Ядерная астрофизика

Вид материала

Исследование

Содержание Ядерное излучение Ядерные модели Ядерные реакции Ядро атом­ное). W числа актов N Я. р. к числу ч-ц, упав­ших на 1 см мишени. Для тонкой ми­шени W=n Q. При Я. р. (n,p) для большинства ядер Q Ядерные силы Ядерные фильтры Ю. С. Замятнин.

Подобный материал:

• Теория однородных нестационарных сред, 124.94kb.
• І международный форум  "Физическая ядерная  безопасность", 52.86kb.
• Конспект лекций по направлению "Ядерная физика и технологии" для бакалавров 1 курса, 782.71kb.
• Подсекция «Астрофизика», 590.47kb.
• Второе сообщение, 75kb.
• 7-я гамовская летняя астрономическая школа-конференция, 60.34kb.
• Iv международный космический фестиваль астрономия и астрофизика, 107.94kb.
• Элективный курс для 10класса Астрофизика, 128.27kb.
• Первое сообщение 11-я гамовская летняя астрономическая конференция школа, 69.15kb.
• Программа гамовской школы-конференции 2011 года будет организована в виде, 82.34kb.

ЯДЕРНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ, потоки ч-ц и ~квантов, образующихся при яд. превращениях (яд. реакциях, радио­активном распаде).

ЯДЕРНОЕ ТОПЛИВО, вещество, к-рое используется в ядерных реакторах для осуществления ядерной цепной ре­акции деления. Существует только од­но природное Я. т.— урановое, к-рое




Схема уранового топливного цикла для ат. электростанции (АЭС) электрич. мощностью 1 ГВт (легководный реактор). Roth E., Thorium fuel cycle, Vienna, 1970 (IAEA Publ. STI/Publ. 21. Bibl. ser., № 39).


содержит делящиеся ядра ²³⁵U, обес­печивающие поддержание цепной ре­акции (ядерное горючее), и т. н. «сырьевые» ядра ⁸³⁸U, способные захватывать нейтроны и превращаться в новые делящиеся ядра ²³⁹Pu, не су­ществующие в природе (вторич­ное горючее):



Вторичным горючим явл. также но встречающиеся в природе ядра ²³³U, образующиеся в результате захвата нейтронов сырьевыми ядрами ²³²Th:



Я. т. размещено в тепловыделяющих элементах (ТВЭЛах) яд. реактора. По химич. составу Я. т. может быть металлическим (включая сплавы), кар­бидным, окисным, нитридным и др.

913


Урановое Я. т. для яд. реакторов на тепловых нейтронах имеет обычно повышенное содержание изотопа ²³⁵U (2—4% по массе вместо 0,71% в естеств. уране) и характеризуется низким коэфф. использования урана. Несравнимо более высокий коэфф. использования урана может быть до­стигнут в реакторах-размножителях на быстрых нейтронах. В них пока применяется уран с высоким содержа­нием ²³⁵U (до 30%), но в будущем, по мере накопления запасов ²³⁹Pu, Я. т. будет служить смесь урана с плуто­нием, в к-рой будут использоваться природный уран и даже уран, обед­нённый ²³⁵U (к-рого накопилось в ми­ре уже большое кол-во). По степени возрастания коэфф. воспроизводства Я. т. располагается в след. порядке: (U, Pu)O₂, (U, Pu)C, (U, Pu)N и метал­лическое Я. т. (сплавы).

Произ-во уранового Я. т. (топлив­ный цикл; рис.) начинается с добычи и переработки урановых руд с целью получения очищенной закиси-окиси урана U₃O₈. Далее U₃O₈ переводят или в тетрафторид UF₄ для последую­щего получения металлич. урана, или в гексафторид UF₆— единств. устой­чивое газообразное соединение U, ис­пользуемое для обогащения урана изотопом ²³⁵U. Обогащение осуществ­ляется методом газовой диффузии или центрифугированием (см. Изотопов разделение). Далее UF₆ переводят в двуокись или в др. соединения, к-рые используются для изготовления сер­дечников ТВЭЛов. К последним предъ­являются жёсткие требования в от­ношении стехиометрич. состава и со­держания посторонних примесей.

Торий ²³²Th как сырьевой материал для получения делящихся ядер ²³³U пока не нашёл применения по ряду причин: 1) Th не образует богатых ме­сторождений, и технология его извле­чения из руд сложнее; 2) наряду с ²³³U образуется ²³²U, к-рый, распа­даясь, даёт -активные ядра (²¹²Bi, ²⁰⁸Тl), усложняющие произ-во ТВЭЛов:



Отработавшие ТВЭЛы направляют на переработку с целью регенерации Я. т. для повторного его использова­ния. U и Pu очищают от продуктов деления, затем Pu в виде PuO₂ направляют для изготовления сердечников, a U в зависимости от изотопного состава или также направляют для изготовления сердечников, или пере­водят в UF₆ с целью обогащения изо­топом ²³⁵U. Регенерация Я. т.— слож­ный процесс переработки высокорадио­активных в-в, требующий защиты от радиоактивных излучений и дистанц. управления всеми операциями даже после длит. выдержки отработавших ТВЭЛов в спец. хранилищах. При этом в каждом аппарате ограничива­ется допустимое кол-во делящихся в-в, чтобы предупредить возникнове­ние спонтанной цепной реакции. Сложную проблему представляет пере­работка и обезвреживание радиоактив­ных отходов. Разработаны методы остекловывания и битумирования отходов и их захоронения в отвержденном виде в глубокие геологические формации.

• Петросьянц A.M., Проблемы атом­ной науки и техники, 4 изд., М., 1979; Си­нев Н. М., Б а т у р о в Б. Б., Экономика атомной энергетики, М., 1980; Землянухин В. И., Ильенко Е. И., Конд­ратьев А. Н., Радиохимическая пере­работка ядерного топлива АЭС, М., 1983; Займовский А. С., Калашников В. В., Головнин И. С., Тепловыде­ляющие элементы атомных реакторов, 2 изд., М., 1966.

А. М. Петросьянц, Ф. Г. Решетников, Д. И. Скороварое.

ЯДЕРНЫЕ МОДЕЛИ, приближённые представления, используемые для опи­сания нек-рых св-в ядер, основанные на отождествлении ядра с к.-л. др. физ. системой, св-ва к-рой либо хо­рошо изучены, либо поддаются срав­нительно простому теор. анализу. Таковы, напр., модель жидкой капли, ротатора («волчка»), оболочечная мо­дель ядра и др. (см. Ядро атомное).

ЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ, превращения ат. ядер при вз-ствии с ч-цами, в т. ч. с -квантами или друг с другом. Для осуществления Я. р. необходимо сближение ч-ц (двух ядер, ядра и нук­лона и т. д.) на расстояние — 10^-13 см. Энергия налетающих положительно заряж. ч-ц должна быть порядка или больше высоты кулоновского потенц. барьера ядер (для однозарядных ч-ц ~10 МэВ). В этом случае Я. р., как правило, осуществляются бомбарди­ровкой мишеней пучками ускоренных ч-ц. Для отрицательно заряж. и ней­тральных ч-ц кулоновский барьер от­сутствует, и Я. р. могут протекать даже при тепловых энергиях налетаю­щих ч-ц.

Я. р. записывают в виде: A (a, bcd) В, где А — ядро мишени, а — бом­бардирующая ч-ца, b, с, d — испу­скаемые в Я. р. ч-цы, В — остаточ­ное ядро (в скобках записываются бо­лее лёгкие продукты реакции, вне — более тяжёлые). Часто Я. р. может идти неск. способами, напр.:

⁶³Cu (р, n) ⁶³Zn; ⁶³Cu (p, 2n) ⁶²Zn;

⁶³Cu(p, pn) ⁶²Cu; ⁶³ Cu (р, р) ⁶³Cu,

⁶³Cu (р, р') ⁶³Cu* (неупругое рассеяние

протонов)

Совокупность сталкивающихся ч-ц в определённом квант. состоянии (напр.,

р и ядро ⁶³Cu) наз. входным ка­налом Я. р. Ч-цы, рождающиеся в результате Я. р., в определённых квант. состояниях (напр., n и ядро ⁶³Zn с определённым орбит. моментом и проекцией спинов на выделенное направление) образуют выходной канал Я. р.

Я. р.— осн. метод изучения струк­туры ядра и его св-в (см. Ядро атом­ное). Я. р. подчиняются законам со­хранения электрич. заряда, барионного заряда, энергии и импульса. Я. р. могут протекать с выделением и с по­глощением энергии Q, к-рая примерно в 10⁶ раз превышает энергию, погло­щаемую или выделяемую при хим. реакциях. Поэтому в Я. р. можно заме­тить изменение масс взаимодействую­щих ядер: согласно закону сохранения энергии, энергия Q, выделяемая или поглощаемая при Я. р., равна разно­сти сумм масс ч-ц (в энергетич. ед.) до и после Я. р.

Сечение в выход Я. р. Сечения Я. р. а зависят от энергии ξ налетающей ч-цы, типа Я. р., углов вылета и ори­ентации спинов ч-ц — продуктов реак­ции. Величина а колеблется в преде­лах 10^-27—10^-21 см². Если радиус ядра R больше, чем длина волны де Бройля ч-цы , то макс. сечение Я. р. опреде­ляется геом. сечениями ядер _макс=R². Для нуклонов с энергией ξ10/A^2/3 МэВ, R В области малых энергий >>R и сечение  определяет­ся уже не величиной R, а значением , напр. для медленных нейтронов _макс². В промежуточной области энергии _макс =я(R+)².

Выход Я. р.— отношение W числа актов N Я. р. к числу ч-ц, упав­ших на 1 см² мишени. Для тонкой ми­шени W=n, где n — число ядер на 1 см² поверхности мишени. Для медлен­ных заряж. ч-ц Немало (10^-3— 10^-6), для ч-ц высоких энергий выход боль­ше. Для нейтронов и -мезонов выход может достигать 1.

Механизмы Я. р. Налетающая ч-ца, напр. нуклон, может войти в ядро и вылететь из него под др. углом, но с той же энергией (упругое рас­сеяние). Нуклон может столк­нуться непосредственно с нуклоном ядра; при этом, если один • или оба нуклона имеют энергию, большую, чем энергия, необходимая для вылета из ядра, то они могут покинуть ядро без вз-ствия с др. его нуклонами (прямой процесс). Существу­ют и более сложные прямые процес­сы, при к-рых энергия налетающей ч-цы передаётся непосредственно од­ному или небольшой группе нукло­нов ядра (см. Прямые ядерные реак­ции). Если энергия, внесённая влетев­шей ч-цей, постепенно распределит­ся между мн. нуклонами ядра, то со­стояния возбуждения ядра будут ста­новиться всё более и более сложными, однако через нек-рое время наступит динамич. равновесие — разл. яд. кон­фигурации будут возникать и распа-

914


даться в образовавшейся системе, наз. составным ядром. Составное ядро не­устойчиво и через короткое время рас­падается. Если в нек-рых конфигура­циях энергия одного из нуклонов ока­жется достаточной для его выброса из ядра, то составное ядро распадается с испусканием нуклона. Если же энер­гия сосредоточивается в нек-рых груп­пах ч-ц, существующих в составном ядре короткое время, то возможно ис­пускание альфа-частиц, тритонов, дейтронов и др. При энергиях возбуж­дения составного ядра, меньших энер­гии, необходимой для отделения от не­го ч-ц, единств. путь его распада — ис­пускание -квантов (радиационный за­хват). Иногда выброс ч-ц происходит до того, как установилось равновесие, т. е. до образования составного ядра (предравновесный рас­пад). Разл. механизмы Я. р. отли­чаются разным временем протекания. Время протекания у прямых Я. р.— это время, необходимое ч-це, чтобы пройти область пр-ва, занимаемую ядром (~10^-22 с). Ср. время жизни со­ставного ядра достигает ~10^-15 — 10^-16 с. При малых энергиях налета­ющих ч-ц осн. механизм Я. р.— об­разование составного ядра (за исклю­чением Я. р. с дейтронами). При больших энергиях преобладают пря­мые процессы.

Хар-р зависимости сечений Я. р. 0 от энергии ξ налетающих ч-ц так­же различен для разных механиз­мов Я. р. Для прямых Я. р. зависи­мость (ξ) монотонна. В случае со­ставного ядра, при малых ξ, наблю­даются максимумы в энергетич. за­висимости сечения, к-рые соответству­ют уровням энергии составного ядра. В области больших энергий (~15 МэВ для ср. и тяжёлых ядер) уровни энер­гии составного ядра перекрываются и 0 в среднем монотонно зависит от ξ. На этом фоне выделяются более ши­рокие максимумы, соответствующие возбуждению аналоговых состояний ядер, а также гигантские резонансы, Время жизни т возбуждённого ядра связано с полной шириной Г макси­мумов соотношением: Г=ћ/.

Особенности Я. р., идущих через образование и распад составного яд­ра,— симметричное угл. распределение вылетающих ч-ц («вперёд-назад» от­носительно направления налетающих ч-ц в системе центра инерции), максвелловский энергетич. спектр этих ч-ц (см. Максвелла распределение) и одинаковость относит. вероятностей выходных каналов разных Я. р. с участием одного и того же составного ядра. Ч-цы — продукты Я. р., как правило, поляризованы, даже если пучок бомбардирующих ч-ц неполя­ризован. Если пучок поляризован, то наблюдается азимутальная асимметрия вылетающих частиц (см. Поляризован­ные нейтроны, Ориентированные ядра).

Я. р. под действием нейтронов в большинстве случаев протекают с поглощением энергии Q. При Я. р. (n,p) для большинства ядер Q невелика (за исключением ³Н и ¹⁴N). Для Я. р. (n, ) в случае лёгких ядер Q также невелика (за исключением ⁶Li и ¹⁰В); для ср. и тяжёлых ядер неболь­шое количество энергии выделяется. Я. р., в к-рых образуется больше двух ч-ц, протекают с поглощением энер­гии, напр. для Я. р. (n, 2n) Q=10МэВ. Особое место занимает Я. р. деления тяжёлых ядер, к-рая сопровождается выделением большого количества энер­гии (см. Деление атомного ядра).

В случае медленных нейтронов осн. процесс практически для всех ядер — радиац. захват нейтрона — Я. p. (n, ), т. к. кулоновский барьер ядра пре­пятствует вылету протонов и -частиц. Исключение составляют ³Н, ¹⁴N, для к-рых осн. процесс (n, p), и ⁶Li, ¹⁰В, для к-рых преобладает Я. р. (n, ). Большинство ядер обнаружи­вает резонансный радиац. захват при ξ_n большем неск. эВ. С увеличением ξ_n уменьшается вероятность радиа­ционного захвата нейтронов и уве­личивается вероятность их упруго­го рассеяния ядрами —Я. р. (n, n). Когда ξ_n становится больше энергии первого возбуждённого состояния ядра-мишени (десятки и сотни кэВ), возможно неупругое рассеяние (n,n'). При ξ_n~1 —2 МэВ гл. роль играют про­цессы упругого и неупругого рассея­ния, становятся заметными Я. р. (n, p) и (n, ). Когда ξ_n достигает 5—10 МэВ, преобладают Я. р. (n, 2n).

Я. р. под действием протонов, -частиц, дейтронов и других ядер. Вз-ствию протонов с ядрами препятст­вует кулоновский барьер высотой ξ₀. Сечение  этих Я. р. имеет заметную величину начиная с ξ_р=0,5 ξ₀ и мо­нотонно растёт. Для лёгких ядер Я. р. с протонами наблюдаются лишь на­чиная с ξ_р~неск. сотен кэВ, а для тяжёлых ядер — неск. МэВ. Вначале осн. Я. р.— радиац. захват (p, ), а также упругое (p, p) и неупругое (p,p') рассеяние. Для лёгких ядер (ξ_р) в области малых ξ_р носит резонансный характер, у средних и тяжёлых ядер  достигает заметной величины лишь в области энергий, где резонансной структуры нет. В области ξ_р~ξ₀ наблюдается возбуждение небольшого числа аналоговых состояний. Я. р. (p, n) преобладает, если составное ядро имеет энергию возбуждения, достаточ­ную для испускания нейтрона с энер­гией 1 МэВ. При дальнейшем уве­личении ξ_p конечное ядро может иметь энергию, достаточную для ис­пускания второй ч-цы: наблюдаются Я. р. (p, 2n), (p, pn).

Для -частиц кулоновский барьер ещё выше и достигает у тяжёлых ядер ξ₀~25МэВ. При такой энергии нале­тающей -частицы энергия возбуж­дения ядра ~20 МэВ, что достаточно для компенсации не только энергии связи вылетающего нуклона, но и для преодоления кулоновского барь­ера вылетающим протоном. Вследствие

этого Я. р. (, n) и (, p) равновероят­ны. При увеличении ξ_ наиб. вероят­ной становятся Я. р. (, 2n), (, pn). Резонансная структура (ξ_) наблюда­ется только у лёгких ядер и при отно­сительно малых энергиях -частиц. Продукты Я. р. (, n) обычно -активны, а для Я. р. (, p) — стабиль­ные ядра. Я. р. под действием дейтро­нов имеют наиболее высокий выход. Напр., в случае ⁹Ве (d, n) ¹⁰В при ξ_d=16 МэВ W~0,02 (для Я. р. с др. яд­рами таких энергий W-10^-3—10^-6). Я.р. с дейтронами могут протекать с об­разованием составного ядра (путём рас­щепления дейтрона кулоновским полем ядра) и механизмом срыва (срыва реак­ция). Я. р. между легчайшими ядрами имеют заметный выход даже при ма­лых энергиях налетающих ч-ц (W~1—10кэВ). Они могут осуществлять­ся не только бомбардировкой ускорен­ными заряж. ч-цами, но и нагревани­ем смеси взаимодействующих ядер до темп-ры ~10⁷К (см. Термоядерные реакции).

Эфф. средством исследования ядра стали Я. р. под действием ч-ц высо­ких энергий, вплоть до сотен ГэВ, а также с участием мезонов, гиперонов и античастиц.

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

Я. р. под действием -квантов и электронов. При малых энергиях -квантов они могут испытывать толь­ко упругое рассеяние. При энергиях, больших, чем энергия отделения нук­лонов от ядра, осн. процессом стано­вится поглощение -кванта и испус­кание ядром нуклонов (см. Фвтоядерные реакции). Эл-ны, взаимодействуя с протонами ядра, также могут испы­тывать упругое и неупругое рассея­ние и выбивать протоны из ядра. Ис­следование упругого рассеяния эл-нов позволило получить данные о распре­делении электрич. заряда и магн. мо­мента в ядре.

Я. р. с тяжёлыми ионами. Для тяже­лых ионов (Z>2) потенц. кулоновский барьер ξ₀ в Z раз больше, чем для протонов, и поэтому необходимо, что­бы энергия иона, приходящаяся на 1 нуклон ядра, превышала неск. МэВ (тем больше, чем больше Z мишени). Сечение  Я. р. с тяжёлыми ионами, обладающими энергией ξ>1,4ξ₀: =R²(1- ξ₀/ξ), где R1,4(A₁^1/3+A₂^1/3), A₁ и А₂ — массовые числа взаимодей-

915


ствующих ядер. Это соответствует представлению о соударении двух заряженных чёрных шаров радиуса Л. При энергиях ξ<ξ₀ Я. р. осу­ществляются за счёт туннельного просачивания через барьер (см. Тун­нельный эффект). Налетающие ионы могут и не вызвать Я. р., а испы­тать упругое рассеяние в поле кулоновских и яд. сил. Угл. распреде­ление ионов при упругом рассеянии (при  иона порядка расстояния макс. сближения с ядром) имеет дифракц. хар-р (чередование максимумов и ми­нимумов). При меньших  дифракц. структура исчезает. Зависимость (ξ) носит обычно нерезонансный хар-р. Исключение составляет упругое рас­сеяние. В энергетич. зависимости се­чения упругого рассеяния ⁶Li на ⁶Li, ¹²С на ¹²С, ¹⁴N на ¹⁴N, ^]6O на ¹⁴N и др. для ξ~5—35 МэВ наблюдаются резонансы с шириной порядка неск. МэВ и более тонкая структура.

Я. р. с тяжёлыми ионами харак­теризуются большим числом выход­ных каналов. Напр., при бомбарди­ровке ²³²Th ионами ⁴⁰Ar с энерги­ей 379 МэВ образуются ядра Са, Ar, S, Si, Mg и Ne. В случае Я. р. с тяжёлыми ионами наблюдаются Я. р. передачи нуклонов, передачи более сложных частиц и слияния. Я. р., при которых происходит пе­редача малого числа ч-ц или малой части энергии, наз. мягкими со­ударениями. Их теория имеет много общего с теорией прямых реак­ций. Я. р., в к-рых происходит пере­дача значит. массы или энергии, наз. жёсткими соударениями (глубоко неупругими процессами) .Угл. распределения продуктов этих Я. р. резко асимметричны: лёгкие продукты вылетают преим. под малыми углами к ионному пучку. Энергетич. распре­деление продуктов имеет широкий максимум. Кинетич. энергия про­дуктов Я. р. близка к высоте выход­ных кулоновских барьеров и практи­чески не зависит от энергии ионов.

При глубоко неупругих столкнове­ниях ядер образуется короткоживущая промежуточная система. Несмот­ря на обмен массой и энергией, ядра промежуточной системы сохраняют ин­дивидуальность за счёт прочно свя­занных сердцевин. В результате жёст­ких соударений образуется много но­вых нуклидов. При ещё более тесном соударении образуется составное яд­ро. В таких Я. р. могут образовывать­ся составные ядра с большими энер­гиями возбуждения (~100 МэВ) и угл. моментами (l~50). Я. р. с образовани­ем составного ядра служат для синте­за трансурановых элементов (слияние ядер мишеней из Pb и Bi с ионами ⁴⁰Ar, ⁵⁰Ti, ⁵⁴Cr, ⁵⁵Mn, ⁵⁸Fe). Напр., с помощью Я. р. ²⁰⁴₈₂Pb(⁴⁰₁₈Ar, 2n)²⁴²₁₀₀Fm был осуществлён синтез фермия.

• Л е й н А., Т о м а с Р., Теория ядерных реакций при низких энергиях, М., 1960;

В а й с к о п ф В., Статистическая теория ядерных реакций, пер. с англ., М., 1952; Д а в ы д о в А. С., Теория атомного ядра, М., 1958; Мухин К. Н., Введение в ядерную физику, 2 изд., М., 1965; Волков В. В., в кн.: Тр. Международной конференции по избранным вопросам структуры ядра, т. 2, Дубна, 1976, с. 45—46; Вильдермут К., Тан Я., Единая теория ядра, М., 1980; Барашенков В. С., Тонеев В.Д., Взаимодействия высокоэнергетических час­тиц и атомных ядер с ядрами, М., 1972.

И. Я. Барит.

ЯДЕРНЫЕ СИЛЫ, силы, связываю­щие нуклоны (протоны и нейтроны) в ядре. Я. с.— одно из проявлений

сильных взаимодействий. Яд. силы явл. короткодействующими, радиус их действия порядка 10^-12 —10^-13 см (см. Ядро атомное).

ЯДЕРНЫЕ ФИЛЬТРЫ, микропорис­тые фильтры, образующиеся при облу­чении полимерных плёнок ускоренны­ми тяжёлыми ионами с последующим вытравливанием разрушенных участ­ков полимера. Вдоль траектории ио­нов возникают сквозные каналы пра­вильной формы. Особенность Я.ф.— высокая однородность размеров пор и возможность их варьировать в широ­ких пределах (0,01—10 мкм). Это по­зволяет использовать Я. ф. для сепа­рации микрочастиц по размерам, их концентрирования, ультратонкой очи­стки жидких и газообразных сред, сте­рилизации жидкостей и др. Благодаря большому числу пор (10⁶—10⁹ см^-2) и малой толщине Я. ф. обладают высо­кой пропускной способностью для жидкостей и газов (до 100 м³/м² •ч и 3•10⁴ м³/м²•ч). Для изготовления Я. ф. применяются гл. обр. плёнки из лавсана толщиной 6—12 мкм и др. полимерные материалы, устойчивые к внеш. воздействиям.

• Флеров Г. Н., Барашенков В. С., Практические применения пучков тяжелых ионов, «УФН», 1974, т. 114, в. 2.

Ю. С. Замятнин.