам деления, включая как первичные осколки, так и изотопы, образующиеся при их распаде.
I. Явление деления 407 сен в США в 1940 г. сообщили, что можно наблюдать деление урана и тория под действием дейтронов с энергией 9 Мэв', в 1941 г. американ- ские ученые показали, что деление ядер может происходить также под действием а-частиц с энергией 32 Мэв (Ферми и Сегре), протонов с энер- гией 7 Мэв (Десауэр и Хафнер) и у-лучей с энергией 6,3 Мэв (Хэксби, Щупп, Стефенс и Уэллс). В последнем случае говорят, что имеет место фотоделение, так как оно вызывается излучением. До 1947 г. не удавалось наблюдать деления элементов с атомными номерами меньше 90, однако в этом году в Лаборатории излучений в Беркли наблюдали деление висмута, свинца, таллия, ртути, золота, платины и тантала под действием а-частиц, дейтронов или нейтронов большой энергии, порядка 100 Мэв или больше (гл. 10, § 12). В случае висмута (атомный номер 83) наблюдалось деление дейтронами с энергией 50 Мэв, тогда как для деления тантала (атомный номер 73) потребовались а-частицы с энергией 400 Мэв. Деление урана (и других элементов) может также осуществляться путем захвата отрицательных л-мезонов или ионов углерода с большой энергией. С теоретической точки зрения представляет интерес тот факт (§ 9 настоящей главы), что ядро урана испытывает спонтанное деление. Это явление было обнаружено в 1940 г. русскими физиками Флеровым и Петр- жаком. Период полураспада урана-238 для спонтанного деления равен 1016 лет, так что в 1 а обычного урана за каждый час испытывают спонтан- ные деления в среднем 25 ядер. Скорость радиоактивного распада ура- на-238, испускающего а-частицы, примерно в два миллиона раз больше. Другие тяжелые ядра также испытывают спонтанное деление, причем период полураспада уменьшается с увеличением атомного номера. Сле- дует отметить, что, хотя уран-235 делится под действием нейтронов легче, чем уран-238, скорость его спонтанного деления меньше. § 4. Освобождение энергии при делении ядер Помимо того, что деление ядер представляет собой новый и неожи- данный тип ядерных превращений, этот процесс замечателен еще и потому, что он сопровождается освобождением очень больших количеств энергии. До 1939 г. наибольшее известное значение энергии, выделяющейся при ядерных реакциях, составляло 22,2 Мэв для реакции Li6(d, а)Не4. Однако первые оценки, произведенные Мейтнер и Фришем и другими, так же как экспериментальные наблюдения, показали, что при делении урана осво- бождается примерно в 10 раз большее количество энергии, а именно около 200 Мэв. Как и в других ядерных реакциях, энергия, освобождаю- щаяся при делении, эквивалентна разности масс взаимодействующих частиц и конечных продуктов. Поэтому в процессе деления «потеря массы» должна быть исключительно большой. Наиболее непосредственным методом вычисления полной энергии деления является определение величины, на которую массы исходного ядра урана и нейтрона, с которым оно взаимодействует, превосходят массы конечных стабильных продуктов реакции. Атомный вес урана-235 равен 235,118, а масса нейтрона равна 1,009, и, таким образом, масса участ- вующих в реакции частиц составляет 236,127 атомных единиц массы. В § 5 настоящей главы мы увидим, что ядро урана при делении расщеп- ляется различными путями, но получающиеся чаще всего продукты деле- ния имеют массовые числа 95 и 139. Сумма этих чисел составляет 234 вместо 236, так как в процессе деления всегда освобождаются несколько
408 Глава 13. Деление ядер нейтронов (в данном случае два) (§ 6 настоящей главы). Атомные веса устойчивых изотопов Мо95 и La139 равны соответственно 94,936 и 138,950; если к этим атомным весам прибавить значение 2',018 для масс двух нейтронов, то получим полную массу 235,904. Поэтому избыточная масса, которая «теряется» при делении, равна 236,127—235,904=0,223 атомных единиц массы. Если эту величину умножить на 931, то в результате полу- чится энергия, эквивалентная этой массе, т. е. энергия, освобождаемая при делении. Таким образом, энергия деления оказывается равной 0,223-931 = 208 Мэв. Другой метод вычисления энергии деления, эквивалентный описан- ному выше, основан на использовании известных или вычисленных энер- гий связи. Энергия связи на нуклон в U238 равна 7,6 Мэв; примерно то же значение имеет энергия связи на нуклон для изотопа U235. С другой сто- роны, стабильные продукты деления лежат вблизи центра шкалы массо- вых чисел, где энергия связи равна примерно 8,5 Мэв на нуклон, как можно видеть из фиг. 87. Другими словами, энергия, освобождающаяся при гипотетическом образовании составного ядра U236 из нуклонов, т. е. его полная энергия связи, должна быть равна приблизительно 236-7,6 Мэв, тогда как для продуктов деления освобождающаяся энер- гия должна быть равна 236-8,5 Мэв; таким образом, 92/7-1- 14472 —> U236 (составное ядро) + 236-7,6 Мэв, 92/?4-144/г —> Ядра продуктов распада + 236-8,5 Мэв. Вычитая первое выражение из второго, можно видеть, что образование продуктов . деления урана сопровождается освобождением количества энергии, равного приблизительно 236-(8,5—7,6), т. е. 236-0,9 Мэв; это значение также лежит вблизи 200 Мэв. Очевидно, освобождение энергии при делении ядер объясняется тем фактом, что энергия связи на нуклон в тяжелом ядре урана меньше, чем в ядрах со средним массовым числом. Как указывалось в гл. 12, § 14, это уменьшение обусловлено главным образом быстрым ростом сил электростатического отталкивания в ядре с увеличением атомного номера. Чем меньше энергия связи на нуклон, тем меньше дефект массы и, следо- вательно, тем больше масса, приходящаяся на один нуклон; поэтому то обстоятельство, что масса ядра урана превышает сумму масс ядер, на которые его можно разделить, в конечном счете объясняется электроста- тическим отталкиванием протонов. Можно показать, что энергия электростатического отталкивания продуктов деления в начальной стадии процесса расщепления ядра на две части дает с хорошим приближением величину энергии, освобождае- мой при делении. Считая, что в начальный момент оба осколка соприка- саются друг с другом, мы можем написать следующее выражение для электростатической энергии отталкивания: где Zx и Z2”— атомные номера осколков деления, Нг и В2 — соответ- ствующие радиусы ядер, а е — единичный (электронный) заряд. Если принять, как и выше, что продукты деления имеют массовые числа 95 и 139, и если, кроме того, предположить, что 92 протона, входящие в со- став ядра урана, разделяются между осколками деления в той же пропор- ции, что и нейтроны, то значения Z2 и Z2 будут равны примерно 38 и 54 соответственно. Далее можно принять, что радиусы ядер равны радиусам
7. Явление деления 409‘ взаимодействия, т. е. 1,5-10"13 А1^ см, где А — массовое число (гл. 12г § 10). Подставляя в выражение (13.1) эти значения, а также заряд элек- трона 4,8-10“10 ед. CGSE, находим д=^_8.54(4,8.1О-1о)^ = 32л()-4 1,5• 10~13 (951/з—j—1391/3) Разделив это выражение на 1,6-10"6, чтобы выразить энергию в миллио- нах электронвольт, получим в результате значение энергии деления, рав- ное примерно 200 Мэв. Все предыдущие вычисления носят приближенный характер главным образом вследствие того, что нельзя с определенностью сказать, какие ядра образуются при делении. Действительно, имеется по меньшей мере- 40, а может быть и более, различных возможных процессов деления, и раз- ность масс и энергия в каждом из этих процессов не будут в точности одинаковыми. Однако можно показать, что вариации невелики и обычно- принимается, что энергия деления U235 равна примерно 200 Мэв. Первые попытки непосредственно измерить энергию деления урана-, были сделаны в 1939 г. Енчке и Пранклем в Германии и Бутом, Даннин- гом и Слэком в США; энергия осколков деления определялась по степени ионизации, которую они производят. Результаты показывают, что рас- пределение по энергиям не однородно, а образует две различные группы,, состоящие каждая из примерно одинакового числа частиц (см. фиг. 94). Значения средних энергий осколков в каждой группе равны 70 и lOO Afae, что в сумме составляет 170 Мэв, хотя в более поздних работах дается зна- чение примерно 168 Мэв. В настоящее время известно, что для продуктов деления существует более или менее непрерывное распределение энергий от 40 до 150 Мэв с определенно выраженными максимумами вблизи 62 и 93 Мэв. Непосредственное измерение энергии, освобождающейся в виде теп- лоты при облучении урана нейтронами, калориметрическим методом, произведенное в 1939 г. Гендерсоном в США, дали значение 175 Мэв. Это значение (не особенно точное) больше значения, полученного иониза- ционным методом; но оба они существенно меньше энергии деления, опре- деленной путем вычислений, которая составляет 200 Мэв. Однако это различие не является неожиданным. Энергия осколков деления, опре- деляемая по производимой ими ионизации, представляет собой лишь их кинетическую энергию, тогда как выделяющаяся при делении теплота включает по меньшей мере часть кинетической энергии нейтронов, обра- зующихся при делении (§ 6 настоящей главы), и ^-частиц, испускаемых за время измерений радиоактивными продуктами деления. Согласно последним оценкам общее количество энергии, освобождающейся при полном распаде продуктов деления, равно примерно 203 Мэв с учетом энергии, уносимой ^-частицами, у-лучами и нейтрино. Так как некоторые из этих продуктов имеют большие периоды полураспада, то при калори- метрических измерениях учитывается только часть освобождающейся энергии. Это объясняет различие результатов измерений, производимых этими двумя методами. Как указывалось выше, энергия, освобождающаяся в процессе деле- ния, проявляется в нескольких различных формах. Главную часть соста- вляет кинетическая энергия осколков деления; существенную долю соста- вляет также радиоактивная энергия продуктов деления. Кроме того, нейтроны и у-лучи, освобождающиеся в момент деления, уносят значи-
410 Глава 13. Деление ядер тельное количество энергии. Распределение энергии деления дано в сле- дующей таблице: ПРИБЛИЖЕННОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ЭНЕРГИИ ДЕЛЕНИЯ, Мэе Кинетическая энергия осколков деления.................................... 168 Энергия нейтронов деления.................................................. 6 Мгновенная энергия у-излучения............................................. 5 Бета-частицы от продуктов деления.......................................... 7 Гамма-излучение продуктов деления.......................................... 6 Нейтрино, испускаемые продуктами деления.................................. 10 Общая энергия деления . . . 201 Таким образом, полная энергия деления, определенная эксперимен- тально, равна примерно 200 Мэв, в согласии с вычисленным значением. Нейтроны, Р-частицы и у-лучи поглощаются или сразу, или по истечении некоторого промежутка времени, и энергия, которую они уносят, пере- ходит в конечном счете в тепло. Вследствие того, что нейтрино мало погло- щаются (гл. 7, § 14), их энергия рассеивается в очень большом объеме и практически не может быть обнаружена экспериментально. § 5. Распределение продуктов деления по массам Выше упоминалось, что кинетические энергии продуктов деления разбиваются на две группы; это было интерпретировано таким образом, что деление урана происходит несимметрично, причем два ядерных осколка имеют различные массы. Если обозначить эти массы через т1 и т2, а соответствующие скорости, с которыми они испускаются в про- тивоположных направлениях, через v± и г?2, то, согласно закону сохра- нения моментов, 7тг1г?1 должно быть равно ттг2г?2. Кинетические энергии Ег и Е2 равны соответственно тр^/2 и m2v2J2, и отношение энергий должно быть, таким образом, обратно пропорционально отношению масс или массовых чисел: = т2 (13.2) Отношение энергий оказалось равным 1,45; это согласуется с тем фак- том, что известные осколки деления распадаются на две группы, одна из которых лежит вблизи криптона с массовым числом 90, а другая — вблизи ксенона с массовым числом 140. Так как в связи с развитием работ по использованию атомной энергии (гл. 14) необходимо иметь точные сведения о продуктах деления ядер, было проделано много исследований с целью идентификации этих продуктов. Некоторые детали этих сложных исследований рассмотрены ниже, но сей- час достаточно лишь кратко рассказать об общих результатах; они пред- ставлены на фиг. 95 для случая деления U235 тепловыми нейтронами. По оси абсцисс отложены массовые числа, по оси ординат — выход продуктов деления, т. е. число процессов деления, в результате которых получается данный продукт, обычно выражаемое в процентах от общего числа процес- сов деления1). Так как наблюдаемые выходы продуктов деления лежат х) Следует отметить, что так как в результате каждого процесса деления получает- ся два ядра, то общий выход продуктов деления составляет 200%. Примерно в 0,3% случаев деления под действием тепловых нейтронов образуется три ядра; этот тип деления представляет интерес главным образом с точки зрения теории.
I. Явление деления 411 в таком большом интервале (примерно от 10"5 до 6%), то при их графиче- ском изображении пользуются логарифмической шкалой. По оси абсцисс откладываются не атомные номера, а массовые числа, потому что, по всей вероятности, все осколки деления радиоактивны и распадаются с испу- сканием отрицательной ^-частицы. Вследствие этого атомные номера оскол- ков изменяются со временем, тогда как массовые числа остаются неизмен- ными. При рассмотрении кривой выхода продуктов деления сразу видно, что, в согласии с выводами, полученными на основании данных об энергии образующихся при делении частиц, продукты деления образуют две груп- пы, соответствующие широким интервалам массовых чисел. Наблюдаемая експериментально область массовых чисел простирается от 72 (вероятно, изотоп цинка с атомным номером 30) до 160 (вероятно, изотоп гадолиния с атомным номером 64). Имеются экспериментальные данные, согласно которым из 35 различных элементов, лежащих в этой области атомных
412 Глава 13. Деление ядер номеров, все, кроме девяти, получаются непосредственно при делении. Возможно, что при дальнейшем усовершенствовании экспериментальных методов некоторые из отсутствующих элементов также удастся обнаружить среди осколков. Трудность такого рода исследований легко понять, если учесть, что при делении урана-235 образуется около 200 различных изо- топов, включая осколки деления и продукты их радиоактивного распада (§11 настоящей главы). Около 97% ядер урана-235, испытывающих деление, дают продукты, образующие две группы: «легкую» группу с массовыми числами от 85 до 104 и «тяжелую» группу с массовыми числами от 130 до 149. Наиболее вероятный тип процесса, составляющий около 6,4% общего числа случаев деления, дает продукты с массовыми числами 95 и 139. Из этих резуль- татов следует, что деление урана-235 под действием тепловых нейтронов далеко от симметричного. Если бы промежуточное ядро расщеплялось на два равных осколка, то масса каждого из них должна была бы быть рав- ной 117 или 118. На сайом деле только 0,01% ядер, испытывающих деле- ние, расщепляется таким образом. Так как в области от 72 до 160 имеется 89 возможных массовых чисел, то можно предположить, что это число представляет собой общее число различных изотопов, образующихся как непосредственные осколки деле- ния. В этом случае ядро урана должно иметь возможность распадаться более чем сорока различными путями. В каждом процессе деления потеря массы и, следовательно, освобождающаяся энергия не будут в точности одинаковы, хотя отклонения и невелики, как указывалось выше. Следует отметить, что кривая выхода продуктов деления на фиг. 95 симметрична относительно вертикальной прямой, проходящей через точку, соответствующую массовому числу 117, и обе ее части являются зеркаль- ным отображением друг друга. Это означает, что продукты деления, пред- ставленные точками, лежащими на левой (внешней) стороне «легкой» группы, соответствуют продуктам деления с таким же выходом, представ- ленным точками, лежащими на правой (внешней) стороне «тяжелой» группы; подобным же образом продукты, лежащие на правой (внутренней) стороне «легкой» группы, соответствуют продуктам, лежащим на левой (внутренней) стороне «тяжелой» группы. Например, осколок деления с мас- совым числом 81 образуется одновременно с осколком деления с массовым числом 153, причем выход в обоих случаях равен примерно 0,15%; подоб- ным же образом изотопы с массовыми числами 103 и 131 образуются одно- временно примерно в 3,5% случаев делений1). Выходы продуктов деления с различными массовыми числами были определены также для случая деления урана-233 и плутония-239 под действием тепловых нейтронов. Общая форма кривой выхода продуктов деления очень похожа на форму такой кривой для урана-235, показанной на фиг. 95. Однако, поскольку массы ядер, испытавших деление, несколь- ко различны, имеется небольшой сдвиг кривой относительно оси массовых чисел. Во всех трех примерах симметричное деление имеет место лишь в 0,01—0,02% случаев; все другие деления несимметричны. Описанные выше результаты применимы главным образом к делению под действием тепловых нейтронов; в случае деления под действием ней- тронов с энергией в несколько миллионов электронвольт выходы другие. Было найдено, что симметричное деление в этом случае имеет большую 0 Эти результаты строго справедливы только для делений, при которых освобож- аются два нейтрона, так что сумма массовых чисел осколков деления равна 234.
I. Явление деления 413 вероятность, чем в случае деления под действием медленных нейтронов. В случае деления под действием частиц много более высоких энергий, таких, как нейтроны с энергией 100 Мэв, дейтроны с энергией 200 Мэв, а-частицы с энергией 380 Мэв и ионы углерода с энергией 100 Мэв, распределение продуктов деления совершенно иное, чем в случае деления под действием тепловых нейтронов. Общие свойства продуктов деления, образующихся при бомбардировке ядер урана частицами очень высоких энергий, указы- вают на то, что происходящий процесс представляет собой комбинацию процессов деления и скалывания (гл. 10, § 12). По-видимому, энергия воз- буждения составного ядра, образующегося при попадании в ядро бомбар- дирующей частицы большой энергии, так велика, что происходит немедлен- ное испускание десяти или более нейтронов; осФаточное ядро затем расщеп- ляется примерно симметричным образом. Одним из следствий испускания нейтронов является то, что некоторые продукты, по-видимому, представ- ляют собой стабильные ядра, хотя не имеется данных, свидетельствующих о том, что такие изотопы образуются при делении под действием медленных нейтронов. § 6. Испускание нейтронов при делении В начале этой главы упоминалось о том, что одной из характерных осо- бенностей деления ядер является сопровождающее его испускание нейтро- нов. Предположение о том, что такое испускание нейтронов должно про- исходить, было высказано и проверено, на опыте Халбаном, Фредериком Жолио-Кюри и Поварским во Франции1) вскоре после того, как было откры- то деление ядер. Через несколько дней Андерсон, Ферми и Ханштейн п Сцилард и Цинн в США независимо сообщили об опытах, подтверждаю- щих это предположение. Ввиду того что продукты деления обладают избы- точной энергией, вполне возможно, что в процессе деления произойдет испускание одного или более нуклонов; что этими нуклонами будут, по всей вероятности, нейтроны, легко установить на основании следующих рассуждений. Предположим для простоты, что ядро урана-235 расщепляется при деле- нии под действием нейтрона на два ядра с массовыми числами 95 и 139; предположим далее, что, как и в § 4 настоящей главы, атомные номера нахо- дятся в том же соотношении, т. е. равны соответственно 38 и 54. Поэтому можно считать, что непосредственными продуктами деления будут 38Sr95 п 54Хе139. Заметим теперь, что наивысшие массовые числа стабильных изотопов этих элементов равны соответственно 88 и 136. Следовательно, ядра, которые образуются при делении, содержат на несколько нейтронов больше, чем это допустимо для их стабильности, и поэтому не удивительно, что может происходить испускание нейтронов. К тому же самому выводу можно прийти на основании более общих рас- суждений, вспомнив (гл. 12, § 7), что отношение числа нейтронов к числу протонов в стабильных ядрах, встречающихся в природе, возрастает с уве- личением массового числа. В конце периодической системы это отношение г) Смит в своем отчете «Атомная энергия для военных целей», пишет: «Во время встречи (имевшей место в Вашингтоне 26—28 января 1939 г.) Бор и Ферми обсуждали проблему деления ядер, и Ферми, в частности, упомянул о возможности того, что во время процесса деления испускаются нейтроны». Эта беседа, по-видимому, состоялась раньше опубликования статьи Халбана и др. Кроме того, по словам Фриша, Мейтнер и Меллер (Копенгаген) указали ему на возможность того, что деление сопровождается испусканием нейтронов.
414 Глава 13, Деление ядер больше 1,5, но в средней части ее, где расположены продукты деления, отношение числа нейтронов к числу протонов для стабильных ядер лежит в пределах от 1,28 до 1,4. Отсюда следует, что если ядро с большим мас- совым числом расщепляется на два меньших ядра, то отношение числа ней- тронов к числу протонов, по крайней мере для одного из ядер, должно быть значительно больше, чем это совместимо со стабильностью. Чтобы проверить возможность освобождения нейтронов при делении, Халбан и его сотрудники поместили источник нейтронов в центре большого сосуда, расположив на различных расстояниях от него детекторы для опре- деления плотности нейтронов в сосуде. Сосуд наполнялся сначала раство- ром нитрата уранила, а затем, для сравнения, раствором нитрата аммония. Несмотря на поглощение нейтронов ураном, средняя плотность нейтронов в сосуде оказалась в первом случае больше; это указывает на то, что при делении образуется больше нейтронов, чем используется в процессе деления. На основании результатов этих первых грубых опытов был сде- лан вывод, что на каждый атом урана, испытавший деление, испускается в среднем три-четыре нейтрона. Освобождение нейтронов при делении было подтверждено исследователями как в США, так и во Франции и в Гер- мании. Число освобождающихся нейтронов зависит от вида деления; некоторые виды деления могут сопровождаться испусканием одного ней- трона, другие — испусканием двух, трех и более нейтронов, так что средний выход нейтронов на одно деление не является целым числом. Средние значения для чисел нейтронов, образующихся при делении урана-235, плутония-239 и урана-233 тепловыми нейтронами, приведены ниже. ЧИСЛО НЕЙТРОНОВ, ОБРАЗУЮЩИХСЯ ПРИ ДЕЛЕНИИ ПОД ДЕЙСТВИЕМ ТЕПЛОВЫХ НЕЙТРОНОВ Уран-235 ................. 2,47 Плутоний-239 ............. 2,91 Уран-233 ................. 2,55 В согласии с предсказаниями теории распределение нейтронов, сопро- вождающих деление ядер, указывает на то, что они испускаются осколками деления, а не составным ядром1). Другими словами, последнее сначала делится на две части, а затем осколки деления испускают нейтроны. Вылет этих нейтронов присходит, по-видимому, в течение промежутка времени порядка 10"12 сек после акта деления. Мгновенные у-лучи, сопровождаю- щие деление, вероятно, испускаются в течение того же промежутка вре- мени. Как это обычно имеет место в случае частиц, образующихся при ядерных реакциях, нейтроны деления имеют большие энергии, в среднем порядка 1—2 Мэв. Свыше 99% нейтронов, образующихся при делении, освобождается в течение чрезвычайно короткого промежутка времени; их называют мгно- венными нейтронами. Но, кроме того, около 0,75% нейтронов, сопровож- дающих деление урана-235 под действием медленных нейтронов, составля- ют запаздывающие нейтроны, испускание которых продолжается в течение г) Десять или более нейтронов, испускаемых при делении под действием частиц высоких энергий (§ 5 настоящей главы), вероятно, испускаются непосредственно из составного ядра. То же самое имеет место в случае испускания небольшого числа а-ча- стиц с энергией 16 Мэв, которым сопровождается деление урана-235 (одна а-частица на 250 актов деления) и плутония-239 (одна а-частица на 500 актов деления) под дей- ствием медленных нейтронов.
I. Явление деления 415 некоторого времени после процесса деления. Запаздывающие нейтроны можно регистрировать в течение нескольких минут, причем интенсивность нейтронного излучения падает аналогично тому, как это имеет место в слу- чае смеси радиоактивных изотопов с различными периодами полураспада. В гл. 14, § 11 мы увидим, что испускание запаздывающих нейтронов являет- ся важным фактором при работе ядерных реакторов. В начале 1939 г., по-видимому, до^ того как впервые было сообщено об испускании нейтронов в процессе деления, Робертс, Хафстад, Мейер и Ванг в США заметили, что.уран и торий продолжают испускать нейтроны в течение некоторого короткого промежутка времени после прекращения бомбардировки нейтронами. Эти нейтроны и представляли собой запазды- вающие нейтроны, сопровождающие деление. Анализ скорости, с которой уменьшается нейтронная плотность, был произведен американскими фи- зиками Бутом, Даннингом и Слеком в 1939 г. и позднее в том же году Бростремом, Кохом и Лауритсеном в Дании; этот анализ обнаружил присутствие четырех периодов полураспада. Более поздние работы пока- зали, что запаздывающие нейтроны, образующиеся при делении урана-235 под действием медленных нейтронов, распадаются на пять или, возможно, на шесть групп (гл. 10, § 23). Уменьшение нейтронной плотности в каждой группе происходит по экспоненциальному закону, как и вообще в случае любого радиоактивного распада, а периоды полураспада лежат в пределах от доли секунды до 1 мин. Для исследования эмиттеров запаздывающих нейтронов с малым пери- одом полураспада образец делящегося материала после облучения потоком нейтронов большой плотности, обычно в ядерном реакторе, быстро перено- сится к счетчику, который автоматически регистрирует испускание запаз- дывающих нейтронов. Характерные свойства различных групп запазды- вающих нейтронов и доля каждой группы в общем числе всех испускаемых нейтронов (мгновенных и запаздывающих) даны в таблице для случая деле- ния урана-235 тепловыми нейтронами. Подобные же результаты были полу- чены для деления плутония-239 и урана-233; при этом наблюдались ней- троны с такими же периодами полураспада, однако выходы были другими. В случае деления плутония-239 тепловыми нейтронами примерно 0,36% нейтронов являются запаздывающими, а в случае деления урана-233 — около 0,26%. ЗАПАЗДЫВАЮЩИЕ НЕЙТРОНЫ ПРИ ДЕЛЕНИИ УРАНА-235 ТЕПЛОВЫМИ НЕЙТРОНАМИ Период полураспада, сек Выход, % Энергия, Мэв Период полураспада, сек Выход, % Энергия, Мэв 55,6 0,025 0,25 1,52 0,24 0,62 22,5 0,17 0,56 0,43 0,08 0,42 4,51 0,21 0,43 0,15(?) 0,025(?) — Объяснение процесса испускания запаздывающих нейтронов дано в гл. 10, § 23. Периоды полураспада 55,6 и 22,5 сек, по-видимому, принадле- жат эмиттерам отрицательных fj-частиц Вг87 и J137, которые называют пред- шественниками запаздывающих нейтронов. Эти вещества представляют собой непосредственные осколки деления; их продукты распада Кг87 и Хе137 обладают при образовании достаточно большой энергией возбуждения, для
416 Глава 13. Деление ядер того чтобы произошло мгновенное испускание нейтрона, после чего обра- зуются соответственно Кг86 и Хе136. Последние представляют собой ста- бильные изотопы, встречающиеся в природе. Из приведенной выше табли- цы можно видеть, что энергии запаздывающих нейтронов не очень велики. Энергия запаздывающего нейтрона равна энергии возбужденного ядра, такого, например, как Кг87 или Хе137, минус энергия связи нейтрона в каж - дом случае; поэтому представляется неправдоподобным, чтобы она могла быть большой. По поводу происхождения других запаздывающих нейтро- нов имеется ряд предположений, но они пока недостоверны. IL ТЕОРИЯ ДЕЛЕНИЯ ЯДЕР § 7» Механизм деления ядер В гл. 12, § 9 говорилось о том, что если ядро имеет массу, большую, чем сумма масс частиц, на которые оно может разделиться, то оно обнару- живает тенденцию к нестабильности, так как процесс его деления должен сопровождаться уменьшением массы и, следовательно, Освобождением энергии. Как мы видели выше, масса ядра урана больше масс любой пары осколков деления. Поэтому можно задать вопрос: почему ядра урана не испытывают спонтанного деления? В действительности некоторое число спонтанных процессов деления имеет место, однако такие процессы проис- ходят чрезвычайно редко. Вопрос о том, почему уран не делится спонтан- но, является, однако, лишь частью проблемы. Постепенное уменьшение энергии связи на нуклон с уменьшением массового числа для элементов с массовым числом больше 70 (см. фиг. 87) означает, что все элементы с <с большим массовым числом, особенно когда последнее превосходит 140, теоретически могут испытывать спонтанное .деление с последующим осво- бождением энергии. В действительности же тантал с массовым числом 181 является легчайшим из известных элементов, способных испытывать деле- ние, однако и это возможно лишь при бомбардировке тантала частицами очень большой энергии. Хотя ситуация кажется противоречивой, на самом деле она не особен- но отличается от той, с которой так долго приходилось иметь дело химикам. Так, например, известно, что смесь газообразных водорода и кислорода при обычных температурах и давлениях очень неустойчива по сравнению с водой, так как общая свободная энергия последней значительно меньше общей свободной энергии первой. Тем не менее смесь газообразных водоро- да и кислорода могла бы, вероятно, сохраняться в стеклянном сосуде мил- лионы лет без сколько-нибудь заметного образования воды. Причина, почему такая реакция не происходит, заключается в том, что вступающие в реакцию вещества должны приобрести некоторое критическое количе- ство энергии, называемое энергией активации, прежде чем они смогут соединиться. При нормальных условиях этой энергией обладает лишь пре- небрежимо малое число молекул и взаимодействие не наблюдается. Реак- ция происходит лишь при достаточно большом повышении температуры или при прохождении через смесь газов электрической искры. Подобного рода факторы играют роль почти во всех химических реакциях. Топливо, такое, например, как дерево или другие углеводы и органические масла, в смеси с кислородом неустойчиво по сравнению с продуктами горения. Взрывчатые вещества также неустойчивы, но могут долго сохраняться при соответствующих условиях. В каждом случае, для
II. Теория деления ядер 417 того чтобы могла произойти реакция, должна быть достигнута энергия активации. Ниже будет показано, что ядро, которое по энергетическим соображениям потенциально нестабильно по сравнению с двумя мень- шими ядрами, может испытывать деление только в том случае, когда затрачивается достаточное количество энергии, эквивалентное энергии активации. Механизм деления можно с хорошей степенью приближения объяс- нить при помощи капельной модели ядра; более сложная коллективная модель, описанная в гл. 12, дает примерно тот же результат. Постулирует- ся, что ядерные силы стремятся сохранить стабильность ядра точно так же, как силы поверхностного натяжения стремятся удержать каплю жидко- сти в устойчивом состоянии, при котором она сопротивляется искажению Фиг. 96. Капельная модель атомного ядра, испытывающего деление. формы. Чтобы капля жидкости могла разделиться на две меньшие капли, так же как и для того, чтобы ядро могло испытать деление, должна быть затрачена некоторая добавочная энергия, необходимая для изменения первоначальной формы. Эти рассуждения лежат в основе интерпретации деления ядер, предложенной Мейтнер и Фришем в их первой работе (§ 1 настоящей главы); эта интерпретация была развита в 1939 г. Бором во вре- мя его визита в США сначала качественно, а затем и количественно, совме- стно с Уилером. Общую идею предполагаемого механизма деления можно понять, рас- сматривая каплю жидкости,которая разбивается на две меньшие капли под действием соответствующей силы. Система проходит через ряд стадий, некоторые из которых показаны на фиг. 96. Сначала капля имеет сфери- ческую форму (А); затем она вытягивается и принимает форму эллипсоида (jB). Если энергия недостаточна для того, чтобы преодолеть силу поверх- ностного натяжения, то капля вернется к своей первоначальной сфериче- ской форме. Если же деформирующая сила достаточно велика, капля при- мет форму гантели (С на фиг. 96). Если она достигла такой стадии, то уже маловероятно, что она сможет опять принять сферическую форму; скорее она разделится на две капли. Эти капли сначала будут несколько деформи- рованными, с выступами, соответствующими сужению гантели, но в конце концов они станут сферическими (D на фиг. 96). Можно считать, что поведение ядра при делении вполне аналогично только что рассмотренному поведению жидкой капли, даже если ядра не сферические. Ядро-мишень соединяется с нейтроном, образуя составное ядро; энергия, приобретаемая последним, равна, таким образом, энергии связи добавочного нейтрона плюс кинетическая энергия, которой обладает бомбардирующий нейтрон. Энергия возбуждения может затем испускаться в виде у-излучения или же составное ядро может при достаточно большой энергии испустить один или несколько нуклонов. Однако имеется опреде- ленная вероятность, что вследствие избыточной энергии составное ядро, подобно капле жидкости, на которую действует сила, будет испытывать сильные колебания; в ходе этих колебаний оно пройдет через фазу, подоб- 27 с. Глесстон
418 Глава 13. Деление ядер ную фазе В на фиг. 96. Если увеличение энергии, сопровождающее погло- щение нейтрона, недостаточно, чтобы вызвать дальнейшую деформацию, то внутриядерные силы заставят ядро вернуться к своей первоначальной сферической форме; избыточная энергия будет затем потеряна, обычно пу- тем испускания какой-либо частицы. Однако, если ядро получит энергию, достаточную для того, чтобы оно смогло принять форму гантели (С), возвращение к первоначальному состоя- нию А станет очень мало вероятным. Причина этого состоит в том, что элек- тростатическое отталкивание между положительными зарядами на двух концах в фазе С может преодолеть относительно малую силу связи, дей- ствующую в ограниченной области. Поэтому система быстро перейдет „ из состояния С в состояние D, соответствующее делению на два отдельных ядра, которые будут двигаться в противоположных направлениях. Понят- но, что описанная серия изменений может произойти лишь в том случае, если она сопровождается освобождением энергии; поэтому состояние D, состоящее из двух отдельных ядер, должно быть более устойчивым, чем первоначальное состояние А. Одной из важных задач теории деления ядер является объяснение того факта, что этот процесс несимметричен, по крайней мере в том случае, когда он вызывается медленными нейтронами. По этому поводу высказы- валось много различных идей, но ни одна из них не оказалась вполне удо- влетворительной. Подающая надежду гипотеза основана на предположении, что ядро состоит из некоторого числа нуклонных оболочек. (Это в общих чертах согласуется с оболочечной и обобщенной моделями ядра.) Пред- полагается, что, когда достигнута критическая деформация поверхности ядра, внешние ядерные оболочки начинают разрываться симметрично (т. е. на две одинаковые части). Однако сильно связанная сердцевина ядра не разрывается и уносится одним из нуклонов вместе с половиной нуклонов из внешней оболочки (или оболочек). Поэтому в результате образуются два осколка деления с различными массами. Некоторые следствия этой теории были развиты более детально и оказались в согласии с экспериментальными фактами. § 8. Критическая энергия деления Критическая энергия, или энергия активации, необходимая для того, чтобы деление могло произойти, представляет собой ту энергию, которую нужно сообщить первоначальному ядру, чтобы деформировать его и перевести в состояние С, при котором электростатическое отталкива- ние будет превышать силу связи, все еще удерживающую обе части ядра вместе. Сила отталкивания зависит от произведения положительных зарядов этих двух частей, и ее можно с хорошей степенью приближения считать пропорциональной Z2, где Z — положительный заряд, т. е. атом- ный номер, первоначального ядра. С другой стороны, сила связи зависит от числа нуклонов, т. е. от массового числа Л. Так как возрастание элек- тростатического отталкивания благоприятствует делению, тогда как уве- личение энергии связи ему препятствует, то поведение ядра по отношению к процессу деления зависит от величины Z2M х). Чем больше Z2M, тем меньшую энергию нужно затратить для деления данного ядра; другими словами, чем больше значение Z2M, тем легче будет ядро испытывать деле- ние. г) К этому же выводу можно прийти при помощи более строгого, но более слож- ного метода, основанного на капельной модели ядра.
II, Теория деления ядер 419 Произведя подробные вычисления, основанные на аналогии между ядром и каплей жидкости, Бор и Уилер пришли к выводу, что если Z2!A больше 45, то для того, чтобы могло произойти деление ядра, нет необхо- димости сообщать ему дополнительную энергию. Электростатическое оттал- кивание будет в этом случае так велико, что самая малая деформация ядра, т. е. самое легкое отклонение его формы от сферической, немедленно приве- дет к его расщеплению на две части. Так как можно ожидать, что Z2!A будет равно 45 для элемента с атомным номером 115, то этот атомный номер будет определять верхний предел стабильности ядер. Вычисления недоста- точно точны для того, чтобы этот максимальный атомный номер можно было определить с какой-либо степенью точности. Однако общий вывод, несомненно, правилен: должно существовать такое массовое число (или такой атомный номер), которое определяет естественную границу существо- вания стабильных элементов. Ядра, находящиеся за пределами этой гра- ницы, настолько неустойчивы, что если они вообще могут существовать, то только в течение промежутка времени, меньшего 10"12 сек. Значение Z2M для плутония-239 равно 37,0, для урана-233 оно состав- ляет 36,4 и для урана-235 равно 36,0; эти значения довольно высоки, но все же значительно меньше предельного значения, равного 45, и поэтому для процесса деления необходима некоторая энергия активации. Критическая энергия для урана-235, согласно вычислениям, равна 6,1 Мэв, Тантал представляет собой самый легкий элемент, для которого наблюдалось деле- ние, хотя для этого потребовалось исйользовать а-частицы с энергией 400 Мэв; для этого элемента Z2/A = 29, и поэтому критическая энергия (энергия активации) велика. Теперь становится понятным, почему деление не происходит в случае более легких элементов, хотя теоретически оно должно приводить к более стабильному состоянию. В этом случае количество энергии, которое нужно сообщить ядру, чтобы оно достигло критического состояния деформации (фиг. 96, С), очень велико. Но если даже эта энергия и сообщается ядру при помощи соответствующим образом ускоренной частицы, это еще не означа- ет, что деление обязательно произойдет, так как сильно возбужденное составное ядро может расщепиться другими путями, например скалыва- нием. Этим, вероятно, объясняется тот факт (§ 5 настоящей главы), что деле- ние под действием частиц очень высокой энергии отличается от деления под действием нейтронов с низкой или средней энергией. § 9. Потенциальный барьер деления Несколько иная точка зрения на условия, при которых происходит деление ядер, основана на использовании кривой потенциальной энергии, подобной той, которая приведена на фиг. 97. Эта кривая дает общий харак- тер зависимости энергии осколков деления от расстояния между ними. Точ- ная форма этой кривой зависит от природы ядра-мишени. Левый край гра- фика соответствует первоначальному состоянию системы, когда осколки еще не разделились, так что А представляет собой энергию ядра-мишени и падающего нейтрона. Правый край соответствует значительному расстоя- нию осколков между собой, так что в D их взаимодействие очень мало (приближается к нулю). Между А и D лежит гипотетический барьер, подобный тому, который препятствует а-частице или другой положительно заряженной частице выле- теть из ядра (гл. 7, §5). Вершина барьера С соответствует состоянию кри- тической деформации ядра. Участок кривой от С до/) изображает электро- 27*
420 Глава 13. Деление ядер статическое отталкивание осколков, образующихся при делении, причем энергия уменьшается, по мере того как расстояние между осколками увели- чивается. Если энергетические условия таковы, что деление теоретически возможно, т. е. если масса ядра-мишени плюс масса падающего нейтрона больше суммы масс осколков деления, то А будет лежать выше D, как на фиг. 97; потенциальная энергия системы в А превосходит потенциаль- ную энергию осколков деления в£). Если энергия в А такова, что Л лежит ниже D, то деление невозможно. Предположим, что деление возможно, как на фиг. 97; тогда для того, чтобы оно произошло, система должна перейти от А к D. Очевидно, это может произойти, если падающий нейтрон или другая частица, будет иметь энергию, достаточную для того, чтобы энергия результирующего составного ядра соответствовала точке, лежащей выше С. Это происходит, когда ядро урана-235 захватывает Расстояние между осколками 97. Кривая потенциальной энер- на которой показана Фиг. гии деления, критическая энергия деформации. медленный нейтрон (см. следующий параграф). Если энергия, приобретае- мая от падающей частицы, недоста- точна для того, чтобы повысить энер- гию от А до С, как это имеет место, например, в случае урана-238 и теп- лового нейтрона, то деление не про- изойдет. Однако при использовании нейтронов с энергией 1 Мэв энергия системы возрастет настолько, что бу- дет лежать выше точки С, и произой- дет деление. Разность энергий между А и С представляет собой критическую энергию деформации, эквивалентную энергии активации в химической ре- акции; эту энергию необходимо за- тратить для того, чтобы деление мог- ло происходить с некоторой измеримой скоростью. В согласии с приведен- ными выше рассуждениями, критическая энергия зависит от величины Z2M для данного изотопа. Чем больше значение Z2M, тем ближе будут лежать точки А и С. Если Z2/A достаточно велико, то энергия ядра, даже до того как оно захватит бомбардирующую частицу, может уже лежать выше С; если такое ядро образуется каким-либо способом, оно должно мгновенно разделиться. Напомним, что хотя электростатический потенциальный барьер пре- пятствует а-частице с недостаточно большой энергией вылететь из ядра радиоактивного элемента, тем не менее имеется некоторая вероятность того, что такая частица, которая не может преодолеть барьер, все же будет испущена (гл. 7, § 5), Подобные условия должны иметь место и в слу- чае деления ядер. Если даже ядро в своем нормальном состоянии не обладает достаточной энергией, чтобы пройти через критическую стадию деформации, то, согласно принципам квантовой механики, должна су- ществовать определенная вероятность того, что деление все же произойдет. Этим, по-видимому, и объясняется спонтанное деление урана, о котором упоминалось в § 3 настоящей главы. Вообще говоря, скорость спонтанного деления растет с увеличением Z2/A. Этого и следовало ожидать, поскольку вероятность проникновения через потенциальный барьер увеличивается при понижении этого барьера.
II, Теория деления ядер 421 § 10. Энергия нейтронов и деление Согласно теории Бора—Уилера, критическая энергия деформации для деления урана-238 под действием нейтронов равна 7,0 Мэв, тогда как для более редкого изотопа U235 эта энергия равна 6,1 Мэв, Разность 0,9 Мэв в пользу последнего должна обусловливать большую способность этого изотопа испытывать деление. Однако одной этой разности, по-видимому, недостаточно для объяснения того факта, что тепловые нейтроны с энерги- ей, равной доле электронвольта, могут вызывать деление урана-235, тогда как для деления урана-238 требуется энергия, превышающая миллион электронвольт. Еще до того как была создана детальная теория процесса и до того как были получены экспериментальные данные об изотопах, испытывающих деление под действием медленных и быстрых нейтронов, Бор предсказал в феврале 1939 г. на основе качественных соображений, что именно более легкий изотоп у^ана U235 испытывает деление под дей- ствием тепловых нейтронов. Основным в рассуждениях Бора является то, что, поскольку уран-235 имеет четное число протонов и нечетное число нейтронов, а составное ядро, образующееся при захвате нейтрона, имеет четные числа и тех и других, выигрыш энергии для этого изотопа больше, чем для четно-четного ядра U238, которое в результате захвата нейтрона становится ядром четно-нечет- ного типа (гл. 12, § 14). Таким образом, составное ядро, образуемое ура- ном-235 и нейтроном, будет находиться в более высоком энергетическом состоянии, чем составное ядро, образуемое ураном-238 и нейтроном. Отсюда, согласно Бору, следует ожидать, что под действием медленных нейтронов делится более легкий изотоп урана U235. Последующие подробные вычисления подтвердили эту качественную оценку. Минимальная кинетическая энергия, которую должен иметь ней- трон, для того чтобы он мог вызвать деление ядра, равна разности между энергией, выделяющейся при захвате нейтрона ядром, и критической энергией деформации. Первая из указанных величин численно равна уве- личению полной энергии связи ядра при присоединении нейтрона, и поэто- му ее можно определить с помощью уравнения (12.6). Так, например, если мы хотим произвести вычисление для случая захвата нейтрона изотопом U235, то нужно определить из уравнения (12.6) полную энергию связи для этого изотопа, для которого Z = 92 и А = 235, и вычесть ее из энергии связи составного ядра, образующегося в результате захвата нейтрона. Для этого ядра Z = 92 и А = 236. Таким путем мы находим, что искомая величина энергии, выделяющейся при присоединении нейтрона к ядру U235, составляет 6,5 Мэв, Производя такие же вычисления для U238, полу- чаем, что в этом случае захват нейтрона увеличивает энергию ядра на 5,5 Мэв, Существенное различие между приведенными значениями объяс- няется, как и следовало ожидать, влиянием последнего члена в уравнении (12.6). Когда вычисляется энергия, выделяемая при захвате нейтрона яд- ром U235, то этот член дает положительный вклад, равный приблизительно 0,55 Мэв, Напротив, при захвате нейтрона ядром U238 этот вклад отрица- телен, а по величине также равен 0,55 Мэв, Таким образом, указанный эффект, в котором проявляется специфическое влияние четности или нечет- ности числа нуклонов в ядре, приводит к тому, что энергии, получаемые обоими изотопами урана при захвате нейтрона, отличаются на ~1,1 Мэв, Согласно сказанному выше, для деления ядра урана-238 необходима критическая энергия деформации 7,0 Мэв, однако при захвате нейтрона
422 Глава 13. Деление ядер с нулевой кинетической энергией ядро приобретает всего лишь 5,5 Мэв. Таким образом, деление под действием тепловых нейтронов с энергией 0,03 эв в высшей степени невероятно. Чтобы деление урана-238 стало воз- можным, бомбардирующие нейтроны должны обладать кинетической энер- гией, равной по меньшей мере 7,0—5,5 = 1,5 Мэв. Эксперименты пока- зывают, что для этого нужны нейтроны с энергией примерно 1 Мэв. Рас- хождение между наблюдаемой и вычисленной энергиями объясняется неточ- ностью вычислений. Для урана-235 положение совсем иное. В этом случае критическая энергия деформации, при которой может происходить деление, равна 6,1 Мэв, а при захвате медленного нейтрона приобретается несколько боль- шая энергия, а именно 6,5 Мэв. Очевидно, тепловые нейтроны могут вы- звать деление ядра U235. Определенное доказательство того, что именно этот менее распространенный изотоп урана с массовым числом 235 делится под действием медленных нейтронов, было получено в начале 1940 г. Бутом, Даннингом и Гроссом в Колумбийском университете Небольшие образцы разделенных изотопов с массовыми числами 235 и 238 были полу- чены сначала Ниром, а вскоре после этого Кингдоном и Поллоком электро- магнитным методом (гл 8, § 16). Эти образцы подвергались бомбардировке медленными нейтронами; при этом оказалось, что изотоп U235 испытывает деление, а более тяжелый изотоп с массовым числом 238 не делится1). Однако последний может делиться под действием быстрых нейтронов. Установление этих фактов имело огромное значение в связи с созданием ядерных реакторов (гл. 14). Измерения, произведенные для урана-233 и плутония-239, показали, что критические энергии деформации для деления этих ядер равны при- мерно 6,0 и 5,0 Мэв соответственно. В обоих случаях ядра-мишени содержат четное число протонов и нечетное число нейтронов, в то время как состав- ное ядро, образующееся при захвате нейтрона, имеет четное число и тех и других. Приобретаемая при захвате медленного нейтрона энергия, вычисленная при помощи уравнения (12.6), равна в каждом случае пример- но 6,6 Мэв. Следовательно, тепловые нейтроны должны вызывать деление как урана-233, так и плутония-239, что в действительности и наблю- дается. Аналогичные рассуждения позволяют объяснить необходимость ис- пользования нейтронов больших энергий для деления тория-232 (90Th232), протактиния-231 (91Ра231) и нептуния-237 (93Np237). Ядро 90Th232— четно- четное и становится четно-нечетным в результате захвата нейтрона; таким образом, энергия, освобождаемая при захвате медленного нейтрона, равна 5,4 Мэв, как и в аналогичном случае U238, тогда как критическая энергия деформации равна 7 Мэв. Ядра 91Ра231 и 93Np237 содержат нечет- ное число протонов и четное число нейтронов, и добавление еще одного нейтрона превращает их в нечетно-нечетные ядра, о которых известно, что они имеют относительно низкие энергии связи (гл. 12, § 15). Энергия, освобождаемая при поглощении теплового нейтрона, составляет, таким образом, 5,0—5,5 Мэв, т. е. величину, меньшую той, которая необходима, чтобы вызвать деление. В этих трех случаях для того, чтобы произошла критическая деформация, приводящая к делению, должны захватываться нейтроны с энергией около 1 Мэв. *) Обычный уран содержит примерно 0,005% третьего изотопа с массовым числом 234, который представляет собой уран II из радиоактивного ряда урана (гл. 5). Этот изотоп не испытывает деления под действием медленных нейтронов, и вследствие малой распространенности его присутствием здесь можно пренебречь.
III. Продукты деления ядер 423 Общее рассмотрение изменений, происходящих в ядрах различного типа в результате прибавления нейтрона, показывает, что освобождаемая энергия больше в том случае, когда первоначальное ядро содержит четное число протонов и нечетное число нейтронов, или нечетное число и тех и дру- гих, чем в случае ядер нечетно-четного или четно-четного типа (в той же области массовых чисел). Следует ожидать, что ядра первой группы будут делиться под действием медленных нейтронов, тогда как деление ядер второй группы должно происходить под действием быстрых нейтронов. Ядра U233, U235 и Ра239 содержат четные числа протонов и нечетные числа нейтронов и делятся под действием медленных нейтронов. Также ведут себя нечетно-нечетные ядра протактиний-232, нептуний-236, нептуний-238 и америций-242. С другой стороны, для деления нептуния-237 с нечетным числом протонов и четным числом нейтронов и для деления тория-232 и урана-238, ядер четно-четного типа, необходимы быстрые нейтроны. III. ПРОДУКТЫ ДЕЛЕНИЯ ЯДЕР § 11. Свойства продуктов деления Знание физических и химических свойств продуктов деления очень важно в связи с использованием деления ядер как источника энергии. Так как первичные осколки деления уносят с собой большую долю энергии деления в виде кинетической энергии, их начальные скорости очень вели- ки — порядка 109 см/сек для самых легких ядер и несколько меньше этого значения для тяжелых. Благодаря такой большой скорости частицы имеют значительную проникающую способность, несмотря на их относительно большую массу; их пробеги в воздухе лежат в пределах от 1,9 см для самых тяжелых до 2,5 см для самых легких. Образующиеся в процессе деления нейтроны и у-лучи, а также (3-частицы, образующиеся при последующем (3-распаде осколков деления, имеют, конечно, гораздо большую проникаю- щую способность. Интересно также исследовать, каковы заряды осколков деления. До сих пор мы совершенно пренебрегали орбитальными электронами, так как деление представляет собой ядерный процесс. Атом урана имеет 92 электрона и при его делении происходит срыв примерно 40 из этих электронов. Следовательно, каждый осколок имеет примерно на 20 элек- тронов меньше, чем нормальный атом, и представляет собой ион, несущий соответствующее число положительных зарядов. Такие заряженные части- цы, естественно, будут обладать значительной ионизующей способностью, в чем можно убедиться, пользуясь для регистрации нейтронов делитель- ными камерами (гл. 11, § 5). Как уже отмечалось выше, первые доказатель- ства реальности процесса деления ядер были получены при исследовании ионизации, производимой продуктами деления. Поскольку непосредственные осколки деления всегда имеют слишком много нейтронов для того, чтобы быть стабильными, они обнаруживают отрицательную (3-активность. Каждый осколок является родоначальником короткого радиоактивного ряда с последовательным испусканием р-ча- стиц. Каждая цепочка распада продуктов деления1) состоит в среднем 2) Хотя термин «цепочка деления» часто применяется при описании возникающих при делении радиоактивных рядов, его можно спутать с термином цепная реакция деления (гл. 14). Поэтому необходимо подчеркнуть, что здесь речь идет о цепочке рас- пада.
424 Глава 13. Деление ядер из трех ступеней, хотя часто наблюдаются также более короткие и более длинные цепочки. Для возможных осколков деления 38Sr95 и 54Хе139 (§ 4 настоящей главы) стабильными изотопами, которые образуются в кон- це концов в результате цепочки [5-распадов, являются соответственно 42Мо95 и 57Ьа139 В первом случае испускаются четыре, а во втором — три 0-частицы, т. е. всего семь. Анализ других цепочек распада показывает, что в среднем на цепочку приходится около трех ступеней. Ниже будут приведены некоторые примеры цепочек распада. Как мы видели в § 5 настоящей главы, имеется более 80 возможных осколков деления, и если каждый из них может давать начало цепочке из трех ступеней, то продуктами деления могут быть примерно 250 радио- активных изотопов. Поэтому очевидно, что процесс деления может давать очень сложные смеси различных веществ. Определение масс и атомных номеров осколков деления, так же как идентификация членов многих цепо- чек распада, представляет собой очень трудную задачу. Тем не менее в результате упорной и длительной работы, значительная часть которой была произведена в связи с проектом использования атомной энергии в военное время, было установлено свыше 60 цепочек, содержащих более 200 различных радиоактивных изотопов, а также некоторое число изоме- ров. § 12. Идентифгьксщия продуктов деления Первым шагом при исследовании продуктов деления является разде- ление различных элементов. Для этой цели были использованы известные ранее методы исследования микроскопических количеств радиоактивных материалов (гл. 5, § 8) совместно с некоторыми новыми методами. Часто применяется метод осаждения в присутствии носителя, причем последний представляет собой стабильный изотоп искомого вещества или соединение элемента со сходными химическими свойствами. Так как некоторые осаж- денные вещества стремятся адсорбировать или унести с собой иными пу- тями вещества, которые обычно растворимы, то часто добавляются удер- живающие агенты (т. е. вещества, препятствующие осаждению или адсорб- ции радиоактивного изотопа). В этом случае осадок уносит не продукты деления, а лишь незначительные количества этих агентов. В некоторых случаях извлечение продуктов деления производится путем растворения в органическом растворителе и последующего испарения. Выделение встре- чающихся среди продуктов распада инертных газов криптона и ксенона осуществляется, конечно, сравнительно просто. Для цели разделения применяются также методы электрического осаждения и замещения одного металла в растворе другим. Одной из наиболее трудных задач является разделение и идентифика- ция редкоземельных элементов (гл. 1, § 19), восемь из которых присутству- ют среди осколков деления. В этом случае химические методы разделения почти непригодны, так как свойства этих элементов очень сходны между собой; трудоемкие методы фракционной кристаллизации, которые ранее применялись для частичного разделения этих элементов, тоже непригодны В конце концов было разработано замечательно простое и остроумное решение этой проблемы; этот метод сыграл большую роль при исследова- нии редкоземельных элементов, а также и в других областях химии. Уже давно было известно, что некоторые минералы ведут себя как соли нерастворимого отрицательного (кислотного) аниона, который обра- зует главную решетку минерала, и растворимого положительного (основ-
Ill, Продукты деления ядер 425 ного) катиона. Когда такой минерал находится в контакте с раствором, содержащим растворимую соль, положительный катион последней может меняться местами с соответствующим ионом в минерале, пока не установит- ся равновесие. Явление «основного обмена», известное уже свыше ста лет почвоведам, может служить примером такого процесса. В течение настоящего столетия принцип ионного обмена нашел широ- кое применение в связи со смягчением жестких вод. Для этой цели исполь- зуются или естественные минералы, так называемые зеолиты, или, чаще, искусственные вещества, сходные с зеолитами по составу и в особенно- сти по свойствам катионного обмена. В твердом зеолите растворимыми ионами обычно являются положительные ионы натрия, и если жесткую воду, содержащую соли кальция и магния, пропустить через колонку зео- лита, то между различными катионами установится равновесие. В резуль- тате ионы натрия перейдут из зеолита в воду, а ионы кальция и магния — в твердое вещество. Таким образом, соли кальция и магния, от которых зависит жесткость воды, замещаются соответствующими безвредными солями натрия. По прошествии некоторого времени, когда большая часть ионов натрия в зеолите будет удалена, минерал можно регенериро- вать, пропуская через него концентрированный раствор хлористого натрия. Благодаря большому содержанию ионов натрия в растворе эти ионы в ходе установления равновесия должны войти в зеолит и заместить ионы кальция и магния в истощенном материале. Значительный прогресс в данной области был достигнут в течение 30-х годов, когда оказалось, что некоторые синтетические органические смолы, содержащие кислотные группы, такие как карбоксиловая (—СООН), феноловая (—ОН) и сернистокислая (—SO3H), обладают свойствами кати- онного обмена1). Такие смолы,* особенно типа амберлит и доуекс, изготов- ляются в США и находят различные применения в промышленности для очистки воды и для других целей, требующих удаления ионов из рас- твора. Начиная с 1942 г. получил развитие метод разделения и очистки редкоземельных элементов с помощью смол, обладающих свойствами ион- ного обмена; этот метод был разработан Бойдом и Коном и их сотрудни- ками (гл. 14). Он основан на некоторых принципах, применяемых в хро- матографическом адсорбционном процессе разделения сложных органи- ческих соединений, и состоит в следующем. Раствор, содержащий соли исследуемых элементов, получается пред- варительным осаждением продуктов деления из смеси и пропускается через колонну, заполненную мелкими частицами твердой смолы. Редко- земельные ионы адсорбируются на верхних слоях смолы и почти полностью удаляются из раствора. Раствор, содержащий вещество способное образо- вывать комплексы различной стабильности с несколькими ионами из тех, которые нужно выделить (такой раствор называется связующим, или комплексообразующим агентом), медленно пропускается вниз по колонне смолы. В большинстве случаев для разделения редкоземельных ионов при- менялся метод, основанный на использовании раствора лимоннокислого аммония с соответствующей кислотностью, т. е. с оптимальным значе- нием pH. Применялись также растворы щавелевой кислоты, особенно для разделения циркония и ниобия, которые не являются редкими зем- лями. г) Известны также синтетические смолы с анионным обменом, которые имеют неко- торые полезные свойства; однако здесь нет необходимости их рассматривать.
426 Глава 13. Деление ядер Когда связующий агент просачивается через колонну, то происходит конкуренция между твердой смолой и ионами лимонной кислоты в растворе в отношении редкоземельных ионов. Экстрагируются (вымываются) преимущественно ионы, образующие наиболее стабильные комплексы с солями лимонной кислоты; они оказываются практически одни, без каких-либо других ионов, в первом растворе, покидающем колонну. По мере того, как процесс продолжается и первый ион удаляется почти пол- ностью, вымывается другой ион и т. д., причем порядок, в котором проис- ходит экстрагирование редкоземельных ионов, обратен порядку возраста- ния их атомных номеров. В смеси радиоактивных изотопов редкоземельных ионов атомный номер данного иона можно определить по кривой, дающей выход вымывания, определенный по радиоактивности, в зависимости от объема раствора, вытекающего из колонны. Основные принципы процес- са экстрагирования очень сложны, однако применяемый на практике метод очень прост, особенно если принять во внимание те замечательные резуль- таты, которые он дает1). Независимо от того, какой метод используется при разделении продук- тов деления ядер, неизменно производятся две пробы на чистоту. Одна из проб состоит в исследовании скорости |3-распада при помощи счетчика, для того чтобы проверить, следует ли она обычному логарифмическому закону (гл. 5, § 9). Если распад не простой, то это указывает на присут- ствие примеси, которая может представлять собой дочерний элемент. Вто- рая проверка эффективности разделения состоит в исследовании поглоще- ния |3-частиц алюминиевыми фольгами (гл. 7, § 1); из формы кривой погло- щения можно сделать некоторые выводы относительно числа присутствую- щих компонент. После идентификации продукта деления на основе того факта, что характеризующая его радиоактивность соответствует химическим свой- ствам какого-либо известного элемента, изотопом которого он является, производятся поиски возможного радиоактивного материнского элемента; такой элемент должен иметь атомный номер, на единицу меньший. С тече- нием времени накопится также и дочерний элемент с атомным номером, на единицу большим. Таким путем можно установить цепочку деления, начинающуюся с непосредственного осколка деления и кончающуюся известным стабильным изотопом. Проверка правильности результатов часто производится по периодам полураспада, которые должны распола- гаться в более или менее определенном порядке, в соответствии с тем, яв- ляются ли массовые числа нечетными или четными (гл. 12. § 15). Так как все члены данной цепочки Р-распада являются изобарами по отношению друг к другу, каждая цепочка имеет определенное массовое число. Установление правильного массового числа играет важную роль и часто вызывает затруднения. Его можно определить, например, следую- щим образом: показать, что данный продукт представляет собой тот же радиоактивный изотоп, который был получен не вызывающим сомнение способом, при помощи одного из методов, описанных в гл. 10. Хорошим примером является цепочка, одним из членов которой является радиоактив- ный изотоп лантана с периодом полураспада 40 час. Известен только один х) Значительным достижением метода ионного обмена для разделения редкозе- мельных элементов явилось получение Спеддингом и его сотрудниками в колледже шта- та Айова больших количеств этих элементов (граммов, а иногда даже килограммов) с высокой степенью чистоты. Одним из следствий такого успеха явилась возможность исследовать соединения лантана, церия, празеодима, неодима, самария, гадолиния, иттербия и иттрия в количествах, которые ранее получить не удавалось.
Ill, Продукты деления ядер 427 стабильный изотоп этого элемента с массовым числом 139;в результате реак- ции (п, у) он дает изотоп с периодом полураспада 40 час. Массовое число последнего равно 140, и, таким образом, массовое число рассматриваемой цепочки равно 140. Для определения массовых чисел пользуются также масс-спектро- графом. Метод определения стабильных конечных продуктов очень прост, особенно в том случае, когда эти продукты газообразны, как, например, криптон и ксенон. Остроумное видоизменение этого метода было предло- жено для исследования радиоактивных веществ Демпстером и его сотруд- никами в Чикагском университете. Масс-спектрограмма получается на пластинке обычным способом; затем пластинка помещается в контакте с фотографической пленкой. Испускаемые радиоактивным продуктом 0-частипы действуют на последнюю, и, таким образом, можно легко опре- делить данную массу в присутствии других веществ. Если присутствуют два или более радиоактивных элемента, то их можно идентифицировать по скорости распада активных веществ, осажденных на пластинке масс- спектрографа. Как мы видели на фиг. 95, зависимость выхода деления от массового числа представляет собой непрырывную гладкую кривую1), и, следователь- но, массовое число данного продукта можно определить по выходу про- дуктов деления, особенно в тех участках кривой, где опа имеет крутой наклон. Скорость, с которой происходит деление данного количества мате- риала, можно легко определить подсчетом числа осколков деления в иони- зационной камере; предположим, что это число составляет / ядер в секунду. После того как деление будет происходить непрерывно в течение периода времени, который велик по сравнению с периодом полураспада данного продукта или какой-либо из первичных частиц, количество продукта достиг- нет равновесного значения, когда скорость распада продукта будет равна скорости его образования (гл. 5, § 11). Если для данного массового числа выход продуктов деления, выра- жаемый долей общего числа делений, определяется величиной у, то ско- рость образования продукта будет равна fy ядер в секунду, и скорость распада, измеряемая постоянной активностью, которая достигается при равновесии, следовательно, будет иметь то же значение. Активность можно измерить при помощи соответствующего счетчика, и так как ско- рость деления / известна, то можно вычислить выход у. Этим результатом можно воспользоваться для определения или проверки массовых чисел. § 13. Цепочки продуктов деления Сопоставляя результаты, полученные различными методами, можно идентифицировать осколки деления и продукты их радиоактивного распада. Некоторые из полученных результатов описаны выше, а о нескольких других, представляющих особый интерес, мы упомянем здесь. Как уже говорилось выше, в среднем имеются три стадии [3-испускания в каждой цепочке продуктов деления, хотя большинство цепочек длиннее или коро- че. Самые короткие цепочки, состоящие из одной или двух ступеней, обычно получаются в начале и в конце как «легкой», так и «тяжелой» групп; самые длинные цепочки соответствуют середине каждой группы, х) Выходы продуктов деления некоторых ядер с замкнутыми нуклонными оболоч- ками (в области магических чисел) (гл. 12, § 17) лежат не на этой кривой, а выше ее.
428 Глава 13. Деление ядер где выходы деления высоки (см. фиг. 95). Одна из самых длинных цепочек распада среди легких продуктов деления имеет массовое число 97: короткий короткий короткий короткий 17 час 36Кг97--------> 37Rb97--------> 38Sr97-------> 39Y97-------> 4oZr97-----> х-ч-. 74 мин , , —> 41СЬ97------> 42Мо97 (стабилен). Одна из длинных цепочек тяжелой группы имеет массовое число 143- жг 1 cew гл 1ло короткий _ короткий т 19 мин _ 32 час б4Хе143-----> 5бС8143------> ббВа143 ------> b?La143 ------> ^^143------> —> б0Рг143 60Nd143 (стабилен) Еще одна цепочка, о которой стоит упомянуть, имеет массовое число 140, а именно: ЛГ 16 Сек гл члп 66 сек ъ Л 12,8 ДНЯ т -.лл 4 О ЧЯС „ 64Хе140-----> 65Cs140----> 56Ва140-----> 57Ьа140-----> б8Се140 (стабилен). Ва140 с периодом полураспада 12,8 дня —продукт, получающийся в резуль- тате действия нейтронов на уран; Гап и Штрассман назвали его вначале «радием», но позднее нашли, что он отделим от радия, но не может быть отделен от бария (§ 1 настоящей главы). Цепочки с массовыми числами 99 и 147 представляют особенный инте- рес, так как их члены являются долгоживущими изотопами элементов с атомными номерами 43 и 61 соответственно, существование которых в природе сомнительно (гл. 12, § 16). Цепочка с массовым числом 99 имеет следующий вид: 42Мо" 67 ча> 43" ~ 10 Ле?> 44Ви" (стабилен). Здесь изотоп с атомным номером 43 имеет период полураспада примерно 200 000 лет. Этот изотоп, между прочим, имеет самое большое время жизни из всех найденных до сих пор радиоактивных продуктов деления урана. Изотоп с массовым числом 99 элемента с атомным номером 43 в настоящее время можно получить в достаточных количествах и в почти чистой форме. Элемент с атомным номером 61 получается в цепочке распада И дней _ 2,5 года __ 60Nd147-----> 61147 -------> 62Sm147. Этот изотоп с периодом полураспада 2,5 года и массовым числом 147 — один из самых долгоживущих изотопов элемента с атомным номером 61. Эти элементы более подробно рассмотрены в гл. 16. Среди продуктов деления были обнаружены небольшие количества изотопов 3бВг82, 37ВЬ86 и 65Cs136; они представляют интерес потому, что являются примерами экранированных ядер (см. примечание 2 на стр. 393). Каждый из этих изотопов имеет два стабильных изобара с атомными номе- рами на единицу большим и на единицу меньшим; так, например, 35Вг82 «экранирован» стабильными изотопами 34Se82 и 3бКг82. Изотоп Вг82 и дру- гие экранированные изотопы не могут представлять собой продукты положительного или отрицательного [3-распада, так как положения, кото- рые должны были бы занимать исходные радиоактивные изотопы, уже заполнены стабильными изотопами. Отсюда следует, что экранированные изотопы, наблюдаемые среди продуктов деления, или представляют собой
III. Продукты деления ядер 429 первичные осколки деления, или возникают в результате испускания мгновенных нейтронов сильно возбужденными ядрами, образующимися при расщеплении ядра урана (§ 6 настоящей главы). В заключение нужно отметить, что деление урана позволило получит; большое число радиоактивных изотопов, которые нельзя получить путем обычной бомбардировки. Отношение числа нейтронов к числу протонов в продуктах, образующихся в последнем случае, не очень отличается от этого отношения для стабильных изотопов. Однако вследствие высокого значения отношения числа нейтронов к числу протонов в уране продукты деления имеют гораздо более высокие значения этого отношения, чем те, которые можно получить другими известными способами. Некоторые из этих изотопов могут иметь практическое значение. Во всяком случае, расширяя область наших знаний; они помогают решить некоторые еще не разрешенные вопросы, касающиеся строения ядер.
Глава 14 ИСПОЛЬЗОВАНИЕ ЯДЕРНОЙ ЭНЕРГИИ I. ЭНЕРГИЯ ДЕЛЕНИЯ ЯДЕР § 1. Понятие об атомной энергии Представления о том, что атом может служить источником энергии, развились на рубеже 20 века главным образом в результате открытия радиоактивности. Тот факт, что некоторые атомы могут самопроизвольно испускать электрически заряженные частицы, способные вызывать иони- зацию и воздействовать на фотографическую пластинку, свидетельствовал о выделении энергии. Возникал вопрос: откуда берется эта энергия? На этот счет существовали две различные точки зрения. В статье, опубли- кованной в 1902 г., Пьер и Мария Кюри, не делая окончательных выводов, писали: «Каждый атом радиоактивного вещества ведет себя как постоян- ный источник энергии1)... При попытке определить происхождение радио- активной энергии могут быть сделаны различные предположения, которые сводятся к двум основным гипотезам: согласно первой, каждый радиоактив- ный атом в некотором состоянии обладает потенциальной (внутренней) энергией и эта энергия выделяется; согласно второй, радиоактивный атом представляет собой механизм, постоянно извлекающий извне энергию, которую он затем испускает». Предположение, согласно которому радиоактивный элемент может извлекать из окружающей среды или внешнего излучения энергию, которая расходуется затем на испускание а- и р-частиц, противоречит второму зако- ну термодинамики; тем не менее, оно получило значительную поддержку Крукса и Кельвина. Но существовало и противоположное мнение, которого придерживались Беккерель и в особенности Резерфорд и Содди, согласно которому радиоактивная энергия является внутренней энергией самого атома; эта точка зрения была поддержана большинством ученых. Между прочим, именно при обсуждении вопроса о радиоактивной энергии Резерфорд и Содди выдвинули предположение о том, что не толь- ко радиоактивные, но и вообще все атомы обладают большими количества- ми энергии. В 1903 г. они писали: «Все эти рассуждения приводят к заклю- чению, что энергия, скрытая в [радиоактивном] атоме, должна быть чрез- вычайно большой по сравнению с той, которая освобождается при обычных химических изменениях. Но радиоактивные элементы ничем не отличаются от остальных элементов по своим химическим и физическим свойствам... х) Супруги Кюри ошибочно считали, что источник энергии остается постоянным, так как, по их словам, «эксперименты, проводившиеся в течение нескольких лет, пока- зали, что для урана, тория, радия и, возможно, актиния... активность не меняется со временем». Упомянутые элементы имеют относительно большой период полураспада, и, конечно, никакие изменения активности в течение нескольких лет наблюдаться не могли.
I, Энергия деления ядер 431 Поэтому нет оснований считать, что такими огромными запасами энергии обладают лишь радиоактивные элементы. Кажется вероятным, что атомная энергия вообще имеет большой поря- док величины, хотя отсутствие [радиоактивных] изменений не позволяет проявиться ее существованию». В 1904 г. известный английский физик и астроном Джинс предло- жил объяснение радиоактивной энергии, которое, как оказалось позднее, содержало зерно истины, хотя и было основано на ошибочном представле- нии, что всякая масса имеет электромагнитное происхождение. «Взаимное уничтожение двух натяжений эфира [электрических зарядов] противо- положного знака, т. е. соединение положительного и отрицательного ионов,— писал он,— по-видимому ...является результатом исчезновения некоторого количества массы... [а] процесс радиоактивности, вероятно, состоит в увеличении материальной энергии за счет разрушения некоторого количества материи»1). Другими словами, Джинс считал, что энергия, связанная с радиоактивностью, есть результат взаимного уничтожения в атоме положительного и отрицательного зарядов. Согласно принятой в настоящее время точке зрения, такое уничтожение обязательно должно приводить к освобождению энергии (гл. 3, § 22), однако маловероятно, что- бы радиоактивная энергия возникала таким образом. Объяснение энергии радиоактивности и вообще атомной энергии мож- но дать при помощи соотношения Эйнштейна, выражающего эквивалент- ность массы и энергии (гл. 3, § 19). Энергия, выделяющаяся при радио- активных изменениях, эквивалентна разнице в массах материнского атома, с одной стороны, и атома дочернего элемента и испускаемой частицы (или частиц), с другой. Интересно упомянуть, что хотя Эйнштейн и не зани- мался детально вопросом об энергии радиоактивности, однако в 1905 г. он указал, что изучение радиоактивности может послужить проверкой соотношения между массой и энергией. Такое же предположение было сде- лано восемью годами позднее в Германии Свинне, который считал, что соот- ношение Эйнштейна можно проверить путем тщательного измерения атом- ных весов радиоактивных элементов. Однако ожидаемые эффекты очень малы и их трудно было бы обнаружить, особенно при работе с радиоактив- ными материалами. Несмотря на отсутствие в то время какого-либо прямого подтвержде- ния соотношения Эйнштейна, оно, по-видимому, оказало влияние на раз- витие взглядов на происхождение атомной энергии. Было ясно, что энер- гия атома связана с изменениями в массе, обусловленными упаковкой в нем составляющих его частиц. Милликен в своей книге «Электрон» пишет: «Спустя некоторое время после 1905 г. [когда было опубликовано уравнение Эйнштейна] во многих физических лабораториях обсуж- дался вопрос об упаковочных коэффициентах как об источнике энергии; и хотя кривая Астона [фиг. 86], появилась только в начале 20-х годов, основные факты об энергии «атомных упаковочных коэффициентов» широко обсуждались, а для некоторых атомов даже разрабатывались количествен- но... задолго до этого времени». Особо следует отметить подробное обсуждение этого вопроса Харкинсом и Вильсоном в 1915 г. Основывая свои рассуждения на предположении, согласно которому все атомы построены из водоро- да, т. е. из равного числа протонов и электронов, они связали х) Выделение из атома энергии всегда сопровождается уменьшением его массы. Джинс неудачно называет это явление разрушением материи.— Прим, ред.
432 Глава 14, Использование ядерной энергии устойчивость атомов с сопровождающими ее потерей массы и выде- лением эквивалентного количества энергии. Энергия, выделяющаяся при образовании одного грамм-атома (4,00 г) гелия из четырех грамм-ато- мов водорода, оказалась равной примерно 1012 кал, в то время как для обычных химических реакций порядок величины энергии составляет от 103 до 106 кал, «Энергия, характерная для обычных химических реак- ций,— писали Харкинс и Вильсон,— чрезвычайно мала по сравнению с энергией, связанной с образованием элементов». В этой же связи следует упомянуть слова известного астронома и мате- матика Эддингтона, сказанные им в 1920 г. в обращении к физико-матема- тическому отделению Британской ассоциации: «Звезда черпает свою энер- гию из какого-то огромного резервуара... Этот резервуар едва ли может представлять собой что-либо иное, кроме зацаса внутриатомной энергии, которая, как известно, в изобилии имеется в любой материи; иногда мы мечтаем о том, что человек когда-нибудь научится освобождать эту энер- гию и использовать ее для своих нуж,ц». Далее, он предположил, что в звез- дах энергия освобождается в результате соединения атомов водорода с обра- зованием более сложных элементов, в частности атомов гелия. Опубликование в 1927 г. кривой Астона для упаковочных коэффи- циентов (гл. 12, § 1) возродило интерес к проблеме атомной энергии, одна- ко он по-прежнему не выходил за рамки академического обсуждения. В начале 30-х годов этого столетия развитие различных методов ускорения заряженных частиц (гл. 9) привело к открытию ядерных реакций, сопро- вождающихся выделением большого количества энергии, и интерес к атом- ной энергии значительно увеличился. Вновь открытые процессы отличались от радиоактивности в том отношении, что они могли контролироваться и не ограничивались элементами с большими массовыми числами. Тем не менее они давали мало перспектив для практического приме- нения атомной энергии. О причине этого можно сказать словами Резерфор- да из его лекций о «Новой алхимии», опубликованных в 1937 г.: «Энергия, выделяющаяся при превращении атома лития под действием дейтрона в реакции Li6 (d, а)Не4, составляет 22,5 Мэв, т. е. почти вдвое больше энер- гии распада любого радиоактивного атома. Так как это превращение мож- но осуществить при энергии дейтрона 20 000 эв, ясно, что такой отдельный процесс дает большой выигрыш в энергии. С другой стороны, лишь один из 108 дейтронов является эффективным, так что в целом гораздо больше энергии потребляется, чем испускается в результате превращения... [Следовательно], перспектива получения полезной энергии при искусствен- ных процессах превращения не выглядит обещающей». В своих лекциях об «Атомах, новых и старых», прочитанных в 1938 г., Лоуренс (гл. 9, § 12) выразил свою точку зрения о перспективах использо- вания атомной энергии следующими словами: «Возможность освобождения внутриатомной энергии на практических и выгодных основаниях... [яв- ляется вопросом] интересным для каждого, в связи с чем этот вопрос так широко обсуждается. Однако в настоящее время дело обстоит так, что хотя мы знаем, что материя может быть превращена в энергию1), мы ясно созна- ем, что разрушение ядерного вещества для получения энергии не сулит больших перспектив, чем охлаждение океана... и использование его тепла для производства полезной работы... Тем не менее установление великого принципа эквивалентности массы и энергии является краеугольным кам- нем в развитии физической теории». Э См. примечание 1 на стр. 95.— Прим, ред.
I. Энергия деления ядер 433 § 2. Деление ядер как источник энерггьи В начале 1939 г. перспективы использования ядерной энергии резко изменились в связи с открытием деления ядер (гл. 13). При делении урана тепловой нейтрон с энергией около 0,03 эв освобождает энергию 200 Мэв, так что выделяемая энергия в несколько миллиардов раз превышает энергию, которую несет данная частица. Однако значение деления ядер состоит не только в этом. Существенным моментом является то, что этот процесс сопровождается освобождением нейтронов, способных вызывать деление других ядер урана (гл. 13, § 6); эти нейтроны дают еще больше нейтронов, вызывающих дальнейшие деления, и т. д. Таким образом, в принципе один нейтрон может дать начало разветвленной цепи делений, причем число ядер, участвующих в делении, будет возрастать с огромной скоростью. Предположим для простоты, что на каждое ядро, подвергающееся делению, освобождается два нейтрона; если каждый из них вызовет новое деление с освобождением в каждом случае двух нейтронов, то образуются уже четыре нейтрона. Они могут вызвать деление еще четырех ядер урана, что сопровождается испусканием восьми нейтронов; теоретически цепь продолжается до тех пор, пока не останется больше делящихся ядер. Таким образом, процесс деления отличается от других ядерных реак- ций в весьма существенном отношении: если в остальных ядерных реак- циях каждая случайная частица 'вызывает превращение только одного ядра, то в процессе деления один нейтрон может теоретически привести к делению всего урана в мишени. Следовательно, начальный нейтрон ведет себя подобно спичке, служащей для зажигания горючего материала: тепло пламени спички вызывает горение части горючего материала, а ре- зультирующее тепло вызывает горение других порций — до тех пор, пока весь материал не сгорит и вся энергия не выделится. Горение представ- ляет собой тепловой цепной процесс. При делении же цепной процесс под- держивается при помощи нейтронов. Прежде чем продолжать дальнейшее обсуждение возможностей ядер- ного деления, интересно подсчитать энергию деления в единицах, исполь- зуемых в технике. В гл. 3, §8 было сказано, что 1 Мэв эквивалентен 1,60 X X 10"6э/?з, так что 200 Мэв, выделяющихся при одном акте деления, равны 3,20-10"4 эрг, или 3,20-10-11 вт-сек1 2). Следовательно, для получения энер- гии 1 вт-сек требуется 3,1 -1010 делений; другими словами, деление со ско- ростью 3,1 • 1010 делений в 1 сек соответствует мощности 1 вт. Если энергию, выделяющуюся при одном делении, умножить на число Авогадро, т. е. на 6,02 -1023 (гл. 1, § 22), то в результате получится энергия, выделяющаяся при делении 1 грамм-атома2), т. е. при делении 235 г ура- на-235, 233 г урана-233 или 239 г плутония-239. Таким образом, она равна 6,02-1023-3,20-10~4= 1,93-1020 эрг, или1,93-1013 вт-сек. Если пренебречь малой разницей в массе трех делящихся веществ, то отсюда следует, что в результате полного деления 1 г освобождается 8,2-1017 эрг, т. е. 8,2х Х1010 вт-сек, или 8,2-107 кет-сек*, это эквивалентно8,2-107/3600 = 2,3х X 104 кет-час. Мощность, соответствующая делению 1 г урана или плутония в день, равна, таким образом, 0,96-103явга, или приближенно 1000 кет, 3) Ватт (вт) есть единица мощности, т. е. скорости производства или потребления энергии, равная 107 эрг/сек-, 1 кет равен 1000 вт. Другой часто применяемой практиче- ской единицей является лошадиная сила (л. с.), равная 736 вт. 2) 1 грамм-атом, т. е. количество граммов, равное атомному весу* содержит 6,02-1023 отдельных атомов (число Авогадро). 28 с. Глесстон
434 Глава 14. Использование ядерной энергии т. е. миллиону ватт, или! мгвт. Чтобы получить такое количество тепловой энергии, необходимо сжечь более 3 т угля или примерно 3000 л нефти. Это показывает, насколько больше порядок величины ядерной энергии по сравнению с химической энергией (гл. 12, § 2). § 3. Цепная ядерная реакция Возможность цепной ядерной реакции при делении урана под действи- ем нейтронов обсуждалась в марте 1939 г. Халбаном, Фредериком Жолио- Кюри и Коварским во Франции, Ферми в Соединенных Штатах и, несом- ненно, многими другими физиками в Европе и в Америке. Если бы такая цепная реакция могла быть осуществлена, то появились бы перспективы того, что освобождение атомной, или, более правильно, ядерной, энергии1) станет практически полезным и экономически выгодным. Естественно, что этот вопрос привлек широкий и активный интерес мировой науки; однако серьезному обсуждению подверглась только одна его сторона. Если энер- гия деления будет освобождена за очень короткий промежуток времени (что вполне возможно, так как ядерные процессы протекают быотро), то цепная реакция может привести к катастрофическому взрыву2 *). Если, как предполагалось выше, число нейтронов, а значит, и число ядер, подвергающихся делению, в каждом поколении удваивается, то, начиная с одного нейтрона, число нейтронов будет непрерывно возрастать в следующем порядке: 1, 2, 4, 8, 16, 32, 64,... Через 80 поколений в этой системе будет находиться 1024 нейтронов, чего более чем достаточно для деления каждого из ядер, находящихся в одном грамм-атоме урана, т. е. примерно в 240 г. Вся освободившаяся энергия будет эквивалентна при- мерно 5 миллионам киловатт-часов — и все это за счет одного нейтрона с чрезвычайно малой энергией! Время, требуемое для самого процесса деления, очень мало, и поэтому промежуток между последовательными поколениями определяется време- нем, необходимым для захвата свободного нейтрона ядром урана. Если считать его равным примерно 10’8 сек для быстрого нейтрона, то восьми- десятое поколение, в котором образуется 1024 нейтронов, будет достигнуто менее чем за миллионную долю секунды. Освобождение огромного коли- чества энергии за столь короткий промежуток времени приведет к страш- ному взрыву. Следует помнить, однако, что этот энергетический расчет основан на том постулате, что каждый нейтрон, освободившийся при деле- нии каждого ядра урана, вызывает деление другого ядра. В действитель- ности, как будет показано ниже, некоторая доля нейтронов поглощается в процессах захвата без деления; кроме того, часть нейтронов может сов- i) Так как энергия деления в действительности возникает благодаря уменьшению массы ядра, что является результатом перераспределения протонов и нейтронов, то ее правильно называть ядерной энергией. Тем не менее широко употребляется исторически сложившееся наименование «атомная энергия»; хотя оно не совсем точно, но оправдано, так как ядро является частью атома. 2) Еще в 1934 г. Сциллард выдвинул идею о том, что цепная реакция может быть основана на реакции Be9(n, 2n) Be8 (или 2Не4 * * *), в которой при захвате одного нейтрона выделяются два нейтрона, что сопровождается освобождением энергии. В следующем году в Англии на эту идею был оформлен патент, причем она была расценена как сек- ретная и принадлежащая Британскому правительству. Причиной такой секретности послужило мнение Сцилларда, что, если цепная реакция возможна, она может быть использована для произврдства мощных взрывов. Хотя в общих чертах это справед- ливо, однако теперь известно, что цепная реакция на бериллии невозможна, так как для реакции (и, 2и) требуются нейтроны высоких энергий, в то время как выделя- ющиеся нейтроны имеют относительно малую энергию, так что цепная реакция под- держиваться не может.
I. Энергия деления ядер 435 сем уйти из системы. Следовательно, положение не такое простое, как можно было бы думать; тем не менее если потеря нейтронов не очень велика, то возможность цепной реакции и взрыва остается. В первые месяцы 1939 г. ученые разделились на две группы: одни из них сомневались в возможности осуществить цепную ядерную реакцию, другие же полагали, что цепная реакция деления возможна, хотя и не обязательно должна привести к взрыву. Считалось, что если соль урана растворить в воде, то быстрые нейтроны, образующиеся при делении, будут замедляться, вследствие чего скорость распространения цепной реакции деления уменьшится, а следовательно, уменьшится и вероятность взры- ва. Далее, Адлер и Халбан и независимо Перрен во Франции предположи- ли, что введение в систему уран—вода вещества, подобного кадмию, кото- рый сильно поглощает медленные нейтроны (гл. 11, §15), позволит управ- лять цепной реакцией. Отвод достаточного числа нейтронов, очевидно, будет препятствовать продолжению цепи и может даже остановить реак- цию. § 4. Возможность создания атомной бомбы Изложенные выше представления основывались в значительной сте- пени на умозрительных рассуждениях; ясно, что для того, чтобы сделать какие-либо определенные выводы, необходимы были дальнейшие экспери- ментальные данные. Казалось очевидным, что можно избежать разру- шительного взрыва путем использования воды или других материалов для замедления нейтронов, а также включения в систему веществ с большим сечением поглощения медленных нейтронов, но нельзя было сказать что- либо определенное об условиях возникновения цепной реакции деления. Однако к середине 1940 г. было накоплено достаточное количество дан- ных, свидетельствующих о том, что при определенных условиях цепной реакцией под действием медленных нейтронов, по-видимому, можно управ- лять. Наоборот, при осуществлении цепной реакции с быстрыми нейтро- нами можно сделать так, чтобы реакция пошла с чрезвычайно большой скоростью; это дает возможность построить бомбу огромной разрушитель- ной силы, использующую атомную энергию, т. е. так называемую атомную бомбу1). Ввиду таких возможностей было решено в интересах национальной безопасности воздерживаться от публикации любых открытий, относящих- ся к ядерному делению. Как мы видели в гл. 13, в то время было хорошо известно, что уран-235, составляющий 0,72% обычного урана, т. е. 1 часть на 139 его частей, делится под действием медленных (тепловых) нейтронов и в меньшей степени под действием быстрых нейтронов, причем поперечное сечение деления уменьшается с увеличением скорости нейтронов (или их энергии). Однако наиболее распространенный изотоп урана с массовым числом 238 не подвергается делению под действием медленных нейтронов, но делится под действием быстрых нейтронов. В 1939 г. было также извест- но, что каждое ядро урана-235, подвергающееся делению под действием медленных нейтронов, испускает от двух до трех нейтронов с высокими энергиями; подавляющее большинство из них являются мгновенными ней- тронами, которые испускаются одновременно с процессом деления, и толь- ко малую их долю (примерно 0,75%) составляют запаздывающие нейтроны. г) Подробная история проекта, который привел к производству таких бомб, дана в отчете Смита «Атомная энергия для военных целей» (см. примечание 1 на стр. 237). Этот отчет охватывает материал настоящей главы с § 2 по § 14. 28*
436 Глава 14. Использование ядерной энергии Все эти факты имеют отношение к практическому осуществлению цеп- ной ядерной реакции; кроме того, к концу 1940 г. или началу 1941 г. стали известны новые данные, имеющие большое значение. Было известно, что ядро урана-238 имеет довольно большое сечение резонансного захвата медленных нейтронов с энергиями от 5 до 100 эв, который приводит в про- цессе реакции (п, у) к образованию урана-239 (гл. 11, §8). Следовательно, хотя уран-238 и не подвергается делению под действием медленных нейтро- нов, он может захватывать некоторые из них и, таким образом, препятство- вать протеканию цепной реакции в уране-235. В уране-239 медленные ней- троны скорее всего будут производить деление, но этот искусственный изотоп имеет период полураспада всего 23,5 мин и в процессе испускания отрицательных |3-частиц распадается с образованием нептуния-239. Послед- ний также является источником |3-излучения с периодом полураспада 2,3 дня; продуктом его распада является долгоживущий искусственный элемент плутоний-239; как мы видели в гл. 13, это вещество делится под действием медленных, а следовательно, и быстрых нейтронов1). Хотя уран-238 делится под действием быстрых нейтронов,представ- ляется маловероятным, чтобы в этом веществе (или в природном уране) могла поддерживаться цепная реакция с быстрыми нейтронами. Кроме захвата ураном-238 нейтронов без деления, для такого утверждения имеется более важная причина. В результате неупругих столкновений с ураном (гл. 11, § 10) энергия нейтронов, образовавшихся при делении, очень быстро уменьшается до величины ниже 1 Мэв, вследствие чего нейтроны не могут больше вызывать в уране-238 заметного количества делений. Зато уран-235 делится под действием нейтронов любых энергий. Следовательно, уран, значительно обогащенный изотопом с массовым числом 235, может быть использован в так называемой атомной бомбе. Вследствие утечки нейтро- нов через внешнюю поверхность, относительная роль которой уменьшается с увеличением размеров, для развития цепной реакции, приводящей к взрыву, очевидно, необходимо какое-то минимальное количество деля- щегося материала (см. § 14 ). Предварительные оценки показывают, что этот минимум должен лежать где-то между 1 и 100 кг чистого урана-235. Согласно вычислениям, приведенным в § 2 настоящей главы, энергия, освобождающаяся при полном делении 1 кг урана-235, приблизительно рав- на 8,2-1020 эрг (2-1010 ккал), что эквивалентно энергии взрыва 20 000 т тринитротолуола. В силу того значения, которое атомная бомба может иметь для военных целей, необходимо было рассмотреть возможности выделения в крупных масштабах урана-235 из обычного урана. Трудности, стоящие на пути решения этой проблемы, очевидны. Ее изучение было начато летом 1940 г.; было испытано несколько методов, из которых, как упоминалось в гл. 8, наиболее успешным оказался метод газовой диффузии гексафторида урана. Одновременно с разработкой методов выделения урана-235 шло иссле- дование плутония-239, полученного, как было указано выше, в результате действия нейтронов на уран-238. Поскольку предполагалось, что плутоний делится под действием как медленных, так и быстрых нейтронов, было ясно, что он может заменить при производстве атомных бомб уран-235. Поэтому стал рассматриваться вопрос о производстве плутония в заметных количествах. Этот вопрос связан с проблемой действия систем, в которых идет управляемая цепная реакция; он изложен в § 12 настоящей главы. т) Свойства нептуния, плутония и других трансурановых элементов более подроб- но описаны в гл. 16.
II. Системы, в которых осуществляется цепная ядерная реакция 437 II. СИСТЕМЫ, В КОТОРЫХ ОСУЩЕСТВЛЯЕТСЯ ЦЕПНАЯ ЯДЕРНАЯ РЕАКЦИЯ § 5. Условия для управления цепной реакцией Чтобы выяснить, осуществима ли управляемая цепная реакция на медленных нейтронах, необходимо прежде всего решить, какие вещества пригодны для уменьшения скорости нейтронов, т. е. могут служить замед- лителями (гл. 11, § 7). Из предварительных экспериментов, проведенных Халбаном и его сотрудниками во Франции, следует, что цепная реакция под действием медленных нейтронов может поддерживаться в растворе соли урана в обыкновенной воде. Однако вскоре стало ясно, что относительно большое сечение поглощения медленных нейтронов водородом исключает использование воды в качестве замедлителя по крайней мере для урана, содержащего обычную долю изотопа с массовым числом 235. Из других веществ, упомянутых в гл. 11 в качестве возможных замед- лителей, наиболее перспективны, по-видимому, тяжелая вода (окись дейтерия) и углерод. Пригоден и бериллий, но вряд ли можно надеяться на получение в чистом виде нужных количеств этого элемента. Французы, очевидно, решили ставить опыты на тяжелой воде1), однако в Соединенных Штатах, по предложению Ферми и Сцилларда, все попытки были сконцен- трированы на использовании в качестве замедлителя более доступного углерода (в виде графита). В то же время в сотрудничестве с канадскими учеными были предприняты шаги для ускорения производства тяжелой воды в крупных масштабах (гл. 8, § 21). Однако хорошие результаты, полученные при применении графита, а также удобство использования твердых замедляющих материалов отвели тяжелой воде относительно не- большую роль в работах по атомной энергии всенного времени. Она стала широко применяться только в послевоенные годы. Во время войны немецкие ученые под руководством Гейзенберга (гл. 3, § 12) ставили опыты с системой, состоящей из большого числа урановых металлических блоков, общим весом в 1,5 т, подвешенных в бассейне, содержащем 1,5 т тяжелой воды; в этой, системе был также использован графитовый отражатель. Согласно Гейзенбергу, этого было недостаточно для поддержания цепной реакции. Однако до того, как стало возможным дальнейшее увеличение количества урана, войска Соединен- ных Штатов (22 апреля 1945 г.) заняли деревню Хайгерлох, где в скале находился подвал, в котором проводились последние опыты. Для поддержания цепной реакции нет необходимости, чтобы каждый нейтрон, полученный при делении, мог вызвать другое деление. Минималь- ное условие состоит лишь в том, чтобы при делении каждого ядра произво- дился в среднем по крайней мере один нейтрон, вызывающий деление дру- гого ядра. Это условие удобно выразить, вводя коэффициент размножения, или коэффициент воспроизводства системы, определяемый как отношение числа нейтронов какого-либо одного поколения к числу нейтронов г) В июне 1940 г., когда Франция потерпела военное поражение, Халбан и Ковар- ский бежали в Англию, захватив с собой около 160 л тяжелой воды, полученных из Норвегии. Было ясно, что этого количества недостаточно для цепной реакции, но с его помощью к концу 1940 г. были получены, по-видимому, достаточно надежные данные, указывающие, что в системе с ураном и тяжелой водой может поддерживаться цепная реакция. Однако даже до того, как были получены сколько-нибудь надежные сведения, Национальный центр научных исследований (орган французского правительства) оформил 1 мая 1939 г. заявку на швейцарский патент наядерный реактор, использую- щий тяжелую воду в качестве замедлителя.
438 Глава 14. Использование ядерной энергии в поколении, непосредственно ему предшествовавшем. Если коэффициент размножения к равен единице или немного больше, то цепная реакция воз- можна; если же к хотя бы немного меньше единицы, то цепная реакция поддерживаться не сможет. Предположим, например, что первое поколение содержит 100 нейтронов; если коэффициент размножения равен единице, то к началу второго поколения будет 100 нейтронов, к началу третьего — 100 и т. д. Однажды начавшись, реакция будет продолжаться с той же ско- ростью, что и вначале. Если к больше единицы, например равно 1,05, то, начав со 100 нейтро- нов, можно получить к началу второго поколения 100-1,05 = 105 нейтро- нов, к началу третьего поколения — 105-1,05 нейтронов, к началу п-го поколения — 100• (1,05)п-1 нейтронов. Это означает, что, например, при п = 100 в сотом поколении будет 13 000 нейтронов. Таким образом, не- скольких нейтронов может быть достаточно для начала быстро растущей цепной реакции. Чтобы такая система не вышла из-под контроля, необхо- димо ввести в нее поглотитель нейтронов. С другой стороны, если коэф- фициент размножения меньше единицы и равен, например, 0,95, то число нейтронов к следующему поколению уменьшится от 100 до 95, к третьему поколению — до 95-0,95 и т. д. К началу сотого поколения в системе оста- нется не более одного нейтрона, способного вызвать деление. Поэтому очевидно, что цепная реакция при таких условиях протекать не может. Значение коэффициента размножения любой системы, состоящей из урана и замедлителя, зависит от того, в какой мере нейтроны участвуют в следующих основных процессах: а) полная потеря нейтронов за счет их вылета из системы, б) захват без деления как результат реакции (п, у) с ураном-238, в) захват без деления, часто называемый паразитическим захватом, т. е. захват замедлителем и различными посторонними вещества- ми, такими, как примеси в уране и замедлителе, а также продуктами деле- ния, и, наконец, г) захват с делением на медленных нейтронах ураном-235 или на быстрых нейтронах как ураном-238, так и ураном-235. Во всех четырех процессах нейтроны удаляются из системы, но в четвертом про- цессе, а именно в реакции деления, взамен исчезнувших появляются новые нейтроны. Следовательно, если число нейтронов, полученных в последнем процессе, превосходит общее число нейтронов, потерянных вследствие выле- та из системы и захвата как с делением, так и без него, то в каждом поколе- нии будет получаться добавочное число нейтронов. При этом коэффициент размножения превысит единицу и цепная реакция будет возможна по крайней мере в принципе. Для вычисления коэффициента размножения данной системы, содер- жащей уран и замедлитель, было предложено несколько методов. Наиболее прямой метод был предложен Ферми и развит как им самим, так и Вигне- ром и другими сотрудниками, работавшими во’ время войны в Соединен- ных Штатах над проблемой атомной энергии. Мы опишем здесь в общих чертах лишь подход к решению этой задачи. § 6. Коэффициент размножения бесконечной среды Из четырех процессов, упомянутых в предыдущем параграфе, послед- ние три, а именно «б», «в» и «г», зависят только от состава системы, в кото- рой идет цепная реакция, т. е. от природы имеющихся в ней материалов, их относительных количеств и расположения. На первый процесс, часто называемый утечкой нейтронов, влияет геометрия, т. е. размеры и форма системы. Поэтому удобно разделить коэффициент размножения на две ча-
II. Системы, в которых осуществляется цепная ядерная реакция 439 сти, одна из которых является свойством материалов, а другая зависит от геометрии системы. Первая величина называется коэффициентом раз- множения бесконечной среды и обозначается символом к^. Она определяется как отношение числа нейтронов в каком-либо поколении к их числу в непо- средственно предшествовавшем поколении в системе бесконечно больших размеров. Отсюда, согласно определению коэффициента размножения к, данному в предыдущем параграфе, следует, что к^ есть значение коэффи- циента размножения для системы, размеры которой столь велики, что поте-* рей нейтронов вследствие утечки можно пренебречь. Это можно записать в виде к = к^Р, где Р — вероятность того, что нейтрон избежит утечки, зависящая от гео- метрии системы; другими словами, Р — вероятность того, что нейтрон, образовавшийся при делении, останется в системе конечных размеров и не выйдет из нее до поглощения. Чтобы различать коэффициенты к и Лоо, первый обычно называют эффективным коэффициентом раз- множения. Для выражения коэффициента размножения бесконечной среды через измеримые и вычисляемые величины следует рассмотреть судьбу какого- нибудь конкретного поколения нейтронов. Предположим, что вначале в системе, состоящей из природного урана и замедлителя, например гра- фита, присутствует п быстрых нейтронов этого поколения. До того как их скорость заметно уменьшится, некоторые из этих нейтронов вызовут деле- ние ядер урана-238 и очень малое число нейтронов вызовет деление ядер урана-235 (ввиду его очень малого относительного содержания). Так как в каждом акте деления образуется более чем один быстрый нейтрон, число нейтронов, способных вызвать деление, в результате слегка возрастет. Этот эффект можно учесть умножением п на величину 8, которая называет- ся коэффициёнтом размножения на быстрых нейтронах и немнего превы- шает единицу (часто она равна 1,03). По мере того как п& нейтронов движутся в системе с ураном и замедли- телем, они испытывают много упругих столкновений с ядрами замедлителя (графита) и неупругих столкновений с ядрами урана, в результате чего их скорость и энергия быстро уменьшаются. По мере замедления нейтронов их энергия проходит через резонансную область от 6 до 200 эв и появляет- ся вероятность захвата некоторых нейтронов. Это учитывается введением коэффициента р, характеризующего вероятность избежать резонансного захвата. Он всегда меньше единицы и определяет вероятность того, что быстрый нейтрон достигнет тепловой области, не поглотившись при захва- те без деления. Следовательно, п&р — это число нейтронов, сохранившихся в системе после замедления до тепловых скоростей, если первоначально в системе имелось п нейтронов. Величина р, как будет видно ниже, зависит в основном от относительного количества в системе урана и графита, а так- же от их расположения. Когда в результате замедления нейтроны приобре- тают тепловые энергии и их энергетическое распределение становится при- близительно постоянным (гл. 11, § 7), они движутся в веществе до тех пор, пока не поглотятся либо ураном, либо графитом, либо примесями и другими веществами, которые могут находиться в системе. Пусть величина /, назы- ваемая коэффициентом использования тепловых нейтронов, определяет долю тепловых нейтронов, поглощенных ядрами урана, из которых неко- торые подвергаются делению. Тогда mpf представляет собой число нейтро- нов, захваченных ядрами урана. Коэффициент использования тепловых
440 Глава 14. Использование ядерной энергии нейтронов, так же как и вероятность избежать резонансного захвата, зави- сит от состава урано-графитовой смеси, а также от ее расположения. Наконец, пусть ц — среднее число быстрых нейтронов, выделяющихся при поглощении ураном каждого теплового нейтрона; тогда nzpfx\ будет представлять собой число быстрых нейтронов, образовавшихся в резуль- тате впуска в систему п первоначальных нейтронов. Таким образом, п быстрых нейтронов первого поколения дадут nzpjv^ таких же нейтронов во втором поколении, так что коэффициент размножения бесконечной среды Лоо, согласно его определению, дается следующим выражением: fcoo = (14.1) При создании системы, в которой должна идти самоподдерживающаяся цепная реакция, необходимо, как указано выше, добиться, чтобы эта величина практически была несколько больше единицы. Чтобы цепная ядерная реакция, раз начавшись, сама себя поддержи- вала, необходимо, чтобы р и / были возможно больше, хотя они, конечно, всегда меньше единицы. К сожалению, изменения относительных количеств урана и замедлителя, в результате которых увеличивается один из этих коэффициентов, приводят к уменьшению другого. Если система будет со- держать большое по сравнению с ураном количество замедлителя, то веро- ятность избежать резонансного захвата р увеличится, так как будет более вероятно, что нейтроны достигнут тепловой области, не испытав резонанс- ного захвата ураном-238. В то же время уменьшение количества урана, а значит, и уменьшение числа ядер урана-235, означает, что коэффициент использования тепловых нейтронов / уменьшится. Подобным же образом легко установить, что при уменьшении количества замедлителя по отно- шению к урану величина р также уменьшится, но одновременно увеличится /. Поэтому на практике для поддержания цепной реакции необходимо найти такой состав системы, который дает максимум произведения pf. Одним, довольно очевидным способом, с помощью которого можнп преодолеть трудность, связанную с взаимно противоположными изменения- ми величин р и /, является использование «обогащенного» урана, т. е. ура- на, содержащего в большом количестве изотоп с массовым числом 235. При данном количестве замедлителя это увеличит как р, так и /, поскольку вероятность избежать резонансного захвата ураном-238 и вероятность теп- лового деления урана-235 увеличатся. Следовательно, путем применения обогащенного урана можно уменьшить количество замедлителя и тем не менее иметь возможность управлять цепной реакцией. Об использовании обогащенного урана в системах, в которых поддерживается цепная реак- ция, будет сказано в гл. 15. § 7. Гомогенные и гетерогенные системы Выше было упомянуто, что величины р и / зависят от расположения урана и замедлителя. Простейшим их расположением была бы однородная смесь графита и урана—либо в виде металла, либо в виде соединения. Система с таким расположением называется гомогенной системой. Однако вычисления, основанные на измерении сечений поглощения и рассеяния нейтронов различных энергией, показали, что максимальная возможная величина для гомогенной системы с природным ураном и графитом равна- 0,80. Следовательно, поддержание цепной реакции в такой системе невоз-
II, Системы, в которых осуществляется цепная ядерная реакция 441’ можно. Однако Ферми и Сциллард показали, что для данного соотноше- ния урана и графита коэффициент размножения бесконечной среды можно увеличить, если построить гетерогенную систему, т. е. систему, состоящую из довольно крупных блоков урана (или его окиси), вставленных в графи- товую массу. При впуске в урановый блок нейтронов с энергиями, лежащими в резо- нансной области, в которой сечение поглощения очень велико, почти все они захватываются внешними слоями. В результате материал, находящий- ся внутри, не будет участвовать в поглощении резонансных нейтронов. Поэтому резонансное поглощение нейтронов ядрами урана в блоке будет больше, чем в том случае, когда уран распределен в виде отдельных ато- мов или очень малых частиц. Таким образом, применение решетки, состоя- щей из урановых блоков, увеличивает величину р — вероятность избе- жать резонансного поглощения. Правда, это сопровождается уменьшением коэффициента использования тепловых нейтронов /, но это уменьшение' относительно мало. Теоретические расчеты, подтвержденные эксперимен- тальными измерениями, показывают, что применение блоков, по крайней мере вплоть до некоторого размера, дает увеличение р, большее, чем умень- шение /, т. е. при использовании относительно крупных кусков урана про- изведение pf увеличивается. Максимальное значение при оптимальном размещении урана в графитовой решетке оказалось равным 1,07, так что, пользуясь этими материалами, можно построить гетерогенную систему, в которой будет поддерживаться цепная реакция. § 8. Критические размеры системы, в которой осуществляется цепная реакция Для поддержания цепной реакции необходимо, чтобы эффективный коэффициент размножения к был по крайней мере равен единице (§ 5 настоящей главы). Так как в рассмотренном выше случае к^ имеет максимальное значение 1,07, то отсюда следует, что вероятность того, что нейтрон избежит утечки, должна быть не меньше 0,93; иначе говоря, скорость потери нейтронов вследствие утечки должна составлять не боль- ше 7 % скорости их образования в процессе деления. Отношение числа ней- тронов, потерянных вследствие утечки, к числу нейтронов, вызывающих деление, может быть уменьшено путем увеличения размеров системы. В то время как деление ядер происходит внутри решетки с ураном и замед- лителем во всем ее объеме, утечка нейтронов происходит только из ее на- ружного слоя. Поэтому число потерянных вследствие утечки нейтронов зависит от площади внешней поверхности, тогда как число нейтронов, освобождающихся при делении, определяется объемом системы. Следова- тельно, чтобы свести к минимуму потерю нейтронов вследствие утечки, необходимо уменьшить отношение поверхности к объему; это может быть, сделано путем использования систем возможно большего объема, имеющих форму сферы1). Критические размеры системы, содержащей делящийся материал, определяются как размеры, при которых число нейтронов, потерянных вследствие захвата и утечки, точно уравновешивается числом нейтронов, г) При данном объеме сфера имеет наименьшую возможную поверхность. Если г — радиус сферы, то площадь поверхности равна 4лг2, а объем— 4/з яг3, так что отно- шение поверхности к объему равно 3/г; оно уменьшается с увеличением радиуса, т. е._ с увеличением размеров системы.
442 Глава 14. Использование ядерной энергии полученных в процессе деления. Критические размеры не являются посто- янной величиной, а зависят от изотопического состава урана, относитель- ного количества замедлителя, формы и расположения материалов и при- сутствия различных веществ, обусловливающих паразитический захват нейтронов. Если размеры системы меньше критических (подкритические размеры), то нейтроны теряются с большей скоростью, чем пополняются при делении, так что самоподдерживающаяся цепная реакция неосущест- вима. Поэтому для поддержания цепной реакции существенно, чтобы размеры решетки с ураном и замедлителем были равны критической величине или превосходили ее (в последнем случае говорят, что она имеет надкритические размеры). Попытки вычислить критические размеры систе- мы, в которой должна идти цепная реакция, были сделаны в 1939 г. Перре- ном во Франции и Флюгге в Германии, но результаты оказались малоцен- ными — частично вследствие того, что в то время не были ясно поняты некоторые особенности процессов деления, и частично вследствие недостат- ка необходимых данных, относящихся к поперечным сечениям и другим ядерным константам. Согласно отчету Смита, «в 1940 г. в принципе было возможно вычислить критические размеры, но на практике неопределен- ность значений необходимых констант была настолько велика, что различ- ные оценки сильно отличались друг от друга». Поэтому для получения дан- ных, при помощи которых было бы возможно получить надежные резуль- таты вычислений, была предпринята дополнительная серия исследований1). К середине 1941 г. было накоплено достаточное количество сведений, позволивших провести необходимые экспериментальные измерения при малых размерах урано-графитовой решетки, составляющих от 1/5 до 1/4 критических. Было ясно, что в такой системе цепная реакция поддержи- ваться не будет, но результаты измерений дали бы возможность вычис- лить, основываясь на теории диффузии, чему равен коэффициент размно- жения решетки такого же типа с бесконечными размерами. Зная к^, можно было бы оценить вероятность того, что нейтрон избежит утечки, а отсюда вычислить критические размеры при заданной форме. В добавление к упомянутым выше факторам, влияющим на критиче- ские размеры, предполагалось, что потерю нейтронов можно свести к мини- муму, а следовательно, и уменьшить критические размеры системы, окру- жая последнюю отражателем нейтронов. Любое вещество, пригодное как замедлитель, например углерод и бериллий (или окись бериллия), может быть использовано в качестве отражателя, так как оно может без сколько- нибудь заметного поглощения замедлять быстрые нейтроны, которые в про- тивном случае покинули бы систему. Многие из замедлившихся нейтронов вместе с медленными нейтронами, вышедшими из той части систе- мы, в которой осуществляется цепная реакция (так называемой активной зоны), рассеиваются назад при столкновениях с ядрами материала отражателя. Первая экспериментальная система с урано-графитовой решеткой была построена в июле 1941 г. в Колумбийском университете под руковод- ством Ферми. Она представляла собой графитовый куб с ребром длиной 2,5 м, содержащий около 7 т окиси урана, заключенной в железные сосу- Эта работа была произведена в Соединенных Штатах в связи с работами по использованию атомной энергии для военных целей. Подробно об этом сказано в отчете Смита; там, в частности, говорится, что «получение цепной реакции на медленных ней- тронах, по-видимому, являлось необходимым предварительным шагом в развитии наших знаний и было главной целью группы, интересовавшейся проблемой [урановой «атомной бомбы]».
II. Системы, в которых осуществляется цепная ядерная реакция 443 ды, которые были размещены в кубе на равных расстояниях друг от друга. Почти у самого дна урано-графитовой решетки был помещен радиево- <бериллиевый источник нейтронов (гл. 11, § 4); в различных точках этой системы проводились измерения числа нейтронов. При помощи данных, полученных таким способом, был вычислен коэффициент размножения бесконечной среды, как упоминалось выше. Результаты, полученные с первой решеткой, не были опубликованы. Вторая решетка подобного типа, но более крупных размеров, установлен- ная в Колумбийском университете в сентябре 1941 г., дала для значение 0,87. Так как окись урана содержала от 2 до 5% примесей, в том числе бор, имеющий большое сечение захвата как медленных, так и умеренно быстрых нейтронов (см. фиг. 84), этот результат не был окончательным. Дальней- шие попытки были направлены на получение более чистых материалов, и к маю 1942 г. была получена окись урана, в которой примеси составляли менее 1%. Это дало для коэффициента размножения бесконечной среды ^с графитовым замедлителем значение 0,98. § 9. Чикагский реактор Определенное указание на возможность осуществления цепной реак- ции в решетке с окисью урана и графитом было получено в июле 1942 г., когда вычисленное значение коэффициента размножения бесконечной сре- ды оказалось равным 1,07. Хотя в этой решетке развитие цепной реакции не имело места, так как ее размеры были ниже критических, результаты опытов указывали, что при достаточно больших размерах решетки, имею- щей структуру того же типа, цепная ядерная реакция будет поддерживать- ся. Так как кислород окиси урана поглощает нейтроны, то ожидалось, что коэффициент размножения бесконечной среды станет заметно больше еди- ницы при использовании металлического урана вместо его окиси. Чтобы обеспечить развитие цепной реакции, было желательно исполь- зовать большие количества — порядка нескольких тонн — и урана и гра- фита, причем примеси должны были составлять не более нескольких мил- лионных долей. Смит пишет: «Если вспомнить, что вплоть до 1940 г. общее количество урана, полученное в Соединенных Штатах, составляло не более нескольких граммов и даже этот уран был сомнительной чистоты... становится ясно, что проблема производства и очистки материалов была главной». Фактически о металлическом уране было так мало известно, что его точка плавления считалась равной 1850° С, тогда как ее действительное значение оказалось равным 1133° С. Проблема получения чистого графита не была столь трудной, так как он уже производился в больших коли- чествах, хотя чистота его не совсем удовлетворяла предъявленным требо- ваниям. Например, присутствие одной части бора на 500 000 частей гра- фита обычно незаметно, но в замедлителе нейтронов такое малое коли- чество примесей приобретает существенное значение. Путем использования метода выделения при помощи эфира был полу- чен чистый нитрат урана. При нагревании нитрат переходит в окись ура- на UO3, а затем под действием газообразного водорода восстанавливается до UO2. Как сказано в отчете Смита, «замечательным достижением было то, что процесс превращения сильно загрязненной коммерческой оки- си в чистую окись был развит и [к июлю 1942 г.] освоен в условиях произ- водства, так что в один день производилось около 1 т окиси с такой степенью чистоты, которая редко достигалась раньше даже в лабораторных условиях». Однако еще оставалась проблема превращения окиси в чистый
444 Глава 14. Использование ядерной энергии металл. Используемые в то время процессы давали продукты неудовлетво- рительного качества; к концу 1942 г. был развит подходящий метод произ- водства главным образом благодаря усилиям Спеддинга и его сотрудников в колледже штата Айова1). Этот метод заключался в переработке окиси урана в четырехфтористый уран под действием фтористого водорода с последующим восстановлением в металлический уран под действием кальция или магния. Производство чистого графита оказалось менее трудным делом. Использованный процесс в существенных чертах уже применялся в крупных масштабах при производстве графитовых электродов, и потребовалось лишь его усовершенствовать с целью дальнейшего уменьшения содержа- ния примесей. Уже к концу 1942 г. имелись чистые материалы в количестве, достаточ- ном для того, чтобы сделать возможной попытку сооружения в Чикагском университете2) конкретной системы, в которой при достижении критиче- ских размеров должна была пойти самоподдерживающаяся цепная реакция. Намечалось построить кубическую решетку, состоящую из урановых бло- ков и окиси урана внутри графитовой сферы, так как имевшегося в распоря- жении чистого металла (5600 кг) не хватило бы для заполнения всей решет- ки. Графит использовался в виде брусков и составлял слои, чередующиеся со слоями урана или его окиси. При постройке реактора для безопасно- сти были введены полоски поглощающего нейтроны кадмия, так как ожи- далось, что если этого не сделать, то нейтроны, появившиеся в результате самопроизвольного деления (гл. 13, § 3), или нейтроны космических лучей (гл. 18) могут в момент достижения критических размеров вызвать цепную реакцию. Такая предосторожность оказалась действительно необходимой, так как увеличение коэффициента размножения шло быстрее, чем предпо- лагалось, и критические размеры были достигнуты раньше ожидаемого срока. В связи с этим в окончательном виде реактор имел не сферическую форму, как намечалось по плану, а форму срезанного сверху неполного сфероида (фиг. 98). Он содержал 40 т урана и 385 т графита. Осторожно убирая полоски кадмия и измеряя плотность нейтронов внутри реактора при помощи счетчиков, содержащих трехфтористый бор (гл.11, § 5), можно было наблюдать, как реактор приближается к критиче- скому состоянию. Когда по мере увеличения размеров реактора счет ней- тронов стал быстро возрастать, коэффициент размножения стал прибли- жаться к единице. Вечером 2 декабря 1942 г., после того как были убраны стержни нейтронного поглотителя, резкое увеличение плотности нейтронов внутри реактора, зарегистрированное в исторической записи, воспроиз- веденной на фиг. 99, показало, что в реакторе действительно распростра- няется цепная реакция. «Насколько мы знаем,— говорит Смит,— это был первый случай, когда человек осуществил самоподдерживающуюся цеп- ную реакцию»3). т) Одним из поразительных достижений работ по атомной энергии в Соединенных Штатах во время войны было производство многих тонн чистого урана группой препо- давателей и студентов, работавшей в неиспользовавшемся здании на территории кол- леджа в Эймсе (штат Айова). 2) Постройка была осуществлена в помещении закрытого теннисного корта под западными трибунами стадиона Чикагского университета. 3) Слова «насколько мы знаем», вероятно, сказаны потому, что в то время не было определенно известно, добились ли раньше успеха в этом отношении ученые других стран, в частности Германии. Однако, как указано выше, теперь установлено, что такой случай не имел места.
Фиг. 98. Набросок первого реактора, построенного под западными трибунами стадиона Чикагского университета. Фиг. 99. Запись плотности нейтронов, полученная в первом реакторе 2 декабря 1942 г. А — регулирующие стержни убраны, В — уровень интенсивности показывает, что реактор не достиг еще критического состояния, С — резкий спад интенсивности вследствие измене- ния шкалы регистрирующего прибора, D — самоподдерживающаяся реакция (интенсивность возрастает по экспоненциальному закону), Е — резкий спад интенсивности соответствует вве- дению регулирующего стержня.
<46 Глава 14. Использование ядерной энергии Фактический коэффициент размножения при убранном поглотителе нейтронов был равен 1,0006; этого было достаточно для возникновения цепной реакции. Вначале реактор работал на низком уровне мощности 0,5 вт; 12 декабря 1942 г. его мощность была увеличена до 200 вт. Ее- можно было увеличить еще больше, но было решено этого не делать во избежание возможного вредного влияния испускаемого излучения на обслуживающий персонал. По этой же причине весной 1943 г. первый реактор был разобран и вновь сооружен в несколько измененном виде за пределами Чикаго в Палосском парке. В переделанном реакторе были использованы первоначальные материалы, к которым было добавлено некоторое количество металлического урана й графита, но теперь реактор имел форму куба и была обеспечена хорошая защита от излучения; кроме того, в нем были усовершенствованы устройства, введенные для без- опасности. Нормальная мощность реактора составляла около 2 кет, хотя иногда в течение часа и более он работал при мощностях, доходивших примерно до 100 кет. Используя данные § 2 настоящей главы, можно- подсчитать, что при непрерывной работе с мощностью 2 кет реактор потреблял всего около 0,002 г урана-235 в день. § 10. Мощность ядерного реактора Можно упомянуть вкратце о методах определения мощности ядерного реактора, как теперь называют системы, в которых осуществляется цепная ядерная реакция. Рассуждая так же, как в гл. 11, § 12, легко* видеть, что общее число ядер внутри реактора, подвергшихся делению- в течение секунды, дается выражением, совпадающим с выражением (11.7): А = nvNaV, (14.2) где п — средняя плотность нейтронов, т. е. число нейтронов в 1 сж3, a v — средняя скорость нейтронов, так что nv дает величину среднего нейтронного потока; здесь N представляет собой число доступных для деления ядер (урана-235), приходящихся на 1 см3, сг — поперечное сечение деления и V — объем реактора. В § 2 настоящей главы было указано, что 3,1 -1010 делений в секунду соответствуют мощности 1 вт; следовательно, мощность ядерного реактора Р в ваттах получается путем деления ско- рости А, данной выражением (14.2), на 3,1 -1010, т. е. р __ nvNoV ^“3,1-1ОГо Произведение NV равно общему числу ядер в реакторе, способных испытывать деление; оно связано с массой g соотношением _ 2357W 6,02-1023 ’ (14.3> вт. где 235 — атомный вес делящегося материала (предполагается, что это- уран-235), а 6,02-1023 — число Авогадро (гл. 1, § 22). Поперечное сечение о деления урана-235 на тепловых нейтронах равно 590-10"24 см2. Вводя эти значения в выражение (14.3), получаем P = 5,6-10-ngzw. (14.4)
II. Системы, в которых осуществляется цепная ядерная реакция 447 Из этого выражения видно, что выходная мощность данного реактора, содержащего определенное количество делящегося материала, пропор-' циональна нейтронному потоку nv. Поэтому обычно мощность реактора определяется путем измерения соответствующего нейтронного потока (тепловых нейтронов) с помощью подходящим образом прокалиброван- ного прибора типа, описанного в гл. 11, § 5. § 11. Управление ядерным реактором Важным вопросом при конструировании ядерного реактора является управление реактором, которое необходимо для того, чтобы реактор можно было привести в нормальное рабочее состояние, поддерживать в этом состоянии и остановить, когда потребуется. Управление реакто- ром требуется также для того, чтобы не позволить цепной реакции при- нять слишком бурный характер. Если бы эффективный коэффициент размножения был всегда равен единице, то число нейтронов не увеличи- валось бы от одного поколения к другому. В этом случае не было бы необ- ходимой гибкости в работе, реактора. Поэтому система должна обладать возможностью работать при эффективном коэффициенте размножения, хотя бы незначительно превышающем единицу, для того чтобы можно было увеличивать число нейтронов от одного поколения к другому. Однако, если не остановить этот рост при достижении некоторого предела, система может быть разрушена в результате чересчур быстрого выделе- ния энергии. Следует отметить, что реальная возможность взрыва реактора, состоящего из обычного урана и замедлителя, невелика. Если скорость ядерного деления станет слишком высокой и будет выделяться чрезмер- ное количество тепла, то система, вероятно, развалится на куски. Так как каждый из этих кусков имеет подкритические размеры (меньше крити- ческих размеров), распространение цепной реакции прекратится и опасность дальнейших взрывов будет исключена. Тем не менее опасность от излучения будет весьма значительна. Чтобы поддерживать эффективный коэффициент размножения рав- ным единице, а величину нейтронной плотности (или потока) постоян- ной сразу же по достижении желаемого энергетического уровня, исполь- зуют регулирующие стержни из кадмия или из стали с небольшим содержанием бора (бор и кадмий имеют большие сечения захвата медлен- ных нейтронов). Эти стержни вводятся в реактор на такую глубину, чтобы они могли поглотить все избыточные нейтроны. Другими словами, когда уровень мощности реактора достигает требуемой величины, регу- лирующие стержни служат для поддержания эффективного коэффициента размножения в точности равным единице. Если требуется повысить мощ- ность, стержни немного выдвигаются, коэффициент размножения ста- новится больше единицы и плотность нейтронов возрастает. Когда мощ- ность достигнет желаемой величины, стержни вводятся настолько, насколько необходимо для поддержания выходной мощности на постоян- ном уровне. При остановке реактора стержни из кадмия или из бористой стали вводятся на значительную глубину; в этом случае они захватывают столько нейтронов, что эффективный коэффициент размножения стано- вится меньше единицы. Таким образом, плотность нейтронов умень- шится и цепная реакция больше поддерживаться не будет. Для запуска реактора необходимо лишь осторожно выдвинуть регулирующие стержни
448 Глава 14. Использование ядерной энергии и отрегулировать их положение так, чтобы поддерживать постоянным нужный уровень мощности1). Поскольку деление — процесс фактически мгновенный, можно поду- мать, что плотность нейтронов и выделяемая энергия будут возрастать чрезвычайно быстро; в этом случае механическое управление, хотя бы и автоматическое, не сможет регулировать это возрастание. К счастью, эту трудность позволяет преодолеть освобождение при делении запазды- вающих нейтронов, составляющих около 0,75% общего количества ней- тронов (гл. 13, § 6). Пусть р представляет долю нейтронов, запаздываю- щих при делении; тогда 1—Р представляет долю мгновенных нейтронов. Из общего числа ц быстрых нейтронов, получаемых на каждый погло- тившийся тепловой нейтрон, (1—Р)ц нейтронов испускаются мгновенно, я Рц нейтронов запаздывают и испускаются постепенно в течение несколь- ких минут. Отсюда следует, что коэффициент размножения можно счи- тать как бы состоящим из двух частей: одной, равной Л(1—Р) и представ- ляющей собой коэффициент размножения на мгновенных нейтронах, и другой, равной /ф и возникающей за счет запаздывающих нейтронов; к везде обозначает эффективный коэффициент размножения. Если при запуске реактора величину /с(1—Р) подобрать так, чтобы она была чуть меньше единицы или равна ей, то скорость увеличения числа нейтронов от одного поколения к другому будет в основном опре- деляться скоростью испускания запаздывающих нейтронов. Так как при делении урана-235 р равно 0,75%, или 0,0075, общего количества нейтронов, то указанное условие равносильно тому, что к будет немного меньше 1,0075, но, конечно, больше единицы. При таких условиях плот- ность нейтронов и выделяемая мощность будут возрастать довольно медленно и управление посредством нейтронных поглотителей будет относительно простым. Условие к(1—Р) = 1 и, следовательно, А:=1,0075, если делящимся материалом служит уран-235, называют мгновенно- критическим условием. В этом случае реактор достигает критического состояния только за счет мгновенных нейтронов. Следовательно, при запуске реактора, а также в других случаях, связанных с увеличением нейтронного потока, необходимо, чтобы эффективный коэффициент раз- множения поддерживался немного ниже его мгновенно-критического значения2). При постройке ядерного реактора используется несколько различ- ных типов управления. В основном они распадаются на три категории. Для пуска реактора и его остановки применяется грубое управление, а для поддержания постоянного рабочего уровня — плавное (регулирую- щее) управление. Кроме того, для быстрой остановки реактора в случае необходимости вводят аварийные стержни. Часто одни и те же стержни управления из кадмия или бористой стали используются и для грубого контроля, и для целей безопасности. Эти стержни удерживаются электро- магнитом и могут быть быстро сброшены отключением намагничиваю- щего тока. В ранних конструкциях реакторов стержни управления пере- х) В описанных выше предварительных экспериментах с системой меньше крити- ческих размеров применялся постоянный источник нейтронов, позволивший произ- вести удовлетворительные измерения. В системе с размерами выше критических цеп- ная реакция может начаться под действием случайных нейтронов, полученных от само- произвольного деления или присутствующих в космических лучах. Однако многие реакторы снабжены нейтронными источниками для облегчения запуска реактора. 2) В некоторых реакторах, например в реакторах, работающих на природном уране и графите, максимальное значение эффективного коэффициента размножения равно 1,007, так что в них мгновенно-критическое условие никогда не выполняется.
II. Системы, в которых осуществляется цепная ядерная реакция 449 мещались вручную (см. фиг. 98), теперь же неизменно применяются электромоторы. В некоторых случаях перемещение стержней контроли- руется человеком, в других же оно может производиться автоматически. § 12. Производство плутония Первоначально главной целью изучения урано-графитовых систем было определение возможности осуществления цепной ядерной реакции. Однако, когда работа находилась еще в стадии развития, интерес к ядер- ному реактору значительно повысился по другой важной причине. Как уже говорилось, к началу 1941 г. было известно, что уран-238 погло- щает медленные нейтроны с образованием урана-239; урад-239 имеет малое время жизни и в конечном счете превращается в плутоний-239. Поскольку образование последнего элемента сопровождается двумя ста- диями p-распада, этот элемент, по-видимому, должен представлять собой излучатель а-частиц с относительно большим временем жизни, а его четно- нечетное строение указывает на вероятную возможность деления на мед- ленных нейтронах (гл. 13, § 10). В экспериментах, выполненных в Лаборатории излучений в Беркли в 1941 г., обе эти догадки подтвердилась (гл. 16, § 1). Таким образом, открылась возможность использования в атомной бомбе нового элемента — плутония. В докладе, представленном в июле 1941 г., Лоу- ренс писал: «Открылась новая, чрезвычайно важная возможность для использования цепной реакции с неразделенными изотопами... По-види- мому, если бы цепная реакция... была осуществима, можно было бы вести ее... в течение некоторого периода времени специально для про- изводства элемента с атомным номером 94 [плутония]... Если бы име- лись в распоряжении... большие количества этого элемента, то, вероятно, можно было бы осуществить цепную реакцию на быстрых нейтронах. В такой реакции энергия освобождалась бы со скоростью взрыва, и соот- ветствующая система могла бы быть охарактеризована как «сверх- бомба». Если бы в системе, в которой для осуществления цепной реакции используется обычный уран, мог производиться плутоний, это означало бы, что нейтроны, потерянные при захвате без деления ураном-238, не были потеряны напрасно, так как получившийся в результате уран-239 через относительно небольшой промежуток времени превратился бы в делящийся плутоний-239. В соответствующим образом построенном ядерном реакторе, содержащем изотопы урана с массовыми числами 235 и 238, ядра первого изотопа подвергались бы делению; некоторые из полу- ченных нейтронов служили бы для продолжения цепной реакции, а другие захватывались бы ядрами урана-238, которые превращались бы в плутоний. Очень упрощенная схема того, что происходит в такой системе, дана на фиг. 100. Для наглядности предполагается,что при деле- нии получаются три нейтрона, один из которых служит для продолжения цепной реакции (вызывает деление урана-235), другой захватывается ядром урана-238, а третий теряется в других формах захвата без деле- ния или вследствие вылета из системы. Так как атомный номер плутония больше атомного номера урана на две единицы, то естественно ожидать, что эти два элемента могут быть разделены при помощи соответствующих химических процессов, после чего плутоний может быть использован для производства атомной бомбы. Ввиду первоначальной неясности перспектив, связанных с выде- 29 с. Глесстоп
450 Глава 14. Использование ядерной энергии лением урана-235, в 1942 г. был разработан план исследований, задачей которых было дать ответ на вопрос: возможно ли выделить в заметных количествах плутоний из реактора, содержащего обычный уран и замед- литель? Первый Чикагский реактор не был пригоден для производства плу- тония по двум причинам: во-первых, он не имел охлаждающей системы, в связи с чем его максимальный безопасный рабочий уровень был так Медленный нейтрон Медленные нейтроны (вызывают деление U2,35 захватываются U138 и т. д/ Фиг. 100. Схематическое изображение деления урана-235 п захвата нейтронов ураном-238 в ядерном реакторе. мал, что в нем могли иметься лишь небольшие следы плутония; во-вто- рых, при использовании блоков урана и его окиси, вмонтированных в графит, для получения плутония необходимо было бы разбирать реак- тор. Как это следует из данных § 2 настоящей главы, деление 1 кг урана-235 в день освобождает примерно 1 миллион киловатт энергии, большая часть которой получается в виде тепла. Предположим, что при делении каждого ядра урана-235 один из испущенных в результате деления нейтро- нов идет на захват ядром урана-238 без деления; последнее ядро, как показано на фиг. 100, в конце концов превращается в ядро плутония-239. В таком случае деление 1 кг урана-235 в день приводит в результате к образованию приблизительно 1 кг плутония-239 и к освобождению примерно 1 миллиона киловатт энергии. Отсюда следует, что в реакторе, предназначенном для производства плутония в количестве 1 кг в день,
II. Системы, в которых осуществляется цепная ядерная реакция 451 будет выделяться энергия (главным образом, тепловая) в огромном коли- честве — порядка! миллиона киловатт в день1). Поэтому проблема охла- ждения такого реактора является весьма серьезной. § 13. Ок^Риджскпй и Xantfiopdcwue реакторы В первоначальных планах, разработанных в 1942 г., для охлажде- ния реакторов, предназначенных для производства плутония, преду- сматривалось применение газообразного гелия. Впоследствии было решено построить в Ок-Ридже (штат Теннеси) экспериментальную установку Фиг. 101. Ок-Риджский ядерный реактор. 1 — бетонная защита, 2 — графитовый замедлитель, з —алюминиевые трубки, содержащие уран, 4 — подъемник, 5 — второй этаж, 6 — первый этаж, 7 — отверстия для алюминиевых трубок, 8 — длин- ные графитовые держатели, 9 — защитный слой свинца, ю — удале- ние алюминиевых трубок, содержащих радиоактивные изотопы, 11 — регулирующие стержни из бористой стали. с воздушным охлаждением мощностью 1000 кет. Эта установка должна была служить частично для изучения проблемы производства плутония в крупных масштабах, частично для получения небольшого количества плутония, крайне необходимого для экспериментальных целей. Вслед- ствие трудностей, связанных с газовым охлаждением крупного реактора, при проектировании последнего было решено использовать в нем водя- ное охлаждение. Тем не менее строительство Ок-Риджского реактора2) промежуточных размеров шло в прежнем плане, с тем чтобы использо- вать его для испытания различных методов химического отделения плу- i) Современные средние установки для производства электрической энергии, работающие на угле, имеют выходную тепловую мощность примерно 500 000 кет. 2) Первоначально этот реактор называли «Клинтонским реактором» по имени рас- положенного неподалеку города Клинтона. 29*
452 Глава 14. Использование ядерной энергии Тония от неизрасходованного урана и разнообразных продуктов деле- ния (гл. 16, § 4). Чтобы использованный уран можно было вынимать, не разбирая реактор, последний подвергся некоторой реконструкции, немного пони- зившей его эффективность. В окончательном виде Ок-Риджский реактор имел вид графитового куба, в котором имелось некоторое количество горизонтальных каналов (он схематически изображен на фиг. 101). В каналы введены цилиндрические блоки, содержащие металлический уран и окруженные газонепроницаемой оболочкой из алюминия. Каналы сделаны шире блоков с тем, чтобы оставалось пространство для охла- ждающих потоков воздуха. После того как урановые блоки пробудут в реакторе достаточное время, они убираются с задней стороны реактора, а с передней вставляются новые. Контроль за плотностью нейтронов осуществляется посредством стержней из бористой стали, а для защиты обслуживающего персонала от вредного воздействия проникающих ней- тронов и у-излучения (гл. 19) реактор окружен толстым слоем бетона. Может сложиться впечатление, что урановые блоки могут находиться в реакторе до тех пор, пока в них не разделится весь уран-235, причем деление последнего сопровождается производством эквивалентного коли- чества плутония. Но это далеко не так. Во-первых, со временем накапли- ваются различные продукты деления, имеющие большое сечение захвата нейтронов. Замена урана-235 веществами, способными поглощать нейтро- ны, приводит к постепенному уменьшению коэффициента размножения; в конце концов коэффициент размножения может стать меньше единицы, и цепная реакция прекратится. Далее, по мере накопления делящегося плутония значительное количество тепловых нейтронов будет вызывать деление не урана-235, а плутония, и последний будет расходоваться сразу же после образования. Момент, когда урановые блоки вынимаются для переработки, выбирается так, чтобы достичь наилучшего компромисса между получением максимального количества плутония и необходимостью поддерживать цепную реакцию1). Когда «использованные» урановые блоки вынимаются с задней стороны реактора, они попадают в резервуары с водой, где остаются в течение нескольких дней; это позволяет полностью превратить уран-239 в непту- ний-239 и далее в плутоний, а также дает возможность распасться про- дуктам деления с малым временем жизни (т. е. наиболее активным). Затем блоки растворяются в кислоте, и полученный раствор подвергается ряду реакций, ведущих к отделению небольших относительных количеств плутония от смеси продуктов деления и неизрасходованного урана2). Химические процессы выделения плутония не сложны, однако благодаря сильной р- и у-активности материалов они осуществляются в бетонных камерах, главным образом подземных, с дистанционным управлением. Ок-Риджский реактор начал работать 4 ноября 1943 г. и вскоре достиг мощности 800 кет, при этом температура урана на поверхности была равна ,150° С. Перераспределение блоков, после которого в центре, где нейтронный поток максимален, количество блоков стало меньше, позво- лило увеличить предельную мощность до 1800 кет без сколько-нибудь заметного повышения температуры. Затем в июне 1944 г. была улучшена система охлаждения путем установки вентиляторов более высокого каче- !) Так как в настоящее время Ок-Риджский (графитовый) реактор больше не используется для получения плутония, разгрузка урановых блоков определяется дру- гими факторами. 2) Некоторые сведения по химии плутония и методам его выделения даны в гл. 16.
II. Системы, в которых осуществляется цепная ядерная реакция 453 ства; в результате выходная мощность возросла еще больше, и в настоя- щее время Ок-Риджский реактор работает на уровне мощности около 4000 кет. Первая партия использованных блоков поступила на раздели- тельную установку 20 декабря 1943 г., а к концу февраля 1944 г. плутоний стал производиться в количестве нескольких граммов в месяц. Еще до осуществления первой самоподдерживающейся цепной ядер- ной реакции и, конечно, задолго до того, как было получено какое-то Фиг. 102. Часть завода для производства плутония в Хэнфорде; видна уста- новка для охлаждения, пропускающая в минуту десятки тысяч литров воды, количество плутония в Ок-Риджском реакторе, было запланировано строи- тельство установок для промышленного производства плутония. Как упоминалось выше в этом параграфе, спроектированный для этих целей реактор охлаждался водой, что усложняло задачу вследствие паразити- ческого захвата нейтронов водой и трубами, по которым она протекала. Водяное охлаждение и покрытие урана оболочкой для защиты от корро- зии представляло серьезную проблему, о которой здесь можно лишь упомянуть; в конце концов она была успешно решена. В начале 1943 г. для строительства реактора было выбрано место в Хэнфорде (штат Вашингтон), удаленное от ближайших населенных пунктов на достаточно большое расстояние и находящееся на реке Колум- бии — удобном источнике воды для охлаждения. 7 июня 1943 г. было начато строительство первого Хэнфордского реактора для производства плутония. Этот реактор начал работать в сентябре 1944 г.; в конце 1944 г. и в начале 1945 г. вступили в строй второй и третий реакторы. В дальней- шем в Хэнфорде было построено еще несколько реакторов того же типа. Завод для производства плутония в Хэнфорде представляет собой грандиозное сооружение, не уступающее Ок-Риджскому заводу для раз- деления изотопов урана методом газовой диффузии, описанным в гл. 8, § 14. В его состав, кроме самих реакторов высотой с пятиэтажный дом (фиг. 102), входят управляемые на расстоянии установки для выделения плутония (фиг. 103), на которых из тонн материала, содержащего уран и другие продукты деления, выделяются граммы плутония. В Хэнфорде
454 Глава 14. Использование ядерной энергии впервые было начато производство нового элемента, который не только не был известен в 1939 г., но даже не существовал на Земле, за исключе- нием, может быть, очень небольших, фактически необнаруживаемых следов (гл. 16, § 14). Замечательно то, что первые реакторы для получения плутония строи- лись в то время, когда имелся только опыт строительства маломощного Чикагского реактора, максимальная мощность которого составляла Ф и г. 103. Управляемые на расстоянии установки для выделения плутония из материала, вынутого из реактора; ненужные газы удаляются через трубу высотой 60 м. 200 вт, т. е. немного больше мощности средней электрической лампочки. Столь же и даже более замечательным фактом было то, что установка для выделения плутония была основана на химических исследованиях, проведенных с общим количеством плутония 1/2 мг (кусок размером с булавочную головку!), полученным в результате бомбардировки нитрата уранила нейтронами с использованием циклотронов (гл. 16, § 4). Оценка масштабного коэффициента для перехода от лабораторных исследований к промышленному производству дала значение 1010. «Пред- ложенные экстраполяции [необходимые для проектирования установки крупного масштаба по данным экспериментов] как в отношении реактора, так и в отношении процесса разделения изотопов,— говорится в отчете Смита,— покоились на весьма шатком основании. В мирное время ни один здравомыслящий инженер или ученый не предпринял бы столь резкого увеличения масштаба, и даже во время войны оправданием этому могла служить только возможность получить чрезвычайно важные резуль- таты». § 14. Атомная бомба Системы, в которых осуществляется цепная ядерная реакция,— ядерные реакторы — могут быть различными в зависимости от их кон- струкции, состава и назначения. Основной целью Хэнфордских реакторов было производство плутония для атомной бомбы, которая сама по себе
II. Системы, в которых осуществляется цепная ядерная реакция 455 является ядерным реактором. В отличие от остальных реакторов, в кото- рых энергия деления освобождается достаточно медленно и находится под контролем, в атомной бомбе энергия, полученная в результате деле- ния некоторого количества урана-235 или плутония-239, выделяется чрезвычайно быстро при отсутствии какого бы то ни было контроля. Здесь мы дадим краткое описание принципов устройства и действия атом- ной бомбы; различные типы управляемых ядерных реакторов описаны в следующей главе. При выделении большого количества энергии в течение короткого промежутка времени в пределах небольшого участка пространства про- исходит взрыв (гл. 3, § 1). Чтобы осуществить такой процесс при помощи делящегося материала, нужно выполнить два основных требования. Во-первых, необходимо иметь довольно большое количество чистого урана-235 или плутония-2391), чтобы размеры системы были больше кри- тических,— только в этом случае будет поддерживаться цепная реакция; во-вторых, деление ядер урана или плутония должно происходить в основ- ном за счет быстрых нейтронов — в этом случае процесс будет идти чрез- вычайно быстро. Несмотря на большое сечение деления на тепловых нейтронах, а также на относительно высокую по сравнению с обычными стандартами скорость нейтронов (2,2-105 см/сек), скорость освобождения энергии при делении на тепловых нейтронах будет слишком мала и не даст эффективного взрыва. Такая система будет вести себя как реактор, вышедший из-под контроля, как это описано в § 11 настоящей главы; она нагреется и разорвется на куски подкритического размера, после чего цепная реакция прекратится. Если это будет происходить на неболь- шом участке пространства, то в крайнем случае произойдет небольшой взрыв. Итак, в атомной бомбе цепная реакция должна идти за счет быстрых нейтронов; поэтому в ней должен отсутствовать не только специальный замедлитель, но и вообще любой материал, способный замедлять нейтро- ны. Далее, если возможность захвата без деления сделать минимальной, то практически все нейтроны, полученные в результате деления, будут вызывать новые деления; таким образом, коэффициент размножения будет больше единицы и скорость выделения энергии будет возрастать очень быстро. Вследствие присутствия в атмосфере блуждающих нейтронов нельзя принять никаких мер, препятствующих развитию цепной реакции в деля- щемся материале надкритической массы (т. е. в таком его количестве, которое превышает критические размеры). Следовательно, до взрыва количество делящегося материала в бомбе должно быть меньше того, которое в данных условиях является критическим. Чтобы произошел взрыв, нужно в течение короткого промежутка времени добавить деля- щийся материал, так чтобы его общее количество стало надкритическим. Это нужно делать очень быстро, так как если цепная реакция будет начата блуждающими нейтронами до того, как делящийся материал примет наиболее компактную форму, то взрыв получится довольно слабым. Для осуществления атомного (ядерного) взрыва путем быстрого превра- щения подкритической системы в надкритическую существуют два основ- ных метода. Э По-видимому, для этих целей может быть также использован уран-233 (гл. 15, § 3).
456 Галва 14. Использование ядерной энергии Первый метод состоит в том, что два или более куска делящегося материала, массы которых в отдельности меньше критической, быстро соединяются в один кусок, размеры которого больше критических. Для достижения этой цели можно использовать орудийный ствол специаль- ного вида; в нем под действием взрыва вещества высокого взрывного действия кусок делящегося материала подкритической массы, помещен- ный в задней части ствола, быстро соединяется с другим куском подкри- тической массы, прочно укрепленным в передней части ствола. «Очевидная возможность быстрого сближения частей атомной бомбы,— говорится в отчете Смита,— выстрел одной частью бомбы, как снарядом, в другую часть бомбы, служащую мишенью». Если обе эти части (не обязательно одинаковые) имеют подкритические размеры, то никакой опасности взрыва не будет; взрыв произойдет только тогда, когда при их соеди- нении в течение очень малых долей секунды образуется кусок надкрити- ческой массы. Второй метод взрыва массы делящегося материала основан на том, что при сжатии подкритической массы этого материала последняя может стать надкритической. Объясняется это тем, что при уменьшении разме- ров, а следовательно, и площади поверхности данного количества деля- щегося материала скорость утечки нейтронов по сравнёнию со скоростью их образования при делении уменьшается. Таким образом, подкрити- ческая масса в новых условиях может стать надкритической. Нужное сжатие можно получить при помощи обычных взрывчатых веществ силь- ного взрывного действия в форме специальных брусков, уложенных в виде сферы. Через отверстие в центр системы вводится делящийся материал подкритической массы, также имеющий сферическую форму. Когда при помощи внешних детонаторов осуществляется взрыв внешней части сферы, образуется направленная внутрь взрывная волна. Под действием этой волны делящийся материал быстро сжимается, его масса становится надкритической и он взрывается. В § 8 настоящей главы было упомянуто, что утечку нейтронов (а сле- довательно, и критические размеры реактора) можно уменьшить 'путем применения подходящего отражателя; то же самое до некоторой степени справедливо и по отношению к атомной бомбе. Однако в этом случае используется отражатель совсем другого рода, который, кроме того, служит для достижения другой, более важной цели. Элементы, имеющие большую плотность и большой атомный вес практически не поглощают и не замедляют быстрые нейтроны; такие элементы можно использовать как отражатели для систем, в которых цепная реакция идет за счет быстрых нейтронов. Далее, вследствие большой плотности эти элементы обладают сильной инерцией, что задерживает расширение взрывающихся веществ, т. е. они действуют аналогично забоечному материалу (забой- нику), которым при взрывных работах обкладывается заряд для предот- вращения бесполезной утечки взрывных газов и для обеспечения наи- большего сопротивления стенок зарядной камеры действию взрыва. Согласно отчету Смита, «применение забойника приводит к более дли- тельному, более энергичному и более эффективному взрыву». Поскольку бомба, основанная на ядерном делении, должна обяза- тельно иметь размеры выше некоторых минимальных, нельзя построить «малую атомную бомбу», которая служила бы экспериментальной моделью для создания более крупной бомбы. Поэтому первая атомная бомба, взрыв которой произошел с огромным эффектом в Аламогордо (штат Нью-Мексико) 16 июля 1945 г., была спроектирована, построена и взор-
III. Энергия синтеза ядер 451 вана на основе теоретических вычислений без предварительных испы- таний. Чтобы оценить, насколько это было изумительным и беспреце- дентным достижением, нужно только ясно представить всю сложность связанных с ним проблем. В дальнейшем, как это хорошо известно, атомные бомбы, в которых выделялась энергия, эквивалентная энергии взрыва 20 000 т тринитротолуола (§ 4 настоящей главы), были взорваны в начале августа 1945 г. над японскими городами Хиросима и Нагасаки. С тех пор производство атомного оружия было настолько усовершенство- вано, что стали производиться бомбы, энергия взрыва которых в 25 раз больше. Как мы увидим ниже (§ 17 настоящей главы), путем применения термоядерных реакций стало возможно создать бомбы с еще большей энергией взрыва. Температура, возникающая при взрыве атомной бомбы, считается равной примерно 10 миллионам градусов, что очень близко к темпера- туре внутренней части Солнца. Следовательно, продукты деления, а так- же неиспользованный уран и плутоний превращаются в газы, находя- щиеся под высоким давлением. За счет быстрого расширения этих очень горячих сжатых газов происходят многие из вызванных взрывом разру- шений. Часть энергии деления превращается в энергию биологически вредного у-излучения, а часть переходит в |3- и у-активность продуктов деления. Кроме того, высокие температуры являются причиной теплового излучения, способного вызывать ожоги на коже и пожары на значитель- ном расстоянии от взрыва1). III. ЭНЕРГИЯ СИНТЕЗА ЯДЕР § 15. Синтез легких ядер Если бы до 1939 г. специалистов по ядерной физике попросили высказать мнение о вероятном направлении, в котором может быть успешно осуществлено освобождение атомной энергии, вряд ли кто-либо указал на процессы деления. Всем казалось, что получение энергии за счет слия- ния (синтеза) легких ядер окажется более практичным, чем достижение той же цели путем деления тяжелых ядер. В гл. 13, § 4 было выяснено, что энергия деления получается в основном за счет энергии связи нукло- нов, которая для тяжелых элементов меньше, чем для элементов с про- межуточным массовым числом, образующихся в результате деления. Анализ кривой энергии связи, приведенной на фиг. 87, показывает, чта точно такое же положение возникает в другом конце системы элементов, где находятся элементы с низкими массовыми числами. Энергия связи нуклона в наиболее легких ядрах, как и в наиболее тяжелых, меньше, чем в ядрах с промежуточным массовым числом. Другими словами, сумма масс отдельных легких ядер больше массы ядра, образующегося при их слиянии. Таким образом, соединение двух или более легких ядер в про- цессе синтеза, как и в случае деления, приводит к освобождению энергии. Многие реакции с легкими ядрами могут быть осуществлены путем ускорения соответствующим способом одного из ядер, как это было опи- сано в гл. 9. Эти реакции представляют собой часто процессы синтеза ядер, сопровождаемые выделением энергии. Однако, как указано в § 1 х) Полное описание явлении, происходящих при ядерных взрывах, и их послед- ствий см. в книге «Effects of Nuclear Weapons», U.S. Government Printing Office,. Washington, D. C., 1957.
458 Глава 14. Использование ядерной энергии настоящей главы, реакции, вызванные искусственно ускоренными части- цами, не могут иметь какое-нибудь значение для использования атомной энергии. Чтобы реакции синтеза имели практическую ценность, они должны идти при таких условиях, которые делали бы их самоподдержи- вающимися; иначе говоря, энергии должно выделяться больше, чем ее расходуется на то, чтобы реакция началась. Некоторое указание на то, каким образом это можно осуществить, можно получить, рассматривая источники огромного количества энер- гии, непрерывно выделяемой на звездах, в том числе и на Солнце. Пер- вую теорию о природе источника солнечной энергии предложил Гельм- гольц в 1853 г.; используя принцип сохранения энергии (гл. 3, § 20), он выдвинул предположение, что солнечная энергия выделяется в про- цессе сокращения Солнца. Другими словами, согласно Гельмгольцу, на Солнце в тепло превращается работа сил гравитации. Если по этой теории произвести оценку возраста Солнца, то результат получается слишком малым: следовательно, теория Гельмгольца неправильна. С открытием радиоактивности в конце 19 века стали считать воз- можным, что энергию Солнца составляет нечто с неопределенным назва- нием «атомная энергия». Так, Чемберлин (Чикагский университет) ука- зал в 1899 г., что «теория Гельмгольца не учитывает скрытых и недо- ступных энергий атомной и ультраатомной природы». В течение первых двух десятков лет настоящего столетия, в основном благодаря объясне- ниям Эддингтона, получила широкое распространение точка зрения, по которой энергия Солнца возникает в результате взаимной аннигиля- ции положительных и отрицательных зарядов. Здесь уместно вспомнить, что такую же теорию выделения энергии (§ 1 настоящей главы) выдвинул в 1904 г. Джинс для объяснения энергии радиоактивности. Как упоминалось выше, Эддингтон в 1920 г. рассматривал совсем иную возможность, по которой энергия звезд выделяется при образова- нии гелия из водорода. Такое же предположение было сделано фран- цузским ученым Перреном, считавшим, что солнечная энергия создается в процессе образования сложных атомов из протонов и электронов. Так как известно, что на Солнце имеются большие количества водорода и ге- лия, то теория Эддингтона получила широкую поддержку, несмотря на то что она не давала какого-либо удовлетворительного механизма образования гелия из водорода. § 16. Источники звездной энергии В 1929 г. Аткинсон и Хоутерманс в Германии обсуждали возмож- ность того, что энергия звезд может выделяться в результате реакций синтеза, которые протекают при очень высокой температуре звезд — от 15 до 30 миллионов градусов. Такие процессы называются термоядер- ными реакциями] нет оснований сомневаться в том, что эти реакции идут с достаточной скоростью, чтобы объяснить выделение большого коли- чества звездной энергии. Можно рассуждать так: для взаимодействия двух ядер нужно, чтобы их кинетическая энергия была достаточна для преодоления барьера электростатического отталкивания, который не позволяет им соединяться (гл. 9, § 5). Простые вычисления показывают, что для самых легких ядер, т. е. для ядер изотопов водорода, энергия, необходимая для про- текания ядерных реакций с заметной скоростью, равна примерно 0,1 Мэв. Эксперименты с ускорителями подтверждают, что для взаимодействия
III. Энергия синтеза ядер 459 двух ядер с низкими массовыми числами необходима энергия такого порядка величины; для более тяжелых ядер для преодоления сил оттал- кивания требуются большие количества энергии. В ускорителе заряжен- ная частица получает кинетическую энергию; в принципе такую же энергию можно получить в результате достаточного увеличения темпе- ратуры. ' Однако для того, чтобы средняя энергия частиц составляла 0,1 Мэв, температуру следует повысить примерно до 1000 миллионов градусов. Это гораздо выше тем- ператур, существующих в звез- дах. В гл. 11, § 7 было отмечено, что при данной температуре су- ществует определенное распреде- ление молекул газа по энергиям. При температурах, составляющих миллионы градусов, газ не со- стоит из молекул, а представляет собой систему полностью иони- Число ядер Выход продукта (скорость реакции) Поперечное сечение (вероятность реакции) Энергия ядер (частиц) Фиг. 104. Зависимость скорости ядерной реакции от энергии частиц при данной температуре. зованных положительно заряжен- ных ядер и электронов, которую часто называют плазмой. Тем не менее есть все основания считать, что понятие распределения по энергиям имеет смысл и в этом случае. Поэтому можно утверждать, что, хотя большинство ядер будет иметь энергии, близкие к средним при данной температуре, всегда будет иметься какая-то часть ядер с энергиями выше средней. Таким образом, при температуре 20 миллионов градусов, когда средняя кинетическая энергия равна всего 0,002 Мэв, имеется заметное число ядер с энергия- ми 0,1 Мэв и выше. Эти ядра имеют достаточную энергию, которая позволяет им участвовать в термоядерных реакциях синтеза, приводя- щих к освобождению энергии. В предыдущем рассмотрении для простоты неявно предполагалось, что существует пороговая энергия, ниже которой реакция не происходит. В действительности это не так: имеется некоторая вероятность (она оце- нивается поперечным сечением), что реакция будет протекать при любой энергии; для изотопов водорода эта вероятность резко увеличивается, когда энергия приближается к величине порядка 0,1 Мэв. Скорость, с которой идет термоядерная реакция, зависит от произведения числа ядер определенной энергии на вероятность того, что реакция возникнет при этой энергии. Общий характер изменения этих величин при данной температуре представлен на фиг. 104. Из него видно,что большая часть реакций будет идти за счет ядер, энергия которых значительно превышает среднюю. В то время, когда была предложена теория ядерных реакций при высоких температурах, не было достаточно данных, необходимых для развития этой теории. С 1938 г., главным образом благодаря работам Бете в Соединенных Штатах, стали известны две группы ядерных реак- ций, объясняющие энергии так называемой «главной последовательности» звезд. Первая из них известна как углеродный цикл: в ней углерод дей- ствует в качестве особого вида катализатора, содействующего соедине- нию четырех протонов с образованием ядра гелия1). Вторую группу назы- !) Аналогичная схема была предложена независимо Вейцзекером в Германии.
460 Глава 14, Использование ядерной энергии вают протон-протпонной цепью, так как реакция, с которой начинается цикл, представляет собой соединение двух протонов. Во многих звездах, несомненно, имеют место другие ядерные реакции, сопровождающиеся выделением энергии, но реакции, приведенные ниже, по-видимому, пред- ставляют наиболее важный источник звездной энергии. В углеродном цикле протон (ядро водорода) сначала взаимодейст- вует с ядром С12, что сопровождается выделением энергии; таким образом, 6С12 + jH1 = ?N13 + энергия. Известно, что продукт этой реакции N13 радиоактивен: он испускает позитроны с периодом полураспада 10,1 мин; следовательно, он распа- дается в течение очень короткого промежутка времени, согласно урав- нению 7N13 = 6C13 + +1e°. Затем устойчивое ядро С13 вступает в реакцию с другим протоном; при этом выделяется еще некоторая энергия: 6С18+ jH1 = 7N14 + энергия. Далее следует соединение устойчивого ядра N14 с третьим протоном; таким образом, 7N14 + jH1 = 8О15 4- энергия. Изотоп О15 —источник положительного P-излучения о периодом полу- распада 2,05 мин; он распадается в процессе реакции 8015 = 7№* + +1е°. Наконец, образовавшийся в результате N15 взаимодействует с четвертым протоном 7N15 + jH1 = 6С12 + 2Не4, так что ядро С12 снова восстанавливается. При сложении шести предыдущих уравнений получим, что резуль- тирующая реакция имеет ву<ц 4-jH1 = 2Не4 4- 2+1е° + энергия, причем поведение ядра углерода очень похоже на поведение катализа- торов химических реакций. Так как в силу электрической нейтрально- сти четыре протона связаны с четырьмя электронами, а для образования атома гелия требуются только два электрона, то два электрона могут аннигилировать с двумя позитронами; результат эквивалентен превра- щению четырех атомов водорода в атом гелия с выделением энергии, составляющей в сумме 26,7 Мэв. В протон-протонной цепи сначала соединяются два протона, образуя ядро дейтерия и позитрон; таким образом, ^Н1 + 1Н1 = J)2 + 41е° + энергия Затем дейтрон соединяется с другим протоном с образованием гелия»3, т. е. XD2 + jH1 = 2Не3 + энергия. Далее два ядра Не3 взаимодействуют между собой: 2Не3 + 2Не3 = 2Не4 + 2JH1 + энергия.
Ill. Энергия синтеза ядер 461 Чтобы получить два ядра гелия-3, каждая из предыдущих реакций должна произойти дважды; складывая эти уравнения, получаем общий резуль- тат, совпадающий с приведенным выше результатом для углеродного цикла, т. е. образование ядра гелия-4 (и двух позитронов) из четырех протонов. При этом на каждое полученное ядро (или атом) гелия при- ходится такое же количество освободившейся энергии, как и в углерод- ном цикле, т. е. 26,7 Мэв, Относительные вероятности углеродного цикла и протон-протон- ной цепи зависят от температуры. При низких (звездных) температурах преобладающей является протон-протонная цепь, но по мере повышения температуры значение углеродного цикла быстро возрастает. На Солнце и сходных с ним звездах, внутренняя температура которых порядка 20 миллионов градусов, эти два процесса происходят примерно в равной степени. На больших (и более горячих) звездах главной последователь- ности, вероятно, почти вся энергия освобождается в результате углерод- ного цикла, а на меньших (холодных) звездах главным источником энер- гии служит протон-протонная цепь. Вычисления показывают, что даже при температуре Солнца процесс превращения 1 г водорода в гелий протекает в течение нескольких мил- лионов лет. Однако вследствие большой массы Солнца при помощи этого процесса вполне можно объяснить огромное количество выделяющейся энергии. Количества водорода, находящегося на Солнце, достаточно, чтобы процесс выделения энергии шел с такой же скоростью в течение 30 миллиардов лет1). § 17. Термоядерные реакции на Земле Возможность осуществления термоядерной реакции (реакции син- теза) на Земле и, таким образом, возможность получения нового источ- ника энергии, естественно, привлекает большое внимание. Реакции углеродного цикла и протон-протонной цепи идут слишком медленно, чтобы их можно было практически использовать. Поэтому необходимо искать другие ядерные реакции с участием легких ядер. При этом надежды на успех, по-видимому, могут быть связаны только с тремя реакциями, в которых участвуют изотопы водорода — дейтерий и тритий: 1D2 + 1D2 = 2He3 + 0n1 + 3,2 Мэв. гО2 + J)2 = Д3 + + 4,0 Мэв, 1T3 + 1D2 = 2He4 + 0n1 + 17,6 Мэв. Две первые реакции при одной температуре идут примерно с одинако- вой скоростью; скорость третьей реакции при эквивалентных концен- трациях примерно в 100 раз больше2). Если бы эти реакции могли быть осуществлены в достаточно боль- ших масштабах, то дейтерий, присутствующий в воде в количестве при- Ч Основные источники энергии на Земле, а именно уголь, нефть, природный газ и гидроэнергия, в действительности являются запасами энергии, первоначально произведенной на Солнце. Следовательно, хотя это обычно не принимается во внима- ние, ядерная энергия косвенным образом обеспечивает потребности в энергии всего земного шара. 2) Имеются некоторые второстепенные реакции с участием ядер Не3, Т и т. д., но их здесь можно не рассматривать.
462 Глава 14. Использование ядерной энергии мерно 0,015 атомн.%, явился бы почти неисчерпаемым источником энер- гии. Общее количество дейтерия в океанах оценивается примерна в 1017 кг. Даже если допустить, что не вся энергия приведенных выше реакций будет истрачена с пользой, все же есть основания утверждать, что энергия, которая может быть получена при помощи дейтерия, состав- ляет 9-1023 кет-час, в то время как энергия деления может дать 2-1017 кет -час (гл. 15, § 20)1). Одним из путей получения на Земле температуры порядка несколь- ких миллионов градусов является использование атомной бомбы. Окружая атомную бомбу некоторым количеством дейтерия или трития (или их смеси), можно осуществить исключительно мощный взрыв вслед- ствие очень быстрого выделения больших количеств энергии в резуль- тате термоядерной реакции между изотопами водорода. На этой основе создана водородная (термоядерная) бомба. При взрыве устройств такого типа энергия выделяется неконтролируемым образом и не может быть использована для каких-либо созидательных целей. В поисках способа, при помощи которого можно было бы осущест- вить управляемую термоядерную реакцию синтеза изотопов водорода, в Соединенных Штатах, Великобритании, СССР и, возможно, в других странах проводятся обширные исследования. Для получения полезной энергии нужно, чтобы процессы были самоподдерживающимися (как в случае горения); другими словами, нужно, чтобы при повышении тем- пературы до уровня, при котором термоядерная реакция пойдет с замет- ной скоростью, выделялась энергия, достаточная по крайней мере для поддержания этой температуры. При оценке минимальной температуры, при которой данная термоядерная реакция будет самоподдерживающейся, нужно приравнять количество энергии, выделяющейся в ходе реакции, количеству энергии, теряющейся различными путями. Обе эти величины увеличиваются с повышением температуры, но количество выделяю- щейся энергии растет быстрее, так что при некоторой температуре про- цесс станет самоподдерживающимся. Говоря о количестве выделяющейся энергии, следует отметить, что только часть энергии, а именно энергия участвующих в реакции заряженных частиц Н, Не3, Т и Не4 (см. выше в этом параграфе), будет удержана в некотором объеме и может быть непосредственно использо- вана в системе, в которой идет реакция. Остальная энергия нейтронов [в реакции (D—D) эта энергия составляет одну четвертую, а в реакции (Т—D) — четыре пятых всей выделяющейся энергии] благодаря их высо- кой скорости и относительно большой величине пробега будет рассеи- ваться. Эта энергия не обязательно будет потеряна, так как нейтроны могут быть замедлены и захвачены какими-нибудь ядрами; однако для поддержания температуры плазмы, в которой идет реакция, она уже не используется. Потеря энергии происходит в основном за счет энергии, уходящей из системы в виде излучения. Если бы плазма вела себя как черное тело (гл. 3, § 8), то потери на излучение при температурах порядка миллионов градусов были бы чрезвычайно велики. Однако вследствие относительно малого объема системы, в которой идет реакция, и низкой плотности плазмы излучение будет состоять, по-видимому, только из тормозного х) В 1957 г. цена, по которой Комиссия по атомной энергии США продавала тяже- лую воду (окись дейтерия), была равна 62 доллара за килограмм. Энергия, которую можно получить с ее помощью в процессе реакции синтеза, эквивалентна энергии сгора- ния 5500 т угля.
III. Энергия синтеза ядер 463 излучения (рентгеновских лучей), обусловленного взаимодействием бы- стро движущихся в плазме электронов с электростатическими полями положительно заряженных ядер (гл. 4, § 15). Потери энергии на тормоз- ное излучение сильно увеличиваются в присутствии ядер со средним или большим зарядом (атомным номером). Поэтому система должна быть насколько возможно очищена от таких ядер. Вычисления, основанные на приведенных выше рассуждениях, показывают, что минимальная температура, при которой поддерживается реакция (D—D), равна при- мерно 350 миллионам градусов; для реакции (Т—D) соответствующая температура составляет примерно 45 миллионов градусов. По-видимому, существует возможность, что столь высокие темпера- туры могут быть достигнуты электрическими методами; однако прежде чем разбирать, что это за методы, необходимо ответить на другой важный вопрос: как удержать плазму с температурами в миллионы градусов, если любое вещество при этих температурах не только испаряется, но и полностью ионизуется? Поскольку плазма состоит целиком из заря- женных частиц (электронов и ядер), удержание плазмы может быть осу- ществлено с помощью электрических и магнитных полей. Один из привлекших интерес методов удержания плазмы основан на так называемом пинч-эффектпе. Это явление было теоретически рас- смотрено в 1934 г. американским физиком Беннетом и в 1937 г. Тонксом, который дал ему приведенное выше название. Первое сообщение об экспе- риментальном наблюдении рассматриваемого эффекта было, по-видимому, сделано в Англии Уэйром в 1951 г. Основная идея пинч-эффекта состоит в том, что если движение некоторого числа электрически заряженных частиц, образующих плазму, создает электрический ток, текущий в одном направлении, то возникает магнитное поле, вызывающее сокращение (сжатие) плазмы. Движение заряженных частиц может происходить в результате элек- трического разряда в плазме между электродами или в результате инду- цирования внешним разрядом тока внутри плазмы (фиг. 105). Если для удержания плазмы при высоких температурах используется пинч-эффект, то применяется второй метод: чтобы исключить потерю тепла вследствие соприкосновения с какими-либо твердыми материалами, в плазме не дол- жно быть никаких электродов. По этой же причине ток должен индуци- роваться в замкнутой трубке без концов, т. е. в трубке тороидальной формы. Хотя пинч-эффект, по-видимому, дает многообещающий подход к решению проблемы удержания ионизованной плазмы при высоких тем- пературах, существует одна серьезная трудность. Сжатая плазма чрезвы- чайно неустойчива и разрушается за время порядка нескольких миллион- ных долей секунды. Весьма сомнительно, чтобы за такое короткое время могло выделиться достаточно энергии, обусловленной синтезом ядер, для того чтобы процесс был самоподдерживающимся. Если бы удалось найти метод удержания плазмы в сжатом состоянии в течение заметного периода времени, положение было бы совсем иным. В этом случае имелась бы возможность того, что часть энергии, выделившейся в результате термоядерной реакции синтеза, перейдет непосредственно в электри- чество. Так как плазма может быть сжата собственным магнитным полем, то процесс, по-видимому, может идти и в обратном направлении: если энергия, полученная в плазме за счет реакции синтеза, вызывает расшире- ние плазмы против приложенного магнитного поля, то во внешней цепи может быть получен электрический ток.
464 Глава 14. Использование ядерной энергии Кроме того, что синтез ядер может привести к эффективному превра- щению ядерной энергии в электрическую без помощи пара и турбин (гл. 15, § 1), он обладает по сравнению с делением ядер еще одним пре- имуществом — после него не остается радиоактивных отходов. В термо- ядерном реакторе, так же как и в реакторе на ядерном делении, необходи- мо применять защитные конструкции; нужно также попытаться исполь- зовать энергию уходящих из системы нейтронов и излучений. Здесь нет особенно больших трудностей. Остаются нерешенными проблемы, Фиг. 105. Пинч-эффект в газообразном аргоне под действием электричес- кого разряда в прямой трубке (Лос-Аламосская лаборатория). б основном касающиеся нагревания плазмы и поддержания ее в устой- чивом состоянии в течение нужного периода времени. Исследуются и другие возможности, отличные от пинч-эффекта, но пока трудно ска- зать, к чему они приведут. Физики убеждены, что контролируемая термоядерная реакция, топливом для которой может служить почти неисчерпаемый запас дейтерия в океане, когда-нибудь станет реально- стью. Однако пройдет ли до этого десять или сто лет — сказать никто не может. § 18. Каталитические реакции синтеза К концу 1956 г. Альварец и группа сотрудников Лаборатории излу- чений Калифорнийского университета (Беркли) доложили о новом типе реакций синтеза ядер. При изучении треков, образованных в 25-санти- метровой пузырьковой камере с жидким водородом (гл. 6, § 14) отрица-
Ill, Энергия синтеза ядер 465 тельными pi-мезонами, полученными в Беватроне, в этих треках иногда удавалось обнаружить разрывы. Такие разрывы должны быть результа- том образования нейтральных частиц, неспособных вызывать иониза- цию, а следовательно, и образование пузырьков. Затем ц-мезон, по-види- мому, снова излучался, так как в дальнейшем трек продолжался, правда, в другом направлении (фиг. 106). Фиг. 106. Фотография каталитической ядерной реакции синтеза, получен- ная при помощи водородной пузырьковой камеры (Лаборатория излуче- ний Калифорнийского университета). Объяснение, предложенное этому замечательному явлению, состоит в том, что к концу пути р-мезон захватывается ядром дейтерия, находя- щимся в жидком водороде, с образованием мезоатома (гл. 4, § 16). Отме- тим, что захват р-мезона ядром дейтерия (дейтроном) происходит более легко, чем захват обычным водородным ядром (протоном). При этом сразу же образуется нейтральный мезоатом дейтерия и пузырьковый след обрывается. Однако через короткий промежуток времени мезодей- терий присоединяет к себе протон. Мю-мезон, по-видимому, может в неко- 30 с. Глесстон
466 Глава 14, Использование ядерной энергии торой степени скомпенсировать электростатическое отталкивание двух ядер, вследствие чего эти ядра сближаются достаточно близко и сливаются, образуя ядро гелия-3. Затем р,-мезон освобождается и уносит с собой большую часть энергии 5,4 Мэв, сопровождающей ядерную реакцию. Такой pi-мезон может вызывать ионизацию, и трек в пузырьковой камере вновь появляется. Добавление к жидкому водороду в камере избытка дей- терия увеличивает частоту таких явлений1 * * * *). В большинстве случаев вновь испущенный (i-мезон распадается обычным путем с образованием электрона (гл. 2, § 32), но изредка наблю- дается также второй разрыв трека, что указывает на образование комби- нации другой пары ядер. Таким образом, ц-мезон ведет себя как некий катализатор, содействующий при низких температурах и низких энер- гиях слиянию одной, а иногда и двух пар дейтерий—протон. Поэтому такой процесс называется каталитической ядерной реакцией. Вследствие малого времени жизни ц-мезона (около 2-10"6 сек) пред- ставляется маловероятным, чтобы могло образоваться более двух пар дейтрон—протон. Поэтому освобождаемая энергия составляет лишь малую долю энергии, затраченной на образование ц-мезона. Таким образом, ядерная реакция, для которой ц-мезон служит катализатором, по-види- мому, мало обещает в отношении использования энергии синтеза ядер. Однако может случиться, что найдется другая частица с подобными свойствами, но с большим временем жизни, которая будет служить катализатором слияния многих пар дейтрон—протон (или других). Тогда все может измениться. Советский физик Алиханьян сообщил об открытии долгоживущего р,-мезона, но это заявление пока еще не подтверждено. Во всяком случае, неизвестно, будет ли такой мезон вести себя как катализатор ядерной реакции. 1) На фиг. 106 отрицательный р-мезон, выходящий из Л, движется вдоль пути АВ, в точке В он захватывается дейтерием с образованием нейтрального мезоатома дейтерия, который движется к С, при этом путь ВС невидим. В С мезоатом дейтерия сливается с протоном с освобождением р,-мезона. Мю-мезон движется вдоль пути CD и останавли- вается в D, где распадается, испуская электрон высокой энергии, который движется вдоль пути DE,
Глава 15 ЯДЕРНЫЕ РЕАКТОРЫ 1. ОБЩИЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ ОБ УСТРОЙСТВЕ РЕАКТОРОВ § 1. Введение Все сказанное в предыдущей главе о ядерных реакторах относится главным образом к их историческому развитию в течение второй мировой войны, когда главным направлением было производство плутония для военных целей. За последние годы развитие ядерных реакторов ушло далеко вперед, причем теперь основные интересы сконцентрировались на их мирном использовании. Во всех частях мира было построено и строит- ся в настоящее время большое число реакторов самых разнообразных конструкций, предназначенных для различных целей. Если в 1950 г. описание всех известных реакторов уместилось бы на нескольких стра- ницах, то теперь такая задача потребовала бы целой книги. Мы опишем здесь лишь основные типы реакторов и проиллюстрируем это описание некоторыми конкретными примерами. Несмотря на многочисленные различия в устройстве ядерных реак- торов и их составных частей, имеются некоторые общие черты, присущие в большей или меньшей степени всем реакторам. Реактор состоит в основ- ном из активной зоны, в которой поддерживается цепная реакция, при- чем большая часть энергии деления выделяется в виде тепла. Активная зона содержит делящийся материал (ядерное топливо) и замедлитель, если необходимо замедлять движение нейтронов. Относительные коли- чества и природа ядерного топлива и замедлителя определяют энергию нейтронов, вызывающих большую часть актов деления. Активную зону окружает отражатель из материала, выбор которого определяется глав- ным образом энергией нейтронов. В комбинации с отражателем и в при- сутствии других элементов реактора, например теплоносителя и конструк- ционных материалов, активная зона должна обладать свойством поддер- живать цепную реакцию. Управление реактором, включая его запуск, работу на желаемом уровне мощности и остановку, осуществляется либо при помощи стерж- ней, содержащих сильный нейтронный поглотитель (гл. 14, § 11), либо при помощи подвижных частей активной зоны или отражателя; это дает возможность удалять нейтроны или, наоборот, препятствовать их уходу. Работа реактора значительной мощности зависит от того, как быстро отводится тепло, выделяющееся при делении. Для этой цели используется теплоноситель, который должен циркулировать по реактору таким обра- зом, чтобы распределение температур в реакторе оставалось практически неизменным. Если энергию, вырабатываемую реактором, требуется пре- вратить в электрическую энергию, то тепло от теплоносителя должно быть передано рабочей жидкости, чтобы превратить последнюю в пар 30*
468 Глава 15. Ядерные реакторы или горячий газ. Затем этот пар (или газ) используется для производства энергии обычным путем, например с помощью турбины (фиг. 107). При проектировании ядерного реактора, предназначенного для каких- либо конкретных целей, например для научных исследований, для про- изводства делящегося материала или превращения ядерной энергии в полезную работу, необходимо прежде всего решить, в какой области должна лежать энергия нейтронов, вызывающих большинство делений. Следующим шагом должен быть выбор основных элементов реактора: Фиг. 107. Схематическое изображение ядерного реактора, про- изводящего электрическую энергию. 1 — регулирующие стержни, 2 — отражатель, 3 — активная зона (топливо и замедлитель), 4 — теплоноситель (или топливный раствор), 5 — пар, 6 — турбина, 7 — генератор, 8 — конденсор, 9 — вода, 10 — теплообмен- ник (кипятильник), 11 — защита. ядерного топлива, замедлителя (если он необходим), отражателя и, нако- нец, теплоносителя для отвода тепла, выделяющегося при делении. При выборе теплоносителя следует решить, какой конкретный метод отвода тепла будет использован в реакторе. В последующих параграфах кратко рассмотрены те факторы, которые необходимо принять во внимание при выборе тех или иных вариантов. § 2. Реакторы на тепловых, быстрый и промежуточных нейтронах В зависимости от области, в которой лежит энергия нейтронов, вызы- вающих большинство делений, различают реакторы на тепловых, быст- рых и промежуточных нейтронах. Исключая случай атомной бомбы, которую, строго говоря, нельзя назвать реактором в том смысле, в каком это слово здесь употребляется, так как в ней невозможно управлять скоростью делений, все реакторы, рассмотренные в гл. 14, являются реакторами на тепловых нейтронах: большинство делений в них происхо- дит вследствие поглощения медленных нейтронов. Чтобы замедлить быстрые нейтроны, выделяющиеся при делении, активная зона реактора должна содержать достаточное количество замедляющего вещества, о чем уже говорилось в гл. 14, § 5. Реакторы на тепловых нейтронах обладают большим преимуществом в том отношении, что их размеры могут сильно различаться в зависимости от природы и свойств ядерного топлива (содержащего делящееся вещество)
I, Общие представления об устройстве реакторов 469 и особенно замедлителя. Например, если в качестве топлива исполь- зуется природный уран, а в качестве замедлителя — графит, реактор будет иметь поперечные размеры около 6 ж. Другой крайний случай представляет реактор, в котором топливом служит вещество с высокой концентрацией (до 90%) урана-2351), а замедлителем — обыкновенная вода; линейные размеры такого реактора на тепловых нейтронах могут быть не более нескольких десятков сантиметров. Главным недостатком реактора на тепловых нейтронах является потеря нейтронов вследствие паразитического захвата их различными материалами, из которых построен реактор, а также продуктами деления. Поэтому выбор таких мате- риалов определяется в основном значениями сечений захвата нейтронов (гл. И, § 12). В реакторе на быстрых нейтронах большинство делений происходит при взаимодействии делящегося материала с нейтронами высоких энер- гий, т. е. с нейтронами, относительно мало замедлившимися и обладаю- щими почти такой же энергией, какую они имели сразу после деления. Следовательно, в этом случае необходимо избегать присутствия любого вещества с низким массовым числом, которое может замедлить нейтроны. Так как сечение поглощения быстрых нейтронов обычно мало, захват нейтронов в реакторах на быстрых нейтронах представляет меньшую опасность. Возможности для выбора материалов здесь значительно шире, чем в реакторах на тепловых нейтронах. С другой стороны, возникают некоторые ограничения в выборе топливных материалов. При подходя- щем выборе замедлителя и т. д. реактор на тепловых нейтронах может работать на любом топливе — от природного урана до обогащенного урана и плутония. Для реактора же на быстрых нейтронах необходимо обогащенное топливо, содержащее не менее 25% делящегося вещества, такого как уран-233, уран-235 или плутоний-239. Недостатком реактора на быстрых нейтронах является то, что для достижения критического состояния необходимо большое количество делящегося вещества. Однако в силу отсутствия замедлителя критиче- ские размеры могут быть невелики — диаметр порядка 30 см или даже меньше; поэтому отвод тепла при высокой рабочей мощности затрудни- телен. Важным свойством некоторых реакторов на быстрых нейтронах, как будет видно из дальнейшего, является их способность «размножать» делящийся материал, в частности плутоний-239. Это в основном и является причиной, почему такие реакторы представляют интерес. На первый взгляд может показаться, что реактором на быстрых нейтронах трудно управлять, поскольку он похож на атомную бомбу в том отношении, что деление ядер в обоих случаях происходит в основном за счет быстрых нейтронов. Однако это не так. До тех пор пока эффектив- ный коэффициент размножения поддерживается ниже его мгновенно-кри- тического значения при существующих условиях (гл. 14, § 11), управле- ние работой реактора на быстрых нейтронах не сложнее управления реактором на тепловых нейтронах. При конструировании атомной бомбы стремятся к тому, чтобы коэффициент размножения был возможно больше; поэтому в ней плотность нейтронов и выделение тепла растут с огромной быстротой. х) Кроме природного металлического урана, 0,70% веса которого составляет уран-235, потребители, имеющие надлежащее разрешение, могут приобрести в Комис- сии по атомной энергии США уран (в виде гексафторида), содержащий от 0,72 до 90% делящегося изотопа. Этот обогащенный материал получается путем разделения изото- пов методом газовой диффузии (гл. 8, § 14).
470 Глава 15. Ядерные реакторы Реактор на промежуточных нейтронах представляет собой реактор, в котором деления вызываются главным образом нейтронами, замед- ленными до энергий, лежащих в широкой области между энергиями теп- ловых и быстрых нейтронов, предпочтительно выше резонансной области (гл. 11, § 5). В этом случае некоторое замедление необходимо, но в мень- шей степени, чем в реакторе на тепловых нейтронах. В известном смысле реактор на промежуточных нейтронах является компромиссом между реакторами на тепловых и быстрых нейтронах. Паразитный захват нейтро- нов в нем меньше, чем в реакторе на тепловых нейтронах, а количе- ство ядерного топлива меньше, чем в реакторе на быстрых нейтронах, хотя общие размеры его активной зоны больше. Реактор на промежу- точных нейтронах также позволяет размножать плутоний-239, но не так эффективно, как реактор на быстрых нейтронах. За все эти годы был раз- работан только один тип реактора на промежуточных нейтронах (§16 на- стоящей главы); системы такого типа, по-видимому, не представляют большого интереса. § 3. Ндерное топливо Материал, содержащий делящийся изотоп, называют ядерным топ- ливом. Его состав может быть различным — от природного урана до ма- териалов, сильно обогащенных ураном-235, плутонием-239 или ураном-233. Основным источником материалов для ядерного топлива служат элементы уран и торий. Делящимся веществом является только уран-235, состав- ляющий 0,70% природного урана; следовательно, в природе имеется только одно вещество, которое можно непосредственно использовать для выработки ядерной энергии. Однако существует возможность пре- вратить в делящийся материал (по крайней мере частично) уран-238, составляющий остальные 99,3% природного урана, а также торий-232, составляющий почти 100% природного тория. Превращение урана-238 в плутоний-239 путем захвата нейтронов с последующими двумя стадиями p-распада рассмотрено в гл. 14. Совер- шенно аналогично при помощи нейтронов, имеющихся в реакторе, можно превратить торий-232 в делящийся торий-233. При реакции (п, у) захвата медленного нейтрона торий-232 превращается в торий-233 — источник отрицательного p-излучения с периодом полураспада 23,5 мин. Про- дуктом его деления является протактиний-233; он тоже является источ- ником p-излучения с периодом полураспада 27,4 дня. Таким образом, схему реакции и распада можно представить в следующем виде: Th232 + n -> 90Th233 ——-91Ра233 ——92U233. 90 90 23,5 мин 91 27,4 дня 92 Уран-233 является источником a-из лучения с большим временем жизни (период полураспада 1,63-105 лет). Следовательно, под действием ней- тронов торий-232 может быть в течение нескольких дней, необходимых для распада протактиния, превращен в уран-233. Уран-233 делится под действием медленных нейтронов, т. е. может служить топливом для поддержания цепной реакции1). Хотя уран-238 и торий-232 под действием быстрых нейтронов с энер- гиями более 1 Мэв подвергаются делению, однако эти изотопы не могут служить для поддержания цепной реакции по причине, указанной в гл. 14, *) Открытие урана-233 описано в гл. 16, § 18.
I. Общие представления об устройстве реакторов 471 § 4. Таким образом, уран-238 и торий-232 не являются делящимися веще- ствами в обычном смысле слова. Делящимися веществами могут служить только уран-233, уран-235 и плутоний-239, так как эти изотопы подвер- гаются делению при захвате нейтронов любых энергий. Однако, поскольку уран-238 и торий-232 можно превратить в делящиеся вещества, их назы- вают сырьем для получения вторичного ядерного топлива (топливным сырьем). О том, в каких размерах может быть осуществлено такое пре- вращение, сказано в § 7 настоящей главы. Форма, в которой топливо используется в реакторе, зависит от раз- личных обстоятельств. Во многих реакторах применяются твердые топ- ливные (тепловыделяющие) элементы. Они могут состоять либо из металлического урана, либо из сплава урана и алюминия (или циркония); кроме того, уран может применяться в виде двуокиси UO2. Обычно топливный материал покрывается снаружи другим металлом (или содержится в нем); это делается для того, чтобы защитить топливо от химического взаимодействия с воздухом, водой или другими материа- лами, применяемыми в качестве теплоносителей. Кроме того, это пре- пятствует выходу продуктов деления наружу. Было построено несколько реакторов, в которых использовалось жидкое топливо, например раствор соли урана в воде или раствор (или взвесь) урана в жидком металле, например в висмуте. В реакторах использовались два основных типа твердых топливных элементов — цилиндрический (стержневой) тип и плоский тип. В неко- торых ранних реакторах, таких, как реакторы на природном уране и гра- фите в Ок-Ридже и других, использовались цилиндрические топливные элементы диаметром около 2,5 см. Размеры определялись условиями, необходимыми для того, чтобы сделать коэффициент размножения опти- мальным. Такие топливные элементы непригодны для реакторов большой мощности, так как они имеют относительно небольшую площадь поверх- ности теплосъема. Большой прогресс в этом отношении был достигнут использованием стержней меньшего диаметра и переходом к топливным элементам пло- ского типа. Обычно это требует применения в качестве топливного мате- риала обогащенного урана, так как некоторое уменьшение коэффициента размножения должно быть скомпенсировано повышением процентного содержания урана-235. Топливные элементы плоского типа состоят из не- которого количества длинных плоских (или изогнутых) двухслойных пластин, закрепленных в раме, похожей по форме на решетку. Внутри пластин содержится относительно слабо обогащенный уран — метал- лический или в виде двуокиси, вкрапленный в слой алюминия, цирко- ния или нержавеющей стали. Внешние покрывающие слои сделаны из то- го же металла, но не содержат урана. Хотя тонкие стержни и топливные элементы плоского типа обеспечи- вают относительно большую площадь для отвода тепла, соответственно увеличивается необходимое количество покрывающего материала. В ре- зультате возрастают потери нейтронов вследствие j паразитического захвата. В добавление к тому, что покрывающий материал должен быть устойчив к коррозии и выдерживать без потери прочности высокие тем- пературы, которые могут создаваться в реакторе, он должен также иметь малое сечение захвата нейтронов; это в особенности касается реакторов на тепловых нейтронах. В большинстве случаев таким требованиям удов- летворяют только три вещества, стоимость которых не выходит за разум- ные пределы. Это как раз те вещества, которые упоминались выше,
т Глава 15. Ядерные реакторы а именно: алюминий, цирконий и нержавеющая сталь1). Цирконий в виде сплава, устойчивого к коррозии, является, несомненно, лучшим для реакторов на тепловых нейтронах, в которых в качестве замедлителя или теплоносителя применяется обыкновенная или тяжелая вода. Но он дорого стоит, поэтому более дешевая нержавеющая сталь также находит применение, хотя на нее и расходуется больше нейтронов. В реакторах на быстрых нейтронах нержавеющая сталь вполне пригодна в качестве покрывающего материала, так как паразитический захват в этом случае не имеет значения. Время жизни («горения») топлива в ядерном реакторе, кроме чисто механических затруднений, ограничивается несколькими факторами. Вследствие пока еще высокой стоимости делящихся материалов и топлив- ного сырья очень важно при разработке конструкции реактора попытаться увеличить время, в течение которого топливо удовлетворительно исполь- зуется. Одним из ограничений является так называемое радиационное повреждение. В 1942 г. Вигнер, работавший тогда над проблемой исполь- зования атомной энергии в военных целях, предсказал, что, когда твер- дые вещества подвергаются действию частиц высоких энергий, таких, как нейтроны, их атомы перемещаются из своих нормальных положений в кристаллической решетке. В результате такого изменения во внутрен- нем строении свойства веществ, по всей вероятности, могут измениться. В действительности наблюдались различные изменения под действием излучения. Эффекты радиационного повреждения особенно заметны благодаря действию осколков деления, обладающих высокими энергиями (гл. 13, § 4), а также нейтронов и у-лучей. С точки зрения работы реактора вредное влияние излучения на топ- ливные элементы состоит в изменении их размеров и уменьшении их ме- ханической прочности. Во многих реакторах, особенно в тех, которые предназначены для работы на высоких уровнях мощности, размеры топ- ливных элементов и расстояния между ними должны оставаться посто- янными. При таких обстоятельствах небольшие изменения в размерах делают необходимой остановку реактора для замены негодных топливных элементов. Так как радиационное повреждение представляет собой новое явление, оно интенсивно изучается в последнее время. Имеется в виду использовать полученные сведения для создания топливных элементов, мало подверженных влиянию излучения в течение работы реактора. Помимо ограничений, налагаемых радиационным повреждением, име- ются другие факторы, ограничивающие время жизни топливных элементов, а именно уменьшение количества делящегося вещества в процессе работы реактора и одновременное возрастание паразитического захвата нейтро- нов продуктами деления. Последнее называют отравлением продуктами деления. По экономическим соображениям и соображениям безопасности количество делящегося вещества в реакторе не должно значительно превышать то, которое необходимо для достижения критического состоя- ния. По мере того как этот небольшой запас вещества расходуется в те- чение работы реактора, эффективный коэффициент размножения непре- рывно уменьшается, пока не достигнет величины, при которой удовлет- ворительная работа реактора невозможна. В некоторых реакторах это ограничение времени действия (горения) можно частично преодолеть, добавляя к топливу ядерное сырье. В результате захвата нейтронов оно х) В некоторых случаях, когда отсутствует контакт с воздухом и водой, возможно применение бериллия и магния.
I. Общие представления об устройстве реакторов превращается в делящийся материал, который до некоторой степени заменяет израсходованный. Однако, даже если такая замена будет пол- ной, накопление продуктов деления рано или поздно вызовет необхо- димость в остановке реактора для заправки его свежим топливом. Возможный путь решения проблем, возникающих при применении твердых топливных элементов вследствие радиационного повреждения и отравления продуктами деления, состоит в использовании топлива в растворенном состоянии. Так, в некоторых (гомогенных) реакторах в качестве топлива используется раствор солей обогащенного урана (например, уранилсульфата) в обыкновенной воде. Излучение, т. е. такие продукты деления, как нейтроны и у-лучи, частично разлагает воду на водород и кислород, но это не является серьезным недостатком. Кроме того, в этих реакторах отсутствует радиационное повреждение. Эффекты «выгорания» делящихся материалов в реакторе и накопления продуктов деления могут быть преодолены путем удаления части топлив- ного раствора без остановки реактора. Этот раствор подвергается обра- ботке для удаления продуктов деления с большим сечением поглощения нейтронов; затем в него можно добавить новый делящийся материал и возвратить его в реактор. § 4. Замедлители и отражатели В реакторах на тепловых нейтронах замедлитель и отражатель обла- дают в основном одинаковыми свойствами, поэтому они здесь рассматри- ваются вместе. Основные требования, предъявляемые к замедлителю, заключаются в том, что он должен состоять исключительно из элементов с низким массовым числом (или атомным весом) и не должен заметно поглощать нейтроны. Поэтому наиболее практичными веществами, при- годными для использования их в качестве замедлителей (и отражателей), являются обыкновенная вода, тяжелая вода, бериллий и его окись, графит (углерод) и, возможно, некоторые органические соединения. Применение в качестве замедлителя обыкновенной воды является заманчивым вследствие ее низкой стоимости — даже с учетом высокой степени чистоты, желательной при ее использовании в реакторе, а также благодаря ее наиболее высокой способности замедлять нейтроны. Однако захват нейтронов водородом настолько велик, что в качестве топлива приходится использовать уран, обогащенный по крайней мере до 1% ураном-235. Вследствие особых свойств водорода по отношению к нейтро- нам, а именно большого сечения рассеяния, можно построить реактор с водяным замедлителем относительно небольших размеров. Благоприят- ным является также тот факт, что вода может быть одновременно использо- вана как замедлитель, теплоноситель и отражатель. Основной недостаток применения воды в качестве замедлителя и теплоносителя прояв- ляется тогда, когда реакторы должны работать при высоких температу- рах. Так как при атмосферном давлении вода кипит при 100° С, необхо- димо высокое рабочее давление — около 150 кг/см2. Это требует приме- нения дорогостоящих резервуаров и трубопроводов высокого давления. В качестве замедлителя нейтронов наиболее пригодной является тяжелая вода. Она обладает очень хорошими замедляющими свойствами, причем сечение захвата нейтронов для нее очень мало (см. таблицу на стр. 340). При этом нет необходимости для достижения критического состояния применять в качестве топлива обогащенный уран, хотя его использование облегчает конструирование реактора. Тяжелая вода, так
474 Глава 15. Ядерные реакторы же как и обыкновенная вода, может служить теплоносителем, но она об- ладает тем же недостатком, а именно низкой точкой кипения, что вызы- вает необходимость в повышении давления. Стоимость тяжелой воды высока, даже несмотря на значительное падение ее цены за последние годы (см. примечание на стр. 462). Тем не менее возможно, что при созда- нии некоторых реакторов преимущества тяжелой воды как замедлителя (или замедлителя-теплоносителя) будут преобладать над ее высокой стоимостью. Хорошими замедлителями являются бериллий и его окись. Окись бериллия может выдерживать очень высокие температуры, хотя при этом уменьшается ее прочность. Несмотря на большие технические достиже- ния в производстве бериллия, он еще остается дорогостоящим материа- лом. До недавнего времени получаемый продукт был очень хрупким, не пригодным для обработки и при высоких температурах легко подвер- гался разрушению под действием воздуха и воды. С дальнейшим разви- тием порошковой металлургии начали производить металлический берил- лий, более доступный для обработки, имеющий большую механическую прочность и более стойкий к коррозии. Тем не менее до сих пор он довольно хрупок по сравнению с другими металлами и разрушается возду- хом и водой при высоких температурах и давлениях. Поэтому бериллий применяется как замедлитель или отражатель лишь в специальных случаях. В ряде реакторов в качестве замедлителя или отражателя применяется углерод в виде графита. Хотя он для этих целей не так хорош, как берил- лий, зато даже очень чистый графит относительно недорого стоит. Ему можно легко придать любую желаемую форму; при этом его прочность достаточна для того, чтобы использовать его в какой-то мере как конструк- ционный материал, как это было сделано в Чикагском реакторе. Основ- ными недостатками графита являются относительная легкость, с которой он разрушается при ударе, а также его способность при высоких темпера- турах соединяться с кислородом воздуха и углекислым газом. Одно время считалось, что серьезный вред графиту в реакторе может нанести излу- чение, однако в настоящее время оказалось, что при температурах до 250° С этим можно пренебречь. По замедляющим свойствам некоторые органические соединения углерода с водородом (углеводороды) почти не уступают воде, так как, подобно ей, они содержат большое количество водорода. В течение неко- торого времени обсуждался вопрос о применении углеводородов с высо- кой точкой кипения в реакторах на тепловых нейтронах в качестве замедлителя (и теплоносителя). Такой материал сравнительно недорог и его можно было бы использовать в реакторах, работающих при относи- тельно высоких температурах, без необходимого при использовании воды повышения давления. Однако от этого пришлось воздержаться, так как органические соединения интенсивно разлагаются под действием ядер- ного излучения. В настоящее время представляется возможным, что неко- торые органические соединения, известные под названием полифенилов (или их производные) могут оказаться удовлетворительными замедли- телями-теплоносителями. Некоторое разложение под действием излучения все же наблюдается, но оно не очень велико. Образующиеся при этом примеси удаляются перегонкой. Упомянутые выше вещества непригодны для использования их в качестве отражателя в реакторах на быстрых нейтронах, так как нейт- роны, возвращающиеся в активную зону, будут замедлены. Чтобы избе-
I. Общие представления об устройстве реакторов МЪ жать этого, отражатель, очевидно, должен быть сделан из материалов с довольно высоким массовым числом. В этом отношении пригодны железо или сталь, хотя по причинам, о которых будет сказано ниже, в реакторах на быстрых нейтронах в качестве отражателя применяют природный уран, по крайней мере в области, непосредственно примыкающей к активной зоне. § 5. Теплоносители Так же как не существует идеальных замедлителей, не существует п идеальных теплоносителей для отвода тепла из реактора. Вещества, пригодные в этом отношении, могут быть разделены на четыре основные категории, к которым относятся обыкновенная и тяжелая вода, жидкие металлы, органические жидкости (углеводороды) и газы. Каждый тип имеет свои преимущества и недостатки. Поэтому конкретный выбор зави- сит от того, что явится лучшим компромиссом при данных обстоятель- ствах. Обыкновенная и тяжелая вода являются хорошими теплоносителями для реакторов на тепловых нейтронах, поскольку это касается их тепло- отводящих свойств. Их дополнительное преимущество состоит в том, что они одновременно могут служить замедлителями. Однако, как ука- зывалось выше, в реакторах, работающих при высоких температурах, для повышения точки кипения жидкости необходимо повышать давле- ние. При высокой температуре вода вызывает сильную коррозию и по- этому требуется применение специальных материалов, таких, как сплавы циркония и нержавеющая сталь. При температурах выше тех, которые практически допустимы при ис- пользовании воды, в качестве теплоносителя применяют жидкие металлы1). Лучшим из них, по-видимому, является натрий; это отличный материал для отвода тепла, не требующий повышения давления при высоких тем- пературах. Он до некоторой степени разрушает цирконий и нержавею- щую сталь, но скорость коррозии можно считать допустимой. С другой стороны, натрий легко вступает в реакцию с кислородом воздуха и водой, при этом жидкость затвердевает при температуре выше обычной. При прохождении через реактор натрий становится радиоактивным вслед- ствие захвата нейтронов и образования натрия-24 с периодом полурас- пада 15 час; распад сопровождается испусканием р-частиц и у-лучей. Поскольку такое излучение связано с опасностью для здоровья обслужи- вающего персонала, необходима специальная защита от радиоактивного натрия, находящегося вне реактора. Для отвода тепла в реакторах на быстрых нейтронах натрий является почти единственным теплоноси- телем, удовлетворительным во всех отношениях. Как компромисс между водой, требующей высокого давления, и хи- мически активным и небезопасным жидким натрием привлекли внима- ние некоторые органические соединения, например полифенилы. Они не требуют повышения давления и не становятся сколько-нибудь заметно радиоактивными вследствие захвата нейтронов, не вызывают коррозии и довольно устойчивы по отношению к действию тепла и излучения. Однако их теплоотводящие свойства гораздо хуже, чем у воды и жидкого натрия. *) Предложение использовать для отвода тепла при делении жидкие металлы было подано во французское патентное бюро Чиловским 28 июля 1939 г., более чем за 2 года до осуществления первой цепной реакции деления.
476 Глава 15, Ядерные реакторы В некоторых из первых реакторов применялось охлаждение газом, а именно воздухом. При помощи вентиляторов воздух можно прогонять через реактор и выпускать в атмосферу, что не требует применения закрытых охлаждающих цепей. Такой относительно простой метод был особенно пригодным для больших реакторов на природном уране и гра- фите, предназначенных для исследований и работающих на относительно низком уровне мощности. При высоких мощностях и сопутствующих им высоких температурах воздух нельзя использовать как теплоноситель, так как он вступает в химические реакции со многими веществами, напри- мер с графитом, алюминием, бериллием, цирконием и т. д. Лучшим теп- лоотводящим газом является водород, но его применять рискованно, так как он образует с воздухом взрывчатую смесь. Кроме того, под его воздействием многие металлы становятся хрупкими. Следующим по своим свойствам является гелий — инертный газ с пренебрежимо малым сечением захвата нейтронов. Однако большие его количества недоступны и слишком дороги для использования в обычном реакторе. Более практичными теплоносителями являются азот и углекислый газ. Азот имеет несколько лучшие теплоотводящие свойства, чем угле- кислый газ, и меньшую химическую активность, но он сильнее погло- щает нейтроны. Тем не менее оба эти газа используются (или использо- вались) в качестве теплоносителей. Реактор с газовым охлаждением, по-видимому, связан с меньшим риском, чем реактор, в котором тепло- носителем служит жидкий натрий или вода под большим давлением. Его основной недостаток состоит в том, что, пока газ находится под довольно высоким давлением — порядка десятков атмосфер,— затраты на его пере- качку значительны. Это является важным экономическим фактором, если речь идет о получении электрической энергии с помошью ядерных реакторов. § 6. Методы отвода тепла Различие конструктивных вариантов реакторов может быть связано также с методом отвода тепла. Предположим, что задача состоит в произ- водстве тепла для работы турбины; такой случай имеет место в реакторе, предназначенном для производства энергии. В этих целях для получе- ния с помощью тепла пара или газа при высокой температуре можно использовать три основных метода. В первом методе теплоноситель (им может быть вода, жидкий натрий, органическая жидкость или газ) про- качивается через, активную зону для того, чтобы получить тепло от топ- ливных элементов. Затем теплоноситель проходит через внешний тепло- обменник, где тепло передается воде, превращающейся при этом в пар, и возвращается в реактор, заканчивая цикл (см. фиг. 107). Второй метод применяется, когда ядерное топливо взято в виде раствора или взвеси, например в виде раствора соли урана в обыкновен- ной или тяжелой воде (§ 3 настоящей главы) или раствора металлического урана в жидком висмуте. Жидкое топливо, в котором тепло вырабаты- вается за счет деления, непрерывно прогоняется через внешний тепло- обменник, затем поступает обратно в активную зону реактора. В тепло- обменнике, так же как и в первом случае, образуется пар. Третья система отвода тепла, когда в качестве замедлителя-теплоноси- теля применяется обыкновенная или тяжелая вода, состоит в том, что жидкость кипит непосредственно в активной зоне, превращаясь в пар. В этом случае отпадает необходимость во внешнем теплообменнике. От турбины сконденсированный пар возвращается в реактор, чтобы сохра-
I. Общие представления об устройстве реакторов 477 нить объем жидкости постоянным. Этот метод отвода тепла в принципе может быть использован, когда применяются твердые тепловыделяющие элементы или раствор топлива в воде. Однако до сих пор он использовался лишь в первом случае. Интересную возможность представляет комбинация первого и треть- его из только что описанных методов, которая пока находится в стадии развития. В этом случае в качестве теплоносителя используется сильно сжатый газ. В реакторе он нагревается до высокой температуры, а затем непосредственно приводит в движение газовую турбину. В конце цикла газ снова сжимается и возвращается в активную зону. § У. Воспроизводство п размножение делящегося вещества Одно из замечательных свойств ядерных реакторов (заключается в возможности создания такой конструкции, при которой путем ядерного превращения сырья во вторичное ядерное топливо производится собствен- ное топливо. Такие реакторы называются реакторами с воспроизвод- ством ядерного топлива, или реакторами-конверторами. Как было показано в гл. 14, в эту категорию попадают Хэнфордские реакторы. В этих реакторах для поддержания цепной реакции служит уран-235, но некоторые из нейтронов захватываются ураном-238, в резуль- тате чего образуется плутоний-239. Таким образом, уран-235, израс- ходованный в результате деления (или каких-либо других процес- сов) по крайней мере частично заменяется другим делящимся мате- риалом — плутонием-239. Одновременно происходит освобождение энер- гии при делении урана-235. В Хэнфордских (и некоторых других) реакто- рах энергия выделялась в виде бесполезного тепла, однако в принципе реактор-конвертор может совершать полезную работу помимо пре- вращения сырья во вторичное ядерное топливо. Хотя выше под сырьем для получения вторичного ядерного топлива подразумевался уран-238, но то же с равным основанием относится и к торию-232 (§ 3 настоящей главы). Вследствие того, что уран-235 представляет собой единственное делящееся вещество, встречающееся в природе, на первых этапах раз- вития, к которым относится ненастоящее время, неизбежно его примене- ние для поддержания цепной реакции в ядерных реакторах. Поскольку метод воспроизводства урана-235 в настоящее время неизвестен, это вещество в конце концов будет полностью израсходовано, если не будет сделано какое-нибудь непредвиденное открытие. При этом топливное сырье будет превращено в приблизительно эквивалентное количество плутония-239 или урана-233. Так как в природном уране урана-238 в 140 раз больше, чем урана-235, то очевидно, что значительные количества первого, а также тория-232 еще останутся. Следовательно, будущее ядерной промышленности зависит от эффективности реакторов- конверторов, в которых плутоний-239 (или уран-233) используется как топливо и одновременно воспроизводится из урана-238 (или из тория-232). Мы рассмотрим три главных случая. Предположим сначала, что на каждое делящееся ядро приходится меньше одного нейтрона, который может быть захвачен топливным сырьем. Тогда количество воспроизведенного вещества будет меньше количества израсходованного сырья. В этом случае запас делящегося вещества будет непрерывно уменьшаться и через некоторое время, несмотря на наличие большого количества топливного сырья, работа реак-
478 Глава 15. Ядерные реакторы тора будет невозможна. При таком положении энергию деления нельзя рассматривать как реальный источник энергии в будущем. Вторая возможность состоит в том, что на каждое израсходованное ядро приходится точно одно воспроизведенное ядро. Количество деля- щегося вещества будет оставаться постоянным. Максимальная скорость выработки энергии определяется количеством имеющегося в распоряже- нии делящегося материала и ее нельзя увеличить. Правда, в конце кон- цов по истечении определенного времени все топливное сырье будет превращено в делящийся материал, но при этом нельзя будет расширять ядерную промышленность. Предположим, однако, что удастся построить реактор, в котором путем превращения урана-238 образуется больше делящегося вещества, например плутония-239, чем расходуется в процессе работы реактора. В принципе, это возможно, если на каждое ядро плутония-239, подвер- гающееся делению, приходится в среднем более одного нейтрона, захваты- ваемого ураном-238 с последующим образованием плутония-239. Реактор такого типа называется реактором-размножителем, а сам процесс — расширенным воспроизводством. Используя процессы размножения, можно не только сохранить запас делящегося вещества, как это имеет место в рассмотренном выше случае превращения «один к одному», но и непрерывно его увеличивать. Таким образом, помимо того, что все топ- ливное сырье будет превращено в делящийся материал, количество пос- леднего будет все время увеличиваться, следовательно, скорость выра- ботки энергии будет также непрерывно возрастать. Конечно, это не может продолжаться бесконечно, так как в конце концов наступит время, когда будет истрачено все топливное сырье, так же как могут быть использованы в конечном счете все запасы угля и нефти. Это положение можно сравнить с возможностями банка, в который поступает некоторый капитал (плутоний-239). Банк может использовать этот капитал для различных целей (для производства энергии) и с выгодой для себя возмещать его (в виде делящегося материала). Если возмещение капитала не может идти так же быстро, как его использование, то банк в конце концов лопнет, несмотря на то что в его распоряжении будут находиться средства для возмещения капитала (сырье для вторичного ядерного топлива). Это эквивалентно неполному воспроизводству в реак- торе. С другой стороны, капитал может столь же быстро возмещаться, как и расходоваться; тогда его величина останется постоянной — банк вйживет, но при этом не будет возможностей для расширения операций. Наконец, прибыль может быть настолько велика, что будет возможно возмещение капитала с процентами; если проценты не изымать из обра- щения, а использовать для увеличения капитала, сложные проценты дадут добавочную прибыль. Это аналогично работе реактора-размножи- теля. Если прибыль, т. е. скорость возрастания капитала (плутония-239), составляет всего 5% годовых, то величина капитала удвоится менее чем за 15 лет; через 30 лет она возрастет вчетверо и т. д. Теоретически это может продолжаться до тех пор, пока не кончатся средства для возмеще- ния капитала (топливное сырье). Тоже самое справедливо для получения урана-233 из тория-232. Перспективы использования расширенного воспроизводства зависят от того, сколько нейтронов, освобождающихся при делении, приходится на каждый нейтрон, поглощенный делящимся веществом1). Один нейтрон Данные, приведенные в таблице на стр. 414, относятся к числу нейтронов, приходящихся на одно деление, вызванное тепловым нейтроном. Так как не все нейтро-
II. Типы реакторов требуется для поддержания цепной реакции и в среднем больше одного нейтрона требуется для того, чтобы было возможно расширенное воспроиз- водство. Поэтому, если не учитывать потерю нейтронов вследствие утечки и паразитического захвата, то на каждый поглощенный нейтрон должно приходиться больше двух нейтронов, освобождающихся при делении. Из того, что известно, можно сразу заключить, что расширенное воспроиз- водство плутония-239 в реакторе на тепловых нейтронах невозможно. Что касается расширенного воспроизводства в реакторе на тепловых ней- тронах урана-233 из тория-232, то оно, по-видимому, осуществимо. Поскольку доступные запасы урана-238 больше, чем запасы тория-232, проблема расширенного воспроизводства плутония-239 имеет большее значение. Поэтому удачным является то обстоятельство, что при снижении процента захвата быстрых нейтронов без деления -в реакторах на быстрых нейтронах возможно размножение плутония-239 из урана-238. Это было подтверждено опытами, проведенными в США и Великобритании. Сле- довательно, можно заключить, что реакторы-размножители на быстрых нейтронах, в которых плутоний-239 используется как топливо, а уран-238 как топливное сырье, сыграют важную роль в развитии ядерной про- мышленности. До тех пор пока не будет получено достаточного количе- ства плутония-239, будет, как правило, применяться уран-235. В реакто- рах на быстрых нейтронах такого типа воспроизводится плутония-239 больше, чем потребляется урана-235, но увеличение запасов топлива происходило бы еще быстрее, если бы топливом служил плутоний-239* 1). Топливное сырье в реакторе-размножителе может быть размещено различными способами по отношению к активной зоне. Обычно предпочи- тают окружать активную зону оболочкой из топливного сырья, имея в виду, что нейтроны, выходящие из активной зоны, будут захватываться этой оболочкой. Одним из важных достоинств такого расположения является то, что израсходованное топливо может быть удалено из активной зоны и по мере надобности переработано независимо от оболочки. II. ТИПЫ РЕАКТОРОВ § 8. Исследозателъские реакторы Выше приведены общие рассуждения, на основе которых следует выбирать конструкцию реактора; теперь мы дадим описание некоторых конкретных типов реакторов. В этой связи удобно классифицировать реакторы по их основному назначению; правда, как будет ясно из даль- нейшего, некоторые реакторы могут иметь несколько применений. Здесь будут рассмотрены а) исследовательские реакторы, б) реакторы, в кото- рых производится делящийся материал, и в) энергетические и эксперимен- тальные реакторы. ны, поглощенные делящимися ядрами, вызывают деление — некоторые просто вступа- ют в реакцию (п, у),— число нейтронов, образовавшихся в результате деления, прихо- дящееся на один поглощенный тепловой нейтрон, меньше приведенного в этой таблице. 1) По мере развития ядерной промышленности некоторое количество плутония-239, полученное в реакторах на быстрых нейтронах, будет применяться как топливо для реакторов на тепловых нейтронах; в последних будет иметь место некоторое воспроиз- водство делящегося материала, но самое большее, чего здесь можно ожидать,_ это превращение «один к одному», как в реакторах на тепловых нейтронах, в которых используется уран-235.
480 Глава 15. Ядерные реакторы Исследовательские реакторы являются реакторами низких и сред- них энергий и применяются главным образом как мощные источники ней- тронов и у-лучей для научных целей. Материалы могут подвергаться дей- ствию нейтронов внутри активной зоны или отражателя или облучаться пучком нейтронов с энергиями, лежащими в пределах некоторой области, выпущенным из реактора через специальный канал. Исследовательские реакторы часто снабжаются так называемой тепловой колонной, состоящей из слоя графита толщиной 1,2—1,5 м. вплотную примыкающего к активной зоне. Тепловая колонна является источником «хороших» тепловых нейт- ронов, почти без примеси быстрых нейтронов. Исследовательскими реакторами были самые первые (Чикагские) реакторы, в которых топливом служил природный уран, замедлителем— графит, а теплоносителем — окружающий воздух. В дальнейшем в Ок- Риджском реакторе и в реакторе Брукхейвенской национальной лабора- тории (Лонг Айленд, штат Нью-Йорк) были применены то же топливо и тот же замедлитель, но для того, чтобы была возможна работа с большей мощ- ностью (и с более интенсивным потоком нейтронов), применялось прину- дительное воздушное охлаждение. Топливные элементы Брукхейвенского реактора были выполнены первоначально в виде тонких цилиндрических брусков; теперь они заменены скрученными пластинками, содержащими слой обогащенного урана между двумя слоями алюминия. Ок-Риджский и Брукхейвенский реакторы были предназначены как для непосредствен- ных исследований, так и для получения изотопов в научных целях (гл.17). Эти и подобные им реакторы в Великобритании и других местах обеспечи- вают широкие возможности для научных исследований, но очень велики по размерам; на их постройку требуется минимум 30 т металлического урана и от 300 до 400 т графита; поэтому они не всюду пригодны. За последние годы было разработано несколько других, более ком- пактных типов реакторов для исследовательских целей. Один из них. так называемый водяной кипятильник, был разработан в Лос-Аламосской научной лаборатории во время второй мировой войны, чтобы «обеспе- чить, — согласно отчету Смита,— проверку эффектов, предсказанных для реакторов, содержащих обогащенный уран-235». Первый водяной кипятильник, достигший критического состояния в мае 1944 г., был пер- вым (гомогенным) реактором, в котором применялся водный раствор топлива; в нем впервые было использовано обогащенное топливо (14,6% урана-235). Большим достоинством реактора типа «водяной кипятиль- ник» является простота его конструкции и сооружения. Активная зона состоит из уранилсульфата (обогащенного от 20 до 90%), растворенного примерно в 14 л обыкновенной воды; общий вес урана-235 составляет около 0,9 кг, Раствор содержится в сфере (или цилиндре) из нержавеющей стали, окруженной графитовым отражателем толщиной около 1,4 л. Тепло, выделяющееся при делении, отводится холод- ной водой, протекающей по трубам внутри сосуда, содержащего раствор. Хотя реактор и назван водяным кипятильником, раствор ядерного топ- лива в нем не кипит и его температура может достигать лишь 80° С. Сов- ременные водяные кипятильники работают при мощностях 50 кет и больше. При этих условиях наблюдается заметное разложение воды под действием осколков деления, нейтронов и у-лучей; поэтому должны быть обеспечены условия для рекомбинации выделяющихся при разложении водорода и кислорода. Другим типом исследовательского реактора является реактор, кото- рый называется погруженным реактором, или реактором бассейнового
II. Типы реакторов 481 типа. Его активная зона состоит из некоторого числа плоских топливных элементов, выполненных в виде двойных алюминиевых.пластин с внут- ренним слоем; этот внутренний слой содержит уран (или его двуокись), обогащенный от 20 до 90% и заключенный в алюминий (§ 3 настоящей главы); вес урана-235, необходимый для удовлетворительной работы реактора, составляет 2—3 кг. Топливные элементы подвешены верти- кально почта у самого дна бассейна с водой, на глубине 6 ж; отсюда ’реактор Фиг. 108. Разрез бассейнового реактора. 1 — запасной бак, 2 — панель управления, 3 — передвижной мост, 4 — уровень воды, 5 — крепление активной зоны, 6 — регулирующие стержни, 7 — экспериментальные каналы, 8 — активная зона, 9 — вода, 10 — бетонный бак. и получил свое название (фиг. 108). Вода служит замедлителем, отража- телем и защитой и путем конвекции обеспечивает хорошее охлаждение при мощностях до 100 кет. Если вода циркулирует через внешний тепло- обменник, что увеличивает скорость отвода тепла, то возможна работа при мощностях до 1000 кет (1 мгвт) и более. Исторически прототипом реактора бассейнового типа явился реак- тор для испытания материалов (MTR). Последний был предназначен для получения интенсивных нейтронных пучков для экспериментальных целей, в особенности, как это видно из его названия, для изучения дейст- вия излучения на различные материалы. В Ок-Риджской национальной 31 С. Глесстон
482 Глава 15. Ядерные реакторы лаборатории в 1950 г. была построена модель такого реактора, и первый бассейновый реактор вступил в действие в начале 1951 г. Сам же реактор MTR , сооруженный на Национальной станции для испытания реакторов в Арко (штат Айдахо), достиг критического состояния только в марте 1952 г.; его максимальная мощность составляет примерно 40 мгвт. Реактор MTR представляет собой скорее опытное инженерное сооружение, чем Ф и г. 109. Общий вид реактора для испытания материалов в Арко (штат Айдахо) в момент эксперимента. чисто исследовательский реактор, и используется для самых разнооб- разных целей (фиг. 109). Вследствие очень большой потребности в реакто- рах такого типа в 1957 г. в Арко было завершено строительство нес- колько иной установки с более усовершенствованным оборудованием, называющейся инженерным испытательным реактором (ETR). Макси- мальная мощность реактора ETR равна 175 мгвт/, при этом интенсивность нейтронного потока, вероятно, не ниже интенсивности, практически достижимой в реакторах на тепловых нейтронах. Топливные элементы реакторов MTR и ETR выполнены в виде пло- ских пластин, окруженных двумя слоями алюминия, причем топливо
II. Типы реакторов 483 содержит уран с примерно 90-процентным обогащением, заключенный в алюминий. Активная зона окружена бериллиевым отражателем, а в реак- торе MTR, сверх этого,—вторым отражающим слоем графита. В реакторе ETR внешний отражатель сделан из алюминия. Активная зона и отра- жатель находятся внутри цилиндрического бака с водой, которая выпол- няет роль замедлителя. Бак окружен толстой бетонной стеной, сводящей к минимуму выход наружу вредного излучения (гл. 19). Охлаждение осу- ществляется принудительной конвекцией больших объемов воды, которая вводится в бак несколько выше активной зоны и течет вниз внутрь тепло- выделяющих пластин. Вытекает вода через трубу в дне бака. Было построено несколько других исследовательских и испытательных реакторов, подобных реакторам MTR и ETR. В отличие от реакторов бассейнового типа они называются реакторами, погруженными в бак (реакторами бако- вого типа). Эти два типа реакторов имеют одинаковую активную зону, но отличаются по способу отвода тепла, а также имеют разные отражатель и защиту. Реактор на природном уране с приемлемыми размерами можно по- строить, используя в качестве замедлителя тяжелую воду. Такие реакторы особенно удобны для стран, не имеющих возможности производить уран-235. Около 3 т металлического урана в виде вертикальных стержней примерно в 3800 л тяжелой воды, окруженные графитовым отражателем, будут иметь эффективный коэффициент размножения выше единицы. Следова- тельно, активная зона такого реактора может уместиться в цилиндриче- ском баке высотой приблизительно 2,4 и диаметром 1,8 м. Преимущество исследовательского реактора на природном уране с тяжелой водой в каче- стве замедлителя состоит в том, что ввиду меньшего количества урана-235 интенсивность нейтронного потока, как это следует из уравнения (14.4), будет выше, чем в реакторе с графитовым замедлителем, работающем на том же уровне мощности, т. е. при одинаковой скорости отвода тепла. Строительство первого реактора на природном уране с тяжелой водой в качестве замедлителя было завершено в мае 1944 г. в Аргоннской национальной лаборатории. Отвод тепла осуществлялся циркуляцией тяжелой воды через теплообменник вне реактора. Нормальная рабочая мощность была равна 300 кет. В январе 1950 г. реактор был разобран в связи с подозрением на коррозию алюминиевых оболочек некоторых из тепловыделяющих стержней. Одновременно природный уран был заменен металлическим ураном, обогащенным до 2% ураном-235. Это позволило уве- личить интенсивность потока нейтронов в 4 раза без каких-либо изменот ний в скорости отвода тепла. Первый реактор, построенный вне Соединенных Штатов, представлял собой реактор на природном уране и тяжелой воде; он вступил в строй в сентябре 1945 г. в Канаде. Мощность его была очень низкой; возлагалась надежда на то, что окружающий воздух будет отводить выделяющееся тепло. Примерно через два года было завершено строительство канадского» реактора в основном такого же типа, но рассчитанного на рабочую мощ- ность 40 мгвт. До 1952 г., когда вступил в строй реактор MTR, этот реак- тор давал самый интенсивный поток нейтронов, доступный для экспери- ментальных целей. Другой исследовательский реактор на природном» уране и тяжелой воде с еще большей мощностью (200 мгвт) и с еще более интенсивным нейтронным потоком был также построен в Канаде; после' 1951 г. был построен еще ряд реакторов средней мощности в других странах. Когда оказалось возможным иметь в распоряжении большее количество урана-235, были построены исследовательские реакторы с тяжелой водой 31
484 Глава 15. Ядерные реакторы Б качестве земедлителя, в которых применялось сильно (до 90?^) обога- щенное топливо. Такие реакторы по сравнению с реакторами типа MTR. в которых замедлителем служит обыкновенная вода, имеют то преиму- щество, что при данном количестве урана-235 активная зона может быть больше, что обеспечивает более широкие возможности при экспериментах. Конечно, стоимость реактора с тяжелой водой выше. Реактор на обога- щенном топливе с тяжелой водой в качестве земедлителя начал работать в Аргоннской национальной лаборатории в феврале 1954 г.; с тех пор было запланировано и построено несколько других реакторов подоб- ного типа. Исследовательским реактором совсем иного типа явился Лос-Ала- мосский реактор на быстрых нейтронах под названием «Клементина». Вступив в строй в ноябре 1946 г., он оказался первым реактором на бы- стрых нейтронах, а также первым реактором, в котором в качестве топ- лива был использован плутоний-239. Активная зона, содержащая верти- кальные топливные стержни, покрытые сталью, имела вид цилиндрической решетки высотой всего 15 см и диаметром 15 см\ замедлитель, естественно, отсутствовал. Отражатель состоял из металлического урана и стали, а теп- лоносителем служила ртуть. Эту жидкость нельзя было использовать в реакторах на тепловых нейтронах вследствие большого сечения захвата медленных нейтронов, для быстрых же нейтронов сечение захвата пре- небрежимо мало. Поглощающие нейтроны стержни, содержащие кадмий или бор, которые используются в реакторах на тепловых нейтронах, мало пригодны для управления реактором на быстрых нейтронах. Поэтому управление осуществлялось при помощи стержней, удаляющих некото- рое количество урана из отражателя, вследствие чего часть нейтронов могла уходить из активной зоны. В 1953 г., когда коррозия стальной обо- лочки топливных элементов стала приводить к загрязнению охлаждающей ртути, реактор был разобран. § 9. Производящие реакторы Назначение реакторов этого типа состоит в превращении топливного сырья в делящийся материал; последний используется как источник энергии в атомной бомбе или как топливо для других реакторов — как исследовательских, так и предназначенных для выработки энергии. В Хэн- фордских реакторах для производства плутония ядерным топливом слу- жит природный уран, замедлителем — графит и теплоносителем — вода. Вследствие того, что относительно большое число нейтронов захватывается ядрами водорода, число нейтронов, которые могут захватываться ураном-238 с последующим образованием плутония-239, значительно уменьшается. Таким образом, эффективность превращения, т. е. отношение числа обра- зовавшихся ядер плутония-239 к числу израсходованных ядер урана-235, должна быть заметно меньше единицы. Отсюда ясно, почему английские реакторы для выработки плутония в Виндскейле, охлаждаемые воздухом, имеют более высокую эффективность превращения, чем Хэнфордские реак- торы, хотя мощность и скорость производства Хэнфордских реакторов, по-видимому, выше. Очевидный метод увеличения эффективности процессов превращения заключается в выборе такой конструкции реактора, при которой послед- ний будет иметь относительно небольшую вероятность избежать резонан- сного захвата (гл. 14, § 6). В основном именно за счет захвата резонан- сных нейтронов уран-238 превращается в конце концов в плуто-
IL Типы реакторов 485 ний-239. В реакторах на природном уране и графите максимальное зна- чение коэффициента размножения бесконечной среды (примерно 1,07) настолько близко к единице, что любое заметное уменьшение вероятности избежать резонансного захвата делает невозможным достижение крити- ческого состояния. Если же замедлителем служит тяжелая вода, а в ка- честве ядерного топлива используется природный уран, то коэффициент размножения бесконечной среды будет равен 1,25. При этом допустимо существенное уменьшение вероятности избежать резонансного захвата. Таким образом, эффективность превращения в реакторе с тяжелой водой в качестве замедлителя может быть больше, чем в реакторе с графитовым замедлителем. Интересно отметить, что именно тяжелая вода служит замедлителем в реакторе на Саванна-Ривер (штат Южная Каролина), пред- назначенном для производства плутония. Если не вся, то большая часть энергии, освобождаемой в реакторах США, в которых производится делящийся материал, тратится бесполезно. Были высказаны некоторые соображения о реакторах двойного назначения, в которых одновременно с производством высококачественного плутония для военных целей вырабатывалась бы полезная энергия. Однако по общему мнению, если некоторые обстоятельства в США не подвергнутся значительному изменению, такие реакторы не будут выполнять полезных функций. Зато в Англии, где относительно дорого обычное топливо — уголь и нефть, первые два реактора в Колдер-Холле, предназначенные для производства электрической энергии в широких масштабах, были реак- торами двойного назначения. Они представляли собой системы на при- родном уране и графите, охлаждаемые сжатым углекислым газом. Реак- торы подобного типа были построены (и строятся в настоящее время) во Франции, где положение с источниками энергии до некоторой степени аналогично положению в Англии. В широком смысле любой реактор, в котором происходит превраще- ние топливного сырья в делящийся материал, является производящим реактором. Где бы ни находился уран-238 или торий-232— в активной зоне или в отражателе (как это имеет место во многих реакторах для выработки энергии) — некоторое воспроизводство делящегося материала обязательно имеет место. Однако в категорию реакторов, предназначенных для производства делящихся материалов, такого рода реакторы не попа- дают, так как в них производство делящихся материалов не является главной целью. Несколько реакторов, первоначально предназначенных для исследо- вательских целей, таких, как реакторы с графитовым замедлителем в Ок- Ридже и Брукхейвене, в значительной степени используются для произ- водства радиоактивных изотопов (см. примечание на стр. 536). Применяю- щийся метод состоит в том, что соответствующий стабильный элемент подвергается в реакторе действию нейтронов; в результате реакции радиационного захвата (п, у) получаются радиоактивные изотопы этого эле- мента. Другие нейтронные реакции также могут приводить к образова- нию некоторого количества других радиоактивных изотопов. § 10. Энергетические реакторы В энергетических реакторах тепло, выделяющееся в результате ядер- ного деления, используется для образования сжатого пара, нагретого до высокой температуры, или для нагревания сжатого газа. Затем, как и в обычных энергетических установках, пар или нагретый газ поступают
486 Глава 15. Ядерные реакторы в турбину; турбина приводит в движение генератор, вырабатывающие электричество. По существу ядерный реактор эквивалентен топке котла, в которой «горит» топливо совершенно нового вида. В некоторых реакто- рах пар или горячий газ образуются внутри самого реактора, но в боль- шинстве случаев это происходит во внешнем теплообменнике, выполняю- щем роль кипятильника. ' Ядерный реактор, рассматриваемый только как генератор тепла, имеет несколько необычные свойства, заслуживающие рассмотрения. Во-первых, не существует принципиальных ограничений скорости (или уровня мощности), с которой реактор может вырабатывать тепло. Как следует из уравнения (14.4), полная тепловая мощность зависит от веса делящегося материала, т. е. урана-235, и от интенсивности нейтронно- го потока. Вес делящегося материала не может сильно меняться, но с точки зрения теории нет оснований, по которым нейтронный поток не может воз- растать бесконечно. Существует, однако, практическое ограничение уровня мощности. Если тепло не отводится в той же мере, в какой оно выделяется, температура элементов реактора будет непрерывно повышаться и в конце концов станет настолько высокой, что некоторые из элементов начнут плавиться и реактор выйдет из строя. Поэтому рабочая мощность ядерного реактора определяется максимальной скоростью отвода тепла. Тем не менее вследствие того, что выделение тепла может происходить с очень большой скоростью, увеличение мощности реактора до рабочего значения должно проводиться с достаточной осторожностью (гл. 14, § 11). Даже если бы тепло могло отводиться очень быстро, существует дру- гое ограничение уровня мощности, зависящее от нейтронного потока. Если поток, а следовательно, и скорость делений высоки, радиационные повреждения тепловыделяющих элементов и других составных частей активной зоны реактора могут стать слишком серьезными, чтобы реактор мог действовать сколько-нибудь продолжительное время. Кроме того, в реакторах на тепловых нейтронах некоторые продукты деления произ- водят необычные эффекты; в особенности это касается ксенона-135. Этот изотоп имеет .чрезвычайно большое сечение захвата тепловых нейтронов й является для реактора самым вредным из известных материалов. Он образуется в основном путем радиоактивного распада первичных ос- колков деления (теллура-135). Поэтому его концентрация в ядерном топливе может значительно увеличиться даже после остановки реактора. Чаще всего это бывает в тех случаях, когда нейтронный поток при нор- мальной работе реактора имеет большую величину; в результате полу- чается, что вследствие отравления реактор в течение некоторого времени после остановки не может быть пущен вновь. Может случиться, что при- дется ждать многие часы, прежде чем радиоактивный ксенон-135 распа- дется в достаточной степени для того, чтобы был возможен пуск реактора. Реакторы на быстрых нейтронах не подвергаются отравлению ксеноном, что можно считать одним из их преимуществ. Для ядерного реактора характерно то, что в нем имеется потенциаль- ная возможность достичь высокой тепловой эффективности, т. е. высокой эффективности превращения тепла в электричество. Согласно законам термодинамики, которые хорошо известны каждому инженеру, тепло можно более эффективно превратить в полезную работу, если оно выде- ляется при высокой температуре. В ядерных реакторах высокие темпе- ратуры, а следовательно, и хорошая тепловая эффективность были бы возможны, если бы не существовало ограничений, обусловленных при- родой используемых материалов. Такие материалы должны не только
II. Типы реакторов 487 выдерживать высокие температуры, но и иметь малое сечение поглоще- ния нейтронов. По той или другой причине тепловая эффективность, до- стижимая в реакторах, до сих пор не превосходит тепловой эффективности паровых установок, но в свое время это положение может измениться. Остановимся теперь на вопросе о потреблении топлива ядерным реак- тором. Хотя 1 кг урана-235 (или плутония-239) может дать энергию, эквивалентную энергии 3300 т угля, однако в то время как уголь может быть заложен в топку первоначально небольшими количествами и затем добавляться постепенно, пока пе израсходуется весь, делящийся мате- риал не может быть использован тем же способом. Энергетический реактор, способный без внешних воздействий потреблять 1 кг урана-235, должен -содержать гораздо большее его количество. В продолжение всей работы количество делящегося вещества, в реакторе должно превышать крити- ческое количество. Последнее может составлять от нескольких килограм- мов в случае реактора на тепловых нейтронах, в котором используется высокообогащенный уран (или плутоний), до нескольких тонн, когда топливом служит природный уран. Даже в пределах указанных выше ограничений остается еще много возможностей для выбора ядерного топлива, замедлителя (если он необ- ходим), отражателя, теплоносителя и метода отвода тепла среди тех, кото- рые представляются практичными для энергетических ядерных реакторов. Некоторые из таких возможностей представлены в прилагаемой таблице. К топливным материалам в будущем может быть добавлен уран-233, когда он будет иметься в распоряжении в достаточном количестве. Хотя очевидно, что некоторые сочетания элементов реактора лучше других, ЭЛЕМЕНТЫ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО ЯДЕРНОГО РЕАКТОРА Ядерное топливо Замедлитель Теплоноситель Метод отвода тепла Природный Тяжелая вода, берил- Обыкновенная вода, Циркуляция теплоно- уран лий, окись берил- лия или графит тяжелая вода, орга- ническая жидкость, гелий, азот, угле- кислый газ сителя через внеш- ний теплообменник (парогенератор) Слабо обога- щенный уран То же, кроме того, обыкновенная вода или органическая жидкость То же или натрий То же или кипящая вода внутри актив- ной зоны реактора •Высокообога- щенный уран То же То же или висмут То же или циркуля- ция гомогенного раствора через внешний теплооб- менник -Уран-235 или плутоний-239 (вместе с ура- ном-238 для воспроизвод- ства) Без замедлителя (ре- актор на быстрых нейтронах) Натрий Циркуляция теплоно- сителя через внеш- ний теплообменник
488 Глава 15, Ядерные реакторы имеется еще около десяти конструкций реактора, с помощью которых, по-видимому, можно осуществлять экономичную выработку энергии. Вообще каждая из этих «конструкций имеет свои преимущества и недо- статки, и без конкретных опытных данных нельзя сказать с определен- ностью, что какая-либо из них предпочтительнее остальных. Строить крупные энергетические установки всех типов было бы слишком дорого (да и не нужно). Поэтому был построен (и строится в настоящее время) ряд реакторов в виде экспериментальных энергетических установок. Эти реакторы обычно являются прототипами тех, которые могут быть использованы для производства энергии в крупных масштабах, но в них отсутствуют многие второстепенные элементы. По экспериментальным данным, полученным на этих реакторах, можно решить, какой из типов реакторов является наилучшим для будущего развития ядерной энерге- тики1). Так как экспериментальные ядерные реакторы сегодняшнего дня могут занять завтра центральное место среди энергетических реакторов, эти две категории реакторов рассматриваются вместе. В следующем раз- деле дается обзор некоторых, по-видимому, наиболее многообещающих типов энергетических реакторов. ИГ. ТИПОВЫЕ ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ РЕАКТОРЫ § 11. Реакторы, охлаждаемые водой под давлением Один из типов энергетических реакторов, которому в Соединенных Штатах было уделено много внимания, известен как реактор, охлаждаемый водой под давлением: в нем в качестве замедлителя-теплоносителя приме- няется вода, находящаяся под давлением 140 кг! см?. Тепловыделяющие элементы имеют вид стержней или пластин из обогащенного урана (или его двуокиси), покрытых коррозионностойким сплавом циркония или нержавеющей сталью. Температура поверхности тепловыделяющих эле- ментов может достигать 315°С. Вода под давлением циркулирует через активную зону реактора, от которой отводится тепло, а затем через внеш- ний теплообменник, в котором образуется пар. Довольно типичными условиями для образования пара являются температура 255°С и давле- ние 40 кг! см?. Охлаждение водой под высоким давлением было впервые использо- вано в первом из ядерных реакторов, в котором производилось заметное количество электрической энергии, вступившем в действие 31 мая 1953 г.2). Этот реактор «Марк I» являлся прототипом реактора, который был позднее установлен на подводной лодке «Наутилус», спущенной на воду в январе 1955 г. Топливо, первоначально загруженное в ядерный энергетический реактор подводной лодки, не пополнялось более двух лет; за это время судно прошло около 60 000 морских миль. Количество топлива, которое потребовалось бы для подводной лодки с дизельным двигателем, оцени- т) В некоторых странах, таких, как Великобритания, где ресурсы обычного топ- лива не так велики, как в Соединенных Штатах, было решено построить несколько крупных энергетических реакторов одного или двух типов, не дожидаясь результатов длительной серии опытов на экспериментальных энергетических реакторах. 2) Первым из ядерных реакторов, в котором когда-либо производилась электри- ческая энергия, хотя и в небольших количествах, был экспериментальный реактор- размножитель в Арко, штат Айдахо (§17 настоящей главы).
III. Типовые энергетические реакторы 489 вается примерно в 3000 т нефти. Использованное количество ядерного топлива по размерам «не больше мяча». Вследствие жестких требований к размерам установки топливо реак- тора для подводной лодки сильно обогащено ураном-235. В этом случае с водой в качестве замедлителя можно сконструировать активную зону небольшого размера. Аналогичное рассуждение применимо к очень ком- пактному малогабаритному энергетическому реактору, который так- же является реактором, охлаждаемым водой под давлением. Он пред- назначен для того, чтобы служить источником энергии на отдаленных военных базах, и сконструирован так, что его составные части можно транспортировать по воздуху. Там, где не нужно стремиться к экономии пространства, например в крупных электроэнергетических установках, может быть использовано слабо обогащенное топливо. Преимуществами этой системы по сравнению с системами на высокообогащенном топливе являются более низкая стои- мость топлива, частичное воспроизводство делящегося материала путем превращения урана-238 в плутоний-239 и лучшие условия для отвода тепла благодаря увеличению размеров активной зоны. Первая крупная ядерная энергетическая установка США в Шиппинг- порте (штат Пенсильвания)1), называемая реактором, охлаждаемым водой под давлением (PWR), основана на системе только что описанного типа. Применяются два вида тепловыделяющих элементов: стержни из природ- ного урана (в виде двуокиси) и высокообогащенный уран, сплавленный с цирконием, в форме пластин, покрытых коррозионностойким цирконие- вым сплавом. Среднее содержание урана-235 в топливе составляет около 1,2%. Температура и давление пара аналогичны тем, которые указаны в начале этого параграфа. Реактор рассчитан на тепловую мощность 260 000 кет. При этом минимальная производительность установки для получения электрической энергии равна 60 000 кет. При некотором усо- вершенствовании активной зоны это значение возрастет, по всей вероят- ности, до 100 000 кет. На фиг. 110 приведен эскиз ядерного реактора в Шиппингпорте. В целях безопасности на случай, если возникнут какие-нибудь непред- виденные обстоятельства, реактор и четыре теплообменника (парагене- ратора) полностью заключены внутри стальных контейнеров, расположен- ных под землей. Они видны слева от середины рисунка. Сам реактор находится в центральном контейнере, а в каждом из двух других нахо- дится по два теплообменника. Четвертый контейнер (на рисунке не показан) содержит воду под давлением и другие дополнительные элементы реактора. Вследствие того, что работа реактора, охлаждаемого водой под дав- лением, установленного на подводной лодке «Наутилус», и его прототипа («Марк I») оказалась столь успешной, строятся и проектируются другие реакторы такого типа с различной степенью обогащения топлива ура- ном-235; они предназначаются для использования в качестве стационар- ных атомных электростанций, а также в качестве двигателей кораблей и подводных лодок. Поскольку температура воды, находящейся под дав- лением, не очень высока по сравнению с современными паровыми уста- новками, желателен некоторый перегрев. Поэтому в некоторых ядерных энергетических установках пар дополнительно перегревается в угольной или нефтяной топке, что улучшает эффективность работы турбины. Ч Реактор достиг критического состояния 2 декабря 1957 г. в день 15-й годовщины осуществления первой цепной ядерной реакции (гл. 14, § 9).
'490 Глава 15. Ядерные реакторы Если в качестве замедлителя-теплоносителя используется находящаяся под давлением тяжелая вода, то в качестве топлива можно применять .природный металлический уран или уран в виде двуокиси. Энергетические реакторы, основанные на применении этих элементов, предпочитают строить в Канаде, а также в Норвегии, где имеются доступные запасы необ- ходимых материалов. Изучение реакторов такого типа производится Фиг. 110. Эскиз реактора, охлаждаемого водой под давлением, в Шиппинг- порте (штат Пенсильвания). Реактор находится в центральном из трех цилиндрических контейнеров, показанных слева; в двух других контейнерах находятся теплообменники. и в Соединенных Штатах. Однако в этой стране, где нет безотлагатель- ной нужды в новых источниках энергии, понимают, что в реакторах будущего в качестве основного делящегося вещества должен применяться плутоний-239, получаемый в реакторах-размножителях. Следовательно, использование природного урана в качестве ядерного топлива может представлять лишь относительно непродолжительный интерес. § 12. Реакторы с кипящей водой Хорошо известно, что кипящая вода значительно эффективнее отво- дит тепло, чем вода в некипящем состоянии. В течение нескольких лет казалось, что образование пузырьков пара в реакторе приведет к опасной нестабильности его работы, но затем в 1953 г. в нескольких эксперимен- тах, выполненных в Арко (штат Айдахо), было показано, что в соответст- вующим образом сконструированной активной зоне реактора кипение воды совершенно безопасно. В июне 1955 г. пар, образованный в таком реакторе с кипящей водой (кипящем реакторе), был впервые использован для выработки электрической энергии. Чтобы определить, к каким повре- ждениям может привести какой-либо непредвиденный случай, в июле 1954 г. реактор этого типа был преднамеренно выведен из-под контроля
Ill, Типовые энергетические реакторы 491 путем очень быстрого увеличения мощности. Как и ожидалось, реактор был разрушен, но без катастрофических последствий. Кипящий реактор, в котором вода, служащая замедлителем-тепло- носителем, кипит непосредственно внутри активной зоны реактора, имеет много преимуществ. Во-первых, отсутствие внешнего теплообмен- ника приводит к значительному уменьшению капитальных затрат. Далее, давление внутри реактора не должно быть намного больше требуемого давления пара. В реакторе с охлаждением водой под давлением давление, необходимое для того, чтобы вода не кипела, гораздо больше, что вынуж- дает пользоваться более прочными и дорогостоящими материалами. Экспериментальный реактор с кипящей водой в Аргоннской нацио- нальной лаборатории (EBWR), рассчитанный на тепловую мощность 20 000 кет, достиг критического состояния 1 декабря 1956 г. и 23 декабря того же года дал первый ток. Через шесть дней была достигнута макси- мальная расчетная электрическая мощность 5000 кет. В реакторе приме- няются тепловыделяющие элементы в виде пластин частично из природ- ного урана, частично из обогащенного материала; среднее содержание урана-235 равно примерно 1,4%. Пар образуется под давлением около 40 кг!см\ Рассматривался вариант кипящего реактора с природным ураном в качестве топлива и тяжелой водой в качестве кипящего заме- длителя-теплоносителя. Если потеря тяжелой воды вследствие утечки и т. д. остается на низком уровне, то реактор такой конструкции может оказаться очень удобным в странах, не имеющих возможностей для производства обогащенного урана. Был построен ряд мощных энергетических реакторов с кипящей водой. Один из них рассчитан на тепловую мощность свыше 600 000 кет. Выражались некоторые сомнения относительно стабильности реактора с кипящей водой, работающего патакой большой мощности, но эта пробле- ма может быть решена только экспериментально. Другой вопрос, связан- ный с работой реактора с кипящей водой, относится к возможному заг- рязнению паровой турбины радиоактивностью, что создает дополнитель- ные трудности для обслуживания. Степень этих трудностей также оста- ется невыясненной. § 13. Гомогенные реакторы (реакторы на жидком топливе) В описанных выше реакторах применяются твердые топливные эле- менты. Когда по той или иной причине (§ 3 настоящей главы) топливо перестает быть эффективным, его извлекают и подвергают сложной серии процессов для регенерации остатка делящихся материалов и сырья для производства вторичного топлива (§ 18 настоящей главы). Затем из этих материалов должны быть изготовлены новые топливные элементы. Чтобы избежать таких дорогостоящих операций, были предложены гомо- генные реакторы, в которых в качестве топлива используется водный раствор сульфата уранила, как в реакторе типа водяной кипятильник (§ 8 настоящей главы). Вода служит как замедлителем, так и теплоноси- телем. Тепло выделяется при делении, происходящем в топливном рас- творе под давлением, а последний циркулирует через внешний тепло- обменник, где образуется пар — так же, как в реакторе с водой под дав- лением. Значительным преимуществом гомогенного реактора, не говоря уже о том, что не нужно изготовлять топливные элементы, является, как указано в § 3 настоящей главы, возможность непрерывного удаления про- дуктов деления (и других примесей) во время работы реактора.
492 Глава 15. Ядерные реакторы Главной проблемой в связи с гомогенными реакторами является чрез- вычайно сильное коррозионное действие топливного раствора при высоких рабочих температурах (порядка 300° С). Сообщалось, что из-за коррозион- ной проблемы англичане прекратили свои опыты с гомогенными водяными системами. Однако в США продолжают вести интенсивную эксперимен- тальную работу с реакторами такого типа. Коррозия сводится к минимуму путем использования в качестве топлива разбавленного раствора сильно (до 90%) обогащенного урана; содержащие его сосуды, трубы и т. д. изго- товляются из коррозионностойкого сплава циркония. Чтобы проверить возможность поддержания цепной реакции деления в циркулирующем водном растворе при высоких температуре и давлении, в Ок-Риджской национальной лаборатории был построен эксперименталь- ный гомогенный реактор HRE. В апреле 1952 г. реактор достиг критиче- ского состояния и работал с тепловой мощностью до 1000 кет. С 24 фев- раля 1953 г. вырабатывалось около 150 кет электрической энергии с по- мощью парового турбогенератора. В декабре 1954 г. реактор HRE был разобран, уступив место более крупному экспериментальному гомоген- ному реактору HRT. В этом реакторе топливо растворено в тяжелой воде, которая позволяет использовать сульфат уранила низкой концентрации (9,6 г урана-235 на 1000 г тяжелой воды), так как для тяжелой воды сечение поглощения нейтронов значительно меньше, чем для обыкновен- ной. Тяжелая вода служит также отражателем. Так как топливо содержит очень мало урана-238, то существенного воспроизводства делящегося материала в активной зоне не происходит. Предполагается, однако, поместить в отражатель из тяжелой воды топ- ливное сырье (вероятно, в-виде взвеси двуокиси тория), чтобы могло проис- ходить воспроизводство. Возлагается надежда на то, что таким путем можно в конце концов добиться размножения урана-233 на тепловых нейтронах (§ 7 настоящей главы). Одной из проблем является образование взрывчатой гремучей смеси водорода (или дейтерия) с кислородом вследствие разложения воды (или тяжелой воды) под действием продуктов деления или ядерного излучения. Объем выделяющегося газа можно уменьшить путем добавления к топ- ливному раствору определенных веществ, например солей меди, а также путем применения высокого давления. В реакторе HRT, например, дав- ление раствора внутри активной зоны равно примерно 140 ке/сл^2. Выде- ляющиеся газы, которые уносят с собой газообразные продукты деления, в том числе особенно вредный ксенон-135, поступают в сосуд, называемый восстановителем. Последний содержит катализатор, способствующий рекомбинации водорода и кислорода с образованием воды (или тяжелой воды). Остающиеся газообразные радиоактивные продукты деления погло- щаются древесным углем и затем распадаются. Особенностью гомогенных энергетических реакторов является воз- можность управления их работой без обычных управляющих стержней, поглощающих нейтроны. Для повышения рабочей температуры увеличи- вают концентрацию топлива в растворе, а уровень мощности регулируют скоростью отвода тепла во внешнем теплообменнике. Если тепло отводится быстро, то топливный раствор возвращается в активную зону реактора при относительно низкой температуре. Это вызывает увеличение коэф- фициента размножения, и, следовательно, мощность возрастает, пока не достигнет равновесия со скоростью отвода тепла. Аналогично уменьшение потребности в тепле вызывает повышение температуры активной зойы,
III. Tиповые энергетические реакторы 493 что сопровождается падением уровня мощности. Для остановки реактора топливный раствор разбавляется водой (или тяжелой водой) до тех пор, пока он не выйдет из критического состояния; при этом излишки жидкости собираются в запасных резервуарах. При новом запуске концентрация раствора повышается до нужной величины испарением излишнего коли- чества воды (или тяжелой воды). Для экстренной остановки топливный раствор быстро сливается в специальные резервуары. Совсем другой тип реактора с циркулирующим топливом представ- ляет собой экспериментальный реактор на жидком металлическом топ- ливе LMFRE, построенном в Брукхейвенской национальной лаборатории. Топливом в нем служит раствор высокообогащенного металлического урана в жидком висмуте. Это позволяв! работать без повышения давле- ния при температурах, практически невозможных в водяных системах. Для висмута сечение захвата тепловых нейтронов очень мало, однако, поскольку его массовое число велико, он не замедляет в сколько-нибудь заметной степени нейтроны. Поэтому в активной зоне реактора приме- няется неподвижный графитовый замедлитель. Топливный раствор циркулирует внутри замедлителя и через внешний теплообменник, где получается пар высоких параметров, т. е. при высоких температуре и давле- нии. При желании можно получить перегретый пар без отдельного перегре- вателя. В законченном виде LMFRE должен иметь отражатель и содер- жать в качестве топливного сырья торий в виде соединения Th3Bi5, взве- шенного в жидком висмуте. § 14. Реакторы с графитовым замедлителем Рассмотрим теперь реакторы с графитовым замедлителем и дт- ражателем, в которых применяются твердые топливные элементы. Существуют различные разновидности реакторов этого типа, которые отличаются по своим свойствам. В Соединенных Штатах привлек внимание реактор на тепловых нейтронах с жидким натрием в качестве теплоноси- теля. Первым таким реактором был экспериментальный натриевый реак- тор SRE с тепловой мощностью 20 000 кет; натриево-графитовый реактор SGR является его развитием в крупном масштабе (мощность 250 000 кет). В этих реакторах топливные стержни слабо обогащенного металлического урана (около 1,7% урана-235), покрытые нержавеющей сталью, удержи- ваются вертикально в каналах, через которые протекает жидкий натрий. Графитовый замедлитель находится в нескольких циркониевых коробках, в центре каждой из которых находится топливо и проходят каналы с про- текающим по ним теплоносителем. Жидкий натрий течет через активную зону реактора, а затем проходит через внешний теплообменник. Так как вследствие захвата нейтронов (§ 5 настоящей главы) натрий приобретает значительную радиоактивность, желательно при использо- вании этого металла в качестве теплоносителя из соображений безопасности включить в состав реактора две теплообменные цепи. В первичном !епло- обменнике, снабженном радиационной защитой, тепло от радиоактивного теплоносителя передается нерадиоактивному натрию (или натриево-калие- вому сплаву). Нерадиоактивное вещество циркулирует через незащищен- ный вторичный теплообменник, в котором образуется пар. Если этот тепло- обменник построен в виде секций, то насыщенный пар, образовавшийся в одной секции, может подвергаться дополнительному нагреву в другой. Расчетная температура пара составляет около 440° С, причем верхний предел определяется возможностью коррозии вещества в активной зоне
494 Глава 15. Ядерные реакторы реактора, вызванной жидким натрием. Преимуществом реактора с натрие- вым теплоносителем является высокая температура пара, достижимая без повышения давления, что уменьшает опасность разбрызгивания радио- активного материала в случае какой-либо аварии. С другой стороны, обра- щение с горячим жидким натрием представляет большие трудности. Как указывалось выше, реакторы на природном уране и графите с газообразным теплоносителем привлекли значительное внимание в Англии. Интерес к ним возник после сооружения в Виндскейле реакторов с воз- душным охлаждением для производства делящегося материала, которые считались более безопасными, чем Хэнфордские реакторы в Соединенных Штатах. В реакторах Колдер-Холла, использованных в первой в мире большой ядерной энергетической установке, которая официально была пущена 17 октября 1956 г., теплоносителем служит углекислый газ под давлением 7 кг! см?. Проходя вокруг вертикально расположенных в слое графита тепловыделяющих элементов, покрытых сплавом магния, он нагре- вается до 336° С. В теплообменниках, состоящих из испарителя и пере- гревателя, образуется пар при температуре 313° С и давлении 15 кг! см?. Каждый реактор, содержащий 130 т урана, имеет тепловую мощность около 180 000 кет и электрическую мощность 39 000 кет. При усовер- шенствовании конструкции, например при использовании углекислого газа более высокого давления и замене оболочек тепловыделяющих элемен- тов, можно повысить температуру и увеличить тепловую и электрическую мощность. § 15. Другие энергетические реакторы Первая атомная электростанция в СССР начала работать 27 июня 1954 г. Ее электрическая выходная мощность равна 5000 кет, а тепловая мощность составляет 25 000 кет; таким образом, ее нельзя назвать крупной промышленной установкой. Топливом служит металлический уран с 5-про- центным обогащением ураном-235; замедлителем служит графит, а теплоно- сителем — вода под давлением. Топливные элементы изготовлены в виде длинных трубок, покрытых изнутри и снаружи нержавеющей сталью; эффективный отвод тепла достигается пропусканием воды под высоким давлением вдоль этих труб с наружной и внутренней сторон. Охлажда- ющая вода циркулирует через внешний теплообменник, где вырабатыва- ется пар при температуре 260° С и давлении 13 кг!см?. Особые преимущества органических углеводородов с высокой точкой кипения, например полифенилов, при использовании их в качестве замед- лителей-теплоносителей уже упоминались в § 5 настоящей главы. Назначе- ние экспериментального реактора с органическим замедлителем OMRE в Соединенных Штатах состояло в испытании эффективности такого замедли- теля-теплоносителя. Стремление обойтись без воды под высоким давлением, с одной стороны, и жидкого натрия—с другой, связано со сведением к мини- муму возможного риска при аварии. Кроме того, в этом случае коррозия и взаимодействие теплоносителя с топливом незначительны. Однако углево- дороды гораздо менее эффективны для отвода тепла, чем вода или жидкий натрий; поэтому их применение может потребовать увеличения поверхности топливных элементов. Используя органическую жидкость с достаточно высокой точкой кипения, можно в конце концов получить перегретый пар довольно высокого качества для работы турбогенератора. Реактор OMRE рассчитан на получение пара при температуре 288° С и давлении 29 кг!см?.
Ill. Типовые энергетические реакторы 495- Хотя газовому охлаждению такого типа, как в английских реакто- рах, в Соединенных Штатах не было оказано предпочтения частично вслед- ствие большого количества энергии, необходимого для прокачивания газа через реактор и теплообменник, а также в связи с необходимостью в боль- шом количестве топлива все же интересны некоторые особенности при- менения газообразного теплоносителя. Одна из них состоит в том, что при одинаковой мощности газовая турбина небольшого размера стоит меньше, чем паровая. Поэтому реактор с газообразным теплоносителем и замкнутым циклом, в котором горячий сжатый газ непосредственно приводит в движе- ние турбину, особенно удобен, например для военных установок в отдален- ных районах. Чтобы добиться хорошей тепловой эффективности, требуются очень высокие температуры, для чего желательно применять жаропроч- ные топливные элементы, например двуокись урана без покрытия. Замед- лителем может служить графит или окись бериллия, удовлетворяющие требованию стойкости при высоких температурах. Исследуется также воз- можность применения реакторов с газообразным теплоносителем и для дру- гих целей, например использование их в качестве двигателей на торговых судах. Предыдущее описание охватывает в основном все наиболее перспек- тивные типы энергетических реакторов на тепловых нейтронах. Более или менее серьезное внимание было привлечено и к другим типам реакто- ров, в том числе к реакторам с тяжелой водой в качестве замедлителя и жидким натрием. При экономичном решении трудных технических и конструкционных проблем реактор такого типа может оказаться очень эффективным. Он имел бы теплоноситель, не требующий повы- шения давления, в комбинации с лучшим замедлителем. Последний дол- жен оставаться достаточно холодным, что позволяет избежать повышения давления, препятствующего кипению. Конечно, должны быть приняты спе- циальные меры для того, чтобы помешать доступу тяжелой воды к жид- кому натрию: соприкосновение этих веществ может вызвать катастрофи- ческие последствия. § 16. Реакторы на промежуточных нейтронах Как указывалось в § 2 настоящей главы, исследовался лишь один тип реакторов на промежуточных нейтронах. Построено два реактора: один, являющийся прототипом, в Нолльской лаборатории атомной энергии и другой — реактор на промежуточных нейтронах для подводных лодок SIR, установленный на подводной лодке американского военно-морского флота «Сивулф». В этих реакторах замедлителем (частичным) служил берил- лий, а теплоносителем—жидкий натрий. Реакторы работали успешно, если не считать случая механического повреждения в секции перегрева пара теплообменника. § 17. Реакторы на быстрых нейтронах Единственным типом энергетических реакторов, который еще остается описать, является так называемый реактор-размножитель на быстрых' нейтронах, т. е. реактор, одновременно вырабатывающий энергию, выде- ляющуюся при делении под действием быстрых нейтронов, и воспроиз- водящий делящийся материал в количестве, большем, чем он расходуется. Возможные изменения в составных частях реактора на быстрых нейтронах ограничены, и будущее развитие, вероятно, выразится в усовершенствова-
496 Глава 15. Ядерные реакторы нии конструкции на основании опытных данных, полученных на нес- кольких экспериментальных реакторах. Строго говоря, реактор-размно- житель должен использовать тот же делящийся материал, который в нем производится, например плутоний-239 в реакторах с ураном-238 в каче- стве сырья для производства вторичного топливного материала. В ко- нечном счете таким реакторам должна принадлежать главная роль в про- грамме развития ядерной энергии. Однако в настоящее время в качестве делящегося материала во многих реакторах на быстрых нейтронах используют уран-235, так что эти реакторы, строго говоря, нельзя наз- вать реакторами-размножителями. Тем не менее их называют так, посколь- ку ожидается, что их эффективность воспроизводства превысит 100%. При обзоре возможных элементов реактора на быстрых нейтронах рассмотрим прежде всего ядерное топливо. Оно должно содержать довольно большое количество урана-235 или плутония-239. Если есть воз- можность, можно применять уран-233, но использовать это топливное сырье в реакторах на быстрых нейтронах нет смысла, так как почти такая же степень размножения может быть достигнута в реакторе на тепловых нейтронах. Допустимо некоторое разбавление топлива элементами с вы- сокими массовыми числами, чтобы увеличить размеры активной зоны и облегчить отвод тепла. Однако обычно такое разбавление вынуждает увеличивать количество делящегося материала, требуемого для достиже- ния критического состояния, увеличивая, таким образом, общие затраты. В реакторе па быстрых нейтронах теплоноситель не должен содержать элементов с малым массовым числом, так как они будут замедлять ней- троны. Далее, решение проблемы интенсивного отвода тепла из относи- тельно небольшой активной зоны реактора требует работы при высоких температурах и использования теплоносителя с исключительно высокими теплоотводящими свойствами. Имеется только одно вещество, а именно жидкий натрий, которое может удовлетворить этим требованиям. Одно время предпочитали сплав натрия и калия главным образом вследствие того, что он остается жидким при обычных температурах, тогда как чистый натрий затвердевает. Но охлаждающие свойства сплава хуже, и в настоя- щее время пришли к выводу, что его применять не рекомендуется. Разумеется, в активной зоне реактора на быстрых нейтронах замед- лителя нет, а хорошим отражателем является отражатель из урана-238. Он может быть окружен материалом, замедляющим и поглощающим ней- троны, что ослабляет вредное излучение. Быстрые нейтроны, выходящие из реактора через отражатель, было бы трудно поглотить; гораздо легче они могут быть поглощены после замедления в замедлителе. Чтобы полу- чить наибольшую возможную эффективность воспроизводства, можно, кроме внешнего уранового отражателя, поместить часть топливного сырья внутри активной зоны. Первый экспериментальный реактор-размножитель EBR-I, построен- ный в Аргоннской национальной лаборатории, начал работать в конце 1951 г. в Арко (штат Айдахо), а к 20 декабря того же года он достиг выходной электрической мощности 100 кет. Эта дата имеет историческое значение, так как в этот день впервые была получена электрическая энер- гия за счет энергии деления ядер. Топливные элементы реактора пред- ставляют собой трубы из нержавеющей стали, содержащие высокообога- щенный металлический уран, а натриево-калиевый охлаждающий сплав течет вдоль этих труб. Активная зона имеет «размеры примерно футболь- ного мяча». Отражатель состоит из двух частей: из нескольких стержней природного металлического урана, окружающих активную зону, и
III. Типовые энергетические реакторы 497 нескольких клинообразных блоков из того же материала. Управление реактором осуществляется введением стержней металлического урана во внешний отражатель и выведением их из него. Анализ топливных материалов отражателя реактора EBR-I после его работы в течение некоторого времени показал, что достигнутый коэф- фициент воспроизводства, т. е. отношение количества полученного плу- тония-239 к количеству израсходованного урана-235, немного превышает 100%. Поскольку условия в реакторе не являлись идеальными, можно предположить, что воспроизводство плутония-239 должно быть практи- чески выгодно. Это было подтверждено в Великобритании эксперимен- тами с реактором на быстрых нейтронах очень низкой мощности (2 вт), в котором топливом служил плутоний. При таких малых размерах было найдено, что на каждое разделившееся ядро плутония приходится по крайней мере два вновь образованных. Таким образом, выигрыш при вос- производстве получается довольно значительный. Второй экспериментальный реактор-размножитель EBR-II соору- жается в Соединенных Штатах как прототип энергетического реактора на быстрых нейтронах. Топливные элементы состоят из нескольких тонких стержней из сплава урана и плутония, заключенных в трубы из нержа- веющей стали. Топливное сырье размещено в трех частях: в середине активной зоны, во внутренней оболочке вокруг активной зоны и, нако- нец, во внешней оболочке. Реактор управляется передвижением части секций активной зоны в глубь реактора и обратно, что вызывает увеличе- ние или уменьшение эффективного коэффициента размножения. Тепло- носителем служит жидкий натрий, который образует пар при помощи системы из двух теплообменников, как описано в § 14 настоящей главы. Температура перегретого пара составляет примерно 460° С, а давление равно 87, 5 кг! см*. Тепловая мощность реактора равна 60 000 кет, а элек- трическая мощность — 20 000 кет. Реакторы-размножители на быстрых нейтронах высокой мощности, которые строятся в настоящее время в Сое- диненных Штатах и Великобритании, в общем подобны реактору EBR-II, хотя состав топлива может быть другим. Трудность, связанная с использованием плутония в качестве топлива, заключается в том, что этот твердый металл существует в виде шести раз- личных модификаций при температурах от обычных до точки кипения плутония 640° С1). Переход одной формы в другую, по мере того как тем- пература повышается или понижается, сопровождается изменением плот- ности. Поэтому топливные элементы, изготовленные из металлического плутония, нестабильны в размерах и непригодны для использования их в реакторах, работающих на высоких уровнях мощности. Возможное решение этой проблемы состоит в применении сплавов плутония с другими металлами или в полном отказе от использования металлического плуто- ния и замене его соединениями, такими, как двуокись плутония РиО2. Другой многообещающей возможностью является использование плуто- ния в виде жидкого сплава; она изучается в Лос-Аламосской научной лабо- ратории. Применение в реакторе топлива в виде жидкого металла в сое- динении с методом переработки израсходованного топлива без необхо- димости изготовления твердых топливных элементов представляет важ- ный шаг вперед в технике энергетических реакторов. х) Металлический уран существует в виде трех модификаций, но первый переход имеет место лишь при температуре 662° С, что выше рабочей температуры реакторов, в которых этот металл используется в качестве топлива. 32 с. Глесстон
498 Глава 15. Ядерные реакторы IV. ПЕРЕРАБОТКА ОТРАБОТАННОГО ТОПЛИВА § 18. Восстановление топливного сырья и делящихся материалов Когда топливные элементы удаляются из реактора (в связи с накопле- нием отравляющих продуктов деления, вследствие радиационного пов- реждения или в результате обеднения их делящимися ядрами), они неиз- бежно содержат значительное количество делящегося материала, а часто и топливного сырья, которые не следует выбрасывать. Эффективность применяемого метода восстановления зависит от природы топлива и от формы, в которой оно применяется в реакторе. Например, в случае гомо- генного реактора процесс переработки состоит в удалении наиболее вред- ных отравляющих продуктов деления. С другой стороны, в реакторах- размножителях, использующих твердые топливные элементы, необхо- димо отдельно выделить делящийся материал и отдельно топливное сырье, затем очистить их до такой степени, чтобы испускаемое излучение не представляло опасности при переработке топливных элементов или ма- териалов отражателя. Эффективность извлечения делящихся материалов при обработке урана из отражателя особенно важна: небольшие потери в процессе обработки, которые обычно считаются вполне допустимыми, могут полностью поглотить дополнительное топливо, полученное при вос- производстве. Первый из методов, предложенных для восстановления плутония, заключенного в отработанных урановых топливных элементах, включает сложные процессы осаждения (гл. 16, § 4), но теперь он заменен более простой обработкой. Основной процесс применим ко всем видам топлива с некоторыми видоизменениями в зависимости от различных обстоятельств. После удаления покрытия израсходованные топливные или размножаю- щие материалы растворяются в азотной кислоте; в случае необходимости в раствор добавляется окислитель, для того чтобы уран и плутоний были в наиболее окисленном (VI) состоянии. Затем нитраты этих элементов можно выделить из водного раствора при помощи определенных органи- ческих растворителей, не смешивающихся с водой. В Соединенных Шта- тах обычно применяют трибутилфосфат, разведенный в углеводородах типа керосина. Продукты деления остаются в водном растворе и могут быть выброшены. Затем топливное сырье и делящиеся материалы при помощи воды могут быть снова выделены из органической жидкости. Чтобы отделить плутоний от урана, используется тот факт, что пер- вый довольно легко переходит в более низкое окисленное состояние (IV), в котором его нитрат в органическом растворителе не растворяется. С дру- гой стороны, уран в это состояние переходит труднее и остается раствори- мым. Таким образом, если органическая жидкость, содержащая уран и плутоний, выделяется из водного раствора восстановителя, восстанов- ленный плутоний переходит в водный раствор, а уран остается раство- ренным в органической жидкости. Переработка израсходованного топлива только что описанным методом оказалась вполне успешной. Однако если применяются твердые топлив- ные элементы, то тот факт, что они должны быть сначала растворены, а затем вновь изготовлены после восстановления, значительно удорожает стоимость ядерной энергии. Поэтому изучаются другие методы перера- ботки, которые могут иметь экономические преимущества. Здесь будет сказано о двух из них. Один включает в себя превращение израсходован-
V. Экономика ядерной энергетики 499? ного топлива в смесь фторидов; при перегонке летучий гексафторид урана уходит в виде пара, оставляя большинство продуктов деления в твердом осадке. К сожалению, плутоний тоже остается в осадке и поэтому его приходится выделять при помощи органического растворителя. Метод фторидов, по-видимому, более всего пригоден для выделения урана-233 из ториевой размножающей оболочки, так как фторид тория не улетучи- вается. Другим многообещающим методом является использование высо- котемпературных (пирометаллургических) методов, подобных тем, кото- рые часто применяются при отделении и очистке обычных металлов. Отра- ботанное топливо нагревается до тех пор, пока не расплавится; затем примеси удаляются вместе с другим жидким металлом при помощи соот- ветствующей соли или как окисленный шлак. § 19. Удаление продуктов деления Какой бы метод ни использовался при переработке отработанной* топлива реактора, всегда остается проблема удаления ненужных сильно радиоактивных продуктов деления. Как будет указано в гл. 17, для некоторых продуктов деления еще можно в какой-то степени найти полез- ное применение, однако естественно считать, что многие продукты деления все же нужно будет выбросить. В Соединенных Штатах значительные объемы ненужных растворов хранятся в подземных резервуарах, пока их радиоактивность не спадет настолько, чтобы их можно было совсем выбро- сить. В Великобритании ненужную жидкость низкой активности перека- чивают из плутониевых установок в море на расстояние около двух миль от берега. Вероятно, эти ухищрения носят временный характер: по мере роста ядерной промышленности должны быть найдены другие методы удаления радиоактивных отходов. Одна из возможностей, разработан- ная в Брукхейвенской национальной лаборатории, состоит в концентра- ции некоторых из основных составляющих в специальной глине. При нагревании радиоактивный материал адсорбируется глиной и не может быть впоследствии смыт. Затем эта глина может быть выброшена в море или закопана в землю. V. ЭКОНОМИКА ЯДЕРНОЙ ЭНЕРГЕТИКИ § 20. Ресурсы ядерного топлива Будущее ядерного деления как источника энергии зависит, конечно,, от доступности соответствующих запасов урана и тория. Согласно оцен- кам геологов, уран содержится в земной коре в количестве 4 г на 1 тг а количество тория почти в 3 раза больше. Таким образом, указанное' топливное сырье столь же распространено, как цинк, свинец и олово, и имеется в большем количестве, чем ртуть, серебро и золото. Однако эти* сведения, хотя они и правильны, могут ввести в заблуждение. Причина^ состоит в том, что, в то время как большинство известных металлов встре- чаются в относительно концентрированном виде в хорошо отделяющихся^ рудах, большая часть урана и тория настолько распылена, что их значи- тельные концентрации, доступные для разработки, являются скорее исклю- чением, чем правилом. Известно только два источника относительно высококачественных урановых руд1): месторождения в Конго и Канаде, которые содержат от 1 до !) Приведенные здесь сведения относятся только к странам вне лагеря социалисти- ческих стран. 32*
500 Глава 15. Ядерные реакторы 4% окиси урана U3O8. Руды среднего качества, содержащие от 0,1 до 1% окиси урана, найдены в больших количествах в Австралии, Канаде, Пор- тугалии, а также в Соединенных Штатах. В континентальной части Соеди- ненных Штатов главные месторождения находятся в Колорадском плато, куда частично входят штаты Аризона, Колорадо, Нью-Мексико и Юта. В рудах, разрабатываемых в этом районе, содержится в среднем 0,25% окиси урана1). Низкокачественные источники урана, содержащие менее 0,1% окиси урана, экономически выгодны в настоящее время лишь в том случае, когда уран является побочным продуктом другого процесса. Среди наи- более важных из них находятся отходы южноафриканской золотой руды, содержащие около 0,02% урана. В этом случае стоимость разработок мож- но отнести за счет золота, так что восстановление урана оказывается эко- номически выгодным. Сходное, но менее благоприятное положение суще- ствует в отношении крупных месторождений фосфатов во Флориде и Айдахо, которые содержат свыше 0,01% урана. Уран выделяется как побочный продукт при производстве фосфорной кислоты и фосфорных удобрений. Если смотреть далеко вперед, то восстановление урана из нефтяных слан- цев в штате Теннеси и буроугольных (лигнитовых) пластов в штате Вай- оминг также представляет некоторый интерес. В настоящее время изу- чаются возможные методы выделения ядерного топлива из этих материалов. Хотя общее количество тория в земной коре превышает количество урана, однако экономически доступные для добычи количества тория, вероятно, значительно меньше. Единственным известным экономически выгодным источником тория являются монацитовые пески в Траванкоре (Индия). Значительные количества этих песков были также найдены в Бра- зилии; в меньшем количестве они встречаются в других местах земного шара, включая Северную и Южную Каролину, Флориду и Айдахо в Сое- диненных Штатах. Монацитовые пески почти неизменно содержат, помимо тория, некоторое количество урана. Вследствие чрезвычайно разнообразной природы урановых и ториевых месторождений как в отношении их состава, так и общего количества, а также вследствие недостатка надежной информации оценка общего запаса делящихся материалов и топливного сырья не может быть очень точной. Дальнейшие усложнения состоят в том, что этот запас зависит от концент- рации урана в минерале, при которой его выделение экономически выгодно. Другими словами, количество доступного урана и тория опреде- ляется стоимостью выделения этих металлов из руды. Было приблизи- тельно подсчитано, что если принять стоимость выделения равной 200 дол- ларам за 1 кг и сделать поправки на дальнейший технический прогресс, ю мировые запасы составят 25 млн. т урана и 1 млн. т тория2). Поскольку уран-235, являясь единственным делящимся материалом, встречающимся в природе, присутствует в природном уране в количестве 0,7%, общие запасы этого изотопа в грубом приближении равны 175 000 m. Это эквивалентно тепловой энергии 3,75-1015 квт-час. При современной скорости мирового потребления ядерной энергии (3- 1№квт-час в год) ото составляет 125-летний запас. Но если эта энергия будет расходоваться во всем мире с такой же быстротой, как в Соединенных Штатах в настоя- *) Комиссия по атомной энергии США покупает все отечественные руды с содер- жанием урана не ниже 0,1% U3O8 или ее эквивалента, т. е. 770 г урана на 1 т руды. 2) Цена металлического урана в Соединенных Штатах в 1957 г. составляла около 40 долларов за 1 кг.
V. Экономика ядерной энергетики 501 щее время, природный делящийся материал обеспечит мировые нужды в течение не более 20 лет. Считая размножение практически возможным и фактически необхо- димым, если только ядерной энергии суждено сделать значительный вклад в ресурсы мировой энергии, следует принять в расчет сырье для произ- водства вторичных делящихся материалов. Предполагая, что одна треть их может быть превращена в делящийся материал при не слишком больших затратах, получаем, что общая тепловая энергия, которая может выде- литься при делении ядер, составит 1,8-1017 кет* час. Это почти в 40 раз боль- ше энергии, получаемой при делении одного урана-235. В целях сравнения можно заметить, что теплосодержание угля, нефти, газа и нефтяных слан- цев при допустимой стоимости добычи, не более чем вдвое превосходящей настоящую, оценивается примерно в 1,2-1016 квтп-час. Очевидно, ядерное топливо может внести значительный вклад в ресурсы мировой энергии. § 21. Стоимость ядерной энергии Делалось несколько попыток оценить стоимость электричества, вырабатываемого при помощи энергии ядерного деления. Однако до тех пор, пока не будет получено больше данных о стоимости сооружения и эксплуатации крупных ядерных энергетических установок, выводы будут носить лишь характер предположений. Вряд ли можно сомневаться, что электричество, вырабатывамое при помощи ядерного топлива, вначале будет дороже, чем электричество, полученное на установках, в которых сгорает ископаемое топливо, т. е. уголь и нефть. Тем не менее сравнительно небольшая разница в цене указывает, что в свое время стоимость ядерной энергии может понизиться настолько, что будет конкурировать со стои- мостью энергии обычных источников. Однако и теперь существуют условия, при которых использование ядерной энергии может быть оправдано экономическими или какими-либо другими соображениями. Там, где нет ни ископаемого топлива, ни гид- роэнергии и стоимость транспортировки угля или нефти высока, ядерные реакторы могут оказаться дешевле даже на их современной ранней стадии развития. Легкость транспортировки ядерных энергетических систем для использования их в случае какого-либо бедствия или другого непредви- денного события оправдывает их возможное применение, так как в этом случае стоимость имеет второстепенное значение. Другое оправданное применение ядерной энергии определяется тем фактом, что пространство, занимаемое реактором и его топливом, значи- тельно меньше, чем в обычных системах с эквивалентной мощностью. Таким образом, ядерные энергетические установки могут оказаться предпочтительнее для использования на кораблях, как военных, так и торговых, в которых в настоящее время приходится занимать большое пространство запасами угля или нефти. То же относится и к воздушному транспорту; поэтому значительные усилия были затрачены на то, чтобы разработать реактор для этих целей. В 1956 г. в Соединенных Штатах при помощи ядерной энергии приводился в движение (на земле) турбореактив- ный двигатель, подобный тем, которые используются на самолетах. Отсюда можно заключить, что самолет на ядерной энергии вполне может быть построен, хотя для его практического осуществления предстоит решить еще много проблем.
Глава 16 НОВЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ I. ТРАНСУРАНОВЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ § 1. Открытие и свойства нептуния Элемент плутоний, который был неизвестен в 1939 г., в настоящее время начинает играть большую роль в мировой экономике. Как мы видели в предыдущих главах, плутоний может использоваться как источ- ник энергии при взрыве атомной бомбы; он может также выделять энер- гию значительно медленнее, что дает возможность получать полезную мощность в ядерных реакторах. При этом в качестве ядерного топлива можно пользоваться таким материалом, который иначе мог бы оказаться не пригодным для этой цели; кроме того, происходит частичное воспроиз- водство плутония-239. Для научного работника плутоний также представляет особый инте- рес как член группы элементов, которые называются трансурановыми и лежат в периодической системе за ураном. Эти элементы, атомные номера которых превышают 92, играют большую роль не только потому, что они были получены искусственным путем; вопрос о расположении орбитальных электронов (гл. 4, § 13) в атомах этих элементов интересует и физиков, и химиков. Кроме того, исследование и выделение соединений трансурановых элементов в чистом виде привело к развитию замечатель- ных новых методов количественной ультрамикрохимии, которая позво- ляет производить эксперименты с очень малым количеством растворов, содержащих несколько миллионных долей грамма растворенного вещества. Как мы видели в гл. 13, многие радиоактивные вещества появляв- шиеся при облучении урана медленными нейтронами, которые сначала при- писывались трансурановым элементам, на самом деле, как было показано позднее, принадлежали различным продуктам деления. Поэтому, хотя элементы с атомным номером больше 92, без сомнения, присутствовали, их не удавалось идентифицировать до тех пор, пока ситуация не стала несколь- ко яснее в результате открытия деления ядер. Среди различных периодов полураспада, которые наблюдались после взаимодействия урана с ней- тронами, был один, равный 23 мин. Эту активность никак нельзя было отделить от самого урана, ив 1936 г. Ган, Мейтнер и Штрассман в Германии приписали ее изотопу уран-239, образующемуся при реакции радиацион- ного захвата 92и^ + х — 92u239 + y- Испустив Р-частицу, уран-239 должен образовать трансурановый эле- мент с атомным номером 93, однако последний обнаружить не удалось. В ходе экспериментов, предпринятых для проверки явления деления ядер в начале 1939 г. Мак-Милланом, который облучал медленными нейт-
I. Tрансурановые элементы 503 ролами тонкий слой окиси урана, был обнаружен ^-активный продукт с периодом полураспада 23 мин, не являющийся ядром отдачи. Это был, без сомнения, уран-239; так как он не являлся осколком деления, то нельзя было ожидать, что он испытает отдачу от мишени. Кроме того, была обна- ружена P-активность (не связанная с отдачей) с периодом полураспада 2,3 дня; по химическим свойствам полученное вещество соответствовало редким землям. Другими словами, когда редкоземельный элемент, добав- ляемый к раствору в качестве носителя, осаждался, то осадок уносил с собой активность с периодом полураспада 2,3 дня. Сначала думали, что эта активность принадлежит радиоактивному редкоземельному изотопу, но впоследствии было показано, что такая интерпретация неверна. В результате дальнейших исследований Мак-Миллан и Абельсон в 1940 г. показали, что радиоактивный продукт с периодом полураспада 2,3 дня образуется из урана-239 со скоростью, в точности соответствующей периоду полураспада последнего, т. е. 23 мин. Следовательно, период полураспада, равный 2,3 дня, принадлежит элементу с атомным номером 93 и с массовым числом 239, образующемуся при Р-распаде урана-239: 92U239 _> 93239 + Открытый таким образом первый трансурановый элемент был позднее назван Мак-Милланом нептунием (символ Np)no имени планеты Нептун, лежащей в солнечной системе за Ураном. В гл. 1, § 19 указывалось, что существует некоторая неопределенность в расположении в периодической системе элементов, следующих за акти- нием. Согласно общераспространенной точке зрения, которая находила поддержку в исследованиях, произведенных с 1934 по 1938 г. (гл. 13, § 1) с радиоактивными элементами, ошибочно называвшимися трансурановы- ми, они скорее относились к периоду 5, чем к периоду 6, содержащему редкоземельные элементы (лантаниды) (см. таблицу элементов на стр. 22). Элементы актиний, торий, протактиний и уран похожи на свои гомологи из периода 5 — иттрий, гафний, тантал и вольфрам соответственно; поэ- тому следовало ожидать, что химические свойства нептуния будут сходны со свойствами рения. Однако исследования Мак-Миллана и Абельсона показали, что это не наблюдается. В противоположность рению нептуний не осаждается сернистым водо- родом в кислом растворе; он не восстанавливается до металлического состояния при помощи цинка и не имеет летучего окисла при температуре красного каления. Оказалось, однако, что в восстанавливающем растворе сернистого ангидрида нептуний может осаждаться в виде фтористого сое- динения с трехвалентным церием CeFg1) подобно редкоземельному эле- менту или с четырехвалентным торием в виде йодистого соединения Th(JO3)4. С другой стороны, после окисления при помощи кислого раст- вора броматов активность нептуния может быть выделена с ацетатом уранила (VI) натрия. Дальнейшие исследования показали, что нептуний имеет сход- ство с ураном в том отношении, что оба существуют в окислительных состоя- ниях III, IV, V и VI. Одно из основных различий в свойствах этих двух элементов заключается в том, что нептуний (VI) легче перевести в состояния IV и III, чем уран (VI). Наиболее устойчивыми соединениями нептуния являются соединения с валентностью IV, такие, как NpO2 и NpF4, а наибо- лее устойчивые соединения урана содержат шестивалентный уран. г) Фтористый нептуний может быть в виде Np(III)F3 пли Np(IV)F4 (и тот и дру- гой нерастворимы) или смесью обоих.
504 Глава 16. Новые элементы В конце 1940 г., вскоре после открытия изотопа нептуния Np239 с периодом полураспада 2,3 дня, Сиборг, Мак-Миллан, Кеннеди и Уол из Лаборатории излучений в Беркли открыли еще один изотоп. При бом- бардировке окиси урана быстрыми дейтронами, полученными от цикло- трона, происходит реакция (d, 2п) Продукт этой реакции 93Np238 [3-активен и распадается с периодом полу- распада 2 дня. Оба упомянутых выше изотопа нептуния не являются настолько дол- гоживущими, чтобы их химические свойства можно было изучать при помощи какого-либо другого метода, кроме метода изотопных индикато- ров (§ 2 настоящей главы). Однако в начале 1942 г. Уол и Сиборг открыли третий изотоп с гораздо более длинным периодом полураспада, оказав- шийся Np237. Родоначальник этого изотопа был найден еще в 1940 г., когда Нишина и его сотрудники в Японии и Мак-Миллан в Беркли нашли, что при облучении урана быстрыми нейтронами в результате реакции (п, 2п) 92Ъ^ + 0п1->9^+20п1 образуется p-активный изотоп U237 с периодом полураспада 6,8 дня. Продуктом p-распада урана-237 должен быть нептуний-237, но вследствие слабой активности последнего некоторое время его не удавалось обнару- жить. В настоящее время известно, что этот изотоп представляет собой а-излучатель с периодом полураспада 2,2-106 лет. Интересно отметить, что следы нептуния-237, найденные в урановых минералах, возникают, вероятно, в результате реакции (п, 2п) под действием нейтронов, освобож- дающихся при спонтанном делении урана-238. Нептунийт237 представ- ляет собой наиболее долгоживущий из изотопов этого элемента, и его именем названо семейство радиоактивных элементов (4^+1) (гл. 5, § 15). Вследствие относительно большого времени жизни нептуния-237 энергия испускаемых им а-частиц и их проникающая способность срав- нительно невелики. Если принять разумные меры предосторожности, то можно работать со значительными количествами этого изотопа, не при- бегая к специальным мерам защиты, которые необходимы при работе с дру- гими более короткоживущими радиоактивными изотопами (гл. 19, § 10). Кроме того, оказывается, что нептуний-237 образуется также в ядерных реакторах в результате реакции U238(rc, 2n)U237, сопровождаемой распа- дом U237. Таким образом, значительные количества Np237 можно полу- чить из отработанного ядерного топлива. Было произведено очень тща- тельное изучение химических свойств нептуния, и многие из его соедине- ний были изготовлены в чистом виде (§ 3 настоящей главы). Кроме упомянутых выше трех изотопов нептуния, были идентифици- рованы еще восемь других с массовыми числами от 231 до 241. Они были по- лучены главным образом при помощи бомбардировки того или иного изо- топа урана дейтронами или а-частицами или же при распаде радиоактив- ных изотопов с Z>93. Примерами могут служить следующие реакции: Np231 U233(d, 4n); U235(d, 6n); U238(d, 9n). Np234 Pa23i(a, n); U235(d, 3n); U235(a, p&i). Np235 U235(a, p3n)\ U235(d, 2n). Np236 U235(d, n); U235(a, p2n)\ U238(d, 4n); Np237 (d, t). Np239 U238(d, n); U235(a, p2n).
I, Трансурановые элементы 505- Некоторые изотопы с недостатком нейтронов, имеющие небольшое мас- совое число, распадаются путем захвата орбитального электрона, тогда как изотопы с большим массовым числом, т. е. с избытком нейтронов, испус- кают отрицательные Р-частицы; нептуний-231 и нептуний-237 являются, а-излучате лями. § 2. Метод изотопных индикаторов и улътрамикрохимгьческий метод Первые эксперименты с нептунием и другими трансурановыми эле- ментами производились методом изотопных индикаторов, в котором поведение радиоактивного элемента, присутствующего в невидимых и не- доступных взвешиванию количествах, исследуется при помощи неактив- ного носителя1). Если материал имеет довольно сильную активность, то можно проследить количества порядка 10"10 г или даже меньше (гл. 17, § 4). При чрезвычайно низких концентрациях радиоактивных соединений в растворах редко происходит осаждение самих этих веществ, хотя они могут осаждаться путем адсорбции или образования твердого раствора нерастворимым соединением элемента, являющегося носителем. Например, если добавить значительное количество тория в качестве носителя к раствору, содержащему следы нептуния в восстановленном состоянии в водном растворе фтористоводородной кислоты, то оказы- вается, что осадок фторида тория ThF4 содержит в основном всю актив- ность нептуния. На основании этих результатов можно * заключить, что нептуний образует нерастворимый фторид, вероятно NpF4. Сиборг писал: «Этот метод исследования может дать очень много, и он является един- ственным возможным методом в том случае, когда приходится иметь дело с микрограммами вещества. Однако эти данные надо ин- терпретировать с осторожностью, и во многих случаях нельзя сде- лать вполне определенных выводов». Поэтому во всех случаях, когда это возможно, желательно подтверждать выводы, полученные методом изо- топных индикаторов, в которых используются чрезвычайно разведенные растворы, часто меньше чем 10'10-молярные, производя наблюдения с не- сколько большими количествами веществ при таких концентрациях, при которых можно получить чистые осадки и носителей не требуется. Поскольку обычно доступные количества трансурановых элементов очень малы, порядка нескольких миллионных долей грамм, то необходимо работать с количествами, которые много меньше тех, с которыми имеет дело микрохимия. Методика качественного химического анализа с такими количествами вещества была впервые предложена Бенедетти-Пиклером, а также Кэрком (США). Последний, предложивший назвать эту область исследований улътрамикрохимией, внес большой вклад в ее применение для количественных измерений. Пользуясь чрезвычайно малыми объемами в пределах от 10"5 до 10"1 см3 * и взвешивая количество вещества, выражае- мое в микрограммах, можно получить растворы, содержащие от 0,01 до 100 г на 1 л. С такими концентрациями имеют дело в обычной химии; они много больше, чем те, с которыми приходится иметь дело в методе изотопных индикаторов. Поэтому обычные химические реакции можно, производить без использования носителей. Э Вообще говоря, носителем может служить стабильный изотоп исследуемого элемента или другого элемента, имеющего сходные химические свойства (гл. 5, § 8- и гл. 13, § 12).
506 Глава 16. Новые элементы «Чрезвычайно малые объемы [с которыми приходится иметь дело при ультрамикрохимических исследованиях],— пишет Сиборг, — требуют применения специально сконструированных малых капиллярных сосудов, пипеток, бюреток, микроманипуляторов и т. д. Объемы жидкостей [от 10“5 до 10”1 см3]... измеряются... при помощи тщательно калиброванных трубочек, причем движение жидкости внутри капилляров регулируется давлением воздуха под чувствительным контролем... «Пробирки» и «мен- зурки» для этих исследований изготавливаются из капиллярных трубо- чек, внутренний диаметр которых равен 0,1—1 мм. Веса твердых веществ, ___Простой микромани- пулятор Поле микроскопа Бинокулярный 30-кратный стереомикроскоп Шприц, объемом Чг мл для управления микро- пипеткой Поле микроскопа Фиг. 111. Проведение ультрамикрохимическоп реакции под микроскопом. Микропипетка с объемом до 0,1 мкл на I см длины с которыми приходится иметь дело в реактивах и осадках, лежат обычно в пределах 0,1—100 мкг... Эта работа обычно производится на столике микроскопа, когда весь прибор находится в поле зрения [фиг. 111]. Про- бирки, пипетки и т. д. управляются механическими приспособления- ми... [и] разделение твердых веществ от жидких обычно производится не фильтрацией, а центрифугированием». Взвешивание количеств вещества порядка миллионных долей грамма часто производится на ультрамикровесах, принцип действия которых основан на изгибе или кручении тонкой кварцевой нити. Эти весы калиб- руются при. помощи известных малых разновесов. В крутильных весах с кварцевой нитью, которые используются при многих ультрамикрохими- -ческих исследованиях, можно взвешивать количества вещества порядка микрограмма и меньше, с точностью до 0,02 мкг. Коромысло и другие части этих весов делаются из кварцевых нитей, «диаметр которых лежит в пре- делах от четырехкратной толщины человеческого волоса и до столь малых
I. Трансурановые элементы 507 значений, что нити не видны невооруженным глазом». Когда на малень- кую платиновую чашечку весов помещается некоторое количество вещества, которое нужно взвесить, горизонтальная кварцевая нить, свя- занная с коромыслом, закручивается; искомый вес определяется по вели- чине закручивания, которое нужно произвести, чтобы вернуть коромысло в первоначальное положение. В исследованиях такого рода следует при- нимать большие предосторожности в отношении возможных источников ошибок, которыми можно было бы пренебречь при обычных условиях. § 3. Химия нептуния Первое соединение нептуния, свободное от носителя1), было получено Магнуссоном и Ля-Шапеллем в США в 1944 г. ультрамикрохимическим методом. Вещество, полученное при бомбардировке урана быстрыми нейт- ронами, которое содержало нептуний-237, кроме урана, плутония и про- дуктов деления, растворялось в азотной кислоте. Нептуний-237 трудно обнаружить вследствие его малой активности; поэтому для того, чтобы можно было исследовать химические свойства нептуния, к раствору добавлялось небольшое количество изотопа Np239 с периодом полураспада 2,3 дня. Нептуний, растворенный в азотной кислоте, восстанавливался сер- нистым газом, и затем фтористоводородной кислотой с небольшим коли- чеством лантана в качестве носителя осаждались фториды. В осадке содержались нептуний и плутоний вместе с редкоземельными элементами, но большая часть урана оставалась в растворе в виде азотнокислого ура- нила. Фториды затем растворялись в серной кислоте и окислялись при помощи бромата при комнатной температуре. Таким образом, нептуний переводился в шестивалентное состояние и после добавления фтористоводо- родной кислоты лантан и плутоний выпадали в осадок, а нептуний оста- вался в растворе. Затем производилось восстановление нептуния из ше- стивалентного состояния в четырехвалентное посредством воздействия сернистым ангидридом и получавшаяся гидроокись осаждалась аммиа- ком. После извлечения осадка и прокаливания его на воздухе до красного каления было получено 10 мкг продукта, который оказался двуокисью нептуния NpO2. Гидроокись может быть растворена в серной кислоте, а затем окислена до шестивалентного состояния нептуния воздействием броматов. Добав- лением растворов нитрата и ацетата натрия может быть осажден нептунил- ацетат натрия NaNpO2(G2H3O2)3, аналогичный хорошо известному уранил- ацетату натрия. Характер соединения был установлен по дифракцион- ной рентгенограмме (гл. 2, § 23), полученной от образца, содержавшего 15 мкг вещества. Кроме упоминавшегося вещества, были получены также в количестве нескольких микрограммов другие соединения нептуния, в основном фториды. Если двуокись нептуния нагревать в атмосфере смеси водорода и фтористого водорода при температуре около 500° С, то образуется трех- фтористый нептуний NpF3: NpO2 + 1/2H2 + 3HF NpF3 + 2H2O. Первым свободным от носителя трансурановым соединением, которое было изготовлено, было соединение элемента плутония (§ 4 настоящей главы), который был открыт после нептуния.
508 Глава 16. Новые элементы При нагревании трехфтористого нептуния в токе кислорода и фтористого’ водорода до 500° С образуется четырехфтористый нептуний: NpF3 + Х/4О2 + HF -> NpF4 + Х/2Н2О. Это же • соединение образуется при непосредственном воздействии смеси кислорода и фтористого водорода на нагреваемую двуокись нептуния. Если трехфтористый нептуний нагревать в атмосфере фтора, то образуется шестифтористый нептуний NpF6, обладающий свойствами, сходными с ше- стифтористым ураном. В этих трех соединениях NpF3, NpF4 и NpF6 нептуний выступает соответственно в трех-, четырех- и шестивалентном состояниях. При нагревании двуокиси нептуния в парах четыреххлористого угле- рода происходит реакция NpO2+2CCl4 -> NpCl4 + 2СОС12, в которой образуется четыреххлористый нептуний; этот метод аналогичен методу получения четыреххлористого урана. Так же как и уран, четырех- хлористый нептуний восстанавливается до треххлористого при нагрева- нии до 450° С .в атмосфере водорода. Два бромистых соединения и одно иодистое соединение нептуния были получены методом, аналогичным методу, успешно применявшемуся для получения таких же соединений урана. Смесь двуокиси нептуния с избы- точным количеством алюминия подвергалась действию паров брома, причем непрореагировавший бромистый алюминий удалялся сублима- цией при 250° С. После прокаливания остатка до 800° С трехбромистый нептуний возгонялся и оседал на холодных частях реакционной трубки. Если в таком же опыте не брать избытка алюминия, то возгонкой при 500° С получается четырехбромистый нептуний. Трехиодистый нептуний получается подобным же образом из двуокиси нептуния, алюминия и па- ров иода; трехиодистый нептуний возгоняется при 800° С. Все галогениды были идентифицированы дифракционными рентгенограммами, показав- шими, что они имеют такую же кристаллическую структуру, как и соот- ветствующие* соединения урана. Трехфтористый нептуний был восстановлен до элементарного состоя- ния нагреванием до 1200° С в атмосфере паров бария. Аналогичный опыт с четырехфтористым нептунием, вероятно, также возможен, но при высокой температуре это соединение впитывается в тигель из окиси берил- лия. Нептуний представляет собой серебристый металл, мало подвергаю- щийся воздействию воздуха. Плотность его при нормальной темпера- туре равна 19,5 г/сж3; при нагревании она изменяется вследствие обра- зования двух модификаций, имеющих меньшие плотности. Точка плавления металлического нептуния 640° С. Исследованием растворов соедине- ний нептуния установлены три валентности — III, IV и VI; состояние IV, по-видимому, наиболее устойчиво, но оно легко заменяется на III путем электролитического восстановления и, как указывалось выше, может быть переведено в состояние VI путем воздействия кислым раствором бромата при низкой температуре. Воздействием ионов окисного железа или раз- бавленной азотной кислоты растворы нептуния IV могут быть окислены до промежуточного состояния V, которое более устойчиво, чем аналогич- ное состояние урана.
I. Tрансурановые элементы 509 § 4. Открытие и выделение плутония При Р-распаде изотопов нептуния дочерний элемент должен иметь атомный номер 94. При изучении нептуния-239 Мак-Миллан и Абельсон (§ 1 настоящей главы) не смогли обнаружить какой-либо новой активности в результате распада этого ядра, и они решили, что дочернее ядро 94239 является а-излучателем с большим временем жизни; это предсказание, как будет показано ниже, было впоследствии подтверждено. Первым изотопом элемента-94, который удалось вполне надежно идентифициро- вать, был изотоп с массовым числом 238, так как он имел заметно меньший период полураспада и, следовательно, более высокую активность. Когда зимой 1940/41 г. Сиборг, Мак-Миллан, Кеннеди и Уол, как упоминалось выше, нашли нептуний-238 с периодом полураспада 2 дня, они заметили также, что в их образце имеется a-активность, которая может быть хими- ческим путем отделена от урана и нептуния. Она была приписана элементу с атомным номером 94, который авторы назвали плутонием (символ Ри) по имени планеты Плутон, следующей за Нептуном. Таким образом, плу- тоний-238, а-излучатель с периодом полураспада порядка 90 лет, обра- зуется в результате Р-распада нептуния-238: 93Np238 94PU238 + _i60e Предварительные эксперименты с применением метода изотопных индикаторов показали, что плутоний, как и нептуний, осаждается в виде фторидов и йодатов с редкоземельными элементами или торием в каче- стве носителя. В отличие от нептуния он, вообще говоря, не окисляется в кислых растворах броматов, и это свойство может быть использовано для разделения плутония и нептуния, как указывалось в § 3 настоящей главы. После броматного окисления плутоний может быть осажден в виде фторида с редкоземельным элементом в качестве носителя; нептуний же не может быть осажден, так как он оказывается окисленным до состоя- ния VI. Однако позднее было найдено, что путем применения очень силь- ного окислителя, например персульфатов с ионами серебра в роли ката- лизатора, плутоний может быть окислен, вероятно до состояния VI, в ко- тором он не может быть осажден в виде фторида или йодата. Наиболее важный делящийся изотоп Рп239, который Мак-Миллан и Абельсон искали как продукт распада нептуния-239, был описан в марте 1941 г. Кеннеди, Сиборгом, Сегре и Уолом, которые имели возможность работать со значительным количеством последнего изотопа. Образование плутония-239 происходит в реакции 93Np239 94рц239 + _1Л Он является, как и ожидалось, а-излучателем с периодом полураспада 24 400 лет. Поскольку оказалось, что изотоп-239 элемента-94 способен к делению под действием медленных нейтронов, изучение пЛутония-239 приобрело, как это упоминалось в гл. 14, § 4, особый интерес. Между прочим, в связи с этим были произведены поиски плутония-239 в при- роде. Казалось вероятным, что он может быть найден в урановых рудах, так как может получаться из урана-238 в результате захвата нейтронов, образующихся при спонтанном делении или в результате реакции (а, п) а-частиц урана с ядрами легких элементов. В результате исследований оказалось, что минералы урановая смолка и карнотит действительно содержат ничтожные количества плутония-239.
510 Глава 16. Новые элементы Следует кратко остановиться также на четырнадцати других изотопах плутония, о которых были сделаны сообщения. Их массовые числа лежат в интервале от 232 до 246. Более легкие изотопы могут быть получены в результате реакции изотопов урана с а-частицами с испусканием одного или нескольких нейтронов. Приведем некоторые из этих реакций: Pu232 U235(a, In), Pu234 U233(a, 3n), Pu237 U235(a, 2n), U238 (a, 5n); Pu240 U238(a, 2n), Pu241 U238(a, n). Ряд изотопов плутония возникает в результате Р-распада изотопов неп- туния с массовыми числами 236, 238, 239 и 241. Удобным методом полу- чения изотопов плутония с массовыми числами больше 239 оказалось облу- чение образца плутония-239 нейтронами в ядерном реакторе. В результате ряда реакций (п, у) образуются изотопы плутония до Pu246 включительно. Все изотопы с четными массовыми числами, за исключением плутония-246, так же как и хорошо известный плутоний-239, являютсяа-излучателями. Так же как и у нептуния, изотопы с недостатком нейтронов и малыми мас- совыми числами, хотя и являются a-излучателями, распадаются также путем захвата орбитального электрона. Бета-излучателями являются изотопы с массовыми числами 241, 243, 245 и 246. Когда было принято решение о производстве плутония в большом масштабе в ядерных реакторах, возникла необходимость в разработке метода выделения плутония из непрореагировавшего урана и многочислен- ных продуктов деления. Первые эксперименты по химии плутония были выполнены с изотопом плутоний-238, полученным в результате распада нептуния-238, образовавшегося при бомбардировке урана дейтронами на циклотроне в Беркли. С этим образцом Сиборг, Кеннеди и Уол, исполь- зуя метод изотопных индикаторов, в течение 1941 г. определили многие химические свойства плутония и разработали ряд методов отделения плутония от выгоревшего материала. Были рассмотрены четыре метода выделения, основанные на летуче- сти, адсорбции, извлечении растворителями и осаждении, и для промыш- ленного процесса был избран метод, основанный на реакции осаждения. На основании разных соображений было решено, что наиболее удобным для производственных целей будет именно этот метод, хотя возможно, что и другие могли оказаться не хуже. Предварительная работа по разра- ботке процесса разделения была выполнена с индикаторными количест- вами плутония, и поэтому не было уверенности, что процесс хорошо пойдет и в производственных условиях с большими количествами вещества. Как указывалось выше, в опытах с изотопными индикаторами концентра- ции вещества настолько малы, что их результаты не могут служить гарантией того, что при обычных концентрациях, имеющих место при производственных масштабах, процесс будет протекать так же. Наконец, было ясно, что окончательное выделение плутония потребует отделения его от носителя. Поэтому стала очевидной необходимость получения заметных коли- честв плутония для изучения его химических свойств ультрамикрохи- мическими методами, описанными в § 2 настоящей главы. Образец нитрата уранила был облучен нейтронами, получаемыми бомбардировкой берил-
I. T рансурановые элементы 511 лия пучком дейтронов из циклотронов, сначала в Беркли, а затем в Уни- верситете Вашингтона в Сент-Луисе, и из него в конце 1942 г. было извле- чено несколько сот микрограммов плутония-239. На этом образце были подтверждены данные о химических свойствах плутония, полученные в опытах с индикаторными количествами. Кроме того, были приготов- лены и изучены небольшие количества чистых соединений плутония. Излагая эту работу, Сиборг отмечает нений плутония, свободные от носителей чены Каннингемом и Вернером... 18 августа 1942 г. в Чикаго, а первое взвешивание этих соединений было про- изведено 10 сентября 1942 г.1) Для вы- полнения этой работы... имелось лишь несколько микрограммов плутония, по- лученного бомбардировкой урана нейт- ронами... Эти знаменательные дни вой- дут в историю науки как даты, когда впервые увидели искусственный эле- мент и впервые были получены поддаю- щиеся взвешиванию количества искус- ственно полученного изотопа какого- либо элемента [фиг. 112]». Впоследст- вии был получен ряд чистых соединений плутония и ультрамикрохимическим анализом установлены их формулы. С имевшимися в наличии микро- граммовыми количествами плутония ме- тоды отделения плутония от урана и продуктов его деления, которые были разработаны на основе данных опытов с изотопными индикаторами, были ис- пытаны в условиях тех концентраций, которые предполагались в производст- венных процессах. Процесс, принятый в качестве окончательного варианта, был частично основан на устойчивости че- «Первые образцы чистых соеди- и других примесей, были полу- Ф и г. 112. Увеличенное изображе- ние первого выделенного химичес- кого соединения плутония весом 2,77 мкг\ оно выглядит как крупин- ки золота на небольшом платиновом совке, зажатом пинцетом. тырехвалентного состояния плутония в отличие от устойчивости шестива- лентного состояния урана. Для перевода плутония из четырехвалентного состояния в шестивалентное необходим сильный окислитель, а применение слабого восстановителя приводит к реакции, идущей в противоположном направлении. Для урана же имеет место обратное: четырехвалентное со- стояние может быть легко окислено, а получающееся при этом шестивалент- ное состояние восстанавливается лишь с большим трудом. Метод разделе- ния «включает осаждение четырехвалентного плутония с каким-либо носите- лем, затем растворение осадка, окисление плутония до шестивалентного состояния и повторное осаждение носителя, причем шестивалентный плу- тоний остается в растворе. Продукты деления, которые не осаждаются вместе с носителем, остаются в растворе, когда осаждается четырехва- лентный плутоний. Продукты деления, являющиеся носителем, удаляются, когда плутоний находится в шестивалентном состоянии. Окислительно- i) Первое твердое соединение являлось осадком фторида, вероятно PuF4, а пер- вым взвешенным образцом был оксид РиО2.
512 Глава 16. Новые элементы восстановительные реакции производятся до тех пор, пока не достигается "требуемая степень очистки [т. е. удаления продуктов деления]»1). Приведенное описание процесса разделения, как указывает Сиборг, «является сильно упрощенной интерпретацией действительных процес- сов [осуществленных в производственном масштабе в Хэнфорде (гл. 14, § 13)]. Всего производится около тридцати основных химических реакций, составляющих сотни операций, прежде чем плутоний выходит из произ- водственного процесса. Само предприятие не поддается описанию с его огромными сооружениями и невообразимой путаницей приборов, трубо- проводов и устройств дистанционного управления. Предварительная раз- работка проектов этого предприятия происходила в то время, когда все имевшееся в мире количество плутония невозможно было увидеть нево- оруженным глазом. Эта замечательная программа исследований с микро- скопическими и субмикроскопическими количествами [выполненная в США во время войны в связи с проектом атомного оружия] являет- ся ... одним из ... изумительных достижений ... химии». Несмотря на его сложность, процесс осаждения, в начальных стадиях которого носителем плутония служил фосфат висмута, а в конечных — фторид лантана, успешно использовался в течение ряда лет. В настоящее время его заменил процесс извлечения растворителями, описанный в гл. 15, § 18. § 5. Химия плутония Экспериментальные исследования плутония представляют некоторую опасность ввиду его довольно высокой a-активности, поэтому предпочи- тают использовать малые его количества, даже если имеется возможность работать с большими количествами. Кроме того, следует принимать серьез- ные меры по предотвращению попадания плутония в организм; он обла- дает свойством оседать в костях, где его непрерывное a-излучение может привести к серьезным последствиям (гл. 19, § 60). Ввиду ценности плутония как расщепляющегося материала, имеющего большие перспективы при- менения как в мирных, так и в военных целях, этот искусственный эле- мент и его соединения изучены, пожалуй, лучше других, хотя большой трудностью в этом деле является наличие у него четырех валентностей, а именно III, IV, V и VI. Как и нептуний, плутоний напоминает уран по многим своим химическим свойствам; наиболее существенное различие, как указывалось выше, заключается в том, что у плутония наиболее устойчи- вым является четырехвалентное состояние, тогда как у урана наиболее устойчиво шестивалентное состояние. Химические свойства плутония во многом очень сходны с описанными выше свойствами нептуния. Наиболее устойчивым окислом является РпО2, но при нагревании его до 1500° С в вакууме образуется окисел Рп2О3. При окислении плутония может образовываться окисел с приблизитель- ным составом РиО. Кроме того, существуют смешанные валентности, дающие соединения с составом от Рп2О3 до Ри4О7. Уран обнаруживает аналогичные свойства, причем смешанные окислы лежат в диапазоне от UO до UO3. Галогениды PuF3, PuBr3 и PuJ3 могут быть получены мето- г) Цитировано из )книги Смита «Атомная энергия для военных целей», 1945 г. Теперь известно, что четырехвалентный плутоний выделялся в виде фосфата с фосфатом висмута в качестве носителя. Шестивалентный уран при этом оставался в растворе. В конечном цикле плутоний осаждался в виде фторида с фторидом лантана в качестве носителя.
I. Tрансурановые элементы 513 дом, описанным для соответствующих соединений нептуния. Тетрафто- рид PuF4 устойчив, хотя и может быть восстановлен до трифторида; тетрахлорид и тетрабромид не были получены, по крайней мере в твердом состоянии. Шестифтористый плутоний неустойчив, тогда как шестифто- ристый уран вполне устойчив. При восстановлении фторидов парами бария выделяется металлический плутоний. Плотность его при обыкновенной температуре равна 19,7 г/ам3; при нагревании происходит ряд изменений вследствие образования последовательно шести различных твердых модификаций (гл. 15, § 17). Точка плавления металла 640° С. Плутоний (III) может быть осажден из раствора в виде гидроокиси Рп(ОН)з или фторида PuF3, чем напоминает элементы редкоземельной группы. Водные растворы положительных трехвалентных ионов плуто- ния окисляются на воздухе до четырехвалентных, хотя и не с такой ско- ростью, как растворы трехвалентного урана. Как указывалось выше, четырехвалентное состояние плутония наиболее устойчиво и известно большое количество соединений такого типа. Тетрафторид PuF4, иодат Pu(JO3)4 и гидроокись Рп(ОН)4 могут осаждаться из водных растворов; хлориды, нитраты, перхлораты и сульфаты, напротив, растворимы в воде. Были получены многочисленные органические и неорганические комп- лексные соединения четырехвалентного плутония; растворимый окса- латовый комплекс позволяет, например, производить растворение в воде PuF4 и других нерастворимых соединений четырехвалентного плутония. С другой стороны, ряд «разветвленных» комплексных соединений, образо- ванных дикетонами и аналогичными соединениями, растворяется в орга- нических жидкостях. Растворы соединений четырехвалентного плутония могут быть восстановлены до трехвалентного состояния плутония теплым сернистым ангидридом, гидроксиламином, ионами иодида или цинковой амальгамой. Реакция может быть обращена сравнительно слабыми окис- лителями. Перевод четырехвалентного плутония в шестивалентный требует применения очень сильных окислителей, как, например, кислый раствор перманганата или бихромата, ионы церия или персульфат в присутствии ионов серебра. Это противоположно поведению урана, окисление которого из четырехвалентного состояния в шестивалентное происходит на воздухе. Известны твердые соединения шестивалентного плутонила, как, напри- мер, плутонилнитрат, содержащие ион РиОг+, которые аналогичны сое- динениям уранила; таков, например, нерастворимый плутонилнитрат натрия, сходный с известным аналогичным соединением урана. Был получен ряд разветвленных органических комплексных соединений ионов плутонила. Доказательства существования плутония в пятивалентном состоянии были получены главным образом при изучении растворов, так как известно лишь одно соединение этого типа, существующее в твердом сос- тоянии.' Из данных, полученных при изучении спектров поглощения, следует, что раствор шестивалентного плутония в разбавленной хлори- стоводородной кислоте может быть электролитически частично восста- новлен до пятивалентного состояния. Вероятнее всего,что плутоний пред- ставлен в нем ионом РиО*, аналогичным иону UOJ. Однако пятивалент- ное состояние урана и плутония относительно неустойчиво по сравнению с нептунием. Благодаря различию в окраске, или, точнее, в спектрах поглощения соединений с различными валентностями, удалось разрабо- тать методику анализа растворов плутония, основанную на измерениях поглощения света различных длин волн. 33 с. Глесстон
514 Глава 16. Новые элементы Первое чистое, свободное от носителя соединение плутония PuF6, упоминавшееся в предыдущем параграфе, было получено благодаря тому, что трудность перевода в шестивалентное состояние возрастает в ряду уран—нептуний — плутоний. После бомбардировки нейтронами большая часть непрореагировавшего с нейтронами уранилнитрата была удалена эфирной экстракцией, а остальная часть оставалась в растворе, в то время как Pu(IV) и Np(IV), полученные в результате восстановления, были осаж- дены в виде фторидов с лантаном и церием в качестве носителей. Затем фториды были переведены в растворимые сульфаты путем испарения с концентрированной серной кислотой. Добавка к раствору бромата при- вела к окислению нептуния до шестивалентного состояния, тогда как плутоний остался неизмененным; поэтому, очищенный от нептуния, он мог быть снова осажден в виде фторида с редкоземельным носителем. После повторного растворения фторидов серной кислотой, осаждения гидроокислов аммиаком и растворения их в азотной кислоте для окисле- ния плутония до шестивалентного состояния были добавлены персуль- фат и азотнокислое серебро. Далее, редкоземельные носители были осаж- дены фтористоводородной кислотой, а плутоний остался в растворе. Раствор был выпарен с серной кислотой и затем разбавлен; после этого снова была добавлена фтористоводородная кислота и был осажден чистый фторид плутония, свободный от носителя. § 6. Открытие и свойства америция Элемент с атомным номером 95, который открывшие его Сиборг, Джеймс и Морган назвали америцием (символ Ат), является третьим трансурановым элементом, аналогом редкоземельного элемента евро- пия. Он был идентифицирован в конце 1944 г. Можно предположить, что при бомбардировке урана-238 ускоренными в циклотроне а-частицами с энергией 40 Мэв происходит реакция 92U23S + 2Не4 -> s4Pu2^ + X. Следовало ожидать, что возникающий при этом плутоний-241 вследствие высокого значения отношения числа нейтронов к числу протонов должен быть Р-излучателем. После выделения фракции, которая должна содер- жать плутоний, в ней никакой заметной активности обнаружить не уда- валось, вероятно, из-за очень малой энергии р-частиц, испускаемых плу- тонием-241. Однако с течением времени начала появляться а-активность, обусловленная новым элементом—америцием с атомным номеромj 95, возникающим при распаде Ри241: 94Ри241 —9>24Ч./ Такое же ядро возникает в результате реакции (а,2п) с ядром плуто- ния-239 (период полураспада около 500 лет). Эксперименты с америцием, проведенные методом изотопных инди- каторов, показали, что он имеет очень устойчивую валентность III, при которой его свойства удивительно напоминают свойства редкоземельных элементов. Отделение америция от редкоземельных носителей казалось вначале трудной задачей, хотя удаление урана и небольших количеств нептуния и плутония легко осуществлялось путем окисления этих эле- ментов. Были разработаны два метода очистки америция. Хотя фторид америция, как и фториды редкоземельных элементов, очень мало раство-
I. Tрансурановые элементы 515 рим, все же он обладает несколько большей растворимостью. Поэтому оказалось возможным осуществить это разделение путем фракционного осаждения фторидов при тщательном контроле концентрации ионов фто- рида. Предпочтительнее производить отделение америция от редкоземель- ных элементов посредством ионообменной методики, как это описано в гл. 13, § 12. Различные ионы, имеющиеся в разбавленном кислом раст- воре в трехвалентном состоянии, поглощаются подходящим типом ионообменной смолы. Затем смола вымывается концентрированной хло- ристоводородной кислотой; при этом америций (и другие трансурановые элементы) удаляются значительно раньше редкоземельных элементов. Разделение элементов с большими атомными номерами, т. е. нептуния, плутония, америция и т. д., в трехвалентном состоянии лучше всего осу- ществляется ионообменным методом с вымыванием смолы слегка кислым раствором лимоннокислого аммония. Этот метод аналогичен методу, при- меняемому для разделения редкоземельных элементов. Элементы, абсор- бированные смолой, экстрагируются в порядке убывания атомного номера. Некоторые чистые, свободные от носителя соединения америция, как, например, AmF3 и Ат2О3были получены Каннингэмом зимой 1945—46 г. и были изучены им в ультрамикрохимических количествах. Впос- ледствии был получен ряд соединений, в том числе АтС13, АтВг3, AmJ3 и АтО2. Последнее соединение показывает, что америций может сущест- вовать в четырехвалентном состоянии, по крайней мере в виде твердого соединения. Вследствие высокой a-активности, обусловленной относи- тельно малым временем жизни изотопа Ат241, при работе с соединениями америция следует принимать меры предосторожности, даже если опыт проводится с очень малыми его количествами. Трехвалентное состояние америция, несомненно, является наиболее устойчивым, но есть также указания на то, что существуют как высшие, так и низшие валентные состояния. Когда раствор гидроокиси трехва- лентного америция в концентрированном растворе карбоната калия окисляется путем нагревания с гипохлоритом натрия, образуется темный осадок, который, вероятно, является окисью пятивалентного америция. В сильно окисляющей среде, как, например, в персульфате аммония, трехвалентный америций может быть окислен до шестивалентного состоя- ния. Соединение, аналогичное соединениям плутония, описанным в § 5 настоящей главы, может быть осаждено добавлением ацетата натрия. Четырехвалентное состояние америция настолько неустойчиво в раство- рах, что его существование ни разу не наблюдалось, хотя, как было ука- зано выше, существует АшО2 в твердом состоянии. Может показаться удивительным, что у аналога трехвалентных редкоземельных элементов можно предполагать существование соединений с валентностью ниже IIIг но ведь давно известно, что европий — редкоземельный аналог америцияг существует в двухвалентном состоянии. Реакция трехвалентного америция в водном растворе с амальгамой натрия указывает на возможность обра- зования двухвалентного америция, и, действительно, было сообщено- о получении АшО. Относительная устойчивость трехвалентного состояния америция подтверждается тем, что методы получения тетрафторидов и тет- рахлоридов нептуния дают лишь трехгалоидные соединения америция. Так, нагревание гидроокиси в токе кислорода и фтористого водорода дает трифторид америция, а трихлорид образуется при реакции двуокиси! с четыреххлористым углеродом. Трибромид и трииодид америция полу- чаются так же, как и подобные соединения нептуния и плутония, путем*
516 Глава 16. Новые элементы нагревания окисла с алюминием в парах соответствующего галоида. Эти соединения были идентифицированы на основании их изоморфизма с аналогичными соединениями урана. Имеется сообщение о получении одного лишь тетрафторида америция; он значительно менее устойчив, чем тетрафторид плутония. Действие паров бария на трифторид америция при температурах выше 1000° С дает элементарный америций. Это сереб- ристый металл с плотностью 11,7 г! см? при обычной температуре. Точка плавления лежит около 840° С. Помимо изотопа Ат241, с которым сделано наибольшее количество исследований америция, открыто еще девять изотопов с массовыми чис- лами от 237 до 246. Как и у плутония, более тяжелые изотопы америция получаются путем последовательного захвата нейтронов образцом Ат241 в ядерном реакторе. Многие изотопы с малыми массовыми числами были получены бомбардировкой плутония-239 протонами или дейтронами или бомбардировкой нептуния-237 а-частицами. § 7. Открытие и свойства кюрия Четвертый трансурановый элемент с атомным номером 96 был иден- тифицирован в 1944 г. Сиборгом, Джеймсом и Гиорсо еще до открытия его предшественника америция. Новый элемент был назван кюрием (символ Gm) в честь Марии и Пьера Кюри — первых исследователей радиоактивных элементов. Это наименование было предложено как соот- ветствующее наименованию редкоземельного аналога этого элемента гадо- линия, названного в честь финского химика Гадолина, который был одним из зачинателей изучения редкоземельных элементов. Первым был обна- ружен изотоп кюрия, полученный при бомбардировке плутония-239 а-частицами на циклотроне в Беркли: 94Рп239 + 2Не4 9бСш242 + о^1- Это же ядро, а-излучатель с периодом полураспада 162,5 дня, было позд- нее обнаружено как продукт |3-распада америция-242 с периодом 16 час: 95Ат242 —> 98Ст242 + _1е°. В этом опыте и был в сентябре 1947 г. выделен Вернером и Перлманом в ультрамикрохимическом количестве первый образец чистого, свобод- ного от носителя соединения кюрия Cm203. С этого времени появилась возможность получения заметных количеств Ст242 из Ат242, получаемого при бомбардировке Ат241 нейтронами в реакторах. Как и следовало ожидать, трехвалентное состояние кюрия оказалось исключительно устойчивым, и до сих пор нет данных о существовании каких-либо других валентных состояний. Отделение кюрия с возможной примесью америция от редкоземельных элементов производится мето- дами, описанными в § 6 настоящей главы. Поскольку трехвалентное состояние одинаково характерно как для америция, так и для кюрия, раз- деление их является трудной задачей. Эта проблема и с эксперименталь- ной и с теоретической точки зрения аналогична проблеме разделения соседних редкоземельных элементов. Для решения задачи с успехом был применен метод, использованный, как указывалось выше, для аме- риция и основанный на частичном осаждении америция в его высших валентных состояниях при помощи гипохлорита в растворе карбоната калия с последующим осаждением на ионообменных смолах и вымыванием раствором лимоннокислого аммония.
I. Трансурановые элементы 517 Одним из наиболее интересных с теоретической точки зрения свойств кюрия (§ 13 настоящей главы) является бесцветность растворов его соеди- нений, которые, однако, обнаруживают сильное поглощение в ультрафио- летовой области. Такие свойства, которых и следовало ожидать, исходя из представлений о распределении электронных оболочек атомов кюрия, в точности повторяют свойства редкоземельного аналога кюрия — гадо- линия и привлекают внимание к поразительному сходству этих двух эле- ментов. Изучение спектра поглощения кюрия и вообще все исследования этого элемента сильно затрудняются малым временем жизни Ст242 и связанной с этим очень интенсивной сх-активностью этого изотопа. Альфа-частицы являются причиной еще одной трудности: они вызывают диссоциацию (с выделением газа) и нагревание воды, в которой растворено соединение кюрия. Ввиду значительной радиационной опасности, работа с кюрием-242 производится в герметизированных устройствах. Следует отметить, что продуктом сх-распада является плутоний-238, свойства которого хорошо известны и который может служить для контроля идентификации массового числа кюрия-242. В общей сложности в настоящее время известно 13 изотопов кюрия с массовыми числами от 238 до 250. Легкие изотопы, как например Ст238 и Ст240, образуются при бомбардировке заряженными частицами предшест- вующих элементов периодической системы, подобно тому как образуется, например, Ст242 из Рп239 при бомбардировке а-частицами. Тяжелые изо- топы возникают либо как продукты радиоактивного распада, либо в ре- зультате ряда захватов нейтронов. Для последнего способа удобным исходным веществом является Ст244, получение которого описано ниже. Для дальнейшего изучения химических свойств кюрия наибольший интерес представляет изотоп Gm244 с периодом полураспада около 18,4 года. Хотя он и является а-излучателем, его относительно большой период полураспада означает, что упоминавшиеся выше вредные результаты его сх-активности значительно слабее, чем в случае Ст242. Кюрий-244 может быть получен в довольно чистом виде следующим методом, основанным на ядерных реакциях с рядом последовательных захватов нейтрона и не- скольких актов Р-распада. Сначала америций-241 подвергается облучению нейтронами в реакторе для получения Ат242, у которого наряду с проис- ходящим (3-распадом наблюдается распад с захватом орбитального элект- рона, приводящий к образованию Рп242. Последний отделяется методом ионного обмена и снова подвергается нейтронному облучению для полу- чения (3-излучателя Рп243, продуктом распада которого является Am243. Америций-243 выделяется методом ионного обмена и превращается в ре- зультате захвата нейтрона в Ат244, который путем Р-распада превращается в Gm244, окончательно очищаемый методом ионного обмена. § 8. Открытие берклия и калифорния В конце 1949 г. Томпсон, Гиорсо и Сиборг из Калифорнийского университета сообщили, что ими получен элемент с атомным номером 97, который они назвали берклием (символ Вк). Название было дано в честь города Беркли, где произошло открытие этого и некоторых других род- ственных элементов; это название аналогично названию его редкоземель- ного аналога тербия, который был назван в честь города Иттерби в Швеции, где был найден ряд минералов, содержащих редкоземельные элементы. Новый элемент был получен бомбардировкой америция-241 а-частицами,
518 Глава 16. Новые элементы ускоренными до энергии 35 Мэв в циклотроне. Происходила реакция 96Am^ + 2Не4 97Вк243 + 2 оп\ поэтому массовое число полученного ядра оказалось равным 243. Выделе- ние берклия из вещества мишени, т. е. америция с образующимся попутно кюрием, было выполнено ионообменным методом. Есть указания, что, хотя в основном берклий существует в трехвалентном состоянии, имеется также и четырехвалентное состояние. В этом отношении он очень сходен со своим редкоземельным аналогом тербием. В настоящее время описаны восемь изотопов берклия с массовыми числами от 243 до 250. Некоторые из них имеют времена жизни значи- тельно большие, чем берклий-243, для которого период полураспада составляет 4,5 час, так что они более удобны для дальнейших исследований этого элемента. Наиболее интересен из них Вк247, а-излучатель с периодом полураспада около 7000 лет. Большинство тяжелых изотопов получают путем последовательных поглощений нейтронов и (3-распадов изотопов, получающихся при продолжительном облучении плутония, америция и кюрия нейтронами в реакторах. В марте 1950 г. исследователи, открывшие берклий, совместно со Стритом сообщили о получении элемента с атомным номером 98, который был назван калифорнием (Cf) в честь штата и Калифорнийского универси- тета1). Этот элемент был получен в результате бомбардировки кюрия-242 а-частицами с энергией 35 Мэв. Имела место реакция типа (а, п), продук- том которой оказался калифорний-245 (98Cf245) с периодом полураспада 44 мин. Новый элемент был выделен методом ионного обмена и химически идентифицирован, хотя полученное в первых опытах количество его было исключительно мало (примерно 5000 атомов, т. е. приблизительно 2- 10“18г), так как на мишень было нанесено всего лишь несколько миллионных долей грамма кюрия-242. До настоящего времени известно лишь трехва- лентное состояние калифорния. Всего было идентифицировано 11 изотопов калифорния с массовыми числами от 244 до 254. Ряд изотопов калифорния был получен путем бом- бардировки урана-238 так называемыми тяжелыми ионами, например углеродом и азотом (гл. 9, § 4). Примером таких реакций могут служить U238(C12, 6n)Cf244, U238(G12, 4n)Cf246 и U238(N14, p3n)Gf248. Другие изотопы были получены бомбардировкой а-частицами и в резуль- тате последовательных захватов нейтронов. Особый интерес представляет калифорний-254 с временем жизни 55 дней, так как его распад происходит почти полностью путем спонтанного деления, а не путем испускания а-ча- стиц (или других частиц). Предполагается, что делением этого изотопа можно объяснить громадное выделение энергии при вспышке так назы- ваемых сверхновых звезд типа I. Такие звезды очень быстро вспыхивают до наибольшего блеска и затем угасают, причем скорость угасания соот- ветствует периоду полураспада 55 дней. Предполагают, что в этих звездах идет образование калифорния-254 путем последовательных захватов ней- тронов и |3-распадов, аналогично тому, как это происходит в ядерных реакторах. т) В этом случае непосредственной аналогии с наименованием его редкоземель- ного аналога нет, хотя и было указано, «что диспрозий получил свое название от гре- ческого слова, означающего «труднодобываемый», и что сто лет назад золотоискатели с трудом добывали в Калифорнии другой элемент [золото]».
I. Трансурановые элементы 519 § 9. Открытие эйнштейния и фермия Исследование радиоактивных осадков после испытательного термо- ядерного взрыва в ноябре 1952 г. на атолле’Эниветок, произведенное в Лос- Аламосской и Аргоннской лабораториях, обнаружило наличие в них новых тяжелых изотопов плутония и америция, а именно Рп246 и Ат246. Было сделано предположение, что ядра с таким большим избытком нейт- ронов могли возникнуть только в результате многочисленных последо- вательных нейтронных захватов1), как это происходит гораздо медленнее в реакторах. Это приводит к предположению, что в осадках после взрыва могут присутствовать изотопы элементов, лежащих за америцием и даже за калифорнием. Предварительные эксперименты, поставленные в Лабо- ратории излучений в Беркли, показали, что это действительно так, и для выделения этих новых элементов в зоне взрыва было собрано несколько сот килограммов кораллов. В этом материале в Беркли ионообменным методом был идентифицирован новый элемент с атомным номером 100, причем в первых опытах было выделено всего 200 атомов. Позднее и в Бер- кли и в Аргоннской лаборатории был обнаружен элемент с атомным номером 99. По согласию между исследователями указанных трех лабо- раторий элемент-99 был назван эйнштейнием (символ Es), а элемент-100 — фермием (символ Fm) в честь Альберта Эйнштейна и Энрико Ферми. Эти элементы осаждаются в виде фторидов с фторидом лантана в качестве носителя и появляются в правильном порядке при отмывке в ионнообмен- ных колонках; это служит указанием на то, что они существуют в трех- валентном состоянии. Описанная работа была выполнена в 1953 г., но еще до того, как она была опубликована в июне 1955 г., ряд изотопов этих двух новых элемен- тов был получен другими методами. Главным среди них был метод нейт- ронных захватов (и (3-распадов) в ядерных реакторах, аналогичный про- цессу в термоядерном взрыве. Исходным материалом служил плутоний-239, и в результате длительного облучения в реакторе для испытания мате- риалов в Арко (штат Айдахо) происходило образование Es253, который был выделен и идентифицирован ионообменным методом группой уче- ных в Беркли. В ноябре 1953 г. был открыт также изотоп с меньшим массовым числом, возникающий при бомбардировке урана ионами азота в результате реакции U238 (N14, 5/3)Es247. В настоящее время известны одиннадцать изотопов эйнштейния с массовыми числами от 246 до 256. Из них Es254 с периодом полураспада 270 дней может быть получен в под- дающихся взвешиванию количествах и может использоваться для даль- нейших исследований и получения элементов с более высокими атомными номерами. Семь изотопов фермия с массовыми числами от 250 до 256 были полу- чены в основном методом последовательного захвата нейтронов и (3-распа- да, а также путем бомбардировки урана ионами кислорода. § 10. Открытие менделевия Открытие элемента с атомным номером 101, названного менделевием (символ Md) в честь Менделеева, сделанное Гиорсо, Харви, Чоппином, Томпсоном и Сиборгом в апреле 1955 г., является замечательным достижени- ем, так как оно было произведено на основе наблюдения отдельных атомов. т) Термоядерные реакции с изотопами водорода (гл. 14, § 17) могут создавать большие количества нейтронов.
520 Глава 16. Новые элементы Невидимое количество эйнштейния-253, содержавшее 109 атомов и нане- сенное на золотую фольгу, бомбардировалось ex-частицами с энергией 48 Мэв. Ядра продуктов реакции в виде ядер отдачи собирались на рас- положенную рядом чистую золотую фольгу, и перенесенное вещество не могло быть сильно загрязнено эйнштейнием. Фольга растворялась, и но- вый элемент выделялся ионообменным методом. Сначала существовало мнение, что элемент с атомным номером 101 дол- жен быть ex-излучателем, но идентифицировать отдельные атомы по сх-из- лучению оказалось невозможным ввиду больших помех со стороны других активных атомов, особенно радона. Метод, позволивший решить эту задачу, основывался на том, что новый элемент претерпевает распад с за- хватом орбитального электрона, в результате которого образуется элемент с атомным номером 100, т. е. фермий. Образовавшийся изотоп фермия обладает свойством спонтанного деления, и это легко зарегистрировать. Ввиду малого количества эйнштейния-253, подвергавшегося бомбарди- ровке ex-частицами, в каждом эксперименте в ионообменном устройстве выделялся лишь один, а в лучшем случае два атома нового элемента. Тем не менее такого количества оказалось достаточно для идентификации этого изотопа, как имеющего атомный номер 101 и период полураспада около 30 мин. Позже, когда были получены более значительные коли- чества этого изотопа, его распад с превращением в спонтанно делящийся изотоп фермия (период полураспада 3 час) был подтвержден химическим разделением. Массовое число этого изотопа менделевия, также как и по- лучающегося из него при захвате орбитального электрона изотопа фермия, оказалось равным 256. § 11. Открытие побелил Получение элемента-102, о котором было сообщено в июле 1957 г., было результатом совместной работы исследователей США, Англии и Шве- ции. Основная мысль, предложенная Филдсом и Фридманом из Аргон- нской лаборатории, заключалась в попытке осуществления реакций Сш244(С1з, 4п)Ю2253 или Ст244(С13, 6п) 102251, ведущих к образованию элемента-102 путем бомбардировки ,кюрия-244 ускоренными до высоких энергий ионами углерода-13. Причина выбора для этой реакции мало распространенного изотопа углерод-13 вместо обычного углерода-12 заключается в том, что в первом случае следует ожидать появления ядер продукта реакции с нечетным массовым числом. Из общих свойств тяжелых ядер известно, что ядра с четным атомным номером более устойчивы в отношении спонтанного деления, если они имеют нечетное массовое число1). Альфа-радиоактивные изотопы с не- четными массовыми числами, кроме того, имеют обычно больший период полураспада, чем изотопы с четными массовыми числами. Ввиду ожи- даемой нестабильности изотопов элемента-102 как по отношению к спон- танному делению, так и ка-распаду идентификация была бы значительно облегчена, если бы ядро продукта реакции имело нечетное массовое число. Поскольку Филдс и Фридман не располагали необходимым для опытов оборудованием, они постарались заинтересовать этой задачей Милстеда из Британского атомного центра в Харуэлле. Милстед договорился х) Однако следует отметить, что такие ядра имеют повышенную тенденцию к делению при захвате нейтрона по сравнению с ядрами, имеющими четное массовое число (гл. 13, § 10).
I. Tрансурановые элементы 521 с Аттерлингом и его сотрудниками об использовании циклотрона Нобелев- ского института физики в Швеции, так как в то время это была единствен- ная действующая установка, на которой можно было получать достаточно интенсивные пучки ускоренных ионов углерода-13. Образец кюрия-244 (в виде нитрата) был нанесен тонким слоем на алюминиевую фольгу и под- вергнут бомбардировке ионами С13 (4+) с энергией 65—100 Мэв в течение периодов до получаса. Ядра отдачи продуктов реакции собирались на тонкую пластмассовую пленку, которая затем помещалась на платиновую пластинку и сжигалась. Было обнаружено, что остаток испускает а-ча- стицы с энергией 8,5 Мэвъ скоростью, соответствующей периоду полурас- пада около 10 мин; заметной активности спонтанного деления не наблю- далось. После растворения остатка в кислоте и проведения обычного ионообменного разделения a-активность с энергией 8,5 Мэв была отме- чена в положении, ожидаемом для элемента с атомным номером 102. Исследователи, открывшие этот новый элемент, предложили ему назва- ние нобелий в честь Нобеля и института, где эта работа была выполнена. Следует отметить, что наблюдавшаяся a-активность может и не принадле- жать непосредственно нобелию-251 (или нобелию-253) с периодом полу- распада 10 мин. Эти частицы могут испускаться одним из короткоживу- щих изотопов менделевия с таким же массовым числом, образующихся в результате распада с захватом орбитального электрона изотопа нобелия. При современном состоянии методики эта альтернатива не может быть разрешена1). § 12. Элементы с атомным номером 103 и выше Для получения элементов с атомным номером 103 или выше можно пользоваться двумя методами. Один из них заключается в использова- нии последовательного захвата нескольких нейтронов с последующим (3-распадом, второй — в бомбардировке положительными ионами. Метод нейтронных захватов не кажется особенно многообещающим, так как времена жизни получающихся промежуточных ядер оказываются настолько малыми, что они не успевают накапливаться в количестве, достаточном для дальнейших нейтронных захватов. В отношении методики, использующей бомбардировку а-частицами, которая применялась при открытии менделевия, дело обстоит тоже не совсем благоприятно. Доступные количества материалов для мишеней делаются все меньше, а их распад происходит все быстрее по мере возрастания атомного номера. Наиболее перспективным методом синтезирования новых элементов пред- ставляется бомбардировка ионами, более тяжелыми, чем а-частицы. Как было показано выше, использование ионов углерода, азота и кислорода в качестве бомбардирующих частиц позволило получить элементы с атом- ными номерами 99 и 100 и открыть элемент-102. С новыми линейными уско- рителями (гл. 9, § 18), которые'могут давать интенсивные пучки тяжелых ионов, таких как ион аргона, можно надеяться получить элементы с вы- сокими атомными номерами, используя в качестве мишени даже уран. После получения новых элементов встает вопрос об их идентифика- ции. С возрастанием атомного номера время жизни относительно а- и т) Ряд авторов опровергает достоверность обнаружения этого изотопа. Поэтому открытие элемента-102 в настоящее время нельзя считать установленным, вследствие чего данное ему название, вероятно, не будет сохранено. Более достоверно открытие изотопа элемента-102 с массовым числом 254 и периодом полураспада 3 сек.— Прим. ред.
522 Глава 16. Новые элементы ₽-распада или спонтанного деления делается все меньше; эта трудность до некоторой степени может быть обойдена попыткой синтезирования изотопов с нечетными массовыми числами. Ниже мы увидим, что элемент- 103, по-видимому, завершает ряд элементов, существующих в трехвалент- ном состоянии, которые легко разделяются ионообменными методами. Для более далеких элементов, вероятно, потребуется разработка новых химических методов разделения; однако при этом следует иметь в виду, что даже наиболее стабильные их изотопы вряд ли будут обладать време- нем жизни, достаточным для выполнения этой работы. Поэтому для иден- тификации этих элементов, по-видимому, будут использованы какие-либо другие методы. Изучение большого числа искусственно полученных изо- топов элементов с большими атомными номерами позволило обнаружить некоторые закономерности, связывающие времена жизни (и энергии) для испускания а-частиц и спонтанного деления (§ 20 настоящей главы). Таким образом, исходя из метода получения и характера распада, можно будет определить атомный номер и массовое число новых короткоживу- щих изотопов. § 13. Группа актинидов При рассмотрении свойств урана и описанных выше новых элементов сразу делается очевидным их поразительное сходство между собой. Все эти элементы существуют в трехвалентном состоянии, хотя устойчивость этого состояния относительно состояний с иной валентностью увеличи- вается с возрастанием атомного номера. Так, ион трехвалентного урана в растворах окисляется воздухом, но для америция и следующих за ним элементов состояние III является наиболее устойчивым. Для кюрия, а возможно, и для калифорния и следующих за ним элементов оно является единственным, которое удалось установить. Трехгалоидные соединения общего вида МХ3, где М — металл, а X— галоид, все изоморфны между собой и с соответствующими галогенидами актиния. Интересно также отме- тить, что они имеют такую же кристаллическую структуру как трехга- лоидные соли редкоземельных элементов. Уран, нептуний, плутоний, америций и берклий образуют соеди- нения, в которых они четырехвалентны; для нептуния и плутония четы- рехвалентное состояние является наиболее устойчивым. Известные тет- рагалоидные соединения типа МХ4 изоморфны между собой и с тетрахло- ридом тория. Пятивалентное состояние наблюдалось в растворах трех элементов — урана, нептуния и плутония; хотя ни в одном из этих слу- чаев это состояние не является особенно устойчивым, соединения пяти- валентного нептуния более устойчивы, чем такие же соединения двух остальных элементов. Эти же три элемента и америций существуют в ше- стивалентном состоянии, причем для урана оно является наиболее устой- чивым; соединения, аналогичные соединениям уранила и содержащие ион МО+2+, имеют одинаковую кристаллическую структуру. В таблице сделана попытка оценить приближенно относительную устойчивость соединений с различными состояниями валентности для элементов, начиная с актиния; четыре звездочки означают высокую устой- чивость, одна звездочка — относительно неустойчивое состояние каждого из элементов. Хотя в таблице невозможно дать полную градацию свойств, тем не менее общая тенденция достаточно очевидна. Здесь невозможно полностью рассмотреть значение всего изложенного выше для решения задачи о распределении орбитальных электронов в ато-
I. Tрансурановые элементы 523 ОТНОСИТЕЛЬНАЯ УСТОЙЧИВОСТЬ ВАЛЕНТНЫХ СОСТОЯНИЙ Элемент Атом- ный вес Валентное состояние III IV V VI Актиний 89 ЖЖЖЖ Торий 90 * жжжж Протактиний 91 Ж ж жжжж Уран 92 ЖЖ жжж ж жжжж Нептуний 93 ЖЖ жжжж жжж жжж Плутоний 94 жжж жжжж жж жжж Америций 95 жжжж ж ж ж Кюрий 96 жжжж Берклий .... 97 жжжж жж Калифорний 98 жжжж -Эйнштейний 99 жжжж Фермий 100 жжжж Менделевий 101 жжжж Нобелий 102 жжжж мах с большими атомными номерами. Однако из сказанного можно видеть, что существование трехвалентных состояний, сходных с таким же состоя- нием актиния, и четырехвалентных состояний, аналогичных такому же состоянию тория, является подтверждением того взгляда, что актиний и следующие за ним элементы составляют группу, аналогичную группе редкоземельных элементов. Предположение о том, что может существо- вать такая группа элементов, для которой Сиборг возродил наименование «группа актинидов»1), было высказано Бором в 1923 г. Однако до 1940 г., когда Мак-Миллан и Абельсон открыли нептуний и показали сходство мно- гих его свойств с соответствующими свойствами урана, не было убеди- тельных доказательств существования этой группы. Данные, полученные позднее, показали, что сходство, сопровождаемое ожидавшимися вариа- циями, прослеживается и для элементов с еще большими атомными номе- рами. Параллелизм между элементами редкоземельной группы (лантани- дами) и актинидами весьма знаменателен, особенно в отношении трех- валентного состояния. Между атомными спектрами и магнитными свой- ствами элементов обеих групп также имеется некоторое сходство. Наи- более поражающим сходством, пожалуй, является отсутствие поглощения света в видимой области спектра у кюрия в группе актинидов и у гадоли- ния, его аналога в группе лантанидов (§ 7 настоящей главы). Это весьма сильный аргумент в пользу утверждения о сходстве строения электрон- ных оболочек этих элементов. Проверка справедливости взгляда о подобии актинидов и лантанидов произойдет, когда будет открыт и идентифициро- г) Термин «актиниды» среди других названий был впервые предложен в 1937 г. геохимиком Гольдшмидтом, который предложил также термин «лантаниды» для группы редкоземельных элементов (гл. 1, § 19). «Группу актинидов», состоящую из актиния и элементов, следующих за ним в периодической системе, нельзя смешивать с «семейством актиния» — рядом радио- активных элементов, связанных последовательными превращениями с общей формулой (4п-^3), членом которого является актиний-227 (гл. 5, § 14).
524 Глава 16. Новые элементы ван элемент-104. Из периодической системы элементов (гл. 1) видно, что если число элементов в обеих группах одинаково, то элемент-103 должен быть последним членом группы актинидов. Тогда на элементе-104 должно произойти изменение химических свойств; этот элемент должен быть опре- деленно четырехвалентным, как цирконий и гафний. Давно известно, что трехвалентные ионы редкоземельной группы обнаруживают уменьшение размера при возрастании атомного номера; это уменьшение известно под названием «лантанидного сжатия». Анало- гичное сжатие наблюдается и для ионов группы актинидов. Радиусы трех- и четырехвалентных ионов, найденные из дифракционных рентгенограмм соответствующих кристаллических соединений, приведены в следующей таблице. Данные приведены в ангстремах (10~8 см) (гл. 1, § 24). РАДИУСЫ ИОНОВ ГРУППЫ АКТИНИДОВ В АНГСТРЕМАХ Элемент Валентное состояние III IV Актиний 1,11 — Торий — 0,95 Протактиний — — Уран 1,04 0,89 Нептуний 1,02 0,88 Плутоний 1,01 0,86 Америций 1,00 0,85 В таблице выявляется одно осложнение, уже упоминавшееся выше и касающееся группы актинидов. Хотя трехвалентное состояние является наиболее характерным для этой группы, однако почти не имеется сведений о существовании трехвалентного тория и протактиния. Действительно, в некоторых отношениях четыре элемента — актиний, торий, протактиний и уран сходны с лантаном, гафнием, танталом и вольфрамом и являлись бы их аналогами в группах ПЫ, IVA, VA и VIA периодической системы, если бы не были включены в группу актинидов. Однако нет ни малей- шего сомнения в том, что трансурановые элементы ни в какой мере не напоминают элементы, следующие за вольфрамом. Были сделаны попытки объяснить это явление спецификой распределения орбитальных электро- нов на различных энергетических уровнях. Однако многие вопросы, выходящие за пределы этой книги, остаются еще нерешенными. II. ФРАНЦИЙ, ТЕХНЕЦИИ, ПРОМЕТИИ И АСТАТИН § 14. Элемент-87 (франций) В середине 30-х годов этого столетия четыре элемента, расположенные ближе к началу периодической системы, чем уран, были еще неизвестны; это были элементы с атомными номерами 43, 61, 85 и 87. Неоднократно появлялись сообщения об открытии каждого из них и даже присваивались им наименования. Однако многие считали, что эти сообщения не были достаточно убедительно подтверждены и что существование элементов
II. Франций, технеций, прометий и астатин 525 с атомными номерами 43, 61, 85 и 87 в природе еще сомнительно. В 1939 г. Перей во Франции показала, что актиний-227, изотоп, по имени кото- рого названо радиоактивное семейство актиния (4п+3) (гл. 5, § 14), обна- руживает в своем распаде «вилку». Этот изотоп испытывает не только Р-распад, что уже было давно известно, но небольшая часть его атомов распадается с испусканием а-частиц и с образованием ядра, имеющего массовое число 223 и атомный номер 87. Образующийся таким образом ранее неизвестный элемент получил сначала название «актиний К» и лишь позднее автор этого открытия предложила в честь своей родины название франций (символ Fr). Кроме изотопа Fr223, существующего в природе, было получено искус- ственным путем по крайней мере еще шесть изотопов. Один из них, Fr221, является членом радиоактивного семейства нептуний (4лг-р-1), а четыре других, с массовыми числами 217, 218, 219 и 220, являются членами дру- гих радиоактивных семейств (§ 18 настоящей главы). Наконец, франций-222 был обнаружен как продукт реакции, возникающей при бомбардировке тория быстрыми протонами. По данным исследований, выполненных до настоящего времени, свойства франция оказались такими, как и ожи- далось, т. е. свойствами типичного щелочного металла. В 1943 г. поступило сообщение Карлика и Бернерта (Австрия) об обнаружении ими изотопов элемента-85 в продуктах разветвленного (J-распада в одном из естественных радиоактивных семейств. Однако еще до этого элемент-85 был получен искусственным путем и были выяс- нены его интересные химические свойства (§17 настоящей главы). § 15. Элемент-43 (технеций) В 1937 г. Перье и Сегре (Италия) получили из США образец молиб- дена, облученного дейтронами, сопровождавшимися случайными нейт- ронами, на циклотроне в Беркли. Атомный номер молибдена 42, и Перье и Сегре предположили, что могут иметь место реакции 42(n,cx)40, 42(d,a) 41, 42 42 и 42 (d,rc)43, где элементы обозначены их атомными номе- рами. Таким образом, продукты реакции могут быть атомами цирко- ния (40), ниобия (41), молибдена (42) и элемента-43. Облученный молибден был растворен в царской водке и методом носителей было установлено, что наблюдавшаяся активность не связывается ни с цирконием, ни с нио- бием, ни с молибденом; естественно было предположить, что она принад- лежит элементу-43. Этот элемент находится в группе VIIA периодической системы и сходен с марганцем и рением; поэтому следовало ожидать, что элемент-43 будет следовать за тем или другим или за обоими этими ана- логами. К раствору облученного молибдена в царской водке добавлялось небольшое количество рения и смесь выпаривалась досуха. Осадок раство- рялся в нашатырном спирте и насыщался сероводородом; затем добавля- лось некоторое количество марганцевой соли и раствор отстаивался в те- чение 12 час. Образовавшийся осадок сернистого марганца содержал небольшое количество рения и нес практически всю активность. Осадок растворялся в соляной кислоте, а нерастворившаяся часть содержала суль- фид рения и активную часть; очевидно, активный продукт был химически родствено’рению. Далее, оказалось, что активный сульфид и сульфид рения растворимы в перекиси водорода. Частичное разделение сульфидов производилось концентрированной соляной кислотой: сульфид рения
526 Глава 16. Новые элементы отделялся медленно, но активность, вероятно принадлежащая элементу-43г оставалась в растворе. Дальнейшие исследования подтвердили образование элемента-43 г как было описано выше, и открывшие его исследователи назвали его технецием (символ Тс); это название, происходящее от греческого «техне- тос» (искусственный), было предложено потому, что это был первый эле- мент, ранее неизвестный в природе и полученный искусственно1). До на- стоящего времени сообщено о получении в общей сложности 14 радиоак- тивных изотопов технеция с массовыми числами от 92 до 105. Некоторые- из них являются продуктами деления, другие были получены бомбарди- ровкой молибдена протонами, дейтронами и а-частицами и ниобия — а-частицами. Бета-активные изотопы молибдена с массовыми числами 99, 101, 102 и 105, распадаясь, превращаются в технеций, как и рутений-97, распадающийся путем /С-захвата Значительное упрощение проблемы идентификации массовых чисел различных изотопов технеция произошло, когда появилась возможность применения разделенных стабильных изотопов молибдена с массовыми числами 92, 94, 95, 96, 98 и 100; они подвергались бомбардировке дейтро- нами, и изучались продукты происходивших реакций. Было найдено, что технеций может быть отделен от соседних элементов дистилляцией из концентрированной серной кислоты. Это дает возможность избежать применения в качестве носителя рения, от которого технеций трудно отде- лить. В случае необходимости использования носителя удобно применять платину, так как ее сульфид уносит с собой технеций. Одним из наиболее интересных изотопов технеция является долго- живущий Тс", полученный Сиборгом и Сегре в 1939 г. в США. Посред- ством реакции (az, у), проходящей при взаимодействии Мо98 с медленными нейтронами, образуется Мо"; последний распадается с периодом полураспа- да 67 час и образует технеций-99. Это ядро испытывает изомерный переход и получается Тс" с периодом полураспада 2,1-105 лет. Микрограммовые количества Тс" сначала получались нейтронной бомбардировкой молиб- дена, а затем значительно большие количества стали выделять из продуктов деления урана. Как известно из гл. 13, § 13, молибден-99 с периодом полу- распада 67 час является одним из осколков деления; поэтому продукт его распада, долгоживущий изомер Тс", накапливается с течением времени. Изучение химии технеция показывает, что он, как и ожидалось, имеет свойства, промежуточные между свойствами его гомологов—марганца и рения, причем сходство с рением более сильное, чем с марганцем. Как и рений, технеций явно существует в четырех-, шести- и семивалентном состояниях. Чистый металлический технеций был получен нагреванием в токе водорода до 1000° С сульфида технеция, осаждаемого сероводородом из солянокислого раствора. Металлический технеций имеет такое же кристаллическое строение, как и рений и соседние с ним элементы осмий и рутений. г) Следы технеция, образующегося при делении урана-235 и урана-238 и путем захвата космических нейтронов молибденом, несомненно, существуют в природе. Астроспектроскопические данные показывают, что некоторые звезды, как, например, R Андромеды, содержат значительно большие количества технеция, чем это можно было ожидать. Так как у этого элемента не существует изотопов с временем жизни, большим 2-105 лет, то можно предположить, что образование (синтез) этого элемента продолжается и в настоящее время в недрах некоторых звезд.
11, Франций, технеций, прометий и астатин 527 § 16. Элемент-61 (прометий) Работа Мозли (гл. 4, § 6), исследовавшего характеристическое рент- геновское излучение элементов и его связь с атомными номерами эле- ментов, показала, что должен существовать элемент с атомным номером 61 г лежащий между неодимом и самарием. За прошедшие четверть века неод- нократно появлялись сообщения ученых Америки и Европы об открытии этого отсутствующего элемента; они основывались либо на обычных опти- ческих спектрах, либо на рентгеновских спектрах образцов, в которых можно было предполагать наличие этого элемента. Но все эти сообщения не внушали доверия и они вызывали всегда чувство сомнения в их досто- верности. Исходя из аргументов, изложенных в гл. 12, § 16, существова- ние стабильного изотопа элемента-61 представлялось маловероятным, и если бы этот элемент существовал в природе, то, вероятно, он был бы долгоживущим радиоактивным веществом с массовым числом 145. Не су- ществовало доказательств, что какое-либо из веществ, объявленных сое- динениями элемента-61, обладало радиоактивностью. В ходе ряда экспериментов по взаимодействию нейтронов, протонов, дейтронов и а-частиц с неодимом и празеодимом, выполненных в период между 1938 и 1942 г. в США Пулом, Курбатовым и Куиллом с сотрудни- ками, был получен ряд активностей, некоторые из которых были припи- саны элементу-61. Изотопы этого элемента были, несомненно, получены, но идентификация различных активностей была произведена без надле- жащего химического разделения. Поэтому не все сделанные выводы ока- зались правильными. Точное разделение и идентификация элемента-61 были произведены МаринскимиГленденином, работавшими в группе Корнелла по программе идентификации продуктов деления, входившей в исследования, проводив- шиеся во время второй мировой войны для разработки' атомного оружия (гл. 13, § 12). Из фракции продуктов деления, содержавшей редкоземель- ные элементы и связанный с ними обычно иттрий, осаждался в виде йодата церий, а значительная часть иттрия, самария и европия выделялась повторным выпариванием карбонатного раствора. Остаток, содержавший главным образом празеодим, неодим, элемент-61 и небольшое количество иттрия, пропускался через ионообменную колонку с амберлитовой смолой, которая затем вымывалась слегка кислым раствором цитрата аммония. Фракции раствора были собраны и была промерена их активность; из зависимости активности от объема жидкости, прошедшей через колонку, как это описано в гл. 13, § 12, было найдено, что элемент-61 связан с |3-актив- ностью с периодом полураспада 2,5 года1). Образование такой же активности наблюдалось в результате Р-распада с периодом 11 дней 60Nd147, так что она могла быть легко идентифициро- вана как активность 61147; эта идентификация массового числа была под- тверждена прямыми измерениями на масс-спектрографе. Значительное количество этого изотопа было выделено ионообменным методом из про- дуктов деления урана. Согласно предсказанию, элемент-61 является типичным членом редкоземельной группы элементов, занимающим про- межуток между неодимом и самарием. Была измерена длина волны К-ли- нии характеристического рентгеновского спектра этого элемента, и она оказалась в точном совпадении с ожидавшейся величиной. *) Первоначально был найден период полураспада 3,7 года; в настоящее время известно, что это значение было неточно.
528 Глава 16, Новые элементы Некоторые другие изотопы элемента-61 были определенно идентифи- цированы, другие остаются до сих пор неопределенными. Изотоп 61149 с периодом полураспада 52 час был найден среди продуктов деления, где он, вероятно, образуется при ^-распаде Nd149 с периодом 2 час. Этот изотоп также образуется при захвате нейтрона неодимом-148. Изотоп .этого элемента с периодом полураспада 5,3 дня не был найден в продуктах деления, но он возникает в результате реакции (р, п) на неодиме, которая, вероятно, имеет вид Nd148(p, п)61148. Как было указано в гл. 12, § 16, изотоп элемента-61 с массовым числом 145 представляет особый интерес, так как можно было предполагать, что он окажется сравнительно долгоживущим. Оказалось, что он имеет период полураспада около 18 лет. Хотя этот период полураспада зна- чительно больше, чем периоды полураспада других изотопов, все же он слишком мал, чтобы можно было ожидать, что этот изотоп будет найден в природе. Наименование элемента-61 долгое время было предметом споров, которые, однако, в настоящее время разрешены. Название «иллиний» было одно время широко распространено, особенно в США, однако оно было основано на публикации, которая до сих пор не подтверждена. Пул и Куилл, считавшие, что элемент-61 был получен ими при бомбарди- ровке неодима частицами, ускоренными на циклотроне, предложил назвать его «циклонием». Наконец, Маринский и Гленденин, которые выделили элемент-61 из продуктов деления урана, предложили название «прометий»: подобно тому как, согласно мифологии, Прометей принес людям огонь с неба, ядерное деление дало человечеству ядерную энергию. На заседании Международного химического союза было решено рекомен- доать название прометий (символ Pm), подтверждая этим приоритет Ма- рийского и Гленденина в получении элемента-61. §17. Элемент-85 (астатин) В § 14 настоящей главы было указано, что изотопы элемента-85 были обнаружены как продукты естественной радиоактивности, но впервые этот элемент был получен в 1940 г. Корсоном, Маккензи и Сегре в США. Они обнаружили, что при бомбардировке на циклотроне висмута а-ча- стицами с энергией 32 Мэв возникает активность с периодом 7,2 час. которая может быть отделена от всех соседних элементов, и которая, вероятно, принадлежит элементу-85, образовавшемуся в результате реакции 83Bi209 + 2Не4 -> + Распад изотопа 85211 путем захвата орбитального электрона приводит к образованию Ро211: 85211 + _1е° -> 84Ро211. Это вещество, более известное под названием актиний С', имеет очень малый период полураспада (0,52 сек} и испускает длиннопробежные а-частицы. То, что эти частицы большой энергии всегда сопровождают распад 85211, подтверждает идентификацию массового числа. Кроме того, это ядро испускает короткопробежные а-частицы, которые возникают в результате разветвленного распада. Получение элемента-85 описанным способом было подтверждено, и открывшие его исследователи дали ему название астатин (символ At) от греческого слова «астатос» (неустойчи-
Ill. Новые радиоактивные семейства 529 вый), так как он является единственным членом группы галоидов, не имеющим стабильных изотопов. Химия астатина, разработанная методом изотопных индикаторов, исключительно интересна тем, что она обнаруживает существенное отличие от химии галоидов, хотя подтверждает общую закономерность изменения химических свойств с возрастанием атомного номера в группе VIIB перио- дической системы. Известно, что электроотрицательные, т. е. неметал- лические, кислотные свойства постепенно уменьшаются при переходе от фтора к иоду; у последнего появляются некоторые электроположительные (металлические) свойства, хотя в основном он продолжает оставаться существенно электроотрицательным элементом. У астатина же электро- положительные свойства проявляются более заметно. После восстановления сернистым газом или цинком активность аста- тина осаждается либо серебром, либо таллием, так что совершенно оче- видно, что он образует нерастворимые серебряную или таллиевую соли. В этом астатин проявляет себя как одновалентный электроотрицатель- ный элемент, что характерно для галоидов. Однако астатин легко окис- ляется бромом или ионами окисного железа, что служит указанием на существование по меньшей мере двух валентных состояний. Хотя экс- перименты не дают сведений о наличии положительных ионов в растворе, однако при электролизе окисленных растворов астатин может осаждаться как на катоде, так и на аноде. Элементарный астатин возгоняется, хотя и. не так легко, как иод, и имеет большое сродство к металлическому серебру. Сходство с иодом проявляется еще в том, что астатин имеет тен- денцию накапливаться в щитовидной железе животных. Как указывают Карлик и Бернерт (§ 14 настоящей главы), изотопы астатина возникают в результате разветвленного распада радия А(Ро218), тория А (Ро216) п актиния А(Ро215), сопровождающегося испусканием |3-частиц; массовые числа возникающих изотопов равны соответственно 218, 216 и 215. Однако дальнейшие исследования показали, что образо- вание таким путем изотопа-216 сомнительно, остальные же две реакции были подтверждены. Существующие в природе изотопы At215 и At218 являются а-излучателями с очень короткими временами жизни. Про- дукты их распада радий С и торий С соответственно являются членами семейств урана и актиния. Кроме этих двух изотопов, встречающихся в природе, было найдено еще 16 изотопов с массовыми числами в интер- вале от 202 до 219. Некоторые из них были получены бомбардировкой висмута а-частицами или при реакции скалывания ядра урана-238, тогда как остальные являются членами какого-либо из искусственных радиоак- тивных семейств, описанных в следующем разделе. Астатин-205 получен бомбардировкой золота ускоренными ионами углерода: Au197(C12, 4тг)А1205. III. НОВЫЕ РАДИОАКТИВНЫЕ СЕМЕЙСТВА § 18. Семейство нептуния Первыми тремя членами радиоактивного семейства нептуния с фор- мулой 4п+1, упомянутого в гл. 5, § 15, являются плутоний-241, амери- ций-241 и нептуний-237. Следующим членом этого семейства является протактиний-233, который был первым обнаруженным членом этого семейства. Когда в 1935 г. Ферми и его сотрудники в Италии бомбарди- 34 Ск Глесстон
530 Глава 16, Новые элементы ровали торий медленными нейтронами (гл. 11, § 8), продукт1) происхо- дившей при этой реакции (п, у) + 90Th2S3 + Y оказался изотопом Th233. Известно,, что он имеет перйод полураспада 23,5 мин, а продуктом его p-распада является протактиний-233: 90Th233 ~->91Pa233 + ^. Как было установлено Мейтнер, Штрассманом и Ганом в 1938 г., Ра23* является (3-излучателем с периодом полураспада 27,4 дня. Распад прот- актиния-233 происходит путем реакции 91Ра233 92U233 + ^°, причем продуктом распада является уран-233, следующий элемент семей- ства нептуния. Это важное ядерное топливо (гл. 15, § 3) было открыто и впервые выделено в 1942 г. в США Сиборгом, Гофманом и Стаутоном; они показали, что U233 является а-излучателем, период полураспада которого в настоящее время считается равным 1,62-105 лет, и что он делится медленными нейтронами. В результате бомбардировки тория нейтронами в реакторе при высо- кой плотности последних после распада промежуточных продуктов было выделено несколько миллиграммов урана-233. Его дочернее вещество торий-229 имеет довольно большой период полураспада; поэтому, имея значительное количество урана-233, можно было накопить такое коли- чество этого изотопа тория, которое позволило детально исследовать продукты распада последнего; все они имеют сравнительно малые времена жизни. Один из них — франций-221, дочерним ядром которого является астатин-217. § 19. Побочные радиоактивные семейства Существуют три главных естественных и одно искусственное семей- ства радиоактивных элементов (гл. 5); каждое из них, как это было уста- новлено, имеет по меньшей мере по одному параллельному побочному семейству. Главное и побочное семейства имеют разных родоначальников, но они совпадают, начиная с некоторого общего члена. Действительно, изотопы всех элементов группы актинидов должны быть членами того или иного из четырех главных семейств или их побочных семейств, так как существуют только четыре конечных продукта всех семейств радио- активного распада, а именно Pb208 (4n), Bi209 (4п+1), РЬ206 (4п+2) и РЬ207 (4п+3). Таким образом, некоторые искусственно образованные элементы являются «предками» существующих в природе семейств. На- пример, эйнштейний-254 испытывает (3-распад и затем четыре а-распада, в результате которых образуется уран-238. Аналогично менделевий-256 является, по-видимому, предком тория-232. Многие другие изотопы дают начало семействам, сливающимся с главными на более поздних ступенях распада. !) В этом случае дело не осложнялось появлением продуктов деления, как это было с ураном, так как торий-232 не делится под действием медленных нейтронов.
J11. Новые радиоактивные семейства 531 Благодаря тому что тяжелые элементы имеют большое число изото- пов, удалось идентифицировать ряд побочных радиоактивных семейств. Здесь мы опишем некоторые из наиболее коротких семейств, которые были открыты первыми. Побочное семейство 4п+2 искусственных изотопов, параллельное естественному семейству урана, было найдено в США Стэ- диером и Хайдом1). Его родоначальником является протактиний-230, образующийся при бомбардировке тория а-частицами или дейтронами высоких энергий в реакциях Th232 (а, />5п)Ра230 или Th232 (d,4n)Pa230. Цепь распадов этого семейства имеет следующий вид: ра230 ---TJ230 --------Th226 ---------L__> Ra222 91 17,7 дней 20,8 дней 90 30,9 мин 88 38 сек —> 86Rn218 q 84Po214(RaC') —> семейство урана. Испускание а-частицы радоном-218 приводит к образованию полония-214 (RaC'), принадлежащего к главному семейству урана; таким образом, последующие распады этого семейства совпадают с распадом главного семейства урана. Другое побочное семейство 4п+2 имеет родоначальником протакти- ний-226, который находится среди продуктов, возникающих при бомбар- дировке тория дейтронами с энергией 150 Мэв. Схема распада имеет вид Ра22б 1,8 мин 89Ас222 а -------> 5,5 сек 87Fr218 а 5 • 10-з сек 86At244 2 83В1210 (RaE) —> семейство урана. Два побочных семейства — 4п (тория) и 4п + 3 (актиния) были иден- тифицированы Сиборгом и его сотрудниками в США. Первым членом одного из семейств 4тг является протактиний-228, возникающий при бом- бардировке тория дейтронами с энергией 80 Мэв в реакции Th232(rf, 6п)Ра228. Схема распада такова: ра228 Ас224 Ff220 ---At216 --------- 91 22 час 89 2,9 час 87 27,5 сек 8Ь 3-10-4 сек —> 83Bi212(ThC) —> семейство тория, где висмут-212 идентичен с торием С естественного семейства тория. Второе побочное семейство 4п начинается с плутония-232, образующегося при бомбардировке урана-235 а-частицами по реакции U235(a, 7n)Pu232. Схема распада имеет вид 94Ри232 ------92U228 36 мин —Th224 —> 88Ra220 -----------------------> 9,3 мин 99 1 сек 3 • 10-2 сек —> 86Rn216 ———-> 84Po212(Th С') —> семейство 10—4 сек тория. Родоначальником побочного семейства 4п + 3 является протакти- ний-227, получающийся по реакции Th232(d, 7п)Ра227; схема распада имеет вид ра227 —Ас228 —--> 87Fr219 —---> 8fiAt215 ------------—> 91 38 мин 89 2,2 мин 87 0,02 сек 85 — 10-4 сек —> 83Bi211(AcC) —> семейство актиния. х) Для этого искусственного семейства 4п-|^2 было предложено название «семей- ство протактиния», потому что протактпний-230 является первым известным его чле- ном. Однако, как это будет показано ниже, другие изотопы протактиния также являют- ся родоначальниками побочных семейств 4п и 4п-}-3. 34*
532 Глава 16. Новые элементы Из таблицы на стр. 146 можно видеть, что уран-235 (актиноуран) является первым существующим в природе членом семейства актиния 4п+3, а три изотопа U239, Np239 и Рп239 могут рассматриваться как его искусственно образованные предшественники. Быстрый распад первых двух приводит к возникновению плутония-239 (§ 4 настоящей главы), и так как он является а-излучателем, то дочерним ядром будет уран-2351); таким образом, 92U239 -Д- 93Np239 94Ри239 92U235(AcU) —» семейство актиния. Побочное семейство 4п+1 имеет членом эманацию (Rn217), которая не входит в главное семейство нептуния2 * *) (гл. 5, § 15); его родоначальни- ком является уран-229, образующийся из тория-232 под действием а-ча- стиц с энергией 100 Мэв по реакции (а, 7п). Схема распада имеет вид U-229 Th225 Ra221 Rn217 --- 58 мин 8,0 мин 30 сек 6 —10~3 сек —> 84^°213 —> семейство нептуния. Известны также еще несколько членов семейства нептуния. Одним из них является актиний-229, образующийся из природного радиоактив- ного элемента иония (Th230) при бомбардировке дейтронами по реакции Th230 (d, Зп)Ра229. Это ядро имеет период полураспада 1,5 дня и распа- дается как путем захвата орбитального электрона, так и путем испускания а-частицы; образуются соответственно торий-229 и актиний-225, которые являются членами семейства нептуния. Плутоний, образующийся, как указано в § 4 настоящей главы в реакции U238 (a, 5n)Pu237, распадается путем захвата орбитального электрона с периодом полураспада 40 дней; продуктом является нептуний-237, давший название искусственному семейству 4п4-1« § 20. Энергия а-частиц Одним из следствий изучения побочных семейств явилось открытие большого числа a-активных изотопов; для исследований теперь доступны более стаа-излучателей. Сравнение массовых чисел, времен жизни и энер- гий а-частиц выяснило некоторые интересные факты. Сравнивая а-актив- ные изотопы какого-либо одного элемента, от висмута и до более тяжелых, можно заметить, что энергия а-частиц возрастает при уменьшении массо- вого числа изотопов. Другими словами, изотопы с меньшими массовыми числами, т. е. с недостатком нейтронов, испускают а-частицы с большими энергиями. Этого и следовало ожидать, так как увеличение отношения числа протонов к числу нейтронов должно способствовать а-активности. Для элементов с меньшими атомными номерами, а именно висмута, поло- ния и астатина, наиболее тяжелые изотопы следуют этой зависимости, но при дальнейшем уменьшении массового числа энергия достигает мини- мума и затем снова возрастает. Этот минимум должен соответствовать сравнительно наиболее устойчивым ядрам; характерно, что Bi209, Ро210 х) Интересно отметить, что распад плутония-239 ведет к образованию урана-235. Поскольку как материнское, так и дочернее ядра способны к делению, а период полу- распада последнего составляет почти 109 лет, очевидно, что плутоний-239 может сохра- няться в течение тысячелетий. 2) Так как семейство нептуния не существует в природе, применение к нему названия «главное» несколько условно. Это название дано первому семейству 4тг-|-1, которое было открыто.
III. Новые радиоактивные семейства 533 и At211, которые имеют одинаковое «магическое» число нейтронов 126, лежат как раз в минимуме для данного элемента или вблизи него (гл. 12, § 17). Имеется указание на существование такого же минимума и для изото- пов элементов тяжелее кюрия, содержащих 152 нейтрона в ядре. Если составить график зависимости энергии а-частиц, испускаемых ядрами четно-четного типа, т. е. содержащими четные числа протонов и нейтронов, от логарифма времени жизни данного ядра, то значения энер- гий для различных элементов с четными атомными номерами от полония до кюрия лежат на семействе приблизительно параллельных прямых. Эти результаты находятся в хорошем согласии с квантовомеханической тео- рией а-распада (гл. 7, § 5), согласно которой время жизни для данной энергии возрастет с увеличением атомного номера, т. е. заряда ядра данного радиоактивного элемента. Однако а-излучатели с нечетным чис- лом нейтронов или протонов, или и тех и других, имеют времена жизни значительно большие, чем этого можно было ожидать. Эти ядра испускают а-частицы довольно больших энергий, 5 Мэв и выше. Возможно, что эти довольно большие времена жизни и энергии а-частиц изотопов с нечет- ными числами протонов и нейтронов, или нечетно-нечетных изотопов, в которых одни или более нуклонов имеют непарные спины, объясняются «запрещенным» характером распада. Имея в виду связь между массовым числом и энергией а-частиц, с од- ной стороны, и связь между временем жизни и энергией а-частиц, с дру- гой, можно ожидать, что должна существовать зависимость и между вре- менем жизни и массовым числом. Действительно, такая зависимость наблюдается, особенно для ядер четно-четного типа. Зависимость между массовым числом и временем жизни найдена и для спонтанного деления. Накопление таких систематизированных данных существенно помогает в предсказании характера распада для еще не исследованных ядер и в идентификации изотопов с такими малыми временами жизни, для измере- ния которых неприменимы другие методы.
Глава 17 ПРИМЕНЕНИЕ ИЗОТОПОВ И ИЗЛУЧЕНИЙ I. ИЗОТОПНЫЕ ИНДИКАТОРЫ (МЕЧЕНЫЕ АТОМЫ) § 1. Применение изотопов в качестве индикаторов В свое время было предсказано, что когда достижения науки в обла- сти атомной энергии будут рассматриваться в историческом аспекте, то окажется, что наиболее ценным для человечества является получение для экспериментальных целей множества изотопов, как радиоактивных, так и стабильных. Метод изотопных индикаторов (метод меченых атомов) представляет собой мощное орудие для решения многочисленных проблем биологии, физиологии, химии, физики и других наук. Некоторые из этих проблем, особенно те, которые лежат в основе важнейших жизненных процессов, нельзя было бы решить без использования изотопов. Для дру- гих проблем вероятные решения, полученные трудоемким путем, были быстро подтверждены или опровергнуты в результате применения метода изотопных индикаторов. Надо признать, что применение изотопов в целях научного исследования не ново; однако столь широкое использование такого большого числа изотопов и в таком количестве, как в настоящее время, стало возможным лишь в последние годы. Многие результаты иссле- дований, произведенных этим методом, представляют значительный инте- рес и имеют большую практическую ценность. Можно с полной уверен- ностью ожидать, что в будущем будут сделаны новые важные открытия1). Наиболее важные применения изотопов основаны на том, что хими- ческие свойства изотопов данного элемента почти одинаковы. Некоторое различие свойств, обусловленное различиями в скоростях реакций, наблюдается для самых легких элементов (гл. 8, § 12), но обычно оно не имеет существенного значения. Присутствие радиоактивных изотопов устанавливается по их радиоактивности; стабильные изотопы обнаружи- ваются с помощью масс-спектрометра. Следовательно, характерные свойства изотопов — их радиоактивность или масса — служат как бы этикеткой, или меткой, по которой можно проследить за поведением дан- ного элемента при ряде химических и физических изменений. Элемент, на котором установлена такая «этикетка», называется элементом-индика- тором2) . Меткой элемента может служить изменение его природного изотоп- ного состава. Например, обычный углерод содержит 1,1% тяжелого изо- х) Со 21августа 1946 г. по 31 июля 1957 г. Ок-Риджская национальная лаборато- рия, будучи основным поставщиком от Комиссии по атомной энергии США, произвела 98 807 поставок радиоактивных изотопов различным группам в США и 6464 поставки в другие страны. На 30 июня 1957 г. было произведено также 3798 поставок стабильных изотопов. 2) В русской литературе часто встречается термин «меченые атомы»; он употреб- ляется по отношению к атомам элемента-индикатора.— Прим. ред.
I, Изотопные индикаторы (меченые атомы) 535 топа С13; если содержание этого изотопа в каком-либо соединении увели- чить, то углерод будет помечен. Точно так же углеродными метками могут служить изотопы С11 и С14, которых в природном углероде нет совсем. Если химическое соединение содержит два или более атомов угле- рода, то часто можно пометить только один из этих атомов, занимающий в данном соединении определенное место. Например, уксусная кислота СН3СООН содержит один атом углерода в метильной группе СН3, а другой — в карбоксильной группе СО ОН. Можно приготовить уксус- ную кислоту, в которой атомы углерода, занимающие одно из указанных мест, имеют изотопный состав, отличающийся от изотопного состава угле- рода в природных соединениях. Такое изменение будет пренебрежимо мало сказываться на химических и физиологических свойствах данного вещества, что даст возможность проследить за поведением выбранной части молекулы. Пусть уксусная кислота, у которой помечены только метильные атомы углерода, вводится в организм; через некоторое время в результате уча- стия уксусной кислоты в обмене веществ выделяется углекислый газ. Если произвести исследование радиоактивности при помощи счетчика частиц или масс-спектра при помощи масс-спектрометра, то окажется, что углекислый газ неактивен и имеет нормальный изотопный состав. Отсюда следует очевидный вывод: углерод, перешедший из уксусной кис- лоты в углекислый газ, содержался в карбоксильной группе, а не в ме- тильной группе. Углерод метильной группы принял участие в каких-то других процессах, природа которых может быть установлена дальнейшими исследованиями. Приведенный пример является иллюстрацией тех проблем, которые не могут быть решены без применения изотопных индикаторов. Имеется много других примеров подобного характера. Растения и другие живые организмы при дыхании выделяют углекислый газ. Однако нельзя было установить, происходит ли при этом также поглощение этого образую- щегося углекислого газа. Путем введения в углекислый газ метки при помощи радиоактивного изотопа углерода было найдено, что одновремен- но с дыханием действительно происходит поглощение углекислого газа. Растущее растение поглощает фосфор как из самой почвы, так и из внесен- ных в нее удобрений; важно знать, в какой пропорции фосфор поступает из каждого источника. Обычные аналитические методы не позволяют отве- тить на этот вопрос; ответ дает применение радиоактивного фосфора. Что происходит в теле больного с красными кровяными шариками (эрит- роцитами) при переливании крови? После переливания обычно невозмож- но отличить добавленные эритроциты от тех, которые находились в крови больного до переливания. Пометив в переливаемой крови «железо гемо- глобина — красного вещества, определяющего окраску крови,— можно узнать о дальнейшем поведении введенных эритроцитов в теле больного. В заключение можно привести еще один пример, характеризующий исключительные свойства метода изотопных индикаторов. Зеленые расте- ния при облучении солнечным светом поглощают углекислый газ и воду, превращая их • в сахар и крахмал и одновременно выделяя кислород. Кислород содержится как в воде, так и в углекислом газе. Спрашивается, где находился ранее выделяющийся кислород — в воде, углекислом газе или в обоих этих соединениях? Уже давно догадывались, что кислород поступает из молекул воды, но для строгого доказательства этого факта потребовалось применение воды и углекислого газа, в которых атомы кислорода попеременно помечались повышенным содержанием изотопа О18.
536 Глава 17, Применение изотопов и излучений § 2. Радиоактивные и стабильные изотопы В 1913 г., вскоре после открытия изотопов (гл. 8), Хевеши и Панет в Германии показали, что очень малые количества радпя D (РЬ210) могут быть использованы как радиоактивные метки, или индикаторы, для свинца при определении растворимости малорастворимых солей свинца. Пятью годами позднее Панет применил встречающиеся в природе радиоактивные изотопы свинца и висмута для исследования поведения неустойчивых гидридов этих металлов. Гидриды обнаруживались по связанной с ними радиоактивности, так как соответствующие изотопы пмеют те же химиче- ские свойства, что и неактивные формы рассматриваемых элементов. Хевеши в 1923 г. впервые применил метод изотопных индикаторов к био- логическим проблемам; он исследовал поглощение растениями свинца из раствора; при этом индикатором соли свинца служил торий В(РЬ212). Растения сжигались через различные промежутки времени, и по обнару- женным количествам тория В вычислялось количество поглощенного свинца. Хевеши вместе с Чевитцем в 1935 г. положил начало применению искусственных изотопов в качестве меток, использовав их при исследова- нии поглощения растениями фосфора из питательного раствора. Первым из нерадиоактивных изотопов, которым были обогащены природные соединения, был тяжелый водород — дейтерий (гл. 8, § 12), получивший сразу же многочисленные применения при решении различ- ных химических задач. Затем методом химического обмена были полу- чены сильно обогащенные тяжелые стабильные изотопы углерода и азота С13 * и N15; в 1937 г. в США Шенхеймер с сотрудниками начал ряд физиоло- гических исследований большого значения, используя в качестве инди- каторов дейтерий и N15. В дальнейшем изотопно-обогащенные образцы углерода, азота п серы часто применялись в биохимических исследо- ваниях. До недавнего времени применение метода изотопных индикаторов было ограничено по двум основным причинам. Во-первых, было мало стабильных изотопов с достаточно высоким обогащением. Во-вторых, хотя многие радиоактивные изотопы были уже известны, их можно было получать лишь в небольших количествах и лпшь тем, кто имел доступ к циклотронам или другим ускорителям частиц, а также к сильным источ- никам нейтронов. С 1946 г. положение резко изменилось; теперь можно лег- ко получить стабильные изотопы свыше 50 элементов, в том числе дейтерий, углерод-13, азот-15 и кислород-18. Многие радиоактивные изотопы, кото- рые ранее можно было получить лишь в микроколичествах, сейчас произ- водятся в заметных количествах при различных нейтронных реакциях; для этого используется интенсивный нейтронный поток в ядерных реак- торах1). Кроме того, многие радиоактивные изотопы извлекаются из про- дуктов деления. Некоторые полезные радиоактивные изотопы нельзя получить путем нейтронных реакций; они производятся обычно путем облучения соответствующего элемента дейтронами, ускоренными в цикло- тронах или других ускорителях. х) «Активируемые материалы помещаются в небольшие алюминиевые сосуды. Эти сосуды вводятся в каналы в графитовых блоках или в «стрингерах», составляющих часть графито-урановой структуры реактора (см. фиг. 101). Блок, в который введены сосуды, через отверстие в толстой защитной бетонной стене, окружающей реактор, вводится внутрь реактора и облучается в течение некоторого промежутка времени, от нескольких дней до нескольких месяцев». (Цитировано по «Каталогу радиоактивных изотопов и прейскуранту», выпущенному Отделом изотопов Комиссии по атомной энергии США.)
I, Изотопные индикаторы (меченые атомы) 537 Прежде чем приступить к экспериментальным исследованиям, тре- бующим применения изотопов какого-либо элемента, часто (хотя и не всегда) приходится решать вопрос, пользоваться ли стабильным изотопом или радиоактивным. Так, в случае применения изотопов углерода экспери- ментатор может воспользоваться стабильным изотопом С13 или одним из радиоактивных изотопов С11 и С14. Окончательный выбор определяется различными соображеними; решение необходимо принимать на основании оценки преимуществ и недостатков стабильных и радиоактивных изотопов при использовании их в качестве индикаторов. Основным преимуществом радиоактивных изотопов является лег- кость, с которой можно обнаружить и даже определить количественно присутствие этих изотопов в виде ничтожных примесей, что обусловлено ионизационными эффектами испускаемого ими излучения, а также воз- действием этого излучения на фотографическую пластинку (гл. 6). Здесь уместно упомянуть, что фактически все искусственные радиоактивные изотопы, применяющиеся в качестве индикаторов, являются положитель- ными или отрицательными р-излучателями; иногда p-излучение сопро- вождается у-изл учением. С другой стороны, распад радиоактивных ядер означает, что количество изотопного индикатора непрерывно уменьшается; это не позволяет вести наблюдения в течение большого промежутка вре- мени. На практике удобно пользоваться изотопами, период полураспада которых в 10 раз больше продолжительности эксперимента. До откры- тия изотопа С14 единственным известным радиоактивным изотопом угле- рода был С11 с периодом полураспада 20,4 мин. Нужно отдать должное искусству ученых, которые успевали готовить соответствующие соедине- ния и изучать их поведение в живых организмах за то время, пока при- сутствие этого изотопа еще можно было обнаружить. Если существует возможность выбора между применением коротко- живущего и долгоживущего изотопов, то на первый взгляд второй из них может показаться предпочтительнее. Однако следует вспомнить (гл. 7. § 13), что между периодом полураспада радиоактивного изотопа и энергией испускаемых им р-частиц имеется примерно обратно пропорциональная зависимость. Долгоживущий изотоп, вроде С14 с периодом полураспада 5600 лет, испускает р-частицы малых энергий, имеющие малый пробег, и поэтому их труднее обнаружить. К счастью, эта трудность не оказалась непреодолимой; было предложено несколько различных методов для счета «мягких» р-частиц малой энергии и малой проникающей способности при помощи счетчиков Гейгера—Мюллера и других устройств. Другим обстоятельством, которое следует учитывать при использова- нии в качестве индикаторов радиоактивных изотопов, является вредное действие излучения как на обслуживающий персонал, так и на живые организмы, являющиеся объектами биологических исследований. Разра- ботаны соответствующие методы защиты, и, принимая определенные меры предосторожности (гл. 19), можно избежать этой опасности. В этом отно- шении имеют преимущество такие изотопы как С14, которые испускают Р-частицы малой энергии и не испускают у-излучения; защита от излуче- ния в этом случае относительно проста. Разумеется, при введении радио- активных изотопов в организм следует соблюдать известную осторожность. Некоторые из изотопов, например радиоактивный углерод, распределяют- ся по всем тканям, в то время как изотопы других элементов, в особенности иода и кальция, локализуются преимущественно в определенных частях организма (гл. 19, § 3). Если количество радиоактивного материала, вво- димого в организм, будет оставаться ниже некоторой определенной вели-
538 Глава 17. Применение изотопов и излучений чины, зависящей от периода полураспада данного изотопа и от легкости его удаления из организма, то возможность вредных воздействий будет устранена. Большим преимуществом стабильных изотопов является то, что их количество в течение эксперимента остается постоянным, даже если для проведения эксперимента требуется много времени. Кроме того, при вве- дении в организм очень малых количеств изотопного индикатора физио- логическими эффектами можно пренебречь; так как стабильные изотопы в больших количествах недоступны, то при их использовании указанное условие всегда выполняется. Применение стабильных изотопов в сильной степени ограничивается необходимостью использования для их обнаруже- ния масс-спектрометра. Правда, этот прибор теперь сильно усовершенство- ван и работать с ним стало проще, но все же пока он дороже и сложнее обычных детекторов р- и у-излучений. Поэтому в целом можно утверж- дать, что удобнее применять радиоактивные изотопы ввиду легкости их обнаружения в ничтожных количествах и вытекающей отсюда возмож- ности добавления к исследуемому материалу лишь незначительного коли- чества примесей. В некоторых случаях характер эксперимента таков, что для его выпол- нения требуется большой период времени. Если, например, нужно осуще-. ствить синтез сложных молекул, а процесс синтеза идет несколько недель или месяцев, то к тому времени, когда нужное соединение будет готово, активность материала уменьшится до ничтожно малой величины, а само соединение загрязнится дочерним элементом, присутствие которого может быть нежелательным. Большой удачей явилось открытие долгоживущего углерода-14, польза от которого становится все более очевидной. К сожа- лению, хуже обстоит дело с биологически важными элементами—кисло- родом и азотом, а также, в меньшей степени, с фосфором и серой. Наиболее долгоживущие радиоактивные изотопы азота и кислорода N13 и О15 имеют периоды полураспада соответственно 10,1 и 2,1 мин, которые слишком малы для подавляющего большинства исследований. Поэтому обычно приходится применять стабильные изотопы N15 и О18, доступные в доволь- но больших количествах. § 3. Изотопы, применяемые для биологических исследований Здесь интересно рассмотреть, какие элементы наиболее важны для изучения биологических проблем, какие изотопы этих элементов доступ- ны для экспериментатора и как они могут быть получены. Хотя в настоя- щее время известно около тридцати различных элементов, играющих роль в жизненных процессах различных организмов, мы ограничимся обсужде- нием следующих элементов, приведенных в порядке возрастания атомных номеров: водорода, углерода, азота, кислорода, натрия, фосфора, серы, хлора, калия, кальция, марганца, железа, кобальта, меди, цинка и иода. В случае водорода в качестве изотопных индикаторов могут приме- няться два изотопа: стабильный изотоп дейтерий с массовым числом 2 и радиоактивный тритий с массовым числом 3. Тритий имеет период полу- распада 12,26 лет, но испускает Р-частицы очень малых энергий, так что при использовании его не в очень больших количествах нужны специаль- ные методы измерения. Главная трудность в экспериментах с изотопами водорода, особенно при работе с тритием, состоит в том, что их массы на- столько отличаются от массы обычного водорода, что различие в скоро- стях реакций дает заметный эффект. Уже давно известно, напримерг что
I. Изотопные индикаторы (меченые атомы) 539 повышение содержания тяжелой воды вредно для некоторых организмов. Поэтому в случае применения изотопов водорода следует соблюдать осто- рожность при интерпретации полученных результатов. Как указывалось выше, для экспериментальных целей можно полу- чить три изотопа углерода, а именно С11, С13 и С14. Из них С13 — стабиль- ный изотоп; обогащение этим изотопом можно вести методом химического обмена, описанным в гл. 8, §21. Долгоживущий изотоп С14 с периодом полураспада 5600 лет получается облучением азота нейтронами в ядерном реакторе в результате реакции N14(n,p)C14 (гл. 11, § 9). Это один из редких случаев, когда реакция типа (п,р) с медленными нейтронами имеет боль- шое поперечное сечение. Если нужен короткоживущий изотоп С11 с перио- дом полураспада 20,4 мин, то его можно получить бомбардировкой бора быстрыми дейтронами из циклотрона согласно реакции B10(d,n)C11. Как уже говорилось выше, до сих пор не открыто ни одного изотопа азота и кислорода с удобным для биологических исследований временем жизни; поэтому применение изотопов этих элементов ограничивается ста- бильными изотопами N15 и О18. К счастью, оба эти изотопа теперь нетруд- но получить. Азот-15 обогащается путем химического обмена, а кислород-18 является побочным продуктом при производстве тяжелой воды; обо- гащение этого изотопа можно также получить методом химического обмена. Так как в обычных условиях азот и кислород представляют собой газы, их трудно получать в виде твердого вещества, и поэтому разделение изо- топов азота и кислорода электромагнитным методом, несомненно, пред- ставляет трудную задачу (гл. 8, § 16). В природе существует только один стабильный изотоп натрия Na23, поэтому использование стабильного натрия невозможно; однако известны два радиоактивных изотопа, а именно Na22 с периодом полураспада 2,6 го- да и Na24 с периодом полураспада 15 час. Первый из них получают бомбар- дировкой магния дейтронами в реакции Mg24(d,a)Na22, для чего нужен циклотрон или другой ускоритель. Изотоп Na24 получают в реакторе, под- вергая натрий действию нейтронов; при этом происходит реакция Na23 (n,y)Na24. Полученный Na24 можно применять в экспериментах, проводимых в течение небольшого промежутка времени. Фосфор представляет собой другой пример элемента, встречающегося в природе в виде всего одного изотопа, так что в качестве изотопных инди- каторов следует применять его радиоактивные изотопы. Только один из них, а именно Р32, имеет достаточно большой период полураспада (14,3 дня) для применения его в качестве индикатора. Этот изотоп легко получить в ядерном реакторе путем реакции Р31(п,у)Р32 или S32(n,p)P32. Последний метод лучше, так как фосфор можно химически отделить от серы, являющейся материалом мишени, что дает продукт с высокой удель- ной активностью (§ 4 настоящей главы) В случае серы имеются следующие возможности. Стабильные изо- топы S34 и S36 можно отделить электромагнитным методом, причем обога- щение первым изотопом можно также произвести методом химического обмена. Кроме указанных изотопов, можно использовать радиоактивный изотоп S35 с периодом полураспада 87,1 дня, который образуется в реакторе при облучении хлора нейтронами в результате реакции Cl35(n,p)S35. Энергия р-частиц изотопа S35 близка к энергии р-частиц, испускаемых изо- топом С14, поэтому обнаружение этих двух изотопов производится ана- логичными методами. Труднее обстоит дело с изотопами хлора. Долгоживущий радиоактив- ный изотоп С136 с периодом полураспада 3,2 -105 лет получают путем облу-
540 Глава 17. Применение изотопов и излучении чения наиболее распространенного стабильного изотопа хлора G135 ней- тронами в реакторе в результате реакции С135(п,у)С136. Однако в связи с тем, что его период полураспада велик, активность С136 невысока; это вынуждает в экспериментах использовать относительно большие количе- ства данного изотопа. Другой, короткоживущий изотоп С138 с периодом полураспада 37,5 мин можно получить либо путем, аналогичной реакции С137(п, у)С138, либо путем реакции Cl37(d,p)Cl38, для проведения которой необходим циклотрон; в обоих случаях используется изотоп С137, имеющий меньшую распространенность, чем С135. Изотоп С138, пожалуй, слишком быстро распадается, и поэтому он не может найти какого-либо применения. Рассматривалась возможность обогащения одним из стабильных изотопов, но так как природный хлор содержит около 25% С137, то заметное изме- нение изотопного состава, достаточное для исследований методом изотоп- ных индикаторов, потребует использования сравнительно больших коли- честв обогащенного материала. Калий-42 с периодом полураспада 12,5 час получают путем реакции К41(п,у)К42 в ядерном реакторе, но его малое время жизни ограничивает возможности его применения. Другие известные радиоактивные изотопы калия имеют еще меньшее время жизни, поэтому наибольшие пер- спективы дает обогащение природными изотопами. Изотопы К40 и К41 обогащаются электромагнитным методом; первый изотоп слабо радиоак- тивен и является одним из редко встречающихся в природе радиоактивных изотопов с малым массовым числом; активность К40 настолько мала, что для обнаружения его в малых количествах едва ли можно применять счет- чики Гейгера—Мюллера или другие счетчики заряженных частиц. Таким образом, при работе как с К40, так и с К41 необходимо пользоваться масс- спектрометром. Несколько изотопов кальция, которые могут служить изотопными индикаторами, получаются электромагнитным методом. Кроме того, в реакторе можно получить небольшие количества изотопа Са45 с периодом полураспада 164 дня, образующегося в результате реакции Са44(п,у)Са45, идущей с участием медленных нейтронов. Можно также использовать реакцию Sc45(n,p)Ca45; в последнем случае поперечное сечение для мед- ленных нейтронов мало, но зато полученный таким путем Са45 можно отделить от мишени из скандия обычными химическими методами, что дает высокую удельную активность. Поскольку марганец встречается в природе лишь в виде одного ста- бильного изотопа, то в качестве индикаторов необходимо применять его радиоактивные изотопы. Оба эти изотопа, как Мп52 с периодом полурас- пада 5,6 дня, так и более удобный Мп54 с периодом полураспада 300 дней, нельзя получать путем нейтронной бомбардировки, так как единствен- ный стабильный изотоп марганца имеет массовое число 55. Марганец-56, который можно получать в реакторе с помощью реакции Мп55(п,у) Мп56, имеет период полураспада всего 2,6 час и малопригоден для исследова- ний, в которых необходимо использование марганца как изотопного инди- катора. Два упомянутых первыми изотопа получаются путем бомбарди- ровки в циклотроне быстрыми дейтронами в результате реакций Cr52(d,2n)Mn52 и Fe56 (d,a)Mn54 соответственно. Поскольку железо играет важную роль как изотопный индикатор, очень удачным является то обстоятельство, что в распоряжении экспери- ментатора имеется несколько изотопов железа, как стабильных, так и ра- диоактивных. Это дает возможность получать интересные результаты, используя в качестве индикаторов два изотопа, как описано в § 8 настоя-
I. Изотопные индикаторы (меченые атомы) 541 щей главы. Стабильные изотопы Fe57 и Fe58 обогащаются электромагнит- ным методом; кроме того, получены радиоактивные изотопы Fe55 с перио- дом полураспада 2,94 лет и Fe59 с периодом полураспада 45,1 дня. В ре- зультате нейтронной бомбардировки в реакторе образуется смесь этих двух изотопов; соответствующие реакции имеют вид Fe54(n,y)Fe55 и Fe58(n,y)Fe59. Если материал мишени обогащен Fe58, то преимуще- ственно образуется изотоп Fe59. Другая возможность состоит в том, что смесь, содержащая Fe55 и Fe59, хранится около года; в течение этого вре- мени Fe59 в основном распадается, а количество Fe55 лишь незначительно уменьшается. Если есть возможность использовать циклотрон, то можно получить чистые радиоактивные изотопы железа, согласно реакциям Mn55(d,2n)Fe55 и Co59(n,/?)Fe59, причем для последней реакции необхо- димы быстрые нейтроны. Кобальт имеет два радиоактивных изотопа, которые могут быть ис- пользованы в качестве индикаторов, что компенсирует существование только одного природного изотопа кобальта. Долгоживущий Со60 с перио- дом полураспада 5,3 года легко получить с помощью медленных нейтронов, согласно реакции Со59(тг,у)Со60, в то время как для получения Со58 с пе- риодом полураспада 72 дня требуются дейтроны из циклотрона, позво- ляющие осуществить реакцию Fe57(d,n)Co58. Медь дает мало перспектив для исследований. Наиболее долгоживу- щий изотоп Си64 имеет период полураспада всего 12,8 час, так что польза его как индикатора ограничивается исследованиями, занимающими мало времени. Правда, можно обогатить медь стабильным изотопом Си65, но так как природная медь содержит около 30% этого изотопа, то для значитель- ного изменения изотопного состава требуются большие количества Си65. Без такого изменения изотопного состава исследования с применением изотопных индикаторов, конечно, невозможны. Стабильный Zn70 был выделен электромагнитным методом, и его мож- но использовать как изотопный индикатор. Кроме того, изотоп Zn65 с периодом полураспада 245 дней получают облучением цинка нейтронами в реакторе по реакции Zn64(n,y)Zn65. Так как этот радиоактивный изотоп не удается отделить от стабильного материала мишени, то удельная актив- ность Zn65, полученного таким путем, низка. Если необходимо получить продукт высокой удельной активности, пользуются реакцией Cu65(d,2n)Zn65, происходящей при бомбардировке меди дейтронами из циклотрона. В природе существует только один изотоп иода, поэтому стабильный иод нельзя применять в качестве изотопного индикатора. Из многих радиоактивных изотопов этого элемента только два, а именно J131 с перио- дом полураспада 8,05 дня и J125 с периодом полураспада 60 дней дают какие-то практические возможности в этом отношении. Первый получают из продуктов деления урана в результате Р-распада Те131 (период полу- распада 24,8 мин). Иод легко выделяется из получающейся смеси благо- даря своей летучести. Малодоступный долгоживущий изотоп J125 полу- чают путем реакции Te124(cZ,n)J125 с помощью циклотрона. § 4. Удельная активность; кюри О чувствительности методов исследования с применением радиоак- тивных изотопов можно получить ясное представление, проведя некото- рые простые вычисления. Согласно уравнению (5.1), скорость распада радиоактивного элемента равна KN, где X — постоянная распада, a N —
542 Глава 17. Применение изотопов и излучений число имеющихся атомов элемента. Если предположить, что"»каждый рас- пад сопровождается испусканием одной частицы, например р-частицыг то тогда kN будет представлять собой также количество таких частиц, испускаемых в единицу времени N атомами радиоактивного вещества. Исходя из уравнения (5.9), вместо постоянной распада К можно подста- вить 0,693/7’, где Т — период полураспада радиоактивного изотопа; отсюда Скорость испускания частиц =———. (17.1)' Если Т выражено в секундах, то это уравнение дает количество частиц, испускаемых N атомами данного изотопа в течение 1 сек. В принципе счетчик частиц, например ионизационный или сцинтил- ляционный счетчик, может зарегистрировать каждую частицу, но из-за посторонних воздействий (фон космических лучей, атмосферная радио- активность и пр.) точные измерения следует проводить при заметно боль- шей скорости счета. Минимальная практически допустимая скорость счета составляет около 20 частиц в минуту. Как правило, если не прини- мать специальных мер, в счетчик попадает около 10% частиц, испускае- мых данным источником; поэтому можно принять, что количество радио- активного материала, испускающего примерно 200 частиц в минуту (4 частицы в секунду), является наименьшим, с которым могут быть про- ведены удовлетворительные измерения. Таким образом, величину, стоящую в левой части уравнения (17.1), можно положить равной 4 частицам в секунду; тогда полученное из урав- нения значение N, равное 7V = O^3 = 6? атомов' (17.2). даст, грубо говоря, минимальное число радиоактивных атомов, имеющих период полураспада Т секунд, которое может быть обнаружено без осо- бых затруднений. Чтобы перевести это количество в граммы данного радио- активного изотопа, нужно умножить результат, полученный в уравнении (17.2), на массовое число А и разделить на число Авогадро 6• 1023 (гл. 1, § 22). Таким путем было найдено, что минимальный вес радиоактивного вещества, при котором его можно обнаружить, приблизительно дается выражением Минимальный вес=10"23 7\4 г. (17.3) Таким образом, наименьшая масса радиоактивного изотопа, которую’ можно использовать в радиоактивных исследованиях, пропорциональна периоду полураспада и массовому числу. Чем меньше период полураспада и массовое число, тем меньше тот минимальный вес вещества, который можно обнаружить. О порядке величины, который имеет этот минимальный вес, можно получить представление, если рассмотреть два изотопа, широко исполь- зуемых в качестве индикаторов, а именно углерод-14 с большим периодом полураспада и фосфор-32, период полураспада которого сравнительна невелик. Период полураспада Т радиоактивного углерода С14 равен около 5600 лет, т. е. 1,8-1011 сек, массовое число А = 14. Определенный из урав- нения (17.3) минимальный вес этого изотопа, который можно обнаружить, близок к 2-10"11 г. С другой стороны, период полураспада Р32=14,3 дня, т. е. 1,3-106 сек, а массовое число А =32, так что наименьший вес, который может быть без особых затруднений измерен ионизационным счетчиком^
I. Изотопные индикаторы (меченые атомы) 543 равен примерно 4-10"16 г. Отсюда ясно, что с помощью соответствующего счетчика частиц можно обнаружить ничтожно малые количества радио- активного индикатора, которые никак нельзя заметить при других мето- дах наблюдения. Материал, применяемый в методе изотопных индикаторов, редко (если это вообще бывает) состоит из чистого радиоактивного изотопа. От других элементов нужный изотоп обычно можно отделить, но отделить его от стабильных изотопов того же самого элемента очень трудно. Отно- сительное количество активных изотопов часто выражается посредством удельной активности, определяемой как отношение числа атомов данного радиоактивного изотопа к общему числу атомов того же элемента. Следо- вательно,. определенная таким образом удельная активность представляем собой долю элемента, которая присутствует в виде данного радиоактив- ного изотопа. Введение больших количеств стабильных изотопов в иссле- дуемую систему обычно нежелательно, и, чтобы избежать этого, стремятся по возможности повысить удельную активность вводимого материала, особенно при исследовании обмена веществ небольших животных. Для практических целей употребляется другая величина, также назы- ваемая удельной активностью1). Она выражает скорость распада единицы веса радиоактивного материала; другими словами, она указывает на коли- чество испускаемых в единицу времени заряженных частиц. Так как обна- ружение радиоактивного изотопа как раз определяется этими частицами, то определяемая вторым способом удельная активность практически луч- ше характеризует количество меченого элемента в данном образце. Чтобы яснее понять смысл введенной здесь величины, рассмотрим единицу, назы- ваемую кюри, которая часто употребляется при исследовании радиоактив- ности. В настоящее время кюри определяется как количество радиоактив- ного материала, испытывающее 3,7 -1010 распадов в секунду2 *). Две вспо- могательные единицы — милликюри (мкюри) и микрокюри (мккюри) — соответствуют 3,7 -107 * * и 3,7 *-104 распадов в секунду. Удельная актив- ность данного вещества выражается количеством кюри (или милликюри) на 1 г (или 1 мг) элемента, включая как активный, так и стабильный изотопы. Удельная активность чистого элементарного радия равна 1 кюри/г. Применение этой единицы удельной активности можно проиллюстри- ровать на одном примере. В Каталоге радиоактивных изотопов, изданном Отделом изотопов Комиссии по атомной энергии США, изотоп Р32 представлен материалом с удельной активностью 50 мкюри на 1 г. Это х) К сожалению, здесь для двух совершенно различных, хотя и связанных одна с другой, величин употребляется одно и то же название. Некоторые авторы, пользуясь этими величинами, не дают дополнительных указаний, о какой из них идет речь, пола- гаясь в этом отношении на единицы измерений. 2) На конгрессе радиологов в Брюсселе в 1910 г. было решено назвать «кюри» количество эманации радия (радона), находящейся в равновесии с 1 г радия. Однако в 1930 г. Комиссия международных радиевых стандартов расширила это определение, так что кюри стало равновесным количеством любого продукта распада радия. Так как 1 г радия испытывает около 3,7-1010 распадов в секунду, то определение кюри, дан- ное в тексте, вошло в общее употребление, хотя и неофициально. В 1948 г. Комитет стандартов и единиц радиоактивности при Национальном научно-исследовательском совете (США) рекомендовал ввести официально это определение кюри в общее употреб- ление. В то же время этот комитет поддержал предложение, сделанное в 1946 г. Кондо- ном и Кертиссом из Национального бюро стандартов, ввести единицу «резерфорд» для обозначения количества радиоактивного материала, испытывающего 106 распадов в секунду. Несмотря на удобство этой единицы, ученые, по-видимому, не склонны употреблять ее вместо кюри.
544 Глава 17. Применение изотопов и излучений означает, что на каждый грамм общего количества фосфора в этом мате- риале приходится 50-3,7-107=1,85-109 распадов в секунду, т. е. в секунду испускается 1,85-109 Р-частиц. Поскольку испускание 4 частиц в секунду легко может быть обнаружено, то количества рассматриваемого материала с общим содержанием фосфора в 1 г хватит для проведения экспериментов в течение долгого времени. Чтобы определить удельную активность данного материала, согласно только что данному определению, можно воспользоваться уравнением (17.1). Если через N обозначить число атомов в 1 г радиоактивного изо- топа, равное числу Авогадро (6,02-1023), деленному на массовое число А, то уравнение (17.1) даст количество распадов, происходящих в единицу времени в 1 г чистого изотопа; таким образом, подставляя вместо N 6,02-1023Л4, получаем Количество распадов в единицу __ 0,693-6,02-1023 времени на 1 г изотопа та ’ С1'-4/ Если это выражение разделить на 3,7-1010, а период полураспада Т выра- зить в секундах, то в результате мы получим удельную активность, выра- женную в кюри на 1 а чистого изотопа; таким образом, производя соот- ветствующие вычисления, находим 1,13-1013 4 //fr,c4 Удельная активность чистого изотопа = -— кюри на 1 г. (17.5) 1 А Удельная активность оказывается обратно пропорциональной периоду полураспада и массовому числу. Возвращаясь к фосфору-32, для которого массовое число А равно 32, а период полураспада Т равен 1,3-106 сек, находим из уравнения (17.5), что удельная активность чистого Р32 равна 2,7 -105 кюри на 1 г1). Образец, о котором говорилось выше, имеет активность 50 мкюри (0,05 кюри) на 1 г фосфора, так что истинный вес Р32 равен 0,05/2,7-105 = 1,8-10"7 г. Следова- тельно, на каждый грамм фосфора, включая как активные, так и стабиль- ные его изотопы, приходится только 1,8-10“7 г Р32. Тем не менее этого ничтожно малого количества достаточно для значительного числа иссле- дований методом изотопных индикаторов, так как для одного акта обна- ружения, как следует из сказанного, достаточно 4-10"16 г материала. Эти довольно подробные вычисления приведены здесь не только потому, что они часто встречаются в изотопных исследованиях, но также и потому, что они указывают на чрезвычайную малость используемых количеств материала. Хотя веса радиоактивных индикаторов очень малы, тем не менее следует помнить, что число атомов в них очень велико. Например, 1СГ7 г фосфора-32 содержат около 1015 атомов. Так как радиоактивные изотопы получаются, как правило, бомбардировкой ядер мишени нейтронами или дейтронами, то для получения даже малых по весу количеств радиоактив- ных изотопов требуется большое время облучения этими частицами2 *). Чтобы повысить удельную активность конечного продукта, целесообразно увеличить концентрацию требуемого изотопа в облучаемом образце. Если в результате облучения получается не тот элемент, из которого состоит i) Следует отметить, что удельная активность чистого фосфора-32 значительно больше удельной активности радия; удельная активность углерода-14 вследствие боль- шого периода полураспада составляет всего 5 кюри на 1 г. 2) Связь между числом полученных ядер, потоком падающих частиц и поперечным сечением дается уравнением (11.7).
I. Изотопные индикаторы (меченые атомы) 545 материал мишени, а другой (т. е. элемент с другим атомным номером), то отделить его от материала мишени не так уж трудно. Такой случай имеет место, когда осуществляются реакции с медленными нейтронами N14(m,/?)G14, S32(n,/?)P32, Cl* * 35(n,p)S35 и любые реакции с дейтронами, кроме реакций (d,p) и (d, t). Повышения концентрации можно достигнуть радиохимическими методами, описанными в гл. 5, § 8 и гл. 13, § 12; сюда входят осаждение с малым количеством носителя, которым может служить стабильный изотоп (если не найдено подходящего неизотопного носи- теля), экстрагирование растворителем, возгонка, электроосаждение или замещение одного металла другим и, наконец, ионный обмен. Поскольку большинство реакций с медленными нейтронами представ- ляет собой реакции типа (п, у), то продукт реакции и материал мишени являются изотопами одного элемента, к которым нельзя применить ни один из перечисленных методов разделения. Для отделения радиоактивного продукта от материала мишени можно до некоторой степени использовать следующее интересное явление, открытое в Англии Сциллардом и Чал- мерсом в 1934 г. Испускание у-кванта вслед за поглощением нейтрона сопровождается отдачей оставшегося ядра, и энергия такой отдачи часто бывает достаточно велика для разрыва химической связи между атомом, которому принадлежит данное ядро, и остальной частью молекулы. Таким образом, хотя полученный атом принадлежит тому же элементу, что и атомы мишени, он переходит в другую химическую форму, и это позволяет отделить его от первоначального материала. Например, если раствор хлората натрия (NaC103) подвергается действию медленных нейтронов, то происходит реакция С137(п, у)С138; при этом многие атомы С138 отрываются от хлората и переходят в раствор как хлоридные ионы1). Если добавить в раствор небольшое количество неактивного хлорида и осаждать его нитратом серебра, то в осадке получится хлористое серебро, несущее в себе почти всю активность С138. Такое же поведение наблюдается и у других галогенопроизводных, в том числе у йодистого этила, на кото- ром этот эффект и был впервые обнаружен Сциллардом и Чалмерсом, а также у соединений марганца и мышьяка. Неясно, будет ли описанное выше разделение за счет отдачи, сопро- вождающей реакцию (п, у), эффективным при условиях, существующих в реакторе, где идет цепная реакция деления. К счастью, нейтронный поток в ядерном реакторе настолько высок, что достаточно высокие актив- ности можно получать прямым нейтронным облучением. Правда, в некото- рых случаях для получения желаемой удельной активности облучение нейтронами должно продолжаться в течение значительного времени. § 5. Синтез меченых соединений Во многих работах, в которых изотопы используются как индикаторы, необходимо ввести меченый элемент в определенное исследуемое соедине- ние. Иногда требуется только определить путь данного элемента или соединения в организме или его распределение. Например, требуется определить, каким образом данный элемент, скажем фосфор, поступает в растение. В таких случаях приготовить нужное соединение, содержащее необходимую долю изотопа-индикатора, относительно просто. Однако во многих биохимических исследованиях ставится задача определить !) Это один из примеров реакций с «горячими атомами» (см. примечание на стр. ,322). 35 с. Глесстон
546 Глава 17. Применение изотопов и излучений судьбу разных частей соединения; здесь существенно, чтобы меченый атом был введен в определенное место структуры соединения и являлся меткой соответствующей части молекулы. Изготовление меченых соединений стало важной частью исследований методом изотопных индикаторов. Разви- тие методов введения атома изотопа-индикатора в определенное место данной структуры потребовало значительной изобретательности. В связи с вредным действием излучения обычно работают с малыми количествами вещества в закрытой, герметизированной системе. Если применяемый в качестве индикатора изотоп имеет малый период полурас- пада, то трудности сильно увеличиваются. Иногда затрачиваются месяцы работы с неактивными материалами для разработки подходящих методов, с помощью которых желаемое соединение, содержащее активный изотоп, можно изготовить в течение нескольких минут. В тех случаях, когда быстрые процессы синтеза неосуществимы, а долгоживущие изотопы недо- ступны, единственная возможность состоит в использовании в качестве индикаторов стабильных изотопов. До открытия долгоживущего изотопа С14 единственным радиоактив- ным изотопом углерода, пригодным в качестве изотопного индикатора, был С11 (период полураспада 20,4 мин). Тем не менее химики-органики научились готовить некоторые соединения, в которых атомы активного углерода занимают точно определенные положения. Получение угле- рода-14 изменило положение; хотя и до сих пор необходимо работать с очень малыми количествами материала, тем не менее время уже не являет- ся ограничивающим фактором. В настоящее время лаборатории, имеющие соответствующее разрешение, могут купить многие меченые органические соединения в готовом виде. Чтобы дать представление о типичных методах, применяемых при изготовлении меченых соединений, мы кратко расска- жем о синтезе некоторых наиболее простых органических соединений. Во избежание потерь активного материала стадии реакций, на которых вводятся метки, выбираются так, чтобы добиться наибольшего выхода предполагаемого продукта, содержащего радиоактивный углерод. Рассмотрим для простоты всем известную уксусную кислоту СН3СООН; были изготовлены три изотопические формы этой кислоты: в одной из них изотопом С14 был помечен метильный радикал, в другой — карбоксильный, а третья содержала молекулы, у которых оба радикала содержали этот радиоактивный изотоп. При действии какой-либо кислоты на углекислый барий, содержащий С14, получается углекислый газ; этот углекислый газ можно каталитически восстановить до метилового спирта, применяя водород, находящийся под большим давлением и при высокой температуре. Обрабатывая метиловый спирт фосфором и иодом, можно получить иодистый метил, который с помощью обычного циани- стого натрия, не содержащего радиоактивного углерода, можно превра- тить в метилцианид (ацетонитрил); затем гидролиз ацетонитрила дает уксусную кислоту, в которой помечен метильный углерод. Эта последо- вательность реакций может быть представлена следующим образом (звез- дочка указывает положение атома углерода С14): ВаСО3 СО2 СН3ОН -> СН3J CH3CN -> СН3СООН. Действие калия на смесь углекислого газа и аммиака при 500° С при- водит к образованию цианистого калия; затем реакция с иодистым мети- лом дает ацетонитрил, который, как и раньше, можно превратить в уксус- ную кислоту. Эту последовательность реакций можно использовать для
I. Изотопные индикаторы (меченые атомы) 547 изготовления уксусной кислоты с С14 в карбоксильной группе; таким образом, СО2 KCN -> CH3CN СНзСООН. При взаимодействии меченого цианида калия с меченым иодистым метилом образуется ацетонитрил, содержащий С14 в обоих положениях углерода. При гидролизе образуется уксусная кислота, у которой помечены оба атома углерода. Значительную пользу могут принести синтезы с реактивами Гринь- яра, т. е. с магнийгалогенорганическими соединениями типа RMgX, где R — алкильный или арильный радикал, а X — галоген. Реакция с меченым углекислым газом с последующим гидролизом дает карбоновую кислоту, содержащую меченый углерод в карбоксильной группе; таким образом, если R — метильная группа, то в результате получится уксусная кислота: * # CH3MgBr + СО2 -> СН3СООН. Тем же способом можно получить другие кислоты и использовать их для синтеза множества соединений. Следует упомянуть еще об одной реакции. При нагревании углекис- лого бария с магнием образуется карбид бария, который при реакции с водой дает ацетилен. Если исходный карбонат содержал С14, то в аце- тилене будут помечены оба атома углерода. Такой ацетилен является очень удобным материалом для синтеза некоторых соединений. В присут- ствии катализатора ацетилен с водой дает ацетальдегид (уксусный альде- гид), который можно восстановить в этиловый спирт или окислить до уксусной кислоты, и т. д. Ацетальдегид тоже является удобным промежу- точным соединением для приготовления биологически важных молочной и пировиноградной кислот. Действие обычного цианистого калия на мече- ный ацетальдегид приводит к образованию циангидрина, гидролиз кото- рого дает молочную кислоту: * * * * * * ВаСО3 ВаС2 -» CH = СН СН3СНО -> -» GH3CH(OH)GN -» СН3СН(ОН)СООН. Если нужно пометить углерод карбоксильной группы, то можно использовать ту же основную реакцию, с тем отличием, что С14 будет содержаться в цианистом калии; последний приготавливается из мече- ного углекислого газа описанным выше способом. Реакция имеет следую- щие стадии: СН3СНО CH3GH(OH)CN -> СН3СН(ОН)СООН. Для приготовления различных меченых молекул был использован метод биосинтеза, в котором синтез нужного органического соединения совершался живыми организмами. В будущем этот метод, вероятно, полу- чит значительное развитие и с его помощью будут получены такие биоло- гически важные вещества, как гормоны, витамины, алкалоиды и антибио- тики, которые иначе либо совсем нельзя синтезировать, либо можно син- тезировать химическими методами, но с большим трудом. Если зеленое растение растет в среде, в которой углекислый газ содержит С14, то отла- гающийся крахмал будет помечен этим изотопом; гидролиз в кислой среде дает меченую глюкозу. Глюкоза, вместе с немеченой фруктозой в присутствии соответствующего фермента дает сахарозу, у которой 35*
548 Глава 17. Применение изотопов и излучений только в глюкозидной части содержится изотоп С14. Сахарозу, у которой обе половины молекулы содержат меченый углерод, можно выделить из сахар- ной свеклы, выращенной в присутствии радиоактивного углекислого газа. Исходя из углекислого газа или глюкозы, можно путем биосинтеза приготовить большое количество кислот, используя при этом различные бактерии. Среди полученных таким образом соединений находятся мура- вьиная, уксусная, пропионовая, масляная, валериановая и жирные кислоты более высокого порядка, молочная и лимонная кислоты и некото- рые кетокислоты. В добавление к веществам, помеченным углеродом, можно получить некоторые аминокислоты, в которых азот имеет повышен- ное по сравнению с нормальным содержание стабильного изотопа N15; они могут быть выделены из микроорганизмов, развившихся в среде, обогащенной этими изотопами. Дейтерий — стабильный изотоп водорода — очень часто использует- ся как изотопный индикатор, с помощью которого можно пометить атом углерода, к которому он присоединен. Во многих случаях синтез молекул, содержащих в определенном положении меченый атом углерода, бывает затруднителен, но можно поместить атом, замещая один или более связан- ных с ним атомов водорода дейтерием. Поскольку дейтерий не дорог по сравнению с химически обогащенным стабильным изотопом С13, то его можно использовать как индикатор атома углерода там, где по той или иной причине нельзя применить радиоактивный изотоп С14. С 1932 г., когда появилась возможность получать соединения, обогащенные дейте- рием, было изготовлено много дейтерированных соединений. Действуя на карбид кальция тяжелой водой, можно получить дейтеро-ацетилен C2D2, который можно использовать для синтеза многочисленных соединений. Кроме того, каталитическое восстановление угарного или углекислого газа газообразным дейтерием дает дейтеро-метиловый спирт CD3OD, который с помощью фосфора и иода можно превратить в CD3J, что являет- ся удобным способом пометить метильную группу. Добавление дейтерия или дейтерированных производных к непредель- ной молекуле с двойной связью является очевидным методом приготовле- ния дейтерированных соединений. Этот способ можно использовать для того, чтобы пометить жирные кислоты при изучении жирового обмена (§ 7 настоящей главы). Другой метод, применяемый иногда на практике, состоит в прямом замещении водородного атома атомом дейтерия в присут- ствии соответствующего катализатора. Простым примером служит частич- ное превращение этилена С2Н4 в монодейтерированный этилен C2H3D (путем пропускания смеси этилена с дейтерием через никелевый катали- затор при 120° С). Подобным образом можно замещать атомы водорода в бензоле или в жирных кислотах. Кроме дейтерия, можно также использовать радиоактивный изотоп тритий, Хотя он испускает очень слабое p-излучение, тем не менее его можно обнаружить в меньших количествах, чем дейтерий. Соединения, помеченные тритием, можно приготовить прямыми лабораторными мето- дами. Их можно также получить путем биосинтеза; для этого достаточно, чтобы вода, потребляемая организмами, содержала заметное количество трития. Если введенные дейтерий или тритий используются только в каче- стве метки атома углерода, то разница в реактивностях обычного водорода и его изотопов, о которой говорилось в § 3 настоящей главы, вероятно, не имеет большого значения. Возможность замещения атомов одного изотопа атомами другого указывает на необходимость определенных мер предосторожности при
I. Изотопные индикаторы (меченые атомы) 549 проведении изотопных экспериментов. Явление изотопного обмена вно- сит, по-видимому, наибольшие затруднения при работе с дейтерием, особенно если имеются группы — OD, — COOD или — ND2; он может также проявляться и при работе с другими элементами. Если изотопный обмен действительно имеет место и идет с заметной скоростью, то можно получить совершенно неверные результаты. Предположим, например, что в аминогруппе — NH2 какой-либо аминокислоты атомы водорода замещены дейтерием с целью исследовать химический путь аминокислоты (или атома азота) в живом организме. Вскоре после того, как аминокис- лота, помеченная таким способом, поступит в водный раствор, будет про- исходить обмен между дейтерием аминогруппы и водородом воды. Следо- вательно, вода будет автоматически получать дейтерий независимо от деятельности самого организма. Если возможность обмена не будет учте- на, то немедленное появление дейтерия в воде может привести к ошибоч- ному выводу, что организм быстро окисляет водород аминогруппы с обра- зованием воды. § 6. Разновидности метода изотопных индикаторов Как указывалось выше, был произведен ряд различных изотопных исследований с биологическими системами. Данное меченое соединение вводится в организм и исследуется распределение меченого элемента по различным органам; Например, животное может принимать с пищей аминокислоту, в которой азот помечен изотопом N15; по истечении неко- торого времени определяются количества этого изотопа в таких органах, как почки, печень, сердце и легкие, а также в крови. Эту работу можно детализировать, чтобы узнать, сколько N15 содержится в различных час- тях организма в виде данной аминокислоты. Поиски промежуточных соеди- нений, содержащих изотопный индикатор, могут пролить свет на меха- низм протекающих процессов. Подобные же наблюдения можно, конечно, провести и с зелеными растениями и бактериями. Когда в качестве индикатора используется стабильный изотоп, ана- лиз обычно проводится с помощью масс-спектрометра (§ 2 настоящей главы); при работе с дейтерием могут применяться измерения плотности, что облегчает проведение эксперимента. Материал, содержащий дейтерий, сжигается в кислороде, собирается образовавшаяся вода и измеряется ее плотность. Так как плотность тяжелой воды на 10% больше, чем плот- ность обыкновенной воды, то можно обнаружить очень малый избыток дейтерия. Удовлетворительные измерения можно выполнить с количе- ством вещества менее 0,1 г; хотя это и не очень много, но все же гораздо больше, чем нужно для обнаружения радиоактивного изотопа. Применение радиоактивного индикатора в биологических исследо- ваниях дает некоторые преимущества и при определении местонахожде- ния активного материала. Например, вводя малые количества радиоак- тивного натрия в виде хлорида в какую-либо часть тела, можно опреде- лить время его появления в другой части, помещая туда счетчик Гейгера. Таким путем было найдено, что натрий, введенный в вену на одной руке, выделяется с потом на другой руке через 75 сек1). Другой пример подоб- г) Вычисления, основанные на экспериментах с движением натрия по телу, пока- зывают, что у человека среднего возраста происходит диффузия ионов натрия в обе сто- роны через стенки кровеносных сосудов, эквивалентная примерно 20 кг хлористого нат- рия (соли) в день.
550 Глава 17. Применение изотопов и излучений ного типа связан с использованием радиоактивного иода при лечении щитовидной железы, о чем сказано в § 9 настоящей главы. Количество радиоактивного иода, накопленное в щитовидной железе, можно опреде- лить внешним счетчиком, помещенным вблизи этой железы. Большая точность в определении местонахождения радиоактивного материала, хотя и в меньшем числе исследований, была достигнута при помощи так называемой авторадиографии. Этот метод основан на откры- том Беккерелем действии на фотографическую эмульсию' излучения, испускаемого радиоактивными телами (гл. 2, § 24). Эффекты, наблюдав- шиеся Беккерелем, были первыми примерами применения метода авторадиографии, в котором радиоактивное вещество в некотором смысле само себя фотографирует. Некоторые ранние наблюдения распре- деления радиоактивных элементов в биологических объектах путем использования действия излучений на фотопленку были сделаны во Фран- ции в 1904 г. Лондоном и в 1922 г. Коцарефом. Современная авторадио- графия является в существенных чертах дальнейшим развитием экспери- ментов французских биологов Лакассана и Латте, доложенных в 1924 г.; в них изучалось распределение радиоактивного элемента полония, вве- денного в различные органы. Тонкие срезы этих органов (такого типа сре- зы обычно используются для гистологических исследований под микро- скопом) приводятся в контакт с фотографической пластинкой, которая затем проявляется. Области, в которых пластинка почернела, представ- ляют собой места, в которых был сконцентрирован полоний. За последние годы авторадиографические методы были сильно усо- вершенствованы, так что теперь они являются весьма ценным орудием биологического исследования. Хорошие результаты получаются при ис- пользовании тонких срезов исследуемого материала в сочетании с чувстви- тельной мелкозернистой фотографической эмульсией. Когда не требуется очень высокого разрешения, можно пользоваться более толстыми слоя- ми материала; так, на фиг. ИЗ показан фотопозитив листьев помидо- ра, взятых от растения, помещенного перед этим в раствор, содержащий небольшое количество радиоактивного фосфора. Светлые части на фиг. ИЗ соответствуют повышенным концентрациям радиоактивного изотопа; по- скольку распределение этого изотопа, по-видимому, не отличается от рас- пределения стабильного изотопа, то видно, что фосфор стремится скон- центрироваться у стебля и в сосудистых частях листьев. Среди многочис- ленных применений метода авторадиографии можно упомянуть изучение распределения природных радиоактивных элементов и фосфора в тканях тела, распределение углерода, фосфора, иттрия, церия, стронция и плу- тония в костях, иода в щитовидной железе и углерода и фосфора в расте- ниях. И. ПРИМЕНЕНИЕ ИЗОТОПНЫХ ИНДИКАТОРОВ § 7, Динамическое состояние организма В течение последних лет, особенно с 1945 г., было опубликовано несколько тысяч сообщений об использовании изотопов для изучения многих проблем в различных областях науки и техники. Большинство работ, особенно в области биологии и химии, носит весьма специальный характер, поэтому, чтобы иметь полное представление о полученных результатах, необходимо подробное знакомство с этими областями. Вкратце можно сказать, что одной из главных целей применения изотопных
II. Применение изотопных индикаторов 551 индикаторов в биологических исследованиях является получение сведе- ний, при помощи которых можно лучше понять механизм многих сложных процессов, протекающих в живых организмах. В химии изотопы исполь- зуются для того, чтобы выяснить проблемы механизма реакций; в технике изотопные индикаторы также играют известную роль в различных процес- сах. Хотя изотопные индикаторы являются существенно новым орудием исследования, которое, можно надеяться, окажется чрезвычайно полез- ным в будущем, тем не менее с их помощью уже получены многие важные результаты; некоторые из них, наиболее интересные и значительные и не требующие подробных технических пояснений, будут описаны ниже. По мнению многих биологов, наиболее выдающимся вкладом в пони- мание жизненных процессов, обязанным использованию изотопов, является работа, выполненная в США в 1938 г. Шёнхеймером, Виттенбер- гом и сотрудниками. До этого времени считали, что старение тканей у животных протекает медленно, и назначение пищи состоит большей частью в том, чтобы обеспечить организм энергией, в которой он по- стоянно нуждается; при этом лишь небольшая часть пищевых продуктов идет на замену «изношенных» тканей. В результате опытов, выполненных с дейтерием и стабильным азотом-15 в качестве индикаторов, была дока- зана полная несостоятельность взглядов о статическом, или неподвижном, состоянии организма. Согласно современной точке зрения, организм находится в «динамическом состоянии», как назвал его Шёнхеймер, при котором непрерывно происходит обмен жиров, белков и углеводов, находившихся в организме ранее и усвоенных с пищей. Лъняноемасло, содержащее жиры, образовавшиеся из дважды и триж- ды ненасыщенных кислот1), частично гидрогенизировалось2) дейтерием, и в результате получалась смесь насыщенных и слегка ненасыщенных жиров, у которых два или четыре атома водорода, связанные с углеродом, были замещены дейтерием. Помеченные таким образом дейтерированные жиры вводились с пищей животным. Результат оказался поразительным: в течение нескольких дней выделялось очень малое количество дейтерия. Большая часть дейтерия была найдена в жировых отложениях животного. Даже в тех случаях, когда пища была бедна жирами и общее количество калорий в пище было недостаточным, так что животному приходилось использовать свои «резервы», дейтерированные жиры главным образом запасались, а не шли в немедленное употребление, как можно было бы ожидать. Очевидно, взгляд, согласно которому организм пребывает в более или менее устойчивом состоянии, причем необходимое количество пищи немедленно используется, а излишки, если они есть, отлагаются как запас, был необоснованным. Уже после того, как животное возвращалось к нормальной диете, меченые жиры постепенно разлагались и дейтерий выделялся из тела в составе воды. Когда же в нормальную диету других животных включа- лась вода, обогащенная тяжелой водой, так что в организме поддержи- вался постоянный уровень содержания дейтерия, то оказывалось, что отла- гающиеся в запас жиры обогащались дейтерием с той же скоростью, с какой дейтерий удалялся из жировых запасов животных, до этого питавшихся дейтерированными жирами. Эти результаты показывают, что *) Кислоты с двумя и тремя двойными связями соответственно. 2) Гидрогенизация — процесс присоединения к молекуле одного или нескольких атомов водорода.— Прим. ред.
552 Глава 17. Применение изотопов и излучений в живом организме имеет место подвижное (динамическое) равновесие, в котором участвуют жиры и вода. Насыщенные жиры теряют водород (или дейтерий) и становятся ненасыщенными, в то время как ненасыщен- ные жиры «насыщаются», присоединяя водород (или дейтерий) воды. Дальнейшие исследования показали, что в этом равновесии прини- мают участие только однократно ненасыщенные жиры. Менее насыщенные жиры, образовавшиеся из линолевой и линоленовой кислот, не могут ни насыщаться, ни вновь образовываться в результате удаления водоро- да из насыщенных жиров организма. Этот вывод, однозначно вытекающий из опытов, в которых дейтерием были помечены различные жиры, а затем прослеживалось их поведение в организме животного, подтвердил точку зрения диетологов, согласно которой сильно ненасыщенные жиры необхо- димы организму и должны включаться в диету, так как организм не может их синтезировать. Продолжая исследования обмена веществ у животных, Шёнхеймер и Риттенберг приготовили несколько аминокислот, в которых атом азота аминогруппы —NH2 был помечен изотопом N15. Среди многих интересных наблюдений, сделанных после введения меченой аминокислоты в диету животного, было следующее: почти все аминокислоты, выделенные из белков тканей, содержали N15, но наибольшая его концентрация была обна- ружена в той кислоте, которая была включена в диету. Таким образом, это означало, во-первых, что аминокислота, входящая в состав пищи, быстро и непосредственно включается в состав белка организма и, во-вто- рых, что в процессе обмена веществ происходит перенос азота из одной аминокислоты в другую. Последний вывод указывает на замечательное и неожиданное обстоя- тельство. Тот факт, что меченый азот появляется в «обязательных» амино- кислотах, таких, как лейцин и гистидин, которые организм животного не может синтезировать, говорит о том, что присутствие N15 в этих амино- кислотах не связано с полным разрушением меченой аминокислоты, за которым должен был бы следовать синтез другой аминокислоты. Это было подтверждено путем введения дейтериевых меток в углеродную цепь входящего в состав пищи лейцина и одновременного введения метки в азот при помощи N15. Оказалось, что выделенный затем из белка тканей лейцин потерял небольшое количество меченого азота в результате обмена с другими аминокислотами; в то же время количество дейтерия осталось неизменным, откуда следует, что углеродная цепь не была разорвана. Точный механизм азотного обмена между аминокислотами пока не совсем ясен; возможно, что в данном случае происходит несколько различных про- цессов. В связи с реакциями азотного обмена азот, введенный в организм животного с пищей в составе одной из аминокислот, должен в конце кон- цов распределиться между всеми аминокислотами, входящими в состав бел- ков тканей. Однако из этого правила имеется одно исключение: лейцин — обязательная аминокислота — по-видимому, не может принимать участия в этом обмене между аминокислотами. Между тем лейцин имеет еще одно хорошо известное свойство, присущее ему одному: в отличие от других обязательных аминокислот, его нельзя заменить в диете соответствующей а-гидроксикислотой. Эти два свойства лейцина, несомненно, связаны друг с другом. В течение многих лет, начиная с 1905 г., среди физиологов было широ- ко распространено мнение, что существует различие между «эндогенным» и «экзогенным» азотом в пище; считалось, что первый представлен в том
Ф и г. ИЗ. Авторадиограмма, показывающая распределение радиоактивного фосфора в листьях помидора. Ф и г. 114. Авторадиограмма (а) и обычная микрофотография (б) сплава никель—хром—вольфрам, содержащего радиоактивный вольфрам.

//. Применение изотопных индикаторов 553 количестве белка, которое требуется для замены «износившихся» белков тканей, а второй используется для производства энергии. Открытие того факта, что белки в организме находятся в динамическом состоянии и уча- ствуют в непрерывном обмене с аминокислотами, входящими в состав пищи, и с аминокислотами других белков тканей, опровергает представле- ния об эндогенном и экзогенном азоте. В связи с этим представляют интерес свойства креатинина — азоти- стого соединения, которое примерно в одинаковом количестве ежедневно выделяется с мочой. Это соединение считалось мерой обмена эндогенного азота, так как количество креатинина, выделяющегося из организма, почти не зависит от потребления белков. Креатинин представляет собой ангидрид аминокислоты креатина — важного соединения, входящего в состав живот- ной ткани; эксперименты in vitro, т. е. вне организма животного, показы- вают, что креатинин и креатин обратимо превращаются друг в друга. Иссле- дования с меткой в виде изотопа азота показали, что в живом организме, т. е. in vivo, креатин превращается в креатинин, но обратное превращение невозможно. Если ввести в организм животного меченый креатин, то креа- тинин в моче обнаруживает избыток N15; если же организмом ассимилирует- ся креатинин, то в креатине меченого азота не обнаруживается. Кроме метода изотопных индикаторов, не существует, по-видимому, других спо- собов, которыми можно было бы установить данный факт. Путем введения метки в различные аминокислоты, входящие в состав диеты, с помощью изотопа азота и дейтерия было показано, что для образо- вания в организме креатина организму требуется три аминокислоты, а имен- но глицин, аргинин и метионин. Образование таким путем креатина и пре- вращение его в креатинин идет с довольно постоянной скоростью. Это объ- ясняет (получившее ошибочное истолкование) примерное постоянство количества выделяющегося креатинина независимо от количества содер- жащегося в пище белка. Проблемы, связанные с обменом трех пищевых источников энергии, а именно углеводов, жиров и белков, чрезвычайно сложны. Известно, что некоторую роль в использовании жиров и углеводов играет фосфор; поэто- му было выполнено много работ с радиоактивным фосфором Р32 для выяс- нения механизма обмена веществ, протекающего в организме. При иссле- довании того, каким путем энергия углеводов становится доступной организму, в качестве индикатора применялись как стабильный, так и радиоактивный изотопы углерода. Как видно из предыдущего изложения, в силу отсутствия подходящих радиоактивных изотопов азота для изучения белков применялся стабильный изотоп N15, а для исследования обмена жиров хорошим индикатором оказался дейтерий. Так как процесс обмена веществ сам по себе имеет очень сложный харак- тер, то трудно в нескольких словах представить суть полученных до сих пор результатов; можно только еще раз обратить внимание на значение динамического состояния всех частей организма, установленного экспе- риментами с изотопными индикаторами. Тот факт,что существует непрерыв- ный обмен между веществами, поступающими в организм с пищевыми продуктами и присутствовавшими в нем ранее, означает, что атомы в орга- низме непрерывно перемещаются. Этот обмен распространяется даже на фосфор и, вероятно, также на кальций, которые находятся в костях и непо- средственно не доступны наблюдению; следовательно, организм с течением времени подвергается почти полному обновлению. Железо, по-видимому, является исключением из общего правила, как это показано в следую- щем параграфе.
554 Глава 17. Применение изотопов и излучений § 8. Изотопные исследования крови К числу наиболее ценных достижений в области биологии относятся результаты исследований, проведенных в США с изотопами железа. Как уже указывалось, железо отличается от других элементов в том отноше- нии, что при введении его в организм животного с пищей или путем инъек- ции не происходит сколько-нибудь заметного обмена введенного железа с железом, уже присутствовавшим в организме. Когда железо, меченное Fe59, вводилось с пищей нормальному животному, было обнаружено, что введенное железо почти не поступает в кровь, где находится большая часть имеющегося в организме железа, входящего в состав гемоглобина, красяще- го вещества красных кровяных шариков (эритроцитов). Однако если тот же опыт проводить с животным, в организме которого железа недостаточ- но, то наблюдается сильное поглощение железа. На первом этапе опыта, после того как животное теряло много крови, поглощения железа не наблю- далось, несмотря на недостаток гемоглобина; значительное поглощение железа из пищи происходило позднее, когда количество гемоглобина вос- станавливалось за счет прежних запасов железа в организме. Подобным же образом было показано, что при злокачественной анемии железо погло- щается только тогда, когда в результате лечения экстрактом печени будут исчерпаны запасы железа в организме. Очевидно, степень поглощения железа зависит от состояния запасов этого элемента в организме. Общепринятая в настоящее время точка зре- ния, основанная главным образом на экспериментах с радиоактивным желе- зом в качестве индикатора, состоит в том, что железо в организме запасает- ся в виде комбинации железа с белком, известной под названием ферри- тина. Когда в организме имеется нормальное количество ферритина, то независимо от количества железа в пище запасы железа далее не увеличи- ваются. Однако если по той или иной причине запасы железа уменьшатся, т. е. уменьшится количество ферритина, то организм снова может погло- щать железо. Для железа характерно то, что в отличие от поведения остальных элементов в организме оно может использоваться организмом неоднократ- но. Путем применения в качестве индикатора радиоактивного железа было обнаружено, что железо остается в составе гемоглобина до тех пор, пока эритроциты остаются неповрежденными. Но если они разрушаются, то железо не теряется; оно почти целиком сохраняется в организме и быстро включается в состав гемоглобина новых эритроцитов. Этим явлением и объясняется слабое поглощение железа из пищи при нормальных усло- виях1) и отсутствие обмена между железом, введенным в организм, и желе- зом, находившимся там ранее. Устойчивое положение железа в эритроцитах дает удобный метод определения количества эритроцитов в крови. Небольшое количество желе- за, меченное Fe59, вводится в организм животного при таких условиях, когда оно поглощается организмом и входит в состав гемоглобина. Затем небольшая доза крови извлекается и вводится человеку или животному, кровь которого исследуется. Если не происходит заметного обмена железа, то все количество Fe59 введенной крови останется в исследуемой крови. Сравнивая радиоактивность эритроцитов исследуемой крови после того, х) Во время беременности или в период быстрого роста организма, когда общее количество гемоглобина в организме увеличивается и запасы ферритина непрерывно уменьшаются, использованное железо должно, конечно, возмещаться поглощением железа из пищи.
II. Применение изотопных индикаторов 555 как введенная кровь в ней достаточно перемешается, с радиоактивностью введенных эритроцитов, можно вычислить степень разбавления. Если количество введенных эритроцитов известно, то общее количество эритро- цитов в исследуемой крови определяется из пропорции. Еще более простой метод состоит в том, что небольшое количество исследуемой крови извле- кается из организма и эритроциты помечают хромом-51 с периодом полурас- пада 27,8 дней (добавляют хромат натрия). Меченые эритроциты вновь вво- дят в исследуемый организм и вычисляют степень разбавления. Этот общий метод (метод изотопного разведения) пригоден для измерения общего объема крови путем введения в исследуемый организм известного объема меченой крови. Одним из способов определения средней продолжительности жизни эритроцитов крови основан на использовании стабильного изотопа N15. Гемоглобин, играющий главную роль в переносе кислорода по организму, состоит из двух соединений: красного пигмента, называемого гемином, и белка, называемого глобином. В гемине железо находится в азотсодер- жащих молекулах, относящихся к классу сложных соединений, называе- мых порфиринами. Из экспериментов с животными, которым с пищей дава- ли аминокислоту глицин, меченную N15, известно, что глицин является важным источником азота для порфирина, а следовательно, и для гемина эритроцитов. В ходе дальнейших исследований глицин давали с пищей взро- слому человеку в течение 3 дней; в последующие месяцы время от времени у этого человека брали образцы крови. Из этой крови выделяли кристал- лический гемин и с помощью масс-спектрометра определяли содер- жание N15. Было обнаружено, что количество N15 в гемине непрерывно возраста- ло в течение 25 дней, после того как было прекращено питание меченым глицином; затем содержание N15 оставалось постоянным около 80 дней, после чего стало непрерывно понижаться. Эти результаты объясняются следующим образом: глицин, как это было показано в других эксперимен- тах. сразу после поступления в организм откладывается в запас. Примерно в течение 25 дней он постепенно освобождается и принимает участие в обра- зовании гемина, который, соединяясь с глобином, образует гемоглобин эритроцитов. Так как содержание N15 в дальнейшем остается постоянным, то очевидно, что гемин, содержащийся в эритроцитах, не разрушается и вновь не образуется. Образовавшийся гемин имеет определенное время жизни, оцениваемое по изменению количества N15 примерно в 127 дней. Очевидно, в этом возрасте эритроциты распадаются и выделяется гемин, который в свою очередь распадается на железо и азотсодержащий пор- фирин. Как указывалось выше, железо сохраняется в организме и вновь идет на образование гемина, в то время как порфирин частично поки- дает организм, что видно по снижению относительного количества N15 в крови. Изотопы нашли полезное практическое применение в связи с изучением поведения крови при переливании; в этом случае используются два изото- па: Fe55 и Fe59. До переливания определяется объем крови больного. Для этого, как было объяснено выше,, вводится небольшое количество эритро- цитов, меченных Fe59. Затем осуществляется переливание крови, в которой эритроциты помечены изотопом Fe55. Так как радиоактивные изотопы Fe55 и Fe59 имеют разные периоды полураспада, то можно определить содержа- ние в крови больного каждого из этих изотопов в отдельности. Таким путем можно судить о поведении перелитой крови по изотопу Fe55, в то время как концентрация Fe59 дает эффективный объем крови. На основе получен-
556 Глава 17. Применение изспопов и излучений ных этим способом данных были значительно усовершенствованы методы хранения крови. До сих пор речь шла только об эритроцитах крови. Между тем с помо- щью радиоактивных изотопов были исследованы и другие компоненты крови. В экспериментах с фосфолипидами и нуклеиновыми кислотами — сложными веществами, имеющимися как в плазме крови, так и в эритроци- тах, а также при изучении поведения белых кровяных шариков (лейкоци- тов), при переливании крови применялся радиоактивный фосфор. Кроме того, он был использован для терапевтических целей при лечении заболе- ваний крови, о чем сказано в следующем параграфе. Таким образом, по крайней мере три радиоактивных изотопа и один стабильный изотоп сыгра- ли важную роль в изучении поведения крови в организме животного; большую часть результатов нельзя было бы получить без использования этих изотопных индикаторов. § 9. Применение радиоактивных изотопов в медицине В настоящее время имеется ряд сообщений об использовании радио- активных изотопов при постановке диагноза и для терапевтических целей. При постановке диагноза изотопы применяются чаще, так как в этом случае нужны лишь очень малые количества активного материала. Примером тако- го использования изотопов служит применение радиоактивного натрия для диагноза в случаях затрудненного кровообращения. Небольшое коли- чество раствора хлористого натрия, в котором натрий помечен Na24, вво- дится в вену на руке больного; затем счетчик Гейгера — Мюллера подно- сится к одной из его ступней. Если кровообращение нормальное, то в ступ- не очень быстро обнаруживается появление радиоактивности. Эта радио- активность быстро увеличивается и достигает максимальной величины менее чем через час. Если же в кровообращении имеются какие-либо отклонения, то радиоактивность будет возрастать медленно, показывая, что что-то препятствует кровообращению. Поднося счетчик к различным частям тела, можно определить места, в которых течение крови затрудне- но, а затем провести соответствующее лечение. Работа сердца изучается по несколько измененной схеме. Меченый хлористый натрий, как и раньше, вводится в кровь, а затем в области сердца помещается счетчик, присоединенный к самопишущему прибору. Когда радиоактивный натрий поступает в правую часть сердца, показания прибора увеличиваются, а затем, когда венозная кровь входит в легкие,— снова уменьшаются. Через несколько секунд радиоактивный натрий появ- ляется в артериальной крови в левой части сердца, что снова отмечается регистрирующим прибором. Показания непрерывно наносятся на движу- щуюся ленту, и получается кривая, с помощью которой можно сравнить работу обеих половин сердца и обнаружить имеющиеся нарушения. Многие медицинские исследования с радиоактивными изотопами, как диагностические, так и терапевтические, основаны на том, что неко- торые элементы локализуются преимущественно в определенных частях организма. Для диагноза обычно достаточно, если это свойство проявляет- ся в небольшой степени, но для удовлетворительного лечения нужно, чтобы в тканях или органах концентрировалась значительная активность. Поэто- му необходимо, чтобы данная ткань или орган обладали сильным избира- тельным поглощением радиоактивного элемента, что позволяет вводить в организм радиоактивный материал в безопасных количествах.
II. Применение изотопных индикаторов 557 Иод, быстро локализующийся в щитовидной железе, служит примером использования радиоактивного изотопа как для постановки диагноза, так и для лечения. Из экспериментов с иодом в качестве индикатора полу- чено много ценных данных о работе щитовидной железы и количестве иода, находящегося в ней в виде тироксина. Здесь эти вопросы рассматривать- ся не будут; упомянем только о применениях полученных результатов. При базедовой болезни наблюдается повышенная активность щитовидной железы, что можно легко установить, если больной примет небольшое количество йодистого натрия, меченного радиоактивным иодом. Иод, вклю- чая и его радиоактивный изотоп, локализуется в щитовидной железе, что можно использовать для лечения базедовой болезни. Гамма-излучение, испускаемое радиоактивным иодом, действует подобно рентгеновскому излучению, вызывая частичное разрушение, а следовательно, и пониже- ние физиологической активности щитовидной железы. Отсюда следует, что в некоторых случаях базедовой болезни можно применять лечение радио- активным иодом; уже получены многие сообщения об успешном применении этого метода лечения. Такие же методы оказались полезными в некоторых случаях рака щитовидной железы. При использовании радиоактивного иода и других радиоактивных изотопов для терапевтических целей, когда излучение вызывает разрушение ненормально развившейся ткани, нужно, конечно, принимать соответствующие меры предосторожности, чтобы избе- жать серьезных последствий действия большой дозы излучения. Очень интересное применение радиоактивных изотопов для постановки диагноза было сделано при исследовании мозговых опухолей. Положение таких опухолей трудно определить по внешним признакам, однако, если даже это удалось сделать, в дальнейшем нелегко отличить опухоль от нор- мальной ткани. В этом случае используется альбумин, выделенный из крови человека; если пометить его иодом-131 и ввести в кровь больному, то этот альбумин сосредоточится преимущественно в злокачественной ткани мозга. Так как радиоактивный иод испускает у-лучи, то положение опухоли можно обнаружить, приставляя извне к разным частям черепной коробки сцинтилляционный счетчик, с помощью которого можно определить поло- жение источника излучения. Радиоактивный фосфор нашел известное применение для лечения двух заболеваний крови, оба из которых смертельны; это лейкемия — перепро- изводство лейкоцитов — и полицитемия, характеризующаяся избытком эритроцитов. Очень часто у больных полицитемией развивается лейке- мия, от которой они быстро умирают. Оба типа кровяных телец образуются в костном мозге, который проявляет некоторую избирательность в погло- щении фосфора. Поэтому если давать больному радиоактивный фосфор, особенно в случае полицитемии, то можно добиться некоторого улучшения его состояния. Бета-излучение, испускаемое изотопом Р32, сконцентри- рованным в костном мозге, препятствует избыточному образованию эритро- цитов. Периодический прием малых доз радиоактивного фосфора может приостановить развитие полицитемии, хотя и не приводит к излечению больного; тем не менее некоторые врачи считают данный метод единствен- ным методом лечения этой болезни. Лечение радиоактивным фосфором не помогает в острых случаях лейкемии, однако в некоторых случаях хронической лейкемии наступает небольшое облегчение. В течение многих лет для прекращения роста злокачественной ткани при лечении рака использовалось внешнее облучение у-лучами радия и рентгеновским излучением. Радий является очень редким элементом и очень дорого стоит; кроме того, результаты его использования не очень удовлет-
558 Глава 17. Применение изотопов и излучений ворительны, так как продукты его распада обладают нежелательными радиационными свойствами. Рентгеновское оборудование, которое может обеспечить излучение достаточной проникающей силы, например излуче- ние с энергией 1 Мэв, очень громоздко и дорого стоит. Поэтому вместо радия и рентгеновских лучей для многих целей широко применяется радиоактив- ный изотоп кобальт-60, который в основном состоянии имеет период полу- распада 5,3 лет. Активный материал изготовляется в реакторе бомбарди- ровкой нейтронами чистого кобальта (Со59) или сплава кобальта с никелем. В результате реакции (п, у) образуется Со60 с периодом полураспада 5,3 года. Кобальт-60 испускает у-лучи с энергиями 1,17 и 1,32 Мэв. Так как он может быть получен относительно дешево и имеет высокую удель- ную активность, он обладает многими преимуществами как источник излу- чения для терапевтических целей. Главный недостаток радиоактивного кобальта — малое время жизни; однако его можно снова активировать в реакторе. Представляет интерес применение вместо кобальта цезия-137— одного из продуктов деления урана с периодом полураспада 30 лет. Распад цезия-137 сопровождается у-излучением с энергией 0,66 Мэв. Следует отме- тить, что выделение этого изотопа из топливных остатков реактора в зна- чительной степени решит проблему удаления продуктов деления (гл. 15, § 19). Помимо диагностических и терапевтических применений изотопов и излучений в медицине, они широко применяются в биологических и медицинских исследованиях. Из числа таких применений следует упомя- нуть использование трития и углерода-14 для исследования предполагае- мой связи между холестерином, который поступает в организм вместе с жирами, и болезнью артериосклерозом (хрупкостью стенок артерий). Эти эксперименты указали на возможный метод ранней постановки диагно- за этой болезни и пролили свет на обмен холестерина в организме. § 10. Фотосинтез При изучении растений наиболее важной, фундаментальной пробле- мой, которую пытаются решить с помощью изотопных индикаторов, являет- ся фотосинтез, т. е. способность растений превращать в присутствии сол- нечного света простые соединения водорода, углерода и кислорода в слож- ные, богатые энергией соединения. Хорошо известно, что под действием солнечного света зеленые растения способны поглощать углекислый газ и воду и превращать их в сахар, крахмал и целлюлозу, которые являются представителями класса углеводов; при этом растения выделяют кислород. Процесс, ведущий к такому образованию углеводов и кислорода, несомнен- но, очень сложен и включает ряд промежуточных стадий, однако общий его результат можно приблизительно представить уравнением тт /"'ч хлорофилл _тт f\ /"х х СО2 + У П2О + энергия-----> СхН2уОу + х О2, где СхН2уОу— общая формула для углеводов, а энергией служит энер- гия солнечного света. Известно, что хлорофилл, от которого зависит зеле- ная окраска растений, играет главную роль в этой реакции. В отсутствие хлорофилла или, возможно, какого-либо другого эквивалентного вещества фотосинтез не происходит. Углеводы важны тем, что в виде сахара, картофеля и различных хлебных злаков они прямо или косвенно доставляют людям большую часть энергии пищевых продуктов. Кроме того, в виде леса или в виде иско-
II. Применение изотопных индикаторов 559 паемых (угля или нефти), которые в прошлом также были углеводами, соединения углерода в настоящее время служат главным источником энер- гии для отопления, освещения и для промышленных целей. Количество элементарного углерода, связываемого в процессе фотосинтеза морскими и наземными растениями в течение года, оценивается в 150 миллионов тонн. Это эквивалентно производству энергии со средней мощностью в 1,6х Х1011 кет. Несмотря на такую большую величину, энергия, запасаемая в результате фотосинтеза, является лишь небольшой долей падающей на Землю солнечной энергии. Поэтому помимо большого интереса, который представляет проблема фотосинтеза сама по себе, понимание механизма фотосинтеза может дать возможность полнее использовать огромное коли- чество солнечной энергии. Этого можно будет достигнуть либо путем повышения эффективности фотосинтеза в зеленых растениях, либо если удастся в конце концов создать устройство для проведения фотосинтеза без помощи растений. С 1771 г., когда известный английский химик Джозеф Пристли обна- ружил, что воздух, «истраченный» при горении свечи, может быть восста- новлен (т. е. углекислый газ может быть замещен кислородом) с помощью зеленых растений, проблема фотосинтеза стала интересовать многих иссле- дователей. Хотя до 1940 г. были уже открыты многие важные факты, иссле- дование фотосинтеза ограничивалось изучением исходных продуктов и агентов, участвующих в реакции, а именно углекислого газа, воды, света и хлорофилла, с одной стороны, и продуктов фотосинтеза— с дру- гой. Изучение промежуточных стадий оставалось практически неразреши- мой проблемой до тех пор, пока появление li3OTonoB в качестве орудия научного исследования не открыло новые возможности. В 1940 г. были сделаны некоторые предварительные наблюдения с короткоживущим радиоактивным изотопом углерода С11, но количество этого изотопа, полу- ченного бомбардировкой частицами из циклотрона, было очень мало, а быстрый его распад затруднял проведение эксперимента. Получение отно- сительно больших количеств радиоактивного изотопа С14 с периодом полу- распада 5600 лет, стоимость которого относительно невелика, привело к дальнейшим исследованиям, предпринятым с целью объяснить механизм фотосинтеза. Один из методов исследования состоит в том, чтобы давать возмож- ность простым растениям, например некоторым водорослям, проводить на свету фотосинтез с углекислым газом, содержащим небольшое количе- ство радиоактивного углерода С14. Через некоторое время выделяются и анализируются продукты фотосинтеза. При помощи радиоактивности можно получить некоторые данные о пути углерода в сложном процессе фотосинтеза. Другая трактовка этой проблемы основана на точке зрения, разделявшейся многими биологами, согласно которой зеленые растения под действием света взаимодействуют с водой, что сопровождается выделе- нием кислорода, а хлорофилл образует неустойчивые промежуточные соеди- нения, содержащие химически активный водород. Предполагалось, что последующая реакция этого соединения с углекислым газом, ведущая в кон- це концов к образованию углеводов, не нуждается в присутствии света и может протекать в темноте. Поэтому водоросли, взвешенные в воде, сна- чала некоторое время подвергались действию света; затем они в темноте помещались в атмосферу углекислого газа, содержавшего радиоактивный углерод. Если проводить эту реакцию за короткий промежуток времени, порядка нескольких секунд, то получается лишь небольшое число соеди- нений, образование которых, вероятно, должно идти на ранних стадиях
560 Глава 17. Применение изотопов и излучений фотосинтеза. Обнаружение чрезвычайно малых количеств этих веществ облегчается благодаря их радиоактивности. Напомним, что некоторые исследования механизма фотосинтеза про- водились также при помощи дейтерия и трития. Как указывалось в § 1 настоящей главы, вода и углекислый газ, в которых кислород был помечен О18, были использованы для доказательства того, что газообразный кисло- род, образующийся в ходе фотосинтеза, ранее почти целиком находился в составе воды, а не углекислого газа. Так как возможно, что в числе про- межуточных соединений имеются соединения фосфора, то в этой важной области исследований применялся также радиоактивный фосфор. § 11. Применение изотопных индикаторов в агротехнике В области сельского хозяйства радиоактивные изотопы используются для получения сведений, которые нельзя получить никакими иными способами. Из практической агрономии известно, что в почву очень полез- но добавлять фосфор, но для этих целей могут служить несколько видов фосфорных удобрений, и не всегда очевидно, какое из них наиболее эффек- тивно применительно к данному типу почвы. Хотя общее количество погло- щенного растением фосфора можно определить путем обычного химического t анализа, однако до недавнего времени не существовало способа отличить фосфор, полученный из почвы, и фосфор из добавленных туда удобрений. Применение радиоактивного фосфора в качестве индикатора позволяет решить эту задачу и дает метод, с помощью которого можно определить, какой из фосфатов больше подходит для данной почвы й способствует повышению урожая. При подготовке меченого фосфата фосфорную кислоту, содержащую известное количество радиоактивного Р32, превращают в какой-либо фосфат, например в кальциевый суперфосфат, трехкальциевый фосфат или гидроксиапатит, т. е. один из фосфатов, применяемых в качестве удоб- рений. Затем определенное количество меченого фосфата вводится в почву, в которую посажены подопытные растения. Через определенные промежут- ки времени растения убираются, и путем химического анализа их золы определяется общее количество фосфора, поглощенного из почвы и из удобрений. Если считать, что для растения различие между атомами обыч- ного и радиоактивного фосфора не имеет никакого значения, то измерение радиоактивности золы растений в сочетании с измеренной удельной активностью удобрений дает количество фосфора, поглощенного расте- нием из удобрений. Этим способом можно оценить отдельно количество фосфора, поглощенного из почвы, и фосфора, поглощенного из удобрений. Так как эксперименты подобного рода связаны с ростом растений и требуют значительного времени, то данные, получаемые из них, нака- пливаются относительно медленно. Тем не менее стали ясны многие интерес- ные факты. Так, например, относительные количества фосфора, поглощен- ного из почвы данного типа и поглощенного из удобрений, зависят от природы растения и от периода его роста. Например, табак и кукуруза поглощают 65% фосфора из удобрений на ранних стадиях роста, но ближе к моменту созревания эта цифра понижается для табака до 45%, а для кукурузы даже до 15%. Очевидно, произрастая в довольно бедной почве, кукуруза сильно нуждается в фосфатных удобрениях в начале роста и меньше — к его концу. В такой же почве картофель в течение всего пе- риода роста поглощает из, удобрений от 50 до 60% фосфора.
II, Применение изотопных индикаторов 561 Отношение количества фосфора, поглощенного из почвы, к его количе- ству, полученному из удобрений, меняется с типом почвы, с относительным содержанием в ней фосфора, количеством добавленных удобрений и приро- дой выращиваемых растений. Вообще, чем больше фосфора в почве, тем большую долю растение из нее получает. В экспериментах, проведенных в Канаде, пшеница выращивалась в почве, в некоторые участки которой был внесен в качестве удобрения фосфат аммония; было обнаружено, что растение получает больше фосфора из почвы при наличии удобрений, чем без них. Очень интересными были эксперименты, в которых исследовалось усвоение фосфора из зеленых удобрений. Для получения зеленых удобре- ний использовалась зеленая масса пшеницы, выращенной в почве, удобрен- ной меченым фосфатом; после анализа на общее содержание фосфора этой массой удабривалась почва одного участка, что было эквивалентно внесе- нию в почву примерно 70 кг фосфорной кислоты на гектар. На другом участке в почву того же вида было внесено равное количество фосфорной кислоты в виде суперфосфата, также меченого изотопом Р32. На обоих участках в удобренной почве выращивалась рожь. По радиоактивности ее урожая было установлено, что фосфат зеленых удобрений почти так же эффективен в отдаче фосфора растениям, как и суперфосфат. Исследовалась связь между ростом корней и поглощением фосфора из почвы; для этого порции удобрения, меченые радиоактивным фосфором, помещались на разных глубинах и на различных расстояниях от выращи- ваемых растений. Через различные промежутки времени растения выкапы- вались и анализировалось содержание в них радиоактивного фосфора. Полу- ченные результаты дали некоторые сведения относительно того, каким образом корни поглощают фосфор. Например, в опытах с кукурузой и неко- торыми другими растениями было обнаружено, что по мере развития расте- ния корни, питающие всю систему, проникают ниже обычного уровня, на который в почву вносятся фосфатные удобрения. Поэтому в период созревания растения добавленный фосфор не приносит никакой пользы. Введение фосфатов на большую глубину должно повысить урожайность этих растений. Радиоактивные изотопы дают незаменимый метод изучения питания растения через листья. При помощи радиоактивного фосфора в качестве индикатора было обнаружено, что часто растению гораздо легче получать питательные вещества через листья, чем через корневую систему. Поглоще- ние может идти также через плоды, ветви и даже цветы. Большинство связанных с почвой и ростом растений исследований, произведенных методом изотопных индикаторов, было проведено с радио- активным фосфором. Были проведены также некоторые исследования, касающиеся плодородия известковых почв, в которых в качестве индикато- ра использовался радиоактивный кальций. Трудность этих исследований состояла в том, что единственным пригодным радиоактивным изотопом кальция является Са45 с периодом полураспада 180 дней. Следовательно, заметная радиоактивность сохраняется в почве в течение 2—3 лет. Все же можно проводить эксперименты в теплицах с ограниченным количеством почвы. Следует отметить также применение радиоактивного железа в сочета- нии с радиоактивным фосфором с целью установить причину хлороза расте- ний, т. е. их неспособности синтезировать необходимое для поддержания роста количество хлорофилла. Оказалось, что при определенных условиях фосфор может блокировать поступление в растение железа, необходимого 36 с. Глесстон
562 Глава 17. Применение изотопов и излучений для образования хлорофилла. Открытие метода борьбы с хлорозом расте- ний имело бы большое экономическое значение. Давно известно, что жизнь как животных, так и растений зависит от очень небольших количеств определенных элементов, называемых микро- элементами. Например, если крупный рогатый скот питается фуражом, содержащим меньше 4 весовых частей кобальта на сто миллионов весовых частей фуража, то животные теряют аппетит и даже умирают от голода, хотя и имеют достаточное количество корма. Кобальт имеет также суще- ственное значение для других жвачных животных, например для овец, в то время как в пище лошадей этот элемент может отсутствовать. Трудности изучения влияния микроэлементов были связаны с проблемой обнаруже- ния чрезвычайно малых количеств различных элементов как в пище, так и в живых организмах. Появление радиоактивных индикаторов позво- лило преодолеть эти трудности. Ничтожные количества микроэлементов можно обнаружить введением в пищу радиоактивных изотопов. Например, при помощи кобальта-60 был установлен тот факт, что следы кобальта необходимы для синтеза витамина В12. § 12. Применение изотопов в технике Радиоактивные изотопы нашли применение в технике при проведении различных исследований и для целей контроля, причем в основе этих применений лежит использование испускаемых ими излучений. Примене- ния радиоактивных изотопов очень разнообразны, и мы ограничимся здесь несколькими типичными примерами. Нужно отметить, что часто предметом исследования являются поверхности и тонкие пленки, содержащие очень малое количество вещества; в этих случаях применение изотопов имеет большие преимущества. Для нефтяной промышленности очень важны вопросы катализа; в этом случае подвергающиеся действию катализаторов углеводороды помечаются радиоактивным углеродом-14. Сюда же относит- ся процесс, исследуемый при помощи того же изотопа и известный под названием синтеза Фишера—Тропша; этот процесс имеет место при прохо- ждении смеси окиси углерода и водорода над железом, играющим роль катализатора; в результате получаются различные углеводороды, а также некоторые ценные кислородные соединения. Этот процесс имеет большие возможности и его исследование может иметь важное значение для про- мышленности. Увлажнение, дезинфекция, флотация минералов, адсорбция и коррозия металлов — все это примеры поверхностных явлений, при изучении которых применяются радиоактивные индикаторы. Делаются также попытки понять механизм трения — еще одного свойства поверхностей, имеющего существенное значение. Один из исполь- зуемых методов состоит в том, что^стальное поршневое кольцо подвергается действию нейтронов в ядерном реакторе, так чтобы оно стало радиоактив- ным. Затем это кольцо помещается в цилиндр двигателя внутреннего сго- рания; цилиндр смазывается соответствующим смазочным маслом, и двига- тель обычным образом приводится в действие. Определяя радиоактивность смазочного масла, можно установить степень износа поршневого кольца. Можно, кроме того, к стенкам цилиндра приложить фотопленку; радио- активный материал, перешедший с поршневого кольца на стенки цилиндра во время работы двигателя, обнаруживается по его авторадиограмме (§ 6 настоящей главы). Этим методом можно определить места наибольшего износа. Вполне вероятно, что эксперименты такого рода приведут к повыше-
IJ. Применение изотопных индикаторов 563 нию качества смазочных масел и к улучшению состава трущихся поверхно- стей, а следовательно, к уменьшению трения. В металлургической промышленности, помимо уже упомянутого изу- чения трения, радиоактивные изотопы нашли некоторые другие интерес- ные применения. Металлы и сплавы некоторых элементов часто подвер- гаются различным видам обработки, таким, как упрочнение при старении, отжиг, закалка и холодная прокатка; при этом важно знать, что происхо- дит при обработке с различными составляющими данного образца. Радио- активные изотопы металлов дают простое и эффективное орудие для иссле- дования перемещений этих составляющих, так как радиоактивные атомы ведут себя точно так же, как и стабильные атомы данного элемента. На фиг. 114 показаны авторадиограмма а и обычная микрофотография в отраженном свете б для сплава никеля, хрома и вольфрама, к которым добавлено небольшое количество радиоактивного изотопа вольфрама. Темные места авторадиограммы ясно указывают распределение воль- фрама. В связи с изучением свойств металлов в напряженном состоянии при высоких температурах представляет интерес явление самодиффузии, которое состоит в движении атомов металла внутри кристаллической решет- ки. Так как обычно невозможно исследовать диффузию среди одинаковых атомов, то без радиоактивных индикаторов нельзя получить нужные экспе- риментальные данные. В настоящее время в блок металла (например, меди), состоящего из стабильных изотопов, можно поместить методами гальвано- пластики слой того же металла, содержащий радиоактивный изотоп. Этот блок подвергается термической обработке, деформации и т. д., а затем с его поверхности срезаются тонкие слои и измеряется их активность. Таким путем можно обнаружить проникновение (диффузию) радиоактив- ных атомов в слои неактивного металла, эквивалентное самодиффузии. Металлурги долгое время интересовались находящейся в каменном угле серой; часть ее остается в получающемся из угля коксе, а часть в кон- це концов проникает в сталь, где ее присутствие нежелательно. В одном конкретном примере требовалось установить, остается ли в коксе органи- ческая сера из угля или туда поступает неорганическая сера, обычно присутствующая в минерале пирите. Проблема легко решается путем добавления к углю небольшого количества пирита, содержащего радио- активную серу, и последующего измерения активности кокса. Так как устойчивые и радиоактивные изотопы серы пирита в химическом отноше- нии ведут себя одинаково, то результаты дают нужные сведения. Было найдено, что отношение содержания в коксе органической серы к содер- жанию в нем неорганической серы совпадает с этим отношением для угля, из которого был получен кокс. Другой пример практического использования радиоактивных изото- пов связан с попыткой определить, можно ли загружать доменную, печь мелким порошком концентрата железной руды, полученным после некото- рого обогащения низкосортной руды, или же этот порошок будет выдуваться потоками воздуха. Небольшое количество мелкой руды подвер- галось в реакторе действию нейтронов, после чего оно становилось радио- активным. Затем радиоактивная руда смешивалась с большими количества- ми такой же руды и другой, более крупноструктурной. После обработки всех этих руд в доменной печи измерялась радиоактивность чугунных отли- вок, шлака и пыли. Результаты показали, что в отливках из доменной печи остается 60% мелкорудного железа. Хотя это количество больше того, которое ожидали получить, потери железа все же недопустимо велики. 36*
564 Глава 17, Применение изотопов и излучении Чтобы увеличить количество удерживаемого в печи мелкорудного материа- ла, нужны дальнейшие исследования. Хорошо известно, что внутреннюю структуру металлических отливок можно исследовать, не прибегая к их разрушению, с помощью рентгенов- ских лучей. Источник рентгеновских лучей помещается с одной стороны отливки, а фотографическая пластинка — с другой. Лучи проходят сквозь металл и воздействуют на фотографическую эмульсию; по характеру полу- ченного изображения можно судить об имеющихся дефектах. Аппаратура, необходимая для получения рентгеновских лучей, способных проникать сквозь значительные толщи металла, громоздка и неудобна в обращении. Поэтому в некоторых случаях вместо рентгеновских лучей используются радиоактивные материалы, например радий, испускающий у-лучи высокой проницаемости. Как уже говорилось в предыдущих главах, эти два типа излучения тождественны и различаются лишь длинами волн или энергиями. Вместо радия в методе радиографии удобно использовать какой-либо компактный источник у-излучения, например образец Со60. Преимущест- во Со60 состоит в том, что из кобальта или его сплава с никелем можно изготовить образец любой желаемой формы, который затем подвергается в ядерном реакторе нейтронному облучению. Этот образец можно поместить в такие места исследуемого материала, которые нельзя исследовать с по- мощью рентгеновских лучей. В технической радиографии уже были использованы многие источники излучения, содержащие кобальт-60; однако все больший интерес вызывает долгоживущий цезий-137 (§ 9 настоящей главы). Удобно пользоваться так- же тулием-170, небольшим и портативным источником излучения умерен- ных энергий, пригодным для радиографии относительно тонких слоев металла и для медицинской радиографии. Его получают, подвергая дейст- вию нейтронов в ядерном реакторе редкоземельный элемент тулий-169. Радиоактивный тулий не испускает у-лучей, зато тем же целям служит тормозное излучение от испускаемых (3-частиц. Недостатком тулия-170 как источника для радиографической установки является его малый период полураспада — 127 дней. Различные приложения нашли радиоактивные изотопы в процессах контроля,- где, как и в радиографии, используются главным образом их радиационные, а не химические свойства. Одним из примеров служит прибор, который можно использовать для проверки толщины бумаги, целлофана, пластика и других листовых материалов без непосредственного контакта с этими материалами. Под листом помещается источник [3-излуче- ния, а над ним — ионизационная камера или счетчик Гейгера — Мюлле- ра. Доля поглощенного излучения, а следовательно, и число частиц, достигающих счетчика, зависит от толщины материала, через который про- ходят лучи. Можно сделать так, чтобы такого рода устройство непрерыв- но записывало результаты измерений, и даже приспособить его для авто- матического контроля. Когда один материал покрывается другим, то тол- щину покрытия можно определить с помощью так называемого «обратного рассеяния» р-частиц. Степень отражения частиц от покрытия (обратного рассеяния) является мерой его толщины. Поглощение излучения используется также для определения уровня жидкости в закрытом сосуде. Если поместить источник у-лучей перед сосудом, то излучение, испускаемое в горизонтальном направлении, будет проходить через жидкость, когда ее уровень в со'суде будет находиться выше положения источника; когда уровень жидкости будет ниже положе- ния источника, то у-лучи будут проходить через воздух (или пар). Следова-
II. Применение изотопных индикаторов 565 тельно, если источник излучения передвигать в вертикальном направлении, то доля проходящих сквозь сосуд у-лучей, регистрируемая счетчиком Гей- гера — Мюллера, расположенным на той же высоте с противоположной стороны сосуда, резко изменится, когда источник излучения будет нахо- диться на одной высоте с уровнем жидкости в сосуде. Приборы для указания уровня жидкости, вроде только что описанных, нашли широкое применение на нефтеочистительных заводах, где радио- активные изотопы выполняют также многие другие контрольные операции. Сюда относятся, например, контроль за потоком ожиженного (твердого) катализатора при каталитическом крекинге углеводородов, измерение скоростей потока жидкости, определение степени смешивания в уравни- тельных башнях и перегонных кубах, обнаружение утечки в закрытых трубах, например в теплообменниках. С помощью изотопных индикаторов можно также проследить за постоянством смеси при смешивании бензина, смазочных масел и других смазочных материалов и парафина. Вводя радиоактивный индикатор между двумя порциями нефти, теку- щими по нефтепроводу, можно получить сведения относительно располо- жения разделительной поверхности, скорости ее перемещения и степени перемешивания этих порций. Первоначально для этой цели применялся барий-140 с периодом полураспада 12,8 дней, однако вследствие его мало- го времени жизни за время приготовления и транспортировки материала .его активность сильно понижается. Поэтому в настоящее время использует- ся сурьма-124 с периодом полураспада 60 дней; этот изотоп помимо р-частиц испускает очень жесткие у-лучи; их можно обнаружить, помещая счетчик Гейгера — Мюллера с внешней стороны нефтепровода. Таким путем можно определить положение и резкость поверхности, разделяющей две пор- ции нефти. Продуктом распада сурьмы-124 является стабильный изотоп теллура, так что радиоактивность быстро спадает и, следовательно, не опасна. § 13. Применение изотопов в аналитических целях Некоторые из приведенных выше примеров использования изотоп- ных индикаторов связаны, конечно, с аналитическим определением коли- чества данного соединения в системе. Представляет интерес, однако, более систематическое рассмотрение аналитических применений. Их можно разделить на три категории. Первую категорию составляет так называе- мый анализ с индикатором, связанный с добавлением известного количе- ства изотопного материала1) в систему, в которой общее содержание дан- ного соединения определено методами химического анализа. Поскольку свойства изотопов в существенных чертах одинаковы, отношение количе- ства радиоактивного изотопа к количеству стабильного (удельная актив- ность) будет оставаться постоянным, конечно, с учетом самопроизвольного распада. Поэтому измерение количества радиоактивного изотопа с помо- щью счетчика частиц в любое время даст сведения об общем количестве данного соединения в системе. Примером анализа с индикатором является установление перехода серы пирита из угля в кокс, о котором говорилось в § 12 настоящей главы. Сюда же относится измерение низких давлений пара и малых растворимо- стей; в этих случаях обычные аналитические методы не дают достаточно х) Следует помнить, что для радиоактивного изотопа «известным количеством» является известное количество испускаемых им в единицу времени частиц, которое определяется счетчиком Гейгера — Мюллера или каким-либо другим счетчиком.
566 Глава 17. Применение изотопов и излучений точных результатов. Тот же принцип используется для проверки эффек- тивности процессов осаждения, что в некотором смысле эквивалентно измерению низких растворимостей. Когда применяется анализ методом изотопного разбавления, готовится анализируемое соединение с известным содержанием радиоактивного индикатора. Затем определенное количество приготовленного соединения вводится в исследуемую систему и по понижению концентрации радио- активного индикатора (по понижению удельной активности) определяется количество данного соединения в системе. Этот процесс отличается от ана- лиза с индикатором тем, что в нем нет необходимости прибегать к химиче- скому (или другому) анализу на содержание данного соединения в системе в начале эксперимента. Методы, описанные в § 8 настоящей главы для оцен- ки количества эритроцитов и в § 11 для изучения поглощения фосфора из удобрений, являются примерами анализа методом изотопного разбав- ления, который проводился с помощью радиоактивных изотопов. Принципы изотопного разбавления применимы также для определе- ния объема воды в теле. Для этой цели в качестве индикатора можно ис- использовать стабильный дейтерий или радиоактивный тритий. Определен- ный объем воды, содержащий известное количество одного из этих изотопов, вводится в тело путем инъекции; примерно через час, когда введенная вода распределится по всему телу, извлекается немного сыворотки крови и опре- деляется ее изотопический состав. По изменению концентрации мож- но вычислить объем воды в теле. Например, если концентрация изотопа окажется меньше в 1000 раз, то объем воды в теле в 1000 раз больше, чем объем введенной воды. Подобным образом оценивается объем, в котором имеется натрий (эта величина приписывается объему межклеточного пространства); для этого вводится раствор хлористого натрия с известной концентрацией радиоактивного натрия. Очень полезно применение метода изотопного разбавления в связи с очень трудным и утомительным процессом анализа смеси аминокислот, образовавшихся в результате химического гидролиза белков вне организ- ма. Например, чтобы определить количество глицина, эта аминокислота синтезируется с включением известной концентрации глицина, помеченно- го изотопом N15. Определенное количество синтезированной аминокислоты добавляется в анализируемую систему, из которой затем извлекают небольшую долю всего глицина системы. Концентрация N15 в этом образце определяется с помощью масс-спектрометра, и по степени разбавления можно легко вычислить общее количество глицина в рассматриваемой системе1). Третий метод анализа с помощью изотопов называется активационным анализом; он дает очень интересные возможности для определения ничтож- но малых количеств элементов, которые лежат даже за пределами спектро- скопического обнаружения. Образец, содержащий такое количество иссле- дуемого элемента, подвергается в циклотроне действию дейтронов или, еще лучше, действию нейтронов в ядерном реакторе. Таким путем «акти- вируются» один или несколько стабильных изотопов этого элемента — они превращаются в радиоактивные изотопы, которые можно обнаружить по характеру испускаемых ими излучений и по периодам полураспада. Используя для сравнения образец с известным содержанием данного эле- мента и подвергая его той же обработке, можно даже произвести количест- 2) Изотопный обмен азота между различными аминокислотами, о котором гово- рилось в § 7 настоящей главы, здесь отсутствует, так как в этом случае ферменты, ответственные за обменные реакции, уже разрушены.
II. Применение изотопных индикаторов 567 венный анализ. Если активация проводится в ядерном реакторе, то чувстви- тельность метода зависит от поперечного * сечения изотопов исследуемого элемента для радиационного захвата медленных нейтронов. Для удовле- творительного активационного анализа нужно, чтобы радиоактивные изотопы, образовавшиеся в результате облучения, имели период полураспа- да не слишком большой и не слишком малый, так как лишь в этом случае возможно проведение измерений. Кроме того, другие присутствующие элементы, также подвергающиеся активации, не должны давать продуктов со сходными радиационными свойствами и близкими периодами полурас- пада, так как они будут мешать обнаружению нужных элементов. Метод активации применялся для анализа смесей редкоземельных элементов, которые трудно анализировать обычными способами, а также для оценки следов галлия и палладия в железных метеоритах. Этим мето- дом обнаруживают ничтожные количества молибдена, меди, железа и гал- лия в алюминии. В области биологии исследовалось распределение золота в тканях животного, в организм которого этот элемент был введен в связи с изучением ревматических артритов. § 14. Изотопы и эталон длины С 1889 г. метрическим эталоном длины служит брусок из платино- иридиевого сплава, хранящийся в Севре (вблизи Парижа) во Франции. Однако уже давно стало ясно, что такой эталон неудовлетворителен, так как он может подвергаться изменениям и даже может быть разрушен; было высказано предположение, что длина волны определенной линии спектра была бы более надежным абсолютным стандартом. После обсужде- ния различных возможностей была выбрана красная линия в спектре кадмия; однако эта линия не настолько тонка, насколько это было бы жела- тельно, а измерения весьма трудоемки. Казалось, что в этом отношении лучше зеленая линия ртути: она тоньше, чем линия кадмия, и ее легче измерять; кроме того, её можно получить при обычных температурах, в то время как кадмий нужно сначала нагревать для получения его паров. Наконец, длина волны линии ртути соответствует области максимальной чувствительности человеческого глаза. С другой стороны, так как ртуть имеет шесть стабильных изотопов, присутствующих в относительно боль- ших количествах, не считая небольших количеств других изотопов, то рассматриваемая «линия» имеет сложную структуру, в которой данную компоненту нелегко определить. Если бы можно было получить спектр одного из изотопов ртути в чистом виде, то его зеленая линия была бы идеальным эталоном длины. Пробле- ма довольно изящно решается путем облучения чистого золота, состояще- го из одного изотопа Ап197, нейтронами в ядерном реакторе; продуктом реакции (п, у) является изотоп Ап198 с периодом полураспада 2,7 дня, который быстро распадается с испусканием отрицательных |3-частиц и образованием стабильного изотопа Hg198. Этот продукт испаряется и затем конденсируется в форме, совершенно свободной от других изотопов1). В Национальном бюро стандартов США была изготовлена ртутная лампа, содержащая пары изотопа ртути Hg198. Зеленая линия спектра этого изотопа, как и ожидалось, очень тонка и имеет длину волны 5460,752 А. х) По мере накопления в ядерном реакторе Au198 в результате реакции (п, у) образуется немного изотопа Au199 с периодом полураспада 3,15 дня; он распадается до стабильного изотопа Hg199, который вызывает некоторые трудности.
568 Глава 17. Применение изотопов и излучений § 15. Определение возраста минералов при помощи изотопов В 1907 г. американский физик Болтвуд (гл. 5, § 11), работавший тогда в лаборатории Резерфорда в Манчестере (Англия), высказал предположе- ние, что возраст радиоактивного минерала можно определить из известно- го периода полураспада исходного элемента, например урана-238, и ко- личества гелия, накопленного за счет испускания а-частиц. В принципе правильный, этот метод на практике не дает точных результатов, так как в течение многих миллионов лет со времени образования минерала часть газообразного гелия уходит из минерала. После того как примерно в 1913 г. было доказано, что конечными продуктами естественных радио- активных семейств являются различные изотопы свинца, стало возможно усовершенствовать методы оценки возраста урановых минералов. Рассмотрим уравнение радиоактивного распада (5.3), т. е. Nt=NQe~M. Здесь No можно принять равным количеству урана-238, имевшегося в мине- рале в момент его образования, а 7V, представляет тогда количество урана, еще оставшегося в минерале по прошествии времени £, равного возрасту минерала. Так как почти весь распавшийся уран-238 превращается в сви- нец-206, отсюда следует, что NQ — Nt равно количеству присутствующего в минерале свинца. Таким образом, JJ238 _ 0J238 РЬ206)е~Х^ где U238 и РЬ206 обозначают количества соответствующих изотопов, нахо- дящихся в куске минерала в данный момент. Эти величины можно опреде- лить экспериментально, а % — постоянная распада U238 (равная 0,693/7, где Т — период полураспада) — известна; отсюда можно вычислить возраст минерала t. Такое же соотношение справедливо для урана-235— исходного изотопа семейства актиния — и конечного продукта этого семейства свинца-207, т. е. U235 __ (у235 рь207)^--V/, где X' — постоянная распада урана-235. Следовательно, две группы измере- ний с урановым минералом, содержащим оба этих изотопа, могут служить для взаимной проверки. Из приведенных выше уравнений следует РЬ206 U238(eXf—1) 1) РЬ207 “ u235(eV*__ 1) “ — 1) ’ так как, согласно уравнению (5.6), U238/U235 = X7X. Пользуясь этим соот- ношением, можно определить t путем масс-спектроскопических измерений относительного содержания изотопов свинца и изотопов урана в данном материале. Трудность в использовании указанных методов состоит в том, что не весь свинец может быть радиоактивного происхождения. В этом случае минерал будет содержать немного свинца-204, который не является конеч- ным продуктом радиоактивных семейств. Указанная трудность может быть преодолена двумя способами. Первый способ, наиболее надежный,— не применять данных методов к минералам, содержащим свинец-204; он, одна- ко, ограничивает применение этих методов. Второй способ заключается в определении количества РЬ204 в минерале с помощью масс-спектрометра, откуда затем оцениваются количества РЬ206 и РЬ207 нерадиоактивного происхождения и вычисляются соответствующие поправки. Такое вычисле-
II. Применение изотопных индикаторов 569’ ние можно выполнить, если предварительно измерить содержание этих трех изотопов в совершенно нерадиоактивном минерале. Самый старый из известных урановых минералов имеет возраст 4,5 -109 лет. Возраст минерала, содержащего рубидий, можно определить, исполь- зуя тот факт, что естественный Rb87 подвергается [3-распаду и образует Sr87. Таким образом, Rb87-(Rb87 + Sr87) где % — теперь постоянная распада рубидия-87. Следовательно, если опре- делить отношение Rb87/Sr87, то можно вычислить возраст минерала t. Такого рода отношения измерять совсем не просто; обычно спектроскопи- ческим методом определяют отношение общего количества рубидия к обще- му количеству стронция, а затем с помощью масс-спектрометра проводят анализ изотопического содержания, из которого вычисляются поправки на присутствие нерадиоактивных изотопов и изотопов нерадиоактивного происхождения. Подобный метод предложен для определения возраста минералов, содержащих калий; в его основе лежит распад изотопа К40. В результате этого распада образуются два продукта: газообразный аргон-40 (Р-распад) и кальций-40 (захват орбитального электрона); схема распа- да точно не выяснена, поэтому результаты не очень надежны. Возраст самого старого известного рубидиевого минерала был оценен примерно в 3,4-109 лет. По аргону-40 в атмосфере былопределен возраст атмосферы; он оказался равным примерно 4-109 лет. Возраст Земли считается равным 4,5-109 лет. § 16. Определение геологического возраста при помощи радиоактивного углерода Описанные выше методы полезны для минералов, возраст которых довольно велик. Для объектов меньшего возраста ценным оказался метод с применением радиоактивного углерода. В 1934 г. Гроссе в США указал на возможность того, что в природе радиоактивные изотопы могут быть образованы под действием космических лучей (гл. 18). Двенадцатью года- ми позднее Либби высказал предположение, что углерод в живых орга- низмах может содержать определенный, хотя и небольшой процент долго- живущего радиоактивного изотопа С14, образовавшегося в результате реак- ции N14(n, 7?)С14 между атмосферным азотом, содержащим 99,6% N14,h ней- тронами космических лучей. Радиоактивный углерод, образованный таким образом, вскоре превращается в углекислый газ; затем он поглощается растениями в ходе фотосинтеза и превращается в углеводы, которые идут в пищу животным; при этом часть радиоактивного углерода возвращается в атмосферу с выделяющимся при дыхании углекислым газом. В результате многократного повторения известного растительно-животного углерод- ного цикла с течением времени устанавливается равновесие, и вся живая материя содержит постоянную равновесную концентрацию изотопа С14. Эту концентрацию можно установить по скорости образования С14 под дейст- вием нейтронов космических лучей и его самопроизвольного распада обрат- но в азот (N14). Исследование образцов молодого леса в разных частях мира показало, что радиоактивность во всех случаях одинакова и эквивалентна в пределах экспериментальных ошибок 15,3 импульсам счетчика частиц в минуту на 1 г углерода. Если какой-либо материал, содержащий радиоактивный углерод, выпадет из растительно-животного кругооборота, то в нем, по-видимому,
570 Глава 17. Применение изотопов и излучений будет происходить только распад С14 с обычным периодом полураспада 5600 лет. В этом случае активность «старого» углерода, например углерода нефти, ушедшего из цикла живых организмов сотни миллионов лет назад, будет чрезвычайно мала. Это предположение подтверждается тем, что до сих пор не удалось обнаружить какого-либо заметного превышения над счетом частиц от естественного фона. Теория, описанная выше в общих чертах, открывает интересные воз- можности для определения возраста различных веществ, содержащих углерод, если он лежит в пределах от 1000 до 50 000 и даже до 100 000 лет. Делается предположение, что в момент образования этих веществ их угле- род имел ту же активность, которую имеет «новый» углерод в соединениях, образовавшихся в недавнее время, и что с момента ухода рассматриваемых веществ из природного кругооборота С14 распадается с периодом полураспа- да 5600 лет. Таким образом, в уравнении радиоактивного распада Nt = =NQe—M величина NQ принимается равной 15,3 сосчитанных частиц в мину- ту на 1 г углерода, Nt соответствует числу сосчитанных частиц,измерен- ному в настоящее время, т. е. по прошествии времени t, равного возрасту вещества, а % — постоянная распада углерода-14. Так как его период полу- распада равен 5600 лет, то к равна 0,693/5600 обратных лет. Следовательно, если определить число сосчитанных частиц в минуту на 1 г «старого» угле- рода, то легко вычислить его возраст. Метод определения возраста с помощью радиоактивного углерода в последние годы нашел широкое применение для большого числа такого рода измерений, особенно для определения возраста образцов, представ- ляющих археологический или геологический интерес. Сюда относятся образцы текстильных изделий, дерева и древесного угля из египетских гробниц, из американских пещерных жилищ и из многих других источни- ков, образцы леса, торфа и ила, относящиеся к последнему ледниковому периоду. Чем больше их возраст, тем труднее его определить с заданной точностью, так как скорость счета частиц становится все меньше и меньше и приближается к счету частиц от естественного фона. Путем усовершен- ствования регистрирующей аппаратуры предел оценки возраста с помощью радиоактивного углерода был увеличен от 10 000 до 50 000 лет; было вы- сказано мнение, что в дальнейшем его можно будет довести до 100 000 лет. Правильность метода радиоактивного углерода зависит от постулата, согласно которому материалы, возраст которых определяется, в момент образования имели такое же содержание углерода-14, какое имеется у недавно образовавшихся материалов. Так как содержание углерода-14 зависит от захвата нейтронов космических лучей, то основное предположе- ние сводится к тому, что интенсивность космических лучей заметно не меня- лась в течение последних 50 000 лет. Чтобы проверить это предположение, Калп в Геологической обсерватории Колумбийского университета опреде- лял возраст различных осадочных материалов на дне океана с помощью радиоактивного углерода, а также путем измерений, основанных на содер- жании иония (Th230). Хорошее согласие получилось для материалов, осаж- денных до 25 000 лет назад. Так как метод с использованием иония не зави- сит от интенсивности космических лучей, то отсюда следует, что эта интен- сивность не менялась более чем на 10—20% в течение последних 30 000 лет. С другой стороны, из измерений магнетизма древних кирпичей, имею- щих возраст 1700 лет, французские геофизики Э. Телье и О. Телье в 1956 г. заключили, что магнитное поле Земли в течение этого времени постоянно уменьшалось. В этом случае, как указали Эльзассер, Ней и Уинклер в США, поток космических лучей, достигающих земной атмосферы, дол-
II. Применение изотопных индикаторов 571 жен был соответственно увеличиться. В результате возраст, определен- ный методом радиоактивного углерода для 1700-летних образцов, должен оказаться на 240 лет меньше; если принять, что такое же уменьшение магнитного поля происходило еще за 4000 лет до настоящего времени, то ошибка для 4000-летних образцов должна возрасти до 1000 лет. В этой связи следует указать, что при определении возраста материалов, взятых из египетских гробниц, построенных до 5000 лет назад, метод радиоактив- ного углерода давал результаты в отличном согласии с наиболее надежными археологическими данными. Крайне невероятно, чтобы эти данные содер- жали ошибку, превосходящую 100 лет; отсюда следует заключить, что, если и имелось какое-то изменение в интенсивности космических лучей, оно было кратковременным. § 17. Определение возраста материалов при помощи трития Другим радиоактивным изотопом, образующимся в природе под дей- ствием космических лучей, является тритий; подобно углероду-14, он может быть использован, хотя и не в такой степени, для определения возраста материалов. Вследствие того, что период полураспада трития составляет всего 12,26 лет, метод с его применением непригоден для образцов старше 30 лет. Атмосферный тритий образуется в основном двумя способами: при взаимодействии быстрых нейтронов с азотом, т. е. в ходе реакции N14(n, ОС12, и как продукт распада ядер, захвативших протоны или мезо- ны высоких энергий. Метод определения возраста при помощи трития гораздо сложнее по сравнению с методом, в котором применяется радио- активный углерод, так как приходится учитывать различия в количествах трития в воде на разных широтах и в местах с различным выпадением осад- ков. Количество трития в обыкновенной воде настолько мало (несколько частей трития на 1018 частей воды), что для его анализа были разработаны специальные методы, включая не менее чем 10 000-кратное обогащение путем испарения воды. Несмотря на трудности в определении возраста при помощи трития, начиная с 1953 г. Либби с сотрудниками получили некоторые интересные результаты. Например, из содержания трития в дожде можно вычислить, сколько времени влага находится в воздухе с момента ее испарения с мор- ской поверхности до падения на землю с дождем. Оказывается, что вода на- ходится в воздухе над океаном в среднем примерно в течение 9 дней. Время хранения сельскохозяйственных продуктов, не превосходящее 30 лет, было определено по содержанию трития путем сравнения с его первоначаль- ным содержанием, так же как это было описано для радиоактивного угле- рода. Еще одно применение связано с определением времени хранения воды в подземных резервуарах. Отсюда следует, что анализ на содержание естественного трития может оказаться полезным орудием исследования в метеорологии и при решении проблем снабжения водой. § 18. Изотопы и геологические температуры Совершенно другое применение изотопов, имеющее некоторый геоло- гический интерес, связано с методом, впервые предложенным в 1947 г. Юри для определения температуры моря в доисторические времена1). !) Этот метод часто называют методом «палеотермометра».— Прим, перев.
572 Глава 17. Применение изотопов и излучений Прежде всего отметим тот факт, что в некоторых химических соединениях может идти изотопный обмен до тех пор, пока не наступит равновесие. Положение равновесия, так же как в общем случае химического равнове- сия, зависит от температуры. Одним из примеров служит равновесный изо- топный обмен между кислородом воды и углекислого кальция, выпадаю- щего из воды в осадок. Вычисления показывают, что если осаждение будет идти при 0° С, то углекислый кальций будет обогащен изотопом кислоро- да О18 в 1,026 раз больше, чем вода; при 25° С соответствующий коэффи- циент равен 1,022. При разности температур в 25° С различия в изотопном обмене очень малы, но их можно обнаружить с помощью масс-спектромет- ра. Следовательно, из точного определения избытка О18 в углекислом кальции, осажденном из воды, можно определить температуру воды. «Очевидно,— говорит Юри,— если [морское] животное откладывает углекислый кальций, находящийся в равновесии с водой, в которой оно живет, то его оболочка1) попадает на дно моря и безопасно сохраняется в земле, оставаясь неизменной... Необходимо лишь определить изотопный состав кислорода в оболочке в настоящее время, чтобы узнать температуру, при которой жили эти животные». Теория, связывающая изотопный состав углекислого кальция с температурой воды, неточна и во всяком случае при- менима только к чистой воде; поэтому было найдено эмпирическое соотно- ношение путем исследования оболочек многих морских животных, живу- щих в настоящее время в морях при температурах от 0 до 28° С. Из содер- жания О18 в ископаемых белемнитах была произведена оценка температур верхних меловых слоев верхнего мелового периода в графстве Хэмпшир (Англия), согласно которой в течение периода в 10 миллионов лет темпе- ратура постепенно понижалась от 26,5 до 18,8°С. § 19. Применение излучений О некоторых применениях излучения в технике в целях контроля и для различных испытаний было сказано выше. В этом параграфе будут описаны некоторые примеры возможного использования излучений в тех- нике, имеющие совсем другой характер. Некоторые из них не требуют, что- бы излучение имело определенную энергию; следовательно, это дает воз- можность использовать продукты деления — отходы производства ядерной энергии (энергии деления). Уже давно известно, что смесь малых количеств радиоактивных веществ с некоторыми люминофорами, такими, как сернистый цинк, дает люминес- ценцию, видимую в темноте. Это важное явление привело к открытию рентгеновских лучей и радиоактивности; на нем основано действие совре- менных сцинтилляционных счетчиков (гл. 16). Для получения люминес- центных материалов были предложены многие [3-излучатели, в том числе углерод-14, стронций-90, прометий-147 и таллий-204. Они удобней в обра- щении, чем природные радиоактивные вещества (а-излучатели), а р-части- цы причиняют люминофорам меньше вреда, чем а-частицы. Ионизация, производимая р-частицами, используется для снятия постоянного электрического поля; такое поле в бумажной, текстильной, резиновой и пластмассовой промышленности может привести к пожару или взрыву. Другим применением ионизации от радиоактивных источни- х) Оболочка, а иногда и скелет морских животных состоят из углекислого кальция.
II, Применение изотопных индикаторов 573 ков является управление потенциалом зажигания некоторых типов элек- тронных ламп, служащих для регулировки напряжения, а также искровых разрядников в системах зажигания. Такие же источники ионизации являют- ся составной частью многих приборов, действие которых зависит от про- хождения электрического разряда. Поддерживая остаточный газ в вакуум- ной трубке в состоянии частичной ионизации, можно обеспечить более надежную работу, Важным применением ядерного излучения является осуществление определенных химических изменений, особенно в пластмассах. Многие пластмассы состоят из более пли менее параллельных длинных цепей ато- мов. Подвергая эти цепи управляемому воздействию излучения, можно связать их так называемыми поперечными связями, что улучшает свойства пластмасс. Например, под действием излучения повышается качество полиэтилена. Вместе с тем следует помнить, что чрезмерное облучение может привести к значительному разрушению атомных связей, после чего материал не будет иметь никакой ценности (гл. 15, § 4). Так как у-излучение может уничтожать бактерии и разрушать фермен- ты, которые вызывают ухудшение качества и порчу пищевых продуктов, то значительный интерес представляет возможность холодной стерилиза- ции мяса, овощей и даже антибиотиков. Питательные качества облученных пищевых продуктов, по-видимому, не ухудшаются, зато иногда нежелатель- но изменяется вкус и внешний вид продуктов. Если эти затруднения будут преодолены, то стерилизация у-излучением может привести к значитель- ному изменению в методах хранения пищевых продуктов. С помощью у-облучения был достигнут поразительный прогресс в методах хранения картофеля. Здесь следует упомянуть, что при использовании у-лучей умеренных энергий вероятность заражения продуктов радиоактивностью пренебрежимо мала. Интересную возможность представляет прямое превращение радио- активной энергии в электрическую. Для этого было предложено несколь- ко методов; некоторые типы так называемых ядерных батарей1) уже достиг- ли в своем развитии стадии практического использования. Ниже будет вкратце сказано о некоторых из предложенных идей. Радиоактивными материалами в основном служат вещества, излучающие юлько р-частицы, так как при использовании у-лучей необходимы тяжелые защитные соору- жения. Однако в некоторых случаях предпочтительнее а-излучатели. Простейший тип ядерной батареи, который называется элементом Р-тока, был впервые продемонстрирован Мозли в 1913 г. (гл. 4, § 6). Эта батарея состоит из двух проводящих электродов, излучателя, покрытого ^-активным веществом, и коллектора; электроны (р-частицы), испущенные одним электродом, собираются на другом и текут по внешней цепи, как обычный электрический ток. Если пространство между электродами запол- нить пластмассой, например полиэтиленом или полистиролом, то электро * ны больших энергий от излучателя смогут проникнуть в коллектор, в то время как поток электронов низкой энергии в обратном направлении будет затруднен, что повышает эффективность батареи. Путем использования продукта деления стронция-90 с периодом полураспада 28 лет был скон- струирован элемент с высоким напряжением, но чрезвычайно малым током на выходе. В элементе, основанном на контактной разности потенциалов, впервые продемонстрированном Крамером в 1924 г., электроды состоят из двух i) Чаще применяется термин «атомная батарея».— Прим, перев.
5U Глава 17. Применение изотопов и излучений проводников, например из цинка и углерода, сильно отличающихся по величине энергии, требуемой для вырывания электронов. Газ между элек- тродами ионизуется при помощи радиоактивного материала, и заряжен- ные частицы, главным образом положительные ионы и электроны (гл. 4. § 6), создают ток от одного электрода к другому. Обычно газом между элек- тродами служит тритий. Так как каждая ^-частица может дать порядка 200 пар ионов путем лавинной ионизации (гл. 6, § 4), то в элементах с кон- тактной разностью потенциалов имеется как бы внутреннее усиление, кото- рого нет в элементах (3-тока. Разность потенциалов в батарее составляет 1 в, а ток очень мал. Третий весьма удачный тип ядерного элемента основан на применении р—тг-контакта, аналогичного применяемому в транзисторах для усиления тока. Контакт осуществляется между кристаллом кремния и нанесенными на него с одной (положительной) стороны полоской бора и с другой (отри- цательной) стороны полоской сурьмы. Присутствие источника р-частиц вызывает поток электронов, а следовательно, электрический ток через контакт. На каждую р-частицу приходится примерно 200 000 электро- нов, так что имеет место значительное усиление тока. Напряжение батареи очень мало, примерно 0,2 в, зато ток, хотя и не очень велик, но все же значи- тельно больше, чем в других типах ядерных элементов. Вследствие радиа- ционных повреждений, вызываемых р-частицами, необходимо, чтобы их энергия была менее 0,2 Мэв, так как иначе напряжение элемента быстро упадет. По этой причине стронций-90, применявшийся в первых конструк- циях, оказался неудовлетворительным. Лучшие результаты получены с продуктом деления прометием-147 (период полураспада 2,5 года); макси- мальная энергия р-частиц от этого источника равна 0,22 Мэв, а средняя энергия — около 0,08 Мэв. Был предложен вариант, в котором р—тг-контакт скомбинирован со сцинтиллято.ром и фотоэлектрической поверхностью (гл. 2, § 14). Радио- активные частицы попадают на сцинтиллятор и вызывают световые вспыш- ки, которые вырывают электроны из фоточувствительного контакта. Прин- цип работы здесь точно такой же, какой используется в устройствах для превращения солнечной энергии в электрическую, называемых сол- нечными батареями. Предложено еще несколько типов ядерных элементов, но мы упомянем- здесь только об одном из последних. В нем используется поглощение* ос-частиц малыми толщинами материала. Тепло, выделяемое при погло- щении, повышает температуру спая термопары и вызывает электрический ток. Применяя в качестве источника а-частиц полоний-210, не испус- кающий у-излучения, удалось построить элемент с напряжением 0,75 в и током 0,025 а. Однако высокая стоимость полония делает этот элемент лишь лабораторным достижением, недоступным для практического использования. Ни один из описанных выше ядерных элементов не имеет, по-видимому, перспектив рентабельного использования в ближайшем будущем, например- для производства электроэнергии в быту или в промышленности или в качестве автомобильной стартерной батареи. Однако для некоторых специальных целей возможность долговременного использования и надеж- ность ядерных элементов по сравнению с химическими элементами или аккумуляторными батареями могут явиться большими преимуществами.. Ядерные элементы с р—-n-контактом могут иметь очень малые размеры,, что позволяет использовать их как источник энергии в электриче- ских часах.
11. Применение изотопных индикаторов 575- § 20. Заключение Следует подчеркнуть, что описанные в этой главе применения изото- пов и излучений представляют собой лишь примеры, которые выбраны либо вследствие того, что они получили относительно полное объяснение, либо потому, что они вызывают общий интерес. Было выполнено очень много других работ, которые по той или иной причине не могли быть здесь описаны. Однако и на основании того, что сказано в этой главе, можно видеть, насколько широка область применения изотопных индикаторов — от фотосинтеза до лечения полицитемии, от изучения усвоения фосфора растениями до определения температур морей в отдаленные геологические эпохи и т. д.— и насколько мощными и разносторонними являются изотопные методы исследования. Основываясь на уже достигнутых резуль- татах, можно не сомневаться, что в будущем этими методами будет сделано немало открытий, полезных для человечества.
Глава 18 КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ И СТРАННЫЕ ЧАСТИЦЫ I. свойства космических лучей § 1. Открытие космических лучей Исследования космических лучей, в ходе которых были обнаружены некоторые из наиболее поразительных и сложных явлений ядерной физики, начались в первые годы настоящего столетия, когда физики пытались найти причину непрерывной утечки заряда с заряженных электроскопов. Так, например, в 1900 г. Вильсон (гл. 6, § 11) в Англии и Эльстер и Гейтель в Германии сообщили об утечке заряда с электроскопа, объясняющейся, , по-видимому, ионизацией находящегося в нем воздуха; такая утечка происходила даже тогда, когда принимались меры предосторожности против попадания ионизующих излучений. Вильсон высказал предполо- жение, что ионизация вызывается неизвестным излучением, идущим из окружающего Землю пространства; эта точка зрения нашла подтвержде- ние в наблюдениях, произведенных в Канаде двумя или тремя годами позд- нее Мак-Леннаном и Бертоном, а также Резерфордом и Куком. Первые исследовали скорость, с которой разряжался электроскоп на поверхности замерзшего озера Онтарио на некотором расстоянии от берега, а последние наблюдали, какое влияние оказывает на процесс разрядки электроскопа экранирование толстыми слоями железа и свинца. В обоих случаях ско- рость утечки заряда уменьшалась, однако всегда имелась остаточная ионизация, которую нельзя было полностью устранить. Наблюдаемые эффекты были очень малы и в сильной степени умень- шались при достаточно надежном экранировании, поэтому их интерпре- тация вызывала некоторые сомнения. В обзоре на эту тему, написанном в 1909 г., был сделан вывод, что ионизующие излучения имеют всецело земное происхождение. Предполагалось, что они обусловлены или радио- активными минералами, содержащимися в земле, или газообразными эмана- циями (гл. 5, § 6), выделяющимися из этих минералов, или и теми и другими. Ионизующие излучения радиоактивного происхождения, без сомнения, присутствуют в атмосфере, и поэтому казалось естественным приписать им наблюдаемую ионизацию. Однако вследствие того, что такие излучения полностью поглощаются несколькими сантиметрами свинца, имелось вполне отчетливое противоречие, требовавшее объяснения. В 1909 и 1910 гг. Вульф исследовал утечку заряда электроскопа на вершине Эйфелевой башни в Париже, а швейцарский ученый Гоккель исследовал то же явление на больших высотах при подъеме на воздушном шаре. Если ионизующие излучения имеют земное происхождение, то их интенсивность должна уменьшаться с возрастанием высоты благодаря поглощению в воздухе. Полученные результаты показали, что неболь- шое уменьшение интенсивности сначала действительно имеет место, по по
I. Свойства космических лучей 577 мере увеличения высоты ионизация начинает возрастать. Гоккель нашел, что на высоте 4500 м электроскоп разряжается даже быстрее, чем на поверхности Земли. На основе полученных результатов можно было бы заключить, что ионизующие излучения могут быть и не только земного происхождения, однако экспериментальный метод был не очень надежным и этот очевид- ный вывод не получил всеобщего признания. Более тщательные количе- ственные измерения были произведены Гессом в Австрии в 1911—1913 гг. и Кольхерстером в Германии в 1913 и 1914 гг.; оба исследователя поднима- лись на воздушном шаре на высоту 5000 и 9000 м соответственно и обнару- жили заметное увеличение интенсивности ионизующих излучений на больших высотах. На основании этого Гесс предположил, что эти лучи имеют «космическое происхождение», и назвал их «Hohenstrahlung», что можно перевести как «высотное излучение». Если это излучение зарож- дается где-то вне Земли, но все же достигает ее поверхности, пройдя через атмосферу, то очевидно, что оно должно иметь большую проникающую способность. Отсюда становится понятно, как эти лучи могут проникать через толстые слои металла, которыми пользовались для экранирования заряженных электроскопов в некоторых ранних экспериментах. Война в Европе прервала исследования этих проникающих излучений, однако в 1922 г. они были возобновлены в первую очередь известным американским физиком Милликеном (гл. 2, § 11) и его сотрудниками. Милликен пользовался так называемыми «свободными» воздушными шара- ми, т. е. неуправляемыми воздушными шарами, несущими записывающие приборы, что позволило производить измерения на высотах до 15 500 м. Кроме того, измерения производились на борту самолетов и на вершинах гор, а также на значительной глубине в горных озерах. Проникающее излучение было обнаружено всюду, независимо от условий опыта, и по- скольку оно, по-видимому, внеземного происхождения, Милликен назвал его в 1925 г. космическими лучами; это название в настоящее время является общепринятым. Хотя о космических лучах говорят как об одном виде излучения, в действительности они имеют очень сложный состав. Согласно имеющимся данным, первичное космическое излучение во внешнем пространстве имеет относительно простую природу, но вследствие взаимо- действия с веществом при прохождении через атмосферу его состав и свой- ства существенно изменяются. § 2. Методы исследования космических лучей В продолжение последних десятилетий явления, связанные с косми- ческими лучами, подвергались многочисленным исследованиям. Пора- зительная проникающая способность этих лучей была проверена путем опытов, произведенных на больших глубинах под водой и в шахтах. С помощью воздушных шаров-зондов проводились наблюдения на высо- тах до 30 000 м, а с помощью ракет, в которые помещались необходимые приборы, удалось получить данные за короткие промежутки времени для значительно больших высот1). Все ранние работы по космическим лучам производились с помощью ионизационной камеры (гл. 6, § 3), соединенной с электрометром. Иони- зационная камера использовалась не для регистрации отдельных частиц, i) В настоящее время приборы для исследования космического излучения уста- навливаются также на искусственных спутниках Земли.— Прим. ред. 37 С. Глесстон
578 Глава 18. Космические лучи и странные частицы а как интегрирующее устройство, измеряющее полную ионизацию, произ- водимую попадающими в нее космическими лучами. Заземляя центральный электрод через определенные промежутки времени, можно было опреде- лить заряд, накопившийся вследствие ионизации за данный отрезок вре- мени. В настоящее время ионизационные камеры с ламповыми усилителями используются для регистрации отдельных событий или групп событий, сопровождающих прохождение космических лучей. В 1927 г. русский физик Скобельцын применил для исследования космических лучей камеру Вильсона (гл. 6, § 12), помещенную в магнитное ноле. Этот прибор с некоторыми усовершенствованиями, которые описаны ниже, сыграл очень большую роль — с его помощью были открыты неизвестные ранее элементарные частицы и обнаружены новые инте- ресные явления. Помещение в камере Вильсона пластин из плотного вещества или наполнение газом под высоким давлением дает возможность затормозить быстрые космические частицы и наблюдать явления, про- исходящие при их остановке или взаимодействии с веществом внутри камеры. Как только был изобретен счетчик Гейгера — Мюллера (1928 г.; см. гл. 6, § 5), он был почти немедленно (в 1929 г.) применен немецкими физиками Боте и Кольхерстером для исследования космических лучей. Пользуясь двумя или более счетчиками Гейгера — Мюллера в сочетании с камерой Вильсона или без нее, удалось создать ряд в высшей степени остроумных устройств для исследования различных эффектов, связанных с космическими лучами. Примером может служить телескоп счетчиков для регистрации космических лучей; простейший телескоп представляет собой несколько счетчиков Гейгера — Мюллера, которые расположены верти- кально один над другим и соединены по схеме совпадений. Такая система регистрирует только те ионизующие частицы (или излучения), которые почти одновременно проходят через все счетчики, т. е. регистрирует только частицы, идущие в вертикальном направлении. Если изменить относитель- ное расположение счетчиков, то можно регистрировать частицы, идущие в других направлениях. Помещая камеру Вильсона между двумя счетчиками Гейгера — Мюллера, как это сделали Блекетт и Оккиалини в работе, описанной в гл. 2, § 19, можно добиться того, что частица сама зарегистрирует свой путь. Схема совпадений управляет механизмом, который вызывает рас- ширение в камере сразу же после того, как ионизующая частица прошла через оба счетчика и камеру. На ионах, оставленных частицей вдоль своего пути, конденсируются капельки пересыщенного пара, которые мож- но сфотографировать. Задержка во времени между прохождением частицы и моментом фотографирования облегчает счет отдельных капелек, из кото- рых состоит след (трек), так как вследствие диффузии ионы немного рас- ходятся. Благодаря этому становится возможным подсчет числа образо- вавшихся ионов, т. е. прямое измерение удельной ионизации частицы. До применения счетчиков Гейгера — Мюллера, которые позволили осу- ществить автоматическое включение камеры Вильсона при попадании в нее космических лучей, обычно производилось много расширений в наде- жде случайно зарегистрировать интересное событие. Эта непроизводитель- ная процедура в настоящее время не применяется. Как мы видели в гл. 6, § 45, фотографическая эмульсия ведет себя подобно камере Вильсона, регистрируя траектории ионизующих частиц. Такой простой и легкий метод регистрации дает особенно большое пре- имущество в том случае, когда наблюдения производятся на горных вер-
I. Свойства космических лучей 579 шинах или с помощью шаров-зондов. Большим достоинством фотоэмуль- сий является их непрерывная чувствительность, поскольку невозможно заранее предсказать, когда произойдет изучаемый ядерный процесс. Фотографические пластинки были впервые применены для исследования космических лучей Блау (Австрия) в 1936 г., и с их помощью было сделано много важных открытий в этой области. Пачка фотопластинок или фото- эмульсий б'ез подложки обычно помещается в светонепроницаемый ящик, в который легко могут проникать космические лучи, и экспонируется некоторое время на большой высоте. Так как тормозная способность эмульсии значительно больше, чем воздуха, то треки частиц часто кон- чаются в эмульсии, что дает возможность изучать события, происхо- дящие при остановке частиц. Измерение различных характеристик треков под микроскопом также дает сведения о свойствах и природе частиц. В последующих разделах этой главы дано краткое описание наиболее значительных явлений, связанных с космическим излучением; некоторые из этих явлений имеют очень сложный характер. Мы попытаемся также интерпретировать полученные результаты, насколько это возможно в пре- делах тех знаний, которыми мы располагаем в настоящее время. Следует помнить, однако, что в этой быстро развивающейся области науки почти ежедневно обнаруживаются новые факторы, многие из которых дают нача- ло новым теориям и гипотезам. Необходимо также решить вопрос, какую цель преследует изучение космических лучей, зарождающихся в мировом пространстве. Ответить на это можно двояким образом. Во-первых, космические лучи представ- ляют интересную для физики область, отчасти из-за разнообразия и слож- ности связанных с ними явлений, а также благодаря тому, что происхож- дение этих лучей является до сих пор неясным. Во-вторых, опи являются мощным средством атаки на атомное ядро, поскольку в космических лучах встречаются частицы такой огромной энергии, которая намного пре- восходит возможности любого из существующих в настоящее время уско- рителей частиц. Изучение космических лучей привело к открытию позитрона (гл. 2, § 18) и различных мезонов (гл. 2, § 32). Ядерные расщепления («звезды») и другие необычные явления также получили объяснение в ходе исследо- ваний космических лучей. Таким образом, нетрудно понять, почему эта область привлекает к себе за последние годы столь пристальное внимание. § 3. Широтный эффект Космические лучи, как можно заключить на основании их ионизующих свойств и проникающей способности, состоят из заряженных частиц, идущих из мирового пространства. Поэтому следует ожидать, что на них будет оказывать влияние магнитное поле Земли, аналогично тому, как это имеет место в случае электронов, образующих северное сияние. Пра- вило, согласно которому заряженные частицы отклоняются под действием магнитного поля, хорошо известно физикам; на основании этого правила легко показать, что заряженные частицы, идущие от внеземпого источ- ника, будут испытывать максимальное отклонение, когда они подходят к Земле в направлении геомагнитного экватора1). Это отклонение умень- *) Геомагнитным экватором называется воображаемая окружность па поверх- ности Земли, равноотстоящая от земных магнитных полюсов. Широта точки, отсчиты- ваемая от геомагнитного экватора, называется геомагнитной широтой. 37
580 Глава 18. Космические лучи и странные частицы шается для частиц, которые движутся в направлении полярных областей. Когда движение частиц происходит вдоль линии, соединяющей магнитные полюса, это отклонение практически равно нулю. Отсюда следует, что если космические лучи действительно состоят из заряженных частиц, то должно наблюдаться изменение интенсивности в зависимости от геомаг- нитной широты. Вблизи полюсов интенсивность должна быть наиболь- шая, так как здесь приближающиеся к Земле частицы не испытывают заметного отклонения, а в области геомагнитного экватора она должна быть наименьшей, так как здесь отклонение максимальное. Первые попытки наблюдать этот эффект, называемый в настоящее время широтным эффектом, не имели успеха, однако в 1927 г. голланд- ский физик Клей впервые сообщил о заметном изменении интенсивности Фиг. 115. Зависимость интенсивности космических лучей от геомагнитной широты. космических лучей, наблюдавшемся на борту корабля в области геомагнит- ного экватора. Изменение интенсив- ности космических лучей с геомагнит- ной широтой зависит до некоторой сте- пени от долготы1), и этот факт вносит значительные осложнения. Однако в результате всесторонних исследований Комптона (гл. 3, § 9) и его сотрудни- ков наличие широтного эффекта было твердо установлено. Нанесенные на карту линии, проходящие через точки, соответствующие равной интенсивно- сти космических лучей, оказались, как и следовало ожидать, параллельными линиям геомагнитной широты. Эти результаты подтвердили точку зрения, согласно которой по крайней мере часть космических лучей состоит из заряженных частиц, возникающих вне Земли. Если построить график зависимости интенсивности космических лучей от геомагнитной широты, то получится кривая, подобная изобра- женной на фиг. 115. Мы видим, что на участках между магнитными полю- сами и широтой примерно 50° интенсивность остается почти постоянной, а наблюдаемое падение интенсивности происходит только между 50° широты и геомагнитным экватором. Следует отметить, что форма кривой на фиг. 115 дает лишь качествен- ное представление о ходе интенсивности; эта форма меняется в зависимости от условий, при которых производится измерение интенсивности косми- ческих лучей. Так, например, в верхних слоях атмосферы относительная разность между интенсивностями ионизации на геомагнитных широтах 0 и 90° значительно больше, чем на уровне моря. Как мы увидим ниже, это объясняется рядом превращений, испытываемых космическими лучами при прохождении через атмосферу. На форму кривой оказывают некоторое влияние солнечные пятна, но этот эффект, по-видимому, не играет сущест- венной роли. Зависимость интенсивности космических лучей от геомагнитной широ- ты, схематически изображенная на фиг. 115, обладает одной интересной особенностью, которая заключается в том, что в области широт от 50 до 90° х) Это происходит оттого, что линия, соединяющая магнитные полюса, не прохо- дит через центр Земли. Другими словами, магнитное поле Земли несимметрично по отно- шению к самой Земле.
I. Свойства космических лучей 581 значение интенсивности меняется очень слабо. Если бы интенсивность была в точности постоянной, то это означало бы, что в составе первичного излучения, приходящего из мирового пространства, отсутствуют частицы с энергией меньше 1500 Мэв (1,5 Бэе), так как прирост интенсивности в области высоких магнитных широт может происходить только за счет частиц, принадлежащих к этому интервалу энергий. Чтобы объяснить отсутствие частиц с энергией ниже 1,5 Бэе в потоке космических лучей, падающих на Землю, можно было бы предположить, что они отклоняются в магнитном поле Солнца. Однако такое предположение, по-видимому, не выдерживает критики, так как основанные на нем расчеты не под- тверждаются экспериментальными фактами. Современные данные о космическом излучении указывают на то, что значения интенсивности не являются строго постоянными для широт больше 50°, и в этой области с увеличением широты, по-видимому, имеет место некоторое увеличение интенсивности, хотя и значительно менее резко выраженное, чем в области между геомагнитным экватором и широ- той 50°. Это означает, что у первичных частиц, падающих на границу атмосферы Земли, отсутствует резкий энергетический порог1). Очевидно, существует некоторая связь между Солнцем и космическими лучами, однако природа этой связи еще не вполне изучена. Так, например, имеются указания на то, что интенсивность космических лучей достигает максимума в тоды минимума солнечной активности, и наоборот. Далее, можно считать твердо установленным, что появление «вспышек» на поверхности Солнца связано с определенным увеличением интенсивности космических лучей. § 4. В оспгочпо-западная асимметрия космических лучей Росси (Италия) в 1930 г. указал, что если первичные космические лучи содержат заметную долю заряженных частиц, то интенсивность космических лучей, идущих с восточного и западного направлений, должна быть различной. Движущийся поток заряженных частиц откло- няется магнитным полем в направлении, перпендикулярном и к полю и к направлению движения частиц. Если частицы заряжены положительно, то магнитное поле Земли отклонит их по направлению к востоку; если же х) С магнитным полем Земли связано и такое интересное явление, как существо- вание двух поясов ионизующего излучения в межпланетном пространстве вблизи Земли, открытых во время полетов ракет и искусственных спутников. Эти пояса представляют собой две пространственно разделенные зоны, окружающие земной шар, которые характеризуются резким возрастанием общей интенсивности излучения. Границы поясов проходят вдоль силовых линий магнитного поля Земли, приближаясь к Земле в высоких широтах и отдаляясь в экваториальной области. Внешний пояс расположен на расстояниях от 20 000 до 60 000 км, приближаясь к поверхности Земли на 300— 1500 км в области геомагнитных широт 55—70°, и заполнен электронами. Внутренний пояс начинается на высоте около 600 км и простирается па расстояние порядка радиуса Земли. Он состоит из протонов с энергией около 108 эв. Открытие этих поясов явилось неожиданностью, хотя их существование можно было бы предсказать ранее. Силовые линии земного магнитного поля имеют такую кон- фигурацию, что образуют как бы магнитные ловушки. Попавшие туда заряженные частицы уже не могут выйти обратно. Появление протонов во внутреннем поясе связано, по-видимому, с распадом нейтронов, испускаемых земной атмосферой. Электроны внеш- него пояса появляются, вероятно, при захвате электронов из потоков частиц, идущих от Солнца. Пояса высокой интенсивности создают радиационную опасность для космо- навтов, поэтому старт космических ракет с живыми существами должен происходить в приполярных областях, где протяженность поясов минимальна. Полет третьей совет- ской космической ракеты показал, что Луна не имеет поясов ионизующего излучения, так как она не имеет своего магнитного поля.— Прим. ред.
582 Глава 18. Космические лучи и странные частицы частицы заряжены отрицательно, то они будут отклоняться к западу. Отсюда следует, что если большинство частиц имеет положительный заряд, то находящийся на Земле наблюдатель обнаружит, очевидно, более высо- кую интенсивность космических лучей, идущих с запада, чем с востока. Этот эффект называется восточно-западной асимметрией. Следует ожидать, что он будет наиболее заметен вблизи геомагнитного экватора и будет исчезать по мере приближения к магнитным полюсам. Пользуясь телескопической системой из двух или более счетчиков Гейгера — Мюллера, соединенных по схеме совпадений, можно реги- стрировать космические частицы, идущие в данном направлении. Именно таким методом было установлено явление восточно-западной асимметрии космических лучей. На основании измерений, произведенных с помощью шаров-зондов на большой высоте вблизи геомагнитного экватора в Перу (1935 г.) и других местах, американский физик Джонсон с определенностью установил, что с запада на Землю приходит больше частиц, чем с востока. Этот результат не только подтвердил ту точку зрения, что частицы, вхо- дящие в состав космических лучей, обладают зарядом, но и показал также, что большая часть этих частиц имеет положительный заряд. На основании этих, а также и некоторых других соображений Джонсон предположил, что первичные частицы, т. е. частицы, входящие в состав космических лучей до их взаимодействия с ядрами атомов атмосферы, представляют собой главным образом протоны. Эта точка зрения в настоящее время является общепринятой, так как позволяет наиболее удовлетворительно интерпретировать многочисленные явления, связанные с космическими лучами. § 5. Высотный эффект Напомним, что одним из существенных аргументов в пользу внезем- ного происхождения космических лучей явилось заметное возрастание интенсивности с увеличением высоты (§ 1 настоящей главы). Позднее с помощью усовершенствованной аппаратуры были произведены более тщательные и подробные исследования высотного эффекта на различных геомагнитных широтах. На фиг. 116 представлен высотный ход интенсив- ности космических лучей, попадающих в прибор независимо от угла паде- ния в данной точке наблюдения. Интенсивность дается в зависимости от атмосферного давления, выраженного в метрах водного эквивалента (м в. э.; давление, равное одной атмосфере, или 76 см ртутного столба, эквивалентно 10,33 м воды)1). Кривые на фиг. 116 имеют ряд интересных особенностей. Как мы уже говорили, общая интенсивность космического излучения возрастает с увели- чением высоты или уменьшением давления (на фиг. 116 справа налево). Ио на очень больших высотах, превышающих 15 000 м, интенсивность излучения начинает быстро падать с увеличением высоты. Мы видим далее, что при заданном давлении или, другими словами, на данной высоте, интенсивность излучения возрастает с увеличением геомагнитной широты. Общая форма кривой, выражающей зависимость интенсивности от высоты, может быть интерпретирована следующим образом. В верхних слоях атмосферы первичные частицы космического излучения, которые по преимуществу являются протонами, взаимодействуют с веществом, г) Давление, равное 1 м водного эквивалента, соответствует высоте 16 348 м. Одной из причин, почему пользуются водным эквивалентом высоты, является то, что при этом можно наносить на ту же кривую интенсивность космических лучей, опреде- ленную в измерениях под водой выше или ниже уровня моря.
I. Свойства космических лучей 583 например с атомами кислорода и азота, образуя значительное количество вторичных частиц, главным образом электронов, как положительных, так и отрицательных, и фотонов (§ 7 настоящей главы). Таким образом, при- бор, измеряющий общее число заряженных частиц, или общую иониза- цию, регистрирует увеличение интенсивности с уменьшением высоты. Этим объясняется наличие небольших возрастающих участков кривых (слева на фиг. 116). Когда вторичные частицы проходят через атмосферу, двигаясь вниз^по направлению к Земле, они постепенно замедляются, до тех порлпока^не перестают вызывать ионизацию. Таким образом, когда Фиг. 116. Зависимость интенсивности космических лучей от атмосферного давления для широт от 3 до 60° с. ш. А — Саскатун (Канада), 60° с. ш.; В — Омаха (США), 51° с. ш.; С — Оклахома (США), 45° с. ш.; D - Сан-Антонио (США), 35° с. ш.; Е — Мадрас (Индия), 3° с. ш. прибор опускается, регистрируемая интенсивность ионизации умень- шается сначала быстро, а затем более медленно (вблизи уровня моря). Как мы уже видели, изменение интенсивности с широтой (см. кривые на фиг. 116) объясняется тем фактом, что некоторая доля частиц косми- ческого излучения, энергия которых достаточна для того, чтобы преодолеть магнитное поле Земли, например в Сан-Антонио (геомагнитная широта 38°), не сможет преодолеть земное магнитное поле в Мадрасе (геомагнитная широта 3°), так как энергия этих частиц в этом случае будет недостаточна. Каждой геомагнитной широте соответствует некоторая минимальная энергия, которой должны обладать первичные частицы космического излучения для того, чтобы они могли достигнуть Земли. Площадь, лежащая под каждой кривой, представляет собой полную ионизацию и является, таким образом, мерой общей энергии1) космических На образование в воздухе одной пары ионов затрачивается энергия 33,5 &в (гл. 6, § 1).
584 Глава 18. Космические лучи и странные частицы лучей, достигающих поверхности Земли на данной широте. Таким образом, эта площадь пропорциональна потоку энергии, приходящемуся на все частицы, кроме тех, энергия которых ниже граничного значения, соответ- ствующего данной широте. Поэтому разность площадей, лежащих под двумя любыми кривыми на фиг. 116, определяет величину энергетического потока, обусловленного частицами космического излучения, значения энер- гий которых лежат между граничными значениями, соответствующими выбранным кривым. Учитывая это, можно, пользуясь кривыми фиг. 116, составить представление об энергетическом распределении частиц кос- мического излучения. На основании приведенных данных можно заключить, что первичные частицы с энергией около 6 Бэе встречаются чаще, чем первичные частицы с другой энергией. Средняя энергия всех первичных частиц космического излучения оказывается равной приблизительно 10 Бэе. Однако космиче- ские лучи содержат довольно много частиц с энергией 30—40 Бэе и более. Как мы увидим ниже, имеются также доказательства того/что в косми- ческих лучах могут присутствовать частицы, энергия которых достигает фантастического значения 108 Бэе, т. е. 1017 эв. § 6. Мягкая и жесткая компоненты космических лучей Необыкновенно высокая проникающая способность космических лучей проявляется прежде всего в том, что они могут проходить через земную атмосферу, поглощающая способность которой по отношению к ионизующим излучениям приблизительно эквивалентна слою свинца толщиной 1 м. Однако это еще не все. Космические лучи могут проходить в земле и в воде расстояния, эквивалентные 1400 м воды. Только частицы, энергии которых равны многим миллиардам электронвольт, могут прони- кать на такую глубину. При исследовании поглощения космических лучей веществом ока- залось, что интенсивность излучения не уменьшается плавно при увели- чении толщины поглощающего материала. Так, например, в том случае, когда поглощающим веществом служит свинец, интенсивность косми- ческих лучей быстро уменьшается при увеличении толщины свинца до 10 см, а при дальнейшем возрастании толщины она падает гораздо медлен- нее. Это указывает на то, что космические лучи состоят по крайней мере из двух различных компонент. Та часть излучения, которая поглощается 10 см свинца, называется мягкой компонентой космических лучей. Та часть космического излучения, которая может пройти через 10 см свинца и поглощается лишь очень незначительно, называется жесткой компонен- той. Такое деление на жесткую и мягкую компоненты несколько произ- вольно, однако оно оказалось очень удобным, поскольку эти две разно- видности космических лучей достаточно резко отличаются по своим характерным свойствам. Мягкая компонента составляет примерно 20% интенсивности общего космического излучения на уровне моря на геомагнитной широте 50°. Это не является удивительным, поскольку ее доля заметно возрастает при увеличении высоты, так как мягкая компонента сильнее поглощается при прохождении атмосферы, чем жесткая. Однако на очень больших высотах, где общая интенсивность космического излучения начинает уменьшаться, интенсивность мягкой компоненты также уменьшается. Следует отметить, что уменьшение общей интенсивности на больших высотах обусловлено именно уменьшением доли мягкой компоненты, так
I. Свойства космических лучей 585 как интенсивность жесткой компоненты, согласно измерениям, непре- рывно, возрастает с увеличением высоты. Из этих данных, а также на основании интерпретации формы кривых на фиг. 116, можно заключить, что жесткая компонента более тесно связа- на с первичным космическим излучением, тогда как мягкая компонента имеет вторичную природу и возникает при взаимодействии первичных лучей с веществом или при спонтанных изменениях, претерпеваемых жесткой компонентой. Эта точка зрения подтверждается наблюдениями, согласно которым мягкая компонента присутствует даже на больших глуби- нах ниже уровня моря. Благодаря тому, что мягкая компонента относи- тельно легко поглощается, представляется невероятным, чтобы она могла проникать на такие большие расстояния вглубь Земли. Поэтому следует предположить, что мягкая компонента образуется жесткой компонентой, обладающей чрезвычайно большой проникающей способностью, и являет- ся вторичной по отношению к ней. На основании многочисленных детальных исследований ионизующей способности и проникающей способности жесткой и мягкой компонент космических лучей на различных высотах и широтах было установлено, что жесткая компонента состоит главным образом из мезонов большой энергии — заряженных частиц с промежуточной массой и малым време- нем жизни, о которых говорилось в гл. 2 и которые более подробно рас- сматриваются ниже в настоящей главе. В жесткой компоненте присут- ствует также небольшое число быстрых протонов и еще меньшее число’ ядер более тяжелых элементов; и те и другие являются, по всей вероятно- сти, первичными частицами космического излучения. Кроме того, в ней присутствует также некоторое количество нейтронов, электронов и фотонов чрезвычайно большой энергии. Большой проникающей способностью мезо- нов и объясняется в значительной мере та легкость, с которой жесткая компонента космических лучей проходит значительные толщи вещества. С другой стороны, мягкая компонента состоит в основном из положи- тельных и отрицательных электронов, а также фотонов; кроме того, в нейг вероятно, имеется небольшое число медленных мезонов, нейтронов, про- тонов и более тяжелых частиц. Для практических целей можно считать, что мягкая компонента состоит из приблизительно равных долей позитро- нов, электронов и фотонов, обладающих энергией меньше 200 Мэв. Так как представляется сомнительным, чтобы электроны могли присутство- вать в сколько-нибудь значительном количестве в первичном космическом излучении, то следует предположить, что мягкая компонента имеет вторич- ную природу, на, что уже указывалось выше. Электроны, входящие в состав мягкой компоненты космических лучей, могут, по всей вероят- ности, создаваться в основном тремя путями. Во-первых, заряженные л-мезоны распадаются с переходом в ц-мезоны и последние затем испуска- ют положительные или отрицательные электроны в соответствии со знаком заряда мезона. Во-вторых, распад нейтральных л-мезонов сопровождается освобождением у-квантов большой энергии, которые могут при столкнове- нии с атомными ядрами образовывать электронно-позитронные пары (гл. 7, § 14). И, наконец, многие электроны, входящие в состав мягкой компонен- ты космических лучей, возникают в результате непосредственного столк- новения быстрых мезонов с орбитальными электронами атомов кислорода и азота в атмосфере; такие электроны называются 6-электронами. На основании сказанного выше становится понятным присутствие мягкой компоненты космических лучей на значительной глубине под землей, куда могут проникать ц-мезоны, но электроны пройти не могут.
586 Глава 18. Космические лучи и странные частицы При прохождении электронов через воздух (или другое вещество) они взаимодействуют с атомными ядрами, и в результате этого взаимодей- ствия образуется тормозное рентгеновское излучение (гл. 4, § 15)х). Этим частично объясняется присутствие фотонов в мягкой компоненте. Фотоны, энергия которых превышает 1 Мэв, могут создавать электронно-позитрон- ные пары. Таким образом, электрон может создать фотон, который в свою очередь превратится в два электрона, положительный и отрицательный, ит. д.; такое каскадное размножение играет весьма важную роль в обра- зовании мягкой компоненты космических лучей. II. ЯВЛЕНИЯ, СВЯЗАННЫЕ С КОСМИЧЕСКИМ ИЗЛУЧЕНИЕМ § 7. Кас'кадные ливни В 1929 г., вскоре после того, как Скобельцын применил впервые камеру Вильсона для исследования космических лучей (§ 2 настоящей главы), он заметил, что космические частицы часто проходят через камеру целыми группами. Вслед за этим и другие исследователи наблюдали боль- шое разнообразие подобного рода явлений как в камерах Вильсона, так и с помощью счетчиков Гейгера — Мюллера. Группы одновременно иду- щих частиц космического излучения называют ливнями-, это название было впервые предложено Блекеттом и Оккиалини в 1933 г. Существуют самые разнообразные типы ливней, причем некоторые из них имеют очень сложный характер; здесь мы опишем лишь те из них, которые более или менее легко интерпретировать. Ливни можно легко наблюдать в камере Вильсона, если поместить поперек камеры одну или несколько свинцовых пластин; частица, попа- дая в камеру, может вызвать образование ливня, который зарождается в свинце. Пример ливня простого типа мы видели на фиг. 6, иллюстриру- ющей образование электронно-позитронных пар. Частица, вызвавшая ливень, может обладать очень большой проникающей способностью и поэ- тому может продолжать свое движение, не изменяя направления. С дру- гой стороны, частица, вызвавшая ливень, часто не оставляет видимого трека, откуда можно заключить, что она представляет собой фотон боль- шой энергии, возникающий при распаде нейтрального л-мезона. Помещая поперек камеры Вильсона несколько свинцовых пластин, можно наблю- дать удивительное явление, а именно возникновение, каскад ново ливня (фиг. 117). Каскадный ливень может вызываться одной частицей; число частиц, возникающих в последующих пластинах, возрастает, а затем начинает уменьшаться, пока каскад не кончится. Если присутствуют проникающие частицы, то они могут пройти через камеру, практически не изменив направления. Тот факт, что каскадные ливни почти всегда кончаются, не успев пройтичерез свинцовые пластины с общей толщиной примерно 10 см, указы- вает на то, что они связаны с мягкой компонентой космических лучей. Таким образом, заряженные частицы, образующие эти ливни, представ- ляют собой в основном положительные и отрицательные электроны. Такая *) Тормозное излучение испускается также заряженными мезонами, но так как вероятность (или поперечное сечение) этого процесса обратно пропорциональна квадра- ту массы движущейся частицы, то она очень мала для Мезонов по сравнению с элек- тронами.
11. Явления, связанные с космическим излучением 587 интерпретация каскадных ливней была впервые предложена французским физиком Оже в 1935 г. и развита количественно в 1937 г. Карлсоном и Оппенгеймером в США и Баба и Гейтлером в Ирландии. Согласно этой теории, ливень рассматриваемого типа обычно вызывается электроном, обладающим большой энергией. Таким электроном может быть электрон, выбитый ц-мезоном большой энергии с внешней оболочки атома или, что «более вероятно, один из членов электронно-позитронной пары, рожденной у-квантом, испущенным при распаде нейтрального л-мезона. Электрон, под действием которого образуется ливень, может иметь энергию, равную многим миллиардам электронвольт. Проходя через ^вещество, например через свинцовую пластину, он будет испускать кванты большой энергии за счет тормозного излучения. Образующиеся таким образом кванты будут создавать электронно-позитронные пары, в которых энергия будет примерно поровну делиться между обеими компонентами пары. Таким образом, в первом поколении один первичный электрон создаст внутри свинцовой пластины один электрон и один позитрон. Каж- дая из вторичных частиц будет вести себя аналогичным образом, и поэтому число частиц будет быстро возрастать; к тому времени, когда они выйдут из первой пластины, могут возникнуть сотни и даже тысячи электронов, позитронов и фотонов, которые и образуют ливень. В следующей пластине частицы, обладающие небольшой энергией, поглотятся, но те частицы, энергия которых будет достаточно велика, примут участие в дальнейшем размножении. Последовательность такого рода событий даст каскадный ливень (см. фиг. 117). Так как фотоны играют роль промежуточных звень- ев при развитии каскадных ливней, то очевидно, что фотоны большой энергии, возникающие иными путями, могут сами вызывать образование ливней. Следует ясно понимать, что, хотя в каскадном процессе число частиц возрастает, по крайней мере на первых стадиях, общая энергия возрасти не может. В самом деле, энергия вызвавшей ливень частицы постепенно дробится между частицами, образующимися в последующих стадиях каскада. Кроме того, некоторая часть энергии передается путем комптон- эффекта (гл. 3, § 9) орбитальным электронам свинца, которые вносят лишь самый незначительный вклад в образование ливня. Следовательно, после прохождения через несколько пластин (число которых зависит от энер- гии первичной частицы) энергия отдельных положительных и отрицатель- ных электронов и фотонов уменьшится до такой степени, что они полностью поглотятся свинцом. По общему числу частиц, образующихся в каскад- ном ливне, можно примерно определить энергию первоначальной части- цы; в случае большого ливня эта энергия может достигать тысячи миллиар- дов электронвольт, т. е. 103 Бэе, или 1012 эв, и даже больше. Важные результаты б&ли получены при исследовании космических лучей с помощью счетчиков Гейгера — Мюллера, включенных по схеме совпадений. Предположим, например, что три таких счетчика располо- жены в одной горизонтальной плоскости под свинцовой пластиной; отсчет произойдет лишь в том случае, если через все три счетчика одновременно пройдут частицы. Наиболее вероятной причиной таких событий является ливень, возникающий внутри пластины. Поэтому число совпадений, реги- стрируемых за определенный промежуток времени, характеризует число ливней, возникающих в пластине за это время. Если производить измерения числа совпадений при различных толщинах свинцовой пла- стины, то можно построить кривую, которая будет изображать зависи- мость числа ливней от толщины пластины. Такая кривая носит название
588 Глава 18. Космические лучи и странные частицы кривой Росси, по имени итальянского физика Росси, который впервые измерил указанную зависимость в 1932 г.; эта кривая приведена на фиг. 118. При увеличении толщины пластины сначала число ливней возра- стает. Оно достигает максимума при толщине 2 см и затем уменьшается — сначала довольно быстро, а при толщинах около 10 см более медленно. Форму кривой Росси можно интерпретировать следующим образом. Первоначальный рост числа ливней с увеличением толщины свинцовой пластины происходит благодаря увеличению числа взаимодействий, аналогично тому, как это имеет место при образовании каскадного ливня в пластинах камеры Вильсона. Когда толщина свинца превышает 2 см, начинает преобладать процесс поглощения вторичных частиц и число частиц, которые могут пройти через пластину и заставить сработать схему совпадений, падает. В результате число отсчетов уменьшается до тех пор, пока толщина свинца не достигнет 10 см. Как мы видели выше, такая толщина свинца достаточна для того, чтобы устранить мягкую компо- ненту космического излучения, и следовательно, ливни, наблюдаемые при больших толщинах свинца, должны вызываться частицами, обладающими очень большой проникающей способностью. Согласно общепринятой точке зрения, образование этих ливней объясняется тем, что ц-мезоны, способные проходить через поглощающие слои большой толщины, образуют на своем пути быстрые электроны. Те из электронов, которые зарождаются в ниж- ней части свинцовой пластины, могут создавать ливни, регистрируемые схемой совпадений. Так как мезоны мало поглощаются свинцом, то число возникающих таким образом ливней уменьшается медленно, что видно на фиг. 118. § 8. Атмосферные ливни В описанных выше опытах ливни космических лучей создавались преднамеренно в ограниченном пространстве, в пластинах из какого-либо тяжелого элемента, обеспечивающего нужные условия для замедления электронов. Такие же процессы, без сомнения, происходят в атмосфере, но с той разницей, что вследствие малой плотности среды, через которую проходят космические лучи, каскадные ливни образуются на большом про- тяжении. Исследуя такие атмосферные ливни, Оже пользовался счетчиками Гейгера — Мюллера, включенными по схеме совпадений. Располагая счетчики на расстоянии нескольких сантиметров или дециметров друг от друга, приблизительно на уровне моря, можно было зарегистрировать примерно один ливень в минуту. Увеличивая расстояние между счетчиками, Оже и его сотрудники обнаружили в 1938 г., что число совпадений резко уменьшается, но не падает до нуля. Даже при больших расстояниях наблю- далась примерно постоянная скорость счета, равная пяти-шести совпаде- ниям в час. Этот результат показывает, что, кроме небольших ливней, обычно возникающих примерно раз в минуту, имеются также и другие ливни, занимающие гораздо большее пространство. Последние известны под названием широких атмосферных ливней, или ливней Оже. После открытия широких атмосферных ливней Оже стал проводить дальнейшие опыты на больших высотах; ему удалось зарегистрировать совпадения, происходящие с частотой, равной одному совпадению в час, даже тогда, когда счетчики находились на расстоянии примерно 300 м друг от друга. В результате экспериментов, произведенных американскими физиками на высоте приблизительно 3 км над уровнем моря на озере Эко
11. Явления, связанные с космическим излучением. 589 в Колорадо, удалось зарегистрировать еще более широкие атмосферные ливни. Пользуясь 200 счетчиками Гейгера — Мюллера, работающими по схеме совпадений, удалось наблюдать гигантские ливни протяжением более 1,5 еж, которые возникали примерно раз в неделю. Огромная протя- женность этих ливней, которые образуются, вероятно, таким же путем, как и описанные выше каскадные ливни, позволяет думать, что они про- ходят через всю атмосферу. Было установлено, что некоторые широкие атмосферные ливни возни- кают от первичных частиц с энергией 1016—1017 эв, т. е. 107—108 Бэе; следовательно, как уже говорилось выше, в первичном космическом излу- чении, достигающем атмосферы, должны присутствовать частицы, облада- ющие такой огромной энергией. Одно время думали, что такими частица- ми являются электроны, однако в настоящее время известно, что в первич- ном излучении имеется очень мало электронов. Наиболее вероятный механизм образования этих ливней следующий: протон первичного косми- ческого излучения, обладающий очень большой энергией, в каком-либо процессе ядерного взаимодействия в атмосфере порождает нейтральный л-мезон. Эта нестабильная частица, образовавшаяся на большой высоте, мгновенно распадается на два фотона, которые дают начало космическому электронно-фотонному ливню. Обычные узкие, или «локальные», ливни космических лучей, встреча- ющиеся более часто и наблюдаемые на уровне моря и даже ниже, требуют для своего образования значительно меньшую энергию, чем широкие ливни. Для образования таких ливней достаточна энергия порядка 108 или 109 эв. Такие ливни зарождаются в нижних слоях атмосферы от вторич- ных электронов, образующихся при распаде мезонов или при выбивании орбитальных электронов из атомов атмосферного кислорода или азота. Большая часть электронов и фотонов, входящих в состав мягкой компонен- ты космических лучей вблизи уровня моря, возникает в результате ливней, образующихся таким путем на средних высотах. Следует обратить внимание на сходство между изменением интен- сивности атмосферного космического излучения, главным образом интен- сивности мягкой компоненты, с уменьшением высоты (см. фиг. 116) и изменением интенсивности каскадного ливня в камере Вильсона (см. фиг. 117). В томи другом случае ионизация возрастает до максимума вследствие эффекта каскадного размножения и затем уменьшается в резуль- тате поглощения. Хотя такое сходство не является вполне строгим, так как многие ливни возникают в различных слоях атмосферы, тем не менее оно весьма показательно. Существует еще один тип ливней космических лучей, на котором вкратце следует остановиться. В 1937 г. Фассел (США) получил в камере Вильсона фотографию, на которой были видны группы треков частиц, проходящих через несколько свинцовых пластин без отклонения или размножения. С тех пор было получено много доказательств возникнове- ния групп частиц, состоящих из двух или более частиц, обладающих боль- шой проникающей способностью; такие группы были названы проникаю- щими ливнями1). Различают два вида проникающих ливней — узкие, или локальные, и широкие, в соответствии с тем, какую площадь они захваты- вают. Узкие проникающие ливни состоят, по-видимому, главным образом из мезонов, образующихся при столкновении нуклона большой энергии, х) Эти ливни подробно исследовались советскими учеными и получили название электронно-ядерных ливней.— Прим. ред.
590 Глава 18, Космические лучи и странные частицы нейтрона или протона с атомным ядром (§ 9 настоящей главы). Явления, связанные с широкими проникающими ливнями, носят очень сложный характер; по-видимому, эти ливни могут возникать несколькими различ- ными путями. Основными компонентами этих ливней являются мезоны и нуклоны (нейтроны или протоны), возникающие, вероятно, при ядерных реакциях, вызываемых частицами очень большой энергии. § 9. Другие явления, связанные с космическим излучением С атмосферными ливнями связано явление толчков ионизационного тока, обнаруженное впервые Хофманом в Германии в 1926 г. Толчком* называется мгновенное увеличение тока в ионизационной камере, реги- стрирующей интенсивность космического излучения. Общая энергия, выделяющаяся при большом толчке, порядка 102—103 Бэе, т. е. 1011— 1012 эв. Толчки могут объясняться несколькими различными причинами. Так, например, образование большого ливня в атмосфере над камерой, внутри стенок камеры или внутри окружающего камеру вещества вызо- вет внезапный ток ионизации, который будет зарегистрирован как толчок. Имеются данные, говорящие о том, что ионизационные толчки часто связаны с проникающими ливнями. В течение 1936 г. и даже раньше несколько экспериментаторов, занимающихся исследованием космических лучей, получили фотографии, в камере Вильсона, на которых были видны треки, исходящие из одной точки и образующие нечто вроде звезды. В следующем году такого рода звезды, образованные космическими лучами, были зарегистрированы в фото- графических эмульсияхБлау и Вамбахером в Австрии; метод фотоэмульсий оказался очень удобным для исследования этого явления. Нет сомнения в том, что звезды образуются благодаря ядерным расщеплениям, или взрывам, при которых испускается несколько частиц, обладающих боль- шой ионизующей способностью. В фотоэмульсии звезды образуются, по всей вероятности, при расщеплении ядер серебра или брома, так как в ней содержится большое количество бромистого серебра. Однако тот факт, что звезды наблюдаются также в камере Вильсона, свидетельствует о том, что они могут возникать и в воздухе в результате расщепления ядер атмосферного кислорода или азота. Имеются данные, на основании которых можно заключить, что части- цами, испускаемыми в процессе образования звезды, могут быть мезоны, протоны, а-частицы и даже более тяжелые ядра. Кроме того, можно пред- полагать, что при этих ядерных расщеплениях образуются нейтроны. Действительно, такие реакции являются важным источником нейтронов, присутствующих в космических лучах. Число лучей звезды, указывающее, сколько ионизующих частиц образовалось при расщеплении, обычно лежит в пределах от 2 до 101). В среднем число лучей звезды равно 3—4, причем оно несколько увеличивается с высотой ’вследствие роста средней энергии частиц, вызывающих расщепление. Частота возникновения звезд сильно возрастает с высотой; так, было установлено, что на высоте около 4,5 км над уровнем моря она увеличивается в 50 раз. Некоторая часть звезд образуется при захвате ядром медленных частиц, главным образом нейтронов, а также л-мезонов, однако они могут 1) Звезды, возникающие при взаимодействии относительно тяжелого ядра~ входящего в состав космических лучей, с ядром серебра или брома фотографической; эмульсии, иногда имеют до 50 лучей.
II. Явления., связанные с космическим излучением 59* также возникать и в результате взаимодействия с ядрами частиц очень большой энергии. В пользу этой точки зрения говорит факт, что частота образования звезд увеличивается с высотой быстрее, чем содержание ней- тронов и медленных л-мезонов. Часть таких звезд вызывается протонами, но многие образуются и нейтральными частицами, т. е. нейтронами или фотонами больших энергий. Одним из интересных примеров звезд, образованных космическими лучами, являются звезды, в которых один из лучей заканчивается утолще- нием, напоминающим головку молотка. Эти звезды были описаны Фран- цинетти и Пейном в Англии в 1948 г. Происхождение таких треков объяс- няется испусканием в звезде ядра Li8, которое является радиоактивным и испытывает p-распад с периодом полураспада меньше 1 сек. В результа- те образуется ядро Be8; это ядро, в свою очередь, чрезвычайно неустойчиво и мгновенно распадается на две а-частицы, которые разлетаются в проти- воположных направлениях под углом к следу Li8, образуя картину, напо- минающую молоток. В заключение упомянем о важном открытии, которое было сделано в 1948 г. Фрейером, Лофгреном, Неем, Оппенгеймером, Брадтом и Петер- сом в США. Во время полетов неуправляемых воздушных шаров с фото- графическими эмульсиями на высоте до 29 000 м были зарегистрированы треки тяжелых частиц с атомными номерами (ядерными зарядами) от 11 до 41. Впоследствии были обнаружены треки ядер гелия, лития, углерода, азота и кислорода, а также и других элементов с атомными номерами до 49. Представляется невероятным, чтобы такие ядра могли образоваться в результате вторичных процессов; поэтому следует думать, что они вхо- дят в состав первичного космического излучения. § 10. Природа космических лучей Благодаря большой сложности процессов, происходящих при прохо- ждении космических лучей через атмосферу Земли, трудно составить ясное представление о первичном космическом излучении. Та точка зре- ния, которую мы здесь изложим, может служить лишь рабочей гипотезой, объясняющей наиболее очевидные факты. Одно время считали, что космические лучи состоят из фотонов боль- шой энергии, длина волны которых короче длины волны у-лучей. Эта теория объясняла исключительную проникающую способность космичес- ких лучей, однако открытие широтного эффекта и восточно-западной асим- метрии показало, что первичные частицы обладают электрическим заря- дом. Затем предполагалось, что эти первичные частицы могут представ- лять собой позитроны. Однако, как мы уже говорили выше, в настоящее время общепринятой является та точка зрения, что они представляют собой главным образом протоны большой энергии. Из наблюдений, подоб- ных описанным в конце предыдущего параграфа, следует, что около 93% первичных частиц в космических лучах представляют собой протоны (ядра водорода), почти 6% — ядра гелия (а-частица), а остальное приходит- ся на ядра более тяжелых элементов. Это соотношение почти аналогично тому соотношению, в котором находятся между собой элементы в различ- ных частях вселенной, например на Солнце, во внешних частях многих звезд, в межзвездных газовых и пылевых облаках, и отличается лишь некоторым избытком тяжелых ядер. Если в первичном космическом из- лучении присутствуют электроны, то их число составляет, вероятно, менее 1% общего числа частиц, достигающих верхних слоев атмосферы.
592 Глава 18. Космические лучи и странные частицы Переходя теперь к рассмотрению основной компоненты первичных космических лучей — протонов, мы видим, что большинство их претерпе- вает взаимодействия с ядрами кислорода и азота в верхних слоях атмос- феры, вызывая ядерные расщепления. В каждом из таких столкновений образуется несколько л-мезонов, положительных, отрицательных и ней- тральных. При взаимодействии протонов с ядрами образуются также и более тяжелые мезоны (ЛГ-мезоны), но они большей частью распадаются через очень короткое время, также образуя л-мезоны, ц-мезоны и другие легкие частицы (§ 15 настоящей главы). Согласно экспериментальным данным, большинство мезонов зарождается на высотах, превышающих 16 000 ж, хотя заметная доля образуется также и в нижних слоях атмосфе- ры до 5000 м над уровнем моря в ядерных реакциях, вызываемых главным образом неионизующими частицами—нейтронами или фотонами высоких энергий, и в меньшей степени протонами и л-мезонами. Нейтроны также являются продуктом ядерных расщеплений. Кроме того, они возникают в результате реакций (типа/?, п), которые происходят при взаимодействии быстрых первичных протонов с ядрами азота и кислорода. Мезоны не могут принадлежать к составу первичного излучения, так как они являются нестабильными частицами. Среднее время жизни л-мезона равно 2 -10'8 сек, а ц-мезона — 2-10"6 сек. Поэтому мезон, зародив- шийся где-либо в глубинах космического пространства, не может дойти до Земли. То же самое можно сказать и относительно нейтронов, период полураспада которых составляет 12,8 мин. Впрочем, не исключено, что некоторая небольшая доля нейтронов, образующихся в различных про- цессах, происходящих на поверхности Солнца, может достигать земной атмосферы. Двигаясь через атмосферу по направлению к Земле, быстрые л-ме- зоны также участвуют в столкновениях с ядрами, и лишь очень немногие из них претерпевают л—ц-распад в согласии с теорией относительности, предсказывающей резкое увеличение времени жизни нестабильных частиц, движущихся со скоростями, близкими к скорости света. Те положи- тельные ц-мезоны, которые успевают вследствие ионизационных потерь замедлиться в атмосфере, распадаются подобно покоящимся частицам. Некоторые из отрицательных л-мезонов также превращаются в ц-мезоны, однако большая их часть захватывается атомными ядрами, в результате чего происходит расщепление последних с образованием звезд. Эти рас- щепления, подобно тем, которые вызываются протонами, нейтронами или фотонами, сопровождаются испусканием л-мезонов, протонов и нейтронов, а возможно и более тяжелых осколков подобных Li8, который считается ответственным за образование молоткообразных треков (§ 9 настоящей главы). Поток ц-мезонов, образовавшихся в результате л—ц-распада, создает на своем пути электроны благодаря двум основным процессам: 1) столк- новениям между ц-мезонами и орбитальными электронами, в результате которых последние могут приобретать значительную энергию; 2) распаду ц-мезонов с образованием электрона или позитрона. Фотоны, возникающие при распаде нейтральных л-мезонов, также образуют электронно-пози- тронные пары очень большой энергии. Электроны, главным образом те, которые образуются под действием фотонов, вызывают атмосферные ливни, и электроны и фотоны этих ливней составляют большую часть мягкой компоненты космических лучей. В нижних слоях атмосферы находится уже очень мало ц-мезонов. Они исчезают при распаде и не возмещаются при ядерных расщеплениях, как это имеет место на очень больших высо-
Фиг. 117. Каскадный ливень, возникаю- щий при прохождении космических лучей через камеру Вильсона со свинцовыми пластинами. Ф и г. 118. Зависимость числа ливней под свинцовой пластиной от ее толщины (кривая Росси).
Ф и г. 119. Фотография треков косми- ческих лучен в камере Вильсона, кото- рая привела к открытию мезона Андер- соном и Нед дерме пером. Ф и г. 120. Трек отрицательного л-мезона, полученный в фотографической эмульсии. Частица вошла справа п быпа захвачена ядром с образованием звезды (слева). На этой фотографии впервые зарегистрировано искусственное образование мезона.
II. Явления, связанные с космическим излучением 593 тах, так как вблизи поверхности земли нет частиц достаточно большой энергии. Однако небольшое число очень быстрых ц-мезонов достигает уровня моря и даже проникает на значительные глубины под землю. Эти р,-мезоны и образуют в основном жесткую компоненту космических лучей. Ввиду того что водород представляет собой наиболее распространен- ный элемент во вселенной, нетрудно поверить, что протоны являются основными первичными частицами космического излучения, даже несмо- тря на то, что их происхождение до некоторой степени загадочно. Во всяком случае еще не ясно, каким образом они приобретают такие боль- шие энергии, доходящие иногда до 1017 эв. Без сомнения, в явлениях, связанных с космическими лучами, некоторую роль играет Солнце, однако эта роль носит второстепенный характер. Было высказано предположение, что огромная энергия первичных космических частиц получается при слиянии протонов, в результате которого образуются более тяжелые элементы, или же при аннигиляции вещества, однако ни одна из этих гипо- тез не является удовлетворительной. Было предложено также несколько других гипотез, которые казались более правдоподобными; в них предпо- лагалось, что частицы космических лучей ускоряются в межгалактиче- ском пространстве магнитными или электрическими полями. Одна из таких теорий, высказанная в 1949 г. Ферми, обладает боль- шими достоинствами, хотя сам автор считал ее несовершенной. В 1943 г. шведский ученый Альфвен высказал идею, согласно которой в части Галактики, известной под названием Млечного Пути, куда относится и на- ша солнечная система, имеются блуждающие магнитные поля огромных размеров. Ферми предположил, что протоны, входящие в состав космиче- ского излучения, приобретают свою энергию в результате многократных повторяющихся встреч с этими магнитными полями; другими словами, частицы ускоряются не сразу, а постепенно, т. е. процесс ускорения состо- ит из множества ступеней. Таким путем протоны могут накопить значи- тельную, хотя и не обязательно одинаковую энергию, так как некоторые из них будут скорее выходить из области действия магнитных полей, чем другие. Теоретический расчет показывает, что для того, чтобы частицы могли приобретать энергию от магнитных полей Галактики, они должны попа- дать туда, уже имея некоторую минимальную энергию. В случае ядер с низким атомным номером, таких, как водород и гелий, эти минимальные значения энергии составляют от 0,2 до 1 Бэе, но в случае более тяжелых ядер, которые, без сомнения, присутствуют в первичных космических лучах, необходимая энергия (энергия инжекции) должна была бы составлять несколько сотен миллиардов электронвольт. Было высказано предполо- жение, что первоначальное образование частиц происходит в некоторых звездах, о которых известно, что они обладают сильными магнитными поля- ми, или при вспышках так называемых сверхновых звезд1)» 2) Интересно отметить, что согласно расчетам, проведенным недавно советскими физиками Гинзбургом и Сыроватским, при вспышках сверхновых звезд могут со- здаться условия, обеспечивающие преимущественное ускорение не легких, а тяже- лых ядер. Поскольку известно, что в космических лучах имеется значительный избы- ток тяжелых ядер, по сравнению с их естественной распространенностью, то вполне можно предположить, что зарождение космических лучей может происходить именно за счет ускорения тяжелых ядер. Легкие же ядра, в том числе и водород, образуются за счет расщепления тяжелых ядер в течение длительного блуждания их в межзвездной среде. Однако проблема происхождения космических лучей еще не получила окон- чательного разрешения.—Прим. ред. 38 с. Глесстон
594 Глава 18. Космические лучи и странные частицы Можно задать вопрос: что происходит с энергией падающего на зем- лю космического излучения? В конечном счете эта энергия обращается в тепло. Как мы видели выше, огромная энергия отдельных первичных частиц распределяется между многими поколениями вторичных частиц, которые в конце концов поглощаются веществом и энергия передается главным образом молекулам кислорода и азота в атмосфере в виде кине- тической энергии движения или, другими словами, в виде тепловой энер- гии. Общее количество создаваемого таким образом тепла можно вычис- лить на основании того факта, что на геомагнитных широтах больше 50° на 1 см2 верхнего слоя атмосферы падает в минуту в среднем около 20 час- тиц космического излучения* 1 2). Учитывая уменьшение интенсивности космических лучей при приближении к экватору, можно вычислить, что на всю поверхность Земли падает в минуту около 1020 частиц2). Если сред- няя энергия, приходящаяся на одну частицу, равна 1010 эв, то общая энергия приблизительно равна 1030 эв в минуту, что соответствует мощности меньше 106 кет. Эта энергия составляет лишь очень малую долю энергии, получаемой Землей от Солнца и примерно равна получаемой Землей све- товой энергии звезд. Следовательно, несмотря на огромную энергию отдельных частиц космического излучения, общая энергия космических лучей, падающих на Землю, крайне невелика. III. СТРАННЫЕ ЧАСТИЦЫ § 11. Историческое введение: легкие мезоны Краткие сведения о мезонах приведены в гл. 2. Однако здесь следует сказать о них более подробно, так как многие открытия в этой замеча- тельной области ядерной физики были сделаны в связи с исследованием космических лучей. Развитие ускорительной техники, позволившее уско- рять частицы настолько, что их энергии становятся близки по порядку величины к энергиям частиц космического излучения, дало возможность воспроизводить многие интересные явления в лабораторных условиях. В результате были получены некоторые сведения о возникновении мезо- нов и других новых частиц. После краткого исторического введения, в кото- ром будет рассказано, как были открыты эти новые частицы, мы опишем их основные физические свойства. До того, как было установлено существование мезонов (1937 г.), трудно было объяснить природу жесткой компоненты космических лучей. Преполагалось, что входящие в состав этой компоненты частицы могут представлять собой фотоны или электроны, однако это предположение было оставлено как неудовлетворительное. Открытие мезона позволило разре- шить эту задачу, так-как эта частица обладает всеми свойствами, необ- ходимыми для объяснения наблюдаемых фактов. Летом 1935 г. Андерсон и Неддермейер производили опыты с камерой Вильсона на горе Пайке Пик (штат Колорадо); исследуя полученные фото- графии, они обнаружили несколько треков, которые нельзя было припи- х) Среднее число частиц космического излучения всех видов, попадающего за 1 мин на 1 см2 земной поверхности на уровне моря, для широт более 50° равно 1. 2) Так как 1 г водорода содержит 6,02-1023 отдельных атомов, то общая масса покоя первичных частиц космического излучения, падающих на Землю в течение одной минуты (если предположить, что они являются протонами) меньше 0,001 г.
III. Странные частицы 595 сать ни протонам, ни электронам. Пример такого трека приведен на фиг: 119; это короткий, толстой, слегка искривленный трек, возникающий в свинцовой пластине, помещенной внутри камеры Вильсона1). По кривизне этого трека можно заключить, что частица имеет положительный заряд; Андерсон и Неддермейер пришли к выводу, что она должна быть легче, чем протон, но значительно тяжелее, чем электрон. Почти одновре- менно и независимо Стрит и Стивенсон получили в камере Вильсона фото- графию, на которой был виден трек частицы космического излучения, про- шедшей через 11 см свинца и, по-видимому, останавливающейся у стенки камеры. По удельной ионизации и по длине и кривизне трека можно было заключить, что он принадлежит отрицательной частице с массой 130 ттге, где те— масса электрона. На протяжении 1937 и 1938 гг. появились различные сообщения, подтверждающие наличие в космических лучах частиц, более легких, чем протон, но примерно в 200 раз более тяжелых, чем электрон; было найдено, что такие частицы несут положительный или отрицательный заряд. Андерсон и Неддермейер предложили назвать их мезотронами, от греческого «мезо», что означает «промежуточный», так как их масса лежит между массой протона и массой электрона. Однако общее распростране- ние получила сокращенная форма этого названия, предложенная индий- ским физиком Баба, а именно мезон2). Как уже говорилось в гл. 2, § 26, есть основания полагать, что опи- санный выше мезон не обладает свойствами частицы, существование кото- рой было постулировано Юкава (гл. 12, § 5) для объяснения ядерных сил. Юкава вычислил, что масса этой гипотетической частицы должна быть больше 200 те, однако до 1947 г. не имелось указаний на существование промежуточной частицы другого типа. В 1947 г. Пауэлл и Оккиалини сов- местно со своими сотрудниками (Англия) показали, что существует два вида мезонов с различными массами. При помощи фотографических пла- стинок с эмульсиями специального типа для регистрации космических лучей и ядерных явлений после экспозиции на больших высотах в Боли- вийских Андах были получены треки, указывающие на существование мезона с массой примерно 300 те, т. е. более тяжелого, чем известный ранее мезон. Интересно отметить, что этот более тяжелый мезон вблизи конца своей траектории в эмульсии спонтанно превращается в легкий мезон с массой примерно 200 те. Более тяжелый мезон был назван л(пи)- мезоном3), а открытый ранее более легкий мезон стали называть ц(мю)- мезоном. Превращение л-мезона в ц-мезон называется л—ц-распадом. Мезоны того и другого типа могут иметь как положительный, так и отри- цательный заряд. Было высказано предположение, что присутствующие в космических лучах мезоны образуются при взаимодействии первичного протона большой энергии с другим протоном, находящимся либо в свободном состоянии, либо, что более вероятно, входящим в состав атомного ядра. х) На фотографии космических лучей, полученной с помощью камеры Вильсона и опубликованной Кунце (Германия) в 1933 г., был виден трек мезона, но этот факт в то время не получил должной оценки. 2) Комиссия по космическим лучам при Международном союзе физиков на засе- дании в октябре 1947 г. одобрила термин «мезон». Ранее предлагались и другие назва- ния, а именно «тяжелый электрон», «баритрон» (от греческого «барис» — тяжелый) и «юкон» в честь Юкавы, который предсказал существование такой частицы (гл. 12, § 5). 3) Символ л (пи) был применен Латтесом, Оккиалини и Пауэллом, так как он является греческим эквивалентом буквы />, с которой начинается слово primary — пер- вичный. Пи-мезоны, очевидно, являются первичными мезонами. 38*
596 Глава 18, Космические лучи и странные частицы Если это так, то следует сделать вывод, что мезоны можно получать искус- ственно в лаборатории при помощи частиц, разогнанных до больших энергий в ускорителях. Согласно уравнению (3.16), энергия в миллионах электронвольт, эквивалентная массе в граммах, получается при умноже- нии последней на множитель 5,6-1026. Масса электрона равна 9,1-10’28 г (гл. 2, § 16), а масса л-мезона приблизительно в 300 раз больше этой величины. Следовательно, энергия, необходимая для создания л-мезона должна быть равна 300-9,1-10"28-5,6-1026=150 Мае. Эта энергия являет- ся минимальной, так как не учитывается тот факт, что некоторая доля энергии (и импульса) уносится различными нуклонами, которые могут присутствовать в процессе возникновения мезона (гл. 9, § 17). Если учесть энергию, которая неизбежно идет на другие процессы, то можно прийти к выводу, что мезоны будут возникать при бомбардировках атомных ядер частицами с энергией около 300 Мэв, Первое сообщение об искусственном получении мезонов было сдела- но в США в начале 1948 г. Гарднером и бразильским физиком Латтесом. Они направили пучок а-частиц с энергией 380 Мэв, полученный на синхро- циклотроне в Беркли (гл. 9, § 13), на мишень, природа которой не играет существенной роли. В большинстве опытов в качестве мишени исполь- зовался углерод, однако подобные же результаты были получены с мише- нями из бериллия, меди и урана. В том участке пространства, где ожида- лось появление мезонов, располагалась стопка фотографических пласти- нок, защищенных соответствующим образом от внешних излучений; после проявления было получено некоторое число треков, которые можно было с определенностью приписать л-мезонам. Первые обнаруженные таким образом л-мезоны имели отрицательный заряд, так как эксперименталь- ное устройство могло улавливать только отрицательные частицы (фиг. 120). В дальнейшем положение мишени было изменено так, что можно было регистировать положительные мезоны, которые отклонялись магнитным полем в направлении, противоположном направлению отклонения отри- цательных мезонов. Кроме л-мезонов, наблюдались также положительные ц-мезоны и некоторое число отрицательных ц-мезонов. Явление распада л-мезонов во время пролета не наблюдалось, вероятно вследствие мало- сти расстояний. Зарегистрированные ц-мезоны, по-видимому, возникали при распаде тех л-мезонов, которые тормозились в мишени и останавли- вались в ней. В космических лучах мезоны возникают, конечно, не от а-частиц, и поэтому для искусственного получения л-мезонов вовсе не обязательно пользоваться быстрыми а-частицами. В 1949 г. удалось получить л-мезо- ны при бомбардировке вещества пучками протонов или дейтронов, ускорен- ных в синхроциклотроне, а также с помощью нейтронов отдачи, образую- щихся под действием протонов с энергией 345 Мэв. Во всех этих случаях л-мезоны возникают в результате взаимодействия между нуклонами. Кро- ме того, Мак-Миллан и Петерсон сообщили, что л-мезоны можно получить при взаимодействии фотонов больших энергий с атомными ядрами. Интересно отметить, что это было первое открытие, сделанное с помощью электронного синхротрона в Лаборатории излучений в Беркли (гл. 9, §15). Ускоренные электроны с энергией 335Мэв падали на мишень, вызывая образование очень жестких рентгеновских лучей, которые создавали мезоны при прохождении через стопку фотографических пластинок или через блок вещества, помещенный вблизи этих пластинок. Большинство образующихся мезонов представляли собой отрицательные л-мезоны; наблюдалось также несколько случаев л—ц-распада.
III. Странные частицы 597 Хотя существование нейтрального мезона было постулировано Юка- вой в 1935 г., а его свойства были предсказаны другими физиками на осно- вании теоретических соображений, первое определенное доказательство существования такой частицы было получено в 1950 г. Бьорклундом, Крэнделлом, Мойером и Йорком в Лаборатории излучений Калифорний- ского университета. При бомбардировке мишеней из углерода, бериллия и других элементов протонами с энергией, превосходящей 175 Мэе, возни- кали фотоны, образующиеся, по-видимому, при спонтанном распаде ней- трального л-мезона на два фотона. Вскоре после этого Штейнбергер, Пановский и Штеллер получили убедительное доказательство существо- вания нейтральных л-мезонов, бомбардируя мишень из бериллия (или из других материалов) протонами больших энергий. Они пользовались сцинтилляционными счетчиками, расположенными соответствующим обра- зом по отношению к мишени, для регистрации совпадений между парами фотонов, образующихся одновременно при распаде нейтральныхл-мезонов. Наблюдаемая минимальная энергия на один фотон (около 70 Мэв) нахо- дилась в согласиии с ожидаемым значением энергии, выделяющейся при исчезновении частиц с массой 280 те, т. е. л-мезонов. Эти эксперименты показали, что положительные, отрицательные и нейтральные л-мезоны образуются одновременно при взаимодействии нуклонов больших энергий. § 12. Историческое введение: тяжелые мезоны и гипероны В 1944 г. Лепринс-Ринге и Ларетье (Франция) получили с помощью камеры Вильсона снимок, указывающий на существование в космических лучах частицы с массой примерно 1000 те. Тремя годами позднее Рочестер и Батлер в Манчестерском университете (Англия) наблюдали разветвлен- ный (7-образный) трек в камере Вильсона. Было показано, что одна ветвь соответствует заряженной частице с массой примерно 1000 те, а другая— вероятно л-мезону, который рождается при распаде этой частицы. Таким образом, наблюдавшееся явление представляет собой случай распада налету частицы с массой 1000 те с образованием л-мезона и по крайней мере еще одной нейтральной частицы (предположительно нейтрального л-мезона), которая не дает видимого трека в камере Вильсона. В соответ- ствии с формой видимых треков, тяжелую частицу сначала назвали заря- женной 7-частицей, однако это название не получило распространения, так как 7-образные треки образуются частицами различного типа. В нас- тоящее время эти явления принято называть 7-событиями. Кроме описанного 7-события, Рочестер и Батлер наблюдали 7-образ- ный трек, соответствующий распаду налету нейтральной частицы с мас- сой, лежащей между 700 и 1200 те, на два противоположно заряженных мезона. Первоначальная частица, будучи нейтральной, не дает видимого трека, а две ветви 7-образного трека соответствуют мезонам, образующим- ся при ее распаде. Таким образом, было доказано существование как заряженной, так и нейтральной частицы с массой около 1000 те. Нейтраль- ная частица первоначально была названа 7£, а заряженная — 7±; однако эти обозначения теперь не употребляются. После 1949 г. на основании изучения треков, полученных в камере Вильсона и фотографических эмульсиях, было доказано, что существует несколько различных типов мезонов, массы которых приблизительно оди- наковы и равны 1000 те, но которые распадаются различными путями. Эти мезоны называют в настоящее время К-мезонами (или А'-частицами). До 1953 г. все сведения о А-мезонах получались на основании исследова-
598 Глава 18. Космические лучи и странные частицы ний космических лучей. Впервые искусственным путем эти частицы уда- лось получить в 1953 г. сначала на Космотроне в Брукхейвене, а затем на Беватроне в Беркли. В одном из методов, использованных для этой цели, мишень из меди (или другого тяжелого элемента) бомбардировалась про- тонами с энергией 2 Бэе (или больше); в другом — пучок отрицательных л-мезонов с энергией 1,5 Бэе, получаемый при взаимодействии с веществом протонов больших энергий (§11 настоящей главы), пропускался через стопку фотографических эмульсий без подложки. Хотя ТТ-мезоны менее распространены, чем л-мезоны или ц-мезоны, все типы этих частиц, наблю- даемые в природе, т. е. в космических лучах, могут быть в настоящее вре- мя легко получены искусственным образом и исследованы в лаборатории. Когда Рочестер и Батлер сообщили о наблюдении в камере Вильсона описанных выше двух 7-событий, они описали также третье: нейтральная частица, названная ими 7J, с массой приблизительно 2000 те распадалась на две заряженные частицы, одна из которых, по-видимому, представляла собой протон, а другая — отрицательный л-мезон. Это наблюдение явилось первым доказательством существования частиц нового типа, называемых сейчас гиперонами1), с массой, большей массы нуклона. Кроме нейтрального гиперона, наблюдались также заряженные гипероны, обла- дающие несколько большей массой. Один из таких гиперонов называется каскадным гипероном; он представляет собой отрицательно заряженный гиперон, который распадается на более легкий нейтральный гиперон и отрицательный л-мезон. Нейтральный гиперон распадается за очень малый промежуток времени, чаще всего на протон и л-мезон. Пи-мезоны, если они не будут захвачены какими-либо ядрами, распадаются на ц-мезо- ны, которые в конце концов распадаются на конечные продукты — элек- троны и нейтрино (см. ниже). Вследствие такого последовательного распа- да эти гипероны и называются каскадными. При изучении треков, полученных в фотографической эмульсии, облученной космическими лучами на высоте 25 000 м, польские физики Даныш и Пниевский установили в 1953 г. существование еще одного типа странных частиц, названных гиперфрагментами. Подобные треки были затем получены и в лабораторных условиях, под действием отрицатель- ных л-мезонов большой энергии. Они образуются при взаимодействии последних с ядрами легких элементов, таких как водород, гелий, литий, бериллий, углерод и т. д., в которых нейтрон замещается нейтральным гипероном. Вследствие того, что различные мезоны и гипероны первоначально получали название несколько случайным образом, на одном из заседаний Международного Конгресса по космическим лучам, состоявшемся во Франции в 1953 г., была предложена система обозначений, которой мы будем здесь пользоваться2 * * *). За исключением гиперфрагментов, которые х) От греческой приставки «гипер», означающей «выше» или «сверх». 2) Согласно другой системе обозначений, теоретически более обоснованной, элек- троны, р,-мезоны и нейтрино называются лептонами (от греческой приставки «лепт» — малый или слабый), л-мезоны и If-мезоны называются мезонами, а нейтроны, протоны и гипероны — барионами (от греческого «барион» — тяжелый). Лептоны и барионы имеют спин 1/2, и относятся к разряду фермионов, подчиняющихся статистике Ферми— Дирака. Мезоны имеют спины, равные 0 или 1, и относятся к разряду бозонов, следую- щих статистике Бозе — Эйнштейна. Мезоны и барионы возникают в основном при «сильных взаимодействиях», характеризующихся большой энергией сталкивающихся частиц и очень коротким временем протекания процесса (10“22—10'23 сек), в то время как лептоны возникают при «слабых взаимодействиях», которые представляют собой спонтанные распады мезонов, гиперонов, нейтронов и радиоактивных ядер и протекают за более длительные промежутки времени (10'6 * * * * *—10“12 сек).
III. Странные частицы 599 представляют собой ядра особого рода, различают (по массам) следующие три группы частиц, обозначаемые, соответственно L, К, и У: Е (легкие мезоны)—масса имеет промежуточное значение меж- ду массой электрона и л-мезона (от 1 до 273 те). К (тяжелые мезоны) — масса имеет промежуточное значение между массой л-мезона и протона (от 273 до 1836 те). У (гипероны) — масса имеет промежуточное значение между массой протона и дейтрона (от 1836 до 3670 те). Частицы, попадающие в группу L, обозначаются буквами лиц; частицы группы К — буквами т, 6, х и частицы группы У — буквами Л, S, S. Буквы V (обозначающая 7-образный трек) и 8 (обозначающая частицу, затормозившуюся в пластинке, помещенной внутри камеры Вильсона) употребляются для обозначения 7-события и 5-события соответственно. Некоторые из частиц, которые раньше описывались как 7-частицы и 5-час- тицы, представляют собой в действительности 7^-мезоны. § 13. Экспериментальные методы Для определения масс, времен жизни, характера взаимодействия и других свойств частиц, как присутствующих в космических лучах, так и получаемых на ускорителях, пользуются: пузырьковыми камерами, наполненными водородом, пропаном, фреоном, ксеноном и другими жид- костями; черенковскими счетчиками, принцип действия которых основан на открытии советскими физиками Вавиловым и Черенковым светового излучения, возникающего при прохождении быстрых заряженных частиц через вещество; сцинтилляционными и другими счетчиками заряженных частиц; камерами Вильсона; диффузионными камерами; фотографическими эмульсиями, предпочтительно в виде слоев без подложки. Камеру Вильсона (или пузырьковую камеру), помещенную в магнит- ное поле, можно использовать для определения массы частицы, если ее скорость не превосходит 80% скорости света. По числу капелек (или пузырь- ков) на единицу длины трека можно определить скорость ионизующей частицы. На основании этих данных и зная импульс частицы, который можно определить по кривизне ее трека в магнитном поле, можно вычислить массу частицы. Изучая треки частиц в фотографических эмульсиях, можно определить массу частицы по числу видимых зерен на единицу длины трека, по пробегу частицы и по отклонению ее траектории вследствие кулоновского рассеяния (гл. 6, § 15). Важным и характерным свойством нестабильных частиц, которые мы здесь рассматриваем, является их среднее время жизни, называемое обыч- но для краткости временем жизни. Эта величина определяется аналогично тому, как определяется среднее время жизни радиоактивного изотопа (гл. 5, § 10). Если Nq — число мезонов или других частиц, присутствую- щих в некоторый момент времени, который произвольно принимается за нулевой, a Nt — число этих частиц через время tt то, как и в уравне- нии (5.3), где % — постоянная распада мезона. Время жизни х обратно пропорцио- нально постоянной распада, и, таким образом, 2Vf = 2Voe-^,
600 Глава 18. Космические лучи и странные частицы ИЛИ = (18.1) Следовательно, если можно измерить отношение чисел мезонов, имеющих- ся в два различные момента времени, то легко можно вычислить время жизни т. Поскольку скорости мезонов, особенно в космических лучах, иногда очень высоки, следует учитывать релятивистский эффект, который приводит к кажущемуся возрастанию времени жизни с увеличением ско- рости (обратно пропорционально 1—у2/е2). Времена жизни мезонов и гиперонов обычно измеряются при малых скоростях; полученные значе- ния называют временами жизни в состоянии «покоя». Когда скорость частицы приближается к скорости света, ее время жизни и масса больше, чем соответствующие величины в состоянии «покоя». Хотя определение времени жизни нестабильной частицы, основанное на уравнении (18.1), в принципе просто, однако экспериментальные методы по ряду причин очень сложны. Во-первых, эти времена жизни очень малы; их максимальная величина измеряется всего лишь миллион- ными долями секунды, а для некоторых частиц время жизни оказывается меньше 10"14 сек. Кроме того, «пучки» таких частиц, как возникающие в природе, так и получаемые в лабораторных условиях, всегда содержат много различных частиц, и необходимо иметь уверенность, что измерения относятся только к заданному роду частиц. Число мезонов обычно мало, вследствие чего статистические ошибки при счете их относительно велики. Наконец, измерения должны производиться с частицами малой скорости, т. е. с «заторможенными» частицами, чтобы избежать релятивистского эффекта. Поправку на последний можно ввести, если известна скорость частицы, однако это вносит добавочное осложнение. Все эти трудности можно в основном преодолеть, и, таким образом, времена жизни, по край- ней мере большие, можно измерить с достаточной точностью. Частицы замедляются при прохождении через так называемые «поглотители», а точное определение коротких промежутков времени достигается с помощью специальных электронных схем. Для определения времени жизни приме- няются схемы совпадений и антисовпадений, позволяющие выделять процессы распада частиц определенного типа. § 14. Свойства L-мезопов Основные характеристики пяти известных Л-мезонов, а именно поло- жительных, отрицательных и нейтральных л-мезонов (пионов) и положи- тельных и отрицательных ц-мезонов (мюонов) даны в таблице. В схемах распада символом v обозначается нейтрино, v—антинейтрино, а е+ и е~ — положительный и отрицательный электроны соответственно. Так как ней- трино и электроны имеют спины 1/2, то во всех приведенных схемах распада имеет место сохранение спина. Медленные положительные пионы не вза- имодействуют в сколько-нибудь значительной степени с ядрами и почти всегда распадаются на положительный мюон и нейтрино со средним вре- менем жизни 2,5-10‘8 сек. С другой стороны, медленные отрицательные пионы часто захватываются на мезонные орбиты атомов (гл. 4, § 16). Через очень короткое время большинство из них поглощается ядром, в результате чего последнее распадается, о чем свидетельствует образова- ние звезд в камерах Вильсона, пузырьковых камерах и фотографической
III. Странные частицы 601 ХАРАКТЕРИСТИКИ L-ME3OHOB* Название частицы Сим- вол Масса, те Время жизни, сек Спин Схема распада Положительный л-мезон . . л+ 273,2 2,6-Ю-з 0 Отрицательный л-мезон .... Л~ 273,2 2,6-10-8 0 Нейтральный л-мезон л° 264,2 —4-Ю-16 0 2у (или е+ е“4" у)' Положительный р,-мезон .... р-+ 206,7 2,2-10-6 1/2 e+ + v + v Отрицательный р,-мезон .... И" 206,7 2,2-10-в 1/2 * Приведенные в этой и других таблицах значения изменены в согласии с новыми дан- ными. —Прим. ред. эмульсии (см. фиг. 120). Эти звезды обычно имеют один, два или три луча; иногда число лучей больше, однако звезды с шестью или более лучами встречаются относительно редко. Продуктами расщепления являются главным образом а-частицы, протоны и нейтроны. В некоторых случаях (примерно 25%) захват отрицательного пиона не дает видимого эффекта г и, по-видимому, имеет место следующий процесс: л" + р+ (в ядре) —> п + энергия. При таком процессе освобождающаяся энергия вызывает испускание из ядра одного или нескольких нейтронов, которые не оставляют видимых следов в камере или эмульсии1). Отрицательные пионы, которые не захва- тываются ядрами, распадаются так же, как и положительные пионы и приблизительно с таким же временем жизни. Если отрицательный пион захватывается свободным протоном, т. е. протоном, не являющимся частью более сложного ядра, то для того, чтобы выполнялось условие сохранения импульса, должны образоваться две- частицы. Были зарегистрированы две реакции, а именно: Л —{- р —> 72 4“ у И л" + р+ —» п 4- л° —» п 4- 2у. Продуктами первой реакции являются нейтрон и фотон; во второй реак- ции сначала образуются нейтрон и нейтральный пион, но последний затем быстро распадается на два фотона. Поскольку фотон имеет спин, равный единице, можно видеть, что в обоих случаях имеет место сохранение спина. Интересно отметить, что дейтрон ведет себя как нечто среднее между свободным протоном, с одной стороны, и более сложными х) До того, как эти явления были хорошо изучены, отрицательные пионы, образу- ющие при захвате звёзды, называли о-мезонами, так как греческая буква о эквивалент- на букве s, с которой начинается слово star (звезда). Мезоны, которые останавливались в эмульсии, не испытывая на своем пути какого-либо взаимодействия, называли р-мезо- нами (греческое р эквивалентно букве г, с которой начинается слово rest — покой); большинство отрицательных мюонов, так же как отрицательные пионы, захватываются ядрами.
602 Глава 18. Космические лучи и странные частицы ядрами, с другой стороны. Основная реакция дейтрона, как и более тяже- лых ядер, с отрицательными пионами имеет вид л" + d+ —» п + п + энергия, однако иногда наблюдается также возникновение у-излучения: л" + d* —-> п + п + у. Как показывают экспериментальные данные, при взаимодействии л-мезо- нов с дейтронами нейтрального мезона не образуется. Медленные положительные ц-мезоны, подобно медленным положи- тельным пионам, обычно распадаются, не взаимодействуя с ядрами; про- дуктами распада являются позитрон и два нейтрино; среднее время жизни равно 2,2-10-6 сек. Хотя медленные отрицательные мюоны часто захваты- ваются на атомные орбиты, образуя ц-мезоатомы, вероятность их захвата ядром много меньше, чем вероятность захвата отрицательных л-мезонов в подобных условиях. Как мы видели выше, это объясняется тем, что взаимодействие между мюонами и атомными ядрами относительно слабое. В случае ядер, атомные номера которых меньше 12, отрицательные мюоны обычно не испытывают захвата; они распадаются подобно положительным мюонам на отрицательный электрон и два нейтрино со временем жизни 2,2-10’6 сек. В случае ядер с большим атомным номером вероятность захва- та отрицательного мюона возрастает, и при атомном номере, превышаю- щем 12, большинство мюонов, захваченных на орбиту, поглощается ядрами. Окончательным результатом поглощения является превращение протона в нейтрон и нейтрино: (в ядре)—>n + v. Нейтрон может выйти из ядра, однако это событие нельзя увидеть ни в камере Вильсона (или пузырьковой камере), ни в фотографической эмульсии. Таким образом, мюоны не образуют звезд. Нейтральные пионы имеют чрезвычайно короткое время жизни, не более 4-10’16 сек. Основной процесс распада заключается в образовании двух фотонов, однако некоторые нейтральные пионы, распадаясь, образуют электронно-позитронную пару и один фотон. Нет данных для того, чтобы предполагать, что в каком-либо из этих случаев промежуточной стадией является нейтральный мюон. На основании теоретических соображений следует считать, что такая частица не существует. Пионы могут возникать при самых разнообразных процессах взаимо- действия нуклонов между собою и с атомными ядрами при условии, что кинетическая энергия взаимодействующих частиц достаточно велика. Это хорошо согласуется с той точкой зрения (см. примечание 1 на стр. 375), согласно которой нуклон следует рассматривать как некоторую сложную структуру, включающую виртуальные л-мезоны, которые могут освобо- ждаться при столкновениях между частицами. Как уже говорилось, в лаборатории л-мезоны — положительные, отрицательные и нейтраль- ные — могут создаваться путем бомбардировки различных материалов протонами, а-частицами, нейтронами и фотонами больших энергий. Подоб- ным же образом л-мезоны в космических лучах могут возникать в резуль- тате взаимодействия первичных протонов с протонами и нейтронами раз- личных ядер. Пи-мезоны часто испускаются при ядерных расщеплениях, имеющих вид звезд, под действием частиц больших энергий. С другой стороны, ц-мезоны никогда не наблюдались как продукты реакций между нуклонами, а лишь как продукты распада л- или Я-мезонов.
III. Странные частицы 603 § 15. Свойства К-мезонов Вследствие сложности экспериментальных данных, относящихся к ЙГ-частицам, представления о природе и основных свойствах этих частиц первоначально были очень запутанными. Однако после развития новых теоретических представлений в этом вопросе была достигнута необходи- мая ясность. Оказалось, что существует четыре типа таких мезонов: один положительный (ЙГ+), один отрицательный (К~) и два нейтральных (К° и К°). Заряженные йГ-мезоны имеют массу 966,9 те, а нейтральные несколько тяжелее (974,7 те). Каждый заряженный йГ-мезон может распадаться различными/ путями, причем среднее время жизни оди- наково для йГ+-мезонов и йГ“-мезонов и составляет примерно 1,2 -10"8 сек. Нейтральный Й^-мезон имеет много меньшее время жизни, около 10“10 сек, и может, по-видимому, распадаться только двумя способами, причем в каждом случае образуются только две частицы. С другой сторо- ны, йГ°-мезон может распадаться шестью путями, образуя в каждом слу- чае три более легкие частицы; его время жизни близко к времени жизни заряженных мезонов и равно 6-10-8 сек. Характеристики йГ-мезонов даны в таблице. Символ распада иногда употребляется для указания характера распада. Индексы л, ц и е указы- вают, какая заряженная частица образуется, а цифра дает общее число частиц, получающихся в процессе распада. Греческие буквы в последнем столбце представляют собой обозначения, применявшиеся ранее по мере развития исследований йГ-мезонов. При открытии новых частиц, когда их природа еще не была ясна, они обозначались буквами т, х, 6 и т. д. Следует отметить, что все типы распада находятся в соответствии с предположени- ем, что йГ-мезоны имеют спин, равный нулю. Представляется вероятным, что после замедления йГ"-мезоны захва- тываются на атомные орбиты, подобно л-мезонам, так что йГ-мезоатомы впол- не могут существовать. Такие частицы будут находиться даже ближе к ядру, чем л-мезоны. Захват ЙС"-мезонов приводит к ядерным расщепле- ниям, при которых часто образуются гипероны и гиперфрагменты. При захвате йГ"-мезона протоном образуется положительный гиперон 2 + и отри- цательный л-мезон: ЙГ р+ —-> л -}-2+. Затем гиперон и пион вступают в другие реакции1). Так как ЙС-мезоны образуются при бомбардировке ядер протонами или отрицательными пионами больших энергий, а также часто испускают- ся при ядерных расщеплениях (звездах), можно предположить, что они подобно л-мезонам являются непосредственными продуктами нуклон- нуклонных взаимодействий. Поэтому естественно считать, что йГ-мезоны имеют какую-то связь с внутриядерными силами. Если это так, то эффек- тивный радиус действия таких сил должен быть меньше, чем при предпо- ложении, что за внутриядерные силы ответственны л-мезоны. г) Эти процессы можно видеть нафиг. 37, где дана фотография, полученная с помо- щью водородной пузырьковой камеры. 7Г~-мезон входит сверху, несколько правее сере- дины; он движется вниз, слегка отклоняясь вправо, и сталкивается с протоном, не взаи- модействуя с ним. Протон рассеивается вправо, а 1Г“-мезон — влево. Пройдя неболь- шое расстояние, рассеянный К "-мезон останавливается и захватывается протоном, образуя 2+-гпперон и л"-мезон. Отрицательный л-мезон идет в направлении диагонали вниз налево, тогда как 2+-гиперон проходит небольшое расстояние по диагонали вверх вправо. Затем 2+-гиперон распадается, превращаясь в нейтрон, который не оставляет трека и в л+-мезон, который движется вверх влево, образуя таким образом 7-событие.
604 Глава 18. Космические лучи и странные частицы ХАРАКТЕРИСТИКИ К-МЕЗОНОВ* Название частицы Масса, Время жизни, сек Схема распада Относи- тельная частота распада данного типа, % Символ распада Тип распада (прежнее обозначение) 7£+-мезон 966,9 1,2-10-8 H'++v -58 — Л+4“Л° -27 ^Л2 6+ (Г) л+ 4- л+-)-л- -5 Кп3 т+ л+-(- л04-л° -2 Клз т' + р+ + л°+V ~3 х+ зт°—|- v -3 Ке3 — К "-мезон 966,9 1,2.10'8 (X--I-V -65 — л--]- л° -30 Кп2 о-(%> л л 4- л+ Кя3 Т" Л~-}-Л0 + л0 Кя3 р"+л04- V X е"-|-л°4-^ Кё3 — ZJ-мезон 974,5 ~1 -10“10 л+-|-л~ -75 0° л°4-л° -25 — Zg-мезон 974,5 6,1.10'8 е+4г л~-|- v +v со со 7 7 } К°е3 — Р+4-л"4- v Р"4-л+4- v I I со со } к^3 — л"4-л++ л° -10 Кя3 — л°4-л°4-л° -2 — * В таблице добавлен столбец 5, Physik, 8, 42 (1960).—Прим. ред. данные для которого взяты из журнала Fortschritte der § 16. Свойства гиперонов До сих пор с определенностью установлено существование пяти различных гиперонов, хотя в ходе продолжающихся исследований могут быть открыты и другие гипероны. Одним из этих пяти гиперонов являет- ся первоначальная ^-частица (§ 12 настоящей главы), называемая теперь Ло-гипероном. Другими гиперонами являются каскадная частица, обозна- чаемая символом S“, и гипероны, обозначаемые 2 + , 2° и 2". Основные характеристики гиперонов даны в таблице. Подобно нейтрону и протону, гипероны имеют спин г/2. Согласно теории, которая оказалась в высшей степени успешной как при сопоставлении известных типов мезонов и гипе- ронов, так и при предсказании других, должны существовать три другие 2-частицы, являющиеся античастицами (гл. 2, § 20) по отношению к тем, которые приведены в таблице. Кроме того, должна существовать нейтраль-
III. Странные частицы 605 ная 3°-частица, а также две анти-S-частицы, одна положительная и одна нейтральная1). ХАРАКТЕРИСТИКИ ГИПЕРОНОВ* Название частицы Символ Масса, те Время жизни, сек Схема распада Относитель- ная частота разных типов распада, % Ламбда А0 2183,6 2,5-10-ю 63 п-)-Л0 37 Сигма-плюс 2+ 2328,7 0,8-10~10 р4~л° 49 п-|-л+ 51 Сигма-минус 2" 2342,2 1,6-10-ю п-\- лГ Сигма-нуль 2° 2333,4 теоретически А°4-у — Ю-10 Кси-нуль S0 2566,6 -Ю'10 А° + л° Кси-минус (каскадный гиперон) 2582,4 1,9-10'10 А°4-л- * В таблице добавлен столбец 6, данные для которого взяты из журнала Fortschritte der Physik, 8, 42 (1960). Приведены также данные для кси-нуль-гиперона.— Прим. ред. Гипероны образуются при взаимодействии К- или л-мезонов, а так- же нуклонов с нуклонами. Они наблюдались как в космических лучах, так и в лаборатории (в пузырьковой камере, содержащей жидкий водород или соединения водорода) под действием отрицательных л-мезонов боль- шой энергии. Они также испускаются в звездах, сопровождающих захват А-мезонов. Можно предположить, что гиперон образуется из участвовав- шего во взаимодействии нуклона, и рассматривать первый как возбужден- ный нуклон, который распадается, испуская пион (или два пиона), подоб- но тому как возбужденный атом испускает фотон. § 17. Странность Экспериментальные данные убедительно показывают, что образова- ние гиперона, как правило, сопровождается возникновением другой части- цы, обычно А-мезона, и наоборот; такое явление называется совместным рождением. Например, отрицательный л-мезон и протон дают по меньшей мере две пары продуктов: 2’ + А+ л' + р--- А° + А°. Считают, что в явлении совместного рождения, идея о существовании которого принадлежит Пайсу (1952 г., США), проявляется нечто вроде принципа сохранения, хотя, что именно сохраняется, не совсем ясно. *) В настоящее время существование Е°-гиперона доказано. Должны существо- вать по крайней мере шесть других гиперонов, являющихся античастицами уже известных. Они обозначаются как A0, S+, 2", S°, S°, S'. Совсем недавно были обна- ружены в Беркли (США) анти-сигма-нуль-гиперон и анти-ламбда-нуль-гиперон и в Дубне (СССР) анти-сигма-минус-гиперон. Оба открытия были сделаны с помощью пузырьковых камер.— Прим. ред.
606 Глава 18. Космические лучи и странные частицы В результате теоретических исследований, произведенных независимо в 1953 г. Гелл-Манном в США и Нисидзима в Японии, было введено новое квантовое число, называемое «странностью». Каждой частице (мезону, нуклону, гиперону) и античастице припи- сывается определенная величина, характеризующая, наряду с обычными квантовыми числами, поведение частицы в процессе взаимодействия. Зна- чения этой новой квантовой величины — «странности» — приведены в таблице1). Стран- ность S Частицы +2 га! га| о —1 7Г, К0, Л°, 2+, 2°, 2' 0 п, р, п, р, л°, л" —1 К~, К°, Л®, 2+, 2°, 2" 2 g- Е® В рамках настоящей книги не представляется возможным в достаточ- ной мере строго объяснить, почему той или другой частице приписывается вполне определенное значение этого нового квантового числа. Однако, как видно из таблицы, оно в какой-то мере соответствует нашему пред- ставлению о том, что ни протон, ни нейтрон, ни л-мезоны не являются насто- ящими странными частицами (5=0). При так называемых «сильных» взаимодействиях, происходящих очень быстро (примерно за 10“22 сек) и требующих затраты больших количеств энергии, странность сохраняется. Это имеет место, например, в случае двух реакций (л'+р+), приведенных выше: значение страннности равно нулю и для вступающих в реакцию частиц и для продуктов реакции. Если бы не происходило совместное рождение, то странность не могла бы сохраняться. При «слабых» взаимо- действиях (распадах) с временами жизни порядка 10“10 сек или больше, например при распаде 7Г-мезона или гиперона, странность не сохраняется, во всех известных до сих пор случаях она изменяется на +1 или на —1. Теоретические представления, основанные на понятии странности, согласуются с экспериментом. Они оказываются также полезными при интерпретации явлений, вызываемых в камере Вильсона (или пузырь- ковой камере) и фотографической эмульсии космическими лучами и мезо- нами, получаемыми в лаборатории. Однако все еще не представляется возможным приписать странности какой-либо очевидный физический смысл. Может оказаться, что этому понятию соответствует какое-то важ- ное, но еще неизвестное свойство частиц материи. § 18. Гиперфрагменты Данные о существовании гиперфрагментов (§ 12 настоящей главы) были получены главным образом путем исследования звезд, образующих- ся при взаимодействии отрицательных мезонов или гиперонов в фотогра- *) Заметим, что упоминавшиеся выше К* и 7Г”-мезоны являются частицей и анти- частицей, а К^ и — смесь К® и 7Г0.— Прим. ред.
III. Странные частицы 607 фических эмульсиях. Среди обнаруженных таким путем гиперфрагментов упомянем следующие: Н2*, Н3*, Н4*, Не4*, Не5*, Li6*, Li8*, Be7*, Be8*, Be9* и С11*. Индексами указаны целые числа, наиболее близкие к действи- тельной массе, а звездочки употребляются для обозначения гиперфраг- мента. В каждом случае гиперон (обычно Л°-частица) связан с атомным ядром. Энергия связи порядка миллиона электронвольт; она меньше, чем в случае нейтрона или протона, и поэтому гиперфрагменты неустойчивы. Их среднее время жизни порядка 10-10—10-12 сек 4). Гиперфрагменты могут распадаться двумя различными путями. Пер- вый, называемый мезонным распадом, заключается в испускании отрица- тельного л-мезона, а иногда также и нуклона; так, одним из видов распада Не5* является следующий: Не5* —> Не4 + р* + л~, где р+ и эквивалентны слабо связанной Л°-частице. Если атомный номер (или заряд ядра) гиперфрагмента больше 2, то преимущественно происхо- дит безмезонный распад. В этом случае может произойти испускание гиперона совместно с нуклоном или расщепление гиперфрагмента на более легкие ядра и нейтрон. § 19. Мезоны и понятие четности Одна из наиболее интересных проблем в теории ядра связана с рас- падом 7Г-мезонов. Тот факт, что каждый 7Г-мезон распадается несколькими различными путями, представляет большой интерес, но не является совер- шенно необъяснимым. Такое поведение 7Г-мезона мало отличается от поведения некоторых радиоактивных ядер^, о которых известно, что они могут распадаться двумя различными путями: путем испускания а- п Р-частиц (гл. 5, § 14) или путем испускания положительных и отрица- тельных р-частиц (гл. 10, § 17). Однако при распаде 7Г-мезонов играет роль другой фактор, который, по-видимому, противоречит некоторым основным идеям ядерной физики. Чтобы разъяснить этот вопрос, необходимо обратиться к одному из понятий квантовой механики, известному под названием четности. Хотя четность является фундаментальным свойством частицы в квантовой механике, она не имеет аналога в обычной механике, и поэтому невозмож- но выразить ее значение в обычных физических терминах. Согласно кван- товой механике, каждая частица обладает характерным свойством, назы- ваемым волновой функцией частицы, которая определяет ее положение в пространстве. Квадрат волновой функции представляет собой вероят- ность нахождения частицы в данной точке2). Следующим шагом в развитии принципа четности является следую- щее, по-видимому, разумное допущение: физическое описание состояния частицы (или системы частиц) зависит от квадрата волновой функции и не зависит от того, какая система координат (правая или левая) применяется для волновой функции. Это означает, что если вместо координат х, у, z подставить —х, —у, —z, т. е. путем ряда отражений перейти от правой i) Время жизни гиперфрагмента определяется в основном временем жизни Л°-частицы в связанном состоянии, однако оно мало отличается от обычного времени жизни А°-частицы, составляющего примерно 10'10 сек.— Прим. ред. 2) Это, строго говоря, верно только в том случае, когда волновая функция не содержит мнимых членов; однако общая аргументация остается справедливой даже и в том случае, когда такие члены имеются.
608 Глава 18. Космические лучи и странные частицы системы координат к левой, то волновая функция или останется той же самой, или только изменит свой знак. В любом случае квадрат волновой функции останется неизменным. В том случае, когда волновая функция не изменяется при отражении координат, говорят, что частица (или система частиц), находится в чет- ном состоянии (имеет положительную четность), если же она меняет знак, то говорят, что частица находится в нечетном состоянии (имеет отрица- тельную четность). Согласно квантовой механике, в любой изолированной (замкнутой) системе, т. е. в такой системе, в которую частицы не входят и из которой не выходят, четность должна сохраняться. Другими словами, четность не должна изменяться, когда между частицами такой системы происходит перераспределение (или реакция). Если начальное состояние имеет положительную четность, то конечное, состояние также должно иметь положительную четность; если начальное состояние имеет отрица- тельную четность, то такую же четность должно иметь и конечное со- стояние. До открытия 7Г-мезонов, т. е. до начала 1950 г., все данные, получен- ные при исследовании ядерных реакций, указывали на то, что четность действительно сохраняется. Поэтому закон сохранения четности рассма- тривался как основной и нерушимый принцип. Однако сравнение распада т+-мезонов, которые распадаются на три пиона, и распада 6+-мезонов, при котором образуется два пиона, как можно видеть из таблицы на стр. 604, показывает, что четность не может сохраняться в обоих •случаях. Четность л-мезона отрицательна, а следовательно, общая чет- ность трех мезонов, которую можно рассматривать как произведение отдельных четностей, также отрицательна. Это означает, что т+-мезон должен иметь отрицательную четность. С другой стороны, 0+-мезон должен иметь положительную четность, так как в результате его распада образует- ся два пиона, каждый из которых имеет отрицательную четность. Но т+- и 6+-мезоны идентичны по массам и временам жизни, и поэтому пред- ставляется невозможным, чтобы один из них имел отрицательную чет- ность, а другой — положительную. Решение этой проблемы было предложено в конце 1956 г. Ли и Янгом (США). Они предположили, что закон сохранения четности применим только к «сильным» взаимодействиям, но не обязательно имеет место при «слабых» взаимодействиях. Несоблюдение принципа четности должно означать, что основной постулат, согласно которому описание частицы не зависит от того, применяется ли правая или левая система отсчета, не всегда справедлив. Чтобы проверить эту возможность, Ли и Янг пред- ложили произвести несколько экспериментов, в том числе эксперимент с кобальтом-60, спины ядер которого ориентированы вдоль магнитного поля (гл. 7, § 11). В результате этого эксперимента было найдено, что Р-частицы испускаются главным образом в одном направлении; это под- тверждает ту точку зрения, что в процессе распада действительно имеется различие между правой и левой системами отсчета.Если бы принцип сохранения четности был справедлив, то р-частицы испускались бы в оди- наковом количестве в направлении, совпадающем со спином ориентиро- ванных ядер кобальта-60, и в противоположном направлении. Еще в 1929 г. Вейль показал, что для незаряженной частицы с нуле- вой массой выведенные Дираком уравнения квантовой электродинамики (гл. 12, § 5) имеют два возможных решения, соответствующих противо- положным спинам для данного направления движения. Однако двумя или тремя годами позднее эти решения были отвергнуты Паули (гл. 4,
III. Странные частицы 609 Фиг. 121. Поступательное движение и вращение частицы и ее зеркального отра- жения. Зеркало § 13 и гл. 7, § 8), как нарушающие принцип четности. В начале 1957 г., вскоре после сообщения о замечательных результатах, полученных в экспе- рименте с |3-распадом кобальта-60, Ли и Янг в США, Ландау в СССР и Салам в Англии независимо пересмотрели работу Вейля. Было показано, что если массу нейтрино (или антинейтрино) принять равной нулю1), то это неизбежно приведет к нарушению основного постулата о сохранении четности. Рассмотрим частицу, движущуюся поступательно и в то же время вращающуюся по часовой стрелке, подобно тому как происходит право- винтовое вращение. Вообразим, что эта частица отражается в зеркале. Хотя отраженная частица движется в том же направлении, однако она будет вращаться в направлении против часовой стрелки, подобно лево- винтовому вращению (фиг. 121). Если соблюдается закон сохране- ния четности, то, согласно приня- тому выше допущению, частица и ее зеркальное изображение должны быть физически идентичны. (В слу- чае, изображенном на фиг. 121, четность будет отрицательной, так как координаты спина при отра- жении изменяют знак.) Однако согласно новой теории нейтрино, которая подтверждается экспери- ментальными данными, получен- ными за последнее время, одна из частиц (правовинтовое вращение) соответствует нейтрино, а другая (левовинтовое вращение) — антинейтрино. Если эти две частицы раз- личны, что, по-видимому, имеет место (гл. 7, § И), то основное допу- щение о сохранении четности должно быть неправильным. Следовательно, в процессах с участием нейтрино (или антинейтрино), таких, как (3-рас- пад и распад заряженных л- и ц-мезонов, в которых мы имеем дело со слабыми взаимодействиями, четность не может сохраняться2). В 1957 г. были получены экспериментальные доказательства несо- хранения четности при распаде ц-мезонов (Ледерер, Гарвин и Вейнрих, Колумбийский университет) и при распаде ц- и л-мезонов (Телегди и Фридман, Чикагский университет). В первой работе пульсирующий поток л-мезонов создавался при бомбардировке мишени протонами больших энергий, получаемыми от циклотрона. Пионы распадаются на лету и образуются мюоны и антинейтрино. Так как л-мезон имеет спин, равный нулю, а каждая получающаяся в результате распада частица имеет спин, равный то представляется вероятным, что все ц-мезоны должны иметь спины, ориентированные в одном и том же направлении, так как антинейтрино имеет строго определенную ориентацию спина по Согласно наиболее широко распространенным теоретическим представлениям, масса нейтрино должна равняться нулю; однако существует также теория, согласно которой масса нейтрино не обязательно должна равняться нулю, а должна быть лишь очень мала. 2) Как было указано Ландау, Ли и Янгом, в природе осуществляется следующий вид симметрии: законы, которым подчиняются все виды взаимодействия, в том числе и слабое, не изменяются, если при замене правой системы координат на левую одно- временно заменить частицы на античастицы. Этот закон получил название «закона сохранения комбинированной четности».— Прим. ред. 39 с. Глесстон
610 Глава 18. Космические лучи и странные частицы отношению к направлению своего полета (либо вперед, либо назад). Мюоны тормозятся в блоке углерода, где затем распадаются на электрон и пару нейтрино — антинейтрино. Если бы закон сохранения четности был справедлив, т. е. спины р-мезонов не были бы ориентированы строго в одном и том же направлении, то не существовало бы преимущественного направления и для испускания электронов. Прикладывая к блоку угле- рода переменное магнитное поле с периодом, примерно равным времени жизни мюонов, можно изменять направление спина распадающегося мезо- на. Было найдено, что всегда существует преимущественное направление испускания электронов, меняющееся с изменением направления внешне- го магнитного поля. Это означает, что электроны образуются при распаде мюонов со строго ориентированными спинами. § 20. Заключение Из приведенного выше описания странных частиц и их поведения можно видеть, что их открытие поставило современную ядерную физику перед целым рядом сложных задач. Действительно ли л-мезоны представ- ляют собой частицы поля, как постулировалось в гл. 12 при объяснении природы ядерных. сил? Если это так, то почему существуют ц-мезоны ц какую роль они играют р строении материи? Какова роль /Г-мезонов и почему они распадаются столькими различными путями? Имеет ли стран- ность какой-либо очевидный физический смысл? Почему четность сохра- няется при сильных взаимодействиях и не сохраняется в некоторых слу- чаях слабого взаимодействия? Каково значение правой п левой систем отсчета в строении материи? Без сомнения, будет создано много теорий и будет предпринято много экспериментов для их проверкп; в результате мы придем к гораздо более полному пониманию природы вещества, чем это возможно в настоящее время.
Глава 19 ЗАЩИТА ОТ ИЗЛУЧЕНИЯ И ДОЗИМЕТРИЯ I. ОПАСНОСТЬ ИЗЛУЧЕНИЯ § 1. Дозиметрия Не прошло и шести месяцев после открытия рентгеновских лучей (примерно середина 1896 г.), как экспериментаторы начали замечать вредное действие, которое они оказывают на кожу. В последующие годы, прежде чем опасность была полностью оценена, случаи «ощогов» рентге- новскими лучами и повреждение кожных покровов стали обычным явле- нием среди физиков и радиологов. Подобно этому вскоре после выделения радия также было замечено, что облучение кожи этим элементом может1 привести к болезненным явлениям. Так, в биографии Пьера Кюри Мария Кюри описывает, как он «специально подвергал свою руку облучению радием в течение нескольких часов, что привело к поражению ткани, напоминающему ожог, которое постепенно развивалось и потребовало нескольких месяцев для излечения». Опасность переоблучения рентгеновскими лучам или лучами радио- активных элементов была хорошо известна уже с начала настоящего столетия. Однако почти ничего не предпринималось для обеспечения необходимой защиты до начала 20-х годов, когда радиологи в США и Вели- кобритании обратили внимание на эту проблему и выработали рекомен- дации по работе с рентгеновскими лучами и радием. Позднее были созданы национальные и международные комитеты для изучения средств защиты от излучения. Среди них был Консультативный комитет США по защите от облучения рентгеновскими лучами п излучения радия, на предложениях которого относительно допустимых уровней облучения основываются современные стандарты1). До 1942 г. с рентгеновскими лучами и радиоактивными материалами работали главным образом специалисты, а также относительно небольшое число работников, связанных с добыванием этих материалов и примене- нием их в промышленности. С развитием программы исследований по атомной энергии произошло не только значительное увеличение количест- ва людей, занятых на работе, связанной с опасностью облучения, но и интенсивности излучения стали значительно больше, чем встречавшие- ся ранее. Например, радиоактивность продуктов деления ядра в отрабо- танном блоке урана из ядерного реактора во много тысяч раз больше активности 1 кг радия, т. е. всего количества радия, добытого приблизи- тельно за 60 лет. Таким образом, проблема защиты от излучения прио- брела исключительную важность. *) В настоящее время Национальный комитет по защите от облучения, созданный при Национальном бюро стандартов США, устанавливает допустимые дозы и уровни облучения.
612 Глава 19. Защита от излучения и дозиметрия Действительно, всякая работа с радиоактивными веществами от использования изотопов в качестве индикаторов до переработки в боль- ших масштабах отработанного ядерного топлива опасна и требует соблю- дения мер предосторожности. В результате развивается новая область физики — дозиметрия, цель которой — обеспечить защиту персонала, который не подозревает об опасности облучения или не уделяет ей долж- ного внимания. Задача работников дозиметрической службы, наряду с дру- гими обязанностями, состоит в установлении безопасных доз для различ- ных типов излучений, в обнаружении этих излучений, в предупреждении возможности переоблучения и, наконец, в разработке соответствующих методов защиты от излучения. Почти полное отсутствие несчастных слу- чаев свидетельствует о больших успехах дозиметрии. Сейчас при соот- ветствующих предосторожностях почти любая интенсивность излучения может быть безопасной; по этому поводу сотрудник отдела дозиметрии Ок-Риджской национальной лаборатории Морган сказал: «Излучения не нужно бояться, к нему нужно относиться с уважением». В настоящей главе рассматриваются основные стороны работы дозиметристов. § 2. Биологическое действие излучения Главными источниками вредного излучения являются циклотрон и другие ускорители частиц и ядерные реакторы (включая процессы обра- ботки отработанных топливных элементов и продуктов деления и произ- водство радиоактивных изотопов для использования в методе изотопных индикаторов). Кроме того, излучение радиоактивных материалов, полу- ченных при помощи циклотрона или ядерного реактора, также может представлять опасность. Как известно, а-, (3-, у- и рентгеновские лучи, испускаемые различными радиоактивными изотопами, и нейтроны из реакторов или других устройств обладают вредным биологическим дей- ствием. Так как проникающая способность а-частиц относительно мала — всего несколько сантиметров воздуха,— a-излучение не представляет особой опасности. Однако случайно попавшее внутрь организма через органы пищеварения или дыхания некоторое количество вещества, пред- ставляющего собой а-излучатель, например плутония, накапливается в некоторых частях тела, где его продолжительное действие может быть опасным. Гамма-лучи, рентгеновские лучи и нейтроны могут очень глубоко проникать в организм, и при наличии внешних источников этих излучений должны приниматься меры предосторожности. Бета-частицы в этом отно- шении занимают среднее положение, так как, несмотря на заметный про- бег в воздухе, они могут проникать в ткань только на несколько милли- метров. Однако при соприкосновении с кожей (З-активные вещества могут вызывать серьезные ожоги. Необходимо, конечно, избегать попадания любых источников излучения в организм. Установлено, что опасные последствия воздействия различных излу- чений1) вызываются их ионизующим действием, т. е. их способностью вырывать орбитальные электроны из атомов различных соединений, из которых состоит организм. Альфа- и р-частицы и у-лучи производят иони- зацию более или менее непосредственно (гл. 6), но ионизация под действием нейтронов является косвенным результатом различных возможных про- х) В этой главе слово «излучение» относится к а- и Р-частицам, электронам, про- тонам, нейтронам, у-лучам, рентгеновским лучам и, предположительно, к мезонам, но не к видимому, инфракрасному или ультрафиолетовому свету и радиоволнам, кото- рые представляют собой формы электромагнитного излучения, имеющие большую длину волны, чем рентгеновские лучи (гл. 3, § 7).
I, Опасность излучения 613 цессов. Тепловые (медленные) нейтроны вступают в реакции (тг, у) с раз- личными элементами тканей тела, особенно с водородом, из которого состоит большая часть живого организма. Возникающее при этом у-излу- чение высокой энергии служит источником ионизации. Другой реакцией на медленных нейтронах является реакция N14(n, />)С14; испускаемые при этом протоны создают значительную ионизацию. Нужно отметить, что продукт этой реакции углерод-14 является (3-излучателем. Другие радиоактивные изотопы образуются внутри организма при взаимодействии медленных нейтронов со стабильными изотопами. Быстрые нейтроны вызывают образование протонов отдачи (гл. И, § 5) при столкновении их с атомами водорода, входящими в состав тканей тела. Эти быстрые прото- ны производят на своем пути ионизацию. Известно, что излучение действует на отдельные клетки, из которых состоит тело, и, вероятно, разрушает энзимы, которые определяют харак- терные свойства клеток. Все клетки содержат протоплазму, состоящую из центрального тела, или ядра, взвешенного в вязкой жидкой среде, назы- ваемой цитоплазмой. Клетка целиком покрыта оболочкой, через которую могут диффундировать соли, сахар и другие вещества, необходимые для ее существования. Внутри ядра находится вещество хроматин, которое во время деления клетки формирует нитеобразные хромосомы, число и форма которых характерны для каждого отдельного вида и которые несут наследственные признаки. Точный механизм воздействия ионизующйх излучений на живой организм неизвестен. Согласно одному из взглядов, нестабильные молеку- лярные (или атомные) частицы, называемые свободными радикалами, которые возникают, как известно, в воде под действием облучения, реаги- руют с веществом клетки и делают неактивными некоторые важные ком- поненты клетки, особенно энзимы. Вероятно также, что эти вещества могут непосредственно разлагаться под действием ионизующего излуче- ния. Однако, даже если детали и неясны, общее действие излучений на клетку хорошо известно. Экспериментально наблюдались разрыв хромо- сом, разбухание ядра и всей клетки, разрушение клетки, увеличение вяз- кости протоплазмы и увеличение проницаемости клеточной оболочки. Разрушенные клетки и другие биологические остатки имеют тенденцию закупоривать капилляры и этим затруднять циркуляцию крови. В связи с поведением отдельных клеток было отмечено, что процесс деления клетки, так называемый митоз, замедляется при облучении. Часто новые сформировавшиеся клетки неспособны подвергаться митозу, так что их число не увеличивается. Возможно, что этот эффект, вместе с опи- санным выше разрушением клеток, и обусловливает применение у-излу- чения для прекращения процесса размножения раковых клеток в злока- чественных опухолях (гл. 17, § 9). Здесь, однако, имеет место парадоксаль- ное явление, показывающее, насколько трудно объяснить биологическое действие излучения. В то время как умеренное применение у-лучей может остановить рост злокачественной опухоли, продолжительность облучения сверх определенных пределов, наоборот, вызывает образование раковых опухолей. К сожалению, живой организм не обладает способностью инстинктив- ной защиты от излучения, как это имеет место в случае действия высокой температуры и, до некоторой степени, ультрафиолетовых лучей. Следова- тельно, сильные поражения под действием облучения происходят без всякой своевременной реакции со стороны облучаемого организма. Харак- тер и размер симптомов, которые проявляются позднее, могут быть раз-
614 Глава 19. Защита от излучения и дозиметрия личными для каждого индивидуума. Они зависят от типа излучения, от глубины его проникновения, от величины поверхности тела, от количества поглощенного излучения, а также от того, было ли облучение хрониче- ским (т. е. периодическим или продолжительным, приводящим к кумуля- тивному действию) или острым, т. е. полученным в одной большой дозе. Все типы чрезмерного облучения имеют одно общее свойство: непременное наличие задержки, которая может измеряться неделями, месяцами или годами, прежде чем выявятся окончательные и самые тяжелые послед- ствия облучения1). Местное хроническое облучение приводит сначала к покраснению кожи (эритема); затем образуются язвы и раны, которые очень медленно заживают. В результате облучения происходит также выпадение волос. Поэтому рентгеновские лучи употреблялись одно время для удаления лишних волос, но в некоторых случаях последствия были трагическими. Раковые опухоли могут появиться через несколько лет после хрониче- ского переоблучения тела проникающим ионизующим излучением. Это .явление может быть отнесено к внешним или видимым симптомам. Среди скрытых симптомов самыми важными являются генетические эффекты, которые проявляются только в последующих поколениях (§11 настоящей .главы), а также изменения в составе крови. Эти явления многочисленны ,и разнообразны,, однако наиболее характерным из них является уменьг шение количества белых кровяных телец (лейкоцитов). Каки в упоминав- шемся выше случае развития клеток, значительное переоблучение может привести к обратным результатам. В этом случае возникает лейкемия, т. е. перепроизводство белых кровяных телец (гл. 17, § 9). Очень большое количество информации о последствиях острого пере- облучения было собрано при изучении жертв взрывов атомных бомб в Япо- нии, а также по наблюдениям над более чем 250 людьми на Маршалловых островах, которые были случайно облучены осадками, содержавшими продукты деления, выпавшими после испытательного взрыва в марте 1954 г. Известно также несколько несчастных случаев в лабораториях, где рабо- тавшие получали некоторую дозу облучения. Как было указано выше, действие облучения различно для разных людей и зависит от природы излучения, однако были сделаны определенные общие выводы. Как пра- вило, имеется четыре фазы в реакции организма на переоблучение. В пер- вой фазе ранние симптомы — тошнота и рвота, сопровождаемые сильной слабостью; они похожи на давно известные случаи «лучевой болезни», испытанной пациентами, подвергнутыми интенсивному лечению ради- ем или рентгеновскими лучами. Если облучение не было чрезмерным, то за этой фазой обычно следует вторая фаза с относительно хорошим самочув- ствием, которая может продолжаться несколько дней или несколько недель. Чем сильнее доза облучения, тем короче этот скрытый период. В третьей фазе реакция организма достигает максимума и жизнь пациента зависит от способности его организма противостоять послед- ствиям переоблучения.- Некоторые симптомы — прострация, потеря аппе- тита, потеря в весе, жар, ускоренная деятельность сердца, сильный понос, кровотечение десен и выпадение волос. Эта фаза может продолжаться в течение дней или недель в зависимости от дозы облучения. В тяжелых случаях пациенту становится все хуже и он умирает, но если доза не так велика, этот период переходит в четвертую фазу медленного выздоровле- ния. В течение этой фазы, которая может продолжаться до шести месяцев, Ч Это не относится к очень большим дозам, так как они приводят к смерти в очень короткое время — порядка двух недель или меньше.
I. Опасность излучения 615 происходит постепенное выздоровление. Состояние пациента становится совершенно нормальным, хотя изменения в составе крови могут оставаться долгое время. Возможно также, что останутся некоторые последствия которые не проявляются в течение нескольких лет после облучения, К ним относятся, не считая генетических эффектов, лейкемия и образова- ние катаракт. Как и в случае хронического облучения, острая лучевая болезнь сопровождается значительными изменениями в крови; наиболее замет- ным из них является убывание с некоторыми колебаниями числа белых кровяных телец, хотя сначала их число временно увеличивается. Посколь- ку функцией белых кровяных телец является защита организма от инфек- ций и удаление токсических продуктов, уменьшение их числа служит, по крайней мере отчасти, причиной увеличения восприимчивости к инфек- циям, что является характерным признаком лучевой болезни. Другое изменение, наблюдаемое в крови, касается тромбоцитов, которые играют важную роль в процессе свертывания крови. Количество тромбоцитов непрерывно падает, начиная с момента облучения, достигает минимума через несколько недель, а затем медленно возрастает в течение нескольких месяцев или даже лет. Влияние излучения на кро/зь представляет собой наиболее яркое проявление того факта, что лимфатические ткани и костный мозг, где образуются различные компоненты крови, являются теми областями тела, которые в первую очередь реагируют на облучение. Поэтому они, наряду с тканями половых органов и желудочно-кишечного тракта наиболее чувствительны к облучению. Мышечная ткань, нервные клетки и полно- стью сформировавшиеся кости, напротив, устойчивы по отношению к облучению и не проявляют признаков изменения в результате облу- чения. Промежуточными по своей чувствительности оказываются кожа, ночки, печень и легкие. § 3. Опасность внутренних источников излучения Выше были рассмотрены последствия облучения внешними источни- ками. Биологические последствия ядерных излучений при попадании внутрь организма радиоактивных веществ в сущности такие же, но при известных условиях даже очень небольшое количество таких источников внутри организма может вызвать значительное поражение. Любой радио- активный изотоп, проникающий в организм, представляет потенциальную опасность, но положение может стать очень серьезным, если этот элемент стремится сконцентрироваться в определенных клетках или тканях, высо- кочувствительных к облучению. Например, кальций и химически сходные с ним стронций, барий и радий называются остеофильными, так как имеют тенденцию откладываться в костях скелета. Плутоний и церий также являются остеофильными, хотя они скапливаются в других частях костей. Поэтому радиоактивные изотопы этих элементов могут представлять большую опасность: если они проникли в организм, они будут собирать- ся в основном в костях, где даже малопроникающее излучение может повредить чувствительный костный мозг, в котором образуются кровяные тельца. Длительное облучение костной ткани может привести к омертве- нию кости и образованию опухоли. Помимо того, что отдельные элементы скапливаются в органах и тка- нях, чувствительных к облучению, главным фактором, определяющим опасность, создаваемую радиоактивными изотопами внутри организма,
616 Глава 19. Защита от излучения и дозиметрия является величина общей дозы облучения, получаемого организмом за то время, пока радиоактивные элементы находятся в нем или в его крити- ческой области. Основными моментами, определяющими дозу облучения, являются количество внесенного радиоактивного вещества, его период полураспада, природа и энергия излучения и время, в течение которого радиоактивное вещество оказывает действие на организм. Это время зависит от двух факторов: от обычного радиоактивного периода полураспа- да и от биологического периода полувыведения активного изотопа из организма. Последний определяется временем, которое необходимо для того, чтобы количество радиоактивного элемента в организме уменьшилось наполовину в результате естественных (биологических) процессов. Комби- нация радиоактивного и биологического периодов определяет эффектив- ный период полураспада, величина которого показывает, сколько времени требуется для того, чтобы количество радиоактивного изотопа в организме уменьшилось наполовину по сравнению с первоначальной величиной вследствие радиоактивного распада и естественных процессов выделения. Наибольшую опасность представляют изотопы с относительно малым радиоактивным периодом полураспада и большим биологическим перио- дом полувыведения. Действительно, некоторое количество радиоактив- ного изотопа с малым радиоактивный периодом полураспада будет эмит- тировать частицы интенсивнее, чем такое же количество другого изотопа,, возможно даже того же элемента, но с большим периодом полураспада. Кроме того, большой биологический период полу выведения указывает на то, что активный материал медленно покидает организм в естественных биологических процессах. В качестве иллюстрации можно сослаться на иод-131; его радиоактивный период полураспада равен 8 дням, но биоло- гический период полувыведения составляет около 6 месяцев, так как он быстро внедряется в щитовидную железу и медленно ее покидает (гл. 17, § 9). Отсюда понятно, почему так опасно для щитовидной железы, если в организм попадает некоторое количество иода-131. Как радий-226, являющийся обычной формой этого элемента, так и плутоний-239 представляют серьезную опасность при попадании в орга- низм; эти изотопы обладают большими радиоактивным периодом полу- распада и биологическим периодом по л у выведения, и, отложившись в скелете, они остаются там практически в том же количестве в течение всего времени жизни пострадавшего. Продолжительное действие а-излуче- ния через несколько лет может нанести сильный вред организму. Анало- гичный эффект вызывает (3-излучение накапливающегося в костях строн- ция-90, который является наиболее распространенным продуктом деления урана-235 и плутония-239. Радиоактивный период полураспада строн- ция-90 составляет 28 лет, а биологический период полувыведения близок к 10 годам. П. ЕДИНИЦЫ ИЗЛУЧЕНИЯ И ДОЗЫ ОБЛУЧЕНИЯ § 4. Единицы излучения Чтобы оценить дозу облучения в количественном отношении, необхо- димо ввести соответствующие единицы измерения. Первая из них — рентген — названа в честь ученого, открывшего рентгеновские лучи (гл. 2, § 21); эта единица определяется на основании рекомендации Радиологи- ческого конгресса, происходившего в Чикаго в 1937 г., как количество
II. Единицы излучения и дозы облучения 617 рентгеновского или у-излучения, в результате ионизующего действия которого в 1 см3 сухого воздуха при 0° С и нормальном атмосферном давле- нии получается одна электростатическая единица количества электри- чества обоих знаков. Так как заряд одного иона равен 4,8-10'10 ед. CGSE (гл. 2, § И), то 1 рентген образует в 1 еж3 сухого воздуха число ионов, равное обратной величине, т. е. 2,08 • 109 ионов обоих знаков, или пар ионов. Масса 1 еж3 сухого воздуха в нормальных условиях составляет 0,00129 г, и, следовательно, в 1 г воздуха, облученном дозой в 1 рентген, образуется < 2,08-109/0,00129=1,61-1012 пар ионов. Среднее значение энергии, затра- чиваемой на образование одной пары ионов в воздухе, составляет 33,5 эв (гл. 6, § 1); отсюда энергия, необходимая для образования 1,61 • 1012 пар ионов, равна 5,40-1013 эв. или около 86 эрг. так как 1 эв эквивалентен 1,60*10"12 эрг (гл. 3, § 21). Поэтому энергия, получаемая при поглощении 1 рентген 1 см3 воздуха, составляет 86 эрг. Как указано выше, единица рентген была установлена для рентгенов- ских и у-лучей, но ввиду того, что аналогичные биологические явления, обусловленные ионизацией, вызываются и корпускулярными излучения- ми, как, например, а- и р-частицами, протонами и нейтронами, единица рентген употребляется и для оценки таких излучений. Для установления соответствия Паркер в Хэнфорде предложил ввести новую единицу, назы- ваемую физическим эквивалентом рентгена (фэр). Вначале она была опре- делена как количество излучения, которое при поглощении телом передает ему такую же энергию, как 1 рентген рентгеновских или у-лучей, т. е. 86 эрг на 1 г ткани. Однако было найдено, что при облучении дозой в 1 рентген рентгеновских лучей поглощается несколько больше, чем 97 эрг энергии на 1 г мягкой ткани. Поэтому физическим эквивалентом рентгена является доза любого ядерного излучения, при поглощении которой выделяется 97 эрг на 1 г ткани. Это определение физического эквивалента рентгена, основанное на энергетической (или физической) эквивалентности рентгену, оказывается неудовлетворительным по нескольким причинам. Пожалуй, наиболее важной из них является то, что определение количества поглощенной энергии в эргах основывается на значении энергии, необходимой для обра- зования одной парыионов. Это значение точно неизвестно, и по мере появле- ния новых экспериментальных данных определение физического эквива- лента рентгена неоднократно менялось. В течение нескольких лет, напри- мер, считалось, что для образования одной пары ионов в воздухе необхо- дима энергия 32,5 эв и что при облучении 1 г воздуха дозой 1 рентген поглощается 83 эрг. а при облучении одним физическим эквивалентом рентгена 1 г ткани — 93 эрг. Если принять новое значение 33,5 эв на одну пару ионов, то следует заменить эти значения энергий соответственно на 86 и 97 эрг. Чтобы избежать этой неопределенности, Международная комиссия по радиологическим единицам установила новую единицу дозы поглощен- ного излучения, называемую рад. которая не имеет неопределенности физического эквивалента рентгена. Единица рад определяется как такая доза любого ионизующего излучения, которая освобождает 100 эрг на 1 а поглощающего материала. Для мягких тканей различие между физиче- ским эквивалентом рентгена и новой радиологической единицей незна- чительно, и численное значение поглощенной дозы, выраженное в еди- ницах фэр. по существу не изменяется, если его перевести в единицы рад. Однако в случае костных тканей различие оказывается значи- тельным.
61Я Глава 19. Защита от излучения и дозиметрия Так как дозы различных ионизующих излучений, при которых погло- щаются одинаковые количества энергии, могут не вызывать одинаковых биологических эффектов в человеческом теле (или теле животного), Паркер предложил другую единицу — биологический эквивалент рентгена (бэр). Единица рад удобна как физическая величина, которую можно измерить. Однако в конечном итоге важны именно биологические изменения, кото- рые вызывает такая доза. Поэтому 1 бэр был определен как такая доза излучения, которая производит такое же биологическое нарушение в организме человека, какое вызывает 1 фэр рентгеновских или у-лучей. В настоящее время биологический эквивалент рентгена определяется несколько иным способом, основанным на относительной биологической эффективности (ОБЭ) данного излучения. Последняя представляет собой отношение поглощенной дозы рентгеновских или у-лучей, выраженной в единицах рад, к дозе данного излучения,— также в единицах рад, создаю- щей такой же биологический эффект. Величина ОБЭ для конкретного типа ядерного излучения, например а-, Р-частиц или нейтронов, зависит от ряда факторов, как, например, от энергии излучения, типа и степени биологи- ческого нарушения и природы рассматриваемых органов или тканей. Био- логический эквивалент рентгена определяется из соотношения Доза в единицах бэр = Доза в единицах рад х ОБЭ, так что доза в единицах бэр определяет меру биологического нарушения определенного типа, которая является результатом поглощения ядерного излучения. Таким образом, бэр можно рассматривать как единицу биоло- гической дозы, рад — как единицу поглощенной дозы излучения, а рент- ген представляет дозу облучения. Согласно данному выше определению, ОБЭ для рентгеновских п у-лучей можно принять равной единице, хотя она меняется в некоторых пределах в зависимости от энергии излучения. Следовательно, для у-лучей биологическая доза в единицах бэр эквивалентна поглощенной дозе, выра- женной в единицах рад. Кроме того, принимая во внимание сходство между единицами рад и фэр для мягких тканей, можно грубо считать, что эта доза в единицах бэр эквивалентна дозе облучения, выраженной в рентге- нах. Однако эта эквивалентность может не соблюдаться для других излу- чений, как это показано в таблице, где единица рад сравнивается с дру- гими для случая поглощения мягкими тканями. Число единиц бэр равно величине ОБЭ для каждого вида излучения. Как было установлено выше, ОБЭ зависит от характера рассматриваемого явления; она также зависит СООТНОШЕНИЕ МЕЖДУ ЕДИНИЦАМИ ИЗЛУЧЕНИЯ Вид излучения Рентген Рад Бэр (или ОБЭ) Рентгеновские лучи или у-лучи 1 1 1 Бета-частицы — 1 1 Быстрые нейтроны — 1 10 Тепловые нейтроны — 1 4—5 Альфа-частицы — 1 10—20 от расположения источника излучения, в особенности для а-излучателей. Данные этой таблицы относятся к образованию катаракт при облучении
II. Единицы, излучения и дозы облучения 619 нейтронами и возникновению опухолей, если источник а-частиц находится внутри организма. В случае общих поражений излучением, описанных выше, ОБЭ для нейтронов не превышает 2, а в большинстве случаев бывает значительно меньше. На основе этих данных можно сделать грубую оценку биологических эффектов при одновременном или последовательном погло- щении различных типов излучения. Были проведены исследования-с целью установить соотношение между ОБЭ и некоторыми физическими характеристиками излучения. При рас- смотрении какого-либо физиологического эффекта в организме оказы- вается, что для данного типа излучения существует некоторая зависимость между ОБЭ и удельной ионизацией (гл. 6, § 1). Ввиду этого оказалось предпочтительнее пользоваться величиной, называевой линейным энер- гетическим переносом (ЛЭП), определяемой как энергия излучения, выде- ляемая на единицу протяженности поглощающей ткани. В общем, когда сравниваются различные ионизующие излучения, оказывается, что ОБЭ увеличивается с ростом ЛЭП, хотя для очень больших значений послед- него ОБЭ может несколько уменьшаться. § 5. Максимальная допустимая доза облучения Учитывая опасность излучения радиоактивных веществ, ускорителей частиц и ядерных реакторов и отсутствие сколько-нибудь надежных методов лечения вызванных ими поражений, необходимо принимать все предосторожности, для того чтобы избежать переоблучения. Термин «пере- облучение» вместо термина «облучение» употребляется здесь намеренно, так как если полученная доза излучения мала, то организм способен справиться с поражением от облучения. Иначе обстоит дело с действием излучения на половые органы, где поражение зародышевых клеток, как будет показано ниже, постоянно и кумулятивно. Тот факт, что орга- низм справляется с поражением от малых доз, объясняется тем, что боль- шинство клеток, поврежденных или убитых при облучении, заменяется новыми. Скорость обновления клеток различна для разных органов, но этим свойством обладают многие живые ткани. Любой человеческий организм подвергается продолжительному дей- ствию космических лучей (гл. 18), причем интенсивность облучения возрастает с геомагнитной широтой по мере приближения к полюсу и осо- бенно с высотой над уровнем моря. В земле содержатся значительные количества радия и других радиоактивных изотопов, а в атмосфере имеются эманации радия и тория. Все они являются источниками заметного коли- чества ионизующего излучения. Кроме того, заметные количества радио- активного материала — радия или мезотория — содержатся в светящихся циферблатах часов. По-видимому, однако, человек, находящийся непре- рывно под облучением малой интенсивности, переносит это без каких- либо очевидных вредных последствий. Двумя другими неожиданными источниками излучения являются С14 и К40, содержащиеся в самом орга- низме; распад первого из этих изотопов в теле человека среднего воз- раста дает примерно 190 000 р-частиц в минуту, а распад второго — свыше миллиона. Максимальная энергия частиц, испускаемых С14, невелика (0,156 71/эв), однако К40 испускает р-частицы с максимальной энергией 1,35 Мэв и у-лучи с энергией 1,46 Мэв. Было установлено, что в большей части Соединенных Штатов каждый человек получает в год примерно 0,14—0,16 рентген естественного излучения от различных органов тела и извне.
620 Глава 19. Защита от излучения и дозиметрия Из сказанного очевидно, что излучение малой интенсивности не пред- ставляет серьезной опасности. Однако необходимо знать уровень, ниже которого не может возникнуть опасных последствий. К сожалению, чрез- вычайно трудно получить надежные данные по этому важному вопросу. Для этого необходимо проведение множества экспериментов с участием большого числа людей, подвергаемых облучению различными дозами; однако это вряд ли могло бы явиться практическим путем решения данной задачи. Наблюдения над животными могут лишь наметить путь к частич- ному ее решению, так как разница между животными различных видов и даже среди одного вида очень велика. Во всяком случае, применение данных, полученных из опытов с мелкими животными, к человеку вряд ли может привести к удовлетворительным результатам. Несмотря на эти трудности, радиологи, и дозиметристы пришли к общему мнению относительно предельной безопасной дозы облучения. На основании большого опыта радиологов и рентгенологов, связанного с применением рентгеновских лучей и радия при лечении рака, и из много- численных данных, собранных дозиметристами на основании работ в области атомной энергии, есть основания верить, что принятая макси- мальная допустимая доза в самом деле является безопасным пределом (см., однако, § 11 настоящей главы). После обсуждения всех имеющихся данных Консультативный комитет США по защите от облучения рентгеновскими лучами и излучением радия в 1936 г. пришел к выводу, что для людей, подвергающихся на работе систематическому облучению, максимальная доза рентгеновского или у-излучения, которую может получать человек без вредных последствий, составляет 0,1 рентген на все тело в день. Таким образом, в то время было принято, что организм человека может получать не более 0,1 рентген излучения за рабочий день в течение длительного периода без опасности появления необратимых вредных последствий. Эта доза была принята в качестве максимальной допустимой дозы облучения рентгеновскими или у-лучами вплоть до 1949 г., когда Национальный комитет по защите от облучения США рекомендовал снизить предел до 0.3 рентген в неделю. Следует подчеркнуть, что эта доза соответствует облучению всего орга- низма. Малые участки могут облучаться очень большими дозами излучения без серьезного поражения. Так, доза 5000 рентген может применяться для лечения небольшой опухоли на коже; после лечения никаких необратимых явлений не остается и лишь образуется рубец. С другой стороны, облуче- ние всего тела дозой 600 рентген оказывается смертельным для любого человека. Так как различные части тела могут не получить одинаковую дозу, суммарная допустимая доза 0,3 рентген в неделю на все тело рас- сматривается как среднее взвешенное значение дозы. Существует еще одна трудность в оценке дозы облучения. Количество 0,1 рентген излучения, распределенное на 8-часовой рабочий день, напри- мер, физически эквивалентно 48 рентген за 1 мин\ возникает вопрос: эквивалентно ли это и в биологическом отношении? Ответ, несомненно, будет отрицательным: то же самое количество излучения вызвало бы боль- шее поражение во втором случае, чем в первом. Подобным же образом допустимая доза 0,3 рентген в неделю, распределенная на пять рабочих дней, будет менее опасной, чем та же доза 0,3 рентген, полученная в один день. Следовательно, необходимо следить, чтобы все тело никогда не под- вергалось облучению интенсивным потоком излучения даже в течение короткого времени.
II. Единицы излучения и дозы облучения 621 При перенесении понятия максимальной допустимой дозы на другие излучения используется биологическая эквивалентность 1 рентген и 1 бэр. Поэтому допустимая доза для любого типа ионизующего излучения при- нимается равной 0,3 бэр в неделю на все тело при условии, что оно не облу- чается интенсивным потоком излучения даже в течение короткого вре- мени. Хотя некоторые части тела могут получать очень большие дозы без особого вреда, все же следует рекомендовать подвергаться облучению как можно меньше и не получать более 0,3 бэр в неделю. Из соотношения между единицам бэр и рад для различных типов излучений в приведенной выше таблице ясно, что если максимальная допустимая доза рентгенов- ских, Р- и у-лучей составляет 0,3 рад в неделю, то для быстрых нейтронов она составляет лишь 0,03 рад, для медленных нейтронов 0,06 рад, а для а-частиц внутри организма от 0,015 до 0,03 рад. В случае облучения двумя или более типами излучений эквивалентная величина облучения не должна превышать 0,3 бэр в неделю. Максимальная допустимая доза 0,3 бэр в неделю соответствует 15 бэр в год. Так как генетические воздействия излучения имеют свойство куму- лятивности, Национальный комитет по защите от облучения США реко- мендовал в 1957 г. установить максимальную дозу облучения для работ- ников в области атомной энергии, достигших 18 лет, 0,3 бэр в неделю, но с оговоркой, чтобы суммарная накопленная доза не превышала в сред- нем 5 бэр в год. Следует отметить, что на предприятиях Комиссии по атом- ной энергии США и фирм, с которыми она заключила контракты, действи- тельное среднее значение дозы облучения лежит значительно ниже этого предела1). Было предложено, чтобы общее облучение для всего населения от всех источников излучения, включая естественный фон, не превышало в среднем 14 бэр на человека от зачатия до 30-летнего возраста и одной трети этого количества в течение каждого дальнейшего десятилетия. Чтобы избежать чрезмерной дозы облучения за счет источников излу- чения, находящихся в самом организме, необходимо ограничить возмож- ность попадания в него радиоактивных веществ. Так как в основном попадание радиоактивных веществ в организм происходит через воздуш- ную или водную среду, были рекомендованы значения максимальных допустимых концентраций ряда изотопов. Эти максимальные концентра- ции в воздухе и воде определяются в соответствии с радиоактивными и биологическими временами жизни активного вещества, чувствитель- ностью к излучению органа, имеющего тенденцию к накоплению данного вещества, энергией и природой излучения. Безопасное для организма максимальное среднее содержание радио- активных изотопов точно не известно, так как нет достаточного коли- чества опытных данных, которые позволили бы установить уровни, при которых можно считать, что не происходит заметных необратимых наруше- ний для отдельных изотопов, за исключением, может быть, радия (0,1 мккюри) и иода-131 (0,3 мккюри). Для большинства радиоактивных эле- ментов, которые, подобно радию, откладываются в костях, можно оценить максимальное допустимое содержание этих веществ в организме прямо или косвенно из данных сравнительных опытов на животных. Так, для плутония-239 установлено предельное значение 0,04 мккюри для раствори- мых соединений и 0,008 мккюри для нерастворимых, причем первые быстрее вымываются из организма. В настоящее время принято, что максимальное г) В течение десяти лет с 1947 по 1956 г. около 95% сотрудников получали в сред- нем меньше 1 бэр в год, а 99,4% — меньше 5 бэр в год.
622 Глава 19. Защита от излучения и дозиметрия допустимое содержание стронцпя-90 в организме равно 1 мккюри. Для радиоактивных изотопов, которые не откладываются в костях, предпола- гается, что содержание их в организме не должно превосходить самых низких уровней, т. е. таких уровней, которые дают среднюю дозу облуче- ния 0,3 бэр в неделю для любой части тела, кроме половых органов. Для последних доза облучения должна быть ниже указанной. III. ДОЗИМЕТРИЯ § 6. Контроль облучения обслуживаюгцего персонала Важной частью работы дозиметрической группы является контроль уровня облучения персонала и измерение интенсивности излучения в раз- личных местах, к которым персонал имеет доступ. Такой контроль, назы- ваемый дозиметрией, подразделяется на две большие категории: дозимет- рия персонала и дозиметрия рабочих помещений. В последнюю можно Ф и г. 122. Дозиметр с фотографической пленкой (а) и ионизационные камеры (б) для контроля облучения обслуживающего персонала. включить контроль интенсивности облучения в процессе работы. Дозиметрический контроль персонала осуществляется как с физической, так и с биологиче- ской точек зрения. Физический метод контроля осуществляется с помощью ионизационных камер и фотографической пленки, измеря- ющих, в сущности, понизующую способность излучения. Следова- тельно, применяя соответствующую систему калибровки, с помощью этих приборов можно оценить из- лучение в рентгенах, т. е. можно определить дозу облучения, полу- ченную каждым работником. Дози- метр с фотографической пленкой может быть выполнен в виде на- грудного жетона, кольца или бра-, слета. Наиболее часто применяю- щийся дозиметр .в форме нагруд- ного жетона (фиг. 122, а) содержит два куска пленки различной чув7 ствительности для того, чтобы контролировать излучение на разных диапазонах интенсивности. Куски пленки заворачиваются в тонкую свето- непроницаемую бумагу и помещаются в рамку, так что часть пленки покрыта тонким кадмиевым экраном, в то время как другая ее часть видна через «окошко». Бета-излучение поглощается кадмием, а у-лучи проходят через него и действуют на фотопленку. В последнем процессе кадмий играет существенную роль, поглощая определенную часть у-лучей низкой энергии, для которых пленка наиболее'чувствительна, и выравни- вая, таким образом, воздействие у-лучей на пленку по всему интервалу энергий. Пленка, облучаемая через окошко, регистрирует Р-частицы и в некоторой степени мягкое у-излучение. По степени почернения различ-
Ill, Дозиметрия 623 ных мест проявленной пленки можно оценить количество и тип воздей- ствовавшего излучения. Если имеется вероятность облучения нейтронами, то за пленкой для регистрации [3-излучения помещается дополнительная чувствительная пленка, регистрирующая треки протонов. Поскольку кадмий имеет боль- шое эффективное сечение захвата медленных нейтронов (гл. 11, § 15), то сквозь него могут проникнуть лишь быстрые нейтроны, создающие протоны отдачи, треки которых регистрируются на пленке. Сквозь окошко проходят как быстрые, так и медленные нейтроны, и на соответствующей части пленки регистрируются треки протонов, получающихся под дейст- вием медленных нейтронов при реакции N14(n, р)С14, и треки протонов отдачи, возникающих под действием быстрых нейтронов. Треки подсчиты- ваются под микроскопом после проявления пленки. Пленочные дозиметры обычно проверяются в конце каждой недели, если нет оснований полагать, что могло произойти переоблучение. Для ежедневного контроля облучения применяются простые (электростатиче- ские) ионизационные камеры (гл. 6, § 3), которые изготовляются в виде авторучки и носятся в кармане (фиг. 122, б). Эти устройства бывают двух типов. Чаще всего карманная камера представляет собой просто воздуш- ный конденсатор, предварительно заряженный до известного потенциала, обычно до 150 в. Действие ионизующего излучения, в основном у-лучей. приводит к'разряду конденсатора, и остаточный потенциал, наблюдаемый с помощью электрометра в конце рабочего дня, дает примерное предста- вление о дозе облучения, полученной данным работником. Для оценки количества медленных нейтронов применяются воздушные конденсаторы, стенки которых покрыты изнутри соединением бора. Так как иногда происходит случайный разряд, то всегда носят две карманные камеры. Следует упомянуть о важности информации о дозе облучения у-лучами и нейтронами, так как они обладают большей проникающей способно- стью, чем [3-лучи, и от них труднее защититься. Если при работе с радиоактивным веществом имеется опасность облу- чения, необходимо носить карманный у-дозиметр. По форме он также напоминает авторучку и представляет собой сочетание (электростатиче- ской) ионизационной камеры со струнным электроскопом, принципиально не отличающимся от электроскопа Лауритсена (гл. 6, § 3), но более ком- пактным. Электроскоп заряжается с помощью батареи, так чтобы он ука- зывал нуль на шкале; ионизация, вызываемая у-излучением, приводит к частичному разряду, и нить соответственно перемещается по шкале. Отсчет полученной дозы производится по шкале с изображением нити, которое видно через окуляр, если обратить дозиметр к свету. Для обна- ружения медленных нейтронов стенки дозиметра покрываются изнутри соединением бора. При помощи этих простых приборов можно в любой момент определить дозу облучения персонала у-лучами или нейтронами. Описанные выше устройства представляют собой интегрирующие приборы, так как они измеряют общее количество определенного вида излучения, воздействовавшее в течение недели, дня или более короткого отрезка времени. Для измерения мгновенных значений интенсивности излучения применяются другие детекторы. Например, при работе с радио- активными материалами тело и одежда работника могут быть загрязнены. Для немедленной проверки их состояния используются различные типы счетчиков Гейгера — Мюллера. Один такой прибор автоматически реги- стрирует р~ и у-излучение от двух рук и двух ног независимо в течение
624 Глава 19. Защита от излучения и дозиметрия 24 сек. Двери окружаются системой счетчиков Гейгера — Мюллера, соединенных с цепью аварийной сигнализации, и проход человека, загряз- ненного радиоактивным веществом, немедленно отмечается. В этом случае для отыскания загрязненного участка можно использовать в каче- стве пробника счетчик Гейгера — Мюллера, снабженный длинной ручкой. У сотрудников, работающих в условиях, где существует опасность попадания активного материала в организм, регулярно делается анализ мочи на содержание в организме плутония и урана, а также различных продуктов деления, испускающих р- и у-лучи. Присутствующие в моче радиоактивные изотопы отделяются химическим способом, и их количе- ства, которые могут быть меньше миллиардных долей грамма, опреде- ляются с помощью счетчиков а-, Р~ и у-лучей в зависимости от обстоя- тельств. В отдельных случаях производится также анализ экскремен- тов, мокроты и потовых отделений на наличие опасных для жизни веществ. Если есть основания считать, что имело место значительное переоблу- чение, то необходимо произвести биологические исследования, из которых наибольшее представление о поражении дает подсчет числа белых кровя- ных телец (§ 2 настоящей главы). Переоблучение нейтронами иногда проявляется в радиоактивности крови вследствие присутствия радиоак- тивных изотопов, образующихся в результате реакций типа (тг, у) и (п, р) с элементами тканей тела. Следует упомянуть еще о двух, не имеющих широкого применения типах дозиметров, которые были сконструированы для определения дозы полного облучения при особых условиях. Одним из них является фосфатно- стеклянный дозиметр для регистрации доз от 10 до 600 рентген (или больше). Это довольно простое, дешевое и прочное устройство, состоящее из специального фосфатного стекла с примесью серебряного активатора. После облучения это стекло флуоресцирует в диапазоне видимого света при освещении его ультрафиолетовыми лучами, причем интенсивность флуоресценции является мерой полной дозы предварительного радио- активного облучения. Так как изменение, происходящее под действием ионизующего излучения, довольно стабильно, то такое устройство может использоваться для регистрации суммарной дозы облучения в течение длительного времени. Этот прибор был рекомендован для раздачи в боль- ших количествах военнослужащим и гражданскому населению в случае войны. Фосфатно-стеклянный дозиметр может также применяться для дозиметрии облучений в диапазоне от 3000 до 2 000 000 рентген, исполь- зуемом при стерилизации и хранении продуктов и лекарств (гл. 17, § 19). Второй тип дозиметров применяется в основном для тех же целей, что и только что описанный. Его действие основано на химических реак- циях, происходящих под влиянием ионизующего излучения, поэтому он называется химическим дозиметром. Существуют различные варианты этого прибора, но по существу большинство из них имеет одно и то же устройство, а именно смесь хлороформа, небольшого количества воды и индикаторной краски, запаянная в стеклянную трубку. Под действием облучения в смеси хлороформа и воды образуется соляная кислота, кото- рая изменяет цвет индикатора. По степени изменения цвета можно судить о дозе облучения. Химические и фосфатно-стеклянные дозиметры с серебря- ным активатором, как и дозиметр с фотопленкой, калибруются посред- ством стандартного источника излучения, каким является радий (первичный стандарт) или кобальт-60 (вторичный стандарт).
Ill, Дозиметрия 625 § 7. Дозиметрический контроль помещений и рабочих процессов Дозиметрический контроль помещений и рабочих процессов произво- дится при помощи стационарных и переносных приборов. В качестве таких приборов могут применяться, например, электроскопы, изонизационные камеры или счетчики Гейгера — Мюллера, причем каждый дозиметр специально конструируется для выполнения определенных функций. Фиг. 123 Дозиметрический контроль при удалении радиоактивных изотопов из реактора Некоторые из них являются просто детекторами, указывающими на нали- чие источника излучения, но дающими лишь грубую оценку его интен- сивности, в то время как другие приборы измеряют уровень излучения. В функции дозиметриста входит регулярное обследование рабочих поме- щений, в которых могут скапливаться радиоактивные вещества. Обследо- вание может также привести к обнаружению недостатков в радиационной защите. В лаборатории, в которой условия работы меняются изо дня в день, где могут происходить небольшие аварии или может быть пролито радиоактивное вещество, крайне важно производить обследование верх- них частей столов, крышек, пола, стен и оборудования. Были установлены практически допустимые уровни для числа отсчетов в минуту на квадрат- ный метр; всякое превышение этих уровней рассматривается как опасное, и в таких случаях необходимо предпринимать соответствующие меры с целью устранения источника излучения. Одним из способов распространения радиоактивного загрязнения с одного места на другое является пыль, находящаяся в воздухе. Вдыха- ние такого воздуха приводит к проникновению радиоактивных веществ в организм. Следовательно, важной функцией дозиметриста является 1Л> 40 С. Глесстон
626 Глава 19. Защита от излучения и дозиметрия контроль за чистотой воздуха внутри помещений. Для этого воздух непре- рывно продувается через электростатический пылеулавливатель или через фильтр для осаждения частичек пыли; осажденная пыль затем исследуется на радиоактивность. В самом широком смысле слова дозиметрический контроль рабочих помещений предусматривает контроль за радиоактивностью воздуха, воды и почвы вблизи предприятий, в которых производится работа с радиоак- тивными материалами. Практически всегда приходится рассматривать проблему радиоактивных отходов, причем необходимо гарантировать отсутствие какого-либо заражения окружающей местности. Этот аспект защиты от излучения будет рассмотрен ниже. При работе с большими количествами радиоактивных веществ необ- ходимо вести постоянный контроль уровня излучения, чюбы избежать переоблучения персонала. Интересный пример такого контроля приведен на фиг. 123, где показан метод удаления радиоактивных изотопов, образую- щихся при нейтронном облучении в реакторе Ок-Риджской национальной лаборатории. Свинцовый контейнер, служащий защитой от у-излуче- ния, подкатывается к реактору, и в него при помощи длинного прута втягивается графитовый брусок с алюминиевыми банками, в которых находятся изотопы. Затем оператор снимает банку с бруска через отверстие в контейнере с помощью управляемого на расстоянии устрой- ства с присосками (вакуумного устройства) и переносит ее в один из свинцовых контейнеров, стоящих на тележке. Весь процесс работы происходит под контролем дозиметриста, который держит дозиметр для регистрации и у-излучений. Прибор слева на низком столе известен под названием «монитрона»; он автоматически осуществляет контроль уровня излучения в рабочем помещении и звуковую аварийную сигнали- зацию, когда интенсивность излучения превосходит допустимый уровень. IV. ЗАЩИТА ОТ ИЗЛУЧЕНИЯ § 8. Загцита от излучения при помощи экранов Чтобы вести непрерывную ежедневную работу с радиоактивными материалами, как это делается в различных лабораториях Комиссии по атомной энергии США и во многих научно-исследовательских учрежде- ниях, в которых для исследований применяются радиоактивные изотопы, необходимо принимать эффективные меры для уменьшения облучения персонала. Ученые и инженеры сотрудничают с дозиметристами в выра- ботке таких методов работы, чтобы опасность была сведена к минимуму. Очевидной мерой для уменьшения воздействия излучения является увеличение расстояния между оператором и источником излучения или, что более эффективно, применение соответствующих поглотителей или экранов, которые либо ослабляют, либо поглощают излучение. Вообще говоря, желательно применение обеих перечисленных мер. Защитная экранировка должна применяться в как можно большем масштабе как вокруг источника излучения, так и для обслуживающего персонала. Вид защиты в основном зависит от свойств материала, с которым производится работа. Резиновые перчатки, например, достаточно хорошо поглощают а-частицы и в них безопасно работать с a-активными веществами при условии, конечно, что приняты необходимые меры предосторожности для предотвращения попадания в организм активных веществ через органы
IV. Защита от излучения 627 дыхания. Работа с такими веществами может производиться в хорошо вентилируемом помещении1) или с применением противогаза. В любом случае следует применять перчатки, чтобы не допустить контакта радиоак- тивного материала с кожей, и специальную защитную одежду, которая снимается при выходе из зараженного помещения. В числе прочих следует соблюдать следующие общие меры предосто- рожности. Нельзя сохранять, приготовлять или принимать пищу в местах, где имеются радиоактивные вещества, и не следует ни в коем случае курить из-за опасности попадания в организм радиоактивных веществ с загрязненных рук. Руки следует тщательно мыть, и как руки, так и ботинки необходимо проверять на радиоактивность перед уходом с работы. Ногти следует всегда коротко стричь, и особое внимание должно уделяться ссадинам на коже как возможным путям проникновения радио- активных веществ в организм. Проблема экранировки источников излучения тщательно изучалась как экспериментально, так и теоретически2). Эта проблема является, конечно, чрезвычайно важной, как при проектировании реакторов, так и при работе с радиоактивными изотопами. Используемые в лабораториях методы защиты от излучения будут описаны несколько ниже, а сейчас мы остановимся на методах защиты для больших установок. Как указыва- лось выше, сравнительно просто защититься от а-частиц, а также от P-излучения. Толщина экрана для Р-частиц данной энергии уменьшается с увеличением плотности материала. Однако не следует применять тяже- лые металлы, т. е. элементы с большими атомными номерами, так как интенсивность возникающего при замедлении р-частиц тормозного излу- чения увеличивается с порядковым номером вещества поглотителя (гл. 7, § 12). Но для защиты от p-излучения и нет необходимости применять вещества с большим атомным весом. Хорошие результаты во многих прак- тических случаях дает применение алюминия и часто могут использо- ваться органические вещества, например люсит, или даже стекло. Защита от нейтронов и у-лучей вследствие их большой проникающей способности представляет гораздо большие трудности. Оба эти типа излу- чения очень большой интенсивности возникают в ядерных реакторах, причем испускание нейтронов происходит в процессе деления ядер, а у-лучи испускаются продуктами деления. Вследствие высокой у-актив- ности последних для работы с ними необходимо пользоваться дистанцион- ным управлением. Как и в случае Р-лучей, у-излучение лучше всего погло- щают вещества с большой плотностью. Однако в этом случае высокий атомный номер является преимуществом, поэтому свинец, имеющий как большую плотность, так и высокий атомный номер, широко применяется в качестве материала для защиты от у-излучения (гл. 7, § 15). Однако, как для ядерных реакторов, так и для ускорителей частиц больших энергий, в которых у-излучение сопровождается излучением нейтронов, примене- ние свинца не дает должной защиты, не говоря уже о его высокой стои- мости. Поскольку сечения захвата имеют большие значения для медленных нейтронов по сравнению с быстрыми нейтронами (гл. И, § 15), очевидно, х) Как неоднократно указывалось, Мария и Пьер Кюри не испытали никаких серьезных повреждений при выделении радия из больших количеств урановой смолки, хотя они не соблюдали никаких мер предосторожности, потому что в ветхом строе' нии, в котором они работали, происходила естественная вентиляция. 2) Некоторые факторы, определяющие поглощение веществом различных видов излучения, рассматриваются в гл. 7. 40*
628 Глава 19, Защита от излучения и дозиметрия что в целях лучшей защиты необходимо сначала замедлить нейтроны, а затем использовать подходящий поглотитель. Замедление нейтронов высокой энергии, например больше 1 Мэв, достигается наиболее эффективно путем неупругого рассеяния на атомах тяжелых элементов (гл. 11, § 10). Этот процесс может понизить энергию нейтронов до 0,1 Мэв, когда более эффективными замедлителями становятся, как известно, лег- кие элементы. В частности, подходящим замедлителем является водород, применяемый в виде воды. Водород и другие ядра приводят также к захвату медленных нейтронов в реакции (п, у). Однако при этом происходит испу- скание у-лучей, которые также должны быть насколько возможно ослаблены. Для экранировки ядерных реакторов широко используется бетон, так как он, помимо прочего, является удобным и дешевым строительным материалом. Бетон содержит значительное количество водорода, так как в его состав входят вода и более тяжелые элементы, как, например, кальций и кремний. Он хорошо замедляет и поглощает нейтроны и ослабляет у-излу- чение. Слой обыкновенного бетона толщиной 2,5 м дает удовлетворитель- ную защиту в большинстве реакторов, так как проходящее через него излучение при облучении в течение 8 час не превышает максимальную допустимую дозу. Вместо обыкновенного бетона для экранировки реакторов применяются особые «тяжелые» сорта бетона, в состав которых входит железная руда, отходы стали, или минерал барит (сульфат бария). Тяже- лые элементы, в данном случае железо и барий, с одной стороны, замед- ляют очень быстрые нейтроны благодаря неупругому рассеянию при столкновениях, а с другой—сильно ослабляют у-излучение. Всегда имеется вероятность, хотя и очень малая, что произойдет взрыв реактора и продукты распада будут рассеяны на значительной площади. Поэтому крупные энергетические реакторы строятся либо под землей (гл. 15, § 11), либо окружаются большим куполообразным строе- нием для предотвращения рассеивания радиоактивного материала в слу- чае взрыва. Все эти меры имеют целью обеспечить безопасность населения в районе расположения ядерных энергетических установок. Для повыше- ния безопасности такие установки обычно располагаются на значительном расстоянии от населенных районов. § 9. Контроль точных вод и удаление отходов Контроль радиоактивных сточных вод ядерных реакторов и предприя- тий, на которых происходит обработка использованного ядерного топлива, так же как удаление отходов из биологических и химических лабораторий, представляют собой важные стороны защиты от излучения. Проблема уда- ления вредных отходов затрагивает не только атомные предприятия, но и различные другие промышленные предприятия. Однако удаление радиоактивных отходов — это совершенно новая проблема, и поэтому не имеется накопленного опыта, на котором можно было бы основываться. Поэтому эта проблема находится в центре внимания дозиметристов. Опас- ность, которую представляют радиоактивные отходы, заключается в том. что может быть загрязнена вода и почва и, в конечном итоге, радиоактив- ные вещества могут попасть с пищей в организм человека. Именно эту опасность следует иметь в виду при изучении проблемы обработки и конт- роля радиоактивных сточных вод. По мере развития ядерной энергетики объем работы по обезвреживанию радиоактивных стоков будет соответст- венно увеличиваться. К счастью, исследования этой проблемы проводятся
IV. Защита от излучения 629 одновременно с исследованиями в других областях ядерной энергетики и, несомненно, необходимые методы будут разработаны своевре- менно. Наибольшая часть радиоактивных сточных вод возникает в ядерных реакторах и связанных с ними предприятиях. Активные вещества могут находиться в газообразном, жидком или твердом состояниях, и соответ- ственно следует рассмотреть возникновение этих трех типов веществ и их удаление. Газообразные радиоактивные отходы образуются двумя путями: во-первых, из воздуха, служащего для охлаждения реакторов, и, во-вто- рых, из газов, выделяющихся при делении и обработке продуктов деления. Ураново-графитовые реакторы в Ок-Ридже и Брукхейвене охлаждаются воздухом. Под действием нейтронов в этом воздухе образуются радиоак- тивные изотопы С14, N16, О19 и Аг41, получающиеся в результате реакций N14(n, р)С14, N15 (n, y)N16, О18(п, у)О19 и Аг40 (п, у)Аг41 соответственно. Из этих веществ N16 и О19 не представляют никакой опасности, так как их периоды полураспада очень малы, а именно 7,4 и 29,4 сек и, кроме того, они образуются в очень малых количествах. Относительное содержание С14 также мало и поэтому радиоактивный аргон-41 с периодом полу- распада НО мин представляет наибольшую опасность. Кроме того, имеется вероятность того, что радиоактивная пыль может переноситься воздухом. Поэтому воздух, прошедший через зону охлаждения реактора, про- пускается через фильтры для удаления взвешенных частиц и затем выбра- сывается наружу через высокую трубу. Труба в Ок-Ридже имеет высоту 60 м, а труба в Брукхейвене — примерно 100 м. На этих больших высотах воздух с примесью радиоактивного аргона смешивается с большими коли- чествами атмосферного воздуха, в результате чего активность резко пони- жается. Чтобы убедиться в отсутствии загрязнения местности, произво- дится дозиметрический контроль воздуха вблизи предприятия и на рас- стоянии до нескольких километров от трубы. В Брукхейвене осущест- вляется координация работы реактора с данными метеорологической службы, так что она прекращается частично или полностью, когда есть указания на то, что условия не благоприятны для перемешивания с атмо- сферным воздухом радиоактивных газов, выходящих из трубы. В процессе обработки отработанных топливных элементов они сна- чала растворяются в азотной кислоте; при этом выделяются радиоактив- ные газы. Последние содержат пары иода и химически инертные криптон и ксенон. Эти газы перемешиваются с большим количеством воздуха в вен- тиляционных системах дистанционно управляемых предприятий по разде- лению изотопов и выбрасываются в атмосферу через высокие трубы. Дози- метрический контроль местности, прилегающей к предприятиям в Хэн- форде, указал на желательность удаления твердых частиц и, насколько это возможно, радиоактивного иода. В результате был создан простой и эффективный фильтр, который сильно уменьшил активность газов, выходящих из завода по разделению изотопов. Если согласно метеороло- гическим данным выпускаемые газы будут подходить слишком близко к земле, то химическая обработка отработанного топлива приостанавли- вается. Когда потребуется дальнейшее уменьшение радиоактивности отходящих газов, оно очень просто может быть достигнуто путем увеличе- ния периода «охлаждения» отработанного топлива перед началом его обработки. Жидкие отходы бывают различных типов. Самым обычным из них является вода, прошедшая один раз через охлаждающую систему реак-
630 Глава 19. Защита от излучения и дозиметрия тора, как, например, в реакторах в Хэнфорде и Саванна-Ривер. Вода приоб- ретает некоторую активность в результате захвата нейтронов примесями, но эта активность поддерживается на минимальном уровне путем удаления примесей перед подачей ее в реактор. После прохождения через реактор вода на некоторое время поступает в отстойники для уменьшения радио- активности, а затем со строго дозированной скоростью спускается в реку. Благодаря тщательному контролю речная вода, очищенная обычными фильтрующими установками, оказывается вполне пригодной для бытового использования. Большинство конструкций энергетических реакторов, описанных в гл. 15, содержат замкнутую систему охлаждения. В этих системах охладитель, будь то вода, натрий, газ или органическая жидкость, нахо- дится в непрерывной циркуляции. Выделяющееся тепло передается в теплообменнике (бойлере) воде, циркулирующей в замкнутой системе вторичного контура. Если из такой системы часть воды или пара прорвется наружу, то она не будет представлять опасности вследствие отсутствия в ней радиоактивности. Исключением в этом отношении является реактор с кипящей водой (гл. 15, § 12). Более трудным с точки зрения ликвидации является другой тип жидких отходов, содержащий значительные количества продуктов деления или других радиоактивных элементов. В основном используются следую- щие два метода: 1) разбавление и ликвидация путем рассеивания и 2) кон- центрация и хранение. Первый метод более подходит для жидкостей с малым уровнем радиоактивности. Они выдерживаются в течение некото- рого времени для уменьшения радиоактивности путем естественного рас- пада, затем разбавляются большим количеством воды и спускаются в боль- шие водоемы. Если почва имеет хорошие ионообменные свойства (гл. 13, § 12), то отходы могут сбрасываться в ямы, вырытые в земле. По мере про- хождения жидкости сквозь слои земли радиоактивные вещества задержи- ваются в ней, а жидкость просачивается дальше. Большие трудности представляет удаление жидких отходов со сред- ней и высокой радиоактивностью. Для уменьшения объема их обычно кон- центрируют и хранят в таком месте, где они не представляют опасности. Один метод концентрации отходов заключается в выпаривании воды. Этот метод дает хорошие результаты, но он дорог и поэтому были разра- ботаны другие методы, среди которых описанный в гл. 15, § 19 метод кон- центрации радиоактивных веществ в специальной глине, по-видимому, является лучшим. Независимо от способа получения концентрированные отходы либо хранятся в подземных резервуарах, либо закапываются в землю на специальных участках. Твердые отходы не встречаются в больших количествах; большая их часть представляет собой материалы, случайно загрязненные радиоактив- ными веществами во время работы ядерного предприятия или в процессе экспериментальной работы. Иногда удается дезактивировать металличе- ские предметы химическим способом при помощи кислот или других’реа- гентов, в противном случае их закапывают в землю в предназначенной для этого огражденной зоне. Загрязненные деревянные строения тщательно моются и затем окрашиваются, для того чтобы закрепить радиоактивные частицы. Затем доски, как и другие твердые отходы, закапываются. Для предотвращения возможного загрязнения строений можно покрывать стены, полы и различные предметы тонким слоем пластмассы. Время от времени ее можно сдирать и закапывать и возобновлять пластмассовое покрытие. С первого взгляда может показаться, что загрязненное дерево,
IV. Защита опг излучения 631 одежду, биологические образцы и подобные предметы можно уничтожить путем сжигания. Однако, поскольку дым будет радиоактивен, сжигание следует производить в специальных бездымных печах. § 10. Радиохимические лаборатории Так как в настоящее время в химии и биологии ведется большая разнообразная работа с применением радиоактивных веществ,, проблема правильного проектирования лабораторий приобрела большую актуаль- ность. В этом вопросе наиболее существенны два момента. Во-первых, необходимо исключить возможность радиоактивного загрязнения материа- лов и оборудования, которое может привести к неправильным эксперимен- тальным результатам; во-вторых, очень важно не допустить возможности облучения персонала и попадания активных .веществ на поверхность тела работающих. Оба эти соображения приводят к желательности работы с радиоактивным материалом в различных помещениях, в зависимости от степени его активности. Меры предосторожности против опасности облучения, требуемые при работе с веществом с активностью 1 кюри, существенно отличаются от таких же мер в случае, когда активность вещества составляет одну миллионную долю кюри, т. е. равна 1 мккюри (гл. 17, § 4). В то же время самое незначительное количество материала с активностью 1 кюри полностью исказит результаты эксперимента, про- водимого с материалом, активность которого измеряется в микрокюри. Для большинства лабораторных экспериментов можно рассматривать три уровня активности: 1) активности, меньшие 1 мккюри, 2) активности, лежащие между 1 мккюри и 1 мкюри, и 3) активности в диапазоне при- мерно от 1 мкюри до 1 кюри. Следует иметь в виду, что указанные верхние и нижние пределы даны приблизительно и являются лишь грубой оценкой. Работа с материалом, имеющим активность больше 1 кюри, производится в специальных экранированных бетоном камерах с толщиной стенок не менее 60 см. Проблемой, с которой приходится сталкиваться при исследованиях с любыми уровнями активности материала, является предупреждение заражения как оборудования, так и персонала. Это в значительной сте- пени напоминает аналогичную проблему, существующую в бактериологи- ческих лабораториях, и позволяет пользоваться уже разработанными методами. Следует хорошо освоить и всегда строго выполнять правила работы с радиоактивными веществами, которые иногда называют «радио- химической асептикой». Если активность экспериментального материала ниже уровня 1 мккюри, то, как правило, работа может производиться в обычной лабо- ратории с соблюдением необходимых мер предосторожности. К этому виду экспериментов относится значительная часть работ с изотопными индикаторами (мечеными атомами), в которых используются радиоактив- ные изотопы, не испускающие у-лучей. Особыми требованиями в этом слу- чае являются лишь наличие места для хранения изотопов и выполнение необходимых процедур с ними и, как и при всех радиоактивных исследо- ваниях, наличие хорошо экранированной комнаты для ведения счета числа частиц с минимальным фоном. Несмотря на относительно слабую активность при уровнях порядка 1 мккюри, необходимо соблюдать осторож- ность в обращении с материалом. Работать следует в резиновых перчатках и манипулировать сосудами, содержащими активные твердые и жидкие вещества, при помощи щипцов.
632 Глава 19. Защита от излучения и дозиметрия Работу с материалами промежуточной активности, примерно от 1 мккюри до 1 мкюри^ рекомендуется производить в специальной «полу- горячей» лаборатории, или по крайней мере в соответствующим образом переоборудованной обычной лаборатории. Важной частью такой лабора- тории является хорошо вентилируемый радиохимический вытяжной шкаф, внутренние стенки которого покрыты нержавеющей сталью, с которой можно удалять загрязняющие вещества путем обмывания кислотой. Рабо- чая поверхность также должна быть из нержавеющей стали. Для изгото- вления вытяжного шкафа можно применять алюминий и другие мате- риалы, причем все внутренние поверхности должны покрываться тонким Фиг. 124. Экраны из люсита, применяемые для защиты от (3-излучения, слоем пластмассы, который время от времени сдирается и заменяется новым. Рабочие и лабораторные столы должны иметь верх из нержавею- щей стали; можно пользоваться и обыкновенными столами, но на них должны ставиться кюветы из нержавеющей стали. В кюветы рекомен- дуется положить промокательную бумагу, чтобы она впитывала случайно пролитые растворы. При работе с веществами промежуточной активности, например в исследованиях методом изотопных индикаторов, когда используются значительные количества p-активных веществ, особенно при наличии у-излучения, совершенно необходимы специальные меры для защиты оператора. При работе с радиоактивными изотопами, испускающими мяг- кое p-излучение при отсутствии у-лучей, например Н3 (тритий), С14, S35 и Са45, достаточная безопасность оператора обеспечивается при мини- мальном расстоянии до стеклянного сосуда с изотопом 15 см и при при- менении щипцов и перчаток из «тяжелой» резины. При этом следует пом- нить, что активность над открытым сосудом больше, чем со стороны стенок, так как стекло поглощает большую часть мягкого р-излучения. Для работы с другими изотопами были разработаны два метода. При «близкой» защите каждый источник излучения экранируется независимо от других; такая защита может применяться при работе с веществами, испускающими мягкие у-лучи малой проникающей способности. Для этой цели используются прозрачные экраны из органического стекла, толщиной
IV. Защита от излучения 633 примерно 2,5 см (фиг. 124). Если близкая защита неудобна в работе или имеется довольно жесткое у-излучение, то предпочтительнее «барьерная» защита. Материал и приборы, нужные для работы, окружаются доста- точно высоким барьером из взаимноперекрывающихся свинцовых кирпичей. Манипуляции выполняются при помощи длинных щипцов или специаль- ных дистанционных устройств, разработанных для управления на рас- стоянии. На фиг. 125 показан пантограф для наполнения и опорожнения Фиг. 125. Пантограф для работы с пипетками, находящимися за защитой из свинцовых кирпичей. пипеток; оператор наблюдает за работой манипулятора при помощи зеркала, расположенного в задней части огражденного барьером про- странства. Для работы с веществами, имеющими активность 1 мкюри или больше, должны специально строиться так называемые «горячие» лаборатории, в которых все поверхности, в том числе пол и стены, должны облицовы- ваться непоглощающим материалом, с которого можно смывать загрязне- ния. Нужно избегать всяких выступов, где могут собираться частицы пыли. Все рабочие поверхности и раковины должны облицовываться нержавеющей сталью и должны располагаться в хорошо вентилируемых вытяжных шкафах. Под рабочими поверхностями столов и за стенками вытяжных шкафов должна быть устроена соответствующая постоянная защита из свинца и бетона, и вся работа должна производиться за надле- жащей барьерной защитой. Особое внимание должно уделяться удалению отходов. Поскольку работа со значительными количествами радиоактивного материала должна производиться через барьер, возникает необходимость в дистанционном управлении. Поэтому было сконструировано большое количество разнообразных остроумных манипуляров (фиг. 126). При отсутствии прямой видимости приборов и материалов часто используются перископы и зеркала. Однако дистанционное управление приборами, оче- видно, требует большого опыта (фиг. 127). 41 С. Глесстон
Ф и г. 126. Механическое устройство для проведения тонких манипуля- ции с помощью дистанционного управления. Ф п г. 127. Дистанционное управление с помощью перископа.
IV. Защита от излучения 635 Высший уровень активности порядка нескольких кюри встречается сравнительно редко, за исключением некоторых атомных предприятий. В этих случаях работа производится, как указывалось выше, в тщательно экранированных «горячих камерах». Вследствие трудностей манипуляции вся процедура заранее разбивается на ряд простых операций, которые могут выполняться при помощи дистанционного управления. Прежде чем приступить к работе с опасными веществами, эксперименты подобного типа сначала осуществляются с использованием неактивных веществ для того, чтобы выработать строго определенные приемы работы. Фиг. 128. «Перчаточная камера» («сухая камера») для работы с излучателями а-частиц или короткопробежиых Р-частиц. Как уже указывалось, основная опасность при работе с а-активнымп веществами состоит в возможности их проникновения в организм чело- века. Несколько сантиметров воздуха и применение резиновых перчаток представляют совершенно достаточную защиту экспериментатора от внеш- него а-излучения. Поэтому небольшая по масштабам работа с а-активнымп изотопами часто выполняется в камере, известной под названием «перча- точная камера» (фиг. 128). Был сконструирован ряд подобных устройств, которые представляют собой замкнутую хорошо вентилируемую коробку с наклонной стеклянной передней стенкой. В коробку вделана пара рези- новых перчаток, так что в них можно вдеть руки и производить необхо- димые операции внутри ящика защищенными руками, наблюдая за работой через переднее стекло. Перчаточная камера часто используется также для экспериментальной работы с излучателями р-частиц малой энергии. Во всех лабораториях, где работают со значительными количествами радиоактивных материалов, существуют разнообразные методы дозимет- рического контроля персонала и операций, описанные в § 6 настоящей главы. Во многих случаях не только место выполнения и характер экспе- риментов планируется заранее, но и сами эксперименты выполняются в тесном сотрудничестве с дозиметристами и химиками. 41*
636 Глава 19. Защита от излучения и дозиметрия Во всех лабораториях, где используются радиоактивные изотопы, необходимо проявлять осторожность при удалении отработанных мате- риалов. Нельзя просто смывать отходы в раковину, как это делают в хими- ческих лабораториях. Рекомендуются два общих принципа удаления радиоактивных отбросов при работе с мечеными атомами. Во-первых, данный радиоактивный изотоп следует смешать с большим количеством стабильного изотопа (или изотопов) того же элемента в одинаковом хими- ческом состоянии. Таким путем количество активного материала, которое попадает в растение или другой живой организм, значительно уменьшается, так как различные изотопы данного элемента будут поглощаться в той пропорции, в которой они находятся в смеси. Во-вторых, использованный раствор следует разбавить большим количеством воды, чтобы ослабить удельную активность перед сливанием в сток. «Таким способом могут быть удалены радиофосфор Р32 и радиоиод J131. Соединения радиоактивного углерода С14 могут быть сожжены, и газы выпущены в воздух, но при этом должны быть приняты меры, чтобы обеспечить их полное рассеивание. Все радиоактивные отбросы можно зарывать в землю на глубину не менее 1,5 ж на отведенных для этого закрытых участках при условии, что мате- риал сначала смешивается со стабильными изотопами того же элемента в одинаковом химическом состоянии. Активность материала, который может зарываться ежедневно, строго ограничивается. V. ГЕНЕТИЧЕСКИЕ ЯВЛЕНИЯ ПОД ДЕЙСТВИЕМ ИЗЛУЧЕНИЯ § 11. Спонтанные мутации Согласно современной точке зрения, механизм наследственности, который в основном сходен у всех размножающихся половым способом растений и животных, а также человека, в общих чертах заключается в следующем. Считается, что видимые в микроскоп хромосомы, присут- ствующие в делящихся клетках (§ 2 настоящей главы), состоят из тысяч невидимых элементов, называемых генами. Предполагают, что с каждым геном связана какая-нибудь физическая характерная особенность, так называемый признак; у человека, например, такими признаками являются цвет волос, цвет глаз, размеры тела, умственные способности и т. д. Хро- мосомы и гены существуют в каждой клетке организма, но с точки зрения генетики (или наследственности) важны только те из них, которые нахо- дятся в зародышевых клетках органов размножения. Клетки организма обычно содержат определенное число хромосом, состоящих из двух подобных, но не идентичных групп. Например, клетки человеческого тела содержат 46 хромосом, образующих две группы по 23 хромосомы в каждой. Одна из этих групп унаследована от матери, кото- рая дает клетку яйца, другая группа, равная по числу хромосом, но с не- сколько отличающимися признаками,— от семенной клетки отца. Когда после слияния яйца и семенной клетки зародыш начинает развиваться, хромосомы и гены, унаследованные от родителей, в основном воспроизво- дятся без изменений. Таким образом, все признаки потомства происходят от генов родителей. Однако в редких случаях происходят отклонения от нормального развития, когда вместо точного воспроизведения хромосом происходит изменение в одном или более генах; это изменение называется мутацией. Мутация часто обнаруживается в развитии совершенно новых признаков,
К. Генетические явления под действием излучения 637 не присущих родителям. Если мутация происходит в клетке организма (соматическая мутация), то может появиться новый признак, но он не будет передаваться последующим поколениям1). Но если мутация происхо- дит в зародышевой клетке (генетическая мутация), то новые признаки, вероятно, появятся в одном из последующих поколений. Мутации, которые возникают без какой-либо видимой причины или вмешательства человека, называются спонтанными мутациями. Гены разделяются на доминирующие и рецессивные. Если ген является доминирующим, то признак, связанный с этим геном, скажется на потом- стве, даже если такой ген имеется в зародышевой клетке только одного из родителей. С другой стороны, рецессивный ген должен быть в зародыше- вых клетках обоих родителей, чтобы соответствующая характерная осо- бенность появилась в следующем поколении. Следовательно, рецессивный ген может сохраняться в скрытом состоянии на протяжении большого числа поколений до тех пор, пока произойдет слияние семенной клетки и яйца, в каждом из которых содержится данный ген. Как правило, мута- ции генов рецессивны, но они редко рецессивны полностью. Таким обра- зом, некоторые эффекты наблюдаются в следующем поколении, даже если данный ген унаследован только от одного родителя. Мутации часто разделяют на полезные и вредные, хотя точная клас- сификация может варьировать в зависимости от точки зрения. В огромном большинстве случаев мутации вредны растениям и животным, в которых они происходят, в том смысле, что они ведут к понижению вероятности выживания. Весьма малое количество изменений, сопровождающих мута- ции, несомненно, полезны, но последствия их обнаруживаются только в медленном процессе биологической эволюции. Тем не менее именно путем выведения и скрещивания изменяющихся видов удалось получить много фруктов и овощей, которые полезны человеку. § 12. Мутации под действием излучения В 1927 г. Мюллер в США сделал важное открытие, заключающееся в том, что скорость появления мутаций у фруктовой мушки (Drosophila melanogaster), может быть увеличена путем облучения рентгеновскими лучами. Впоследствии мутации, вызванные различными видами излучения, в том числе а- и р-частицами, у-лучами и потоком нейтронов, наблюдались у других животных и растений. Очень много исследований, особенно био- химических, было выполнено по влиянию излучения на красную хлебную плесень (Neurospora crassa), представляющую собой один из простейших растительных организмов, наиболее подходящий по ряду причин для гене- тических исследований. Много исследований было проведено также с раз- личными видами животных, в том числе с мышами, крысами и кроликами. Вообще, типы мутаций, вызванные облучением, подобны тем, которые происходят спонтанно; облучение лишь увеличивает вероятность получе- ния мутации. Механизм генетического действия излучения еще не совсем понятен, и были рассмотрены три возможных варианта, которые взаимно не исклю- чают друг друга. Во-первых, излучение может вызывать образование ядо- витых веществ, которые поражают гены. В связи с этим можно заметить, что некоторые химические вещества, особенно иприт и родственные ему 2) У растений подобная соматическая мутация может быть закреплена вегета- тивным размножением.
638 Глава 19. Защита от излучения и дозиметрия соединения, вызывают мутации, сходные с мутациями, происходящими под действием излучения. Второе объяснение заключается в том, что вследствие ионизации разрываются химические связи в генах, являющихся большими, сложными молекулами, подобными белкам, тем самым разрушая их или изменяя их свойства. Третье предположение заключается в том, что излу- чение может вызвать несколько разрывов в хромосоме; отдельные части стремятся соединиться, но небольшая группа генов может быть потеряна. В результате внутри хромосомы может произойти перераспределение, ведущее к генетическим изменениям. § 13. Генетическое действие излучения Эксперименты с различными видами животных показали, что увеличе- ние частоты мутаций генов в результате воздействия облучения приблизи- тельно пропорционально полной дозе, полученной половыми железами родителей от начала их развития до момента зачатия потомства. По-види- мому, любое, даже самое малое количество излучения приводит к некото- рому увеличению нормальной частоты появления мутаций. Вероятно, некоторая часть так называемых спонтанных мутаций происходит благо- даря фону естественного излучения, которое воздействует на все живые организмы. Доза, полученная в единицу времени, и продолжительность облуче- ния мало влияют на увеличение частоты мутаций. Главным фактором является полная доза облучения половых желез, полученная к моменту оплодотворения яйца. Однако следует указать, что большая накопленная доза излучения не означает, что мутации будут более вредными, чем в случае меньшей дозы. В случае большой дозы мутации будут, вообще говоря, такими же, как и в случае малой дозы, и они будут подобны мута- циям, возникающим спонтанно, но частота их появления увеличится. Пагубные последствия «вредной» мутации могут быть относительно незначительными, как, например, повышенная подверженность заболева- ниям или уменьшение средней продолжительности жизни на несколько месяцев. Но эти последствия могут быть и более серьезными, такими, как смерть в эмбриональной стадии пли потеря способности к размножению. Таким образом, организмы, обладающие «вредными» генами, оказываются в невыгодном положении по сравнению с другими, особенно в том смысле, что они в среднем имеют меньше потомства и меньшую продолжительность жизни. Отсюда становится ясно, что подобные гены постепенно будут исче- зать. Особенно вредные гены исчезают с наибольшей скоростью, так как в лучшем случае лишь немногие организмы, имеющие такие гены, дожи- вают до возраста, когда они становятся способными к размножению. С дру- гой стороны, менее вредные гены могут существовать намного дольше п, таким образом, наносить длительный вред, хотя и менее сильного харак- тера, огромному числу особей. Подсчитано, что полная доза облучения половых желез до зачатия (кроме дозы естественного фона излучения), необходимая для удвоения частоты появления спонтанных мутаций у человека, составляет примерно от 30 до 80 рентген на каждого человека. Подобное удвоение частоты мутаций имело бы место при облучении части населения соответственно большей дозой. Именно с целью уменьшить рост частоты появления мута- ций были даны определенные рекомендации, касающиеся полной макси- мальной допустимой дозы облучения, которые приведены в § 5 настоящей главы.
V. Генетические явления под действием излучения 639 До сих пор рассматривались только вредные мутации. Рассмотрим теперь полезные мутации. Такие мутации очень редки, но тем не менее они оказывают положительное влияние на эволюционный прогресс челове- чества. В связи с этим встает вопрос, не играет ли облучение положитель- ной роли благодаря увеличению числа полезных мутаций. Большинство мнений сходится на том, что существующая частота спонтанных мутаций обеспечивает достаточную степень генетической изменчивости для дальней- шей эволюции с удовлетворительной скоростью. Другими словами, счи- тается, что возможные в дальнейшем благоприятные последствия от увели- чения полезных мутаций ни в коей мере не оправдывают немедленных тяжелых последствий, связанных с увеличением количества вредных мутаций. Иначе обстоит дело в растительном мире. Растениеводы давно уже используют селекцию спонтанно образующихся изменчивых видов для выращивания улучшенных сортов овощей, злаков, фруктов и цветов. Теперь излучение обеспечивает возможность значительного увеличения частоты мутации, повышая таким образом вероятность появления желае- мых свойств в данном растении. Тот факт, что большая часть мутаций вредна, в данном случае не играет роли. Эти мутации просто не рассмат- риваются, и дальнейшие опыты производятся только с растениями, обла- дающими благоприятными с той или иной точки зрения свойствами. В разных странах, особенно в Норвегии, Швеции, США и СССР, ведутся большие работы по выведению улучшенных сортов полезных расте- ний при помощи облучения растущих растений или семян, например, у-лучами от кобальта-60 или нейтронами из реактора. Среди многообещаю- щих результатов, полученных в настоящее время, могут быть отмечены следующие: зерновые культуры, более скороспелые или более урожайные; земляные орехи, обладающие повышенной урожайностью, лучше поддаю- щиеся уборке с помощью машин и менее подверженные болезням листа; сорта овса, стойкие по отношению к заболеванию ржавчиной стебля или по отношению к грибковым заболеваниям. Кроме того, были получены некоторые интересные соматические мутации, которые передаются по наследству путем вегетативного размножения, например у красной гвозди- ки и других цветов. Возникновение мутаций под действием излучений представляет, вероятно, наибольший интерес в связи с возможностью выведения сортов сельскохозяйственных растений, стойких по отношению к различным болезням. Было подсчитано, что только в Соединенных Штатах болезни сельскохозяйственных растений приносят ежегодно убыток, составляю- щий около трех миллиардов долларов. Поэтому нам представляется уместным закончить эту книгу словами Энрико Ферми, который внес большой вклад в развитие ядерной физики: «Я верю ...что завоевание атомной энергии может быть широко использовано не для целей разруше- ния, а для того, чтобы для человечества наступила эпоха изобилия».
ОГЛАВЛЕНИЕ Предисловие редактора перевода......... 5 От автора................•............. 7 Глава 1. Основы атомной теории................................ 9 I. Представление об атоме................................. 9 § 1. Ранний период истории атома........................ 9 § 2. Дальтон и атомная теория........................... 9 II. Химические элементы................................... 11 § 3. Теория четырех элементов.......................... 11 § 4. Элементы и соединения............................. 11 § 5. Определение элемента.............................. 12 § 6. Символы и формулы................................. 13 III. Определение атомных весов............................. 13 § 7. Система атомных весов Дальтона.................... 13 § 8. Эквивалентные веса................................ 15 § 9. Шкала атомных весов............................... 15 § 10. Атомные и эквивалентные веса...................... 16 IV. Атомы и молекулы...................................... 16 § 11. Ранний период развития............................ 16 § 12. Атомы и молекулы элементов........................ 17 § 13. Закон Авогадро.................................... 18 § 14. Определение молекулярных весов.................... 18 § 15. Молекулярные и атомные веса....................... 19 § 16. Гипотеза Праута................................... 21 V. Периодическая система элементов....................... 21 § 17. Классификация элементов........................... 21 § 18. Периодический закон............................... 23 § 19. Лантаниды и актиниды.............................. 24 VI. Размеры и веса атомов.................................. 25 § 20. Атомные веса и реальность атомов.................. 25 § 21. Размеры молекул; первые оценки.................... 25 § 22. Число Авогадро.................................... 27 § 23. Атомы в газах, жидкостях и твердых телах.......... 28 § 24. Веса и размеры атомов и молекул................... 29 Глава 2. Элементарные частицы ............................... 31 I. Природа электричества................................... 31 § 1. Положительное и отрицательное электричество........ 31 § 2. Статическое и динамическое электричество........... 32 § 3. Напряжение и ток................................... 32 § 4. Переменный ток..................................... 34 II. Прохождение электрического тока через газы.............. 34 § 5. Электрический разряд при низких давлениях.......... 34 § 6. Катодные лучи.................................... 35 § 7. Природа катодных лучей......................... 36 III. Электрон................................................ 37 § 8. Электролиз. Число Фарадея........................ 37 § 9. Атомная природа электричества. Элементарный заряд 38
Оглавление 641 § 10. Ионы газа и элементарный заряд.................... 39 § 11. Определение заряда электрона...................... 40 § 12. Удельный заряд частиц катодных лучей............. 43 § 13. Опыты Томсона.................................... 44 § 14. Электрон как частица.............................. 46 § 15. Удельный заряд электрона......................... 47 § 16. Масса и размеры электрона........................ 48 IV. Протон, антипротон и позитрон......................... 49 § 17. Положительные лучи и протон....................... 49 § 18. Положительный электрон, или позитрон.............. 51 § 19. Образование и аннигиляция позитронов.............. 52 § 20. Антипротон ....................................... 54 V. Рентгеновские лучи.................................... 56 § 21. Открытие рентгеновских лучей и их природа......... 56 § 22. Характеристические рентгеновские лучи............. 57 § 23. Дифракция рентгеновских лучей..................... 58 VI. Радиоактивность........................................ 59 § 24. Открытие радиоактивности.......................... 59 § 25. Радиоактивные излучения: а- и р-лучи.............. 61 § 26. Альфа-частица..................................... 62 § 27. Гамма-лучи........................................ 64 § 28. Сравнение излучений............................... 64 VII. Нейтрон и антинейтрон................................. 65 § 29. Предсказание существования нейтрона............... 65 § 30. Открытие нейтрона................................. 66 § 31. Антинейтрон....................................... 67 VIII. Мезоны................................................. 68 § 32. Пионы и мюоны..................................... 68 § 33. А-мезоны.......................................... 69 Глава 3. Энергия и излучение.................................... 71 I. Природа энергии....................................... § 1. Формы энергии.................................... II. Природа излучения.................................... § 2. Лучистая энергия................................. § 3. Волновая теория света............................ § 4. Природа волнового движения....................... § 5. Скорость света................................... § 6. Цвет и длина волны............................... § 7. Электромагнитные волны........................... § 8. Квантовая теория излучения....................... § 9. Фотон............................................ III. Волны и частицы...................................... § 10. Дуализм «волна—частица»....................... § 11. Дифракция электронов и атомов.................... § 12. Принцип неопределенности......................... § 13. Квантовая механика............................... § 14. Значение волновых свойств........................ IV. Теория относительности и соотношение между массой и энер- гией ..................................................... § 15. Эфир и скорость света............................ § 16. Опыт Майкельсона—Морли........................... § 17. Скорость и масса электрона....................... § 18. Теория относительности........................... § 19. Взаимосвязь массы и энергии...................... § 20. Сохранение массы и энергии....................... § 21. Применение соотношения Е — тс2................... § 22. Образованней аннигиляция позитронно-электронных пар 71 71 72 72 73 74 75 76 77 79 81 82 82 85 87 87 87 89 89 91 92 93 95 97 Глава 4. Строение атома....................................... 100 I. Первые теории строения атома........................ 100 § 1. Корпускулярный атом Томсона.................... 100* § 2. Другие ранние теории........................... 101
642 Оглавление II. Ядерная модель атома................................................................. 102 § 3. Рассеяние а-частиц.............................................................. 102 § 4. Ядерная модель атома Резерфорда................................................. 102 § 5. Масса и размеры ядра............................................................ 104 § 6. Заряд ядра..................•................................................... 106 § 7. Строение ядра....................................................... 109 § 8. Устойчивость а-частиц....................................... 110 III. Внешние (орбитальные) электроны...................................................... 111 § 9. Атомные спектры................................................... 111 § 10. Теория стационарных состояний Бора............ 112 § 11. Квантовые числа ............ 114 § 12. Квантовая механика и электронные орбиты.. 116 § 13. Принцип исключения Паули.. 118 § 14. Периодическая система элементов и орбитальные элек- троны .................................................. 120 § 15. Характеристические рентгеновские лучи...... 122 § 16. Мезоатомы и мезонные рентгеновские лучи. 124 IV. Свойства ядра ...........................-........................................... 126 § 17 / Уровни эцергии в ядре......................................................... 126 § 18. Спин ядра....................................................................... 127 Глава 5. Естественная радиоактивность........................ 128 ]. Радиоактивные элементы................................. 128 § 1. Первые измерения радиоактивности.................. 128 § 2. Открытие полония.................................. 129 § 3. Открытие и получение радия........................ 130 § 4. Естественные радиоактивные элементы............... 131 II. Радиоактивный распад и образование новых элементов . . . . 131 § 5. Уран X и торий X.................................. 131 § 6. Радиоактивная эманация............................ 133 § 7. Теория радиоактивного распада..................... 133 § 8. Разделение и идентификация радиоактивных элементов 135 111. Константы радиоактивности.............................. 136 § 9. Скорость распада.................................. 136 § 10. Среднее время жизни радиоактивного элемента...... 137 § 11. Радиоактивное равновесие.......................... 138 § 12. Период полураспада радиоактивного элемента .... 139 § 13. Определение постоянных распада и периодов полурас- пада ................................................... 141 IV. Радиоактивные ряды.................................... 143 § 14. Ряды радиоактивного распада ..................... 143 § 15. Семейство нептуния............................... 147 Глава 6. Измерение ядерных излучений...................... 149 I. Измерение излучения по ионизации....................’ 149 § 1. Удельная ионизация........................... 149 § 2. Поведение пар ионов в электрических полях.... 150 II. Приборы для ионизационных измерений................. 151 § 3. Ионизационная камера......................... 151 § 4. Пропорциональные счетчики.................... 155 § 5. Счетчики Гейгера—Мюллера..................... 156 § 6. Применение ионизационных приборов............ 160 III. Другие методы измерения излучений................... 161 § 7. Сцинтилляционные счетчики....................... 161 § 8. Черепковские счетчики........................... 165 § 9. Кристаллические счетчики........................ 166 § 10. Статистические ошибки счетчиков................. 167 IV. Треки ионизующих частиц ............................ 167 § 11. Ионы как центры конденсации..................... 167 § 12. Камера Вильсона................................. 169 § 13. Диффузионные камеры............................. 171 § 14. Пузырьковая камера.............................. 171 § 15. Фотографическая регистрация ионизующих частиц 173
Оглавление 643 Глава 7. Свойства ядерных излучений.............................................. 175 I. Свойства а-излучений....................................................... 175 § 1. Пробег а-частиц. 175 § 2. Тормозная способность. 177 § 3. Скорость, энергия и пробег а-частпц. 179 § 4. Правило Гейгера—Наттола......................... 181 § 5. Теория а-распада......................... 182 § 6. Альфа-спектры............................................. 185 II. Свойства (3-излучений..................................................... 186 § 7. Энергии р-частиц. 186 § 8. Теория нейтрино. 189 § 9. Положительная [3-активность........................................... 191 § 10. Экспериментальное обнаружение нейтрино................................ 191 § 11. Нейтрино и антинейтрино............................................... 193 § 12. Поглощение и пробег р-частиц.......................................... 195 § 13. Бета-радиоактивные превращения.................. 197 III. Свойства у-излучения...................................................... 199 § 14. Взаимодействие у-лучеп с веществом.................................... 199 § 15. Поглощение у-лучей.................................................... 201 § 16. Определение энергий у-лучей........................................... 203 § 17. Возникновение у-лучей................................................. 204 § 18. Внутренняя конверсия у-лучей.......................................... 206 Глава 8. Изотопы................................................................. 208 I. Открытие изотопов.......................................................... 208 § 1. Радиоактивные элементы и периодическая система Мен- делеева ............................................... 208 § 2. Правило смещения. Изотопы............................................. 211 II. Изотопы и строение атома.................................................. 212 § 3. Ядро и правило смещения................................................ 212 §- 4. Изотопы и строение ядра............................................... 212 III. Стабильные изотопы........................................................ 214 § 5. Конечные продукты радиоактивных семейств.............................. 214 § 6. Анализ при помощи положительных лучей (метод пара- бол) .................................................. 216 § 7. Положительные лучи и изотопы.......................................... 218 IV. Распространенность изотопов................................................ 220 § 8. Правило целых чисел................................................... 220 § 9. Изотопический состав элементов........................................ 222 § 10. Масс-спектрографы..................................................... 225 § И. Веса изотопов и их распространенности................................. 228 § 12. Тяжелый водород — дейтерий............................................ 230 V. Разделение изотопов...............’........................................ 234 § 13. Коэффициент разделения................................................ 234 § 14. Метод газовой диффузии................................................ 235 § 15. Метод разделения изотопов при помощи сопла...... 239 § 16. Электромагнитный метод................................................ 239 § 17. Метод центрифугирования............................................... 242 § 18. Метод термодиффузии................................................... 243 § 19. Методы фракционной перегонки.......................................... 244 § 20. Электролитический метод............................................... 245 § 21. Методы химического обмена............................................. 246 Глава 9. Ускорение заряженных частиц............................................. 249 I. Ядерные превращения................................... 249 § 1. Превращение элементов................................................. 249 § 2. Превращение азота под действием а-частиц.............................. 250 § 3. Механизм ядерного процесса............................................ 251 § 4. Перераспределение нуклонов в ядрах при ядерных реакциях............................................... 252 § 5. Бомбардировка атомных ядер заряженными частицами 253 § 6. Расщепление лития протонами........................................... 255 § 7. Энергия ядерных реакций............................................... 256 § 8. Определение атомных весов изотопов.................................... 257
644 Оглавление II. Ускорители частиц.................................... 258 § 9. Умножитель напряжения............................ 258 § 10. Электростатический генератор..................... 260 § 11. Линейный ускоритель.............................. 262 § 12. Циклотрон....................................... 265> § 13. Синхроциклотрон.................................. 269 § 14. Бетатрон......................................... 273 § 15. Электронный синхротрон........................... 276 § 16. Протонный синхротрон............................. 278 § 17. Синхротрон с жесткой фокусировкой................ 282 § 18. Ускорение тяжелых ионов.......................... 285 Глава 10. Ядерные превращения и искусственная радиоак- тивность ............................................................................................... 286 I. Типы ядерных реакций................................................................................... 286 § 1. Исследования ядерных превращений................................................................ 286 § 2. Образование составного ядра..................................................................... 286 § 3. Испускание частиц составным ядром............................................................... 288 § 4. Общие свойства составного ядра.................................................................. 290 § 5. Ядерные превращения под действием протонов. 291 § 6. Ядерные превращения под действием дейтронов............. 293 § 7. Ядерные превращения под действием а-частиц........ 296 § 8. Ядерные превращения под действием нейтронов............. 297 § 9. Ядерные превращения под действием частиц с массой 3 298 § 10. Ядерные превращения под действием тяжелых ионов . . 298 § И. Ядерные превращения под действием излучения и под действием электронов................................... 300 § 12. Деление и скалывание............................................................................... 301 § 13. Потенциалы расщепления. Резонанс и энергетические уровни................................................. 304 § 14. Ядерные сечения.................................................................................... 306 II. Искусственная радиоактивность.......................................................................... 307 § 15. Радиоактивные продукты ядерных процессов......... 307 § 16. Идентификация радиоактивных изотопов............................................................... 310 § 17. Распад искусственных ‘радиоактивных изотопов .... 312 § 18. Захват орбитального электрона...................................................................... 315 § 19. Условия, при которых могут происходить испускание позитронов и электронный захват........................ 316 § 20. Ядерная изомерия.................................................................................. 318 § 21. Типы ядерных изомеров; изомерный переход.......................................................... 320 § 22. Изомерия и спин ядра.............................................................................. 323 § 23. Распад путем испускания нейтронов................................................................. 324 § 24. Таблицы изотопов.................................................................................. 326 Глава И. Нейтрон .......................................... 328 I. Свойства нейтрона.................................... 328 § 1. Масса нейтрона................................... 328 § 2. Радиоактивные свойства нейтрона.................. 330 § 3. Дифракция нейтронов.............................. 331 II. Получение и обнаружение нейтронов................ ... 333 § 4. Источники нейтронов...... 333 § 5. Регистрация нейтронов........ 335 III. Замедление нейтронов................................. 338 § 6. Упругое рассеяние........ 338 § 7. Тепловые нейтроны................ 338 IV. Реакции, происходящие под действием нейтронов........ 341 § 8. Радиационный захват...............j.............. 341 § 9. Испускание заряженных частиц..................... 343 § 10. Рассеяние нейтронов.............................. 346 § 11. Реакция под действием быстрых нейтронов.......... 346 § 12. Поперечные сечения ядер для’реакций под действием ней- тронов ............................................... 347
Оглавление 645 V. Монохроматические нейтроны.......................... 351 § 13. Селекторы скоростей нейтронов.................. 351 § 14. Источники монохроматических нейтронов.......... 354 VI. Резонансный захват нейтронов........................ 355 § 15. Результаты измерений поперечных сечений........ 355 § 16. Теория Брейта—Вигнера.......................... 358 § 17. Сечения и размеры ядер......................... 360 § 18. Модификация модели составного ядра............. 361 Глава 12. Ядерные силы и строение ядра^....................................................... 364 1. Ядерные силы............................................................................ 364 § 1. Упаковочный коэффициент............................................................ 364 § 2. Определение энергии связи.......................................................... 365 § 3. Силы, действующие между нуклонами.................................................. 369 § 4. Динейтрон и дипротон............................................................... 370 § 5. Мезонная теория ядерных сил........................................................ 371 § 6. Обменные ядерные силы.............................................................. 373 II. Стабильность ядер...................................................................... 375 § 7. Отношение числа нейтронов к числу протонов в стабиль- ных ядрах.............................................. 375 § 8. Стабильность нечетно-четных ядер................................................... 377 § 9. Изобары и р-активность............................................................. 380 III. Свойства ядер.......................................................................... 381 § 10. Радиусы ядер....................................................................... 381 § И. Магнитные моменты ядер.............................................................. 383 § 12. Электрические квадрупольные моменты................................................ 387 IV. Строение ядра........................................................................... 388 § 13. Капельная модель................................... 388 § 14. Вычисление энергий связи................................... 388 § 15. Свойства изобаров. 391 § 16. Отсутствующие элементы. 394 § 17. Оболочечная модель ядра, магические числа. 395 § 18. Обобщенная модель................................................. 400 Глава 13. Деление ядер..................................... 402 I. Явление деления...................................... 402 § 1. Открытие деления ядер........................... 402 § 2. Опыты, подтверждающие возможность деления ядер 405 § 3. Типы реакций деления............................ 406 § 4. Освобождение энергии при делении ядер........... 407 § 5. Распределение продуктов деления по массам....... 410 § 6. Испускание нейтронов при делении........... . . 413 II. Теория деления ядер................................. 416 § 7. Механизм деления ядер........................... 416 § 8. Критическая энергия деления..................... 418 § 9. Потенциальный барьер деления.................... 419 § 10. Энергия нейтронов и деление..................... 421 III. Продукты деления ядер............................... 423 § И. Свойства продуктов деления...................... 423 § 12. Идентификация продуктов деления................. 424 § 13. Цепочки продуктов деления....................... 427 Глава 14. Использование ядерной энергии..................... 430 I. Энергия деления ядер................................. 430 § 1. Понятие об атомной энергии....................... 430 § 2. Деление ядер как источник энергии................ 433 § 3. Цепная ядерная реакция........................... 434 § 4. Возможность создания атомной бомбы............... 435 II. Системы, в которых осуществляется цепная ядерная реакция 437 § 5. Условия для управления цепной реакцией........... 437 § 6. Коэффициент размножения бесконечной среды....... 438
646 Оглавление § 7. Гомогенные и гетерогенные системы................ 440 § 8. Критические размеры системы, в которой осуществляет- ся цепная реакция...................................... 441 § 9. Чикагский реактор................................ 443 § 10. Мощность ядерного реактора....................... 446 § И. Управление ядерным реактором..................... 447 § 12. Производство плутония............................ 449 § 13. Ок-Риджский и Хэнфордские реакторы............... 451 § 14. Атомная бомба.................................... 454 III. Энергия синтеза ядер................................. 457 § 15. Синтез легких ядер............................... 457 § 16. Источники звездной энергии....................... 458 § 17. Термоядерные реакции на Земле.................... 461 § 18v Каталитические реакции синтеза................... 464 Глава 15. Ядерные реакторы .................................. 467 I. Общие представления об устройстве реакторов........... 467 § 1. Введение.......................................... 467 § 2. Реакторы па тепловых, быстрых и промежуточных ней-, тронах.................................................. 468 § 3. Ядерное топливо................................... 470 § 4. Замедлители и отражатели.......................... 473 § 5. Теплоносители..................................... 475 § 6. Методы отвода тепла............................... 476 § 7. Воспроизводство и размножение делящегося вещества 477 II. Типы реакторов........................................ 479 § 8. Исследовательские реакторы........................ 479 § 9. Производящие реакторы............................. 484 § 10. Энергетические реакторы........................... 485 III. Типовые энергетические реакторы ...................... 488 § И. Реакторы, охлаждаемые водой под давленном......... 488 § 12. Реакторы с кипящей водой.......................... 490 § 13. Гомогенные реакторы (реакторы на жидком топливе) 491 § 14. Реакторы с графитовым замедлителем................ 493 § 15. Другие энергетические реакторы.................... 494 § 16. Реакторы на промежуточных нейтронах............... 495 § 17. Реакторы на быстрых нейтронах..................... 495 IV. Переработка отработанного топлива..................... 498 § 18. Восстановление топливного сырья и делящихся мате- риалов ................................................. 498 § 19. Удаление продуктов деления........................ 499 V. Экономика ядерной энергетики.......................... 499 § 20. Ресурсы ядерного топлива ......................... 499 § 21. Стоимость ядерной энергии......................... 501 Глава 16. Новые элементы ................................... 502 I. Трансурановые элементы................................ 502 § 1. Открытие и свойства нептуния.................. 502 § 2. Метод изотопных индикаторов и ультрамикрохимиче- ский метод............................................ 505 § 3. Химия нептуния................................ 507 § 4. Открытие п выделение плутония................. 509 § 5. Химия плутония................................ 512 § 6. Открытие и свойства америция.................. 514 § 7. Открытие и свойства кюрия..................... 516 § 8. Открытие берклия и калифорния............. 517 § 9. Открытие эйнштейния и фермия.............. 519 § 10. Открытие менделевия...................... 519 § И. Открытие нобелия.......................... 520 § 12. Элементы с атомным номером 103 и выше............ 521 § 13. Группа актинидов ................................ 522 II. Франций, технеций, прометий и астатин ................ 524 § 14. Элемент-87 (франций)............................. 524
Оглавление 64 / § 15. Элемент-43 (технеций)...................................................................................... 525 § 16. Элемепт-61 (прометий)...................................................................................... 527 § 17. Элемент-85 (астатин)....................................................................................... 528 III. Новые радиоактивные семейства.................................................................................. 529 § 18. Семейство нептуния......................................................................................... 529 § 19. Побочные радиоактивные семейства .......................................................................... 530 § 20. Энергия а-частиц............................................................................ 532 Глава 17. Применение пзотопов п излучений............................................................................ 534 I. Изотопные индикаторы (меченые атомы)........................................................................... 534 § 1. Применение изотопов в качестве индикаторов................................................ 534 § 2. Радиоактивные и стабильные изотопы...................................................... 536 § 3. Изотопы, применяемые для биологических исследований 538 § 4. Удельная активность; кюри............................................................... 541 § 5. Синтез меченых соединений............................................................... 545 § 6. Разновидности метода изотопных индикаторов................................................ 549 II. Применение изотопных индикаторов............................................................................... 550 § 7. Динамическое состояние организма........................................................ 550 § 8. Изотопные исследования крови............................................................ 554 § 9. Применение радиоактивных изотопов в медицине .... 556 § 10. Фотосинтез.................'.............................................................................. 558 § 11. Применение изотопных индикаторов в агротехнике . . . 560 § 12. Применение изотопов в технике............................................................................. 562 § 13. Применение изотопов в аналитических целях................................................................. 565 § 14. Изотопы и эталон длины.................................................................................... 567 § 15. Определение возраста минералов при помощи изотопов 568 § 16. Определение геологического возраста при помощи радио- активного углерода...................................... 569 § 17. Определение возраста материалов при помощи трития 571 § 18. Изотопы и геологические температуры....................................................................... 571 § 19. Применение излучений...................................................................................... 572 § 20. Заключение................................... 575 Глава 18. Космические лучи п странные частицы........................................................................ 576 I. Свойства космических лучей..................................................................................... 576 § 1. Открытие космических лучей........................................................ 576 § 2. Методы исследования космических лучей..................................................................... 577 § 3. Широтный эффект........................................................ 579 § 4. Восточно-западная асимметрия космических лучей ... 581 § 5. Высотный эффект ................ 582 § 6. Мягкая и жесткая компоненты космических лучей . . . 584 II. Явления, связанные с космическим излучением.................................................................... 586 § 7. Каскадные ливни........ 586 § 8. Атмосферные ливни.................................................................. 588 § 9. Другие явления, связанные с космическим излучением 590 § 10. Природа космических лучей........................... 591 Ill. Странные частицы............................... . . . 594 § 11. Историческое введение: легкие мезоны........................... 594 § 12. Историческое введение: тяжелые мезоны и гипероны 597 § 13. Экспериментальные методы. 599 § 14. Свойства Г-мезонов......... 600 § 15. Свойства ТГ-мезонов. 603 § 16. Свойства гиперонов...... 604 § 17. Странность......... 605 § 18. Гиперфрагменты......... 606 § 19. Мезоны и понятие четности......... 607 § 20. Заключение......... 610 Глава 19. Защита от излучения и дозиметрия........................................................................... 611 I. Опасность излучения............................................................................................ 611 § 1. Дозиметрия ................................................................................................ 611
648 Оглавление § 2. Биологическое действие излучения................. 612 § 3. Опасность внутренних источников излучения........ 615 II. Единицы излучения и дозы облучения.................... 616 § 4. Единицы излучения................................ 616 § 5. Максимальная допустимая доза облучения........... 619 III. Дозиметрия . ....................................... 622 § 6. Контроль облучения обслуживающего персонала . . . 622 § 7. Дозиметрический контроль помещений и рабочих про- цессов ................................................. 625 IV. Защита от излучения................................... 626 § 8. Защита от излучения при помощи экранов............ 626 § 9. Контроль сточных вод и удаление отходов........... 628 § 10. Радиохимические лаборатории...................... 631 V. Генетические явления под действием излучения.......... 636 § 11. Спонтанные мутации............................... 636 § 12. Мутации под действием излучения.................. 637 § 13. Генетическое действие излучения.................. 638 ОПЕЧАТКИ Стр. Строка Напечатано Следует читать 181 Формула (7.6) 2, 122/з 2,12Я2/з 184 18 сн. 1,5-1013 Л'1/з см 1,5.10-!з Л1/з см 189 26 сн. торий С-> торий D торий С'торий D 310 13 св. Ибентификация Идентификация 396 26 сн. soSe1!3 5OS11118 603 9 св. 974,7 974,5 Зак. 896 С. Глесстон АТОМ, АТОМНОЕ ЯДРО, АТОМНАЯ ЭНЕРГИЯ Редактор Н. Л. ТЕЛЕСНИН Художник И. В. Богдашевский. Художественный редактор Е. И. Подмарькова Технический редактору. X. Дуюатаева. Корректор Т. А. Палладина Сдано в производство 17/Ш 1961 г. Подписано к печати 17/VIII 1961 г. Бумага 70x108 1/16= =20,5 бум. и. Пэч. л. 56,2, в т. ч. 4 вкл. Уч.-изд. л. 53,7. Изд. № 2/si4o Цена 3 р. 96 к. Зак. 896 ИЗДАТЕЛЬСТВО ИНОСТРАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ Москва, 1-й Рижский пер., 2 Московская типография № 5 Мосгорсовнархоза. Москва, Трехпрудный пер., 9