Ядерная астрофизика

Вид материала

Исследование

Содержание Ядерные цепные реакции А от 90 до 150, v — число вторичных нейтронов. Если только часть f К=vf нейтронов след. поколения, к-рые вызовут деление, и при K>l (коэфф. размножения нейтронов) число нейтронов n К-1=0, то число деле­ний в ед. времени постоянно и может быть осуществлена самоподдерживаю­щаяся Я. ц. р. (см. Ядерный реактор). Ядерный взрыв Управляемый термоядерный синтез). Ядерный квадрупольный ре­зонанс Ядерный магнетон Рис. 1. Пре­цессия магн. момента и яд­ра в поле H

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.

ЯДЕРНЫЕ ЦЕПНЫЕ РЕАКЦИИ, ядерные реакции, в к-рых ч-цы, вы­зывающие их, образуются как про­дукты этих реакций. Пока единств. известная Я. ц. р.— реакция деле­ния урана и нек-рых трансурановых элементов (напр., ²³⁹Pu) под дейст­вием нейтронов. Впервые она была осу­ществлена итал. физиком Э. Ферми (1942). После открытия деления атом­ных ядер Ферми, У. Зинн и Л. Силард (США), Г. Н. Флёров показали, что при делении ядра вылетает боль­ше 1 нейтрона:

n+UA+B+. (1)

Здесь А и В — осколки деления с мас­совыми числами А от 90 до 150, v — число вторичных нейтронов. Если только часть f общего числа вторич­ных нейтронов может быть использо­вана для продолжения реакции деле­ния," то на 1 нейтрон первого поколе­ния, вызвавший деление, придётся

К=vf нейтронов след. поколения, к-рые вызовут деление, и при K>l (коэфф. размножения нейтронов) число нейтронов n будет возрастать во времени t по закону: n=n₀e^(K-1)t/,

где т — время жизни поколения ней­тронов. Если К-1=0, то число деле­ний в ед. времени постоянно и может быть осуществлена самоподдерживаю­щаяся Я. ц. р. (см. Ядерный реактор). При достаточно больших значениях (К-1) реакция перестаёт быть регу­лируемой и может привести к ядер­ному взрыву.

Рассмотрим Я. ц. р. на природном уране, содержащем практически 2 изо­топа: ²³⁸U (99,29%) и ²³⁵U (0,71%). Ядро ²³⁸U делится только под дей­ствием быстрых нейтронов с энер­гией ξ>1 МэВ и малым эффективным сечением _д=0,3 барна. Напротив, яд­ро ²³⁵U делится под действием ней­тронов любых энергий, причём с умень­шением ξ _д резко возрастает. При делении ²³⁸U или ²³⁵U быстрым ней­троном вылетает =2,5 нейтрона с энергией от 0,1 МэВ до 14 МэВ. Это означает, что при отсутствии потерь энергия Я. ц. р. могла бы развиться в природном уране. Однако потери есть: ядра ²³⁸U могут захватывать ней­троны (см. Радиационный захват) с образованием ²³⁹U. Кроме того, при столкновении нейтронов с ядром про­исходит неупругое рассеяние, при к-ром энергия нейтронов становится ни­же 1 МэВ, и они уже не могут вызвать деление ²³⁸U. Большая часть таких нейтронов испытывает радиац. захват или вылетает наружу. В результате Я. ц. р. не может развиться.

Для возбуждения Я. ц. р. в естеств. уране используется замедление ней­тронов при их столкновении с лёг­кими ядрами (²Н, ¹²С и др.). Оказа­лось, что сечение деления ²³⁵U на тепловых нейтронах ⁽⁵⁾_д =582 барна, сечение радиац. захвата в ²³⁵U (с об­разованием ²³⁶U) _р⁽⁵⁾ = 100 барн, а в ²³⁸U _р⁽⁸⁾ = 2,73 барна. При делении тепловыми нейтронами =2,44. От­сюда следует, что число нейтронов т), к-рые могут вызвать деление, прихо­дящееся на 1 поглощённый тепловой нейтрон предыдущего поколения, рав­но:



Здесь ₈/₅ — отношение концентра­ций ²³⁸U и ²³⁵U, что означает возмож­ность развития Я. ц. р. в смеси при­родного урана с замедлителем.

Однако при делении на тепловых нейтронах рождаются быстрые нейтро­ны, к-рые, прежде чем замедлиться до тепловой энергии, могут поглотить­ся. Сечение радиац. захвата ²³⁸U имеет резонансный характер, т. е. достигает очень больших значений в определён­ных узких интервалах энергии. В од­нородной (гомогенной) смеси вероят­ность резонансного поглощения слиш­ком велика, чтобы Я. ц. р. на тепло­вых нейтронах могла осуществиться. Эту трудность обходят, располагая уран в замедлителе дискретно, в виде блоков, образующих правильную ре­шётку. Резонансное поглощение ней-

916


тронов в такой гетерогенной системе резко уменьшается по двум причинам: 1) сечение резонансного поглощения столь велико, что нейтроны, попадая в блок, поглощаются в поверхностном слое, поэтому часть атомов урана не участвует в резонансном поглоще­нии; 2) нейтроны резонансной энер­гии, образовавшиеся в замедлите­ле, могут не попасть в уран, а, за­медляясь при рассеянии на ядрах за­медлителя, «уйти» из опасного интер­вала энергии. При поглощении тепло­вого нейтрона в блоке рождается т) вторичных быстрых нейтронов, каж­дый из к-рых до выхода из блока вы­зовет небольшое кол-во делений ядер ²³⁸U. В результате число быстрых ней­тронов, вылетающих из блока в за­медлитель, равно , где  — коэфф. размножения на быстрых нейтронах; если  — вероятность избежать резо­нансного поглощения, то только ξ нейтронов замедлятся до тепловой энергии. Часть тепловых нейтронов поглотится в замедлителе. Пусть 9 -вероятность того, что тепловой нейт­рон поглотится в уране (коэфф. тепло­вого использования нейтронов). В го­могенной системе:



Здесь _U, _з— концентрации урана и замедлителя, ^U_п ,^з_п— соответствую­щие сечения поглощения, Ф — потоки нейтронов. В результате на 1 тепловой нейтрон первого поколения, соверша­ющий деление, приходится К_= нейтронов след. поколения, к-рые мо­гут вызвать деление. К_ — коэфф. раз­множения нейтронов в бесконечной гетерогенной системе. Если K_>1, то реакция деления в бесконечной решётке будет нарастать экспонен­циально.

В системе, имеющей огранич. раз­меры, часть нейтронов может поки­нуть среду. Обозначим долю нейтро­нов, вылетающих наружу, через(1-Р), тогда для продолжения реакции деления остаётся К_эф=К_P нейтро­нов, и если K_эф>1, то число делений растёт экспоненциально и реакция явл. саморазвивающейся. Т. к. число делений и, следовательно, число вто­ричных нейтронов в размножающей среде пропорц. её объёму, а их вылет пропорц. поверхности окружающей среды, то Я. ц. р. возможна только в среде достаточно больших размеров. Напр., для шара радиуса R отношение объёма к поверхности равно R/3, и, следовательно, чем больше R, тем меньше утечка нейтронов. Если ра­диус размножающей среды становится достаточно большим, чтобы в системе протекала стационарная Я. ц. р., т. е. K_эф-1=0, то такую систему наз. кри­тической, а её радиус — критическим.

Для осуществления Я. ц. р. в при­родном уране на тепловых нейтронах используют в качестве замедлителя в-ва с малым сечением радиац. захва­та (графит или тяжёлую воду D₂O). В замедлителе из обыкновенной воды Я. ц. р. на природном уране невоз­можна из-за большого поглощения ней­тронов водородом.

Чтобы интенсивность Я. ц. р. мож­но было регулировать, время жизни одного поколения нейтронов должно быть достаточно велико. Время жиз­ни ₀ тепловых нейтронов мало (₀~10^-3с). Однако наряду с нейтронами, вылетающими из ядра мгновенно (за время 10^-16 с), существует небольшая доля  т. н. запаздывающих нейтронов, вылетающих после -распада осколков деления со ср. временем жизни ~14,4 с. Для запаз­дывающих нейтронов при делении ²³⁵U 0,7•10^-2. Если K_эф>1+, то вре­мя Т «разгона» Я. ц. р. (время, за к-рое число делений увеличивается в е раз) определяется соотношением:



т. е. запаздывающие нейтроны не уча­ствуют в развитии Я. ц. р. Практиче­ски важен др. предельный случай: K_эф-1<<, тогда:



т. е. мгновенные нейтроны не играют роли в развитии реакции. Т. о., если K_эф<1+, то Я. ц. р. будет развивать­ся только при участии запаздывающих нейтронов за время порядка минут и будет хорошо регулируемой.

Я. ц. р. осуществляется также на уране, обогащённом ²³⁵U и в чистом ²³⁵U. В этих случаях она идёт и на быстрых нейтронах. При поглощении нейтронов в ²³⁸U образуется ²³⁹Np, a из него после двух -распадов — ²³⁹Pu, к-рый делится под действием тепло­вых нейтронов с =2,9. При облу­чении нейтронами ²³²Th образуется делящийся на тепловых нейтронах ²³³U (см. Ядерное топливо). Кроме того, Я. ц. р. возможна в ²⁴¹Pu и изотопах Cm и Cf с нечётными массовыми чис­лами.

• См. лит. при ст. Ядерный реактор.

П. Э. Немировский.

ЯДЕРНЫЙ ВЗРЫВ, взрыв, вызван­ный выделением внутриядерной энер­гии. Масса ядра меньше суммы масс составляющих его нуклонов на вели­чину М (дефект массы), к-рая соответствует энергии связи ξ_св нукло­нов в ядре. Удельная энергия связи ξ/N (N—число нуклонов в ядре) максимальна для ядер вблизи ⁵⁶Fe пе­риодич. системы элементов. Это озна­чает, что яд. реакции, идущие с об­разованием этих ядер, сопровожда­ются выделением энергии (см. Ядер­ная энергия). Такими реакциями могут быть деление тяжёлых ядер, лежащее в основе Я. в., или синтез лёгких ядер, приводящий к термоядерному

взрыву. Я. в. был осуществлён впервые в США 16 июля 1945, а 6 и 9 августа 1945 две яд. бомбы были сбро­шены на япон. гг. Хиросима и Нага­саки. В СССР первый Я. в. был осу­ществлён в 1949, термоядерный — в 1953.

Для осуществления Я. в. в резуль­тате ядерной цепной реакции деления (атомная, точнее, яд. бомба) необходи­мо, чтобы масса делящегося в-ва (²³⁵U, ²³⁹Pu и др.; см. Ядерное топливо) превысила т. н. критич. массу М_кр, зависящую от плотности  в-ва и его геом. конфигурации. Размер R систе­мы должен превышать критич. размер R_кр порядка длины свободного пробега l нейтрона. Т. к. l~1/, то определяю­щей величиной явл. т. н. оптич. тол­щина системы =R. При М>М_кр (R >R_кр) состояние системы надкритично, и развитие цепной реакции может привести к Я. в. (в отличие от ядер­ного реактора, где М=M_кр и состоя­ние системы критично). Для ²³⁵U =19,5 г/см³ и при сферич. форме систе­мы M_кр=50 кг (R_кр=9 см), для ²³⁹Pu М_кр=11 кг, для ²³³U М_кр=16 кг.

До взрыва яд. бомбы система дол­жна быть подкритичной. Переход в надкритическое состояние осуществля­ется быстрым сближением неск. кус­ков активного (делящегося) материа­ла, напр. ²³⁵U. Если таких кусков два (напр., 2 полусферы), то т. н. величи­на надкритичности (M/M_кр) невелика (M/M_кр=2); если их больше (в пре­деле — сколь угодно малые сегмен­ты шара), то она может быть сколь угодно увеличена. Обычно для сбли­жения используется хим. взрыв, при к-ром развивается высокое давление (~10⁶ атм), способствующее сжатию (имплозии) активного материала R_кр, что уменьшает М_кр. Характерное вре­мя между двумя столкновениями ней­тронов с ядрами в-ва

t=l/v_п~10 ^-8c при энергии нейтронов ξ_п~1 МэВ. Увеличенное в неск. раз, оно опреде­ляет длительность Я. в. В каждом акте деления выделяется энергия ~200 МэВ (1 МэВ на 1 нуклон деляще­гося ядра). Если 1 кг ²³⁵U полностью прореагирует, то выделится энергия ~10²¹ эрг, что эквивалентно энерговыделению при взрыве 20 кт тротила. Т. о., яд. «взрывчатка» эффективнее химической в 10⁷ раз. В результате большого энерговыделения в центре бомбы развиваются огромные темп-ра (~10⁸К) и давление (~10¹² атм). В-во превращается в плазму, разлетается и теряет надкритичность.

Для цепных реакций деления энер­гия теплового движения ч-ц среды всегда значительно ниже, чем ξ_п, по­этому темп-ра среды не играет роли. Для реакций синтеза она существен­на. Возможно большое кол-во энер­гетически выгодных яд. реакций син­теза, но в земных условиях не разви­вающихся из-за низкой темп-ры (см.

917


Управляемый термоядерный синтез). В звёздах, где темп-ры высоки, а раз­лёт в-ва сдерживается гравитац. си­лами, протекают реакции синтеза, со­ставляющие основу энергетич. цик­лов звёзд. Темп-ра среды пропорц. ки­нетич. энергии её ч-ц. Чтобы 2 ядра с ат. номерами Z₁ и Z₂ слились, их кинетич. энергия должна быть срав­нима с энергией электростатич. оттал­кивания: ξ=Z₁ Z₂ e²/r на расстояниях порядка размера ядра (~10^-13 см). Распределение ч-ц по энергиям N(ξ)~ехр(-ξ/kT). Это означает нали­чие иек-рого количества ч-ц с энерги­ей большей, чем средняя ξ_ср=³/₂kТ; кроме того, возможно туннельное про­никновение ч-ц через энергетич. барь­ер (см. Туннельный эффект). В резуль­тате возникает резкая зависимость скорости реакции от темп-ры, но по­рог отсутствует.

Т. к., с одной стороны, скорость реакции синтеза пропорц. плотности в-ва (число соударений в ед. времени), с др. стороны, время разлёта ч-ц тем больше, чем больше размер системы (выгорание термоядерного топлива за­висит также от оптич. толщины R), то для осуществления термоядерного взрыва необходимы высокие темп-ра и плотность. В термоядерном взрывном устройстве это создаётся при помощи яд. бомбы (деления), служащей дето­натором.

Для осуществления термоядерного взрыва используются реакции:



Скорость первой из них в 100 раз выше, но для неё необходим радиоактивный тритий, период полураспада к-рого T_1/2=12,6 лет. Поэтому наряду с реак­цией d+t используется реакция d+d, приводящая к образованию трития, а также реакция ⁶Li+n=t+. Попада­ющий в смесь ⁶Li и дейтерия нейтрон поглощается ядром ⁶Li с образованием t, к-рый вступает в реакцию с дейте­рием, вновь образуется нейтрон, по­глощающийся в ⁷Li, и т. д. Цепочка реакции может быть поддержана или усилена вз-ствием нейтронов с деля­щимся материалом (обычно природный уран, т. к. образующиеся нейтроны имеют энергию ~14 МэВ, т. е. явл. надпороговыми).

Преимущество термоядерных реак­ций синтезу над реакциями деления в Я. в. связано со значительно боль­шим (в 5 раз) энерговыделением на 1 г в-ва. Это, а также тот факт, что ней­троны, образующиеся в реакциях синтеза, эффективно делят уран, обусловливает значительно боль­шую мощность термоядерных взрывных устройств по сравнению с ядерными. Обычно энергия яд. бомб ~1—20 кт тротилового эквивалента, энергия термоядерных бомб ~ 10⁵—10⁶ т.

При Я. в. в воздухе образуется мощ­ная ударная волна, к-рая, достигая поверхности Земли, вызывает разру­шения. Существенное поражение на­земных сооружений происходит, если ударная волна несёт избыточное дав­ление р порядка неск. десятых долей атм. Радиус R поражения приблизи­тельно определяется из соотношения: р=ξ/R³=10⁵ Па, где ξ—энергия, выделяющаяся в Я. в. Для номи­нальной яд. бомбы (1 кг сгоревшего ²³⁸U) с энерговыделением 20 кт тро­тилового эквивалента R~1 км. Выде­лившаяся энергия по истечении неск. мкс передаётся окружающей среде. Образующийся ярко светящийся ог­ненный шар расширяется вначале за счёт лучистой теплопроводности, а затем вместе с распространением ударной волны. По мере расширения шара темп-ра его падает, через 10^-2—10^-1 с шар достигает макс. радиуса 150 м (для бомбы в 20 кт), T=8000 К (ударная волна далеко впереди). За время свечения (неск. с) в эл.-магн. излучение переходит 10—20% энер­гии Я. в. Излучение вызывает пожа­ры, ожоги. Разреженный нагретый воздух, несущий радиоактивные про­дукты Я. в., поднимается вверх и по истечении неск. минут достигает вы­соты 10 —15 км. После этого облако Я. в. расплывается на сотни и более км. Радиоактивные ч-цы выпадают на поверхность Земли, образуя т. н. радиоактивный след Я. в. Особенно опасен приземный Я. в., когда огненный шар, касаясь поверхности Земли, поднимает вверх пыль, радиоактивные ч-цы прилипа­ют к ч-цам земли и выпадают вблизи эпицентра Я. в. в концентрации, ле­тальной для человека.

При Я. в. образуется мощный поток нейтронов и -лучей (1 % всей выде­ляющейся энергии). Если Я. в. про­изведён на высоте 1 км, радиация мо­жет достигнуть поверхности Земли (ат­мосфера ослабляет поток вдвое на рас­стоянии 150 м) и создать летальную дозу. В зависимости от конкретного устройства отд. факторы поражения могут быть усилены или ослаблены в неск. раз. Напр., в случае взрыва т. н. нейтронной бомбы (разно­видности термоядерной бомбы с энер­говыделением ~1 кт тротилового эк­вивалента) усилено нейтронное излу­чение.

• См. лит. при ст. Ядерный реактор.

Л. П. Феоктистов.

ЯДЕРНЫЙ КВАДРУПОЛЬНЫЙ РЕ­ЗОНАНС (ЯКР), резонансное по­глощение эл.-магн. энергии в кристал­лах, обусловленное квант. переходами между энергетич. уровнями, образую­щимися в результате вз-ствия ядер, обладающих электрич. квадрупольным Моментом, с енутрикристаллическим полем. ЯКР — частный случай ядер­ного магнитного резонанса (ЯМР) в кристаллах. Т. н. «чистый» ЯКР на­блюдается в отсутствие постоянного магн. поля. Вз-ствие квадрупольного

момента ядра с неоднородным внутр. электрич. полем E кристалла приво­дит к появлению энергетич. состояний, соответствующих разл. ориентациям яд. спина I относительно кристаллографич, осей. Радиочастотное магн. поле вызывает вынужденные магн. дипольные переходы между этими со­стояниями, что обнаруживается как резонансное поглощение эл.-магн. энергии. Т. к. энергия квадруполь­ного вз-ствия изменяется в широких пределах в зависимости от св-в ядра и структуры кристалла, то частоты ЯКР лежат в диапазоне от сотен кГц до тысяч МГц.

При исследовании ЯКР измерения в отсутствие постоянного магн. поля Н дополняются измерениями в поле Н. В зависимости от соотношения между энергией квадрупольного вз-ствия яд­ра с полем E и энергией магн. вз-ствия с полем Н говорят о квадрупольном расщеплении линий ЯМР или о зеемановском расщеплении линий ЯКР.

Метод ЯКР применяется для опре­деления квадрупольных моментов ядер, исследования симметрии и строе­ния кристаллов, степени упорядочен­ности макромолекул и характера хим. связи. Если в случае ЯМР структура кристаллов определяет только уширение и расщепление линий, то в слу­чае ЯКР структура кристалла опре­деляет сами резонансные частоты. Для ЯКР характерна сильная зависи­мость ширины линий от количества дефектов в кристалле. Измерение ши­рины линий позволяет исследовать внутр. напряжения, присутствие при­месей и явления упорядочения в кри­сталлах.

• Абрагам А., Ядерный магнетизм, пер. с англ., М., 1963; Гречишкия В. С., Ядерные квадрупольные взаимодей­ствия в твердых телах, М., 1973; Семин Г. К., Бабушкина Т. А., Я к о б с о н Г. Г., Применение ядерного квадру­польного резонанса в химии, Л., 1972.

ЯДЕРНЫЙ МАГНЕТОН, см. Маг­нетон.

ядерный магнитный резо­нанс (ЯМР), избирательное погло­щение эл.-магн. энергии в-вом, обус­ловленное ядерным парамагнетизмом. ЯМР — один из методов радиоспектро­скопии, наблюдается, когда на иссле­дуемый образец действуют взаимно пер­пендикулярные магн. поля: сильное постоянное Н₀ и слабое радиочастот­ное Н₁ (10⁶ — 10⁷Гц). Являясь квант. эффектом, ЯМР, как и др. виды маг­нитного резонанса, допускает классич. объяснение нек-рых своих особенно­стей. Большинство ат. ядер имеют собств. момент количества движения J=Iћ, где I—ядерный спин. Спин обусловливает дипольный магн. момент ядра:

=J=ћI =gI. (1)

Здесь  — гиромагнитное отношение (для протона _р=2•675 рад-с^-1), g — безразмерная величина, определяемая структурой ядра (яд. g-фактор), по по­рядку равная неск. ед.; =eћ/m_pc —

918


ядерный магнетон (m_p и e — масса и заряд протона). Магн. момент ядра  примерно в 10³ раз меньше электрон­ных моментов. В магн. поле Н₀ на магн. диполь действует вращающий момент, равный [Н₀], и вектор  прецессирует вокруг направления Н₀ с ча­стотой

₀=H₀ (2)

под неизменным углом . Такая пре­цессия создаёт переменный магн. мо­мент (sin, вращающийся в плоскости, перпендикулярной Н₀ (рис. 1).



Рис. 1. Пре­цессия магн. момента и яд­ра в поле H₀;  — угол пре­цессии .


Поле H₁, вращающееся в той же плос­кости с частотой , взаимодействует с моментом ; вз-ствие становится за­метным, если частота  близка к ₀, а направления вращения  и поля Н₁ одинаковы. При =₀ наступает ре­зонанс, если даже под действием очень слабого поля H₁ проекция магн. момента диполя на H₀ изменяется по величине.

Согласно квант. модели, состояния яд. спина I и магн. момента  в поле Н₀ квантованы, т. е. компонента M_I спина I вдоль поля Н₀ может прини­мать одно из (2I+1) целочисленных значений, и условие:

ξ_H=-H₀=H₀cos=- gH₀M_I (3)

определяет систему из (2I+1) равно­отстоящих уровней энергии, обусловленных вз-ствием яд. магн. момента с постоянным магн. полем