XVII. Кино 15 страница. Урановое Я. т. для ядерных реакторов на тепловых нейтронах, составляющих основу ядерной энергетики, имеет обычно повышенное содержание изотопа 235U (2-4% по

Урановое Я. т. для ядерных реакторов на тепловых нейтронах, составляющих основу ядерной энергетики, имеет обычно повышенное содержание изотопа ²³⁵U (2-4% по массе вместо 0, 71% в естественном уране). Существенный недостаток реакторов на тепловых нейтронах - низкий коэфф. использования природного урана. Несравнимо более высокий коэфф. использования урана может быть достигнут в реакторах-размножителях на быстрых нейтронах. В них используется уран с более высоким содержанием урана ²³⁵U (до 30%), а в будущем, по мере накопления запасов ²³⁹Ри, будет использоваться смешанное уран-плутониевое Я. т. с 15-20% Ри. В этом случае вместо обогащённого урана может быть использован природный и даже уран, обеднённый ²³⁵U, к-рого накопилось в мире уже достаточно большое количество. Обеднённый уран (без Ри) используется также в экранной зоне реактора-размножителя (зоне воспроизводства), по весу превышающей в неск. раз активную зону. В реакторах на быстрых нейтронах, работающих на уран-плутониевом Я. т., количество накапливающегося ^23BPu может существенно превышать количество сгораемого, т. е. имеет место воспроизводство Я. т. Коэфф. воспроизводства зависит от состава Я. т. По степени его возрастания Я. т. располагается в след. порядке: окисное (U, Ри)О₂, карбидное (U, Ри)С, нитридное (U, Pu)N и металлическое в виде различных сплавов.

Производство уранового Я. т. (топливный цикл, см. рис.) начинается с переработки руд с целью извлечения из них урана. При предварительной сортировке руды по у-излучению в отвал удаляют 20-30% породы с содержанием урана =S 0, 01% (применяются и обычные методы обогащения). Гидрометаллургич. переработка руды состоит в её дроблении, кислотном выщелачивании, сорбционном или экстракционном извлечении U из осветлённых растворов или пульп и получении очищенной закиси-окиси урана U₃O₈. Для руд, бедных ураном и лёгких для выщелачивания (особенно в трудных для горных работ условиях), применяют подземное выщелачивание в самом месторождении (для пластовых месторождений - через систему скважин, для жильных - в подземных камерах с предварительной отбойкой и дроблением руды взрывными методами).

Далее UaO₈ переводят или в тетрафторидир4 для последующего получения металлич. урана или в гексафторид UF₆ - единств, устойчивое газообразное соединение урана, используемое для обогащения урана изотопом ²³⁵U. Обогащение осуществляется методом газовой термодиффузии или центрифугированием (см. Изотопов разделение). Далее UF₆ переводят в двуокись урана, к-рая используется для изготовления сердечников ТВЭЛов или для получения др. соединений урана с той же целью.

К сердечникам ТВЭЛов предъявляются высокие требования в отношении сте-хиометрич. состава и содержания посторонних примесей. Так, в сердечниках из UOj соотношение (по массе) кислорода и металла должно быть в пределах 2, 00-2, 02; допустимое содержание F и Н₂О (по массе) соответственно не более 0, 01-0, 006% и 0, 001%.

Торий как сырьевой материал для получения делящихся ядер ²³³и не нашёл широкого применения по ряду причин: 1) разведанные запасы U в состоянии обеспечить ядерную энергетику Я. т. на многие десятилетия; 2) Th не образует богатых месторождений, и технология его извлечения из руд сложнее; 3) наряду с ²³³U образуется ²³²U, к-рый, распадаясь, образует y-активные ядра (²¹²Bi, ²⁰⁸Te), затрудняющие обращение с таким Я. т. и усложняющие производство ТВЭЛов:
[ris]

4) переработка облучённых ториевых ТВЭЛов с целью извлечения из них ²³³U является более трудной и дорогостоящей операцией по сравнению с переработкой урановых ТВЭЛов.

В процессе эксплуатации ТВЭЛов Я. т. выгорает далеко не полностью, в реакторах-размножителях имеет место воепроизводство Я. т. (Ри). Поэтому отработанные ТВЭЛы направляют на переработку с целью регенерации Я. т. для повторного его использования; U и Ри очищают от продуктов деления. Затем Ри в виде РиО₂ направляют для изготовления сердечников, a U, в зависимости от его изотопного состава, или также направляют для изготовления сердечников, или переводят в UF₆ с целью обогащения ²³⁵U.

Регенерация Я. т. - сложный и дорогостоящий процесс переработки высокорадиоактивных веществ, требующий защиты от радиоактивных излучений и дистанционного управления всеми операциями даже после длительной выдержки отработавших ТВЭЛов в спец. хранилищах. При этом в каждом аппарате ограничивается допустимое количество делящихся веществ, чтобы предупредить возникновение самопроизвольной цепной реакции. Большие трудности связаны с переработкой и захоронением радиоактивных отходов. Разрабатываются методы остекловывания и битумирования отходов, " закачка" слабоактивных растворов в глубокие горизонты Земли. Стоимость процессов регенерации Я. т. и переработки радиоактивных отходов оказывает существенное влияние на экономич. показатели атомных электростанций.

Лит.: Химическая технология облученного ядерного горючего, М., 1971; П а т т о н Ф. С., Гу джин Д. М., Гриффите В. Л., Ядерное горючее на основе обогащенного урана, М., 1966; Высокотемпературное ядерное топливо, М., 1969; Займовский А. С., Калашников В. В., Головвин И. С., Тепловыделяющие элементы атомных реакторов, М., 1966.

Ф. Г. Решетников, Д. И. Скороваров.

ЯДЕРНОЙ ФИЗИКИ ЛЕНИНГРАДСКИЙ ИНСТИТУТ им. Б. П. Константинова АН СССР (г. Гатчина Ленингр. обл.), н.-и. учреждение, в к-ром ведутся исследования в области ядерной физики, физики частиц высоких энергий, физики твёрдого тела, а также радиобиологии и молекулярной биологии. Осн. в 1971 под рук. Б. П. Константинова на базе ядерных лабораторий Физико-тех-нич. ин-та АН СССР. В ин-те было проведено экспериментальное доказательство наличия слабого нуклон-нуклонного взаимодействия (совм. с сотрудниками Ин-та теоретич. и экспериментальной физики). Ин-т располагает исследовательским водо-водяным реактором ВВР-М мощностью 16 Мет с потоком тепловых нейтронов до 3-10¹⁴ н-см²/сек, фазотроном на энергию 1 Гэв с током до 1 мка, а также системой автоматизир. управления экспериментами на базе ЭВМ.

ЯДЕРНО-ПЛАЗМЕННОЕ ОТНОШЕНИЕ (биол.), отношение объёма ядра клетки к объёму её цитоплазмы. Показатель введён нем. учёным Р. Гертвигом (1908), к-рый считал, что закономерное уменьшение Я.-п. о. - непосредственная причина вступления клетки в деление (эта гипотеза впоследствии не подтвердилась). Объём ядра обычно прямо пропорционален объёму цитоплазмы (в т. ч. и при полиплоидии ядра). Однако известны многочисл. нарушения этой пропорциональности, напр, в ходе развития яйцеклеток или при изменении функциональной активности клетки. В клетках разных тканей Я.-п. о. различно, что является одной из характеристик типа клеток.

ЯДЕРНЫЕ БОЕПРИПАСЫ, боевые части ракет, торпед, авиационные (глубинные) бомбы, арт. выстрелы, фугасы с ядерными зарядами. Предназначены для порам-.ения различных целей, разрушения укреплений, сооружений и др. задач. Действие Я. б. основано на использовании энергии, выделяющейся при взрыве ядерного заряда. Я. 6. состоит из ядерного заряда, системы подрыва и корпуса, предохраняющего ядерный заряд и систему подрыва от воздействия внеш. факторов среды и оружия противника. Корпус обеспечивает также соединение Я. б. с носителем.

ЯДЕРНЫЕ МОДЕЛИ, приближённые методы описания нек-рых свойств ядер, основанные на отождествлении ядра с к.-л. др. физич. системой, свойства к-рой либо хорошо изучены, либо поддаются сравнительно простому теоретич. анализу. Таковы, напр., ядерные модели вырожденного ферми-газа, жидкой капли, ротатора (волчка), оболочечная модель и др. (см. Ядро атомное).

ЯДЕРНЫЕ ОБОЛОЧКИ. Согласно оболочечной модели ядер каждый нуклон в ядре находится в определённом квантовом состоянии, причём в каждом состоянии с данной энергией (энергетич. уровне) может находиться не более чем (2j + 1) нуклонов, образующих Я. о. (j - спин нуклона). Ядра, у к-рых нук-лонные Я. о. целиком заполнены, наз. магическими. Подробнее см. Ядро атомное, Магические ядра.

ЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ, превращения атомных ядер при взаимодействии с элементарными частицами, -у-квантами или друг с другом. Для осуществления Я. р. необходимо сближение частиц (двух ядер, ядра и нуклона и т. д.) на расстояние ~ 10-¹³ см. Энергия налетающих положительно заряженных частиц должна быть порядка или больше высоты кулоновского потенциального барьера ядер (для однозарядных частиц ~ 10 Мэв). В этом случае Я. р., как правило, ссуществляются бомбардировкой веществ (мишеней) пучками ускоренных частиц. Для отрицательно заряженных и нейтральных частиц кулоновский барьер отсутствует, и Я. р. могут протекать даже при тепловых энергиях налетающих частиц.

Я. р. записывают в виде: А(а, вcd)B, где А - ядро мишени, а - бомбардирующая частица, в, с, d - испускаемые частицы, В - остаточное ядро (в скобках записываются более лёгкие продукты реакции, вне - наиболее тяжёлые). Часто Я. р. может идти неск. способами, напр.: ⁶³Си (р, n) ⁶³Zn, ⁶³Cu(p, 2n)⁶²Zn,

⁶³Cu (p, pn)⁶² Cu, ⁶³Cu (р, р)⁶³ Си, ⁶³Си(р, р')⁶³Си.

Состав сталкивающихся частиц наз. входным каналом Я. р., состав частиц, образующихся в результате Я. р., - выходным каналом.

Я. р. - осн. метод изучения структуры ядра и его свойств (см. Ядро атомное). Однако роль их велика и за пределами физики: реакции деления тяжёлых ядер и синтеза легчайших ядер лежат в основе ядерной энергетики. Я. р. используются как источник нейтронов, мезонов и др. нестабильных частиц. С помощью Я. р. получают св. тысячи радиоактивных нуклидов, применяемых во всех областях науки, техники и медицины.

Исследования Я. р. включают идентификацию каналов реакции, определение вероятности их возбуждения в зависимости от энергии бомбардирующих частиц, измерение угловых энергетич. распределений образующихся частиц, а также их спина, чётности, изотопического спина и др.

Я. р. подчиняются законам сохранения электрич. заряда, числа нуклонов (барионного заряда), энергии и импульса. Закон сохранения числа нуклонов означает сохранение массового числа А. Я. р. могут протекать с выделением и с поглощением энергии Q, к-рая в 10⁶ раз превышает энергию, поглощаемую или выделяемую при реакциях химических. Поэтому в Я. р. можно заметить изменение масс взаимодействующих ядер. Энергия Q, выделяемая или поглощаемая при Я. р., равна разности сумм масс частиц (в энергетич. единицах) до и после Я. р. (см. Относительности теория).

Эффективное сечение Я. р. - поперечное сечение, к-рое нужно приписать ядру с тем, чтобы каждое попадание в него бомбардирующей частицы приводило к Я. р. (см. Эффективное поперечное сечение). Эффективные сечения Я. р. а зависят от энергии бомбардирующих частиц, типа реакции, углов вылета и ориентации спинов частиц - продуктов реакции (а~10~ -10~). Макс, сечение Я. р. определяется геометрич. сечениями ядер 0_макс = лR², если радиус ядра R больше, чем длина волны де Бройля частицы X. Для нуклонов X = R, когда их энергия S г 10/Л²/³. В области малых энергий X".R и сечение Я. р. определяет уже не R, а X, напр, для медленных нейтронов а_макс = лЛ)(.². В промежуточной области энергий о_макс = = л(R + Л)².

Выход Я. р. - отношение числа актов Я. р. к числу частиц, упавших на 1 см² мишени. Для тонкой мишени и однородного потока частиц выход Я. p. W = = па, где и - число ядер на 1 см² мишени. Заряженные частицы, ионизируя атомы мишени, теряют энергию и останавливаются. Их пробег в мишенях порядка мкм или см в зависимости от энергии. В результате выходы Я. р. также малы (10-³ - 10-⁶). Для Я. р. с частицами высоких энергий выход больше. Для частиц, к-рые могут вызывать Я. р. при любой энергии (нейтроны, я-мезоны), выход при достаточно больших мишенях может достигать 1.

Продукты Я. р. образуются в небольшом количестве: для ускоренных налетающих частиц порядка неск. мг в час; в мощных ядерных реакторах (Я. р. под действием нейтронов) -неск. г в час. Концентрация получаемых продуктов, как правило, мала. Для их выделения и идентификации используются методы радиохимии и масс-спектрометрии. Регистрация продуктов Я. р. осуществляется детекторами ядерных излучений.

Механизмы Я. р. Налетающая частица, напр, нуклон, может войти в ядро и вылететь из него под другим углом, но с той же энергией (упругое рассеяние). Нуклон может столкнуться непосредственно с нуклоном ядра; при этом, если один или оба нуклона имеют энергию, большую, чем энергия, необходимая для вылета из ядра, то они могут покинуть ядро без взаимодействия с другими его нуклонами (прямой процесс). Существуют и более сложные прямые процессы, при к-рых энергия налетающей частицы передаётся непосредственно одному или небольшой группе нуклонов ядра (см. Прямые ядерные реакции). Если энергия, внесённая влетевшей частицей, постепенно распределится между многими нуклонами ядра, то ядерные состояния будут становиться всё более и более сложными, однако через нек-рое время наступит динамич. равновесие - различные ядерные конфигурации будут возникать и распадаться в образовавшейся системе, наз. составным ядром. Составное ядро неустойчиво и через короткое время распадается на конечные продукты Я. р. Если в некоторых конфигурациях энергия одного из нуклонов окажется достаточной для его выброса из ядра, то составное ядро распадается с испусканием нуклона. Если же энергия сосредоточивается в нек-рых группах частиц, существующих в составном ядре короткое время, то возможно испускание альфа-частиц, тритонов, дейтронов и др. При энергиях возбуждения составного ядра, меньших энергии отделения от него частиц, единственный путь его распада - испускание -у-квантов (радиационный захват). Иногда выброс частиц происходит до того, как установилось равновесие, т. е. до образования составного ядра (механизм предравновесного распада).

Различные механизмы Я. р. отличаются разным временем протекания. Наименьшее время имеет прямая Я. р. Это время, к-рое необходимо частице, чтобы пройти область пространства, занимаемую ядром (~10-²² сек). Среднее время жизни составного ядра значительно больше (до 10-¹⁵ - 10-¹⁶ сек). При малых энергиях налетающих частиц осн. механизмом Я. р., как правило, является образование составного ядра (за исключением Я. р. с дейтронами). При больших энергиях преобладают прямые процессы.

Характер зависимости эффективных сечений Я. р. а от энергии & налетающих частиц а($) различен для разных механизмов Я. р. Для прямых процессов зависимость а(^) имеет монотонный вид. В случае Я. р., идущих с образованием составного ядра, при малых энергиях частиц в а(?) наблюдаются максимумы, к-рые соответствуют уровням энергии составного ядра. В области больших энергий ($ > 15 Мэв для средних и тяжёлых ядер) уровни энергии составного ядра перекрываются и сечение монотонно зависит от энергии. На этом фоне выделяются более широкие максимумы, соответствующие возбуждению изобараналоговых состояний (состояний ядра, у к-рых изотопич. спин больше, чем в осн. состоянии), а также т. н. гигантские резонанс ы. Эти более широкие максимумы соответствуют уровням ядра, образующимся при слиянии ядра с налетающей частицей; они имеют более простую структуру, чем уровни составного ядра. Время жизни % возбуждённого ядра связано с полной шириной Г наблюдаемых максимумов соотношением: Г = h/т (h - Планка постоянная).

При распаде составного ядра конечное ядро может образовываться как в основном, так и в возбуждённых состояниях. Энергетич. спектр продуктов распада составного ядра в области более высоких энергий состоит из отд. линий, в области низких энергий вылетающих частиц имеет широкий максимум. Угловое распределение конечных продуктов (в системе центра масс) в резонансной области энергии симметрично относительно направления, образующего угол 90° с направлением налетающих частиц. В области энергии, где энергетич. уровни составного ядра перекрываются, квантовые характеристики различных уровней составного ядра усредняются и угловое распределение испускаемых частиц оказывается, как правило, сферически симметричным.

Частицы - продукты Я. р., как правило, поляризованы. Поляризация возникает и в том случае, когда пучок бомбардирующих частиц не поляризован. Если же он поляризован, то наблюдается азимутальная асимметрия продуктов Я. р. (см. Поляризованные нейтроны, Ориентированные ядра).

Я. р. под действием нейтронов в большинстве случаев протекают с поглощением энергии Q. При Я. р. (п, р) для большинства ядер О невелико (исключение составляют ³Н и ¹⁴N). Для Я. р. (п, а) в случае лёгких ядер поглощаемая энергия Q также невелика (исключение составляют ⁶ Li и ¹⁰В), для средних и тяжёлых ядер выделяется небольшое количество энергии. Я. р., в к-рых образуется больше 2 частиц, протекают с поглощением энергии, равной энергии, необходимой для отделения нейтрона от ядра, напр, для Я. р. (п, 2п) она~10 Мэв. Особое место в этом смысле занимает реакция деления тяжёлых ядер, к-рая сопровождается выделением большого количества энергии. Реакция деления для нек-рых ядер (напр., ²³⁸U) имеет энергетич. порог (нейтроны должны иметь достаточно большую энергию), связанный с необходимостью преодоления потенциального барьера деления. Деление под действием медленных нейтронов испытывают ядра ²³⁵U, ²⁴²Ащ, ²⁴³Cm, ²⁴⁹Cf (см. Ядра атомного деления).

Для медленных нейтронов осн. процесс - радиац. захват нейтрона - Я. р. (п, -у)' Исключение составляют ³Не и ¹⁴N, для к-рых осн. процесс - Я. р. (п, р), а также ⁶Li и ¹⁰В, для к-рых преобладает Я. р. (п, а). У средних и тяжёлых ядер потенциальный барьер препятствует вылету протонов и а-частиц. Область энергий в_п медленных нейтронов является резонансной. Большинство ядер обнаруживает резонансный захват при E _п > неск. эв. При E _п< 1 эв для большинства ядер эффективное сечение захвата обратно пропорционально скорости нейтронов (закон 1/v).

С увеличением энергии нейтронов E_п уменьшается вероятность резонансного захвата и увеличивается вероятность их упругого рассеяния ядрами (п, п')-Когда E_n становится больше энергии первого возбуждённого состояния ядра-мишени (десятки и сотни кэв), возможно неупругое рассеяние нейтронов (п, п')- При.E_n порядка неск. Мэв гл. роль играют упругое и неупругое рассеяния нейтронов; становятся заметными Я. р. (п, р) и (п, а), однако их сечения меньше сечения (п, п'). Когда E _п достигает 5-10 Мэв, преобладающую роль играют Я. р. (п, 2п).

Я. р. под действием протонов. Взаимодействию протонов с ядрами препятствует кулоновский барьер, поэтому для лёгких ядер Я. р. с протонами наблюдаются лишь начиная с энергий протонов E_p порядка неск. сотен кэв, а для тяжёлых ядер - неск. Мэв. При малых E _p основная Я. р. - радиационный захват протонов (р, -у), а также упругое (р, р) и неупругое (р, р') рассеяния протонов ядрами. У лёгких ядер в области малых Е_Р вероятность Я. р. носит резонансный

характер. У средних и тяжёлых ядер она достигает заметной величины лишь в области энергий, где резонансной структуры нет. В области энергий У _р, близких к высоте кулоновского барьера, наблюдается возбуждение небольшого числа изобар-аналоговых состояний. Сечение Я. р. имеет заметную величину начиная с 0, 5 Е₀ (Е₀ - энергия, соответствующая высоте кулоновского барьера) и монотонно растёт. Я. р. (р, п) становится преобладающей, если составное ядро имеет энергию возбуждения, достаточную для испускания нейтрона с энергией > = 1 Мэв. При дальнейшем увеличении Е_р конечное ядро может иметь достаточную энергию для испускания второй частицы. В этом случае наблюдаются реакции (р, 2п) и (р, рп).

Я. р. под действием а-часгиц. Для а-частиц кулоновский барьер ещё выше и достигает для тяжёлых ядер 25 Мэв, При такой энергии налетающей а-части-цы энергия возбуждения ядра ~ 20 Мэв, что достаточно для компенсации не только энергии связи вылетающего нуклона, но и для преодоления кулоновского барьера вылетающим протоном. Вследствие этого реакции (а, п) и (а, р) равновероятны. При увеличении энергии а- частиц наиболее вероятной становятся Я. р. (а, 2п), (а, рп). Резонансная структура энергетич. зависимости сечений этих Я. р. наблюдается только у лёгких ядер и при относительно малых энергиях а-частиц. Продукты Я. р. (а, п) обычно b-актив-ны, для Я. р. (а, р) - стабильные ядра.

Я. р. под действием дейтронов характеризуются наиболее высоким выходом по сравнению с др. Я. р. под действием заряженных частиц. Напр., выход реакции ⁹Ве (d, n)'°B при энергии дейтрона E_d = 16 Мэв достигает 0, 02, а для Я. р. с др. заряженными частицами таких энергий - порядка 10-³ -10-⁶. Я. р. с дейтронами могут протекать с образованием составного ядра, путём расщепления дейтрона кулоновским полем ядра мишени и прямым механизмом срыва. Эффективные сечения этих трёх процессов примерно одного порядка. Т. к. в дейтроне среднее расстояние между протоном и нейтроном относительно велико, а их энергия связи мала, то при бомбардировке ядер дейтронами наиболее вероятен захват ядром лишь одного из нуклонов дейтрона, тогда как второй пролетает дальше, не испытав взаимодействия с ядром. В этом случае Я. р. осуществляется не внутри ядра, а на его поверхности. Протоны и нейтроны, образующиеся в Я. р. срыва, летят в основном вперёд. Дейтроны, ускоряемые в циклотронах, широко используются для получения радиоактивных нуклидов и интенсивных потоков нейтронов (см. Нейтронные источники).

Я. р. между легчайшими ядрами имеют заметный выход даже при малых энергиях налетающих частиц (порядка 1-10 кэв). Поэтому они могут осуществляться не только бомбардировкой мишени пучком ускоренных частиц, но и нагреванием смеси взаимодействующих ядер до темп-ры ~ 10⁷ К (см. Термоядерные реакции).

Я. р. под действием частиц высоких энергий (значительно больших, чем энергия связи нуклонов в ядре). Частицам с энергией ~ 100 Мэв соответствует X = = 0, 43 ф, малая по сравнению со средним межнуклонным расстоянием в ядре (1, 9 ф). Это позволяет " зондировать" ядро: в первом приближении можно счи" тать, что влетающий в ядро нуклон взаимодействует в каждый момент времени только с одним нуклоном и при этом так, как будто он свободен. Важная особенность Я. р. под действием частиц высоких энергий - возможность передать даже лёгкому ядру возбуждение ~ 100 Мэв.

При взаимодействии быстрого нуклона с ядром он может испытывать упругое рассеяние и вызывать Я. р. Сечение упругого рассеяния оу плавно зависит от энергии налетающих частиц. Полное сечение взаимодействия быстрых нуклонов о_полн меняется в пределах от 2лR² до лR². При энергии нуклона > 150 Мэв о _у = = '/з а„олн, а сечение Я. р. о_р = ²/₃ Стполн. Т. о., ядро ведёт себя не как абсолютно поглощающая среда (в этом случае о_у = о_р). Угловые распределения упруго рассеянных частиц сходны с дифракционной картиной, имеется ярко выраженная направленность вперёд.

Большая энергия налетающей частицы может распределиться между многими нуклонами ядра. При этом часть из них приобретает энергию, достаточную, чтобы покинуть ядро. При взаимодействии частицы высокой энергии с ядром может развиться внутриядерный каскад, в результате к-рого испускается неск. энергичных частиц, а оставшаяся часть оказывается сильно возбуждённым составным ядром, к-рое, распадаясь, испускает частицы малых энергий. Среднее число испускаемых частиц растёт с увеличением энергии первичной частицы. В ходе Я. р., кроме нуклонов, могут (с меньшей вероятностью) испускаться более тяжёлые ядерные осколки (дейтроны, тритоны, а-частицы). Я. р., в к-рой испускается множество заряженных частиц, образует в ядерной фотографич. эмульсии многолучевую звезду. В таких Я. р. образуется большое число разнообразных радиоактивных продуктов, для исследования к-рых применяются методы радиохимии.

Под действием быстрых частиц наблюдают и более простые Я. р.: неупругое рассеяние (р, р'), Я. р. " перезарядки" (р, п), Я. р. " подхвата" (р, d), Я. р. " выбивания" (р, 2р) и др. Вклад этих процессов в полное сечение Я. р. невелик (~ 10-20%). Реакция выбивания протона (р, 2р) оказалась очень удобной для исследования структуры ядер. Измеряя энергию вылетающих протонов, можно определить потерю энергии в Я. р. и энергию связи выбитого протона. В распределении по энергиям остаточных ядер наблюдаются максимумы, соответствующие возбуждённым уровням остаточного ядра. Энергия возбуждения этих уровней достигает 50-70 Мэв, и они соответствуют дырочным возбуждениям глубоких оболочек (см. Ядро атомное).

Кулоновског возбуждение ядер. Протоны и более тяжёлые ионы, движущиеся слишком медленно, для того чтобы преодолеть кулоновский барьер, приближаясь к ядру, создают относительно медленно меняющееся электрич. поле, к-рое действует на протоны ядра. В этих случаях ядро, поглощая электромагнитную энергию, переходит в возбуждённое состояние, а налетающий ион теряет часть своей энергии. Кулоновское возбуждение - одно из осн. средств изучения низколежащих коллективных состояний ядер.

Я. р. под действием фотонов и электронов. Возбуждения ядра с помощью электромагнитного поля (фотоядерные реакции) могут осуществляться при бомбардировке их у-квантами. При малых энергиях у-кванты могут испытывать только упругое рассеяние. При энергиях, больших энергий отделения нуклонов от ядра, осн. процессом становится поглощение у-кванта и испускание ядром нуклонов. При поглощении у-квантов с энергиями в десятки Мэв, как правило, образуется составное ядро. При взаимодействии ядра с более энергичными у-квантами большую роль начинают играть прямые процесссы. Величина эффективных сечений фотоядерных реакций - десятки и сотни мбарн.

Электроны, взаимодействуя с протонами ядра, могут испытывать упругое и неупругое рассеяние, а также выбивать протоны из ядра. Исследование упругого рассеяния электронов позволило получить детальные данные о распределении электрич. заряда в ядре.

Я. р. с участием мезонов, гиперонов и античастиц. В Я. р. под действием нуклонов, энергия к-рых больше порога рождения мезонов, возможно испускание мезонов, к-рые могут также вызывать Я. р. и участвовать в развитии внутриядерного каскада. Наиболее изучены Я. р. на я-мезонах. Многие Я. р., вызываемые пионами, похожи на соответствующие Я. р. под действием нуклонов, напр, неупругое рассеяние (я, я'), перезарядка (я⁺, я°), (я-, л°) и выбивание [(я, яр), (я, яп), (я~, я< 1)] и др. Однако есть др. Я. р. с участием пионов, не имеющие аналогов в нуклоно-ядерном взаимодействии. К ним относится реакция двойной перезарядки пионов (я-, я⁺), Я. р. поглощения пионов (я⁺, 2р), (я-, 2п). Изучение этих Я. р. позволяет исследовать корреляции нуклонов в ядре.

Я. р. с тяжёлыми ионами. Для тяжёлых ионов (Z> 2) в качестве налетающих частиц потенциальный кулоновский барьер Ео в Z раз больше, чем для протонов, и поэтому необходимо, чтобы энергия иона, приходящаяся на 1 нуклон ядра, превышала неск. Мэв (тем больше, чем больше Z мишени). Эффективное сечение Я. р. с тяжёлыми ионами, обладающими энергией Е> 1, 2Л, даётся выражением: о = лR²(1 - E₀ /E), где

R = 1, 4(A₁^1/3+ А₂^1/3 ).

Это соответствует классич. представлениям о соударении двух заряженных чёрных шаров радиусом R, При энергиях E < E₀ Я. р. осуществляются за счёт туннельного просачивания через барьер (см. Туннельный эффект). В этом случае а_Е где RO - сумма радиусов взаимодействующих ядер, о> о - кривизна барьера. Налетающие ионы могут и не вызвать Я. р., а испытать упругое рассеяние в поле ку-лоновских и ядерных сил. Угловое распределение ионов при упругом рассеянии (при X иона порядка расстояния макс, сближения с ядром) имеет дифракционный характер. При меньших X дифракционная структура исчезает. Энер-гетич. зависимость эффективных сечений для Я. р. тяжёлыми ионами носит, как правило, нерезонансный характер. Исключение составляет упругое рассеяние. В энергетич. зависимости эффективного сечения упругого рассеяния ^ЬЫ на ⁶Li, ¹² С на ¹²C, ¹⁴N на ¹⁴N, ¹⁶О на ¹⁴N и др. в. интервале энергии Eo~5 - 35 Мэв наблюдаются резонансы с шириной порядка неск. Мэв и более тонкая структура.