Квант действия и атомное ядро

Вряд ли можно представить себе два более различных по своей природе и предыстории решающих физических достижения, чем открытие Планком элементарного кванта действия и открытие Резерфордом атомного ядра. В то время как первое - конечный результат покоящегося на общих принципах термодинамики анализа закона теплового излучения, признанного уже Кирхгофом совершенно независимым от всех специальных свойств материальных тел, второе означает усовершенствование детального представления об атомном строении материи, которым мы обязаны открытию совершенно новых областей эксперимента, благодаря поразительному развитию современного искусства экспериментирования. Как раз взаимное дополнение этих двух столь принципиально различных расширений нашего физического познания было основой для быстрого расцвета исследований атомных явлений, свидетелями которого мы были в течение жизни последнего поколения.

Какой незаменимый ключ для разъяснения загадочной стабильности атомов дал нам квант действия, стало вполне ясным только после открытия составных частей материи, включенных в модель атомного ядра, которое позволило столь глубоко проникнуть в природу общих физических и химических закономерностей, касающихся в особенности сродства элементов и их превращаемости. Действительно, чрезвычайная простота этой модели раскрыла необходимость искать принципиально новую основу стабильности атомов и даже отказаться от непосредственной связи между природой атомного излучения и какими бы то ни было движениями электронов; тем самым она дала повод и возможность оправдания своеобразия, обусловленного квантом действия и чуждого классическому описанию природы, в предположении о существовании стационарных состояний и элементарного характера излучения, сопровождающего процессы перехода. Эти так называемые квантовые постулаты, включающие эйнштейновское объяснение фотоэффекта и получившие вскоре прямое подтверждение в опытах по атомным соударениям Франка и Герца, позволили не только просто объяснить спектральные законы, но и дали одновременно возможность рационально использовать спектроскопические результаты для подтверждения атомной модели.

В первых шагах на этом пути руководствовались требованием, чтобы рассмотрение соответствовало классическому способу описания в той области, где рассматриваемое полное действие велико по сравнению с отдельным квантом. Решающей для применения этого так называемого принципа соответствия была прежде всего возможность сохранить, в хорошем приближении вследствие того, что ядро мало по сравнению с целым атомом, обычный закон взаимодействия точечных электрических зарядов. Эта рыхлая структура ядерного атома приводит поэтому также к большому облегчению в понимании, что связь каждого отдельного электрона в атоме такова, что его можно считать в большой мере независимым от других электронов, присутствие которых в первом приближении просто обусловливает частичную экранировку заряда ядра. С помощью все большего количества спектроскопических данных и особенно систематики квантовых чисел атомных состояний, развитой Зоммерфельдом, постепенно этим способом достигнуто согласующееся с принципом соответствия описание связи каждого отдельного электрона в атоме. Это, по крайней мере в общих чертах, дало полное объяснение представленного периодической системой сродства элементов в отношении их физических и химических свойств.

Хотя вскоре после этого открытие Уленбеком и Гаудсмитом спиновых свойств электрона и прежде всего установление принципа исключения Паули для квантовых состояний электрона привели к временному ограничению примитивного принципа соответствия, все же несостоятельность существующего, хоть и ограниченного, применения классических механических представлений проявлялась все отчетливее, в особенности при учете более тонких свойств взаимодействия электронов в атоме. Гармоническое единство квантовых и классических черт теории строения атома, как известно, было достигнуто только созданием рациональных, квантовомеханических методов. Этими методами мы обязаны счастливому введению новых интуитивных идей о световом кванте и волнах материи Эйнштейном, де Бройлем и Шредингером, с одной стороны, и поступательному развитию метода соответствия от работ Крамерса до его блестящего осуществления Гейзенбергом, Борном, Иорданом и Дираком, с другой. Высшим достижением этого направления можно считать релятивистскую теорию электронов Дирака, которая не только сумела однозначно объяснить тончайшие черты спектров, но и одновременно содержала предсказание возможности превращения энергии излучения в пары положительных и отрицательных электронов, получившую экспериментальное подтверждение.

Для нашей цели достаточно коротко напомнить, что квантовая механика не только дала возможность довести описание свойств отдельных атомов до некоторого завершения, но и дала совершенно новую, плодотворную точку зрения для понимания различных химических связей в молекулах, а также объяснение других типичных свойств твердых тел, в особенности металлов, перед которыми до тех пор исследователи были беспомощны. Речь же, вообще говоря, идет не только о совершенствовании теоретических методов атомной физики, но о столь глубоком преобразовании наших основных понятий для описания природы, что потребовался даже решительный пересмотр самого понятия наблюдения. Прежде всего обусловленное квантом действия неизбежное взаимодействие между данными атомными объектами и измерительными приборами, необходимыми для определения явления, означает, что результаты, полученные в разных условиях опыта, несовместимы при обычном способе описания, покоящемся на представлении о самостоятельном поведении объектов, и находятся в новом, дополнительном отношении друг к другу. Принципиально статистический характер квантовой механики, выражающийся в соотношениях неопределенности Гейзенберга, на самом деле не является временным ограничением анализа атомных явлений, но разумным образом соответствует точке зрения дополнительности, более широкой, чем идея причинности, и необходимой для учета всего множества опытов, обусловленного существованием кванта действия.

Если мы после этих вводных замечаний обратимся к теме данной статьи, к вопросу о значении кванта действия для проблем строения и стабильности атомных ядер, то вначале покажется странным, что постановка вопроса в существенных пунктах в точности противоположна той, с которой мы встретились при рассмотрении атомных проблем, обсуждавшихся выше. В то время как там мы могли исходить из довольно обширного знания составных частей атома и сил, действующих между ними, совершенно ясно, что большая плотность и весьма сильная связь в ядрах требуют таких сил между частицами ядра, которые действуют только на расстояниях порядка ядерных размеров и точная количественная теория которых с самого начала была совершенно неизвестна. Кроме того, вскоре выяснилось, что вследствие существования кванта действия невозможно даже рассматривать все материальные частицы, которые испускаются в естественных или искусственных процессах распада ядра как его самостоятельные составные части.

Уже первые попытки, вызванные фундаментальным открытием Астона — что не только электрические заряды ядер кратны элементарному заряду, но и масса каждого ядра в хорошем приближении является целой кратной массы легчайшего ядра, протона, — рассматривать ядра как системы протонов и электронов натолкнулись на принципиальные противоречия. Помимо трудностей в объяснении на основе этой концепции прочности связи ядер обнаружились противоречия между свойствами симметрии и спиновыми свойствами такой системы и спектроскопически наблюдаемыми свойствами ядер и их зависимости от атомного номера и массового числа. Более точное исследование выявило также, что в рамках квантовой механики совершенно независимо от любого предположения о силах, действующих в ядрах, невозможно приписать таким легким частицам, как электроны, независимое существование в пределах ядра. Поэтому испускание положительных или отрицательных электронов в радиоактивных превращениях ядер должно сравниваться с рождением этих частиц как механических единиц подобно излучению светового кванта атомом. Чтобы обеспечить сохранение энергии и импульса в β-радиоактивных процессах, как известно, необходимо предположить, что в таких процессах кроме электрона рождается еще и легкая, до сих пор не наблюдавшаяся нейтральная частица. Хотя развитие этой концепции, в частности Паули, Ферми и Гейзенбергом, еще не получило удовлетворительного завершения, оно тем не менее открыло новые перспективные способы подхода к основным проблемам атомной теории и приводит к признанию необходимости считать атомные ядра механическими системами, состоящими только из тяжелых частиц.

Как известно, открытие нейтрона Чэдвиком создало основу для выполнения этой программы. В самом деле, модель ядра, состоящего из протонов и нейтронов, не только дает непосредственное объяснение значений заряда и массы ядра, но и ни в коем случае не противоречит наблюдаемым общим свойствам симметрии при условии, что нейтрон имеет тот же спин, что и протон, и также подчиняется принципу исключения. Кроме того, подобная модель указывает на простое объяснение своеобразной, давно подчеркнутой Харкинсом зависимости стабильности ядер от четности и нечетности значений атомного номера и массового числа. Интересно вспомнить, что в этой связи предположение о тяжелой нейтральной частице как составной части ядра обсуждалось за несколько лет до открытия нейтрона, причем еще до того, как на основе квантовой теории были раскрыты противоречия между свойствами реальных ядер и свойствами любых ядерных моделей, содержащих электроны.

Решающий успех в разработке протоннейтронной модели ядра был достигнут Гейзенбергом, показавшим, как квантовомеханический формализм путем простого обобщения позволяет ввести новые силы между протоном к нейтроном, которые обладают свойствами насыщения подобно химическим силам и существование которых кажется необходимым для объяснения характерного изменения дефекта масс ядер с массовым числом. В последующие годы неоднократно пытались проверить следствия подобных предположений о ядерных силах, но за исключением богатых перспектив рассмотрения легчайших ядер этот путь очень труден уже потому, что сильная связанность движений отдельной частицы ядра исключает применение всех тех приближенных методов, которые так облегчили исследование связей электронов в атоме. Даже полностью отвлекаясь от вопроса о законе ядерных сил, нельзя также забывать следующего. То обстоятельство, что ядра могут быть разложены адиабатически на нейтроны и протоны, не дает уверенности, что более точное описание их свойств — подобно описанию обычных атомных систем — может быть проведено с помощью только таких представлений, которые использовались до сих пор для характеристики изолированных частиц.

Противоположность в постановке проблемы при исследовании строения атома и строения ядра в отношении исходных пунктов и использованных приемов проявилась особенно ярко в том, как постепенно было достигнуто понимание быстро накопившегося экспериментального материала о ядерных реакциях. Началом этого направления было основанное на квантовой механике объяснение закона радиоактивного распада, который с момента его установления Резерфордом и Содди был непогрешимым руководством при исследовании большой области радиоактивных явлений. Хотя уже Эйнштейн в своем знаменитом простом выводе закона Планка теплового излучения, полученном на основе квантовых постулатов, подчеркнул аналогию между радиоактивным распадом и атомными процессами излучения, закон распада оставался долгое время загадочным, особенно после того, как Резерфорд обратил внимание на то, что энергия отталкивания между атомным ядром и испущенной α-частицей в общем существенно больше, чем кинетическая энергия этой частицы. Вскоре после выяснения принципов квантовой механики, как известно, Гэрни и Кондоном и независимо от них Гамовым было показано, что здесь мы как раз имеем дело с особенно поучительным примером непригодности обычных механических представлений.

Действительно, согласно квантовой механике пространственно ограниченное силовое поле не представляет абсолютного препятствия даже для частиц, кинетическая энергия которых меньше максимума потенциала; и уже простого сравнения закона сил, действующих между α-частицами и ядром со сферически симметричным потенциальным барьером, достаточно, чтобы дать непосредственное объяснение известного соотношения Гейгера — Нэттола для среднего времени жизни радиоактивного элемента и кинетической энергии испускаемой частицы.

Этот большой успех был началом весьма плодотворного направления, которое привело к широкому обзору процессов естественных и искусственных превращений ядра и сопутствующих электромагнитных излучений. Здесь прежде всего следует упомянуть объяснение Гамовым более тонкой структуры спектров α-излучения, которое подобно объяснению оптических спектров явилось основой более точного изучения дискретных квантовых состояний ядер. Вначале ведь речь шла — в отличие от анализа атомных спектров на базе принципа соответствия, — собственно, только о разумном применении классических законов сохранения и квантовых постулатов. В частности, постепенно выяснилось, что схематичное представление о поле ядра как о потенциальной яме, в которой частицы движутся приблизительно независимо друг от друга, недостаточно, чтобы объяснить детали ядерных реакций и в особенности часто с этим связанные характерные резонансные явления. В действительности выяснилось, как мы увидим, что эта типичная черта ядерных реакций в отличие от атомных реакций состоит как раз в чрезвычайно сильной связи движений частиц в ядре, по сравнению со связью движений электронов во внешней области атома, и в обусловленном этим чрезвычайно легком обмене энергией между отдельными ядерными частицами.

Это положение вещей выяснилось прежде всего при более глубоком изучении ядерных превращений, вызванных нейтронной бомбардировкой, которое последовало за открытием искусственной радиоактивности Ф. и И. Жолио. Вследствие отсутствия отталкивания вне области, занятой собственно ядром, последние явления намного легче обозревать, чем столкновения между ядрами и положительно заряженными частицами, такими, как протоны и α-частицы, для которых наличие потенциального барьера часто оказывает решающее влияние. Из того обстоятельства, что эффективные сечения неупругого рассеяния быстрых нейтронов на тяжелых ядрах по порядку величины совпадают с ядерными размерами, можно действительно немедленно заключить, что связь между проникающим нейтроном и частицами ядра должна быть очень сильной. Еще более далеко идущие выводы можно сделать из факта, впервые доказанного Ферми, что такие соударения могут даже с заметной вероятностью привести к захвату нейтрона с образованием нового стабильного ядра, которое, правда, часто оказывается β-радиоактивным, причем время жизни последнего всегда совсем другого порядка величины, чем времена, встречающиеся в процессах соударения. Но подобный захват нейтрона неизбежно связан с излучением избыточной энергии, и из наблюдаемой веро-ятности такого хода соударения можно поэтому заключить, что время соударения чрезвычайно велико по сравнению с интервалами времени, необходимыми для простого прохождения нейтрона через область ядра. Уже определяемая зарядом и размерами ядер верхняя граница вероятности γ-излучением означает в действительности, что отношение между временем соударения и последними интервалами времени порядка миллиона.

Обычный способ описания атомных процессов рассеяния, приспособленный к соударениям между быстрыми электронами и атомами, при котором движение в фиксированном силовом поле учитывается в первом приближении, поэтому полностью непригоден при описании соударений между нейтроном и ядром. Скорее следует представить себе, что проникновение нейтрона в область ядра немедленно вызывает обмен энергией с частицами ядра, вследствие чего энергия очень быстро распределяется между всеми частицами созданной нейтроном и первичным ядром общей системы, причем так равномерно, что ни одна частица не обладает в ближайший момент достаточной энергией, чтобы покинуть ядро вследствие притяжения соседних частиц. Характер этого промежуточного состояния приводит также к тому, что окончательный результат столкновения опре-деляется, так сказать, свободной конкуренцией между всеми возможными процессами распада и излучения составной системы; этим и объясняется непосредственно удивительное обилие превращений ядра, в которых проявляются почти все виды процессов, совместимых с сохранением энергии. Как раз в этой связи уже вскоре после первых попыток Резерфорда расщепить ядро α-лучами всесторонне обсуждалось предложение о промежуточном состоянии при превращениях ядра; однако до опытов с нейтронами не только трудно было усмотреть влияние барьерных эффектов, но и отсутствовала всякая основа для оценки времени жизни промежуточного состояния и для детальной характеристики eго свойств.

Особенно поучительным результатом дискуссии о ядерных превращениях при столкновении с нейтроном является также открытие принципиальной разницы в распределении энергетических состояний в ядрах и атомах. Действительно, образование долгоживущего промежуточного состояния при столкновении между ядрами и нейтронами любой, достаточно высокой энергии требует обширной непрерывной области: энергий составного ядра, которая, казалось, находится в прямом противоречии с доказанной при анализе спектров γ-излучения дискретностью энергетических состояний. Однако следует учесть, что при подобных соударениях мы имеем дело с такой энергией возбуждения составного ядра, которая много больше энергий возбужденных состояний, имеющих отношение к обычному γ-излучению. В то время как в последнем случае мы имеем дело с возбуждением, не превышающим нескольких миллионов электронвольт, в первом же случае энергия возбуждения равняется сумме кинетической энергии свободного нейтрона и энергии связи нейтрона в нормальном состоянии составного ядра, которая составляет для средних массовых чисел почти 10 Мэв. Фактически область непрерывных энергий для таких массовых чисел начинается при энергии возбуждения только около 12 Мэв, и она примыкает к области дискретных состояний ядра совершенно равномерно, причем расстояния между соседними уровнями, которые для самых глубоких состояний оказываются порядка 1 Мэв, очень быстро уменьшаются с ростом энергии.

Прямое указание на чрезвычайно плотное распределение ядерных состояний при высоких энергиях возбуждения дали исследования по захвату очень медленных нейтронов, которые — в противоположность опытам по рассеянию быстрых нейтронов — обнаружили четкое различие в реакциях ядер с незначительно отличающимися зарядом и массой. Эта избирательность представляет собой, очевидно, квантовомеханическое явление резонанса, обусловленное, так сказать, случайным совпадением энергии связи нейтрона в созданном при захвате новом ядре с квантовым уровнем этого ядра. Из резкости резонанса и наличия избирательности среди элементов можно действительно заключить на основе простых статистических соображений, что для средних массовых чисел расстояния между уровнями вблизи энергии возбуждения 10 Мэв составляют только около 10 эв. Большой интерес представляет явление резонанса при рассеянии медленных нейтронов вообще и прежде всего наблюдение эффективных сечений, которые в отдельных случаях могут более чем в 1000 раз превышать размеры ядер; это убедительный пример полной непригодности классического характера траектории в пределах расстояний, малых по сравнению с длиной волны де Бройля. В таких условиях проблема столкновений действительно обнаруживает далеко идущее сходство с акустическими и оптическими резонансными явлениями, и, как показали впервые Брейт и Вигнер и впоследствии более подробно Бете и Плачек, можно представить, как ядерные эффективные сечения рассеяния и захвата меняются с энергией согласно формулам, совершенно аналогичным хорошо известным дисперсионным формулам оптики.

В то время как эти выводы основываются на весьма общих соображениях, объяснение распределения энергетических уровней ядер, а также оценка вероятностей индивидуальных распадов и излучений, определяющих ход ядерных реакций, требуют более тщательного изучения соответствующих механических проблем. Правда, в настоящее время невозможно провести строгое рассмотрение этих проблем; но характерные свойства ядер, для которых имеет решающее значение как раз тесная связь частиц в ядре, все же можно объяснить путем сравнения с известными свойствами твердых и жидких тел. Прежде всего типичное различие в распреде-лении возбужденных состояний атомов и ядер легко объяснить, заметив, что в возбужденных атомах мы, в общем, имеем дело с изменением квантового состояния отдельного электрона, в то время как при ядерном возбуждении речь идет о квантовании движений всех частиц, напоминающих вращение и колебания твердого тела. Совокупность энергетических уровней упругого тела в самом деле определяется, если вначале отвлечься от вращений, всеми возможными комбинациями квантовых состояний, соответствующих основным колебаниям, и поэтому, вследствие весьма быстрого роста возможностей комбинирования с энергией, имеет точно такой же общий характер, как спектр состояний ядер. В количественном отношении это сравнение также дает приблизительно правильное представление о распределении состояний ядра, так как из комбинаций приблизительно эквидистантно распределенных собственных значений с расстояниями около 1 Мэв уже при энергии 10 Мэв мы получаем плотность уровней того же порядка величины, что и полученная из опытов с медленными нейтронами.

Это представление о возбуждении ядра явно показывает далеко идущую аналогию с тепловыми движениями твердого тела при низких температурах, и в этом смысле можно говорить о нагревании ядерной материи при образовании составного ядра в результате столкновения. Возникающая при этом температура, правда, необычайно высока в обычном масштабе (порядка 1011 градусов); в ядерном же масштабе она очень мала, так как при столкновении с не особенно быстрыми частицами вообще возбуждается небольшое число колебательных степеней свободы. С точки зрения квантовой теории теплоемкости температуре составного ядра для средних массовых чисел соответствует при обычных опытах рассеяния около 1 Мэв на степень свободы. При очень быстрых соударениях она, конечно, становится выше, но растет медленно, потому что число возбужденных степеней свободы быстро увеличивается, и даже при столкновении между ядром и частицей с энергией 100 Мэв температура составит только несколько миллионов электронвольт. Такое понятие ядерной температуры не только очень удобно для характеристики ядерного возбуждения; оно прежде всего оказалось очень полезным для описания связанных с ядерными превращениями процессов распада и излучения, которые согласно нашим представлениям весьма аналогичны испарению и тепловому излучению.

Прежде всего, как впервые заметил Френкель, испускание нейтронов сильно возбужденными ядрами в большой степени напоминает обычный процесс испарения, к которому можно, по крайней мере приближенно, применить известную формулу кинетики реакций для зависимости скорости испарения от температуры и теплоты связи. Это сравнение непосредственно объясняет и то, что испущенные при ядерных реакциях нейтроны не уносят всю избыточную энергию, а обнаруживают распределение по энергиям, поразительно сходное с максвелловским для соответствующих ядерных температур. Тот факт, что столкновения с быстрыми нейтронами вместо захвата могут привести к отщеплению одного или нескольких нейтронов, можно свободно рассматривать как постепенный распад составного ядра, который при возрастающих энергиях возбуждения все более уподобляется постепенному испарению капли жидкости. Для меньших возбуждений применение такой аналогии требует, однако, определенной осмотрительности, так как — в отличие от обычных процессов испарения, где вся тепловая энергия тел много больше энергии, требуемой для освобождения отдельной молекулы, — при соударениях энергия возбуждения составного ядра обычно того же порядка величины, что и энергия связи нейтрона. Как показали, в частности, Ландау и Вайскопф, для описания таких процессов все же можно применять методы статистической механики, которые представляют собой последовательное обобщение чисто термодинамического способа описания.

Даже если падающая или испущенная частица имеет заряд, превращение ядра происходит как постепенный процесс, при котором сначала образуется составное ядро, энергия которого распределена как в нагретом теле и распад которого протекает затем подобно испарению. Но в таких случаях отталкивание может, особенно если энергия частиц мала, оказать большое влияние на вероятность как образования составного ядра, так ж распада его. При этом следует учитывать не только квантовомеханические барьерные эффекты; для энергий частиц, которые больше их потенциала вблизи ядерной поверхности, существенно отметить, что при оценке температуры промежуточного состояния и теплоты испарения, определяющей вероятность распада, эти потенциалы нужно вычесть из общей энергии. Простым следствием отталкивания является также и то, что кинетическая энергия испущенной заряженной частицы в общем случае становится больше кинетической энергии незаряженной, поскольку в первом случае следует опять прибавить потенциальную энергию к собственно тепловой энергии. Если кинетическая энергия сталкивающейся частицы недостаточно велика, чтобы перевести составное ядро в область непрерывного спектра энергий, у заряженных частиц, так же как при соударениях с медленными нейтронами, проявляются типичные явления резонанса. То обстоятельство, что такие резонансы чаще появляются при энергиях налетающих частиц, достаточно больших, чтобы позволить свободный проход через потенциальный барьер, ясно показывает непригодность более ранней концепции, согласно которой речь шла о квазистационарном состоянии частицы внутри барьера. Но то, что мы имеем дело, напротив, с совпадением полной энергии с квантовым состоянием коллективных движений частиц ядра, особенно убедительно доказано новыми наблюдениями Боте и его сотрудников, согласно которым при столкновениях между ядрами и частицами различного заряда, приводящих к тому же составному ядру, резонансы возникают при точно таких же значениях полной энергии.

Весьма тесная связь между движениями частиц в ядре, которая яв-ляется решающей для ядерных реакций при соударении, способствует также тому, что излучательные свойства ядер существенно отличаются от излучательных свойств атомов. В то время как излучение последних в общем соответствует процессам перехода, при которых изменяется только связь одного электрона, и отвечает дипольным колебаниям, излучение ядер — как выяснилось из исследований вызванного γ-излучеиием фотоэффекта на внешней электронной оболочке того же атома — в общем квадрупольного типа. Согласно нашему представлению о ядерном возбуждении, это непосредственно понятно, так как излучение этого типа как раз будет соответствовать колебанию упругого тела с приблизительно равномерным распределением массы и заряда.

При таких колебаниях не могут в первом приближении возникнуть дипольные моменты, так как электрический центр должен всегда совпадать с центром тяжести. Оценка соответствующих квадрупольных моментов, основанная на размерах ядер и амплитудах квантованных ядерных колебаний, также приводит к приблизительному согласию с вероятностями процессов излучения, вычисленными из резкости резонанса при захвате медленных нейтронов. Что касается распределения интенсивности излучения для сильно возбужденных ядер, мы должны бы ожидать определенного сходства с тепловым излучением при данной температуре. Однако быстрый рост с частотой вероятности излучения более высокой полярности (мультипольности) создает относительно большую вероятность более значительных квантовых скачков, которая становится особенно заметной при возбуждении легких ядер, и в определенных случаях приводит даже к преобладанию компоненты излучения, которая соответствует прямому переходу в нормальное состояние ядра. Особенно интересно в этом отношении излучение, возникающее при бомбардировке лития протонами и содержащее почти только одну компоненту с энергией около 17 Мэв. Относительно большая интенсивность этого излучения происходит, между прочим, от того, что при таких соударениях мы имеем дело с явным резонансом, при котором данное состояние составного ядра вследствие общих квантовомеханических требований симметрии не может распадаться на две α-частицы, и поэтому излучение конкурирует исключительно с испусканием относительно медленного протона, который может только с трудом проходить через потенциальный барьер.

Дальнейшие интересные сведения о свойствах излучения ядер обе-щают в последнее время замечательные исследования Боте и Гентнера испускания нейтронов тяжелыми ядрами при облучении их только что упомянутыми γ-лучами от протон-литиевого источника. Правда, тот факт, что облученные элементы ведут себя совсем по-разному при таких ядерных фотоэффектах, казался на первый взгляд трудно совместимым с общими представлениями о возбуждениях ядра, к которым приводили ядерные превращения при столкновениях. Согласно этим представлениям все данные элементы должны обладать уже при энергиях возбуждения, много меньших 17 Мэв, непрерывным распределением энергии, и поэтому мы не можем ожидать обычного эффекта резонанса. Но мы должны учесть, что ситуация при ядерных превращениях, при столкновениях и под действием облучения совершенно различна. В то время как при столкновении характер процесса существенно определяется конкуренцией возможных вероятностей распада и излучения долгоживущего промежуточного состояния, характер фотоэффекта, напротив, будет зависеть от соотношения между связью и полем излучения с соответствующими этому специфическими колебаниями ядер, с одной стороны, и связью этих колебаний с другими возможными типами колебаний, с другой. Наличие-последней связи приводит к тому, что энергия быстро распределяется! между всеми колебаниями, как в нагретом теле, и что тем самым вероятность излучения энергии возбуждения в форме отдельного кванта в единицу времени очень быстро уменьшается от величины, свойственной ей в начальной стадии возбуждения, до весьма малой величины, соответствующей закону теплового излучения. Ядерный фотоэффект обнаруживает и в непрерывной области избирательную частотную зависимость, если только этот переход недостаточно быстрый, чтобы уничтожить влияние первоначального способа возбуждения на общую вероятность последующего излучения кванта. Согласно этой концепции, по которой отмеченная в упомянутых опытах избирательность ядерного фотоэффекта в непрерывной области состояний аналогична наличию резких инфракрасных областей поглощения твердого тела при обычной температуре, очевидно должна быть создана возможность выяснить силу связи ядерных колебаний из фотоэффекта. Так как теоретически оценить это отношение связей, по-видимому, будет трудно вследствие большого, по сравнении) со случаем кристалла, влияния квантовой нулевой энергии, продолжения опытов следует ожидать с большим интересом.

Нам хочется упомянуть еще и другое явление, которое обещает новые взгляды на механизм ядерного возбуждения, а именно — открытие-так называемых ядерных изомеров, т. е. долгоживущих продуктов с одинаковыми зарядами и массовыми числами, но обладающих различными радиоактивными свойствами. В последние годы установлено наличие таких ядерных изомеров при превращении многих элементов; особенно интересные случаи обнаружены в опытах Гана и Мейтнер с радиоактивными семействами, возникшими при столкновениях нейтронов с ураном. Как заметил впервые Вейцзекер, наличие больших времен жизни возбужденных ядер можно объяснить предположением, что соответствующие состояния ядра имеют особенно высокие квантовые числа момента, и поэтому процессы излучения, которые соответствовали бы переходу в нормальное состояние, имеют весьма малую вероятность. Эта концепция, напоминающая метастабильность определенных атомных состояний, очень привлекательна; но пока трудно судить, достаточна ли она, чтобы объяснить особые условия появления различных ядерных изомеров, или тут играют роль еще до сих пор неизвестные, присущие ядерным процессам правила отбора.

В заключение этого краткого обозрения, целью которого было прежде всего показать замечательную плодотворность новых областей исследования, возникших благодаря совместному использованию двух фундаментальных открытий Планка и Резерфорда, вряд ли нужно особо подчеркивать, что в собственно ядерной физике мы находимся только на пороге развития. Глубокая связь экспериментальных и теоретических исследований, отличающая поиски в этой области, дает нам основания для самых больших надежд на дальнейшие успехи.

Нильс Бор. Избранные научные труды. Т. II. М.: Наука, 1971. – С 259-271.