ядерные процессы, в которых вносимая в атомное ядро энергия передаётся преимущественно одному или небольшой группе нуклонов (См. Нуклоны). П. я. р. многообразны, они вызываются всевозможными налетающими частицами (от γ-квантов до многозарядных ионов) в широком диапазоне энергий (от нескольких Мэв до нескольких Гэв). Для П. я. р. характерны сильная угловая анизотропия и сравнительно слабая зависимость вероятности процесса (эффективного поперечного сечения (См. Эффективное поперечное сечение)) от энергии частицы. Ядро, образующееся в результате П. я. р., находится, как правило, либо в слабо возбуждённом, либо в основном состояниях.

П. я. р. открыты в начале 50-х гг. 20 в. Первыми были обнаружены реакции дейтронного срыва (d, р) и подхвата (р, d) на лёгких ядрах. Образующиеся в этих реакциях протоны и Дейтроны вылетают в основном вперёд (в направлении пучка налетающих частиц). Известны П. я. р., в которых нуклон или группа нуклонов переходят от одного из сталкивающихся ядер к другому. П. я. р. типа (х, ху) называются квазиупругим рассеянием. В этих реакциях импульсы и энергии налетающей (х) и вылетающих (х, у) частиц связаны почти так же, как при упругом рассеянии частицы х на свободной частице у. Наиболее хорошо изучены реакции квазиупругого рассеяния, вызываемые альфа-частицами (См. Альфа-частицы), протонами и π-мезонами на лёгких ядрах. Наблюдается также выбивание из ядра слабо связанных частиц - дейтронов, т. е. реакции (р, pd) и т.п.

Особенности П. я. р. могут быть объяснены, если допустить, что вылетевшие из ядра частицы получают энергию и импульс в процессе непосредственного взаимодействия с налетающей частицей (отсюда - эпитет "прямые"), остальная же часть ядра-мишени участвует в реакции лишь как "наблюдатель" (спектатор). В этом смысле П. я. р. являются как бы антиподом ядерных реакций (См. Ядерные реакции), проходящих через стадию образования составного ядра (См. Составное ядро), когда энергия, вносимая в ядро, статистически распределяется между всеми нуклонами из-за многократных столкновений их друг с другом.

В теории П. я. р. предполагается, что они происходят на периферии ядра, где плотность нуклонов мала, вследствие чего нуклон, получивший достаточную энергию в результате взаимодействия с внешним агентом, имеет значительную вероятность покинуть ядро без столкновений. Периферийный слой ядра имеет протяжённость Прямые ядерные реакции 1 ферми, тогда как радиус средних и тяжёлых ядер достигает величины 10 ферми. Т. о., относительная вероятность П. я. р. должна быть Прямые ядерные реакции 10\% (у лёгких ядер несколько больше). Эти оценки подтверждены опытами.

Количественная теория П. я. р. была предложена С. Батлером (Австралия) в 50-х гг. впервые применительно к реакциям срыва. Она основывалась на квантовомеханическом (шредингеровском) описании ядра и использовании представлений о потенциальном взаимодействии налетающей частицы с нуклонами. Развитие этой теории привело к формулировке "борновского приближения с искажёнными волнами", в котором, помимо акта взаимодействия, вызывающего реакцию, учитывается дифракция налетающих частиц на ядре-мишени и вылетающих - на остаточном ядре.

В 60-х гг. был сформулирован иной подход к теории П. я. р., основанный на использовании методов квантовой теории поля (См. Квантовая теория поля) (фейнмановской диаграммной техники). Этот подход, называют иногда дисперсионной теорией П. я. р., был вызван неприменимостью потенциального приближения к реакциям с участием релятивистских частиц и расширением многообразия П. я. р., в частности обнаружением процессов выбивания плотных частиц, стационарно не существующих в ядре и потому не описываемых волновыми функциями. Дисперсионная теория даёт возможность выразить вероятность П. я. р. через константы, характеризующие ядро (например, эффективное число частиц данного сорта на периферии ядра), и через амплитуды вероятности элементарного акта, т. е. процесса взаимодействия налетающей и внутриядерной частиц. Она позволяет также выяснить область применимости представлений о "прямом" взаимодействии для конкретных реакций и указать эксперименты, необходимые для установления механизма процесса.

П. я. р. используются для изучения спектра ядерных уровней, структуры периферии ядра, в частности - периферийных коррелированных групп нуклонов (кластеров) и получения данных о взаимодействии нестабильных элементарных частиц с нейтронами и нуклонными изобарами. Последний аспект связан с исследованиями П. я. р. при высоких энергиях.

Лит.: Батлер С., Ядерные реакции срыва, пер. с англ., М., 1960; Austern N., Direct reactions, в сборнике: Selected topics in nuclear theory, Vienna, 1963; Шапиро И. С., Теория прямых ядерных реакций, М., 1963; его же, Некоторые вопросы теории ядерных реакций при высоких энергиях, "Успехи физических наук", 1967, т. 92, с. 549.

И. С. Шапиро.

ядерные реакции, в которых частицы, вызывающие их, образуются как продукты этих реакций. Пока единственная известная Я. ц. р. - реакция деления Урана и некоторых трансурановых элементов (См. Трансурановые элементы) (например, ²³⁹Pu) под действием нейтронов. После открытия (1939) немецкими учёными О. Ганом и Ф. Штрасманом деления ядер нейтронами (см. Ядра атомного деление) Ф. Жолио-Кюри с сотрудниками, Э. Ферми, У. Зинн и Л. Силард (США) и Г. Н. Флёров показали, что при делении ядра вылетает больше 1 нейтрона:

n+U→ А+В+ υ. (1)

Здесь А и В - осколки деления с массовыми числами A от 90 до 150, υ > 1 - число вторичных нейтронов. Я. ц. р. впервые была осуществлена Э. Ферми (1942).

Пусть только часть f общего числа вторичных нейтронов может быть использована для продолжения реакции деления. Тогда на 1 нейтрон первого поколения, вызвавший деление, придется К = υf нейтронов следующего поколения, которые вызовут деление, и если К, называемый коэффициентом размножения нейтронов, больше 1, то число таких нейтронов будет возрастать во времени t по закону: n = n_υe ^{(K-1) t/τ}, где τ - время жизни поколения нейтронов. Если К - 1 = 1, то число делений в единицу времени постоянно, и может быть осуществлена самоподдерживающаяся Я. ц. р., Устройство, в котором происходит регулируемая самоподдерживающаяся Я. ц. р., называется ядерным реактором (См. Ядерный реактор). При достаточно больших значениях К - 1 реакция перестаёт быть регулируемой и может привести к ядерному взрыву (См. Ядерный взрыв).

Рассмотрим Я. ц. р. на природном уране, содержащем практически 2 изотопа: ²³⁸U (99,29\%) и ²³⁵U (0,71\%), содержание ²³⁴U ничтожно. Ядро ²³⁸U делится только под действием быстрых нейтронов с энергией (ξ> 1 Мэв и малым эффективным поперечным сечением (См. Эффективное поперечное сечение) σ_д = 0,3 барна. Напротив, ядро ²³⁵U делится под действием нейтронов любых энергий, причём с уменьшением ξ сечение его деления о резко возрастает. При делении ²³⁸U или ²³⁵U быстрым нейтроном вылетает υЯдерные цепные реакции2,5 нейтрона с энергией от 0,1 Мэв до 14 Мэв. Это означает, что при отсутствии потерь Я. ц. р. могла бы развиться в природном уране. Однако потери есть: ядро ²³⁸U могут захватывать нейтроны (см. Радиационный захват) с образованием ²³⁹U. Кроме того, при столкновении нейтронов с ядром ²³⁸U происходит неупругое рассеяние, при котором энергия нейтронов становится ниже 1 Мэв, и они уже не могут вызвать деление ²³⁸U. Бо́льшая часть таких нейтронов испытывает радиационный захват или вылетает наружу. В результате в этих условиях не может развиться Я. ц. р.

Для возбуждения Я. ц. р. в естественном уране используется Замедление нейтронов при их столкновении с лёгкими ядрами (²H, ¹²C и др. замедлители). Оказалось, что сечение деления ²³⁵U на тепловых нейтронах (См. Тепловые нейтроны) (σ_д ⁽⁵⁾ = 582 барна, сечение радиационного захвата в ²³⁵U (с образованием ²³⁶U) σ_д ⁽⁵⁾ = 100 барн, а в ²³⁸Uσ_p ⁽⁸⁾ = 2,73 барна. При делении тепловыми нейтронами ν = 2,44. Отсюда следует, что число нейтронов η, которые могут вызвать деление ²³⁵U, приходящееся на 1 поглощённый тепловой нейтрон предыдущего поколения, равно:

(2)

Здесь ρ₈/ρ₅ - отношение концентраций ²³⁸U и ²³⁵U Это означает возможность развития Я. ц. р. в смеси природного урана с замедлителем.

Однако при делении на тепловых нейтронах рождаются Быстрые нейтроны, которые, прежде чем замедлиться до тепловой энергии, могут поглотиться. Сечение радиационного захвата ²³⁸U имеет резонансный характер, т. е. достигает очень больших значений в определённых узких интервалах энергии. Роль резонансного поглощения в Я. ц. р. на тепловых нейтронах в однородных (гомогенных) смесях урана и замедлителей была впервые исследована Я. Б. Зельдовичем и Ю. Б. Харитоном в 1940. В однородной смеси вероятность резонансного поглощения слишком велика, чтобы Я. ц. р. на тепловых нейтронах могла осуществиться. Эту трудность обходят, располагая уран в замедлителе дискретно, в виде блоков, образующих правильную решётку. Резонансное поглощение нейтронов в такой гетерогенной системе резко уменьшается по 2 причинам: 1) сечение резонансного поглощения столь велико, что нейтроны, попадая в блок, поглощаются в поверхностном слое, поэтому внутренняя часть блока экранирована и значительная часть атомов урана не принимает участия в резонансном поглощении: 2) нейтроны резонансной энергии, образовавшиеся в замедлителе, могут не попасть в уран, а, замедляясь при рассеянии на ядрах замедлителя, "уйти" из опасного интервала энергии. При поглощении теплового нейтрона в блоке рождается η вторичных быстрых нейтронов, каждый из которых до выхода из блока вызовет небольшое количество делений ²³⁸U. В результате число быстрых нейтронов, вылетающих из блока в замедлитель, равно εη, где ε - коэффициент размножения на быстрых нейтронах. Если φ - вероятность избежать резонансного поглощения, то только εηφ нейтронов замедлится до тепловой энергии. Часть тепловых нейтронов поглотится в замедлителе. Пусть θ - вероятность того, что тепловой нейтрон поглотится в уране (коэффициент теплового использования нейтронов). В гомогенной системе:

,

в гетерогенной системе:

.

Здесь ρ_u и ρ₃ - концентрации урана и замедлителя, σ_п - соответствующие сечения поглощения, Ф - потоки нейтронов. В результате на 1 тепловой нейтрон первого поколения, совершающий деление, получается К_эф = εηφθ нейтронов след. поколения, которые могут вызвать деление. К_∞ - коэффициент размножения нейтронов в бесконечной гетерогенной системе. Если К_∞ - 1 > 0, то реакция деления в бесконечной решётке будет нарастать экспоненциально.

Если система имеет ограниченные размеры, то часть нейтронов может покинуть среду. Обозначим долю нейтронов, вылетающих наружу, через 1-Р, тогда для продолжения реакции деления остаётся К_эф = КЯдерные цепные реакцииР нейтронов, и если К_эф>1, то число делении растет экспоненциально и реакция является саморазвивающейся. Т. к. число делений и, следовательно, число вторичных нейтронов в размножающей среде пропорционально её объёму, а их вылет (утечка) пропорционален поверхности окружающей среды, то Я. ц. р. возможна только в среде достаточно больших размеров. Например, для шара радиуса отношение объёма к поверхности равно R/3, и, следовательно, чем больше радиус шара, тем меньше утечка нейтронов. Если радиус размножающей среды становится достаточно большим, чтобы в системе проходила стационарная Я. ц. р., т. е. R - 1 = 0, то такую систему называют критической, а её радиус критическим радиусом.

Для осуществления Я. ц. р. в природном уране на тепловых нейтронах используют в качестве замедлителя вещества с малыми сечением радиационного захвата (графит или тяжёлую воду D₂О). В замедлителе из обыкновенной воды Я. ц. р. на природном уране невозможна из-за большого поглощения нейтронов в водороде.

Чтобы интенсивность Я. ц. р. можно было регулировать, время жизни одного поколения нейтронов должно быть достаточно велико. Время жизни τ₀ тепловых нейтронов мало (τ₀ = 10^-3 сек). Однако наряду с нейтронами, вылетающими из ядра мгновенно (за время 10^-16 сек), существует небольшая доля μ. т. н. запаздывающих нейтронов, вылетающих после β-распада осколков деления со средним временем жизни τ₃ = 14,4 сек. Для запаздывающих нейтронов при делении ²³⁵U μ≈0,75-10^-2. Если К_эф>1+μ, то время Т "разгона" Я. ц. р. (равное времени, за которое число деления увеличивается в e раз) определяется соотношением:

т. е. запаздывающие нейтроны не участвуют в развитии Я. ц. р. Практически важен другой предельный случай: К_эф - 1 << μ, тогда:

т. е. мгновенные нейтроны не играют роли в развитии реакции. Т. о., если К_эф < 1 + μ, то Я. ц. р. будет развиваться только при участии запаздывающих нейтронов за время порядка минут и будет хорошо регулируемой (роль запаздывающих нейтронов была впервые отмечена Зельдовичем и Харитоном в 1940).

Я. ц. р. осуществляется также на уране, обогащенном ²³⁵U, и в чистом ²³⁵U. В этих случаях она идёт и на быстрых нейтронах. При поглощении нейтронов в ²³⁸U образуется ²³⁹Np, а из него после двух β-распадов - ²³⁹Pu, который делится под действием тепловых нейтронов, с ν = 2,9. При облучении нейтронами ²³²Th образуется делящийся на тепловых нейтронах ²³³U. Кроме того, Я. ц. р. возможна в ^231Pu и изотопах Cm и Cf с нечётным массовым числом (см. Ядерное топливо). Из υ нейтронов, образующихся в 1 акте деления, один идёт на продолжение Я. ц. р., и, если снизить потери, для воспроизводства ядерного горючего может сохраниться больше одного нейтрона, что может привести к расширенному воспроизводству горючего (см. Реактор-размножитель).

Лит.: Галанин А. Д., Теория ядерных реакторов на тепловых нейтронах, 2 изд., М., 1959; Вейнберг А., Вигнер Е., Физическая теория ядерных реакторов, пер. с англ., М., 1961; Зельдович Я. Б., Харитон Ю. Б., "Журнал экспериментальной и теоретической физики", 1940, т. 10, в. 1, с. 29-36; в. 5, с. 477-82; Ферми Э., Научные труды, т. 2, М., 1972, с. 308.

П. Э. Немировский.