15. ядерное оружие 15. 1 Деление урана 15 1 Деление атомных ядер Деление ядер
жүктеу/скачать 0,92 Mb. Pdf көрінісі
|
- Бұл бет үшін навигация:
- Индуцированное
- Рис. 224
- Рис. 226а
- Рис. 227
- Табл. . Табл. 54.
| 15. ЯДЕРНОЕ ОРУЖИЕ 15.1 Деление урана 15.1.1 Деление атомных ядер Деление ядер – процесс, при котором из одного атомного ядра возникают два (реже 3 или 4) ядра – осколка, близких по массе. Этот процесс энергетически выгоден для всех бета-стабильных ядер с массовым числом А>100. Спонтанное (самопроизвольное) деление – радиоактивный распад, при котором ядро расщепляется без всякого внешнего вмешательства, т.е. без привнесения энергии. Как и любой другой вид радиоактивного распада, спонтанное деление характеризуется периодом полураспада (периодом деления).
представляет собой один из видов распада находящихся в возбужденном состоянии ядер, т.е. один из видов выделения энергии составным ядром.
Примером индуцированного деления является реакция деления урана, которое может осуществляться по нескольким каналам
и сопровождается интенсивным тепловыделением. Деление ядер обнаружено в 1939, когда О.Ган и Ф.Штрассман однозначно доказали, что в результате взаимодействия нейтронов с ядрами урана появляются радиоактивные ядра с массами и зарядами примерно вдвое меньшими, чем масса и заряд урана. В том же году Л.Майтнер и О.Фриш для обозначения этого процесса ввели термин «деление ядер» и отметили, что при этом выделяется огромная энергия, а Ф.Жолио- Кюри и одновременно Э.Ферми обнаружили, что при делении происходит испускание нескольких нейтронов. Это послужило основой для выдвижения идеи самоподдерживающейся ядерной цепной реакции деления и использования деления ядер в качестве источника энергии.
четно-нечетных или нечетно-нечетных ядер с Z>90. 235
U способен к делению под действием нейтронов любых энергий, в том числе – тепловых. Реакции деления других тяжелых нуклидов имеют барьер; например, для деления 238
U и 232
Th необходимы нейтроны с энергией выше 1 МэВ. Большинство элементов, более тяжёлых, чем висмут, делятся под воздействием протонов, если энергия протонов достаточно велика, чтобы преодолеть кулоновское отталкивание ядра. Ядра с Z<90 делятся под действием нейтронов только вынужденным способом, причем энергия возбуждения, необходимая для деления, растет с уменьшением параметра деления Z 2 /A. Вынужденное деление происходит практически мгновенно (τ=10 -14
сек). Способностью делиться и участвовать в цепной реакции деления обладают 235 U,
233 U,
239 Pu,
241 Pu и некоторые другие нуклиды трансурановых элементов. Нечётные изотопы урана и плутония делятся нейтронами любой энергии, чётные ( 238
U, 240
Pu) имеют энергетический порог, слабо делятся в спектре нейтронов деления и совсем не делятся, если нейтроны замедлены.
Деление ядер урана сопровождается выделением энергии около 200 МэВ, или 1 МэВ на нуклон. Пример. Пусть, например, ядро урана U 238
92 делится на два одинаковых ядра с массовыми числами 119. У этих ядер удельная энергия связи порядка 8,5 МэВ/нуклон. Удельная энергия связи ядра урана 7,6 МэВ/нуклон. Следовательно, при делении ядра урана выделяется энергия, равная 0,9 МэВ/нуклон или более 200 МэВ на один атом урана.
При делении ядра на два осколка изменяются поверхностная энергия Е п =а 2 А 2/3
и кулоновская энергия E к =a 3 Z 2 /A 1/3 , причем поверхностная энергия увеличивается, а кулоновская энергия уменьшается. Деление возможно в том случае, когда энергия, высвобождающаяся при делении Е>0. . 0
, 0 37 , 0 3 / 2 1 2 3 / 1 1 2 1 3 > − ≈
a A Z a E
Здесь A 1 =A/2, Z
1 =Z/2. Деление энергетически выгодно, если Z 2 /A>17. Величина Z 2 /A называется параметром делимости. Энергия Е, освобождающаяся при делении, растет с увеличением Z 2 /A. При большой энергии возбуждения потенциальная энергия ядра ведёт себя подобно энергии деформации равномерно заряженной капли. Чтобы ядру разделиться, т.е. приобрести форму, предшествующую разрыву, оно должно преодолеть энергетический барьер, называемый барьером деления. Эту энергию в случае вынужденного деления ядро получает извне, например, при захвате нейтрона. В случае спонтанного деления происходит просачивание через барьер (туннельный эффект).
нейтронов.
реакциями под действием нейтронов. Вероятность вынужденного деления определяется отношением сечения деления σ f
нейтрона σ. Вероятность вынужденного деления зависит от энергии возбуждения образующегося составного ядра, которая пропорциональна энергии налетающей частицы. Эта зависимость имеет пороговый характер, причём для чётно-чётного ядра 238 U порог превышает на 1 МэВ энергию связи нейтрона в ядре, а для чётно- нечётных ядер 235
U и 239
Pu порог деления примерно совпадает с энергией связи нейтрона. Это приводит к большому сечению деления 235 U и
239 Pu при малой кинетической энергии бомбардирующих нейтронов (Рис. 224), что используется в ядерных реакторах на тепловых нейтронах. Вероятность ядерной реакции характеризуют эффективным поперечным сечением или просто сечением, σ. σ=n/n
0 N,
где n-число ядерных реакций в 1 времени; n 0 -поток бомбардирующих ядерных частиц в 1 времени; N-число ядер на 1 см 2 мишени. Сечение выражают в единицах – барнах. Барн (сокращение: б, бн) - в ядерной физике единица для измерения эффективного поперечного сечения ядерных реакций. Имеет размерность площади, 1 барн численно равен 10 -28 м 2 = 10 -24 cм 2 =10 Фм 2 (примерный размер атомного ядра).
Захват ядром нейтрона приводит к возбуждению ядра, и, если энергия возбуждения достаточна, происходит деление. Величина сечения деления σ дел всегда меньше величины сечения захвата σ захв , так как существуют другие каналы распада возбужденных ядер.
Эффективное сечение деления ядер нейтронами может быть записано в следующем виде: ∑ =
i дел захв дел Г Г σ σ где Г
дел - вероятность деления ядра после захвата нейтрона, а Г i - вероятность распада этого ядра по i-ому каналу.
Наиболее существенными каналами распада помимо деления являются испускание γ-квантов и нейтронов. Поскольку с уменьшением скорости нейтронов вероятность нахождения их вблизи ядра возрастает, сечение реакций захвата нейтронов σ обычно обратно пропорционально скорости нейтронов (закон 1/v):
1 1 ≈ ≈ σ . В реальности этот закон выполняется только в области низких энергий нейтронов.
235
U и 238
U, 239
Pu и 232
Th (пунктиром обозначена область резонансов).
сечения деления от энергии налетающей частицы, обусловленный резонансной зависимостью вероятности деления образующегося составного ядра от энергии его возбуждения. При бомбардировке нейтронов малых энергий удаётся наблюдать расщепление широких резонансов на несколько более узких, что позволяет определять уровни составного ядра.
240 Pu нейтронами: а – полное сечение реакции захвата ядром нейтрона; б – сечение деления.
Из сравнения энергетической зависимости полного сечения захвата нейтрона ядром 240
Pu (Рис. 226а) и сечения деления (Рис. 226б) следует, что уровни составного ядра с большими делительными ширинами образуют группы. В сечение деления 240
Pu возникает чётко выраженная резонансная структура, которая наблюдается и для некоторых других ядер.
Основным типом деления является деление на два осколка. Рис. 227. Распределение осколков деления 235
U по энергиям (интервал высоких энергий нейтронов).
поскольку образующиеся осколки имеют различные массы, то, следовательно, имеют различную величину кинетической энергии. Распределение осколков по энергиям для случая деления 235
U быстрыми нейтронами представлено на Рис. 227, а тепловыми нейтронами – на Рис. 228.
235 U
Между кинетическими энергиями E осколков и их массами M существует следующее соотношение, вытекающее из закона сохранения импульса: Е л
т =М т /М л
где Е л и M л и относятся к легкому осколку, а Е т и М т - к тяжелому. Пользуясь этим соотношением, можно из распределения осколков по энергии (Рис. ) получить массовое распределение осколков. Параметры энергетического распределения, а также некоторые другие характеристики осколков деления 235 U тепловыми нейтронами приведены в Табл. . Табл. 54. Характеристики легкого и тяжелого осколков для наиболее вероятного деления 235
U тепловыми нейтронами Характеристика Легкий осколок Тяжелый осколок Массовое число A 95 139
Электрический заряд Z 38
54 Кинетическая энергия E, МэВ 100 67 Пробег в воздухе при нормальных условиях, мм 27 21 Кинетическая энергия осколков деления сравнительно мало зависит от энергии возбуждения делящегося ядра, так как излишняя энергия обычно, идет на возбуждение внутреннего состояния осколков.
235
U+n в зависимости от энергии нейтронов (в МэВ); N – процентное содержание ядер – с данным А (выход массы).
При делении образуется несколько десятков пар осколков преимущественно неравной массы, т.е. наиболее характерная особенность деления при небольшой энергии возбуждения – асимметрия распределения осколков по массе. Для деления 235 U
осколков относятся как 2:3. Вероятность симметричного деления в 600 раз меньше. В этом случае распределение осколков по массам имеет двугорбый вид. С увеличением энергии возбуждения возрастает вероятность симметричного деления, а вероятность асимметричного изменяется слабо. Для большей энергии возбуждения наиболее вероятным становится симметричное деление, т.е. распределение по массам становится одногорбым.
Отношение выхода масс в «пике» и «провале» распределения зависит также от Z 2 /A делящегося ядра. Для деления нейтронами 230
Th оно 5·10 4 , для 235 U – 6
. 10 2б для спонтанного деления 254
Cf – 150. С ростом Z и А делящегося ядра «пик» тяжёлого осколка в массовом распределении стоит на месте, а «пик» лёгкого осколка приближается к «пику» тяжёлого. Для спонтанного деления 258
Fm наблюдается одногорбое распределение, т.е. наиболее вероятно симметричное деление.
При делении ядра обычно образуются два осколка с массовыми числами А 1 и А
2 и зарядами Z 1 и Z
2 , а
также γ -излучение, нейтрино и в среднем от двух до трех нейтронов. Примером может служить реакция: 252 Cf
→ 108
Ru + 140
Xe + 4n + Q Ядра одного типа могут делиться различным образом (например, при делении урана могут возникнуть 56 Ba-
36 Kr,
54 Xe-
38 Sr и т.п.).
Выделение энергии на 1 акт деления тяжёлого ядра велико и при делении на два осколка распределяется в соответствии с данными: Делящееся ядро 235 U
Cf Кинетическая энергия осколков, Мэв 168 183
Кинетическая энергия нейтронов, Мэв 5 9 Энергия γ-квантов, Мэв 7 8
β-распада, Мэв 8 8 Полное энерговыделение, Мэв 188
208
Рис. 230. Массовые распределения осколков деления тепловыми нейтронами 233 U,
235 U,
239 Pu и спонтанного деления 252 Cf,
256 Fm.
Заштрихованные области указывают приблизительное расположение ядер с замкнутыми оболочками
осколков и, следовательно, пропорциональна величине Z 2 /A 1/3
делящегося ядра. Средняя суммарная кинетическая энергия осколков практически не зависит от энергии возбуждения. В момент образования осколки сильно деформированы и избыток потенциальной энергии деформации переходит в энергию возбуждения осколков. Это возбуждение снимается «испарением» нейтронов и излучением γ-квантов. Среднее число нейтронов, испускаемое каждым осколком, ν ср
ν ср в общем растёт с массой как для лёгкого, так и тяжёлого осколка. Наименьшим ν ср обладает тяжёлый осколок с массой, близкой к массе дважды магического ядра (А=132, Z=50). Полное ν ср
Наблюдается сильная корреляция ν ср и суммарной кинетической энергии осколков. Величина νср
увеличивается с ростом Z делящегося ядра. Для спонтанного деления ν ср увеличивается от 2 для Pu до4 для Fm.
Рис. 231. Зависимость средних масс легкой и тяжелой групп осколков от массы делящегося ядра
β- радиоактивными и могут испускать нейтроны. Это следует из того, что по мере увеличения заряда ядра отношение числа нейтронов в ядре к числу протонов увеличивается из-за увеличения кулоновской энергии протонов. Поэтому ядра-осколки будут иметь при делении такое же отношение N/Z, как, скажем, у урана, то есть будут перегружены нейтронами, а такие ядра испытывают β-распад (ввиду большой перегрузки нейтронами продукты этого распада также β-активны, так что осколки деления дают начало достаточно длинным цепочкам из радиоактивных ядер). Кроме того, часть энергии может уноситься в результате непосредственного испускания нейтронов деления или вторичных нейтронов. Средняя энергия нейтронов деления составляет около 2 МэВ.
Среднее число нейтронов , испускаемых за один акт деления, зависит от массового числа делящегося ядра и растет с ростом Z. Если для ядра 240
Pu = 2.2, то уже для 252
Cf = 3.8. Так как 252
Cf к тому же достаточно быстро распадается (по отношению к спонтанному делению Т=85 лет, однако реально его время жизни определяется α-распадом и составляет 2.64 года), то он является интенсивным источником нейтронов.
Большинство нейтронов деления испускается за время <4 . 10 -14 c. Эти нейтроны, называемые мгновенными, испаряются из осколков изотропно. Из-за движения осколков, угловое распределение нейтронов относительно импульса лёгкого осколка анизотропно. Около 10 -15
% мгновенных нейтронов имеет изотропное распределение. Обычно эти нейтроны либо вылетают в момент образования осколков, либо испаряются не полностью ускоренными осколками. В лабораторной системе координат энергетический спектр описывается максвелловским распределением. После «испарения» нейтронов у осколков остаётся энергия возбуждения, которая уносится γ-квантами. Рис. 232. Сечение деления ядер урана и плутония нейтронами.
После «испарения» мгновенных нейтронов как лёгкие, так и тяжёлые осколки всё ещё перегружены нейтронами. Поэтому каждый осколок претерпевает в среднем 3-4 акта β-распада, которые могут сопровождаться запаздывающими нейтронами и γ-квантами. Запаздывающие нейтроны составляют 1% всех нейтронов. Они вылетают из осколков с задержкой от 1 мин до несколько сотых 1 с. Эти нейтроны возникают при β-распаде некоторых осколков, например, 87 Br и
137 I, у которых энергия β-распада больше энергии связи нейтрона.
Остановимся несколько подробнее на делении нейтронами изотопов 238 U,
235 U и плутония.
При увеличении энергии нейтронов сечение захвата σ захв
, а следовательно, и сечение деления σ дел уменьшается, причем всегда σ дел
< σ захв . Сечение деления 235
U быстрыми нейтронами не велико (1.5 барн). Изотоп урана 238 U, как упоминалось, делится быстрыми нейтронами с энергией >1 МэВ. Сечение деления 238 U быстрыми нейтронами примерно в два раза меньше, чем для 235 U.
Важным обстоятельством является тот факт, что сечения деления рассматриваемых здесь нуклидов в широком интервале энергий имеет резонансный характер (Рис. ). 235
U делится под действием нейтронов любой энергии. Энергия возбуждения ядра 235 U после захвата теплового нейтрона превышает высоту потенциального барьера, в то время как для 238
U энергия возбуждения меньше высоты барьера на 1 МэВ. Поэтому тепловые нейтроны не вызывают деления 238 U. Минимально возможная кинетическая энергия, которой должен обладать нейтрон, чтобы вызвать деление ядра
238 U, равна разности высоты барьера и энергии отделения нейтрона в ядре 238
U, т.е. 1 МэВ.
взаимодействия ядер 238
U с нейтронами и сечение радиационного захвата.
объясняется двумя обстоятельствами. Так как Z 2 /А для
238 U меньше, чем для 235 U (нужно рассматривать деление ядра, захватившего нейтрон), то величина барьера для первого из этих изотопов будет больше. При захвате теплового нейтрона энергия возбуждения конечных ядер 235
U и 238
U различна. Эта энергия равна энергии отделения нейтрона в конечном ядре (очень малой кинетической энергией теплового нейтрона можно пренебречь). Так как ядро 235
U - чётно-чётное, а 238
U - нечётно-чётное, то энергия отделения нейтрона в 235 U больше, чем в 239 U (6.5 МэВ против 4.8 МэВ).
жүктеу/скачать 0,92 Mb. Достарыңызбен бөлісу:
|