Учебное пособие Алматы 2013 ббк удк номер
жүктеу/скачать 1,73 Mb.
|
treatise11751
| Глава V. Деление ядер
§5.1 Основные экспериментальные данные о делении. Элементарная теория деления. Параметр делимости. Спонтанное деление. Деление изотопов урана под действием нейтронов. Цепная реакция. Коэффициент размножения Открытие в 1939 г одной из самых замечательных реакций – деление тяжелых ядер – является выдающимся событием XX века. Именно с этого открытия возникла практическая возможность выделения энергии покоя, сосредоточенной в огромном количестве внутри вещества. Раскрытие тайны деления ядра, так же как и открытие радиоактивности, имело элемент случайности, хотя поиск в этом направлении был более целенаправленным: «искали одно, а нашли совсем другое». В 1934 г Э. Ферми выдвинул идею и способ получения не встречающихся в природе трансурановых элементов (Z>92). Он надеялся приоткрыть завесу над тайной ограниченного числа химических элементов в периодической таблице Менделеева, воздействуя на тяжелые ядра. В качестве воздействующей частицы Ферми выбрал нейтрон, считая, что из-за отсутствия электрического заряда он обладает более эффективным воздействием на ядро, чем α-частица, которыми пользовались супруги Жолио-Кюри при получении искусственных электронов. После облучения U тепловыми нейтронами (ранее им было установлено, что замедление нейтронов существенно повышало эффективность из взаимодействия с ядром) возникла сложная смесь радиоактивных веществ, которые Ферми ошибочно принял за новые трансурановые элементы. Ирония судьбы состояла в том, что Ферми сумел впервые расщепить ядро урана, однако не смог понять своего выдающегося открытия. Радиоактивность осколков деления он принял за признак появления новых трансурановых изотопов. Только спустя несколько лет оказалось, что путь, предложенный Ферми был все-таки правильным. Действительно, при взаимодействии нейтрона с ядрами некоторых изотопов урана возникают трансурановые элементы. Представленные Ферми мнимые доказательства существование новых элементов (β-излучения очень сложного состава) способствовали интенсивному проведению исследований в этом направлении и экспериментальной проверке высказанных предположений. Это вскоре привело к открытию деления ядра. В 1938 г супруги Жолио-Кюри и югославский физик Савич установили, что одним из продуктов, получающихся при воздействий n-ов на U, является редкоземельный элемент лантан La57, который находится в середине периодической таблицы Менделеева. Немецкие химики Ган и Штрассман, повторив опыт французских исследователей, обнаружили в U, облученном n-ми, не только La57, но и Ba56. Эти экспериментальные результаты объясняли Лиза Мейтнер и Отто Фриш. Они высказали предположение, что La57 и Ba56 образуются в результате деления ядер урана. (февраль 1939г) В марте 1939 г Ф. Жолио-Кюри опубликовал сообщение, в котором был сделан важный шаг к обоснованию цепной реакции деления. Летом 1939 г сотрудники Курчатова И.В. и независимо от них сотрудник Ф. Жолио-Кюри установили, что число вторичных нейтронов оказалось существенно больше 1 и находилось в диапазоне от 2 до 3 (по современным данным, =2,5). Таким образом, выяснилось, что природа представила возможность создания цепной реакции. В начале 1940 г советские ученые Я.Б. Зельдович и Ю.Б. Харитон обосновали основные условия для осуществления цепной реакции деления. В том же году К.Ф. Петржак и Г.Н, Флеров под руководством Курчатова открыли явление спонтанного деления ядер урана. Тем самым они установили природную неустойчивость тяжелых ядер по отношению к делению и показали, что для возникновения цепной реакции деления не нужны посторонние источники нейтронов. Ядерная реакция деления под действием нейтронов состоит в том, что тяжелое ядро, поглотив нейтрон, делится на два (иногда на 3 и совсем редко на 4) обычно неравных осколка. Замечательной чертой деления является то, что оно сопровождается испусканием 2-3 нейтронов. Возможность процесса деления подсказывается формой кривой удельной энергии связи как функция массового числа А. правый конец этой кривой лежит ниже середины примерно на 1 МэВ. А поскольку в акте деления участвуют примерно 200 нуклонов, то полная энергия, выделяющаяся при делении, должна иметь порядок 200 МэВ в соответствии с опытными данными. Происхождение этих 200 МэВ становиться ясным, если вспомнить, сто спад правой части кривой удельной энергии связи объясняется кулоновским взаимодействием. По этому и процесс деления вызывается кулоновскими силами, так что выделяемая энергия обусловлена не ядерным, а электростатическим взаимодействием внутри ядра. Если бы выигрыш в удельной энергии связи был не только необходим, но и достаточен для осуществления деления, то деление шло бы на всех ядрах тяжелее железа-кобальта ( ). На самом деле, деление идет лишь на самых тяжелых ядрах. Причина здесь та же, которая препятствует α-распаду ядер – кулоновский потенциальный барьер. Таким образом, хотя процесс деления энергетически выгоден для всех ядер второй половины периодической системы элементов (энергия деления положительна) он возможен только для самых тяжелых ядер. Теорию деления тяжелых ядер предложили одновременно и независимо друг от друга Н. Бор и Я. Френкель , которые рассмотрели неустойчивость тяжелых ядер к изменению их формы при помощи капельной модели ядра. В ядре действуют кулоновские и ядерные силы. Кулоновское отталкивание протонов стремится разорвать каплю-ядро на составные части. Наоборот, поверхностные силы, обусловленные ядерным взаимодействием нуклонов, подавляют кулоновские силы и сохраняют ядро как единое целое. После захвата нейтрона тяжелым ядром образуется составное ядро с энергией возбуждения, примерно равной сумме энергии связи нейтрона в составном ядре и кинетической энергии нейтрона Рис.5.1
Ядро в результате возбуждения, полученного им при захвате нейтрона, приходит в колебательное движение. При малых энергиях возбуждения ядро будет совершать колебания, в процессе которых форма ядра будет изменятся от сферической к эллипсоидальной и обратно. При этом роль упругих сил, возвращающих эллипсоид к первоначальной сферической форме, будут выполнять силы поверхностного натяжения ядра. При переходе от сферической к эллипсоидальной форме объем ядра не меняется (ядерная материя практически несжимаема ) , но поверхность увеличивается. Поэтому поверхностная энергия возрастает по абсолютной величине, так что поверхностные силы будут стремиться вернуть ядро в исходное недеформированное состояние. С другой стороны, кулоновская энергия, наоборот, уменьшится по абсолютной величине (за счет увеличения среднего расстояния между протонами). Для малой деформации можно подсчитать соответствующие изменения энергий и . Если , то ядро вернется в исходное состояние, и деление не произойдет. Если же (изменение кулоновской энергии перевешивает), то ядро, начав деформироваться, будет увеличивать свою деформацию и в конце концов разделиться.
При изменении формы ядра меняются только 2 члена: член, определяющий энергию поверхностного натяжения, и член, определяющий энергию кулоновского расталкивания. Мерой способности ядер к делению может служить отношение энергии кулоновского отталкивания протонов, стремящегося разорвать каплю, и энергии поверхностного натяжения, противодействующего «растеканию» ядерной капли Поскольку β и γ постоянны для всех ядре, то определяющей величиной является – параметр деления. Деление ядер энергетически возможно при условии . Это соотношение выполняется для ядер, у которых . Расчет показывает, при делении на 2 равных осколка если в ядрах-осколках уменьшается по сравнению с исходным ядром в 1,6 раза, то энергия ядерных сил за счет увеличения числа поверхностных нуклонов в ядрах-осколках возрастает в этом случае в 1,25 раза. При низких значениях Z уменьшение кулоновской энергии при делении незначительно и не компенсирует увеличения поверхностных ядерных сил. Поэтому легкие ядра могут уменьшать свою энергию только в результате ядерных реакции синтеза ( при этом происходит уменьшение энергии поверхностных ядерных сил), при Z=45 уменьшение кулоновской энергии при делении становится равным росту энергии поверхностных ядерных сил. Поэтому такие средние ядра являются самыми устойчивыми, они не имеют тенденции ни к делению, ни к синтезу. При больших значениях Z уменьшение кулоновской энергии при делении начинает превышать рост поверхностных энергии ядерных сил ( ). Поэтому тяжелые ядра в результате деления переходят в более устойчивое состояние (с минимальной энергией). Однако такому процессу деления препятствуют силы ядерного поверхностного натяжения, сохраняющие исходную форму ядра и создающие определенный энергетический барьер (порог деления). Следовательно, отклонение от исходной геометрической формы ядра, которое может привести к делению, связанна с работой против ядерных поверхностных сил и возможно только при получении энергии извне, то есть при возбуждении ядра какой-либо частицей (путем приобретения её энергетической связи и кинетической энергии). Энергия покоя делящегося ядра в процессе его взаимодействия с нейтроном, деформации и и последующего деления на осколки изменятся от своего первоначального значения Ея до конечного Еоск не монотонно, а проходит в соответствии с деформацией ядра через максимум. Рис.5.2 Высота максимума над уровнем первоначальной энергии является энергетическим барьером деления, его называют энергией активации деления (или порогом деления) ЕА. Порог деления быстро уменьшается с ростом параметра деления. Он равен 45-50 МэВ при (серебро), 5,5-5,9 МэВ при (Th, U, Pu) и нулю при . При ядра не могут существовать (если ядро с образуется, то оно мгновенно делиться). Для нормального соотношения между p и n-ми в ядре этому значению соответствует . По аналогии с α-распадом все тяжелые ядра (начиная с Th) в силу квантово-механических эффектов способны преодолеть порог деления (просчитать сквозь потенциальный барьер) без получения ядром дополнительной энергии активации, без затраты энергии извне и, следовательно, подвержены спонтанному делению. Скорость спонтанного деления мала, так как квантовая проницаемость барьера мала из-за большой массы осколков. Чтобы деление ядра произошло быстро (практически мгновенно), оно должно получить энергию возбуждения , превышающую порог деления : . Основной вклад в энергию возбуждения вносит энергия связи нейтрона в ядра, а она сильно зависит от p-n-состава ядра. Могут быть 2 случая: 1) . Деление может идти под действием тепловых нейтронов. 2) . Для деления необходимо, чтобы нейтроны имели кинетическую энергию . Рассмотрим деление изотопов (0,7% в естественной смеси) и (99,3% с естественной смеси). Деление происходит соответственно через составные ядра и , возбуждение которых и следует рассматривать. Очевидно, что и, следовательно, энергия активации для , так что изотоп должен делиться легче. Из расчетов следует, что С другой стороны, экспериментальные данные таковы: делится тепловыми нейтронами, а делится только быстрыми нейтронами, имеющими энергию не ниже 1,1 МэВ. Столь большое различие в требуемых энергиях падающих нейтронов прямо указывает на влияние энергии спаривания (пятое слагаемое в формуле для энергии связи ядер), поскольку энергии активации отличаются всего лишь на 0,5 МэВ. Найдем, чему равна энергия спаривания (5 слагаемое в формуле для энергии связи ядер) для рассматриваемых 4-х изотопов урана: Z-четное A-нечетное δ=0 Z-четное A-четное δ=+1 Z-четное A-четное δ=+1 Z-четное A-нечетное δ=0 Отсюда видно, что в ядре >, чем в ядре . Поэтому при захвате нейтрона ядром возникает более возбужденное ядро, чем при захвате нейтрона той же энергии ядром . Таким образом, не только имеет более низкую энергию активации, но и сильнее возбуждается. Этот эффект действует и в других случаях. Например, , делятся тепловыми нейтронами, а нет. Следовательно, слагаемое, учитывающее эффекты спаривания, важно для решения вопроса о том, идет ли деление только на быстрых нейтронах или также на медленных. Процесс деления тяжелых ядер носит вероятностный характер. С одной стороны, захват нейтрона ядром, например, ( лет) в результате реакции (n,γ), сечение которого 97,4 б. с другой стороны, захват нейтрона может вызвать деление ( .наблюдают более 30 различных вариантов реализации процесса деления: Х имическим анализом среди осколков деления обнаружены нуклиды с массовыми числами и значениями . При делении на тепловых нейтронах образуются преимущественно осколки с соотношением масс 2:3. Наиболее вероятными продуктами деления (с выходом 6,5%) являются осколки с массовыми числами 95 и 139. Деление на 2 равных осколка является маловероятным событием (=0,01%), что в какой-то степени противоречить капельной модели ядра. Бесструктурная капля с наибольшей вероятностью должна делиться на 2 равные части. 1-для тепловых нейтронов. 2-для быстрых нейтронов. Аналогично результаты были получены и для других ядер, делящихся тепловыми нейтронами ( ). Кроме того, ассиметричное деление наблюдается при вынужденном делении всех элементов, начиная с Th,если оно вызвано частицами не очень высокой энергии, а также при спонтанном делении тяжелых ядер. Таким образом, во всех случаях деления ядер при невысоких энергиях возбуждения массовая кривая осколков оказывается двугорбой. С ростом энергии возбуждения деление становится все более симметричным, вероятность деления на 2 равные части возрастает (см. рис.). Преимущественное деление на неравные части объясняется в рамках оболочечной модели ядра как результат образования ядер с заполненными нейтронными оболочками (N=50,82). Более симметричное распределение осколков при больших энергиях возбуждения находится в согласии с обеими моделями ядра. При сильно возбуждённом состоянии ядра влияние нуклонных оболочек снижается, и ядра более обоснованно можно рассматривать в виде Рис.5.3 однородной капли ядерной жидкости. Основными свойствами осколков деления являются большая кинетическая энергия, β-радиоактивность и способность испускать мгновенные и запаздывающие нейтроны. Кинетическая энергия осколков расходуется на ионизацию атомов среды. При делении атомов урана происходит срыв очень многих электронов оболочки, и осколки деления представляют собой приблизительно 20-кратно ионизованные положительные ионы, которые при прохождении через вещество сильно ионизируют атомы. Поэтому пробеги осколков в воздухе небольшие и близки к 2см. Важнейшей особенностью продуктов деления является их радиоактивность. Это связано с тем, что в образующихся ядрах-осколках наблюдается избыток нейтронов по сравнению с p-n-соотношением, при котором ядра стабильны. Так, в устойчивых средних ядрах N/Z=1,3, а в тяжелых ядрах N/Z=1,5. Осколки испускают нейтроны, β-частицы и γ-кванты. Каждый осколок испытывает в среднем 3 стадии распада прежде чем переходит в стабильное состояние. Среди осколков деления встречаются и короткоживущие (T<1с) и долгоживущие (Т1/2>106 лет), причем Т1/2 каждого последующего продукта обычно больше, чем предыдущего. В результате деления ядер и последующего распада осколков в ядерном топливе образуются около 180-200 различных радиоактивных нуклидов. Нейтроны деления. Большое значение в развитии ценной реакции имеют вторичные нейтроны, возникающие непосредственно после деления за время 10-14с. Такие нейтроны называются мгновенными. Эти нейтроны испускаются непосредственно осколками деления, а не составным ядром, образовавшимся в результате проникновения в него нейтрона. Число нейтронов при каждом акте деления может быть различным. Среднее число ν вторичных нейтронов зависит от вида делящихся нуклидов и энергии поглощенного нейтрона. С ростом энергии нейтронов ν несколько возрастает, та как возрастает энергия возбуждения ядер-осколков. П ри делении возникают только быстрые нейтроны. Их энергетический спектр достаточно широк (0,1-10) МэВ и имеет ярко выраженный максимум при МэВ. Поэтому в расчетах принимают, что все мгновенные нейтроны рождаются со средней энергией, равной 2 МэВ. Мгновенные нейтроны составляют более 99% всех 4 нейтронов, возникающих при делении. В то же время некоторые осколки деления ( ) после β- -распада Рис.5.4. образуют дочерние ядра с энергией возбуждения, превышающей энергию связи нейтрона. Как известно, β-переходы β-радиоактивных ядер могут происходить как в основные, так и в возбужденные состояния дочерних ядер, и возбуждение снимается испусканием γ-квантов или электронов внутренней конверсии. Обычно энергия возбуждения дочерних ядер бывает сравнительно небольшой (около 1 МэВ) и эти процессы являются единственно возможными. Однако для сильно возбужденных и перегруженных нейтронами осколков энергия возбуждения дочернего ядра может оказаться больше энергий отделении (связи) нейтрона: . Поэтому дочернее ядро испускает запаздывающий нейтрон. Так как при выполнении условия нейтрон испускается практически мгновенно, то время его испускания определяется временем образования возбужденного состояния, то есть Т1/2 соответствующего β-перехода. Обстоятельства, благоприятствующие вылету запаздывающих нейтронов, - запрет β-перехода в основное состояние и малая энергия отделения нейтрона. По Т1/2 запаздывающие нейтроны для разбивают на 6 групп. Времена запаздывания отдельных групп нейтронов изменяются от 0,2 с до 56 с, а энергия нейтронов – от 0,25 до 0,62 МэВ. Усредненные по всем группам значения времен запаздывания и выход запаздывающих нейтронов приведены в таблице. Несмотря на то, что их очень мало, запаздывающие нейтрона играют определяющую роль в управляемой цепной реакции деления. Мгновенные γ-лучи деления. Кроме γ-лучей, которые сопровождают β-распад осколков и испускаются в течение длительного времени, обнаружены мгновенные γ-лучи. Они испускаются возбужденными осколками в процессе их перехода в основное состояние после испускания мгновенных нейтронов деления энергетический спектр таких лучей непрерывный, максимальная энергия близка к 7 МэВ. Рассмотрим примерное распределение энергии деления между различными способами её освобождения при делении тепловыми нейтронами. Из ядра непосредственно вылетают осколки, нейтроны и γ-кванты. Осколки уносят кинетическую энергию и дополнительную внутреннюю энергию, высвобождаемую в дальнейших процессах β- и γ- распадов. Основную часть энергии деления составляет кинетическая энергия осколков (~166 МэВ). Эта энергия распределяется между осколками обратно их массам. Другая часть энергии выделяется в виде γ-излучения (~8 МэВ) и кинетической энергии нейтронов деления (~6 МэВ). Энергия осколков, мгновенных γ-квантов и нейтронов (~180 МэВ) сразу превращается в теплоту. Кроме того, энерговыделение происходит с некоторым сдвигом во времени в процессе радиоактивного распада продуктов деления (испускание β-частиц, γ-квантов и запаздывающих нейтронов). Эту часть энергии ( 13 МэВ) называют остаточным энерговыделением - оно постепенно убывает по закону радиоактивного распада после прекращения реакции деления ядра. Некоторую часть энергии ( МэВ) уносят антинейтрино, эта часть энергии не может быть превращена в тепло. Приведем баланс энергии деления. жүктеу/скачать 1,73 Mb. Достарыңызбен бөлісу:
|