Википедия

Деление ядра: различия между версиями

Интерактивная навигация по истории
[отпатрулированная версия][отпатрулированная версия]
← Предыдущая правкаСледующая правка →
Содержимое удалено Содержимое добавлено
ВизуальныйВики-текст
м Удаление принудительных пробелов в формулах по ВП:РДБ.
Строка 73:
 
== Механизм деления ==
Процесс деления может протекать только в том случае, когда потенциальная энергия начального состояния делящегося ядра превышает сумму масс осколков деления. Поскольку [[энергия связи|удельная энергия связи]] тяжёлых ядер уменьшается с увеличением их массы, это условие выполняется почти для всех ядер с [[массовое число|массовым числом]] <math>~A > 90</math>.
 
Однако, как показывает опыт, даже самые тяжёлые ядра делятся самопроизвольно с очень малой [[вероятность]]ю. Это означает, что существует энергетический барьер ('''барьер деления'''), препятствующий делению. Для описания процесса деления ядер, включая вычисление барьера деления, используется несколько моделей, но ни одна из них не позволяет объяснить процесс полностью.
Строка 90:
В случае ядра процесс происходит аналогично, только к нему добавляется [[электростатическое отталкивание]] протонов, действующее как дополнительный фактор против [[Сильное взаимодействие|ядерных сил]], удерживающих [[нуклон]]ы в ядре. Если ядро находится в возбуждённом состоянии, то оно совершает колебательные движения, связанные с отклонениями его формы от сферической. Максимальная деформация увеличивается с ростом энергии возбуждения и при некотором её значении может превысить критическое значение, что приведёт к разрыву исходной капли и образованию двух новых. Колебательные движения возможны под действием сил поверхностного натяжения (аналог ядерных сил в капельной модели ядра) и [[Закон Кулона|кулоновских]]. На поясняющем рисунке показано изменение [[потенциальная энергия|потенциальной энергии]] и отдельных её составляющих в процессе деления заряженной капли. Энергия поверхностного натяжения резко возрастает с ростом малых деформаций (состояния '''1'''-'''3''') и остаётся практически неизменной после того, как капля приобретает гантелевидную форму ('''3'''-'''4'''). Энергия кулоновского взаимодействия плавно уменьшается с ростом деформаций практически во всём диапазоне состояний. Ядра, образовавшиеся после деления исходного ядра, разлетаются в противоположные стороны под действием кулоновских сил, и потенциальная энергия превращается в кинетическую ('''4'''-'''5'''). В итоге суммарная потенциальная энергия возрастает до момента деления капли, а затем уменьшается.
 
Барьер деления <math>~W_f</math> равен разности между максимальным значением потенциальной энергии и её значением для исходного состояния, именно он препятствует самопроизвольному делению тяжёлых ядер. Разность между начальным значением потенциальной энергии и её минимальным конечным значением равна '''энергии реакции деления''' <math>~Q_f</math>.
 
Энергетически выгодно деление тяжёлых ядер (<math>~Q_f</math> больше нуля почти для всех ядер с <math>~A > 90</math>). Значения <math>~W_f</math> и <math>~Q_f</math> зависят от массового числа ядра. Для ядер с <math>~A \approx 100 \div 200</math> барьер деления примерно равен 40—60 [[Электронвольт|МэВ]], с ростом <math>~A</math> значение <math>~W_f</math> уменьшается и для самых тяжёлых ядер становится равным приблизительно 6 МэВ. Для ядер с <math>~A \approx 260</math> барьер деления равен практически нулю, поэтому таких ядер в природе нет. Энергия реакции деления <math>~Q_f</math> возрастает с ростом массового числа от отрицательных значений для ядер с <math>~A \lesssim 90</math> до около 200 МэВ для ядер с <math>~A \approx 230 \div 240</math>. Оценочные значения <math>~Q_f</math> и <math>~W_f</math> для некоторых ядер:
{| class="standard"
!A
Строка 102:
!236
|-
!<math>~Q_f</math>, МэВ
| −14,5
| −16
Строка 110:
|205
|-
!<math>~W_f</math>, МэВ
|18,5
|48
Строка 120:
 
Таким образом, для реализации процесса деления с большой вероятностью ядро должно получить извне энергию, превышающую значение барьера деления. Такую энергию можно передать ядру различными способами (облучение [[гамма-квант]]ами, бомбардировка [[Элементарная частица|частицами]] и др.). Из всех возможных способов практическое применение нашёл лишь один — образование возбуждённого [[составное ядро|составного ядра]] путём присоединения к исходному ядру нейтрона, вклад других способов деления в [[ядерный реактор|ядерных реакторах]] (в том числе [[Фотоядерная реакция|фотоделение гамма-квантами]]) составляет меньше 1 %. Деление нейтронами имеет огромное преимущество по сравнению с другими по двум причинам:
* пороговое значение кинетической энергии для нейтрона меньше, чем для гамма-кванта, приблизительно на величину <math>~\varepsilon_n</math> (энергия связи нейтрона в составном ядре), что следует из формулы для энергии возбуждения составного ядра;
* деление ядер нейтронами сопровождается испусканием нейтронов, что создаёт основу для протекания [[Цепная ядерная реакция|цепной реакции деления]]{{sfn|Бать и др.|1982|с=62—65}}.
 
Строка 187:
Из рассмотрения механизма деления следует, что условие большой вероятности деления (соизмеримой с вероятностями других взаимодействий нейтронов с ядром) можно записать в виде:
 
<math>~E^* \ge W_f</math>,
 
то есть энергия возбуждения составного ядра должна быть не меньше барьера деления этого ядра. Деление возможно и при <math>~E^* < W_f</math>, но вероятность такого процесса резко уменьшается с уменьшением энергии возбуждения.
 
Механизм этого процесса объясняется в рамках [[квантовая механика|квантовой механики]] и аналогичен механизму излучения [[Альфа-частица|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 <math>\frac{Z^2}{A} ,</math> исчезая при <math>\frac{Z^2}{A} \approx 50 .</math>{{sfn|Wagemans|1991|p=36}} Таким образом, вероятность спонтанного деления увеличивается с ростом [[Зарядовое число|заряда ядра]]. Для всех существующих в природе ядер вероятность и соответственно скорость спонтанного деления очень малы. Лишь для самых тяжёлых из них <math>~(Z \ge 90)</math> скорости увеличиваются настолько, что могут быть определены экспериментально. Например для [[Уран-238|<sup>238</sup>U]] и [[Плутоний-239|<sup>239</sup>Pu]] [[период полураспада]] для спонтанного деления <math>~T_{1/2} (SF)</math> имеет порядок величины 10<sup>16</sup> лет, а для [[Уран-235|<sup>235</sup>U]] ещё больше.
 
{| class="standard"
!Ядро
!<math>~T_{1/2} (SF)</math>,<br />лет<ref name="Holden2000">{{статья
|автор = Norman E. Holden and Darleane C. Hoffman
|заглавие = Spontaneous fission half-lives for ground-state nuclide (Technical report)
Строка 206:
|номер = 8
|страницы = 1525−1562}}</ref>
!<math>~T_{1/2}</math>,<br />лет<ref name="Nudat">[http://www.nndc.bnl.gov/nudat2/ Nudat 2.5]</ref>
! Доля спонтанного<br />деления, % <ref name="Nudat" />
|-
Строка 246:
 
Из таблицы видно, что интенсивность спонтанного деления очень резко возрастает с ростом массы ядра.
Спонтанные деления имеют заметное значение как фоновый источник нейтронов в реакторах, содержащих большие количества <sup>238</sup>U, и в реакторах, в которых накапливается заметное количество трансуранов, например, в [[Реактор на быстрых нейтронах|реакторах на быстрых нейтронах]]{{sfn|Камерон|1987|с=44—46}}{{sfn|Бать и др.|1982|с=65—66}}. Для изучения свойств спонтанного деления зачастую используются более тяжёлые нуклиды, в первую очередь <sup>252</sup>Cf. В спонтанном делении нуклидов с <math>~Z = 100 \div 102</math>, в отличие от более лёгких ядер, превалирует симметричная мода (с примерно равными массами осколков деления)<ref name="Hulet90">{{статья
|автор = E. K. Hulet
|заглавие = Spontaneous fission in the heavy elements
Строка 273:
== Делящиеся нуклиды ==
[[Файл:Nuclear fission.svg|150px|thumb|Иллюстрация на тему распада [[Уран-235|урана-235]].]]
Как следует из теории [[составное ядро|составного ядра]], минимальное значение энергии составного ядра <math>~E^*</math> равно энергии связи нейтрона в этом ядре <math>~\varepsilon_n</math>, 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):
 
{| class="standard"
!Ядро
!<math>~W_f</math>, МэВ
!Ядро
!<math>~\varepsilon_n</math>, МэВ
|-
|[[Торий-232|<sup>232</sup>Th]]
Строка 310:
 
Сравнение величин из этих таблиц показывает что для разных ядер:
* <math>~E^* > \varepsilon_n</math>, 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): <sup>233</sup>U, <sup>235</sup>U, <sup>239</sup>Pu, которые принято называть '''делящимися''';
* <math>~E^* < \varepsilon_n</math>, 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): <sup>232</sup>Th, <sup>238</sup>U, которые называют '''пороговыми'''. Значение пороговых энергий примерно равны 1,2 МэВ для <sup>232</sup>Th и 1 МэВ для <sup>238</sup>U.
 
Для других, не указанных в таблице, ядер ситуация аналогичная — ядра с нечётным числом нейтронов делящиеся, с чётным — пороговые. Пороговые ядра не могут служить основой [[Цепная ядерная реакция|цепной ядерной реакции деления]].
Источник — https://ru.wikipedia.org/wiki/Деление_ядра