Большая Советская Энциклопедия (цитаты)

Ядра атомного деление

Ядра деление (далее Я), процесс расщепления ядра на несколько более легких ядер — "осколков", наиболее часто — на 2 осколка, близких по массе. В 1938 немецкие ученые О. Ган и Ф. Штрасман установили, что при бомбардировке урана нейтронами образуются ядра щелочноземельных элементов, в частности — ядра . Несколько позднее австрийский физики Л. Майтнер и О. Фриш показали, что ядро 235 делится под действием нейтрона на 2 осколка. Они ввели термин "деление ядер", имея в виду сходство этого явления с делением клеток в биологии. Они же дали первое качеств, объяснение Я

  Начальная стадия деления — медленное изменение формы ядра, при котором появляется шейка, соединяющая 2 еще не полностью сформированных осколка (рис. 1, а, б). Время прохождения этой стадии (10-1410-18 сек) зависит от того, насколько сильно возбуждено делящееся ядро. Постепенно шейка утоньшается, и в некоторый момент происходит ее разрыв (рис. 1, в). Образующиеся осколки с большой энергией разлетаются в противоположные стороны (рис. 1, г).

  Деформация ядра при делении сопровождается изменением его потенциальной энергии (рис. 2). Для того чтобы ядро достигло формы, предшествующей его разрыву, необходима затрата определенной энергии для преодоления потенциального барьера, называется барьером деления. Эту энергию обычно ядро получает извне, в результате той или иной ядерной реакции (например, при захвате нейтрона). Я наблюдается для всех ядер тяжелее , однако вероятность его во много раз больше для самых тяжелых элементов. В случае 235 деление происходит при захвате даже тепловых нейтронов.

  В 1940 Г. Н. Флеров и К. А. Петржак (СССР) обнаружили самопроизвольное (спонтанное) Я, при котором происходит туннельное проникновение через барьер деления (см. Туннельный эффект). Спонтанное деление — разновидность радиоактивного распада ядер (см. Радиоактивность) и характеризуется периодом полураспада (периодом деления). Вероятность спонтанного деления зависит от высоты барьера деления. Для изотопов и соседних с ним элементов барьер деления ~6 Мэв. Высота барьера, а следовательно, и период спонтанного деления ядер зависят от отношения Z2/A (рис. 3). При изменении Z2/A от 34,3 для 232 до 41,5 для 260Ku период спонтанного деления уменьшается ~ в 1030 раз.

  Деление тяжелых ядер сопровождается выделением энергии. В тяжелых ядрах из-за больших сил электростатического расталкивания нуклоны связаны друг с другом слебее, чем в осколках — ядрах середины периодической системы элементов. Поэтому масса тяжелого ядра больше суммы масс образующихся осколков. Разница в массах соответствует энергии, выделяемой при делении (см. Относительности теория). Значительная часть этой энергии выделяется в виде кинетической энергии осколков, равной энергии электростатического отталкивания двух соприкасающихся осколков в момент разрыва ядра на две части (рис. 1, б). Суммарная кинетическая энергия осколков несколько увеличивается по мере возрастания Z делящегося ядра и составляет для ядер и трансурановых элементов величину ~ 200 Мэв. Осколки быстро тормозятся в среде, вызывая ее нагревание, ионизацию и нарушая ее структуру. После соответствующей обработки под микроскопом могут быть замечены характерные следы осколков деления (рис. 4). Преобразование кинетической энергии осколков деления в тепловую энергию (нагревание ими окружающей среды) является основой использования ядерной энергии (см. Ядерный реактор, Ядерный взрыв).

  В момент разрыва ядра осколки сильно деформированы, но по мере их удаления друг от друга деформация уменьшается, что приводит к увеличению их внутренней энергии. В дальнейшем энергия возбуждения осколков уменьшается в результате испускания ими нейтронов и g-квантов (рис. 1, г). Когда энергия возбуждения осколков становится меньше энергии, необходимой для отделения нейтрона от ядра, эмиссия нейтронов прекращается и начинается интенсивное испускание g-квантов. В среднем наблюдается 8—10 g-квантов на 1 акт деления.

  Т. к. разрыв шейки ядра может происходить по-разному, то масса, заряд и энергия возбуждения осколков флуктуируют от одного акта деления к другому. Число нейтронов v, испущенных при делении, также флуктуирует. При бомбардировке медленными нейтронами число нейтронов на 1 акт деления n ~ 2,5. Для более тяжелых элементов n увеличивается. Значит, превышение n над 1 — чрезвычайно важный факт. Именно это обстоятельство позволяет осуществлять ядерную цепную реакцию и накапливать в ядерных реакторах энергию, выделяющуюся при Я в макроскопических масштабах. Приближенно энергетический спектр нейтронов можно считать максвелловским со средней энергией ~1,3 Мэв (см. Максвелла распределение).

  Ядра, образующиеся при делении, перегружены нейтронами и являются радиоактивными (изотопы и др.). Соотношение между числами протонов Z и нейтронов = А Z в них зависит от энергии возбуждения делящегося ядра. При достаточно высоком возбуждении соотношение и Z в осколках остается обычно тем же, что у начального делящегося ядра. При малой энергии возбуждения делящегося ядра нейтроны и протоны распределяются между осколками таким образом, что в обоих осколках происходит примерно одинаковое число b-распадов, прежде чем они превратятся в стабильные ядра. В отдельных случаях (приблизительно 0,7% по отношению к общему числу делений) образующееся при b-распаде возбужденное дочернее ядро испускает нейтрон. Эмиссия этого нейтрона 113 возбужденного ядра — процесс быстрый (t < 10-16 сек), однако он запаздывает по отношению к моменту делений ядра на время, которое может достигать десятков сек; нейтроны, испускаемые при этом, называются запаздывающими нейтронами.

  Деление называется асимметричным, когда отношение масс наиболее часто возникающих осколков ~1,5 (рис. 5). По мере увеличения энергии возбуждения ядра все большую роль начинает играть симметричное деление на два осколка с примерно равной массой. Для некоторых спонтанно делящихся ядер (, ) характерно асимметричное деление, но по мере увеличения А деление приближается к симметричному. Наиболее отчетливо это проявляется у 256. Значительно реже наблюдается деление на 3 осколка, обычно сопровождающееся испусканием a-частицы, ядер 6, 8, , и др. Предельный случай — деление на 3 равных осколка — наблюдался при бомбардировке ядер ускоренными тяжелыми ионами (40 и др.).

  Теоретическое объяснение Я впервые было дано Н. Бором и Дж. А. Уплером (США) и независимо от них Я. И. Френкелем. Они развили капельную модель ядра, согласно которой ядро рассматривается как капля электрически заряженной несжимаемой жидкости. На нуклоны в ядре действуют уравновешивающие друг друга ядерные силы притяжения и электростатические силы отталкивания (между протонами), стремящиеся разорвать ядро. Деформация ядра нарушает равновесие; при этом, однако, возникают силы, стремящиеся вернуть ядро к начальной форме аналогично поверхностному натяжению жидкой капли. Деформация ядра при делении сопровождается увеличением его поверхности и, как в жидкой капле, силы поверхностного натяжения возрастают, препятствуя дальнейшей деформации. После прохождения через вершину барьера деления энергетически выгодным становится образование 2 капель меньшего размера, и с этого момента формирование осколков деления идет быстро и необратимым образом. Уменьшение барьера деления для ядер с большими Z2/A отчетливо проявляется в уменьшении периодов спонтанного деления.

  Капельная модель описывает лишь усредненные свойства ядер. В действительности же характер процесса деления может существенно зависеть от внутренней структуры ядра и состояния отдельных нуклонов. В частности, из-за этого барьер деления больше для ядер с нечетным числом нуклонов, чем для соседних четно-четных ядер (с четными Z и ). Особенно заметно это повышение барьера сказывается на периодах спонтанного деления ядер: периоды спонтанного деления четно-четных ядер в среднем более чем в 100 раз короче периода спонтанного деления соседних ядер с нечетным . Увеличение барьера деления из-за нечетного нуклона видно на примере деления изотопов Деление ядер 238 становится достаточно вероятным лишь в том случае, когда кинетическая энергия нейтронов превышает некоторый порог, а в случае 235 даже при захвате теплового нейтрона, энергия возбуждения составного ядра 236 уже превышает барьер деления (рис. 6). Влияние структуры ядра на Я видно при сравнении периодов спонтанного деления четно-нечетных ядер. Вместо регулярного увеличения периода спонтанного деления с массой нуклида иногда наблюдается резкое уменьшение периода спонтанного деления. Особенно четко этот эффект проявляется при числе нейтронов = 152, что не может быть объяснено в рамках капельной модели и свидетельствует о влиянии на Я оболочечной структуры ядра.

  Нуклонные оболочки оказывают влияние не только на преодоление барьера деления, они заметно сказываются и на последней стадии формирования осколков в момент, когда происходит разрыв ядра. Изменение формы ядра при делении происходит медленно (по сравнению с движением нуклонов в ядре), в результате чего нуклонные орбиты перестраиваются адиабатически. Измерения спектра масс осколков, их суммарной кинетической энергии, а также зависимости n от соотношения масс осколков указывают на формирование нуклонных оболочек в осколках перед разрывом.

  Большое влияние на развитие представлений о протекании процесса деления оказала идея О. Бора о существовании так называемых каналовых эффектов. Оказалось, что при делении, вызванном быстрыми частицами, осколки разлетаются анизотропно, но всегда симметрично относительно угла 90° по отношению к пучку частиц, вызывающих деление. Вблизи порога деления наблюдаются довольно причудливые угловые распределения осколков, которые часто резко меняются при сравнительно небольшом изменении энергии захватываемой ядром частицы. Эти явления были объяснены в 1955 Бором как проявление квантовых каналов деления, связанных с отдельными состояниями внутреннего движения нуклонов в сильно "охлажденном" ядре в момент преодоления энергетического барьера (внутренняя энергия возбуждения уменьшается здесь на величину порога деления). Исследования каналов деления стали одним из важных источников информации о структуре внутренних квантовых состояний ядра вблизи порога деления.

  В 1962 в Объединенном институте ядерных исследований (СССР) был открыт новый вид метастабильных (изомерных) состояний ядер с высокой вероятностью спонтанного деления. Известно около 30 ядер (изотопы , , , , ), для которых вероятность спонтанного деления в изомерном состоянии больше, чем в основном, примерно в 1026 раз. Представляется вероятным, что форма ядра в этом изомерном состоянии сильно отличается от формы ядра в основном состоянии (изомерия формы ядра). В 1968 были обнаружены так называемые подбарьерные делительные резонансы при захвате нейтронов ядрами 240 и 237. Явления спонтанного деления из изомерного состояния и наличие подбарьерных делительных резонансов объясняются моделью, предложенной В. М. Струтинским (СССР), учитывающей формирование нуклонных оболочек у сильно деформированных ядер. Она приводит к форме барьера деления, показанной на рис. 7, с дополнительным минимумом потенциальной энергии при деформации ядра. Существование этого минимума может объяснить природу спонтанно делящихся изомеров. Нижнее состояние во второй потенциальной яме на барьере деления должно быть изомерным. Электромагнитные переходы из этого состояния в основное (лежащее в первой яме) должны быть запрещены из-за потенциального барьера, разделяющего обе потенциальные ямы. В то же время барьер деления для изомерных состояний мал, и это объясняет высокую вероятность спонтанного деления изомеров.

  При возбуждении ядра до энергии чуть ниже высоты барьера, разделяющего две потенциальные ямы, начинается сильное смешение состояний с разной равновесной деформацией. Смешение состояний с разной формой ядра приводит к появлению групп делительных резонансов, разделенных расстояниями, равными расстояниям между уровнями составного ядра в седловой точке.

  Сильное влияние оболочечных эффектов на барьер деления позволяет ожидать некоторых особенностей у еще не синтезированных трансурановых элементов. Согласно капельной модели, ядра с  должны быть неустойчивы и распадаться спонтанным делением за время ~10-21 сек. Учет влияния нуклонных оболочек на барьер деления приводит к выводу, что появление новых заполненных оболочек (по-видимому, с Z = 114 и = 184) будет сопровождаться возрастанием высоты барьера деления до нескольких Мэв. На этом основано предположение о существовании "острова стабильности" сверхтяжелых трансурановых элементов вблизи Z = 114. Не исключено, что для некоторых изотопов этого "острова" время жизни превысит десятки тысяч лет. Следует, однако, иметь в виду, что пока наличие островов стабильности остается чисто гипотетической возможностью, опирающейся на определенные предположения о деталях структуры ядер сверхтяжелых трансурановых элементов.

  Лит.: Hahn О., Strassman ., "Naturwissenschaften", 1939, Jg 27, № 1, . 11; Петржак К. А., Флеров Г. Н., "Журнал экспериментальной и теоретической физики", 1940, т. 10, в. 9—10, с. 1013; Френкель Я. И., там же, 1939, т. 9, в. 6, с. 641; Петржак К. А., Флеров Г. Н., "Успехи физических наук", 1961, т. 73, в. 4, с. 655; Струтинский В. М., Деление ядер, "Природа", 1976, №9; Лихман Р. Б., Деление ядра, в кн.: Физика ядра и плазмы, пер. с англ., М., 1974.



Для поиска, наберите искомое слово (или его часть) в поле поиска


Новости 28.06.2022 22:22:45