Текст книги "Избранные научные труды"

Автор книги: Нильс Бор

сообщить о нарушении

Текущая страница: 17 (всего у книги 58 страниц)

В заключение мне хотелось бы отметить то огромное значение, которое имеет преподанный общей теорией относительности урок для вопроса о физической реальности в области квантовой теории. В самом деле, несмотря на все характерные различия, между положением вещей в обоих обобщениях классической теории имеется поразительная аналогия, которая неоднократно отмечалась. В частности, только что обсуждённое нами обособленное положение, которое занимают в описании квантовых явлений измерительные приборы, представляет близкую аналогию с необходимостью пользоваться и в теории относительности обыкновенным описанием всех измерительных процессов, включая резкое разделение на пространство и время, причём эта необходимость имеет место, несмотря на то, что самой сущностью теории относительности является установление новых физических законов такого рода, что для понимания их мы должны отказаться от привычного разделения понятий пространства и времени ¹. Характерная для теории относительности зависимость всех показаний масштабов и часов от принятой системы отсчёта может быть, далее, сравнена с тем не поддающимся контролю обменом количеством движения и энергией между измеряемыми объектами и всеми приборами, определяющими пространственно-временну́ю систему отсчёта, который приводит нас в квантовой теории к положению вещей, характеризуемому понятием дополнительности. Действительно, эта новая черта естествознания означает радикальный пересмотр наших взглядов на физическую реальность, который может быть поставлен в параллель с тем фундаментальным изменением всех представлений об абсолютном характере физических явлений, который был вызван общей теорией относительности.

1 Именно это обстоятельство совместно с релятивистской инвариантностью квантовомеханических соотношений неопределённости и гарантирует нам совместимость рассуждений, изложенных в настоящей статье, со всеми требованиями теории относительности. Этот вопрос будет рассмотрен подробнее в подготовляемой к печати работе, где автор рассмотрит, в частности, весьма интересный парадокс, выдвинутый Эйнштейном и относящийся к приложению теории тяготения к измерениям энергии; решение этого парадокса представляет особо поучительную иллюстрацию общности рассуждений, основанных на понятии дополнительности. В той же работе будут обсуждены подробнее пространственно-временны́е измерения в квантовой теории, причём будут приведены все необходимые математические выкладки и схемы экспериментальных установок, словом, всё то, что было опущено в настоящей статье, где главное наше внимание было обращено на диалектическую сторону вопроса, поставленного в заголовке.

1936

45 ЗАХВАТ НЕЙТРОНА И СТРОЕНИЕ ЯДРА ^*

^*Neutron Capture and Nuclear Constitution. Nature, 1936, 137, 344—348.

Из всех свойств атомных ядер, обнаруженных в фундаментальных исследованиях Резерфорда и его последователей в явлениях искусственных ядерных превращений, одним из наиболее поразительных является исключительная тенденция таких ядер вступать в реакцию друг с другом, как только между ними устанавливается непосредственный контакт. Действительно, почти все типы ядерных реакций, согласующихся с сохранением энергии, по-видимому, происходят при близких соударениях ядер. Разумеется, при столкновениях между заряженными частицами и ядрами контакту часто препятствует или делает его менее вероятным взаимное электрическое отталкивание; вследствие этого типичные черты ядерных реакций, быть может, особенно ярко проявляются при столкновениях с нейтронами. Ещё в первых своих работах по исследованию свойств быстрых нейтронов Чэдвик обнаружил высокую эффективность последних в отношении вызываемых ими ядерных превращений ¹. В особенности после открытия супругами Жолио-Кюри искусственной радиоактивности наиболее интересные данные получены в результате исследований Ферми и его сотрудников по искусственной радиоактивности при бомбардировке как быстрыми нейтронами, так и нейтронами тепловых скоростей ².

¹ J. Chadwick. Proc. Roy. Soc., 1933, A142, 1.

² E. Fermia. o. Proc. Roy. Soc., 1934, A147, 483; 1935, A149, 522.

Типичным результатом опытов с нейтронами больших скоростей является значительная вероятность вылета α-частицы или протона при столкновении нейтрона с ядром не слишком большого атомного номера, вылета, сопровождающегося захватом нейтрона и образованием ядра нового, большей частью β-радиоактивного элемента. Ядерное эффективное сечение таких столкновений в действительности того же порядка величины, что и сечение, отвечающее простому рассеянию быстрых нейтронов ядрами, что в свою очередь соответствует обычным размерам ядра. Другим типичным результатом этих опытов можно считать неожиданно сильное стремлении, даже в случае столкновения быстрого нейтрона с тяжёлым атомом, присоединиться к ядру с испусканием γ-кванта и образовать новый изотоп, устойчивый или радиоактивный. На самом деле, для процессов такого типа эффективное сечение, хотя и становится в несколько раз меньше, имеет всё-таки тот же порядок величины, что и геометрическое сечение ядра.

Процессы захвата быстрых нейтронов только что упомянутого типа являются особенно существенными для выяснения механизма столкновений между нейтроном и ядром. Действительно, замечательная резкость линий характеристических спектров γ-лучей радиоактивных элементов свидетельствует о том, что время жизни возбуждённых состояний ядер, связанных с испусканием этих линий, больше периода (около 10^-20 сек) самих этих линий. Для того чтобы вероятность испускания подобного излучения за время столкновения быстрого нейтрона с ядром была достаточной для объяснения экспериментально найденного эффективного сечения этого процесса захвата, время соударения должно быть гораздо более длительным, нежели промежуток времени (около 10^-21 сек), необходимый для простого прохождения нейтрона сквозь ядро.

Явления захвата нейтронов тем самым заставляют нас предполагать, что столкновение между быстрым нейтроном и тяжёлым ядром должно вести прежде всего к образованию составной системы, характеризующейся замечательной устойчивостью. Возможный последующий распад этой промежуточной системы с вылетом материальной частицы или переход в конечное устойчивое состояние с испусканием кванта излучения следует рассматривать как самостоятельные процессы, не имеющие непосредственной связи с первой фазой соударения. Мы встречаемся здесь с существенной разницей, ранее ясно не распознанной, между собственно ядерными реакциями и обычными соударениями быстрых частиц и атомных систем, соударениями, которые до сих пор для нас являлись главным источником сведений относительно строения атома. Действительно, возможность счёта посредством таких столкновений отдельных атомных частиц и изучение их свойств обязаны прежде всего «открытости» рассматриваемых систем, которая делает весьма маловероятным обмен энергией между отдельными составляющими частицами в течение соударения. Однако вследствие плотной упаковки частиц в ядре мы должны быть готовы к тому, что именно этот обмен энергией играет основную роль в типичных ядерных реакциях.

Если, например, мы рассматриваем столкновение между быстрым нейтроном и ядром, то очевидно, что нельзя сравнивать этот процесс с простым отклонением пути нейтрона во внутреннем поле ядра, быть может связанным с соударением с отдельной ядерной частицей, ведущим к вылету последней. Напротив, мы должны ясно понять, что избыток энергии падающего нейтрона должен быстро распределиться между всеми частицами ядра таким образом, что в течение некоторого промежутка времени ни одна частица не будет обладать кинетической энергией, достаточной для того, чтобы покинуть ядро. Возможное последующее освобождение протона, α-частицы или даже нейтрона из промежуточной сложной системы должно поэтому говорить о сложном процессе, в котором энергия может опять концентрироваться на какой-то частице у поверхности ядра.

В настоящее время едва ли можно составить себе детальное представление об этих процессах. Действительно, мы должны сознаться, что у нас нет никаких оправданий даже для предположений о существовании внутри ядра частиц, освобождаемых при разрушении ядра. В частности, известные трудности, связанные с индивидуальным существованием в пространственной области ядерных размеров заряженных частиц с такой небольшой массой покоя, какую имеют электроны и позитроны, заставляют нас рассматривать β-распад как процесс, ведущий к образованию электрона как индивидуальности в механическом смысле ¹. В этом отношении положение здесь, конечно, существенно отличается от случая распада ядра с вылетом тяжёлых частиц – нейтронов, протонов и α-частиц. Тот факт, что массы всех ядер в первом приближении являются целыми кратными единиц, близких к массе нейтрона, позволяет рассматривать эти частицы как механические индивидуальности внутри ядра. Вследствие небольшой разницы между массами нейтрона и протона по сравнению с энергией связи ядра, измеряемой так называемым дефектом массы, предположение о существовании в ядре частиц с теми же электрическими и магнитными свойствами, что и у свободных нейтронов и протонов, должно казаться более гипотетическим. Вследствие недостаточности наших сведений о том исключительно плотном состоянии материи, с которым мы имеем дело в ядрах, мы скорее можем рассматривать целочисленные значения единичных электрических зарядов ядер и продуктов их расщепления как фундаментальный аспект атомистики электричества, который, однако, не объясняется современными теориями строения атома.

¹ См.: N. Bohr. Faraday lecture. J. Chem. Soc., 1932, 134, 349 (статья 37); W. Heisenberg. Zeeman Verhandelingen, p. 108.

Однако если оставить в стороне проблему природы ядерных компонент, не являющуюся целью настоящего обсуждения, то во всяком случае ясно, что модели ядра, детально рассматривавшиеся до сих пор, не дают возможности объяснить типичные свойства ядер, для которых, как мы уже видели, обмен энергией между отдельными частицами является решающим фактором. Действительно, в этих моделях ради простоты допускалось, что состояние движения каждой частицы в ядре может в первом приближении рассматриваться как движение в консервативном поле сил и может поэтому характеризоваться квантовыми числами, так же как движение электрона в обычном атоме. Между тем в атоме и ядре мы имеем два крайних случая механической задачи многих тел; при этом процедура аппроксимации, опирающаяся на соответствующее применение задачи одного тела, столь эффективная в первом случае, теряет всю свою ценность в последнем, где мы с самого начала имеем дело с существенно коллективными аспектами взаимодействия между составляющими ядро частицами.

В связи с этим важно вспомнить также, что успешное квантовомеханическое объяснение простого закона, связывающего время жизни продуктов α-излучения с энергией испущенных частиц, совершенно не зависит от специальных допущений, рассматривающих поведение индивидуальных частиц в ядре. Вследствие очень большого времени жизни этих продуктов по сравнению со всеми собственными периодами ядра вероятность такого расщепления зависит в первом приближении только от электрического поля вне ядра, образующего так называемый потенциальный барьер, препятствующий вылету α-частиц. Представляется чрезвычайно сомнительным, чтобы α-частицы существовали в ядре в таком виде, как это допускают имеющиеся теории α-распада. Частое появление α-частиц в результате естественного и искусственного расщепления ядра можно объяснить скорее тем, что энергия освобождается при самом образовании α-частиц и что освобождение этих частиц может, таким образом, связываться с меньшей степенью концентрации излишка энергии, чем освобождение протонов или нейтронов. Пока что изучение α-распада и его тесной связи с γ-спектрами, выясненной Гамовым, даёт нам сведения только относительно возможных значений энергии и до некоторой степени относительно спина стационарных состояний ядерных систем, с которыми мы имеем дело.

То обстоятельство, что состояния ядра, связанные с упомянутыми только что явлениями, представляют дискретное распределение чрезвычайно резких уровней энергии, может сначала показаться противоречащим нашим предположениям о существовании полуустойчивых промежуточных состояний составной системы, образованной при захвате нейтрона, с, очевидно, непрерывными значениями кинетической энергии падающего нейтрона. Можно представить себе, однако, что при захвате быстрых нейтронов мы имеем дело с гораздо более высоким возбуждением составной системы, чем обычное γ-возбуждение. В то время как последнее имеет наибольшее значение в несколько миллионов вольт, возбуждение в нашем случае может значительно превышать энергию, необходимую для полного удаления нейтрона из ядра, находящегося в нормальном состоянии. Измеренные Астоном дефекты масс изотопов показывают, что эта энергия составляет около 10 млн. вольт.

Однако именно такую поразительную разницу в схемах уровней низкого и высокого возбуждения тяжёлых ядер мы и можем ожидать с обсуждаемой здесь точки зрения. В противоположность обычной точке зрения, где возбуждение приписывается возбуждённому квантовому состоянию отдельной частицы в ядре, мы должны допустить, что возбуждение будет соответствовать некоторому квантованному коллективному типу движения всех ядерных частиц. Вследствие быстрого увеличения возможностей комбинации собственных частот таких движений при возрастании полной энергии ядра мы должны были бы ожидать, что расстояние между соседними уровнями должно становиться гораздо меньшим при высоких возбуждениях, обусловленных нейтронными соударениями, чем для обычных γ-уровней, где мы, вероятно, имеем дело с состояниями коллективного движения наиболее простых типов.

Однако с этой точки зрения даже для возбуждений, уровни которых весьма близки друг к другу, вероятность перехода с излучением не очень сильно отличается от вероятности такого же перехода в нижних γ-состояниях, и никакого существенного возрастания ширины уровней не происходит до тех пор, пока вероятность вылета материальной частицы не сделается сравнимой с вероятностью излучения.

В опытах по столкновениям быстрых нейтронов с тяжёлыми ядрами эффективное сечение рассеяния обычно в несколько раз больше эффективного сечения захвата. Соответственно этому мы можем заключить, что в этом случае вероятность вылета нейтрона из составной системы больше, чем вероятность перехода с излучением, и что уровни энергии полуустойчивых состояний поэтому до некоторой степени шире обычных γ-уровней. Это обстоятельство вместе с быстро уменьшающимся расстоянием между соседними уровнями в этой области энергий делает весьма правдоподобным заключение о том, что такие уровни здесь вовсе не разделены, – вывод, необходимый для объяснения, очевидно, неселективного характера явлений захвата. Однако с уменьшением скоростей падающих нейтронов вылет нейтрона из составной системы быстро становится маловероятным в соответствии с уменьшением вероятности необходимой концентрации излишней энергии системы на отдельном нейтроне. Можно поэтому ожидать, что резкость уровней промежуточных состояний будет приближаться к резкости γ-уровней, коль скоро кинетическая энергия свободных нейтронов станет меньше полной энергии возбуждения в этом состоянии.

Чрезвычайно интересное подтверждение этих соображений даётся замечательными явлениями селективного захвата нейтронов очень малых скоростей. Работая с нейтронами тепловых скоростей, получаемыми пропусканием пучка нейтронов через толстые слои веществ, содержащих водород, Ферми и его сотрудники нашли, как известно, значение эффективного сечения захвата нейтронов, изменяющееся чрезвычайно своеобразно от элемента к элементу. В то время как для большинства элементов эти значения одного и того же порядка величины или немного больше обычного усечения ядра для некоторых элементов или изотопов, неправильным образом распределённых в периодической системе, были найдены значения сечения, в несколько тысяч раз превосходящие нормальное. Этот удивительный на первый взгляд эффект может быть, по-видимому, связан с тем обстоятельством, что для таких медленных нейтронов длина волны де Бройля очень велика по сравнению с размерами ядра; поэтому простые представления о траектории и ударе, приближённо оправдывающиеся в случае захвата быстрых нейтронов, здесь оказываются совершенно неприменимыми.

Были предприняты также поучительные попытки объяснить явление селективного захвата как явление квантовомеханического резонанса, возникающего при близком совпадении энергии некоторых почти устойчивых стационарных состояний нейтрона в ядре и суммы энергий начального состояния ядра и свободного нейтрона ¹. Эти теории, в которых состояние движения нейтрона в ядре трактуется как движение частицы в поле консервативных сил, не могут, однако, объяснить того, что эффективное сечение рассеяния нейтронов на всех исследованных селективно поглощающих элементах гораздо меньше, чем эффективное сечение захвата. В самом деле, большая вероятность отражения волн, описывающих поведение нейтрона в ядре, вытекающая из того факта, что длина этих волн очень коротка по сравнению с длиной волны свободного движения нейтрона, означает, что средний интервал времени, в течение которого нейтрон может, так сказать, оставаться в ядре, гораздо больше, чем интервал времени, в течение которого быстрый нейтрон проходит сквозь ядро.

¹ Е. Fermi et al. Proc. Roy. Soc., 1935, A149, 522; Perrin, Elsasser. J. Phys., 1935, 6, 195; H. Вéthe. Phys. Rev., 1935, 47, 747.

Всё же даже в случае полного резонанса вероятность вылета нейтрона, найденная этим способом, должна быть больше вероятности испускания кванта. Вследствие гораздо более близкого взаимодействия между ядром и нейтроном, вытекающего из явлений захвата быстрых нейтронов, мы и должны были бы ожидать отсутствия селективного рассеяния очень медленных нейтронов, обладающих малым избытком энергии, так как в этом случае вероятность вылета нейтрона исчезающе мала до сравнению с переходом, сопровождающимся излучением.

Однако в последних опытах Ферми и других ² обнаружилась крайняя чувствительность явлений селективного захвата нейтронов к небольшим изменениям скорости последних, что приводит к степени резонанса, совершенно не совместимой с описанной выше моделью ядра. Действительно, при фильтрации пучка медленных нейтронов через тонкие пластинки различных селективно поглощающих элементов были получены весьма разнообразные эффективные сечения селективного захвата, показывающие, что резонанс ограничен узкой областью значений энергии нейтрона, различной для разных селективных поглотителей. Пользуясь для сравнения захватом нейтронов лёгкими элементами, приводящим к вылету α-частиц, где селективность выражена гораздо менее резко и где поэтому из основных квантовомеханических соображений можно найти, что вероятность захвата внутри энергетической области будет вообще обратно пропорциональна скорости нейтрона, можно даже заключить, что энергетическая область резонанса для некоторых селективно поглощающих элементов ограничена интервалом, измеряемым долями вольта ¹.

² Fermi, Amaldi. La Ricercio Scientifica, 1935, A6, 544; Szilard. Nature, 1935, 136, 849; Frisch, Hevesy, McKay. Nature, 1936, 137, 149.

¹ R. Frisсh, G. Рlасzеk. Nature, 1936, 137, 357.

На основании этой небольшой ширины уровней энергии составной системы, получающейся при захвате медленного нейтрона, мы приходим на основе простых статистических соображений для случаев селективного захвата у тяжёлых элементов к значению около десяти вольт для расстояния между соседними энергетическими уровнями возбуждения, с которыми приходится иметь дело в этих явлениях. Это не только находится в полном согласии с выводами относительно большой плотности распределения энергетических уровней ядра, находящегося в состоянии высокого возбуждения, к чему мы пришли, обсуждая неселективное поглощение быстрых нейтронов; исключительная резкость уровней, с которыми мы имеем дело в явлениях селективного нейтронного захвата, даёт также интереснейшее подтверждение нашим первоначальным предположениям относительно большего времени жизни промежуточных состояний при нейтронных столкновениях. Действительно, близкое расположение уровней в составной системе поразительным образом подтверждает крайне малую величину вероятности ядерных переходов с излучением и ведёт к значению времени соударения между быстрым нейтроном и ядром, в миллион раз превышающему интервал времени простого прохождения нейтрона сквозь ядро.

Отсутствие селективности при захвате быстрых нейтронов, строго говоря, относится только к вероятности захвата нейтрона ядром и вылету из него материальной частицы. Детальный механизм этих явлений должен, однако, существенно зависеть от системы уровней образующегося ядра. В самом деле, после столкновения эта система должна находиться в каком-то устойчивом состоянии, и если кинетическая энергия падающего нейтрона не слишком велика, все состояния, между которыми может быть сделан выбор, должны лежать в области обычных дискретных γ-уровней. Если поэтому кинетическая энергия нейтронов, внедряющихся в тяжёлое ядро, будет меньше самого низкого уровня этого ядра, энергия нейтрона, вылетающего из составной системы, должна с необходимостью равняться энергии падающего. Однако в случае соударения нейтрона с большей энергией, очевидно, имеется определённая вероятность, что ядро может остаться в возбуждённом состоянии после вылета нейтрона с соответственно меньшей энергией.

На самом деле вероятность процесса, происходящего таким путём, который предполагает меньшую концентрацию избыточной энергии составной системы на испускаемом нейтроне, часто может значительно превышать вероятность вылета нейтрона без возбуждения. По-видимому, имеются также экспериментальные доказательства ядерного возбуждения при соударениях с нейтронами, а именно – в наблюдениях потерь энергии быстрых нейтронов, пронизывающих вещества большого атомного веса ¹, где прямой обмен энергией между нейтронами и ядрами должен быть крайне мал.

¹ W. Ehrenberg. Nature, 1935, 136, 870.

Как уже упоминалось ранее, соударения между быстрыми нейтронами и ядрами элементов небольшого атомного номера должны в большинстве случаев вести к вылету α-частицы или протона. Мы можем заключить отсюда, а также и из значительного эффективного сечения этих соударений, что столкновение ведёт сначала к образованию полуустойчивой составной системы с непрерывным распределением уровней энергии. Несмотря на то что время жизни такой системы может быть гораздо меньше времени жизни γ-состояний в тяжёлых ядрах, мы должны всё же считать, что последующий вылет α-лучей или протонов требует отдельного процесса концентрации излишка энергии и что мы не можем прийти к определённым выводам из этих явлений относительно существования таких частиц в ядрах при нормальных условиях. Например, большую вероятность испускания α-частицы по сравнению с вылетом нейтрона из составной системы нужно, как уже указывалось, объяснять скорее сравнительно малой степенью концентрации энергии в первом процессе. Что касается испускания заряженных частиц, мы должны, конечно, также принять во внимание отталкивание их остатком ядра и, в частности, значительную трудность для заряженной частицы (по сравнению с незаряжённой с той же конечной кинетической энергией) проникнуть сквозь потенциальный барьер, окружающий ядро.

Как уже неоднократно указывалось, последнее обстоятельство приводит к простому объяснению не только быстрого убывания выхода α-частиц и протонов в результате захвата быстрых нейтронов с возрастанием заряда ядра, но также уменьшения с увеличением энергии нейтрона отношения вероятностей вылета этих двух типов заряженных частиц. Вероятность того, что ядро может находиться после вылета этих частиц в нормальном или в возбуждённом состоянии, зависит и в том и в другом случае от распределения уровней энергии конечной системы, – более разделённых для лёгких ядер, – а также от соотношения между большей лёгкостью для быстрых частиц проникнуть сквозь потенциальный барьер ядра, с одной стороны, и необходимостью большей концентрации энергии в первом случае по сравнению с последним, с другой. Подобные же рассуждения можно приложить к деталям обычного α-распада, как, например, к слабым группам длиннопробежных α-частиц и к тонкой структуре наиболее интенсивных линий α-лучей.

В случае ядерного превращения, вызываемого захватом заряженных частиц, так же как и для расщепления ядер γ-квантами, образование промежуточной полуустойчивой составной системы, по-видимому, имеет решающее значение для объяснения большого разнообразия явлений. Кроме типичных неселективных эффектов вроде испускания нейтрона или протона быстрыми α-частицами мы встречаемся, как известно, с эффектом явно выраженного резонанса при захвате медленных α-частиц, так же как и в явлениях захвата лёгкими ядрами искусственно ускоренных протонов. Вследствие очень небольшой продолжительности жизни промежуточного состояния степень резонанса в этом случае, однако, значительно меньше, чем в случае селективного захвата нейтронов тяжёлыми ядрами. В связи с этим, быть может, следует заметить, что такие выражения, как «уровни α-частиц» или «уровни протонов», – выражения, обычно применяемые при рассмотрении этих эффектов и основанные на приписывании возбуждения отдельным ядерным частицам, теряют всякий смысл, если смотреть на ядерное возбуждение с точки зрения, принятой нами. Действительно, существенной чертой ядерных реакций, возбуждаемых при соударениях или поглощении излучения, можно считать свободную конкуренцию между всеми различными возможными процессами освобождения материальных частиц или переходов с излучением, которые могут происходить в составной системе, находящейся в полуустойчивом состоянии.

Подробное обсуждение с этой точки зрения существующих эмпирических данных относительно спонтанных и индуцированных превращений ядра будет вскоре опубликовано мною совместно с Ф. Калькаром ¹, который, оказал мне большую помощь при выводе следствий из развитой здесь общей концепции. Затем мы обсудим также ограничение этих представлений, в случае очень лёгких ядер вроде дейтерия, где разделение между механизмом накопления энергии в ядре и механизмом освобождения частиц, так резко выраженное для реакций с тяжёлыми ядрами, постепенно, теряет своё значение. Здесь, однако, я должен ещё кратко указать, что в изложенных выше рассуждениях можно ожидать видоизменений даже для тяжёлых ядер, если энергия промежуточной системы намного превышает энергию нормального состояния.

¹ N. Bohr, F. Kalckar. Kgl. Dan. Vid. Selsk, Math.-Fys. Medd., 1937, 14, № 10 (статья 48).

Если бы мы могли производить опыты с нейтронами и протонами с энергиями, превышающими 100 Мэв, мы должны были бы ожидать, что избыток энергии этих частиц, когда они проникают в ядро не очень малой массы, должен прежде всего распределиться между частицами ядра так, что освобождение любой из них неизбежно вызывало бы последующую концентрацию энергии. Вместо обычного течения ядерной реакции мы можем в этом случае ожидать, что не одна, а несколько заряженных или незаряжённых частиц могут покинуть ядро в результате соударения. Для ещё более сильного соударения с захватом частицы, обладающей энергией в 1000 Мэв, мы должны быть готовыми к тому, что столкновение может привести к взрыву всего ядра. Такие энергии в настоящее время, конечно, находятся далеко за пределами возможностей эксперимента, и нет необходимости подчёркивать, что подобные эффекты едва ли могут приблизить нас к решению так многократно обсуждавшихся проблем использования ядерной энергии в практических целях. К сожалению, чем обширнее становятся наши сведения о ядерных реакциях, тем отдалённее представляется достижение этой цели.

В заключение этого доклада я хотел бы сказать, что даже если проблема строения ядра пока ещё и лишена той простоты в механическом отношении, которая так характерна для теории строения атома и которая так помогла при распутывании взаимоотношения элементов в смысле их обычных физических и химических свойств, тем не менее, как я пытался показать, эта проблема обладает специфическими особенностями, облегчающими интерпретацию характерных свойств ядер, например в отношении разделения ядерных реакций на отдельные стадии с такой отчётливостью, какая не имеет аналогии в механическом поведении атомов.