Akademik

-процессы, идущие при столкновении ядер или элементарных частиц с др. ядрами, в результате к-рых изменяются квантовое состояние и нуклон-ный состав исходного ядра, а также появляются новые частицы среди продуктов реакции. Я. р. позволяют исследовать механизм взаимодействия частиц и ядер с ядрами. Это осн. метод изучения структуры ядра (см. Ядро атомное), получения новых изотопов и элементов. Для осуществления Я. р. необходимо сближение частиц (нуклона и ядра, двух ядер и т. д.) до расстояния ~10^-13 см, или до ~ 1 ферми (радиус сильного взаимодействия), между частицей и поверхностью ядра или между поверхностями ядер. При больших расстояниях взаимодействие заряж. частиц чисто кулоновское. В Я. р. выполняются законы сохранения энергии, импульса, угл. момента, электрич. и барионного зарядов (см. Барионное число). Я. р. обозначаются символом а (b, с) d, где а - исходное ядро-мишень, b - налетающая частица, с - новая вылетающая частица, d-результирующее ядро.

Я. р. идут как с выделением, так и с поглощением энергии. Энергия, выделяемая или поглощаемая в реакции, равна разности масс (в энергетич. единицах) частиц до и после реакции. Величина поглощаемой энергии определяет мин. кинетич. энергию столкновения-т. н. п о р о г р е а к ц и и, при к-рой данная Я. р. может протекать. Величина порога Я. р. зависит от характеристик частиц, участвующих во взаимодействии (в первую очередь от зарядов и орбитальных моментов). На нач. этапе Я. р. сталкивающиеся частицы находятся в нек-ром квантовом состоянии, определяющем в х о д н о й к а н а л Я. р. В ы х о д н о й к а н а л задаётся составом и квантовым состоянием продуктов реакции.

Осн. источник бомбардирующих заряж. частиц- ускорители заряженных частиц, дающие пучки протонов, лёгких ядер (d, ³He и т. п.) и тяжёлых ионов (вплоть до ядер U). Др. источник частиц, как заряженных, так и нейтральных,- Я. р. в мишени, вызываемые первичными пучками. Этим методом получают вторичные пучки g-квантов, нейтронов, пи-мезонов, К-мезонов, антипротонов и др. Кроме того, медленные нейтроны и g-кванты получают, используя ядерные реакторы.

Сечение Я. р. Для фиксир. налетающих частиц и ядер мишени возможно неск. типов Я. р. Вероятность протекания той или иной из них зависит от характеристик сталкивающихся частиц (в первую очередь от их кинетич. энергии) и связана с с е ч е н и е м р е а к ц и и - величиной эфф. площади, характеризующей ядро как мишень для налетающей частицы и являющейся мерой вероятности того, что частица и ядро вступят во взаимодействие. Если в Я. р. участвуют частицы с ненулевыми спинами, то сечение зависит от ориентации спинов. Поэтому если налетающие частицы или частицы мишени поляризованы (см. Ориентированные ядра), т. е. их спины ориентированы не хаотично, а частично упорядочены, то сечение будет зависеть от ориентации спинов. Количественно ориентация спинов частиц пучка описывается вектором поляризации (см. Поляризационные эффекты). В экспериментах не всегда можно непосредственно измерять сечение реакции. Непосредственно измеряемой величиной является т. н. в ы х о д р еа к ц и и- число зарегистрир. вторичных частиц - продуктов Я. р.

Механизмы Я. р. Характер взаимодействия налетающей частицы с ядром зависит от её кинетич. энергии, массы, заряда и др. характеристик. Он определяется теми степенями свободы ядра (ядер), к-рые возбуждаются в ходе столкновения. Различие между Я. р. включает и их разл. длительность. Если налетающая частица лишь касается ядра-мишени, а длительность столкновения приблизительно равна времени, необходимому для прохождения налетающей частицей расстояния, равного радиусу ядра-мишени (т. е. составляет ~ 10^-22 с), то такие Я. р. относят к классу прямых Я. р. Общим для всех прямых ядерных реакций является селективное возбуждение небольшого числа опре-дел. состояний (степеней свободы). В прямом процессе после 1 -го столкновения налетающая частица имеет достаточную энергию, чтобы преодолеть ядерные силы притяжения, в область действия к-рых она попала. Примерами прямого взаимодействия являются неупругое рассеяние нейтронов(n, n'), реакции обмена зарядом, напр. (р, п). Сюда же относят процессы, когда налетающий нуклон и один из нуклонов ядра связываются, образуя дейтрон, к-рый вылетает, унося почти всю имеющуюся энергию [т. н. р е а к ц и я п о д х в а т а (р, d)], или когда ядру передаётся нуклон из налетающей частицы [р е а к ц и я с р ы в а, напр. (d, р)]. Продукты прямых Я. р. летят преим. вперёд.

Вклад прямых процессов в полное сечение взаимодействия налетающей частицы с ядром-мишенью относительно мал. Угл. распределения продуктов прямых Я. р. (зависимость вероятности вылета от угла, отсчитанного от направления пучка) позволяют определить квантовые числа селективно заселяемых состояний в каждой конкретной Я. р., а величина сечения при заданной энергии - структуру этих состояний.

Если падающая частица (напр., нуклон) не покидает область взаимодействия (ядро-мишень) после первого столкновения, то она вовлекается в каскад последоват. столкновений, в результате к-рых её нач. кинетич. энергия постепенно распределяется среди нуклонов ядра и возбуждёнными оказываются мн. степени свободы, а состояние ядра постепенно усложняется. В ходе этого процесса на отд. нуклоне или группе нуклонов (кластере) может сконцентрироваться энергия, достаточная для их эмиссии из ядра. Такая эмиссия происходит до установления равновесия в ядре и поэтому наз. п р е д р а в н о в е с н о й. Угол испускания ещё может оставаться сильно скоррелирован-ным с направлением падающего на мишень пучка.

В процессе дальнейшей релаксации наступает статистич. равновесие и образуется составное ядро (к о м п а у н д-я д р о), время жизни к-рого ~10^-14-10^-18 с. Распад составного ядра не зависит от способа его образования. Тип распада определяется энергией возбуждения, угл. моментом, чётностью и изотопическим спином ядра. Энергетич. спектр частиц, испускаемых в процессе девозбуждения со-ставного ядра, характеризуется максвелловской формой и симметричным распределением "вперёд-назад" относительно пучка (в системе центра инерции). В случае распада средних и тяжёлых составных ядер вероятность испускания нейтронов значительно превышает вероятность эмиссии заряж. частиц, вылету к-рых препятствует куло-новский барьер ядра. В тяжёлых ядрах с испусканием нейтронов конкурируют процессы деления ядер и альфа-распада.

Реакции под действием нейтронов наиб. вероятны в области низких энергий налетающих нейтронов. Отсутствие у нейтрона электрич. заряда позволяет ему беспрепятственно проникать в ядро при сколь угодно малых энергиях и вызывать Я. р. При этом сечения реакций изменяются от Мб до мб (1 барн= 10^-28 м ²). В случае медленных нейтронов осн. процессом для большинства ядер является радиационный захват нейтрона (n, g) с образованием составного ядра. Сечение процесса имеет резонансный характер. С увеличением энергии нейтрона вероятность его радиац. захвата падает, а сечение упругого рассеяния увеличивается (см. Нейтронная физика). В реакциях последоват. радиац. захвата нейтронов (напр., в реакторах) образуются трансурановые элементы. При последующем росте энергии нейтрона становятся возможными процессы неупругого рассеяния нейтронов с возбуждением низколежащих состояний ядра-мишени малой энергии, а также реакции деления ядер (n, f) и реакции с вылетом заряж. частиц (n, р) и (n, a). Дальнейшее увеличение энергии нейтрона приводит к реакции типа (n, 2n), (n, nр). Для медленных нейтронов важны их волновые свойства. Если энергия нейтрона 0,025 эВ, то длина волны де Бройля~ 10^-8 см и соизмерима с межатомными расстояниями в твёрдом теле. В этих условиях может наблюдаться дифракция нейтронов, к-рая используется для изучения строения твёрдых тел (см. Нейтронография).

Реакции под действием заряженных частиц (р, d, t, a,...). Осн. процессами здесь также являются упругое и неупругое рассеяния, радиац. захват, реакции (р, n), (n, a), (p, f) и др. Отличия от Я. р., вызванных нейтронами, связаны с зарядом частиц. Вероятность Я. р. (сечение) заметно отличается от О, начиная с энергии, при к-рой проницаемость кулоновского барьера достаточно велика. С увеличением заряда растёт высота кулоновского барьера ядра. В упругом рассеянии существ. вклад в сечение даёт кулоновское взаимодействие.

На характер реакций с участием дейтрона большое влияние оказывают его структурные особенности-малая энергия связи (~2,23 МэВ), относительно большой (по сравнению с близкими по массовому числу А ядрами) радиус (4^.10^-13 см). Дейтрон в Я. р. легко расщепляется, и с ядром-мишенью взаимодействует только один из его нуклонов. Доминирующий механизм реакции-прямой. Однако во мн. случаях дейтрон ведёт себя аналогично др. заряж. частицам и с большой вероятностью испытывает упругое и неупругое рассеяния, вызывает реакции (d, t), (d, a) и др. В основе управляемого термоядерного синтеза лежат реакции

Кроме упругого и неупругого рассеяний важный тип Я. р. представляют квазиупругие процессы (р, р'), (³ Не, t) и др., когда вылетевшая частица по своим характеристикам (в т. ч. и энергии) мало отличается от падающей. Если налетающая и вылетающая частицы обмениваются зарядом, то в квазиупругих реакциях при энергиях ~ 100 МэВ на нуклон наблюдаются т. н. з а р я д о в о-о б м е н н ы е р е з о н а н с ы. Исследования этих процессов дают информацию о взаимодействии нуклонов в ядрах и свойствах ядерных мезонных полей (см. Мезоны). При теоретич. описании квазиупругих процессов часто используют понятия оптики. В этом случае рассеяние частицы на ядре, состоящем из мн. нуклонов, трактуют как прохождение падающей волны через среду, оптич. свойства к-рой определяются потенциалом, параметры к-рого подбираются из условия соответствия расчётных и эксперим. данных. Аналоги таких оптич. явлений, как дифракция, также обнаруживаются в рассеянии лёгких ядер (2<Z<12) на ядрах (см. Оптическая модель ядра).

Реакции под действием электронов и мюонов. Взаимодействие электронов и мюонов с ядрами носит электромагн. характер (см. Электромагнитное взаимодействие). Это позволяет использовать мюоны для выявления распределения заряда в ядрах, получения информации об утл. моментах, вероятностях разл. переходов, спиновых возбуждениях. Электроны могут испытывать упругое и неупругое рассеяния на ядрах. Если энергия электронов достаточна, то идут процессы выбивания протонов из ядра (е, р). Взаимодействие мюонов с ядрами происходит через захват мюона с орбиты мюонного атома. Захвату предшествуют торможение мюона в веществе и захват на далёкую мюонную орбиту. При этом образуется мюонный атом.

Реакции под действием пионов (p^-), каонов (К ^-) и антипротонов (р ^~). При взаимодействии этих частиц с кулонов-ским полем ядра атома происходят их захват и образование т. н. э к з о т и ч е с к и х а т о м о в (см. Адронные атомы), а затем поглощение ядром. Изучение рентг. спектров ад-ронных атомов позволяет получить сведения как о распределении плотности заряда в ядре, так и о свойствах самих отрицательно заряженных частиц, заменивших электрон в атоме,

Реакции под действием у-квантов. Осн. источник g-кван-тов - тормозное излучение, имеющее непрерывный спектр. При энергиях g-квантов ~10 МэВ энергетич. зависимость сечения их поглощения ядром характеризуется широким максимумом (см. Гигантские резонансы). При больших энергиях идут процессы выбивания нуклонов из ядра, напр. (g, n), фрагментация нуклонов в ядре и фоторождение пионов (g, p). В делящихся ядрах с большой вероятностью идёт реакция ф о т о д е л е н и я (g, f). В области энергий g-квантов, больших неск. десятков МэВ, фотоделение ядер становится возможным практически для всех элементов. Фотоделение ядер в области промежуточных энергий (~ 100 МэВ) практически всегда сопровождается вылетом достаточно большого числа нейтронов и лёгких ядерных фрагментов.

Реакции е тяжёлыми ионами. В случае тяжёлых ионов во взаимодействие вовлекаются большие массы, во входном канале реализуются очень большие угл. моменты, а длина волны де Бройля l мала по сравнению с характерными размерами области взаимодействия ядер. Напр., в реакции U + U при энергии налетающего иона ~7 МэВ на нуклон орбитальный угловой момент достигает 600 h, а l4•10^-13 см. Малость l означает, что с хорошей точностью можно говорить о движении взаимодействующих ядер по траектории. Ядра при этом обмениваются нуклонами, энергией, изменяют форму, что, в свою очередь, влияет на их движение по траектории. Представление о движении по траектории удобно использовать для классификации Я. р. с тяжёлыми ионами.

В зависимости от величины прицельного параметра b (расстояния, на к-ром частица прошла бы мимо центра ядра-мишени, если бы взаимодействие отсутствовало) осуществляются Я. р. разного типа. При больших значениях прицельного параметра сталкивающиеся ядра А ₁, А ₂ оказываются вне области действия ядерных сил - взаимодействие чисто кулоновское: либо упругое рассеяние, либо кулоновское возбуждение ядра. При касательных столкновениях ядер А ₁, А ₂ (b>=b' )идут только прямые реакции (рис. а). При ещё меньших значениях b(b _кр<=b<=b' )наблюдаются г л у б о к о н е у п р у г и е с т о л к н о в е н и я (рис. б). Для них характерны большая величина потерь кинетич. энергии, к-рая переходит во внутр. энергию возбуждения ядер, большие ширины массовых и зарядовых распределений. Кинетич. энергия ядер в выходном канале приближённо равна их энергии кулоновского отталкивания. Максимумы проинтегрированных по энергии и углу зарядовых распределений продуктов реакции располагаются около значений зарядов сталкивающихся ядер. Различным парциальным волнам, к-рые дают вклад в глубоко неупругие столкновения, отвечают разные времена взаимодействия и вследствие этого разные

углы отклонения налетающего ядра. Поэтому исследование корреляций характеристик реакций с угл. распределениями даёт информацию о развитии процесса во времени. При глубоко неупругих столкновениях формируется двойная ядерная система, к-рая живёт приблизительно 10^-20 с, а затем распадается на 2 фрагмента: A^*₁, А ^*₂, не достигая состояния статистич. равновесия.

Рис. Классификация реакций с тяжёлыми ионами по значению прицельного параметра b и времени проте кания реакции.

При значениях b<=b _кр ядра сближаются настолько, что становятся возможными процессы слияния ядер (рис. в). Образовавшееся при слиянии составное ядро эволюционирует в направлении статистич. равновесия. Процесс, как правило, заканчивается или испарением лёгких частиц и образованием остаточного ядра, или делением на 2 осколка А/2. Реакции слияния перспективны в связи с возможностью синтеза в этом процессе сверхтяжёлых элементов (см. Трансурановые элементы). Доля столкновений, ведущих к образованию составного ядра, зависит от произведения зарядов сталкивающихся ядер Z₁, Z₂. Если Z₁^.Z₂>2000, то эта доля становится малой.

При анализе Я. р. с тяжёлыми ядрами принято выделять реакции к в а з и д е л е н и я. Они заполняют переходную область между глубоконеупругими столкновениями и реакциями слияния. Для продуктов квазиделения характерны полная релаксация кинетич. энергии и типичные для деления угл. распределения. Однако в отличие от реакций слияния, к-рые проходят стадию составного ядра, форма системы не успевает стать равновесной до момента развала на 2 фрагмента.

Лит.: Вайскопф В., Статистическая теория ядерных реакций, пер. с англ., М., 1952; Лейн А., Томаc Р., Теория ядерных реакций при низких энергиях, пер. с англ., М., 1960; Ситенко А. Г., Теория ядерных реакций, М., 1983; Валантэн Л., Субатомная физика: ядра и частицы, пер. с франц., т. 2, М., 1-986; см. также лит. при ст. Прямые ядерные реакции. Р. В. Джолос, С. П. Иванова.