Ядерная астрофизика
Вид материала | Исследование |
- 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 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 ξ10/A2/3 МэВ, R В области малых энергий >>R и сечение определяется уже не величиной R, а значением , напр. для медленных нейтронов макс2. 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 ξn большем неск. эВ. С увеличением ξn уменьшается вероятность радиационного захвата нейтронов и увеличивается вероятность их упругого рассеяния ядрами —Я. р. (n, n). Когда ξn становится больше энергии первого возбуждённого состояния ядра-мишени (десятки и сотни кэВ), возможно неупругое рассеяние (n,n'). При ξn~1 —2 МэВ гл. роль играют процессы упругого и неупругого рассеяния, становятся заметными Я. р. (n, p) и (n, ). Когда ξn 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 ξр=0,5 ξ0 и монотонно растёт. Для лёгких ядер Я. р. с протонами наблюдаются лишь начиная с ξр~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 (ξр) в области малых ξр носит резонансный характер, у средних и тяжёлых ядер достигает заметной величины лишь в области энергий, где резонансной структуры нет. В области ξр~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 ξp 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 ξd=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 R1,4(A11/3+A21/3), 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.