ЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ

ЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ

       

превращения ат. ядер при вз-ствии с ч-цами, в т. ч. с g-квантами или друг с другом. Для осуществления Я. р. необходимо сближение ч-ц (двух ядер, ядра и нуклона и т. д.) на расстояние — 10-13 см. Энергия налетающих положительно заряж. ч-ц должна быть порядка или больше высоты кулоновского потенц. барьера ядер (для однозарядных ч-ц =10 МэВ). В этом случае Я. р., как правило, осуществляются бомбардировкой мишеней пучками ускоренных ч-ц. Для отрицательно заряж. и нейтральных ч-ц кулоновский барьер отсутствует, и Я. р. могут протекать даже при тепловых энергиях налетающих ч-ц.

Я. р. записывают в виде: A (a, bcd) В, где А — ядро мишени, а — бомбардирующая ч-ца, b, с, d — испускаемые в Я. р. ч-цы, В — остаточное ядро (в скобках записываются более лёгкие продукты реакции, вне — более тяжёлые). Часто Я. р. может идти неск. способами, напр.:

63Cu (р, n) 63Zn; 63Cu (p, 2n) 62Zn;

63Cu(p, pn) 62Cu; 63 Cu (р, р) 63Cu,

63Cu (р, р') 63Cu* (неупругое рассеяние протонов)

Совокупность сталкивающихся ч-ц в определённом квант. состоянии (напр., р и ядро 63Cu) наз. входным каналом Я. р. Ч-цы, рождающиеся в результате Я. р., в определённых квант. состояниях (напр., n и ядро 63Zn с определённым орбит. моментом и проекцией спинов на выделенное направление) образуют выходной канал Я. р.

Я. р.— осн. метод изучения структуры ядра и его св-в (см. ЯДРО АТОМНОЕ). Я. р. подчиняются законам сохранения электрич. заряда, барионного заряда, энергии и импульса. Я. р. могут протекать с выделением и с поглощением энергии Q, к-рая примерно в 106 раз превышает энергию, поглощаемую или выделяемую при хим. реакциях. Поэтому в Я. р. можно заметить изменение масс взаимодействующих ядер: согласно закону сохранения энергии, энергия Q, выделяемая или поглощаемая при Я. р., равна разности сумм масс ч-ц (в энергетич. ед.) до и после Я. р.

Сечение в выход Я. р. Сечения Я. р. а зависят от энергии ? налетающей ч-цы, типа Я. р., углов вылета и ориентации спинов ч-ц — продуктов реакции. Величина а колеблется в пределах 10-27—10-21 см2. Если радиус ядра R больше, чем длина волны де Бройля ч-цы l, то макс. сечение Я. р. определяется геом. сечениями ядер sмакс=pR2. Для нуклонов с энергией ?»10/A2/3 МэВ, l»R В области малых энергий l->R и сечение s определяется уже не величиной R, а значением l, напр. для медленных нейтронов sмакс»pl2. В промежуточной области энергии sмакс =pя(R+l)2.

Выход Я. р.— отношение W числа актов N Я. р. к числу ч-ц, упавших на 1 см2 мишени. Для тонкой мишени W=ns, где n — число ядер на 1 см2 поверхности мишени. Для медленных заряж. ч-ц Немало (10-3— 10-6), для ч-ц высоких энергий выход больше. Для нейтронов и p-мезонов выход может достигать 1.

Механизмы Я. р. Налетающая ч-ца, напр. нуклон, может войти в ядро и вылететь из него под др. углом, но с той же энергией (упругое рассеяние). Нуклон может столкнуться непосредственно с нуклоном ядра; при этом, если один • или оба нуклона имеют энергию, большую, чем энергия, необходимая для вылета из ядра, то они могут покинуть ядро без вз-ствия с др. его нуклонами (прямой процесс). Существуют и более сложные прямые процессы, при к-рых энергия налетающей ч-цы передаётся непосредственно одному или небольшой группе нуклонов ядра (см. ПРЯМЫЕ ЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ). Если энергия, внесённая влетевшей ч-цей, постепенно распределится между мн. нуклонами ядра, то состояния возбуждения ядра будут становиться всё более и более сложными, однако через нек-рое время наступит динамич. равновесие — разл. яд. конфигурации будут возникать и распадаться в образовавшейся системе, наз. составным ядром. Составное ядро неустойчиво и через короткое время распадается. Если в нек-рых конфигурациях энергия одного из нуклонов окажется достаточной для его выброса из ядра, то составное ядро распадается с испусканием нуклона. Если же энергия сосредоточивается в нек-рых группах ч-ц, существующих в составном ядре короткое время, то возможно испускание альфа-частиц, тритонов, дейтронов и др. При энергиях возбуждения составного ядра, меньших энергии, необходимой для отделения от него ч-ц, единств. путь его распада — испускание g-квантов (радиационный захват). Иногда выброс ч-ц происходит до того, как установилось равновесие, т. е. до образования составного ядра (предравновесный распад). Разл. механизмы Я. р. отличаются разным временем протекания. Время протекания у прямых Я. р.— это время, необходимое ч-це, чтобы пройти область пр-ва, занимаемую ядром (=10-22 с). Ср. время жизни составного ядра достигает =10-15 — 10-16 с. При малых энергиях налетающих ч-ц осн. механизм Я. р.— образование составного ядра (за исключением Я. р. с дейтронами). При больших энергиях преобладают прямые процессы.

Хар-р зависимости сечений Я. р. 0 от энергии ? налетающих ч-ц также различен для разных механизмов Я. р. Для прямых Я. р. зависимость s(?) монотонна. В случае составного ядра, при малых ?, наблюдаются максимумы в энергетич. зависимости сечения, к-рые соответствуют уровням энергии составного ядра. В области больших энергий (=15 МэВ для ср. и тяжёлых ядер) уровни энергии составного ядра перекрываются и 0 в среднем монотонно зависит от ?. На этом фоне выделяются более широкие максимумы, соответствующие возбуждению аналоговых состояний ядер, а также гигантские резонансы, Время жизни т возбуждённого ядра связано с полной шириной Г максимумов соотношением: Г=ћ/t.

Особенности Я. р., идущих через образование и распад составного ядра,— симметричное угл. распределение вылетающих ч-ц («вперёд-назад» относительно направления налетающих ч-ц в системе центра инерции), максвелловский энергетич. спектр этих ч-ц (см. МАКСВЕЛЛА РАСПРЕДЕЛЕНИЕ) и одинаковость относит. вероятностей выходных каналов разных Я. р. с участием одного и того же составного ядра. Ч-цы — продукты Я. р., как правило, поляризованы, даже если пучок бомбардирующих ч-ц неполяризован. Если пучок поляризован, то наблюдается азимутальная асимметрия вылетающих частиц (см. ПОЛЯРИЗОВАННЫЕ НЕЙТРОНЫ), ОРИЕНТИРОВАННЫЕ ЯДРА).

Я. р. под действием нейтронов в большинстве случаев протекают с поглощением энергии Q. При Я. р. (n,p) для большинства ядер Q невелика (за исключением 3Н и 14N). Для Я. р. (n, a) в случае лёгких ядер Q также невелика (за исключением 6Li и 10В); для ср. и тяжёлых ядер небольшое количество энергии выделяется. Я. р., в к-рых образуется больше двух ч-ц, протекают с поглощением энергии, напр. для Я. р. (n, 2n) Q=10МэВ. Особое место занимает Я. р. деления тяжёлых ядер, к-рая сопровождается выделением большого количества энергии (см. ДЕЛЕНИЕ АТОМНОГО ЯДРА).

В случае медленных нейтронов осн. процесс практически для всех ядер — радиац. захват нейтрона — Я. p. (n, g), т. к. кулоновский барьер ядра препятствует вылету протонов и a-частиц. Исключение составляют 3Н, 14N, для к-рых осн. процесс (n, p), и 6Li, 10В, для к-рых преобладает Я. р. (n, a). Большинство ядер обнаруживает резонансный радиац. захват при ?n большем неск. эВ. С увеличением ?n уменьшается вероятность радиационного захвата нейтронов и увеличивается вероятность их упругого рассеяния ядрами —Я. р. (n, n). Когда ?n становится больше энергии первого возбуждённого состояния ядра-мишени (десятки и сотни кэВ), возможно неупругое рассеяние (n,n'). При ?n=1 —2 МэВ гл. роль играют процессы упругого и неупругого рассеяния, становятся заметными Я. р. (n, p) и (n, a). Когда ?n достигает 5—10 МэВ, преобладают Я. р. (n, 2n).

Я. р. под действием протонов, a-частиц, дейтронов и других ядер. Вз-ствию протонов с ядрами препятствует кулоновский барьер высотой ?0. Сечение s этих Я. р. имеет заметную величину начиная с ?р=0,5 ?0 и монотонно растёт. Для лёгких ядер Я. р. с протонами наблюдаются лишь начиная с ?р=неск. сотен кэВ, а для тяжёлых ядер — неск. МэВ. Вначале осн. Я. р.— радиац. захват (p, g), а также упругое (p, p) и неупругое (p,p') рассеяние. Для лёгких ядер s(?р) в области малых ?р носит резонансный характер, у средних и тяжёлых ядер s достигает заметной величины лишь в области энергий, где резонансной структуры нет. В области ?р=?0 наблюдается возбуждение небольшого числа аналоговых состояний. Я. р. (p, n) преобладает, если составное ядро имеет энергию возбуждения, достаточную для испускания нейтрона с энергией ?1 МэВ. При дальнейшем увеличении ?p конечное ядро может иметь энергию, достаточную для испускания второй ч-цы: наблюдаются Я. р. (p, 2n), (p, pn).

Для a-частиц кулоновский барьер ещё выше и достигает у тяжёлых ядер ?0=25МэВ. При такой энергии налетающей a-частицы энергия возбуждения ядра =20 МэВ, что достаточно для компенсации не только энергии связи вылетающего нуклона, но и для преодоления кулоновского барьера вылетающим протоном. Вследствие этого Я. р. (a, n) и (a, p) равновероятны. При увеличении ?a наиб. вероятной становятся Я. р. (a, 2n), (a, pn). Резонансная структура s(?a) наблюдается только у лёгких ядер и при относительно малых энергиях a-частиц. Продукты Я. р. (a, n) обычно b-активны, а для Я. р. (a, p) — стабильные ядра. Я. р. под действием дейтронов имеют наиболее высокий выход. Напр., в случае 9Ве (d, n) 10В при ?d=16 МэВ W=0,02 (для Я. р. с др. ядрами таких энергий W-10-3—10-6). Я. <р. с дейтронами могут протекать с образованием составного ядра (путём расщепления дейтрона кулоновским полем ядра) и механизмом срыва (срыва реакция). Я. р. между легчайшими ядрами имеют заметный выход даже при малых энергиях налетающих ч-ц (W=1—10кэВ). Они могут осуществляться не только бомбардировкой ускоренными заряж. ч-цами, но и нагреванием смеси взаимодействующих ядер до темп-ры =107К (см. ТЕРМОЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ).

Эфф. средством исследования ядра стали Я. р. под действием ч-ц высоких энергий, вплоть до сотен ГэВ, а также с участием мезонов, гиперонов и античастиц.

Протоны и более тяжёлые ионы, движущиеся слишком медленно для того, чтобы преодолеть кулоновский барьер, приближаясь к ядру, создают относительно медленно меняющееся электрич. поле, к-рое действует на протоны ядра. Ядро, поглощая эл.-магн. энергию, переходит в возбуждённое состояние, а налетающий ион теряет часть своей энергии. Кулоновское возбуждение ядер — одно из осн. средств изучения низколежащих коллективных состояний ядер.

Я. р. под действием g-квантов и электронов. При малых энергиях g-квантов они могут испытывать только упругое рассеяние. При энергиях, больших, чем энергия отделения нуклонов от ядра, осн. процессом становится поглощение g-кванта и испускание ядром нуклонов (см. ФОТОЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ). Эл-ны, взаимодействуя с протонами ядра, также могут испытывать упругое и неупругое рассеяние и выбивать протоны из ядра. Исследование упругого рассеяния эл-нов позволило получить данные о распределении электрич. заряда и магн. момента в ядре.

Я. р. с тяжёлыми ионами. Для тяжелых ионов (Z>2) потенц. кулоновский барьер ?0 в Z раз больше, чем для протонов, и поэтому необходимо, чтобы энергия иона, приходящаяся на 1 нуклон ядра, превышала неск. МэВ (тем больше, чем больше Z мишени). Сечение s Я. р. с тяжёлыми ионами, обладающими энергией ?>1,4?0: s=pR2(1- ?0/?), где R»1,4(A11/3+A21/3), A1 и А2 — массовые числа взаимодействующих ядер. Это соответствует представлению о соударении двух заряженных чёрных шаров радиуса Л. При энергиях ?ТУННЕЛЬНЫЙ ЭФФЕКТ). Налетающие ионы могут и не вызвать Я. р., а испытать упругое рассеяние в поле кулоновских и яд. сил. Угл. распределение ионов при упругом рассеянии (при l иона порядка расстояния макс. сближения с ядром) имеет дифракц. хар-р (чередование максимумов и минимумов). При меньших l дифракц. структура исчезает. Зависимость s(?) носит обычно нерезонансный хар-р. Исключение составляет упругое рассеяние. В энергетич. зависимости сечения упругого рассеяния 6Li на 6Li, 12С на 12С, 14N на 14N, и др. для ?=5—35 МэВ наблюдаются резонансы с шириной порядка неск. МэВ и более тонкая структура.

Я. р. с тяжёлыми ионами характеризуются большим числом выходных каналов. Напр., при бомбардировке 232Th ионами 40Ar с энергией 379 МэВ образуются ядра Са, Ar, S, Si, Mg и Ne. В случае Я. р. с тяжёлыми ионами наблюдаются Я. р. передачи нуклонов, передачи более сложных частиц и слияния. Я. р., при которых происходит передача малого числа ч-ц или малой части энергии, наз. мягкими соударениями. Их теория имеет много общего с теорией прямых реакций. Я. р., в к-рых происходит передача значит. массы или энергии, наз. жёсткими соударениями (глубоко неупругими процессами) .Угл. распределения продуктов этих Я. р. резко асимметричны: лёгкие продукты вылетают преим. под малыми углами к ионному пучку. Энергетич. распределение продуктов имеет широкий максимум. Кинетич. энергия продуктов Я. р. близка к высоте выходных кулоновских барьеров и практически не зависит от энергии ионов.

При глубоко неупругих столкновениях ядер образуется короткоживущая промежуточная система. Несмотря на обмен массой и энергией, ядра промежуточной системы сохраняют индивидуальность за счёт прочно связанных сердцевин. В результате жёстких соударений образуется много новых нуклидов. При ещё более тесном соударении образуется составное ядро. В таких Я. р. могут образовываться составные ядра с большими энергиями возбуждения (=100 МэВ) и угл. моментами (l=50). Я. р. с образованием составного ядра служат для синтеза трансурановых элементов (слияние ядер мишеней из Pb и Bi с ионами 40Ar, 50Ti, 54Cr, 55Mn, 58Fe). Напр., с помощью Я. р. 20482Pb(4018Ar, 2n)242100Fm был осуществлён синтез фермия.

Физический энциклопедический словарь. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1983.

ЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ

-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.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.