Текст книги "Избранные научные труды"

Автор книги: Нильс Бор

сообщить о нарушении

Текущая страница: 29 (всего у книги 58 страниц)

²⁹ L. W. Nordhiem, F. L. Yost. Phys. Rev., 1937, 51, 942.

𝑤(𝐸)𝑑𝐸

=

const (𝐸

₀

–𝐸)

⁵

ρ(𝐸)𝑑𝐸,

(66)

где 𝐸₀ полная выделяющаяся энергия. Из формулы (66) следует, что вероятность 𝑤(𝐸) перехода на возбуждённые уровни, расположенные в единичном интервале энергии вблизи значения 𝐸, достигает максимальной величины при 𝐸=𝐸_макс которое даётся выражением

𝐸

_макс

=

𝐸

₀

–

5

(𝑑 ln ρ/𝑑𝐸)_𝐸макс

=

𝐸

₀

–5𝑇,

(67)

где 𝑇 – температура (в энергетических единицах), до которой следует нагреть конечное ядро, чтобы его средняя энергия возбуждения была равна 𝐸_макс. Таким образом, можно сказать, что наиболее вероятное значение энергии, выделяющейся при бета-превращении, равно пятикратной температуре конечного ядра. Общие сведения, которыми мы располагаем в отношении рассматриваемых ядер, приводят к заключению, что энергия возбуждения 4 Мэв соответствует температуре порядка 0,6 Мэв. Поэтому в наших предположениях, чтобы обеспечить при бета-переходе среднюю энергию возбуждения 4 Мэв, мы должны потребовать, чтобы полная выделяющаяся энергия была порядка 4+5⋅0,6 = 7 Мэв.

Расстояние между ядерными уровнями, которое в элементах среднего атомного веса составляет величину порядка 100 кэв для самых низких уровней, уменьшается до величины порядка 10 эв для энергий возбуждения порядка 8 Мэв; вместо него можно рассматривать плотность ядерных уровней, которая согласно анализу Вайскопфа меняется примерно экспоненциально с показателем, пропорциональным корню квадратному из энергии ²³. Подставляя такое выражение для ρ(𝐸) в равенство (66), получаем функцию распределения 𝑤(𝐸), дающую вероятность возбуждения до энергии 𝐸 в результате бета-распада типичного осколка деления, график которой представлен на рис. 9. Видно, что имеется заметная вероятность испускания нейтрона, если энергия связи нейтронов несколько меньше полной энергии, которая может выделиться при бета-превращении. Конечно, мы можем делать отсюда лишь общие заключения, имея в виду неопределённость в наших исходных предположениях относительно зависимости матричных элементов различных возможных переходов от энергии. Ясно, однако, что приведённое рассмотрение представляет разумное качественное объяснение наблюдений Бута, Даннинга и Слэка ³⁰, согласно которым ядерное деление примерно в одном случае из 60 сопровождается испусканием запаздывающего нейтрона. Другим следствием большой вероятности переходов на возбуждённые уровни должна быть своеобразная форма бета-спектра, который оказывается суперпозицией большого числа элементарных спектров. Согласно Бете, Хойлу и Пайерлсу, наблюдение бета-спектров лёгких элементов показывает, что для элементарных спектров справедливо фермиевское распределение по энергии ³¹. Исходя из этих данных, мы на основе обсуждавшегося выше предположения о равенстве матричных элементов получаем кривую (рис. 10), которая даёт качественную картину ожидаемого распределения интенсивностей электронов, испускаемых при бета-распаде типичного осколка деления. Из этой кривой видно, что подавляющая часть электронов, по-видимому, должна иметь значительно меньшую энергию, чем полная энергия, которая может выделиться при бета-превращении. Это согласуется с отрицательными результатами опытов различных авторов, пытавшихся обнаружить в заметном количестве электроны очень высоких энергий, которые испускались бы вслед за делением ³².

³⁰ Е. Т. Вооth, J. R. Dunning, F. G. Slack. Phys. Rev., 1939, 55, 876.

³¹ Н. A. Béthe, F. Hoyle, R. Peierls. Nature, 1939, 143, 200. 342

³¹ Н. Н. Ваrshаll, W. Т. Harris, М. Н. Kanner, L. A. Turner. Phys. Rev., 1939, 55, 989.

Рис. 9. Распределение по энергии возбуждения конечного ядра (ядро возбуждается в результате бета-распада осколков деления) оценено на основе предположения о примерно одинаковой величине матричных элементов для переходов на все возбуждённые уровни. Видно, что при достаточно большой полной энергии 𝐸₀ и достаточно малой энергии связи нейтрона 𝐸_𝑛 должно наблюдаться заметное число запаздывающих нейтронов. На графике отложена вероятность, приходящаяся на единичный интервал энергии возбуждения

Рис. 10. Суперпозиция бета-спектров, соответствующих всем элементарным переходам, показанным на рис. 9, даёт сложный спектр общего типа, подобный изображённому здесь. Кривая построена на основе предположения о примерно одинаковой величине матричных элементов и простого фермиевского распределения для всех отдельных переходов. По вертикальной оси отложено число электронов на единичный интервал энергии

Период полураспада по отношению к элементарному переходу с выделением энергии 8 Мэв по порядку величины составляет от 1 до 1/10 сек согласно эмпирическому соотношению между временем жизни и энергией, которое даётся первой кривой Сарджента. Поскольку в случае ядерных осколков мы имеем дело с переходами на 10⁴ или 10⁵ возбуждённых уровней, на первый взгляд кажется, что здесь следует ожидать чрезвычайно коротких времён жизни по отношению к испусканию электрона. Однако правила сумм, которые выполняются для матричных элементов рассматриваемых переходов, приводят к тому, что каждый отдельный матричный элемент оказывается в действительности гораздо меньшим, чем матричные элементы тех бета-переходов, на основе которых была построена кривая Сарджента. Таким образом, в принципе нет, по-видимому, никаких трудностей в объяснении времён жизни порядка секунд, которые указывались в сообщениях как типичные для бета-распада осколков деления.

Кроме обсуждаемых запаздывающих нейтронов наблюдались также нейтроны, которые вылетали за очень короткий период времени после деления ²⁶ (меньше или, может быть, порядка одной секунды). Имеются сообщения о том, что выход таких нейтронов составляет от двух до трех нейтронов на акт деления. Попытка объяснения такого большого числа нейтронов на основе рассмотренного выше механизма возбуждения ядра в результате бета-перехода потребовала бы решительного пересмотра сравнительных оценок для энергий бета-переходов и энергий связей нейтрона, сделанных в разделе I. Конечно, эти оценки основаны на косвенных, хотя и простых соображениях, и поэтому в действительности могут привести к неверным результатам. Однако можно попытаться принять эти оценки как разумные, и тогда у нас имеются две возможности для объяснения происхождения этих нейтронов: либо они вылетают из составного ядра в момент деления, либо испаряются из осколков за счёт возбуждения, которое эти осколки приобретают в процессе отрыва. В последнем случае для испускания нейтрона требуется время 10^-13 сек или меньше (см. рис. 5). С другой стороны, время, в течение которого осколок с энергией 100 Мэв полностью потеряет свою скорость, по меньшей мере равно времени, которое требуется затратить частице со средней скоростью 10⁹ см/сек на прохождение расстояния порядка 10^-3 см. Поэтому нейтрон должен испариться прежде, чем осколок потеряет значительную часть своей кинетической энергии. Поскольку кинетическая энергия каждой частицы внутри ядра составляет примерно 1 Мэв, нейтроны, летящие почти в направлении движения ядра, несомненно должны иметь большую энергию, чем 1 Мэв, на что указывал Сциллард ³³. Опубликованные до настоящего времени данные не доказывают и не опровергают возможности такого испарения, происходящего вслед за делением.

³³ Дискуссии на Вашингтонском заседании Американского физического общества 28 апреля 1939 г.

Следует кратко остановиться ещё на третьей возможности, согласно которой обсуждаемые нейтроны могут возникать в самом процессе деления. В этой связи заслуживают внимания наблюдения над процессами дробления жидкой массы, находящейся в нестабильной форме, на две меньших массы, обладающих большей стабильностью. Эти наблюдения показывают, что в том месте пространства, где происходит разрыв общей поверхности, обычно образуются маленькие капельки. Хотя подробное динамическое рассмотрение процесса деления оказывается в случае ядра ещё более сложным, чем в случае жидкой массы, из капельной модели ядра следует, что при ядерном делении вполне разумно ожидать вылета нейтронов из ядра аналогично возникновению капелек при делении жидкости.

Статистическое распределение осколков деления по зарядам и массам, как и возникновение нейтронов при делении, является по существу задачей динамики процесса деления, а не статистической механики критического состояния, обсуждавшейся в разделе II. Фактически лишь после того, как деформация ядра превзойдет критическое значение, происходит то быстрое превращение потенциальной энергии деформации в энергию внутреннего возбуждения и кинетическую энергию относительного движения осколков, которое и вызывает действительный процесс деления.

Для классической жидкой капли течение изучаемой реакции будет полностью определяться заданием координат и скоростей в конфигурационном пространстве изображающей точки системы в момент, когда она проходит над барьером в направлении деления. Если энергия системы в начальном состоянии лишь незначительно превосходит критическую энергию, изображающая точка деления должна пересечь барьер вблизи седловидной точки с малой скоростью. Однако возможность широкого выбора направлений вектора скорости в многомерном пространстве, схематически изображённом на рис. 3, показывает, что даже при энергиях, очень близких к порогу процесса деления, можно ожидать большого разнообразия в размерах образующихся осколков. Если же энергия возбуждения становится существенно выше критической энергии деления, из статистических соображений раздела III следует, что изображающая точка системы, вообще говоря, пройдет над барьером деления на некотором расстоянии от седловидной точки. Смещения изображающей точки вдоль барьера в стороны от седловидной точки соответствуют асимметричным отклонениям от критической деформации; поэтому с ростом энергии ядра в переходном состоянии мы должны ожидать всё более широкого распределения осколков по массам. Можно предвидеть и проявления более тонких деталей ядерной связи: относительная вероятность наблюдения осколков с нечётными массовыми числами должна быть меньшей в случае деления составного ядра с чётным зарядом и чётным массовым числом, чем если оно имеет чётный заряд и нечётное массовое число ³⁴.

³⁴ Флюгге и Дросте (Zs. I. Phys. Chemie, 1939, В42, 274) также обсуждали вопрос о возможном влиянии более тонких деталей ядерной связи на статистическое распределение осколков деления по зарядам и массам.

VI. ДЕЛЕНИЕ, ВЫЗЫВАЕМОЕ ДЕЙТРОНАМИ, ПРОТОНАМИ И ГАММА-КВАНТАМИ

Очевидно, что можно получить заметный выход реакции деления ядра при использовании любого способа его возбуждения, лишь бы энергия возбуждения достаточно превосходила критическую энергию деления и вероятность деления составного ядра была сравнима с вероятностями других процессов, приводящих к распаду системы. Поскольку главным процессом, конкурирующим с делением, является испускание нейтрона, последнее условие будет выполнено, если энергия деления будет не слишком велика по сравнению с энергией связи нейтрона. Как мы видели раньше, это верно для самых тяжёлых ядер. Поэтому можно полагать, что в таких ядрах должно наблюдаться деление не только под действием нейтронов, но и под действием достаточно энергичных дейтронов, протонов и гамма-лучей.

А. Деление, вызываемое облучением дейтронами и протонами

Оппенгеймер и Филлипс ³⁵ указывали, что реакции дейтронов и с очень высокой энергии с ядрами, обладающими большим зарядом, могут быть описаны с помощью механизма поляризации и диссоциации нейтрон-протоннной связи в поле ядра, в результате чего нейтрон поглощается, а протон отталкивается. Энергия возбуждения 𝐸 образующегося ядра определяется кинетической энергией дейтрона 𝐸_𝑑, из которой надо вычесть энергию диссоциации 𝐼 и кинетическую энергию улетающего протона 𝐾 а затем добавить энергию связи нейтрона 𝐸_𝑛 в получающемся ядре

³⁵ R. Oppenheimer, М. Phillips. Phys. Rev., 1935, 48, 500.

𝐸

=

𝐸

_𝑑

–𝐼-𝐾+𝐸

_𝑛

.

(68)

Кинетическая энергия протона не может быть больше, чем 𝐸_𝑑+𝐸_𝑛-𝐼. С другой стороны, она не может быть меньше потенциальной энергии, которой должен обладать протон в кулоновском поле на самом большом расстоянии от ядра, когда ещё с заметной вероятностью может происходить реакция с дейтроном. Это расстояние и соответствующая кинетическая энергия 𝐾_мин были вычислены Бете ³⁶. Он получил следующие результаты. Для очень малых энергий 𝐸_𝑑 падающей частицы 𝐾_мин ∼ 1 Мэв. Когда 𝐸_𝑑 примерно сравнивается с энергией диссоциации 𝐼 = 2,2 Мэв, выполняется соотношение 𝐾_мин ∼ 𝐸_𝑑. При возрастании энергии падающей частицы до значения, соответствующего высоте электростатического барьера, 𝐾_мин остаётся по порядку величины равным 𝐸_𝑑; дальнейший же рост не приводит к изменению величины 𝐾_мин. Высота барьера для однозарядных частиц составляет по порядку величины 10 Мэв у самых тяжёлых ядер; поэтому в области энергий обычно применяемых дейтронов можно принять 𝐾_мин ∼ 𝐸_𝑑. Отсюда можно заключить, что энергия возбуждения образующегося ядра имеет очень малую вероятность превзойти значение

𝐸

_макс

∼

𝐸

_𝑛

–𝐼

,

(69)

которое существенно меньше полученных ранее оценок для высоты барьера деления в уране и тории. Следовательно, процесс Оппенгеймера – Филлипса рассматриваемого типа, вообще говоря, будет сопровождаться главным образом излучением, а не делением, если только энергия дейтрона не превосходит 10 Мэв.

³⁶ H. A. Béthe. Phys. Rev., 1938, 53, 39.

Однако следует ещё рассмотреть возможность процессов, в которых дейтрон захватывается как целое, особенно с приближением его энергии к 10 Мэв. В этом случае образуется составное ядро с энергией возбуждения, по порядку величины равной

𝐸

_𝑑

+2𝐸

_𝑛

–𝐼

∼

𝐸

_𝑑

+10

Мэв

.

(70)

Результат реакции будет определяться конкуренцией процессов деления и испускания нейтрона, которая характеризуется соотношением величин Γ_𝑓 и Γ_𝑛 (испускание протона имеет ничтожную вероятность из-за большой высоты электростатического барьера). Связанное с захватом дейтрона увеличение заряда ядра, конечно, уменьшает критическую энергию деления и изменяет соотношение вероятностей деления и испарения нейтрона в пользу деления по сравнению с их соотношением в начальном ядре при той же энергии возбуждения. Если после захвата дейтрона произойдет испарение нейтрона, то барьер деления снова понизится по сравнению с энергией связи нейтрона. Так как кинетическая энергия испарившегося нейтрона по порядку величины равна тепловой энергии частиц в ядре (≈1 Мэв), остаточное ядро всё ещё будет возбуждённым с энергией примерно 𝐸_𝑑 + 3 Мэв. Таким образом, например, в случае захвата дейтронов с энергией 6 Мэв ураном имеется значительная вероятность того, что деление произойдет или на первой, или на второй стадии, следующей за захватом ядерной реакции.

Сечение деления в такой двойной реакции можно оценить, взяв соответствующее сечение для нейтронов, даваемое формулой (42), и умножив его на коэффициент, учитывающий влияние электростатического отталкивания между ядром и дейтроном, которое препятствует захвату дейтрона,

σ

_𝑓

∼

π𝑅

²

𝑒

^-𝑃

⎡

⎢

⎣

Γ_𝑓(𝐸')

Γ(𝐸')

+

Γ_𝑛(𝐸')

Γ(𝐸')

⋅

Γ_𝑓(𝐸'')

Γ(𝐸'')

⎤

⎥

⎦

.

(71)

Здесь 𝑃 – гамовский показатель проницаемости барьера для дейтрона с энергией 𝐸 и скоростью 𝑣 ³⁷

³⁷ Н. A. Béthe. Rev. Mod. Phys., 1937, 9, 163.

𝑃

=

4𝑍𝑒²

ℏ𝑣

[arc cos 𝑥

^½

–𝑥

^½

(1-𝑥)

^½

]

,

(72)

где 𝑥=(𝐸𝑅/𝑍𝑒²) В формуле (71) π𝑅² есть геометрическое сечение ядра, 𝐸' – энергия возбуждения составного ядра, 𝐸'' – средняя энергия возбуждения остаточного ядра, образующегося после испускания нейтрона. Для случая ядер U²³⁸, бомбардируемых дейтронами с энергией 6 Мэв, получаем следующую оценку порядка величины сечения деления:

π⋅(9⋅10

^-13

)

²

⋅exp(-12,9)

∼

10

^-29

см

²

.

(73)

Здесь мы приняли разумное предположение, что после захвата дейтрона вероятность деления по порядку величины близка к единице. Пока ещё нет данных, которые позволяли бы проверить справедливость нашей оценки.

Протоны могли бы быть более эффективными снарядами, чем дейтроны той же энергии, поскольку для них 𝑃, как видно из формулы (72), в √2 раз меньше. Так, для протонов с энергией 6 Мэв сечение деления в уране должно быть порядка

π⋅(9⋅10

^-13

)

²

⋅exp

⎛

⎜

⎝

–

12,9

√2

⎞

⎟

⎠

⋅

Γ_𝑓

Γ

∼

10

^-28

см

²

,

что находится в пределах возможностей наблюдения.

Б. Фотоделение

Согласно дисперсионной теории ядерных реакций, сечение деления ядра гамма-квантом с длиной волны 2πƛ и энергией 𝐸=ℏω даётся формулой

σ

_𝑓

=

πƛ

²

2𝐽+1

2(2𝑖+1)

⋅

Γ_𝑟'Γ_𝑓

(𝐸-𝐸₀)²-(Γ/2)²

,

(74)

если мы имеем дело с изолированной линией поглощения, частота которой равна 𝐸₀/ℎ. Здесь Γ_𝑟'/ℏ – вероятность излучения возбуждённым ядром в единицу времени всей его энергии возбуждения в виде одного гамма-кванта.

Однако наибольший интерес представляет такая ситуация, когда энергия возбуждения, сообщаемая ядру падающим гамма-квантом, достаточна для перевода ядра в область перекрывающихся уровней. Суммируя (74) по многим уровням, разделённым в среднем расстоянием 𝑑, получаем

σ

_𝑓

=

πƛ

²

2𝐽_ср+1

2(2𝑖+1)

⋅

2π

𝑑

⋅

Γ_𝑟'Γ_𝑓

Γ

.

(75)

Не вдаваясь в подробное обсуждение конкретных значений величин, входящих в формулу (75), мы можем оценить сечение фотоделения с помощью сравнения его с сечением выхода фотонейтронов, которое измерялось разными авторами. Отношение этих сечений в точности равно Γ_𝑓Γ_𝑛, так что

σ

_𝑓

=

Γ_𝑓

Γ_𝑛

σ

_𝑛

.

(76)

Наблюдаемое значение σ_𝑛 для гамма-квантов с энергией от 12 до 17 Мэв составляет ∼10^-26 см² в тяжёлых элементах ³⁸. Имея в виду полученные в разделе IV сравнительные значения величин Γ_𝑓 и Γ_𝑛, разумно ожидать сечения фотоделения порядка 10^-27 см² в U²³⁸ и порядка 10^-28 см² в Тh²³². На опыте Робертс, Мейер и Хафстад ³⁹, используя гамма-лучи, возникающие при бомбардировке мишеней из лития или фтора пучком протонов с энергией 1 Мэв и силой тока 3 мка, не обнаружили фотоделения. Первая из мишеней даёт больший выход – около 7 квантов на 10¹⁰ протонов, или 8⋅10⁵ квантов в минуту. При наиболее благоприятных условиях все эти гамма-кванты должны были бы проникнуть в толщу урана только на ту глубину (∼6 мг/см²), с которой ещё возможен вылет осколков деления. Даже в этих условиях, принимая нашу оценку для величины сечения, мы получаем

8⋅10

⁵

⋅10

^-27

⋅6⋅10

^-3

⋅6,06⋅10

^-23

/238

∼

∼

80 отсчётов в минуту,

(77)

что недостаточно для обнаружения. Следовательно, пока у нас нет возможности проверить теоретическую оценку сечения.

³⁸ W. Воthe, W. Gentner. Zs. f. Phys., 1939, 112, 45.

³⁹ R. В. Roberts, R. С. Moyer, L. R. Hafstad. Phys. Rev., 1939, 55, 417.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Подробное объяснение, которое мы можем дать на основе капельной модели ядра не только самой возможности деления, но также зависимости сечения деления от энергии и изменению критической энергии от ядра к ядру, в своих главных чертах, по-видимому, подтверждается сравнением данных наблюдений с теоретическими предсказаниями, которое было проведено выше. На нынешнем этапе развития теории ядра мы не можем точно предсказывать такие величины, как плотность ядерных уровней или отношение энергии поверхностного натяжения к электростатической энергии в ядре; однако, если удовлетвориться возможностью иметь для них приближённые оценки на основе наблюдений, как мы делали это здесь, то многие другие детали вполне разумно согласуются между собой, давая удовлетворительную картину механизма ядерного деления.

Копенгагенский университет, Дания, и

Институт перспективных исследований

Принстон, Нью-Джерси

Принстонский университет,

Принстон, Нью-Джерси

Поступила 28 июня 1939 г.

62 ДЕЛЕНИЕ ПРОТАКТИНИЯ ^*

(Совместно с Дж. А. Уилером)

^*The Fission of Protactinium (With J. A. Wheeler). Phys. Rev., 1939, 56, 1065, 1066.

Недавно Гроссе, Бут и Даннинг ¹ установили, что деление протактиния можно вызвать нейтронами с энергией меньше 2 Мэв, но не тепловыми нейтронами. В этой связи нам хотелось бы заметить, что это важное открытие, по-видимому, очень хорошо согласуется с теоретическими представлениями о механизме деления, развитыми в нашей недавней работе ². Эта теория основывается на предположении о том, что деление, как и другие ядерные превращения, вызванные столкновениями с частицами или γ-квантами, происходит в две стадии. Первой стадией является образование составного ядра, в котором энергия временно распределяется между различными степенями свободы подобно тому, как это имеет место при нагревании. Во второй стадии процесса значительная часть этой энергии переходит в потенциальную энергию деформации составного ядра, что приводит к его распаду. В результате вероятность деления при попадании в ядро нейтрона данной энергии зависит от разности между критической энергией 𝐸_𝑓 такой (нестабильной) деформации и энергией возбуждения составного ядра, определяемой энергией связи 𝑊_𝑛 дополнительного нейтрона. Произведённое в нашей статье рассмотрение даёт для этих величин оценки, которые приведены в табл. I.

¹ A. V. Grоsse, E. T. Вооth, J. R. Dunning. Phys. Rev., 1939, 56, 382.

² N. Bohr, J. A. Wheeler. Phys. Rev., 1939, 56, 426. (Статья 61)

На основании таблицы можно ожидать (и это подтверждается наблюдениями Гроссе, Бута и Даннинга), что деление протактиния должно происходить легче, чем тория, но с меньшей вероятностью, чем изотопа U²³⁵, который в соответствии с нашей теорией и является основной причиной большой вероятности деления урана тепловыми нейтронами. Хотя для подобных качественных заключений точность оценки 𝐸_𝑓-𝑊_𝑛, по видимому, вполне достаточна, она вряд ли даёт основания исключить возможность деления протактиния тепловыми нейтронами. Во всяком случае, вероятность такого процесса должна быть намного меньше, чем в случае урана. Точное определение пороговой энергии для деления протактиния нейтронами, разумеется, очень важно. По-видимому, легче всего это сделать путём сравнения вероятностей деления протактиния, урана и тория быстрыми нейтронами точно определённой энергии. Для двух последних элементов подобное сравнение обеспечивают эксперименты Ладенбурга, Каннера, Баршала и ван Воориса ²; это обсуждается в разделе IVB нашей работы ² (см. особенно рис. 6).

³ R. Ladеnburg, М. Н. Canner, Н. Н. Ваrshаll, С. С. van Vооrhis. Phys. Rev., 1939, 56, 168.

Таблица I

Оценка разностей между критической

энергией 𝐸_𝑓 (нестабильной) деформации

и энергией связи 𝑊_𝑛

добавочного нейтрона (в Мэв)

Составное

ядро

𝐸

_𝑓

𝑊

_𝑛

𝐸

_𝑓

–𝑊

_𝑛

₉₂

U

²³⁵

5,0

5,4

–0,4

₉₂

U

²³⁶

5,3

6,4

–1,1

₉₁

Pa

²³²

5,5

5,4

^*

+0,1

₉₂

U

²³⁹

5,9

5,2

+0,7

₉₀

Th

²³³

6,9

5,2

+1,7

₉₀

Th

²³¹

6,5

5,3

+1,2

^* К сожалению, вместо этого числа в табл. III нашей работы ² ошибочно помещено значение 6,4 Мэв. Однако ясно, что случай ₉₁Ра²³² имеет аналогию не с ₉₂U²³⁶, а с ₉₂U²³⁵, в котором удаление нейтрона от изотопа с нечётным числом нейтронов приводит к изотопу с чётным числом нейтронов. (В табл. III статьи 61 в настоящем издании дано исправленное значение. – Прим. ред.)

Институт теоретической физики,

Копенгаген, Дания,

Палмеровская физическая лаборатория,

Принстонский университет,

Принстон, Нью-Джерси

Поступила 20 октября 1939 г.