1. Открытие деления атомпых ядер-одно из важнейших фундаментальных открытиї, получившее многочислешные паучно-техничесние применения. ПІредыстория этого открытпя пачинается с 1934 г., когда Ферми со свопми сотрудниками натали облучать нейтронами атомные ядра с целью получения новых химических элементов. Нейтроны не пмеют электрического заряда – для них пе существует кулоновского потенциального барьера. Поэтому им легче проникать внутрь ядра и вызывать различиые ядериые превращения, чем заряженным частицам. ППри обгученпи самого тяжелого пз естественных (встречающихся в природе) химических элементов – урана – Ферми надеялся получить еще более тяжелые химические элементы, называемье трансуранами. Эти элементы должны быть радиоактивными, так как в противном случае они встречались бы на Земле в естествентом состоянии.

Стабильных изотопов у урана всего три: ${ }^{238} \mathrm{U},{ }^{235} \mathrm{U}$ и ${ }^{234} \mathrm{U}$. Сацым распространенным является ${ }^{238} \mathrm{U}$. Относительная распространенность остальных двух изотопов весьма мала: ${ }^{235} \mathrm{U}$ составляет около $1 / 140$, a ${ }^{234} \mathrm{U}$ – всего $1 / 17000$ долю ${ }^{238} \mathrm{U}$. Допустлм, что облучению подвергается один из этих изотопов, например ${ }^{238} \mathrm{U}$. Іри таком облучении возникает новый радиоактивный изотоп ${ }_{92}^{23 !} \mathrm{U}$. Этот изотоп перегружен нейтронами, а потому должеп испытывать $\beta^{-}$-распад, в результате чего возникает трансурановый элемент с $Z=93$. При носледующем $\beta^{-}$-распаде должеп возникать элемент с $Z=94$, и т. д.

Ферми и его сотрудники действительно обнаружили, что при облучении урана нейтронами возникают новые радпоактивные ядра. Доказательством этого служило появтение повых периодов полураспада. Особое внимание было уделено периодам в 13 и 90 мин, так как среди всех лдер с зарядовыми числами между $Z=86$ и $Z=92$ не было известно ни одного ядра, которое бы обладало таким периодом полураспада. Поэтому естественным было предположение Ферми, что новое $\beta$-излучение исходит от элемента с $Z=93$ или от әлементов с еше более высокими зарядовыми числамп. Такое предположение как будто бы подтверждалось исследованиями химических свойств гипотетических элементов методами раднохимии, но это было признашо неубедительным.
2. Систематические многолетиие исследовапия 0 . Гана (1879-1968), Лизе Мейтнер (1878-1988) и Штрассмапа (19021980) показали, что кривая ослабления иптепсивности различных пзлучений выглядела разлитно в зависнмости от времени начала наблюдешия. Это указывало на то, что, по-видимому, какие-то радиоактнвные вещества возпикают не сразу, а спустя некоторое время после начала облучения нейтронами. Отсюда вытекало, что существует цепь последовательных радиоактивных превращеший, подобная радиоактившы рядам естественных радиоактивпых вепеств. Периоды полураспада 13 и 90 мин, пайденные Фермп, были уточнены и по измерениям Мейтпер оказались равными 16 и 59 мин соответственно. Кроме того, было обнаружепо много периодов полураслада, в особенности более длителыих, которые раньше не были замечены Ферми. Общее число таких периодов достигло девяти, а наибольший атомный помер гипотетических радиоактивных элементов возрос до 97. Иитересно отметить также, что период полураспада 23 мпп появлялся при облучении только медленшыми нейтропами. Лишь по этой прихпне его удалось отделить от близкого к нему периода 16 мин.
И. Кюри и П. Савич (р. 1909) помимо периодов, кайдепных Ганом, Мейтнер и Штрассманом, обнаружили еще пернод полураспада в 3,5 ч. Оказалось, что по своим химическим свойствам соответствующий ему элемент является аналогом редкоземельното әлемента лантана. Этот факт определенно приводил к гипотезе о делении ядра. Однако Кюри и Савич не заметили такой возможности и приппсали паблюдаемое радиоактивное излучение трансурановым элементам.

Между тем Гап и Штрассмап продолжали систематические опыты по исследованию радиоактивных веществ, возникающих из урана и тория при облучении их нейтронами. (Лизе Мейтнер не могла принять участия в этих опытах. Она была еврейкой и австрийской подданной. После захвата Австрии гитлеровской Германией опа в середине 1938 г. была вынуждена эмигрировать из Германии в Швеңию. Но она пепрерывно поддерживала активную идейную связь с лабораторией Гана в Берлине.) Ган и Штрассман были химиками – ведущими специалистами в области радиохимии. Главный итог их исследований состоит в том, что при облучении урана и тория нейтропами возникают изотопы химических элементов, лежащие где-то посередине периодической системы. К ним, в частности, относятся барий, а также лантан, наблюдавшийся в опытах Кюри и Савича.
3. Природа әтих удивительных явлений была понята Л. Мейтнер и ее племянником $O$. Фришем (1904-1979) в середине января 1939 г. Они предположили, что возбужденное ядро урана или тория, получающееся после захвата нейтрона, делится на две более мелкие части приблизителыно одинаковой массы, которье были названы осколками. Обнаруженные Кюри и Савичем, Ганом и Штрассманом радиоактивные изотопы, лежащие в середипе периодпческой системы, и являются такими осколками ядер урана и тория. Поскольку относительная доля нейтронов в ядрах увеличивается с увеличением массы последних, эти осколки, получившиеся из тянелых ядер, перегружены нейтронами. Поэтому в ядрах осколков происходят продессы превращения пейтронов в протоны путем испускания электропов. Такие же продессы происходят и в дочерних ядрах, возникающих в результате этих превращений. Этим и объясняются депочки последовательных $\beta^{-}$-превращений, наблюдавшиеся еще Ферми. Следует ожидать, и это было подтверждено последующими исследованиями, что ядро может делиться не только на два, но также на три и больпее число осколков. Однако такие деления происходят значптельно реже, чем деление на два осколка.

Предположение Мейтнер и Фриша сразу же было подтверждено опытами Фриша с атомами отдачи, которому удалось с убедительностью наблюдать взрывной характер деления ядер. В этих опытах малая ионизационная камера покрывалась изнутри окисью урана. Когда к әтой камере подносили источник нейтропов ( $\mathrm{Rn}+\mathrm{Be})$, то примерно раз $10-30$ в минуту наблюдались сильные ионизадионные толчки, которые после предварительного усиления фиксировались с помощью осциллографа. Такие толчки могли вызываться только атомными частицами, обладающими большими массами, зарядами и громадной энергией. Вся схема была рассчитана так, что импульсы, создаваемые $\alpha$-частицами, были недостаточны для приведения в действие осциллографа. Это было видно из того, что толчки не наблюдались, когда не было урана или источника нейтронов. При окружении источника нейтронов слоем парафина чиело ионизационных толчков возрастало вримерно в два раза. Это указывает на то, что для процесса деления ядер урана более эффентивными являются медленные нейтроныл.

После опытов Фриша такие же и аналогичные опыты, свидетельствующие о делении ядер, сразу же были поставлены во многих лабораториях. Не останавливаясь на этой стороне дела, перейдем к изложению основных закономерностей явления деления ядер и их простейшей теоретической интерпретации.

4. Ранее уже говорплось, гто средняя энергия связи нуклона в тяжелых ядрах меньше, чем в ядрах середины периодической спстемы элементор (см. рис. 121). Допустпм, тто ядро урана ${ }^{235} \mathrm{U}$ после захвата шейтрона делится па два одипаковых осколка. Из рис. 121 видно, что средняя энергия связп пуклопа в ядре урана равна 7,6 МэВ, тогда как в каждом из осколков опа равна 8,5 МәВ. Таким образом, при делении ядра урана освобождается энергия $8,5-7,6=0,9 \mathrm{M}$ В на каждый нуклон. Так как полное число нуклошов при делении пе изменяется, то полная энергия, освобождающаяся при одшом акте деления урана, составляет $0,9 \cdot 236 \approx 210$ МэВ. Эта громадная эиергия проявляется главным образом в кинетической эшергии образовавшихся осколков.

Оценку эпергии, освобождающейся при делении, можно произвести несколько точнее, использовав прпводимые в таблицах знатения дефентов массы ядер, т. е. разпостей $\Delta=M-A$ между массой ядра $M$ и массовым числом $A$. Допустим, что псходиым ядром является ядро ${ }^{235} \mathrm{U}$. После захвата нейтрона образуется промежуточное ядро ${ }^{236} \mathrm{U}$, которое и испытывает делепие на два осколка. Iредположим, что массовые числа этих осколков одинаковы, т. е. равны каждое 118 . Из таблиц дефектов массы ядер паходим, что для промеяуточного ядра урапа $\Delta={ }^{236} M-{ }^{236} A \approx$ $\approx 12 \mathrm{M}$ В , а для каждого из осколков $\Delta={ }^{118} \mathrm{M}-{ }^{118} \mathrm{~A} \approx-86 \mathrm{M}$ МВ. Полная әнергия, освобокдаемая при делении, определяется разностью энергии промежуточного ядра и энергии двух образовавшихся осколков. Она составляет $42-(-2 \cdot 86)=214$ МэВ, что в пределах ошибок совпадает с предыдущим результатом.

По существу те же результаты получаются и из полуэмпирической формулы Вейцзеккера (64.6). В этой формуле, поскольку опа получена в предположении несжимаемости ядерного вегцества, можно опустить первый член, так как его значение нө меняется при делении ядра, а потому он не влияет на разность масс до и после деления. По той же причине можно опустить четвертый член, так как эпергия симметрии также не меняется при делении. Отбросим еще последний тлен – энергию спаривания, так как ее изменением при делепии можно пренебречь. С учетом этих упрощений эпергию ядра можно представить формулой
\[
\mathscr{E}=C_{\text {пов }} A^{2 / 3}+C_{\text {кул }} Z^{2} A^{-1 / 3} .
\]

Зиаки в формуле (64.6) изменены, так как эта формула дает работу, которую надо затратить, чтобы полностью расщепить ядро на составляющие его пуклоны. А эта работа, взятая с противополөжным знаком, как раз и дает энергию ядра. Воспользуемся еще значениями коэффициентов (64.7), из которых нам нужны только два: $C_{\text {пов }}=17,8$ МэВ и $C_{\text {кул }}=0,710$ МэВ. Простой расчет дает для энергии урапа $\mathscr{E}_{236}=1653 \mathrm{M}$, а для каждого осколка $\mathscr{E}_{118}=735$ МәВ. Искомая энергия, освобождаемая при делении, таким образом, равна $1653-2 \cdot 735=183$ МәВ, что практически совпадает с предыдущими результатами. (См, также задачу 3 к $\S 64$.)
5. Простейшая теория деления ядра была разработана в 1939 г. Н. Бором п Д. Уилером (р. 1911) и независимо и даже песколько раньше их Я. И. Фрепкелем (1894-1952). В основу этой теории была положена капельная модель ядра. Конечно, капельная модель в состоянии описать только некоторые, простейшие черты такого сложного явления, какое иредставляет собой деление атомного ядра. Многпе стороны этого явления остаются необъясненными и даже находятся в противоречии с теорией. В. М. Струтинский усоворшенствовал капельню модель учетом оболочечных эффектов. Однако мы ограничимся изложением, в основном качественным, только простейшей – капельной – теории деления ядра.

Рассмотрим ядро ${ }^{235} \mathrm{U}$, захватившее нейтрон, в результате чего образовалось составное ядро ${ }^{236} \mathrm{U}$. Составное ядро ${ }^{236} \mathrm{U}$ в основном состоянии практически стабильно; хотя оно и $\alpha$-радиоактивно, но период полураспада составляет $2,4 \cdot 10^{7}$ лет. Такм ядро может совершать внутренние колебания около своей равновесной формы, не подвергаясь делению. Однако в результате захвата нейтрона получается ядро ${ }^{236} \mathrm{U}$ в сильно возбуяденном состоянии, и амплитуда колебаний может стать настолько большой, что ядро разделится на две части. Под действием кулопонских сил отталкивания эти части разлетятся со значительными скоростями. Ядерные силы, как силы притяжешия, прецятствуют этому разлету. Но при разлете превалируют электрические силы. В результате части разделившегося ядра и получают кинетическую эшергию около $200 \mathrm{MэB}$, о которой говорилось выше.

Если ядро уподобить жидкой капле, то различные стадии, через которые проходит форма ядра до п в результате деления, схематнчески представлены на рис. 159. Однако не вся энергия
Рис. 159

деления переходит в кинетичесную эпергию осколков. Сами осколки получаются в возбужденном состоянии, и их внутренняя әнергия высвобождается в первую очередь путем испарения нейтронов, а затем идет на испускание $\gamma$-лучей. Основными продуктами процесса деления являются, таким образом, два примерно равных ядра, несколько нейтропов и $\gamma$-квантов. Как уже указывалось в пункте 3, ядра-осколки, как правило, оказываются $\beta^{-}$-активными и распадаются с самыми разными периодами полураспада.
6. При увеличении поверхности ядра энергия поверхностного натяженшя возрастает, а энергия кулоновского отталкивания убывает. Изменениями объемной энергии, энергии симметрии и энергии спаривания можно пренебречь. Поверхностное натяжение стремится вернуть деформированное ядро в исходное состояние, а кулоновское отталкивапие способствует его делению. Отношение кулоновской энергии к поверхностной пропорционально $Z^{2} A^{-1 / 3}: A^{2 / 3}=Z^{2} / A$. Поэтому отношение $Z^{2} / A$ может слунить основным шараметром, онределяющим способпость ядра к делению. Чем больше значение этого параметра, тем легче ядро полвержено делению. Чтобы приближенно оценить критическое зшачение параметра $Z^{2} / A$, при котором ядро уже не может быть стабильным, рассмотрим устойчивость ядра относительно его малых деформаций.

При малых деформациях можно считать, что псходное сферическое ядро принимает форму вытянутого эллинсоида вращения с полуосями $a=R(1+\varepsilon)$ и $b=R / \sqrt{1+\varepsilon}$, где $\varepsilon$ – малая величина, играющая роль параметра деформации. При таких зпачениях $a$ и $b$ объем ядра не меняется, что соответствует предположению о несжимаемости ядра. Нахождение поверхиостной энергии сводится к геометрической задаче вычисления поверхности ядра, а вычисление кулоновской энергии- к задаче о поле заряженного эллипсоида, если предположить, что заряд ядра равномерно распределен по его объему. Расчет ноказывает, что при малых деформациях ядра суммарная энергия поверхностного патяжения и кулоновского отталкивания с точностью до членов $\varepsilon^{2}$ вклютительно меняется на величину
\[
\Delta \mathscr{E}=(1 / 5)\left(2 C_{\text {пов }} A^{2 / 3}-C_{\text {ну }} Z^{2} A^{-1 / 3}\right) \varepsilon^{2},
\]

где $C_{\text {пов }}$ и $C_{\text {кул }}$ – коэффициенты, входящие в формулу Вейцзеккера (64.6). Конечно, это изменение происходіт за счет внутренней энергии возбужденного ядра. Если $\Delta \mathscr{E}>0$, то поверхностные силы будут превалировать над силами кулоновского отталкивания, стремясь вернуть ядро к исходной сферической форме, около которой оно будет совершать колебания. Если же $\Delta \mathscr{E}<0$, то преобладающими будут силы кулоновского отталкивания, способствующие делению.

Критическое значение параметра $Z^{2} / A$, больше которого ядро становится абсолютно неустойчивым к делению, определится из требования, чтобы обратилось в нуль выражение в круглых скобках формулы (93.2). Это дает
\[
\left(Z^{2} / A\right)_{\text {крит }}=2 C_{\text {пов }} / C_{\text {кул }} \approx 50,
\]

причем мы использовали значения коэффидиентов $C_{\text {пов }}$ и $C_{\text {кя }}$ пз (64.7). Коюетно, на вычисленпое значение критического параметра $Z^{2} / A$ надо смотреть как на ориентировочное, поскольку оно получено в предположении справедливости капельной модели и малых деформаций ядра.

Формулой (93.3) еще нө определяются в отдельности критические знатения $Z$ и $A$, больше которых ядро абсолютно неустойчиво по отиошению к делению, так как в общем случае между $Z$ и $A$ не существует однозначной связи. Такая связь имеет место только в случае $\beta$-стабильных ядер и определится формулой (64.8a). С помощью этой формулы можно исключить из (93.3) зарядовое число $Z$ и получить иррациональное уравнение только для $A$. Решая это уравнение, находим критическое значение массового тисла $A_{\text {крит }} \approx 385$, а затем и критическое значение зарядового числа $Z_{\text {крит }} \approx 138$.
7. Следующие качественные соображения позволяют уяснить влияиие на процесс деления и конечных деформаций ядра. Разделим мысленно исходное стабильное ядро на две части (два осколка) с зарядовыми числами $Z_{1}$ и $Z_{2}$. Если эти осколки разойдутся достаточно далеко на расстояние $r$, то энергия их кулоповского отталкиваиия будет $Z_{1} Z_{2} e^{2} / r$. При этом появится еще кипетическая эпергия осколков около 200 МэВ. Она, разумеется, возникает за счет потенциальной энергии ядра в исходиом состоянии, так что потенциальная энергия в исходном состоянии составит около $200 \mathrm{M}$ ə, т. е. равна энергии, освобождающейся шри делении. Однако исходное ядро по предположению стабильно. Следовательно, на кривой потенциальной энергии $V=V(r)$ должен существовать максимум – потенциальный барьер, который должен быть преодолен, чтобы фактически произошло делешие (рис. 160). Вместо одного максимума, в особенности когда атомные ядра пе сферические, возможны и два максимума (двухгорбая кривая). Но от такой возможности при выяснении основных вопросов деления можно отвлеться. Для абсолютно неустойтивых ядер, у которых $Z^{2} / A>50$, максимума на кривой $V=V(r)$. пет. Такне ядра, если бы они возникли, мгновенно претерпевали бы деление за времена порядка $10^{-23}-10^{-24} \mathrm{c}$.
Рис. 160
Разность между максималыным значением потенциальной әнергии $V(r)$ и ее вначением при $r=0$ для стабильных ядер называется энергией активации. По классическим представлениям для деления ядра необходимо сообщить ему энергию, не меньшую энергии активации. Эту энергию прпносят нейтроны, при поглощении которых и образуются возбужденные составные ядра, удовлетворяющие указанному условию. Если же энергия возбужденвя төвьше энергии активации, то по классическим представлениям деление невозможно. Исследования показали, что ядра ${ }^{235} \mathrm{U}$ претерпевают деление после захвата любых, в том числе и медленных (тепловых) нейтронов. Для деления же ядер ${ }^{238} \mathrm{U}$, захвативших нейтрон, требуются быстрые пейтроны с энергиями больше $1 \mathrm{MэB}$.
8. Такое различие в поведении ядер ${ }^{235} \mathrm{U}$ и ${ }^{238} \mathrm{U}$ связано в лервую очередь с эффектом спаривания нуклонов (см. § 64). $\mathrm{B}$ нечетном ядре ${ }^{235} \mathrm{U}$ неспаренный нуклон связан слабее остальиых нуклонов, которые спарены. Допустим, что ядро ${ }^{235} \mathrm{U}$ поглоцает свободный нейтрон, превращаясь в четно-четное промежуточное ядро ${ }^{236} \mathrm{U}$. При захвате свободного пейтрона промежуточное ядро получается в возбужденном состоянии. Возбуждение еще более возрастает за счет того, что бывшиї неспаренный нуклоп находит себе лартпера и тем самым стаповится связаниым сильнее. Если же свободыый нейтрон захватывается ядром ${ }^{238} \mathrm{U}$, то получается четно-нечетное промежуточное ядро ${ }^{239} \mathrm{U}$. В нем захваченный нейтрон, не имея себе партпера, связан слабее, гем осталыиые нуклоны. Поэтому в процессе захвата нейтрона ядро ${ }^{238} \mathrm{U}$ возбуждается слабее, чем ядро ${ }^{235} \mathrm{U}$. Для его делепия требуется дополнительпая эпергия возбуждения. Некоторое влияние на способность ядер к делению, возможно, оказывает и то обстоятельство, что параметр $Z^{2} / A$ для ядер ${ }^{236} \mathrm{U}$ $(35,86)$ больше, чем для ядер ${ }^{239} \mathrm{U}(35,41)$.

Изложенное в основном справедливо іг в отношевии других тетпо-нечетных ядер. Особенно следует отметить ядра ${ }^{239} \mathrm{Pu}$ п ${ }^{233} \mathrm{U}$, которые делятся медлениыми нейтронами, тогда как их четно-четные пзотопы, как правило, требуют для деления быстрых пейтропов ( ${ }^{240} \mathrm{Pu}$ делится и на тепловых нейтронах). Это обстоятельство играет решающую роль в ядерной энергетике (см. § 95).
9. С квантовой точки зрепия не обязательно, чтобы энергия возбуждения превосходила энергию актпвации ядра. Ядро может разделиться и в том случае, когда имеет место обратное соотношение. В этом случае деление может произойти путем туннельного просачивания через потендиальный барьер, как это имеет место при $\alpha$-распаде. Однако вероятность этого процесса мала. Она тем мепьше, чем выше потенциальный барьер. В частности, возможно и спонтанное деление ядра, происходящее при нолном отсутствии внешнего возбуждения.

Спонтанное деление ядер урана впервые наблюдали К. А. Петржак и Г. Н. Флеров (р. 1913) в 1940 г. В их опытах была иснользована многослойная ионизационная камера с рабочей площадью пластин около 1000 см $^{2}$ и больше, на которую наносился уран. При поднесении к ионизационной камере источника нейтронов в осциллографе наблюдались мощные ионизационные толчки, происходящие от вынужденного деления ядер урана. Эти предварительные ошыты позволяли изучить характер понизационных толчков, происходящих от деления ядер урана. Іри удалении источника нейтронов такие толчки полностью не прекращались, что свидетельствовало о спонтанном делении ядер. В начальных опытах Петржак и Флеров наблюдали в среднем примерно 6 толчков в час. Окончательные опыты были поставлепы на одной из станций Московского метрополитена на глубпне 50 м, чтобы как можно лучше защитить аппаратуру от мешающего фона космических лучей. В одном грамме урана за час самопроизвольно делится в среднем всего около 25 ядер урапа. Пользуясь этим, легко рассчитать, что период полураспада урана по отношению ₹ спонтанному делению составляет около
Рис. 161
$10^{16}$ лет. На рис. 161 приведена зависимость периода $T$ спонтапного деления от параметра $Z^{2} / A$ для различных тяжелых ядер. Светлые кружки (точки) соответствуют экспериментальным данным, пересекающая рисунок сплопная кривая рассчитана по мо. дели жидкой капли.

10. Как уже указывалось выше, ядро чаще всего делится на два осколка. Но отношение масс этих осколков может быть разным. При делении тепловыми нейтронами осколки равных или близких масс почти не наблюдаются, хотя все числовые оценки выше мы делали в предположении равенства масс осколков, так как для этой цели такое предположение не существенно. На самом деле наиболее вероятно деление на осколки, один из которых примерно в полтора раза тяжелее другого. Это иллюстрируетея рис. 162, на котором приведено количество осколков различных массовых чисел в процентах для ${ }^{235} \mathrm{U}$ при делении тепловыми пейтронамп. Считается, что такая асимметрия делепия
Рис. 162

обтясняется влиянием ядериых нейтропных оболочек-ялру энергетически выгоднее делиться так, чтобы число пейтронов в каждом из осколков было близко к одному пз магических чисел -50 или 82 .
11. Процесс деления ядра сопровождается вылетом вторичных нейтронов. Этого следует ожпдать на основе следующих простых соображений. Отношепие числа пейтрошов $N$ к числу протонов Z в ядре, вообще говоря, тем больне, чем тяжелее ядро.

Для $\beta$-стабильных ядер это видно из рис. 120 , а также из формулы (64.8a), если ее переписать в виде
\[
N / Z=0,97+0,0150 A^{2 / 3} .
\]

Допустим теперь, что тяжелое ядро разделилось на два осколка. Если бы при делении общее число нейтронов в системе не изменилось, то отношения $N / Z$ в обоих осколках были бы либо равны такому же отношению в исходном тяжелом ядре, либо в одном из них оно было бы больше, а в другом меньше. Значит, по крайней мере один из осколков получился бы нейтронопзбыточным и должен был бы освобождаться от лиших нейтронов.

Появление вторичных нейтронов можно понять и с точки зреиия капельной модели ядра. В шейке гантелеобразного ядра (положение 3 на рис. 159) почти нет протонов, так как из-за кулоновского отталкивания они сосредототиваются главным образом в удаленных – шарообразных – частях ядра. Поэтому при разрыве шейки в процессе деления из нее могут вылетать липь нейтроны, и притом за времена порядка ядерных (10-22 $10^{-23}$ с), т. е. практически мгновенно. Такие вторичные нейтроны называются мәновенными.

Наряду с мгновенными при делении ядер появляются п запаздывающие вторичные нейтроны. Дело в том, что осколии деления ядер радиоактивны. При их $\beta$-распаде могут появляться нейтропоизбыточные ядра в сильно возбуждешных состояниях.
Рис. 163

Возбуждение таких ядер снимается путем конкурирующих процессов испускания нейтронов и $\gamma$-квантов. Оба процесса происходят практически мғновенно. Первый из этих процессов и порождает запаздывающие нейтроны. Эапаздывание понимается в смысле временного отставания момента вылета рассматриваемых нейтронов от момента испускания мгповенных нейтронов (появляющихся непосредственно при делении ядра). Оно определяется периодом полураспада изотопа-предшественника, при $\beta$-распаде которого и получилось возбужденное ядро, испустившее затем нейтрон.

Процесс возникновения запаздывающих пейтронов пояспяется схемами на рис. 163 и 164. На рис. 163 показано ядро ${ }^{87} \mathrm{Br}$,
Рис. 164

появившееся в результате ядерного деления. Это ядро пспытывает $\beta^{-}$-распад с периодом полураспада 55,6 с. В результате таких раснадов возникают ядра ${ }^{87} \mathrm{Kr}$, бо́льшая часть которых находится в певозбужденном состоянии и лишь незначительная тастьв сильно возбужденном состоянии ${ }^{87} \mathrm{Kr}$ *. Невозбужденное ядро после двух последовательных $\beta-$-распадов переходит в стабильное ядро ${ }^{87} \mathrm{Sr}$. Сильно же возбужденное ядро ${ }^{87} \mathrm{Kr}^{*}$ почти мгновенно переходит в невозбужденное состояние ${ }^{87} \mathrm{Kr}$ (с испусканием $\gamma$-квантов) или же в стабильное состояние ${ }^{86} \mathrm{Kr}$ (с пспускапием нейтрона). В последнем процессе и возникает запаздывающий нейтрон*). Аналогичная схема приведена и на рис. 164.

Запаздывающие нейтроны делятся на несколько групп, различающихся временем запаздывания и энергией. В табл. 15 приведены характеристики запаздывающихся нейтронов, возникающих при делении ядер урапа-235.

Свыше $99 \%$ от всех выделяющихся при делении нейтронов освобождается мгновенно. На долю запаздывающих нейтронов нриходится примерно $0,75 \%$. Несмотря на это, запаздывающив
*) Следует отметить, что изотоп ${ }^{87} \mathrm{Kr}$ не случайно оказался \”нейтроноактивным». В ядре этого изотопа 51 нейтрон, т. е. на один нейтров больше магического числа 50 ; этот «лишний» нейтрон и покидает возбуждепное ядро. У изотопа ${ }^{137} \mathrm{Xe}$ (рис. 164) число нейтронов равпо 83, так что ситуация апалогична.

Таблиц а 15
Запаздывающие нейтроны

нейтроны играют важную роль в ядерной энергетике – опи позволяют сделать управляемыми ядерные реакции, происходящие прп делении в ядерных реакторах (см. § 95, пункт 5).
12. В заключение приведем более точное примерное распределение энергии деления между различными способами ее освобождения при делении ${ }^{235} \mathrm{U}$ тепловыми нейтронами:

кинетическая энергия осколков энергия нейтронов деления энергия мгновенных $\gamma$-квантов энергия $\beta$-частиц продуктов деления эпергия $\gamma$-излучения продуктов деления әнергия антинейтрино продуктов деления
Bсего