1. Помимо ядерных реакций, идущих через составное ядро, существуют прямые ядерные реакции. В таких реакциях энергия, вносимая в ядро, передается преимущественно одному или небольшой группе нуклонов, которые и покидают ядро. Прямые ядерные реакции могут вызываться всевозможными налетающими частицами – от $\gamma$-квантов до многозарядных ионов во всем доступном диапазоне әнергиї (до нескольких гигаэлектронвольт и выше). Первые из таких реакциї были открыты в начале 50 -х годов. Это были реакции срыва ( $\mathrm{d}, \mathrm{p}$ ) и (d, $\mathrm{d}$ ), а также реакции подхвата ( $\mathrm{p}, \mathrm{d})$ и ( $\mathrm{n}, \mathrm{d}$ ) при взаимодействии дейтронов с легкими ядрами. В реакции срыва ( $d, p$ ), например, налетающий дейтрон, взапмодействуя с одним или несколькими периферийными нуклонами ядра, лишается своего неїтрона, который остается в ядре, а протон продолжает лететь дальше. Напротив, в реакции подхвата ( $p$, d) налетающий протон уносит один из периферийных нейтронов, так что из ядра вылетает дейтроп. Образующиеся в этих реакциях протон и дейтрон вылетают в основном вперед (л. е. в направлении пучка налетающих частй).

Известны прямые ядерные реакции, в которых нуклон (илп групиа нуклонов) переходит от одпого пз сталкивающихся ялер к другому (реакции передачи), прямые реанци квазиунругого рассеяния, например ( $p, 2 p$ ), реакции выбивания из ядра дейтронов, например ( $p, p d$ ), и т. д. Все прямые ядерпые реакцй характеризуются сильной угловой анизотропией вылета частиц и сравнительно слабой зависимостью сечения о от энергии палетающей частицы. Ядро, остающееся в результате прямой ядериой реакции, паходится, гак правпло, либо в основном, либо в слабовозбужденном состоянии.

Особенности прямых ядерных реакцй̆ можно понять, если предположить, что вылетающая из ядра частица получает энергию и пмпульс в результате взаимодействия непосредственно с налетающей частицей. Надо также предположить, что такие продессы происходят на периферии атомного ядра. Это уже предполагалось, когда выше говорилось о реакциях срыва и подхвата. На периферии ядра плотность нуклонов заметно меньше, чем в цептре, так что нуклон (или группа нуклонов), получив энергию и импульс от влетевшей частицы, может со значительной вероятностью покинуть ядро. Толщина периферического слоя ядра порядка 1 ферми, а радиус тяжелого ядра — 10 ферми. Поэтому относительная вероятность прямой ядерпой реакции для тяжелого ядра должна быть около $10 \%$ (у легких ядер она больше), что подтверждается опытом.
2. При низких эпергиях налетающих тастиц основным механизмом ядерных реакций является образование составного ядра (за исключением ядерных реакций с дейтронами). Если энергия возбуждепия составного ядра меньше энергип отделения от него пуклона или системы нуклонов, то единственным способом его распада является испускание $\gamma$-квантов (радпационный захват). Если же нуклоны или тастицы, образованшые из них, могут вылетать из ядра, то этот вылет может пропсходить еще до того, как сформируется равновесное составное ядро (так называемый предравновесиый распад). При больших эпергиях налетающих частид преобладают прямые процессы.

Если энергия налетающей частицы превышает 100 МьВ, то представления Бора о составном ядре перестают оправдываться. Влетая в ядро п сталкиваясь с его нуклонами, частица высокой энергии не успевает потерять всю свою энергшю, так кая число столкновений ее с нуклонамп может оказаться для этого недостаточным. Частица вылетает из ядра, потеряв лшы часть своеї энергии. Ядерная реакция ири больших энергиях обычно (но не всегда) проходит через две стадии. Сначала частица выбивает из ядра несколько быстрых пуклонов, энергия п угловое распределение которых зависят от энергии налетающей частицы п параметров столковения. Часть вторичных нуклонов в течепие пекоторого времени совершает запутанное движение внутрп ядра, в результате чего образуется составное ядро, сильно отлпчаюцееся от ядра-мишени. На второй стадии происходит распад составного ядра с вылетом пз пего нуклонов, групн пуклопов пли элементарных частид – пионов, каонов, гиперонов и пр. При очепь высоких энергпях палетающих тастпц (песколько сотеп мегаэлектронвольт и выше) могут происходить «взрывы» ядер, в результате которых ядро разваливается на несколько более мелких осколюов. Такой взрыв оставляет в фотоэмульсиях или пузырьковых камерах треки, образующие мпоголучевую «звезду». Соответствующие процессы называются процессами с образованием звезд.

Время протекання прямых ядершых реакций – это время, необходимое частице, чтобы пролететь область пространства, заполиенную ядром (порядка $10^{-22} \mathrm{c}$ ), тогда как срелнее время жизии составного ядра мпого больше (порядіа $\left.10^{-14}-10^{-16} \mathrm{c}\right)$.
3. Эффективпое сетение прямой ядерпой реакции $\sigma(\mathscr{E})$ зависит от энергии $\mathscr{E}$ монотонно, тогда кан для реакциї, идущих терез составное ядро. как мы видели, наблюдаются резонансные максимумы. Резонансные мансимумы энергии составного ядра налагаются друг на друга и энергетіческий спектр приобретает сплошиой характер, когда әнергия налетающей частиды достаточпо велика (1 МэВ п выше). В этих слутаях ход поперечного селепия реагции в зависимости от энергии достатотно удовлетворительно передается так называемый оптической моделью ядра. В оптической модели ядро рассматривается как сплошная среда, преломляющая и поглощающая волны де Бройля падающих на него частиц. Тем самым задала многих тел формально сводится к задаче о движении одної частицы в заданом силовом поле.

Свойства ядра в оптическоӥ модели по аналогии с оптикой характерпзуются показателем преломления. Для учета поглощепия волн де Бройля этот показатель считается комплексым и выражается через гамилтониан взаимодействия палетающей частицы с ядром, который также выбирается комплексным. Для согласования с опытными даными наряду с объемиым поглошением ядра вводится еще поверхностиое поглощение. Предельным тастиы случаем оптической модели является модель черного ядра. Она характеризуется тем, что всякая частица, упавшая на ядро, поглощается последпим. Однако для согласования с опытом в случае больших энергий падающих тастиц черпое ядро приходится считать частично прозрачным.

Недостаток оптической модели состоит в том, что все параметры ядра – комплексный показатель преломления, комплекный гамильтопиан, поверхностное поглощение, прозрачпость черного ядра – подбираются эмпирически и вводятся искусственно для описания некоторых свойств ядер, а не получаются из liaкой-то последовательной физической теории ядра. Но әтот недостаток присущ всякой искусственно вводимой модели, а не только оптической модели ядра.
4. Остановимся на некоторых особенностях ядерпых реакший, отличающихся различной природой бомбардирующих частиц. Сюда относятся ядерные реакции под действием нейтропов, протопов, дейтрошов, $\alpha$-частид, многозарядных (тяжелых) нопов, $\gamma$-гваптов.

Реакции под действием нейтронов, протонов и $\alpha$-частиц во многих отношешия сходны между собой. Причина этого – в огинаковости механизма этих реакций: в больнинстве случаев исе они идут с образовапием и последуюшим распадом составного лдра. Различие же между пими в основном связано с различием зарядов бомбардпрующих частиц. Оно сказывается на проницаемости кулоновского барьера, когда бомбардируюцая частица находится за пределами ядра, и становится мало существенным для последующего распада образовавшегося составного ядра, когда начинают действовать ядерные силы, определяющие механизм реагции.

Сечения ядерных реакций, обусловленные захватом $\alpha$-частиц малой (около 1 кВ) и средней (от 1 юВ до 1 МәВ) энергий, ничтожно малы даже при взаимодействии с легкими ядрами и быстро возрастают с увеличением әвергии. Под действием $\alpha$-qастид идут преимущественпо реакции типа ( $\alpha, \mathrm{p})$ и $(\alpha, \mathrm{n})$. Альфа-частицы, возникающие при радиоактивных распадах, могут вызывать реакци только на легких ядрах ( $A \lesssim 50$ ), для которых высота кулоновского потенциального барьера порядка 10 МэВ, причем вероятность реакции ( $\alpha, n)$ больше, чем реакции $(\alpha, p)$, так как испусканию протонов препятствует кулоновский потенциальный барьер, а для пейтронов такого барьера нет. В случае тяжелых ядер $(A \geqslant 100)$ высота кулоновского барьера для $\alpha$-тастид около 25 МәВ. Когда энергия $\alpha$-частицы превышает это значение, реакци типа $(\alpha, p)$ и $(\alpha, n)$ идут практически с одинаковой вероятностью. При реакциях типа ( $\alpha, p$ ), как правило, образуются стабильные ядра, а при реакциях типа ( $\alpha, \mathrm{n})$ – ралиоактивные. Примером реакции типа $(\alpha, n)$ может служить реакция
\[
{ }_{4}^{9} \mathrm{Be}+{ }_{2}^{4} \mathrm{He} \rightarrow{ }_{6}^{12} \mathrm{C}+{ }_{0}^{1} \mathrm{n}+5,6 \mathrm{MaB},
\]

по настоящего времени пироко используемая в качестве простейшего источника нейтронов (см. § 85).

Реакции, идущие с вылетом заряженных частиц, в сильной стешени зависят от прозрачності кулоновского барьера. По этой причине поглощение медлепих нейтронов приводит к пспускапию либо $\gamma$-квантов (радиациопный захват), либо пейтропов первоначальной энергии (упругое рассеяние). Исключение составляют только самые легкие ядра. Но и на самых легких ядрах при малых энергиях падающих частид ядерные реакции с испусканием заряженных частиц наблюдаются очень редко. У самых тяжелых ядер (например, у ${ }^{235} \mathrm{U}$ ) возможен также процесс деления. Таким образом, в области малых энергий основной вклад в полную ширину уровня $\Gamma$ вносят радиоционная $\Gamma_{\text {Ү }}$ и пейтропная $\Gamma_{n}$ ширины. Остальные ширины пренебрежимо малы.
5. В соответствии с формулой (89.4) сечения радиациопного захвата $\sigma_{n \gamma}$ и упругого рассеяния $\sigma_{n n}$ можно представить в виде
\[
\begin{array}{l}
\sigma_{n \gamma}=\sigma_{n} \Gamma_{\gamma} /\left(\Gamma_{\gamma}+\Gamma_{n}\right)^{\prime}, \\
\sigma_{n n}=\sigma_{n} \Gamma_{n} /\left(\Gamma_{\gamma}+\Gamma_{n}\right)^{\prime},
\end{array}
\]

где $\sigma_{n}$ – сечение образования составного ядра при захвате ие їтрона. Следовательно,
\[
\sigma_{\mathrm{n} \gamma} / \sigma_{\mathrm{nn}}=\Gamma_{\gamma} / \Gamma_{\mathrm{n}} .
\]

У тяжелых ( $(A>100)$ ядер $\Gamma_{\gamma}>\Gamma_{\mathrm{n}}$. Следовательно, поглощение медленных нейтронов тяжелыми ядрами в основном приводит $\mathfrak{k}$ испусканию $\gamma$-квантов. Однако с увеличением энергии падающей частицы увелитивается и энергия возбуждения составного ядра. Это ведет к увеличению нейтронной ширины $\Gamma_{n}$. При энергии падающего нейтрона $1-10$ кэВ $\Gamma_{\mathrm{n}}$ начинает превосходить $\Gamma_{\gamma}$. При переходе к еще большим энергиям падающей частицы упругое рассеяние нейтронов начинает преобладать над радиационным захватом даже у тякелых ядер. Для относительно легких ядер $(\Lambda \approx 50)$ и эпергии падающих нейтронов порядка 100 эВ $\Gamma_{\mathrm{n}}$ достигает величины порядка нескольких электронвольт и оказывается больше $\Gamma_{\gamma}$.

Поглощение нейтропов ядрами ${ }_{5}^{10} \mathrm{~B}$ в широком диапазоне энергий (вплоть до 10 кәВ) следует закопу $1 / v$. Cечение реакцип ${ }_{5}^{10} \mathrm{~B}(\mathrm{n}, \alpha){ }_{3}^{7} \mathrm{Li}$ примерно в $10^{5}$ раз превосходит сечение радиационного захвата нейтрона. Столь большая вероятность испускапия заряженной $\alpha$-частицы связана с тем, что захват пейтрона ядром сопровождается выделением әнергии, значительная часть которой ( 1,77 МәВ) уносится $\alpha$-частицей. Поэтому кулоповский барьер не оказывает $\alpha$-частице серьезного препятствия для вылета из ядра. Следует отметить, что рассматриваемая реакдия включает в себя своеобразное деление составного ядра ${ }_{5}^{11} \mathrm{~B}$ ца два осколка ( ${ }_{2}^{4} \mathrm{He}$ и $\left.{ }_{3}^{7} \mathrm{Li}\right)$.
6. При больших энергиях падающих нейтропов стаповится возможным неупругое рассеяние ( $\left.\mathrm{n}, \mathrm{n}^{\prime}\right)$, при котором конечное ядро получается не в основном, а в одном из возбужденных состояний. В этом случае оказывается, что $\Gamma_{\mathrm{n}}$ значительно превншает все остальные ширины $\Gamma_{p}, \Gamma_{\gamma}, \Gamma_{\alpha}$ и т. д., так что $\Gamma \approx \Gamma_{n}$ * Поэтому сильно возбужденное ядро с подавляющей вероятностью иереходит в основное состояние с испусканием нейтропов, а вероятшости реакций $(n, p),(n, \alpha), \ldots$ незначительны. Если бы эти последние реакции шли через составное ядро, то следовало бы ожидать, что их сечения должны представляться выраженикми
\[
\sigma_{\mathrm{np}} \approx \pi R^{2} \Gamma_{\mathrm{p}} / \Gamma, \quad \sigma_{\mathrm{n} \alpha} \approx \pi R^{2} \Gamma_{\alpha} / \Gamma .
\]

А так как $\Gamma_{\mathrm{p}} \ll \Gamma, \Gamma_{\alpha} \ll \Gamma$ и т. д., то сетения этих реакций долякны были бы быть знатительно меньше геометрического сетешия $\pi R^{2}$. Этот вывод не подтверждается опытом. Измерения для больного числа ядер по пеупругому рассеянию нейтронов с энергией 14 $\mathrm{M}$ э показали, что действительные сечения во мпого раз преиышают те, которые следует ожидать согласно модели составного пдра. Значит, рассматриваемые реакции, по крайней мере в зиачительной части, идут не через составное ядро, а являются реакциями прямого взаимодействия. Это может служить иллюстрацией того, что было сказапо в гачале настоящего параграфа.
7. Под действшем протонов идут реакции ( $p, \alpha)$, (p, n), $(p, p),(p, \gamma)$ и с меньшей героятпостью – $(p, i)$. Реакции $(p, \alpha)$ обычно экзотермические и идут преимущественно па легких ядрах, так как выход $\alpha$-частиц из тнжелых ядер силы затруден кулоновским барьером. Напротив, реакции типа ( $p, n$ ), как правиэо, эндотермические и обладают порогом 1-3 МэВ. В результате таких реакций заряд ядра увеличивается на единицу, а потому оно становится $\beta^{+}$- или $\mathrm{K}^{+}$-активпым. Примером могут служить реакции
\[
{ }_{3}^{7} \mathrm{Li}+{ }_{1}^{1} \mathrm{p} \rightarrow{ }_{4}^{7} \mathrm{Be}+{ }_{0}^{1} \mathrm{n}_{2} \quad{ }_{4}^{7} \mathrm{Be} \rightarrow{ }_{3}^{7} \mathrm{Li}+\mathrm{e}^{+}+v .
\]

Реакции ( $p, p$ ) при энергии падающих протопов, превынаюцих высоту кулоновского барьера, идут примерио с той же нероятностью, что и реакции ( $p, n$ ). Реакции типа ( $p, \gamma$ ) объчно характеризуются мепьшим выходом, так как $\Gamma_{\gamma}$ меньше $\Gamma_{i}$ для всех других частиц ( $i=\alpha, \mathrm{n}, \mathrm{p}$ ); такне реакии приобретают большое значение только в тех случаях, когда вылет частицы $i$ из ядра ночему-либо затруднеп. Реакции типа ( $p, d$ ), как правнло, эндотермические. Они встречаются реже остальных, так как дейтрон – слабо связанное ядро. Энергия связи дейтрона равна $2,23 \mathrm{Mэ}$, п нуклоны в дейтроне находятся на довольно большом расстоянии друг от друга (порядка $4 \cdot 10^{-13} \mathrm{~cm}$ ).

Таћим образом, дейтрон представляет собой сравнительно \”рыхлое» ядро, и эта рыхлость проявляется также в реагциях под действием дейтронов, когда энергия падающей частицы составляет песколько мегаэлектронвольт. Из-за относптельно больших размеров дейтрона входящиї в него нейтроп может прошикнуть в ядро мпшени, тогда как протон продолжает находить,ся еще вне поля действия ядерных сил, а со стороны ядра подвергается только действню кулоновских спл отталкивания п по этой притнне так и не нроникает в ядро. Именно это кулоновское отталкивание вызывает развал дейтрона и приводит к реақция срыва ( $d, p)$, происходящей под действием дейтронов. Существование срыва объясняет, почему реакция ( $d, p$ ) является преобладающей над всеми реакциями, пропзводимыми дейтронами. Тонятен тот факт, почему при малых энергиях реакция ( $d, p$ ) более вероятна, чем реакция ( $d, n$ ). Также понятно, почему иъход реакции нод действием дейтронов гораздо больше, чем соответствующий выход под действием других тастиц. Продують реакции в системе центра масс летят пренмущественно вперел, тто указывает на то, что все реакции срыва идут не через составное ядро.

Важная особенность реакции срыва состонт в том, тто в ревультате нее получаются изотопы ядер мишеней с малої дшергие ї возбу;дения, которая в ряде случаев меньше эпергип связп но отношению к отделению нейтрона. Этим открывается ирактическая возможность в реакции срыва под деӥствием дейтронов получать ядра в слабовозбужденных состояниях. Процесс срнва остается основным и в ядерных реакциях под действием дейтронов при высоких энергиях. Только в этих случаях кулоновстое отталинание протонов не играет существенной роли и обе реакдпи срыва ( $d, p$ ) и (d, n) стаповятся практически одннаково вероятными.
8. Остановимся теперь кратко на ядерных реакциях, идущих под действнем $\gamma$-квантов. Такие реакции называются танже фотолдерными. Они вызываются не ядерными, а электромагитными взаимодействиями.

При малых энергиях $\gamma$-квантов последние могут испытывать при взаимодействии с ядрами только упругое рассеяние. При возрастании энергии $\gamma$-квантов возможны реакции типа $(\gamma, \mathrm{n})$, $(\gamma, p),(\gamma, 2 n),(\gamma, p n),(\gamma, \alpha)$ п пр. Этп реакции аналогичны поглощению $\gamma$-квантов атомами, а потому все опи называются ядериым фотоэффектом. В делящихся ядрах (см. § 93) с большой вероятностью идет реакция фотоделения ядра $(\gamma, f)$. При энергиях, больших порога рождения мезонов, наряду с расщеплением ядра протекают процессы фоторождения (например, пиопов).

Для того чтобы какая-лпбо из фотоядерных реакций могла идти. леобходимо, чтобы энергия $\gamma$-кванта превосходила энергию освобождения соответствующеӥ частицы или группы частиц из ядра. Например, для вылета нейтрона должно быть $\hbar \omega>\mathscr{E}_{\text {n }}$, и аналогично для протона и $\alpha$-частицы. Энергия $\gamma$-квантов, испускаемых естественными радиоактивными веществами, для этого недостаточна, за исключением только двух случаев, когда величина $\mathscr{E}_{\text {и }}$ мала. Эти случаи осуществляются в реакциях
\[
\gamma+{ }_{1}^{2} \mathrm{H} \rightarrow{ }_{0}^{1} \mathrm{n}+{ }_{1}^{1} \mathrm{p}, \quad \gamma+{ }_{4}^{9} \mathrm{Be} \rightarrow{ }_{4}^{8} \mathrm{Be}+{ }_{0}^{1} \mathrm{n} .
\]

В других случаях используются $\gamma$-кванты, получаемые на ускорителях в реакции ( $\mathrm{p}, \gamma$ ) пли при тормозном излучении әлектронов. Необходимо отметить, что в экспериментальном отношепии исследование фотоядерных реакций ( $\gamma, n)$ и ( $\gamma, p)$ представллет значительно большие трудности по сравнению с исследованием реакциі, вызываемых нейтронами и в особенности протонами и $\alpha$-частидами, так как $\gamma$-кванты, получаемые на ускорителях, в высшей степени не монохроматичны.

Особенностью фотоядерных реакций является существовапие гигантских резонансов в сечениях поглощения $\gamma$-квантов – больших II широких максимумов в зависимости эффективных сечений $\sigma_{\uparrow n}$ и $\sigma_{\gamma p}$ от энергии $\mathscr{E}_{\uparrow}$. У легких ядер $\left({ }^{12} \mathrm{C},{ }^{16} \mathrm{O}\right)$ этот максимум расположен в области $20-25 \mathrm{MaB}$, у средних и тяжелых – в області $13-18$ МәВ. Ширина максимума около 34 МәВ. Основної вклад в полное сечение поглощения $\gamma$-кваптов в области гигантского резонанса вносят реакции $(\gamma, p)$ и $(\gamma, n)$. Сечение поглощения $\gamma$-квантов ядрами даже в области гигантского резонанса равно $0,05 \cdot 10^{-24}-0,1 \cdot 10^{-24} \mathrm{~cm}^{2}$, т. е. на $1-2$ порядка меньше сечения поглощения таких же $\gamma$-квантов, вызываемого атомными электронами. Таким образом, фотоядерные реакции слабо влияют на поглощение $\gamma$-пзлучения веществом.

Эпергетическое и угловое распределение вылетающих частид при ядерном фотоэффекте не согласуется с концепцией Бора о составном ядре. Так, выход фотопротонов и фотонейтронов из ядра обычно больше ожидаемого по концешции Бора, угловое распределение вылетающих быстрых протонов и нейтронов апизотропно и переходит в изотропное для медленных. Эти факты говорят в пользу предположения, что поглощение $\gamma$-кванта происходит на поверхности ядра одним или несколькими нуклонами.
9. Наряду с ядерным фотоэффектом отметим еще әлектроядерные процессы, проявляющиеся при бомбардировке ядра заряженными частицамп, например протонами или $\alpha$-частицами. В этом случае пдет конкуренция между процессами, нропсходящими под действием ядерных п электрических сил. Ядерные силы в области их действия примерно в $100-1000$ раз снльшее электрических. Зато онг очень быстро убывают с расстоянием п практически перестают действовать вне ядра. Электрпческне силы, напротив, слабо убывают с расстоянием, п поэтому пменно они определяют поведение налетающеї заряжепной частпцы вне ядра. Этим объясняется, почему $\alpha$-частида, напрпмер, при высоких энергиях свободно проникает в ядро и вступает с ним в интенсивное ядерное взапмодействие. При высоюих эпергиях влияпие электрических спл пчтожно. При низких энергиях, напротив, $\alpha$-частида не может приблизиться к ядру внлотную и взаимодействует с ним только через электрическое поле. Граничной является энергия $\mathscr{E}_{\text {гр }} \alpha$-частицы, равная примерно кулоновскої энергии при соприкосновении ядра с $\alpha$-частицей, т. е.
\[
\mathscr{E}_{\text {гр }}=2 Z e^{2} /(R+r),
\]

где $2 e$ – заряд $\alpha$-частиды, $r$ – ее радиус, $Z e$ – заряд ядра, $R$ его радиус. Для средних ядер $\mathscr{E}_{\text {rр }} \sim 10 \mathrm{MэB}$.

Кулоповское взаимодействие тяжелых заряжепных частиц с ядрами вызывает не только упругое рассеяние этіх частиц, но и может приводить $\kappa$ неупругому рассеянию с кулоновским возбуждением ядра. Хотя этот процесс приводит к возбуждению только низких уровпей ядра, однако он представляет иптерес в связи с тем, что позволяет измерять внутрепние квадрупольные моменты ядер $Q_{0}$ (см. § 70 ).

Взаимодействие электронов с ядрами при всех энергиях происходит исключительно через электромагнитное поле (если пренебречь слабым взаимодействием), так как электроны в сильных взаимодействиях не участвуют. Особое значение имеет изучепие упругого рассеяния электронов высоких энергий на ядрах и на отдельных нуклонах. Такой продесс поддается точному расчету и позволяет измерять распределение электрического заряда в ядрах и пуклонах.