Деление ядер урана было открыто в 1938 г. немецкими учеными О. Ганом и Ф. Штрассманом. Им удалось установить, что при бомбардировке ядер урана нейтронами образуются элементы средней части периодической системы: барий, криптон и др. Правильное толкование этому факту дали австрийский физик Л. Мейтнер и английский физик О. Фриш. Они объяснили появление этих элементов распадом ядер урана, захватившего нейтрон, на две примерно равные части. Это явление получило название деления ядер, а образующиеся ядра - осколков деления.

См. также

1. Васильев А. Деление урана: от Клапрота до Гана //Квант. - 2001. - № 4. - С. 20-21,30 .

Капельная модель ядра

Объяснить эту реакцию деления можно основываясь на капельной модели ядра. В этой модели ядро рассматривается как капля электрически заряженной несжимаемой жидкости. Кроме ядерных сил, действующих между всеми нуклонами ядра, протоны испытывают дополнительное электростатическое отталкивание, вследствие которого они располагаются на периферии ядра. В невозбужденном состоянии силы электростатического отталкивания скомпенсированы, поэтому ядро имеет сферическую форму (рис. 1, а).

После захвата ядром \(~^{235}_{92}U\) нейтрона образуется промежуточное ядро \(~(^{236}_{92}U)^*\), которое находится в возбужденном состоянии. При этом энергия нейтрона равномерно распределяется между всеми нуклонами, а само промежуточное ядро деформируется и начинает колебаться. Если возбуждение невелико, то ядро (рис. 1, б), освобождаясь от излишка энергии путем испускания γ -кванта или нейтрона, возвращается в устойчивое состояние. Если же энергия возбуждения достаточно велика, то деформация ядра при колебаниях может быть настолько большой, что в нем образуется перетяжка (рис. 1, в), аналогичная перетяжке между двумя частями раздваивающейся капли жидкости. Ядерные силы, действующие в узкой перетяжке, уже не могут противостоять значительной кулоновской силе отталкивания частей ядра. Перетяжка разрывается, и ядро распадается на два "осколка" (рис. 1, г), которые разлетаются в противоположные стороны.

uran.swf Flash: Деление урана Увеличить Flash Рис. 2.

В настоящее время известны около 100 различных изотопов с массовыми числами примерно от 90 до 145, возникающих при делении этого ядра. Две типичные реакции деления этого ядра имеют вид:

\(~^{235}_{92}U + \ ^1_0n \ ^{\nearrow}_{\searrow} \ \begin{matrix} ^{144}_{56}Ba + \ ^{89}_{36}Kr + \ 3^1_0n \\ ^{140}_{54}Xe + \ ^{94}_{38}Sr + \ 2^1_0n \end{matrix}\) .

Обратите внимание, что в результате деления ядра, инициированного нейтроном, возникают новые нейтроны, способные вызвать реакции деления других ядер. Продуктами деления ядер урана-235 могут быть и другие изотопы бария, ксенона, стронция, рубидия и т. д.

При делении ядер тяжелых атомов (\(~^{235}_{92}U\)) выделяется очень большая энергия - около 200 МэВ при делении каждого ядра. Около 80 % этой энергии выделяется в виде кинетической энергии осколков; остальные 20 % приходятся на энергию радиоактивного излучения осколков и кинетическую энергию мгновенных нейтронов.

Оценку выделяющей при делении ядра энергии можно сделать с помощью удельной энергии связи нуклонов в ядре. Удельная энергия связи нуклонов в ядрах с массовым числом A ≈ 240 порядка 7,6 МэВ/нуклон, в то время как в ядрах с массовыми числами A = 90 – 145 удельная энергия примерно равна 8,5 МэВ/нуклон. Следовательно, при делении ядра урана освобождается энергия порядка 0,9 МэВ/нуклон или приблизительно 210 МэВ на один атом урана. При полном делении всех ядер, содержащихся в 1 г урана, выделяется такая же энергия, как и при сгорании 3 т угля или 2,5 т нефти.

См. также

1. Варламов А.А. Капельная модель ядра //Квант. - 1986. - № 5. - С. 23-24

Цепная реакция

Цепная реакция - ядерная реакция, в которой частицы, вызывающие реакцию, образуются как продукты этой реакции.

При делении ядра урана-235, которое вызвано столкновением с нейтроном, освобождается 2 или 3 нейтрона. При благоприятных условиях эти нейтроны могут попасть в другие ядра урана и вызвать их деление. На этом этапе появятся уже от 4 до 9 нейтронов, способных вызвать новые распады ядер урана и т. д. Такой лавинообразный процесс называется цепной реакцией. Схема развития цепной реакции деления ядер урана представлена на рис. 3.

reakcia.swf Flash: цепная реакция Увеличить Flash Рис. 4.

Уран встречается в природе в виде двух изотопов\[~^{238}_{92}U\] (99,3 %) и \(~^{235}_{92}U\) (0,7 %). При бомбардировке нейтронами ядра обоих изотопов могут расщепляться на два осколка. При этом реакция деления \(~^{235}_{92}U\) наиболее интенсивно идет на медленных (тепловых) нейтронах, в то время как ядра \(~^{238}_{92}U\) вступают в реакцию деления только с быстрыми нейтронами с энергией порядка 1 МэВ. Иначе энергия возбуждения образовавшихся ядер \(~^{239}_{92}U\) оказывается недостаточной для деления, и тогда вместо деления происходят ядерные реакции:

\(~^{238}_{92}U + \ ^1_0n \to \ ^{239}_{92}U \to \ ^{239}_{93}Np + \ ^0_{-1}e\) .

Изотоп урана \(~^{238}_{92}U\) β -радиоактивен, период полураспада 23 мин. Изотоп нептуния \(~^{239}_{93}Np\) тоже радиоактивен, период полураспада около 2 дней.

\(~^{239}_{93}Np \to \ ^{239}_{94}Pu + \ ^0_{-1}e\) .

Изотоп плутония \(~^{239}_{94}Np\) относительно стабилен, период полураспада 24000 лет. Важнейшее свойство плутония состоит в том, что он делится под влиянием нейтронов так же, как \(~^{235}_{92}U\). Поэтому с помощью \(~^{239}_{94}Np\) может быть осуществлена цепная реакция.

Рассмотренная выше схема цепной реакции представляет собой идеальный случай. В реальных условиях не все образующиеся при делении нейтроны участвуют в делении других ядер. Часть их захватывается неделящимися ядрами посторонних атомов, другие вылетают из урана наружу (утечка нейтронов).

Поэтому цепная реакция деления тяжелых ядер возникает не всегда и не при любой массе урана.

Коэффициент размножения нейтронов

Развитие цепной реакции характеризуется так называемым коэффициентом размножения нейтронов К , который измеряется отношением числа N i нейтронов, вызывающих деление ядер вещества на одном из этапов реакции, к числу N i-1 нейтронов, вызвавших деление на предыдущем этапе реакции:

\(~K = \dfrac{N_i}{N_{i - 1}}\) .

Коэффициент размножения зависит от ряда факторов, в частности от природы и количества делящегося вещества, от геометрической формы занимаемого им объема. Одно и то же количество данного вещества имеет разное значение К . К максимально, если вещество имеет шарообразную форму, поскольку в этом случае потеря мгновенных нейтронов через поверхность будет наименьшей.

Масса делящегося вещества, в котором цепная реакция идет с коэффициентом размножения К = 1, называется критической массой. В небольших кусках урана большинство нейтронов, не попав ни в одно ядро, вылетают наружу.

Значение критической массы определяется геометрией физической системы, ее структурой и внешним окружением. Так, для шара из чистого урана \(~^{235}_{92}U\) критическая масса равна 47 кг (шар диаметром 17 см). Критическую массу урана можно во много раз уменьшить, если использовать так называемые замедлители нейтронов. Дело в том, что нейтроны, рождающиеся при распаде ядер урана, имеют слишком большие скорости, а вероятность захвата медленных нейтронов ядрами урана-235 в сотни раз больше, чем быстрых. Наилучшим замедлителем нейтронов является тяжелая вода D 2 O. Обычная вода при взаимодействии с нейтронами сама превращается в тяжелую воду.

Хорошим замедлителем является также графит, ядра которого не поглощают нейтронов. При упругом взаимодействии с ядрами дейтерия или углерода нейтроны замедляются до тепловых скоростей.

Применение замедлителей нейтронов и специальной оболочки из бериллия, которая отражает нейтроны, позволяет снизить критическую массу до 250 г.

При коэффициенте размножения К = 1 число делящихся ядер поддерживается на постоянном уровне. Такой режим обеспечивается в ядерных реакторах.

Если масса ядерного топлива меньше критической массы, то коэффициент размножения К < 1; каждое новое поколение вызывает все меньшее и меньшее число делений, и реакция без внешнего источника нейтронов быстро затухает.

Если же масса ядерного топлива больше критической, то коэффициент размножения К > 1 и каждое новое поколение нейтронов вызывает все большее число делений. Цепная реакция лавинообразно нарастает и имеет характер взрыва, сопровождающегося огромным выделением энергии и повышением температуры окружающей среды до нескольких миллионов градусов. Цепная реакция такого рода происходит при взрыве атомной бомбы.

Ядерная бомба

В обычном состоянии ядерная бомба не взрывается потому, что ядерный заряд в ней разделен на несколько небольших частей перегородками, поглощающими продукты распада урана, – нейтроны. Цепная ядерная реакция, являющаяся причиной ядерного взрыва, не может поддерживаться в таких условиях. Однако, если фрагменты ядерного заряда соединить вместе, то их суммарная масса станет достаточной для того, чтобы начала развиваться цепная реакция деления урана. В результате происходит ядерный взрыв. При этом мощность взрыва, развиваемая ядерной бомбой сравнительно небольших размеров, эквивалентна мощности, выделяющейся при взрыве миллионов и миллиардов тонн тротила.

Рис. 5. Атомная бомба

>> Деление ядер урана

§ 107 ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР УРАНА

Делиться на части могут только ядра некоторых тяжелых элементов. При делении ядер испускаются два-три нейтрона и -лучи. Одновременно выделяется большая энергия .

Открытие деления урана. Деление ядер урана было открыто в 1938 г. немецкими учеными О. Ганом иФ. Штрассманом. Они установили, что нри бомбардировке урана нейтронами возникают элементы средней части периодической системы: барий, криптон и др. Однако правильное истолкование этого факта именно как деления ядра урана, захватившего нейтрон, было дано в начале 1939 г. английским физиком О. Фришем совместно с австрийским физиком Л. Мейтнером.

Захват нейтрона нарушает стабильность ядра. Ядро возбуждается и становится неустойчивым, что приводит к его делению на осколки. Деление ядра возможно потому, что масса покоя тяжелого ядра больше суммы масс покоя осколков, возникающих при делении. Поэтому происходит выделение энергии, эквивалентной уменьшению массы покоя, сопровождающему деление.

Возможность деления тяжелых ядер можно также объяснить с помощью графика зависимости удельной энергии связи от массового числа А (см. рис. 13.11). Удельная энергия связи ядер атомов элементов, занимающих в периодической системе последние места (А 200), примерно на 1 МэВ меньше удельной энергии связи в ядрах элементов, находящихся в середине периодической системы (А 100). Поэтому процесс деления тяжелых ядер на ядра элементов средней части периодической системы является энергетически выгодным. Система после деления переходит в состояние с минимальной внутренней энергией. Ведь, чем больше энергия связи ядра, тем большая энергия должна выделяться нри возникновении ядра и, следовательно, тем меньше внутренняя энергия образовавшейся вновь системы.

При делении ядра энергия связи, приходящаяся на каждый нуклон, увеличивается на 1 МэВ и общая выделяющаяся энергия должна быть огромной - порядка 200 МэВ. Ни при какой другой ядерной реакции (не связанной с делением) столь больших энергий не выделяется.

Непосредственные измерения энергии, выделяющейся при делении ядра урана , подтвердили приведенные соображения и дали значение200 МэВ. Причем большая часть этой энергии (168 МэВ) приходится на кинетическую энергию осколков. На рисунке 13.13 вы видите треки осколков делящегося урана в камере Вильсона.

Выделяющаяся при делении ядра энергия имеет электростатическое, а не ядерное происхождение. Большая кинетическая энергия , которую имеют осколки, возникает вследствие их кулоновского отталкивания.

Механизм делении ядра. Процесс деления атомного ядра можно объяснить иа основе капельной модели ядра. Согласно этой модели сгусток нуклонов напоминает капельку заряженной жидкости (рис. 13.14, а). Ядерные силы между нуклонами являются короткодействующими, подобно силам, действующим между молекулами жидкости. Наряду с большими силами электростатического отталкивания между протонами, стремящимиея разорвать ядро на части, действуют еще большие ядерные силы притяжения. Эти силы удерживают ядро от распада.

Ядро урана-235 имеет форму шара. Поглотив лишний нейтрон, оно возбуждается и начинает деформироваться, приобретая вытянутую форму (рис. 13.14, б). Ядро будет растягиваться до тех пор, пока силы отталкивания между половинками вытянутого ядра не начнут преобладать над силами притяжения, действующими в перешейке (рис. 13.14, в). После этого оно разрывается на две части (рис. 13.14, г).

Под действием кулоновских сил отталкивания эти осколки разлетаются со скоростью, равной 1/30 скорости света.

Испускание нейтронов в процессе деления. Фундаментальный факт ядерного деления - испускание в процессе деления двух-трех нейтронов . Именно благодаря этому оказалось возможным практическое использование внутриядерной энергии.

Понять, почему происходит испускание свободных нейтронов, можно исходя из следующих соображений. Известно, что отношение числа нейтронов к числу протонов в стабильных ядрах возрастает с повышением атомного номера. Поэтому у возникающих при делении осколков относительное число нейтронов оказывается большим, чем это допустимо для ядер атомов, находящихся в середине таблицы Менделеева . В результате несколько нейтронов освобождается в процессе деления. Их энергия имеет различные значения - от нескольких миллионов электрон-вольт до совсем малых, близких к нулю.

Деление обычно происходит на осколки, массы которых отличаются примерно в 1,5 раза. Осколки эти сильно радиоактивны, так как содержат избыточное количество нейтронов. В результате серии последовательных -распадов в конце концов получаются стабильные изотопы.

В заключение отметим, что существует также спонтанное деление ядер урана. Оно было открыто советскими физиками Г. Н. Флеровым и К. А. Петржаком в 1940 г. Период полураспада для спонтанного деления равен 10 16 лет. Это в два миллиона раз больше периода полураспада при -распаде урана.

Реакция деления ядер сопровождается выделением энергии.

Содержание урока конспект урока опорный каркас презентация урока акселеративные методы интерактивные технологии Практика задачи и упражнения самопроверка практикумы, тренинги, кейсы, квесты домашние задания дискуссионные вопросы риторические вопросы от учеников Иллюстрации аудио-, видеоклипы и мультимедиа фотографии, картинки графики, таблицы, схемы юмор, анекдоты, приколы, комиксы притчи, поговорки, кроссворды, цитаты Дополнения рефераты статьи фишки для любознательных шпаргалки учебники основные и дополнительные словарь терминов прочие Совершенствование учебников и уроков исправление ошибок в учебнике обновление фрагмента в учебнике элементы новаторства на уроке замена устаревших знаний новыми Только для учителей идеальные уроки календарный план на год методические рекомендации программы обсуждения Интегрированные уроки

ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР УРАНА

Делиться могут только ядра некоторых тяжелых элементов, например, урана.

Ядро урана - 235 имеет форму шара. Поглотив нейтрон, ядро возбуждается и начинает деформироваться.
Оно растягивается из стороны в сторону до тех пор, пока кулоновские силы отталкивания между протонами не начнут преобладать над ядерными силами притяжения. После этого ядро разрывается на две части и осколки разлетаются со скоростью 1/30 скорости света. При делении ядра образуются еще 2 или 3 нейтрона.
Появление нейтронов объясняется тем, что число нейтронов в осколках оказывается больше, чем это допустимо.

Имеющие огромную скорость разлетающиеся осколки тормозятся окружающей средой.
Кинетическая энергия осколков превращается во внутреннюю энергию среды, которая нагревается.
Таким образом, деление ядер урана сопровождается выделением большого количества энергии.

ЦЕПНАЯ ЯДЕРНАЯ РЕАКЦИЯ

Это процесс, в котором одна проведенная реакция вызывает последующие реакции такого же типа.

При делении одного ядра урана образовавшиеся нейтроны могут вызвать деления других ядер урана, при этом число нейтронов нарастает лавинообразно .

Отношение числа образовавшихся нейтронов в одном акте деления к числу таких нейтронов в предыдущем акте деления называется коэффициентом размножения нейтронов k.

При k меньше 1 реакция затухает, т.к. число поглщенных нейтронов больше числа вновь образовавшихся.
При k больше 1 почти мгновенно происходит взрыв.
При k равном 1 идет управляемая стационарная цепная реакция.

Цепная реакция сопровождается выделением большого количества энергии.

Для осуществлении цепной реакции не получается использовать любые ядра, делящиеся под влиянием нейтронов.

Используемый в качестве топлива для атомных реакторов химический элемент уран состоит в природе из двух изотопов: урана-235 и урана - 238.

В природе изотопы урана-235 составляют всего лишь 0,7% от всего запаса урана, однако именно они пригодны для проведения цепной реакции, т.к. делятся под влиянием медленных нейтронов.

Ядра урана-238 могут делиться лишь под влиянием нейтронов большой энергии (быстрых нейтронов ). Такую энергию имеют только 60% нейтронов, появляющихся при делении ядра урана-238. Примерно только 1 из 5 образовавшихся нейтронов вызывает деление ядра.

Условия протекания цепной реакции в уране-235:

Минимальное количество топлива (критическая масса), необходимое для проведения управляемой цепной реакции в атомном реакторе
- скорость нейтронов должна вызывать деление ядер урана
- отсутствие примесей, поглощающих нейтроны

Критическая масса:

Если масса урана мала, нейтроны будут вылетать за его пределы, не вступая в реакцию
- если масса урана велика, возможен взрыв за счет сильного увеличения числа нейтронов
- если масса соответствует критической, протекает управляемая цепная реакция

Для урана-235 критическая масса составляет 50 кг (это, например, шар из урана диаметром 9 см).

Первая управляемая цепная реакция - США в 1942 г. (Э.Ферми)
В СССР - 1946 г. (И.В.Курчатов).

Вспомни тему "Атомная физика" за 9 класс:

Радиоактивность.
Радиоактивные превращения.
Состав атомного ядра. Ядерные силы.
Энергия связи. Дефект масс.
Деление ядер урана.
Ядерная цепная реакция.
Ядерный реактор.
Термоядерная реакция.

Другие страницы по теме "Атомная физика" за 10-11 класс:

НЕМНОГО ИЗ ИСТОРИИ

В 1930 году в Кембридже Дж. Кокрофт и Э. Уолсон расщепили атом. Руководитель Кавендишской лаборатории лорд Э. Резерфорд публично высказался по поводу этого эксперимента: «Расщепление атома, это всего лишь наиболее элегантный эксперимент и элегантность его в том и состоит, что он не имеет никакого практического применения».
___

Когда во Франции начались работы по созданию атомного оружия и, соответственно, по очистке изотопов урана, внезапно обнаружилось, что уран из окрестностей западноафриканской деревушки Окло вместо 0.71% для урана-235, годного для боеприпасов, содержит только 0.68%. Последовавшее за этим разбирательство привело к открытию уникального, поистине единственного в своем роде объекта – природного ядерного реактора ! При этом при работе этого реактора расходовалась часть урана-235.
___

Недавно человечество отметило 50-летие атомных бомбардировок Хиросимы и Нагасаки. Путь к этим трагическим событиям проходил и под главной трибуной Чикагского стадиона, где 2-го декабря 1942 года была проведена первая цепная ядерная реакция .
___

Из анекдота о том, что такое цепная реакция : «Если кто-то разгуливает неподалеку от сидящей на цепи собаки, она начинает лаять, а следом за ней - и другие собаки».

Освобождение энергии при делении ядер. Так же как и в других ядерных реакциях, энергия, освобождающаяся при делении, эквивалентна разности масс взаимодействующих частиц и конечных продуктов. Так как энергия связи нуклона в уране а энергия связи одного нуклона в осколках при делении урана должна выделяться энергия

Таким образом, при делении ядра освобождается огромная энергия, подавляющая ее часть выделяется в виде кинетической энергии осколков деления.

Распределение продуктов деления по массам. Ядро урана в большинстве случаев делится несимметрично. Два ядерных осколка имеют соответственно разные скорости и разные массы.

Осколки по массам распадаются на две группы; одна вблизи криптона с другая вблизи ксенона Массы осколков относятся друг к другу в среднем как Из за-конов сохранения энергии и импульса можно получить, что кинетические энергии осколков должны быть обратно пропорциональны их массам:

Кривая выхода продуктов деления симметрична относительно вертикальной прямой, проходящей через точку Значительная ширина максимумов свидетельствует о многообразии путей деления.

Рис. 82. Распределение продуктов деления урана по массам

Перечисленные характеристики относятся главным образом к делению под действием тепловых нейтронов; в случае деления под действием нейтронов с энергией в несколько и больше, ядро распадается на два более симметричных по массам осколка.

Свойства продуктов деления. При делении атома урана происходит срыв очень многих электронов оболочки, и осколки деления представляют собой приблизительно -кратно ионизованные положительные ионы, которые при прохождении через вещество сильно ионизуют атомы. Поэтому пробеги осколков в воздухе небольшие и близки к 2 см.

Легко установить, что образующиеся при делении осколки должны быть радиоактивными, склонными к испусканию нейтронов. Действительно, у стабильных ядер отношение числа нейтронов и протонов меняется в зависимости от А следующим образом:

(см. скан)

Ядра, которые образовались при делении, лежат в середине таблицы и, следовательно, содержат больше нейтронов, чем это допустимо для их стабильности. Освобождаться от лишних нейтронов они могут как путем -распада, так и непосредственно испуская нейтроны.

Запаздывающие нейтроны. В одном из возможных вариантов деления образуется радиоактивный бром. На рис. 83 показана схема его распада, в конце которой находятся стабильные изотопы

Интересна особенность этой цепочки: криптон может освобождаться от лишнего нейтрона либо за счет -распада, либо если он образовался в возбужденном состоянии за счет прямого испускания нейтрона. Эти нейтроны появляются через 56 сек после деления (время жизни относительно -перехода в возбужденное состояние хотя сам испускает нейтроны практически мгновенно.

Рис. 83. Схема распада радиоактивного брома, образованного в возбужденном состоянии при делении урана

Они называются запаздывающими нейтронами. Со временем интенсивность запаздывающих нейтронов спадает по экспоненте, как при обычном радиоактивном распаде.

Энергия этих нейтронов равна энергии возбуждения ядра. Хотя они составляют лишь 0,75% от всех нейтронов, вылетающих при делении, в осуществлении цепной реакции запаздывающие нейтроны играют важную роль.

Мгновенные нейтроны. Свыше 99% нейтронов освобождается в течение чрезвычайно короткого времени; их называют мгновенными нейтронами.

При изучении процесса деления возникает фундаментальный вопрос, сколько нейтронов получается в одном акте деления; этот вопрос важен потому, что если их число в среднем велико они могут быть использованы для деления последующих ядер, т. е. возникает возможность создания цепной реакции. Над разрешением этого вопроса в 1939-1940 гг. работали практически во всех крупнейших ядерных лабораториях мира.

Рис. 84. Энергетический спектр нейтронов полученных при делении урана-235

Распределение энергии деления. Непосредственное измерение энергии осколков и энергии, уносимой другими продуктами деления, дало следующее приближенное распределение энергии

ДЕЛЕНИЕ ТЯЖЕЛЫХ ЯДЕР

Возможность деления. У самых тяжелых ядер средняя энергия связи нуклона примерно на 1 МэВ ниже, чем у ядер наиболее устойчивых. В таком случае, превращение тяжелого ядра в два более легких ядра должно сопровождаться выделением свободной энергии. Эсли энергетически выгодный процесс не происходит немедленно, то это значит, что его течению препядствует энергетический барьер. Барьер при делении порождается силами поверхностного натяжения, которые представляют собой составляющую ядерных сил, действующую на расположенные на поверхности ядра нуклоны в направлении центра и создающую давление на поверхность – поверхностное натяжение, потенциальная энергия которого минимальна в основном состоянии ядра. Следовательно, отклонение от исходной геометрической формы, которое может привести к делению, связано с работой против сил поверхностного натяжения и возможно только при получении извне энергии, т.е. при возбуждении ядра какой-либо частицей.

Процесс деления энергетически выгоден уже для ядер с массовыми числами более 80. Однако выйгрыш в энергии сначала очень мал, а высота барьера столь велика, что при возбуждении ядер идут реакции с испусканием нуклонов, но не деление. Только у самых тяжелых ядер энергетический барьер оказывается примерно равным энергии связи нуклона, так что распад составных ядер по каналу деления становится существенным по сравнению с распадом по другим каналам, а в некоторых случаях преобладающим. Представление об абсолютных значениях барьеров дают экспериментальные значения порогов деления под действием гамма-квантов:

Эти данные свидетельствуют о том, что потенциальный барьер по отношению к делению у самых тяжелых ядер составляет 5,5-6 МэВ и мало зависит от состава ядра.

Относительно малые значения барьеров делают возможным определения для них вероятности спонтанного деления. По аналогии с альфа-распадом у обладающих волновыми свойствами ядер-продуктов деления вероятность оказаться за пределами энергетического барьера конечной ширины отлична от нуля. Другими словами, если деление энергетически выгодно, то оно с какой-то малой вероятностью оно возможно и без предварительного возбуждения исходного ядра.

Таблица 4.1. Параметры спонтанного деления

Делимые и делящиеся нуклиды. Нуклиды, ядра которых могут делиться под действием каких-либо частиц, называются делимыми. Наибольший интерес представляет деление тяжелых ядер нейтронами, поскольку в результате каждого акта деления появляются новые свободные нейтроны, способные вызвать последующие акты деления, т.е. возникает основа для получения самоподдерживающейся цепной реакции. В отличие от деления под действием гамма-квантов, когда делится ядро-мишень, при возбуждении процесса нейтронами делится ядро с массовым числом, на единицу большим, например:

235 U + n 236 U* (A 1 Z 1) + (A 2 Z 2) (4.1)

И для выяснения возможности деления исходных ядер нужно сравнить энергии возбуждения образующихся при захвате нейтронов составных ядер с энергетическими барьерами. Минимальная энергия возбуждения составного ядра есть энергия связи присоединяющегося к ядру нейтрона. Если эта энергия связи больше энергетического барьера, то исходное ядро может делиться при поглощении нейтронов с любой кинетической энергией. Если же энергия связи меньше барьера, то деление возможно лишь при условии, что кинетическая энергия нейтрона достаточно высока, чтобы в сумме с энергией связи превзойти барьер. Энергии связи захватываемых нейтронов в ядрах, являющихся составными при делении наиболее важных тяжелых нуклидов, приведены ниже:

Энергия связи парного нейтрона всегда больше, чем непарного. По этой причине энергия связи нейтрона в ядрах 234 U, 236 U, 240 Pu оказывается больше энергетического барьера деления, а в ядрах 233 Th и 239 U меньше, поскольку значения барьера мало отличаются для близких по составу ядер. Это обстоятельство обуславливает возможность деления 233 U, 235 U и 239 Pu нейтронами любых энергий. Такие нуклиды называются делящимися. Напротив, 232 Th и 238 U могут делиться нейтронами только с достаточно высокой кинетической энергией. Следовательно, по отношеню к делению эти нуклиды являются пороговыми. Порог у 232 Th около 1,2 МэВ, у 238 U – около 1 МэВ.

Сырьевые нуклиды – четные нуклиды, которые при облучении нейтронами превращаются в нечетные, которые уже становятся делящимися.

Механизм деления. Процесс деления объясняется на основе капельной модели. Если ядру сообщена энергия активации, то в нем возникают колебания, сопровождающиеся отклонением от начальной формы (рис. 4.1). В недеформированном состоянии ядерным силам притяжения противостоят силы кулоновского отталкивания, которые препядствуют наиболее прочной связи нуклонов в ядре. Энергия ядерного притяжения пропорциональна числу частиц, а энергия кулоновского отталкивания – квадрату числа заряженных частиц. Поэтому при деформации ядра-капли и рассредоточении нейтронов и протонов эффективность кулоновского противодействия в каждой половине капли ослабевает. Если энергия активации настолько велика, что Е а >U б (рис. 4.1), то становится возможной критическая деформация (r=r кр) при которой электрические силы уже не препядствуют ядерным силам связать нуклоны более эффективно. Однако это достижимо только в двух новых ядрах, каждое из которых имеет меньше протонов. Увеличение энергии связи участвующих в процессе нуклонов означает, что работа ядерных сил образовала сброс энергии покоя всех нуклонов от начальной величины U нач , принятой на рис. 4.1 за нуль до конечной U кон, что в абсолютных единицах составляет около 180 МэВ.

Рис. 4.1. Энергетическая диаграмма и схема деформаций ядра при делении

(r – расстояние между эффективными центрами зарядов колеблющегося ядра или центрами образования осколков)

Энергия деления. За счет работы ядерных сил два новых ядра – осколки деления оказываются под очень высоким электрическим потенциалом. Электростатическое отталкивание разбрасывает осколки, и потенциальная энергия кулонова поля переходит в кинетическую энергию деления. Двигаясь в веществе осколки ионизируют атомы и их кинетическая энергия превращается в энергию теплового движения частиц среды.

После торможения в среде осколки деления превращаются в нейтральные атомы с ядрами в основных энергетических состояниях и называются продуктами деления. Поскольку делящиеся ядра имеют в своем составе избыток нейтронов по сравнению с устойчивыми ядрами средних массовых чисел, продукты деления пересыщены нейтронами и являются бета-радиоактивными. Каждый из них в среднем претерпевает по три бета-распада прежде чем приобретает стабильность. В редких случаях после бета-распада дочернее ядро образуется в сильновозбужденном состоянии с энергией возбуждения больше энергии связи нейтрона и испускает запаздывающие нейтроны.

Если иметь ввиду ядерный реактор, то представляет интерес количество и распределение выделяющейся при делении энергии. Для деления 235 U тепловыми нейтронами энергетический баланс приведен в таблице 4.2. Значение каждой составляющей зависит от способа деления составного ядра. Энергия захватных гамма-квантов зависит от свойств ядер, поглощающих нейтроны. В ядерных реакторах около половины вторичных нейтронов, остающихся после вычета одного, идущего на следующее деление, поглощаются ураном, остальные захватываются другими веществами (конструкционные материалы активной зоны, теплоноситель). Гамма-излучение, возникающее по реакции (nγ) имеет энергию в диапазоне от 2 до 11 МэВ. Более 5% всей энергии деления уносится нейтрино и не может быть использовано.

Таблица 4.2. Распределение энергии деления 235 U тепловыми нейтронами

Превращающуюся в тепло энергию обычно округляют до 200 МэВ на одно деление, что в пересчете на 1 г разделившегося 235 U дает:

Выделяющаяся при делении тяжелых ядер энергия на порядок больше энергии любой другой ядерной реакции. Правда энергия, приходящаяся на 1 нуклон или единицу массы вещества, несколько меньше, чем во многих других реакциях с участием легких ядер.

Остаточное энерговыделение. Освобождение 6,5% тепловой энергии со сдвигом во времени относительно момента деления приводит к остаточному энерговыделению после прекращения процесса деления. Обилие радиоактивных продуктов деления с разными периодами полураспада приводит к сложной зависимости остаточного энерговыделения от времени. После остановки реактора около1/3 остаточного энерговыделения происходит за 1 мин, около 60% - за 1 час, около 75% - за 1 сут. Однако последующий спад остаточного энерговыделения идет все медленнее.

Продукты деления. При делении тяжелых ядер образуются около 40 различных пар осколков. Сумма массовых чисел в каждой паре осколков при делении 235 U равна 234, так как фактически делится 236 U , а возбужденные осколки испускают два нейтрона. На рис. 4.2 показано распределениевыходов продуктов деления как функции их массового числа. Наибольший выход около 6% относится к массовым числам 95 и 139. самое тяжелое и самое легкое ядра-продукты из зарегистрированных при делении 235 U имеют массовые числа 161 и 72.

Деление на равные по массе осколки маловероятно, что противоречит предсказаниям капельной модели. Деление на неравные части объясняется в рамках оболочечной модели как результат преимущественного образования ядер с заполненными оболочками, содержащими 50 и 82 нейтронов.

Однако при увеличении энергии бомбардирующих нейтронов вероятность деления на две равные части увеличивается и в конце концов становится максимальной, что находится в согласии с представлением о применимости ядерных моделей. Характер деления сильновозбужденных ядер должен в меньшей степени определяться возможностью образования заполненных оболочек в ядрах-продуктах, так как упорядочение нуклонов в оболочках присуще ядрам в основных или слабовозбужденных состояниях.

Рис. 4.2. Зависимость от массового числа выхода продуктов деления 235 U тепловыми нейтронами.

Состав продуктов деления по химическим элементам изменяется в результате последовательных бета-распадов, например:

(стабильный) (4.2)

Если процесс деления продолжается долго с постоянной скоростью, то в большинстве цепочек достигается равновесие и химический состав продуктов деления в дальнейшем не изменяется. В состоянии равновесия 25% всех продуктов деления – редкоземельные элементы, из других элементов наиболее важны: цирконий – 15%, молибден – 12%, цезий – 6,5%, газы (криптон и ксенон) – 16%. Объем газов – более 25 л при нормальных условиях на килограмм разделившегося урана.

Нейтроны деления. Среднее число вторичных нейтронов ν, приходящееся на один акт деления, играет определяющую роль в развитии цепной реакции. В таблице 4.3. приведены значения ν для основных делящихся нуклидов при делении тепловыми нейтронами и для 238 U при делении быстрыми нейтронами. С увеличением энергии нейтрона, вызывающего деление, несколько возрастает энергия возбуждения ядер-осколков. Это приводит к небольшому росту среднего числа испускаемых нейтронов.

Таблица 4.3. Число вторичных нейтронов на 1 деление

Испускание нейтрона возбужденным ядром-осколком происходит, когда в результате обмена энергией с другими нуклонами нейтрон случайно приобретает энергию, превышающую его энергию связи. Избыток полученной энергии над энергией связи есть кинетическая энергия нейтрона. Распределение кинетических энергий испущенных таким способом нейтронов является распределением Максвелла с параметром, определяемым, определяемым энергией возбуждения ядра, остающейся после испускания нейтрона – температурой ядра:

где Т – параметр распределения, выраженный, как и энергия нейтронов Е , в мегаэлектронвольтах; - константа, нормирующая распределение на число нейтронов деления ν. Нормированное на единицу распределение (после деления на ν) представляет долю нейтронов, приходящихся на единичный энергетический интервал , а n o – полное число рассматриваемых нейтронов. В таблице 4.4. приведены параметры распределений, полученных из опытов, а на рисунке 4.3 – график распределения для 235 U.

Таблица 4.4. Параметы спектров нейтронов при делении ядер тепловыми нейтронами

При делении 235 U тепловыми нейтронами средняя энергия их близка к 2 МэВ, а энергия максимума распределения около 0,7 МэВ. У нейтронов деления были зарегистрированы энергии до 18 МэВ, однако начиная с 10 МэВ нейтронов так мало, что практического значения они не имеют.

Рис. 4.3. спектр мгновенных нейтронов при делении 235 U тепловыми нейтронами.

В нижней части спектра менее 0,5% всех мгновенных нейтронов имеют энергии менее 0,05 МэВ. Энергетические спектры других делящихся нуклидов близки к спектру нейтронов 235 U .

Запаздывающие нейтроны. Данные таблицы 4.3 относятся к полному числу вторичных нейтронов как мгновенных, так и запаздывающих, хотя вклад последних в величину ν пренебрежимо мал. Однако они играют определяющую роль в управлении цепной самоподдерживающейся реакции в ядерных реакторах. Для управления реактором интерес представляют периоды полураспада нуклидов-предшественников запаздывающих нейтронов, выходы запаздывающих нейтронов, испускаемых каждым предшественником, а также энергии запаздывающих нейтронов. Некоторые радиоактивные предшественники имеют близкие периоды полураспада, по этому запаздывающие нейтроны разбивают на группы с усредненными периодами полураспада предшественников и суммарными выходами для них. Характеристики этих групп при делении тяжелых нуклидов приведены в таблице 4.5.

Таблица 4.5. Характеристики запаздывающих нейтронов

№ группы	Т 1/2 , с	β fi 233 U	β fi 235 U	β fi 239 Pu	β fi 232 Th	β fi 238 U	E n , МэВ (23 5 U)
	54-56	0,0006	0,0005	0,0002	0,00017	0,0005	0,25
	21-23	0,0020	0,0035	0,0018	0,0074	0,0056	0,56
	5-6	0,0017	0,0031	0,0013	0,0077	0,0067	0,43
	1,9-2,3	0,0018	0,0062	0,0020	0,0221	0,0160	0,62
	0,5-0,6	0,0003	0,0018	0,0005	0,0085	0,0093	0,42
	0,17-0,27	0,0002	0,0007	0,0003	0,0021	0,0031	---
	β f	0,0066	0,0158	0,0061	0,0495	0,0412
	β	0,00264	0,0065	0,0021	0,022	0,0157
	τ з, с	18,4	13,0	15,4	10,1	7,68

В последней строке таблицы приведены средние времена запаздывания τ з или усредненные времена жизни всех запаздывающих нейтронов:

Кинетические энергии запаздывающих нейтронов заметно меньше энергий мгновенных нейтронов.