«Ядерные превращения. Деление ядер»

Вид материала

Реферат

Содержание Оболочечные поправки. Двугорбый барьер деления Спонтанное деление ядер в основном состоянии Изомеры формы Делящиеся нуклиды

Подобный материал:

• «Ядерные превращения. Деления Ядер», 401.41kb.
• Активный счетчик нейтронных совпадений, 57.77kb.
• Программа курса (специальность Экология) физика, 79.76kb.
• Экологические, радиологические и медицинские последствия аварии на Чернобыльской аэс,, 592.27kb.
• Программа Государственного экзамена по подготовке магистра по направлению «Физика ядра, 32.88kb.
• Лекция 1 Углеводы, липиды, минеральные вещества, 68.17kb.
• Деление клетки Размножение. Размножение клеток, 116.15kb.
• Опрацювати тему «Подовження м’яких приголосних звуків І позначення їх на письмі» (стор., 39.49kb.
• Тема : Деление клетки основа размножения, роста и развития организмов, 105.53kb.
• Программа дисциплины опд. Ф. 09. Компьютерный практикум для студентов специальности, 61.42kb.

Оболочечные поправки. Двугорбый барьер деления

Описание на основе капельной модели не в состоянии объяснить некоторые существенные особенности процесса деления, в частности, асимметрию масс осколков. Кроме того, параметры спонтанно делящихся ядерных изомеров и характер зависимости сечения реакции деления от энергии вызывающих её нейтронов свидетельствуют о том, что барьер деления тяжёлых ядер имеет не один, а два максимума (двугорбый барьер деления), между которыми находится вторая потенциальная яма. Эти особенности деления получают своё объяснение при учёте оболочечных поправок к энергии, вычисляемой с помощью капельной модели. Соответствующий метод был предложен Струтинским в 1966 году. Оболочечные эффекты выражаются в увеличении или уменьшении плотности уровней энергии ядра; они присущи как сферически симметричным, так и деформированным состояниям ядер. Учёт этих эффектов усложняет зависимость энергии от параметра деформации по сравнению с капельной моделью. Для большинства ядер актиноидов в этой зависимости появляется вторая потенциальная яма, соответствующая сильной деформации ядра. Глубина этой ямы меньше глубины первой ямы (соответствующей основному состоянию ядра) на 2—4 МэВ.

В общем случае деформация делящегося ядра описывается не одним, а несколькими параметрами. В таком многопараметрическом пространстве ядро может двигаться от начального состояния к точке разрыва различными путями. Такие пути называются модами (или каналами) деления. Так, в делении ²³⁵U тепловыми нейтронами выделяют три моды. Каждая мода деления характеризуется своими значениями асимметрии масс осколков деления и их полной кинетической энергии.

Спонтанное деление

В некоторых случаях ядро может делиться самопроизвольно, без взаимодействия с другими частицами. Этот процесс называется спонтанным делением. Спонтанное деление — один из основных видов распада сверхтяжёлых ядер.

Спонтанное деление ядер в основном состоянии

Делению ядер, находящихся в основном состоянии, препятствует барьер деления.

Из рассмотрения механизма деления следует, что условие большой вероятности деления (соизмеримой с вероятностями других взаимодействий нейтронов с ядром) можно записать в виде:

,

то есть энергия возбуждения составного ядра должна быть не меньше барьера деления этого ядра. Деление возможно и при , но вероятность такого процесса резко уменьшается с уменьшением энергии возбуждения.

Механизм этого процесса объясняется в рамках квантовой механики и аналогичен механизму излучения α-частицы, проходящей через потенциальный барьер. Это так называемый туннельный эффект, из объяснения которого следует, что проницаемость любого энергетического барьера отлична от нуля, хотя и уменьшается с увеличением ширины и высоты барьера.

Вероятность спонтанного деления определяется в первую очередь проницаемостью барьера деления. В первом приближении (в рамках капельной модели) барьер деления уменьшается с ростом параметра деления исчезая при Таким образом, вероятность спонтанного деления увеличивается с ростом заряда ядра. Для всех существующих в природе ядер вероятность и соответственно скорость спонтанного деления очень малы. Лишь для самых тяжёлых из них скорости увеличиваются настолько, что могут быть определены экспериментально. Например для ²³⁸U и ²³⁹Pu период полураспада для спонтанного деления имеет порядок величины 10¹⁶ лет, а для ²³⁵U ещё больше.

Ядро	, лет	, лет	Доля спонтанного деления, %
235U	(1,0 ± 0,3)×1019	(7,04 ± 0,01)×108	7×10−9
238U	(8,2 ± 0,1)×1015	(4,468 ± 0,003)×109	5,5×10−5
239Pu	(8 ± 2)×1015	(2,411 ± 0,003)×104	3×10−10
252Cf	86 ± 1	2,645 ± 0,008	3,09

Спонтанные деления имеют заметное значение как фоновый источник нейтронов в реакторах, содержащих большие количества ²³⁸U, и в реакторах, в которых накапливается заметное количество ²³⁹Pu, например, в реакторах на быстрых нейтронах. Для изучения свойств спонтанного деления зачастую используются более тяжёлые нуклиды, в первую очередь ²⁵²Cf. В спонтанном делении нуклидов c , в отличие от более лёгких ядер, превалирует симметричная мода (с примерно равными массами осколков деления).

Изомеры формы

Для некоторых нуклидов с зарядовым числом от 92 до 97 (от урана до берклия) обнаружены возбуждённые состояния с малым периодом полураспада по спонтанному делению. Вероятность спонтанного деления для этих состояний превосходит вероятность спонтанного деления для основных состояний соответствующих ядер. Эти состояния соответствуют нижнему уровню энергии ядра во второй потенциальной яме. Они характеризуются высокой степенью деформации и называются изомерами формы.

Высокая вероятность спонтанного деления изомеров формы объясняется значительно меньшей шириной барьера деления — делению из второй потенциальной ямы препятствует только внешний пик барьера деления. В свою очередь, внутренний пик препятствует гамма-переходу в основное состояние ядра. Поэтому основной модой распада изомеров формы является спонтанное деление — эти изомеры известны у 35 нуклидов актиноидов и лишь для двух из них (236mU и 238mU) наблюдается изомерный гамма-переход.

Энергия изомеров формы составляет от 2 до 4 МэВ, соответствуя минимуму энергии во второй потенциальной яме. Периоды полураспада — от наносекунд до миллисекунд. Наибольший период полураспада — 14 мс — наблюдается у 242mAm, открытого первым из изомеров формы.


Если в химии изомером называется молекула с тем же составом, но другим геометрическим упорядочением атомов, то в физике ядерным изомером называется иное возбужденное, но стабильное состояние ядра химического элемента с тем же количеством протонов и нейтронов. Ядерный изомер – это стабильное и относительно долгоживущее возбужденное состояние атомного ядра с замедленным обратным распадом в основное состояние. Изомер представляет собой прекрасный аккумулятор энергии, и если ученые смогут найти способ ее контролированного высвобождения, то у инженеров появится совершенно новый тип аккумуляторных батарей – ядерных батарей. Дело в том, что переход из возбужденного состояния в основное можно инициировать электромагнитным воздействием, т.е. бомбардируя ядерный изомер пучком фотонов.

Кроме того, исследования изомеров могут позволить проследить за процессами образования новых химических элементов внутри звезд и оценить время жизни и эволюции, а это – один из важнейших вопросов всей астрофизики.

Делящиеся нуклиды

Иллюстрация на тему распада ²³⁵U


Как следует из теории составного ядра, минимальное значение энергии составного ядра равно энергии связи нейтрона в этом ядре , которая существенно зависит от чётности числа нейтронов в ядре: энергия связи чётного нейтрона гораздо больше энергии связи нечётного при приблизительно равных массовых числах ядра. Сравним значения барьера деления для тяжёлых ядер и энергии связи нейтрона в тяжёлых ядрах (наиболее важных с практической точки зрения):

Ядро	, МэВ	Ядро	, МэВ
232Th	5,9	233Th	4,79
233U	5,5	234U	6,84
235U	5,75	236U	6,55
238U	5,85	239U	4,80
239Pu	5,5	240Pu	6,53

Следует отметить, что в таблице для энергии связи приведены ядра, образующиеся путём присоединения нейтрона к ядрам из таблицы для порога деления, однако величина барьера деления слабо зависит от массового числа и состава ядра, поэтому такое качественное сравнение допустимо.


Сравнение величин из этих таблиц показывает, что для разных ядер:

• , это означает, что деление возможно нейтронами с любой сколь угодно малой кинетической энергией. К этой группе относятся ядра с нечётным числом нейтронов (присоединяемый нейтрон — чётный): ²³³U, ²³⁵U, ²³⁹Pu, которые принято называть делящимися;
  
• , это означает, что деление возможно лишь нейтронами с кинетической энергией, превышающей некое пороговое значение. К этой группе относятся ядра с чётным числом нейтронов (присоединяемый нейтрон — нечётный): ²³²Th, ²³⁸U, которые называют пороговыми. Значение пороговых энергий примерно равны 1,2 МэВ для ²³²Th и 1 МэВ для ²³⁸U.
  

Для других (не указанных в таблице) ядер ситуация аналогичная: ядра с нечётным числом нейтронов - делящиеся, с чётным — пороговые. Пороговые ядра не могут служить основой цепной ядерной реакции деления.

Из пяти рассмотренных выше ядер только три имеются в природе: ²³²Th, ²³⁵U, ²³⁸U. Природный уран содержит примерно 99,3 % ²³⁸U и лишь 0,7 % ²³⁵U. Другие делящиеся ядра, ²³³U и ²³⁹Pu, могут быть получены искусственным путём. Практические способы их получения основаны на использовании пороговых ядер ²³²Th и ²³⁸U по следующим схемам:






В обоих случаях процесс радиационного захвата приводит к образованию радиоактивных ядер. После двух последовательных β-распадов образуются делящиеся нуклиды. Промежуточные ядра имеют достаточно малые периоды полураспада, что позволяет использовать эти способы на практике. Образовавшиеся делящиеся ядра также радиоактивны, но их периоды полураспада настолько велики, что ядра можно рассматривать как стабильные при использовании в ядерных реакторах.

В связи с возможностью получения делящихся ядер из пороговых, встречающихся в природе, ²³²Th и ²³⁸U, последние принято называть воспроизводящими. Современные знания о нуклидах позволяют предполагать, что будущее ядерной энергетики связано именно с превращением воспроизводящих материалов в делящиеся.