Фізика (Чоплан П.П

тинок. На відміну від фазотрона, частинки в ньому рухаються по траєкторії сталого радіуса і магнітне поле створюється кільцевим магнітом.

У 1967 р. в Серпухові пущено найбільший у світі кільцевий приско­ рювач протонів на 70 ГеВ, тобто з енергією майже в 1000 разів більшою, ніж на перших прискорювачах. Номінальна енергія в 70 ГеВ під час пуску прискорювача була перекрита і досягала 76 ГеВ.

Звичайно прискорені частинки використовують як своєрідні «сна­ ряди», що бомбардують мішень, ядра якої перебувають у стані спо­ кою. Проте можна здійснити дослід, коли швидка частинка — «сна­ ряд» — і мішень (сукупність ядер) рухатимуться з великою швидкістю назустріч одна одній. Такий метод дістав назву методу зустрічних пучків. При використанні цього методу внаслідок релятивістського додавання швидкостей енергія відносного руху зустрічних частинок не просто подвоюється, а зростає у багато разів. Уперше принцип зустрічних пучків було з успіхом застосовано в Новосибірську і Стенфорді.

Досі йшлося про розвиток прискорювачів частинок за допомогою збільшення їхніх енергій. Проте в останні 10—15 років велику увагу приділяють також питанням підвищення інтенсивності пучків час­ тинок на прискорювачах до енергій, що наближаються до 1 ГеВ. При цьому основну увагу спрямовано на одержання інтенсивних пусків вторинних частинок π- і μ-мезонів. Звідси і назва таких при­ скорювачів — мезонні фабрики. Йдеться про мезонні фабрики з енер­ гією протонів менше ніж 1 ГеВ. Слід чекати, що в майбутньому по­ стане завдання створення каонних мезонних фабрик, тобто приско­ рювачів, за допомогою яких можна дістати інтенсивні пучки ϋΓ-ме- зонів. Це потребує розроблення проектів сильнострумових приско­ рювачів протонів до енергій близько 2 ГеВ, що є дуже складною технічною проблемою.

Успішне прискорення важких йонів на циклотронах, які раніше використовувались лише для прискорення протонів, а-частинок, сприяло розробленню спеціальних прискорювачів важких йонів. Слід назвати насамперед два перших спеціальних прискорювачі важких йонів — циклотрон з діаметром 3 м (ОІЯД, Росія) та лінійний при­ скорювач важких йонів в Радіаційній лабораторії ім. Е. Лоуренса в Берклі (США). На прискорювачі в Дубні було одержано найбільш інтенсивні пучки важких йонів. Найважчою прискореною до енергій 8...10 МеВ/нуклон частинкою на цьому циклотроні став йон германію.

Розвиток ідей про шляхи синтезу надважких елементів викликав міркування про необхідність прискорення ще більш важких ядер, аж до ядер урану.

Розвиток техніки прискорення заряджених частинок має велике значення для експериментального вивчення будови і фізичних влас­ тивостей мікрочастинок. Прискорювачі енергії в мільйони електрон-

438

вольт дали змогу вивчати ядерну структуру, оскільки саме ці енергії характерні для ядерної спектроскопії. Вивчення частинок на суб’ядер­ ному рівні стало можливим тоді, коли було побудовано прискорю­ вачі на десятки мільярдів електрон-вольт. Тільки в зіткненнях при високій енергії можна встановити існування таких частинок і вивчити їхні властивості. Використання прискорювачів високих енергій при­ вело до того, що вчені за допомогою їх відкрили багато нових час­ тинок.

17.4. Загальні властивості атомного ядра

Дослідами Е. Резерфорда було встановлено існування атомних ядер. Атомному ядру кожного елемента, як і будь-якому іншому мате­ ріальному об’єкту, притаманні певні властивості, що визначають його індивідуальність, а саме: електричний заряд, маса, електричний і магнітний моменти, спін тощо. Розглянемо ці основні характеристи­ ки атомних ядер.

Заряд ядра. Електричний заряд атомного ядра є позитивним. Значення його визначається добутком Ze, де Z — атомний номер елемента, що дорівнює порядковому номеру в періодичній системі Д. І. Менделєєва; е — елементарний заряд, що дорівнює 1,6022 · 1019Кл. Носієм елементарного позитивного заряду в ядрі атома є протон. У природі є елементи із Z від 1 до 92, за винятком технецію (Z = 43) і прометію (Z = 61). Плутоній (Z =94) спочатку одержали штучно, а потім знайшли в досить малій кількості в природному мінералі — смоляній обманці. Інші трансуранові елементи добули лише штучно.

Електричний заряд є однією з найважливіших характеристик атомів атомних ядер. Значення його визначає число протонів у ядрі і число електронів у нейтральному атомі, характер внутрішньоатом­ ного електричного поля, від якого залежать фізичні і хімічні влас­ тивості атомів.

Маса ядра — є його другою важливою характеристикою. Прак­ тично маса атомного ядра збігається з масою атома, оскільки маса електронів, які входять до складу атома, дуже незначна. Так, у ато­ ма гідрогену на електрон припадає 1/1836 його маси. В інших ато­ мах сумарна маса електронів становить приблизно 1/4000 від маси атома. Масу атомів можна визначити за відхиленням їхніх йонів у електричному й магнітному полях. Ф. Астон сконструював для цьо­ го прилад, що називається мас-спектрографом. Дж. Томсон, а потім Ф. Астон за допомогою мас-спектрографа довели, що існує кілька груп атомів того самого хімічного елемента, які відрізняються атом­ ною масою. Атоми, ядра яких мають однакові заряди, але відрізня­ ються масами, називають ізотопами.

Масу атомів і атомних ядер прийнято виражати в атомних одини­ цях маси (а. о. м.). До 1962 р. за фізичною шкалою 1 а. о. м. відпові-

439

дала умовній одиниці, яка в 16 разів менша за масу одного з нуклідів оксигену ( х|0). За хімічною шкалою 1 а. о. м. дорівнює 1/16 атомної

маси елемента оксигену, який є сумішшю трьох його стабільних нуклідів з атомними масами 16,000000 (99,759 %), 17,00450 ± 0,000060 (0,037 %) і 18,00485 ± 0,00018 (0,024 %). Починаючи з 1962 р. ко­ ристуються уніфікованою атомною одиницею маси (у. а. о. м.), яка дорівнює 1/12 маси нукліда 1gC. Визначення мас ізотопів, проведе­ не з великою точністю, показало, що вони є практично цілими числа­ ми. Це дуже важливо, оскільки дає змогу дійти висновку, що ядра всіх хімічних елементів складаються з цілого числа деяких однорід­ них за масою складових частинок. Масу ядра в у. а. о. м., заокругле­ ну до найближчого цілого числа, називають масовим числом — А.

Для позначення ядер користуються символом де X — сим­ вол хімічного елемента в таблиці Д. І. Менделєєва, що відповідає заряду ядра Z, А — масовому числу.

Поряд з ізотопами існують атоми, ядра яких за однакової маси

(однакового масового числа) мають різні заряди. їх називають ізоба-

О О QC

рами. Прикладом ізобарних ядер можуть бути 1Н - 2Не, 40Zr, ^ M o -^ R u .

Стійкість ядер. Відомо близько 300 стабільних і понад 1000 ра­ діоактивних ядер. Радіоактивні ядра є нестійкими, здатними само­ чинно розпадатися. Ступінь стабільності радіоактивних ядер визна­ чається періодом піврозпаду — часом, протягом якого половина з наявних ядер зазнає розпаду. Атоми, ядра яких мають однакові А і Z, але відрізняються періодом піврозпаду, називають ізомерами. Так, радіоактивний 2д}Ра має два ізомери: період піврозпаду одного 6,7 год, другого — 1,14 хв.

Розміри і форма ядер. Певні відомості про розміри і форму ядра можна дістати, вивчаючи його електричне поле, яке досліджують ме­ тодом розсіяння заряджених частинок на ядрах. Експериментальні дослідження, проведені з α-частинками не дуже великих енергій, по­ казали, що на великих відстанях поле ядра є кулонівським. Проте на малих відстанях від ядра, як засвідчили дослідження розсіяння а-час- тинок великих енергій на легких ядрах, на кулонівські сили відштов­ хування накладаються специфічні ядерні сили притягання, які швид­ ко зростають зі зменшенням відстані від ядра. Отже, ядерні сили є короткодіючими. їх немає вже на відстані порядку кількох фермі

|і Φ = 10-15 м|. Цей радіус дії ядерних сил і визначає розмір ядра.

Проведені дослідження показали, що радіуси ядер залежать від їхніх масових чисел і можуть бути розраховані за емпіричною формулою

де г0 = 1,3...1,5 Ф; А — масове число.

440

Виходячи з формули (17.5), можна оцінити середню густину ядерної речовини, яка не залежить від об’єму ядра і дорівнює 1,3 · 1017 кг/м Q.

Дослідження електричного поля ядра дали змогу дійти висновку і про його форму. Так, у випадку сферично-симетричного ядра його поле має бути також сферично-симетричним, тобто таким, як і поле точкового заряду. Проведені дослідження показали, що не всі ядра є сферично-симетричними, але для всіх ядер без винятку характерна осьова симетрія. Осьова ж симетрія може бути, якщо ядро має сфе­ ричну форму або є еліпсоїдом обертання.

Спін і магнітний момент ядра. Вивчення оптичних спектрів за допомогою приладів високої роздільної здатності дало змогу встано­ вити наявність у атомних ядер спінів і магнітних моментів. У 1928 р. О. М. Теренін і Г. Н. Добрецов, досліджуючи спектр натрію, знайшли, що кожна з двох його D-ліній має дублетну структуру. Одна з них

(із хвилею завдовжки 589 нм) складається з двох ліній, розташова­ них на відстані 0,0021 нм одна від одної, друга (з хвилею завдовжки

589,6 нм) також розщеплена на дві компоненти, з відстанню між ними 0,0023 нм. Таке розщеплення спектральних ліній спостерігаєть­ ся у багатьох елементів і називається надтонкою структурою спек­ тральних ліній. Для пояснення надтонкої структури спектральних ліній В. Паулі висунув гіпотезу про те, що в атомних ядер є спіни і магнітні моменти.

Спін ядра разом із зарядом і масою є його найважливішою харак­ теристикою. Спіном ядра називають його повний механічний момент, який є сумою власних моментів імпульсів складових його частинок та їхніх орбітальних механічних моментів, зумовлених внутрішньо­ ядерними рухами. Спін ядра залежить від його стану. Тому звичай­ но мають на увазі спін ядра в основному стані. Спін ядра визначають за кількістю ліній надтонкої структури при спектроскопічних дослі­ дженнях. Звертає на себе увагу проста закономірність, що пов’язує спін з масовим числом: усі ядра з парним А мають цілий, або нульо­ вий, спін, ядра з непарним А — півцілий спін. Крім спіну для ядер характерні магнітні моменти. Магнітні моменти ядер виражаються в ядерних магнетонах, які вводяться аналогічно магнетону Бора,

де е — заряд протона; h — стала Планка; тр — маса протона. Магнітні моменти ядер незначні, тому експериментально виміряти їх важко. Для вимірювання магнітних моментів ядер широко засто­ совують радіоспектроскопічні методи.

Аналіз значень спінів і магнітних моментів ядер приводить до висновку, що нуклони в ядрі розміщуються так, що їхні спіни і

441

магнітні моменти взаємно компенсуються. Так, найбільший з експе­ риментально визначених спінів ядер дорівнює 7, тобто значно мен­ ший ніж А/2. Аналогічна ситуація спостерігається і для магнітних моментів ядер.

Існує однозначний зв’язок між спіном і статистикою ядра. Ядра з півцілим спіном підлягають статистиці Фермі — Дірака, а з цілим — статистиці Бозе — Ейнштейна.

Склад ядра. До 1932 р. вважали, що ядра всіх атомів складають­ ся з протонів і електронів (протонно-електронна гіпотеза). При цьо­ му до складу ядра з порядковим номером Z і масовим числом А мало входити Λ протонів і Α - Ζ — електронів. «Ядерні» електрони ней­ тралізують заряд A - Ζ — протонів і до того ж виконують роль це­ ментуючого середовища, яке утримує позитивно заряджені прото­ ни в ядрі. На користь цієї гіпотези, здавалось, вказувала і наявність Р~-радіоактивності, при якій ядро спонтанно випромінює електрони. Проте згодом від неї відмовились, оскільки вона неспроможна пояс­ нити цілий ряд експериментальних фактів. Перший з них пов’яза­ ний з властивостями ядра азоту 14Ν і відомий у фізиці під назвою «азотної катастрофи».

Справді, за протонно-електронною гіпотезою, таке ядро складається з 14 протонів і 7 електронів, тобто містить у собі непарне число час­ тинок. Оскільки кожна зі складових частинок характеризується півцілим спіном, то і спін ядра має бути дробовим, що суперечить експериментальним фактам. Виходячи з протонно-електронної гіпо­ тези, не можна пояснити і малі значення магнітних моментів ядер, які набагато менші від магнітного моменту електрона.

Вихід із цього становища було знайдено після відкриття нейтро­ на. Д. Д. Іваненко і В. Гейзенберг висунули гіпотезу про протоннонейтронну будову ядер. Ця гіпотеза пояснює всі нині відомі експери­ ментальні факти і є на сьогодні загальноприйнятою. Протони і ней­ трони називають ще нуклонами.

17.5. Енергія зв'язку атомних ядер

Внутрішня енергія ядра складається з: 1) суми власних енергій нуклонів, які б вони мали, якби були віддалені один від одного і

перебували в стані спокою,т^с2, де тпі — маса ізольованого нук-

442

Крім того, згідно із законом пропорційності маси і енергії внут­ рішню енергію ядра можна обчислити за формулою

де Мя — маса ядра; с — швидкість світла у вакуумі.

В ядерній фізиці для обчислення енергії користуються спеціаль­ ною одиницею — атомною одиницею енергії (а. о. е.), що відповідає однійуніфікованій атомній одиниці маси. Притакому виборі оди­ ниці енергії енергія системи дорівнюватимеїї масі,вираженій в уні­ фікованих атомних одиницях маси. Неважко переконатися, що

Ураховуючи співвідношення (17.9), формулу (17.8) можна пере­

У формулі (17.10) маса ядра виражається в уніфікованих атом­ них одиницях маси.

Якщо від внутрішньої енергії ядра ми віднімемо сумарну власну енергію нуклонів, то дістанемо суму потенціальної й кінетичної енергій нуклонів у ядрі:

І=1

Це від’ємна величина, оскільки від’ємна енергія взаємодії нукло­ нів у ядрі Еи більша за енергію руху Ек (інакше ядро розпалося б на складові частини). Практичний інтерес становить протилежна за знаком величина Езв = ~(Еп + Ек); її називають поєною енергією зв'язку ядра.

Енергія зв’язку частинки в ядрі визначається роботою, яка по­ трібна для її відщеплення від ядра без наданнякінетичної енергії. Повна енергія зв’язку ядра визначається роботою, яку треба викона­ ти, щоб розщепити ядро на окремі невзаємодіючі між собою нукло­ ни без надання їм кінетичної енергії:

443

А — масове число ядраj називають середньою енергією зв’язку нуклона в ядрі, або питомою енергією зв’язку. Отже,

Абсолютне значення потенціальної енергії нуклона в незбудженому ядрі (глибина потенціальної ями для нуклона в ядрі) більше від істинної енергії зв’язку нуклона на значення його кінетичної енергії. Те саме можна сказати і про середні значення. Якщо зі збудженого ядра вилітає нуклон, то енергія збудження зменшується на значен­ ня надлишкової кінетичної енергії, яку дістав нуклон у момент пе­ ред вильотом із ядра. Частина цієї надлишкової кінетичної енергії витрачається на подолання зв’язку певного нуклона з ядром, а дру­ га — зберігається як енергія руху нуклона поза ядром. Отже, при викиданні нуклона енергія збудження зменшується на значення суми кінетичної енергії нуклона поза ядром і його енергії зв’язку з ядром. Теоретичний аналіз експериментальних даних про ядра показав, що істинні енергії зв’язку нуклонів у будь-якому (не дуже легкому) ядрі мало відрізняються від середньої енергії зв’язку нуклонів у тому са­ мому ядрі. В цьому квантова структура ядер протилежна квантовій структурі електронних оболонок атомів. Енергія зв’язку для перифе­ рійних електронів у атомах вимірюється кількома електрон-вольта- ми, а для електронів, розміщених ближче до ядра, сотнями і тисячами електрон-вольтами. У найважчих атомах зв’язок електронів ϋΓ-шару з ядром перевищує 100 000 еВ. Зрозуміло, що при цьому обчислення середньої енергії зв’язку електронів у атомі безпідставне.

Якщо одному з внутрішньоядерних нуклонів надано надлишкову енергію, то ця енергія збудження внаслідок сильної взаємодії нукло­ нів ядра відразу розподілиться між усіма нуклонами (або між більшістю нуклонів ядра). Навпаки, енергії збудження (або навіть енергії відриву зовнішнього електрона атома) зовсім не досить для збудження електронів більш глибоких шарів.

Середня енергія зв’язку нуклонів має важливе значення у ядер­ них розрахунках. Вона визначається складом ядра і для всіх ві­ домих (не дуже легких) ядер змінюється мало, приблизно від 7 до 8,6 МеВ/нуклон. Це в багатьох випадках дає змогу, екстраполюючи властивості вивчених ядер, передбачити властивості невивчених або зовсім нестабільних ядер.

Для обчислення енергії зв’язку нуклонів у ядрі за формулою (17.13) потрібно знати: масу ядра Мя, число протонів у ньому Ζ, число ней­ тронів A - Ζ і маси протона тр і нейтрона тп. Про масу ядра роб­ лять висновки за масою атома, яка відрізняється від маси ядра на

444

масу Z електронів, зв’язаних з ядром. Підставляючи у формулу (17.13) замість Мя масу атома Ма, дістанемо повну енергію зв’язку атома, а не тільки одного ядра, тобто дістанемо суму енергій зв’язку нукло­ нів у ядрі і енергії зв’язку електронної оболонки з ядром. Оскільки маса атома більша вїд маси ядра на значення Zme — масу електро­ нів, то на таке саме значення треба збільшити перший член у фор­ мулі (17.13). Це досягається тим, що замість маси протонів, які містяться в ядрі, беруть масу такої самої кількості атомів гідрогену. Отже, формула для визначення повної енергії ядерного зв’язку набу­ ває такого вигляду:

де /7ін — маса атома гідрогену [ тп,/мн і Ма, користуючись форму­ лою (17.14), треба виражати в у. а. о. м.].

Якщо нуклони об’єднуються в ядра, то при цьому виділяється енергія зв’язку. Чим щільніше упаковане ядро, тим більше виді­ ляється енергії при його утворенні. Енергія зв’язку виділяється у вигляді випромінювання або кінетичної енергії ядер, яка передаєть­ ся через деякий час іншим частинкам. Втрачаючи енергію, ядра втра­ чають разом з нею і масу, яка дорівнює енергії, поділеній на квадрат

ґ„ \

швидкості світла Δτη = — Тому ядро має масу, меншу від суми

с

мас нуклонів, з яких воно складається. Величину Δ/η, що дорівнює

різниці між масою системи (ядра) і сумою мас складових її частин (нуклонів), називають дефектом маси. Фізичний зміст цієї величи­ ни полягає в тому, що вона визначає енергію зв’язку в масових оди­ ницях. Іноді, особливо в практичних розрахунках, під дефектом маси (надлишком маси) розуміють різницю між масою атома Ма, вира­ женою в у. а. о. м., і масовим числом А. В такому розумінні дефект маси втрачає безпосередньо фізичний зміст. Проте, знаючи його зна­ чення, можна порівняно просто визначити енергію зв’язку ядра. При цьому дефект маси вважають додатним, якщо масове число А менше від маси атома, що спостерігається у найлегших атомів (гідрогену, гелію, берилію, карбону та ін.). Дефект маси від’ємний для всіх атомів з масовими числами, що перевищують 20 і менші від 185.

Отже, дефект маси — це зменшення маси, спричинене виділен­ ням енергії (а з нею і маси) при об’єднанні нуклонів у ядро. В ядрах з малою кількістю нуклонів дефект маси відносно невеликий, зі збільшенням кількості частинок у ядрі зростає і дефект маси. Відно­ шення дефекту маси до масового числа називають пакувальним коефі­ цієнтом:

445

Рис. 17.7

В ядрах з великим числом нуклонів міститься багато протонів, між якими діють електростатичні сили відштовхування. При цьому дефект мас дуже важких ядер зменшується зі збільшенням числа нуклонів у ядрі. У співвідношенні ядерних і електростатичних сил істотною є їхня специфіка: перші здатні насичуватись, а інші не ма­ ють такої властивості. Максимальне значення дефекту мас мають ядра середньої маси, які розміщуються всередині таблиці Д. І. Менделєєва приблизно від силіцію (Z = 14) до барію (Z = 56). Для них харак­ терні найбільші значення середньої енергії зв’язку на один нуклон, що видно з рис. 17.7, на якому зображено залежність середньої енергії зв’язку на один нуклон ω від масового числа для стабільних ядер. Рис. 17.7 показує, що величина ω не є однаковою для всіх ядер. Для ядер з масовими числами 28 < А < 138 вона залишається приблизно сталою і дорівнює 8,7 МеВ на одну ядерну частинку. Для ядер з А >138 середня енергія зв’язку зменшується зі збільшенням числа нуклонів у ядрі. Для урану, який міститься в кінці таблиці Д. І. Мен­ делєєва, ω ~ 7,6 МеВ/нуклон. У випадку легких ядер, які містять у собі невелику кількість нуклонів, середня енергія зв’язку на один нуклон зменшується зі зменшенням кількості частинок у ядрі. При цьому на кривій залежності ω від масового числа А в інтервалі неве­ ликих значень масових чисел спостерігається ряд максимумів і мінімумів. Максимальні значення середньої енергії зв’язку на один нуклон припадають на ядра з парними числами протонів і нейтронів

gHe, ^Be, 1gC, 1gO (парно-парні ядра). Мінімальні значення ω відпо­

відають ядрам зLi, 1®Β, 14N, які містять у собі непарні числа про­ тонів і нейтронів (непарно-непарні ядра).

Аналіз графічної залежності ω = /(Α), зображеної на рис. 17.7, дає змогу дійти висновку щодо шляхів добування ядерної енергії.

446

Таких шляхів два. Перший шлях пов’язаний із поділом важких ядер на більш легкі, для яких енергія зв’язку на один нуклон більша, ніж для ядер, що зазнають поділу. Другий шлях вивільнення ядер­ ної енергії ґрунтується на поєднанні легких ядер у більш важкі (на­ приклад, поєднання ядер гідрогену або його ізотопів у ядра гелію). Більш докладно про це мова йтиме далі.

17.6. Штучне перетворення атомних ядер. Відкриття нейтрона

Перша ядерна реакція, яка поклала початок штучному перетво­ ренню ядер, а отже, зробила реальністю мрію алхіміків про перетво­ рення елементів, була здійснена 1919 p. Е. Резерфордом за допомогою

α-частинок, що випромінювались полонієм ^ Р о . У дослідах Е. Ре­ зерфорда джерело α-частинок вміщувалось у спеціальну камеру, яка наповнювалась газом. В одній із стінок камери було встановлено екран. Попадання частинок на екран спричинювало появу сцинтиляцій, які спостерігались за допомогою мікроскопа. Перед екраном вміщувалась алюмінієва фольга, товщина якої підбиралась такою, щоб вона затримувала α-частинки, випромінювані полонієм. Отже, конструкція установки усувала попадання α-частинок у сцинтиляцій­ ний екран. Тим часом при заповненні камери азотом сцинтиляції спостерігались. При заповненні камери киснем або вуглекислим га­ зом сцинтиляцій не було. Появу сцинтиляцій при заповненні каме­ ри азотом можна пояснити тим, що дія α-частинок на атоми нітроге­ ну спричинювала появу нових частинок з великою проникною здат­ ністю. Ретельне вивчення їх в електричному і магнітному полях по­ казало, що ці частинки є протонами, тобто ядрами атома гідрогену. Е. Резерфорд пояснив результат свого досліду тим, що швидка а-час- тинка проникає в ядро нітрогену і викликає його перетворення в ядро оксигену з викиданням протона. Цю ядерну реакцію можна записати так:

Наступні досліди Е. Резерфорда і Д. Чедвіка показали, що крім ядер атомів нітрогену протони випромінюються під дією швидких α-частинок і ядрами атомів інших легких елементів. Проте важчі ядра не вдалося розщепити α-частинками. Ці ядра мають великий заряд, тому α-частинки не можуть подолати сили відштовхування і наблизитись на відстань, де сили ядерного притягання переважають електростатичне відштовхування.

Для дослідження взаємодії α-частинок з ядрами азоту П. Блекетт створив установку з камерою Вільсона, в якій фотографування треків сх-частинок відбувалось автоматично через малі проміжки часу. Під

447