Л.К. Мартинсок, Е.В. Смирнов - Квантовая физика (1023618), страница 66
Текст из файла (страница 66)
К наиболее изученным прямым реакциям относятся реакции (л, л), (л, р), (р, л), ( р, р), а также реакции срыва (И, р), (4 л) и обратные им реакции подхвата (р, Ы), (л, л). Фигурирующие здесь названия реакций указывают на механизмы их протекания. Так, в реакции срыва один нз нуклонов дейтрона при пролете его вблизи ядра срывается ядром и застревает в нем.
В реакции подхвата один нз нуклонов ядра подхватывается налетающим нуклоном н вылетает вместе с ним из ядра в виде дейтрона. Существуют, однако, ядерные реакции, которые протекают за время, значительно превышающее время пролета ядра. В этом случае реакция проходит через стадию составного ядра. Механизм осуществления такой ядерной реакции предсказал в 1936 г. Н. Бор. Ядерная реакция такого типа а+ 2 Х -+ П ~ Ь+ ~~ У (7.30) 442 протекает в два этапа.
На первом этапе в результате захвата налетающей частицы а образуется промежуточное ядро П, которое называется составным ядром. Составное ядро существует значительный с точки зрения ядерных масппабов промежуток времени (-10 ~~с). За это время энергия налетающей частицы перераспределяется между всеми нуклонами возбужденного составного ядра. За счет флуктуации часть этой энергии может сконцентрироваться на одном нли нескольких нуклонах этого ядра. Поэтому на втором этапе реакции этн нуклоны в виде частицы Ь испускаются составным ядром.
Обычно второй этап ядерной реакции с составным ядром слабо зависит от первого этапа. Поэтому составное ядро может распадаться несколькими различными способами (каналами). Эти способы конкурируют друг с другом, а вероятность реализации того или иного распада (выходного канала реакции) зависит прежде всего от энергии возбуждения составного ядра. Примером реакции, в которой образуется составное ядро, может служить ядерная реакция а+'Ве- "С- + "С, 4 6 6 (7.31) когорая протекает в альфа-бериллиевом источнике, являющемся одним из важных источников получения быстрых нейтронов в ядерной физике.
Устройство такого источника достаточно просто. В герметичную ампулу помещается смесь бериллия с а-активным препаратом — радием азКа, полонием а4Ро, плутонием 94рц нли др. 226 21О 239 Внутри ампулы а-частицы вступают в реакцию (7.31), образуя нейтроны с энергией несколько мегаэлектрон-вольт, которые свободно выходят наружу из ампулы.
Стандартный источник испус- 6 кает приблизительно 10 нейтронов в секунду. Выделяющуюся при ядерной реакции энергию (1 часто вводят в формулу реакции, записывая реакцию Х(а, Ь)У в виде (7.32) Если Д > О, то реакция называется экэотермической, т. е. идущей с выделением энергии в виде кинетической энергии продуктов реакции. Если же Д < О, то реакция идет с поглощением энергии налетающей частицы и называется эндотермической. Эндотермические реакции обладают порогом. Так называется минимальная кинетическая энергия относительного движения сталкивающихся частиц, начиная с которой становится возможным протекание ядерной реакции.
Эффективное сечение ядерной реакции. Для оценки вероятности возникновения ядерной реакции а Х(а, Ь)У при прохождении пучка частиц а через слой вещества, содержа- а щнй ядра Х, рассмотрим сначала слой вещества площадью Я и толщиной Их (рис. 7.12). Если концентращпо ядер (атомов) в веществе обозначить и„, то в рассматриваемом слое число таких ядер будет ~ля =%Ф~(х Рис.
7.12. К определению Частица а, летящая перпецдику- эффективного сечения ядерлярно слою вещества, имеет некото- ной реакции рую вероятность принять участие в ядерной реакции с ядром Х. Эту вероятность можно оценить, введя важную характеристику взаимодействия частиц — эффективное сечение ядерной реакции о.
Для пояснения этой характеристики привлечем следующий геометрический подход. Окружим каждое ядро Х мишенью (на рис. 7.12 эти мишени заштрихованы), площадь и которой такова, что если центр пролетающей частицы "заденег" мишень, то произойдет ядерная реакция. Очевидно, что, чем больше гг, тем больше вероятность ядерной реакции. Величина представляет собой относительную долю площади Я слоя, перекрытую мишенями. Поэтому именно эта величина определяет вероятность ЫР того, что частица а, налетающая на слой площадью 5, испытает взаимодействие с одним из ядер, которое приведет к ядерной реакции. Следовательно, (7.33) 1 =оп„а. Поэтому, если поток частиц, падающих на поверхность за единицу времени, равен У, то общее число ядерных реакций, происшедших в слое за единицу времени, составит ИР = Лжфх.
Следовательно, ослабление пучка частиц прн прохождении слоя толщиной Их определяется из соотношения Интегрируя это соотношение, получаем закон ослабления пучка частиц после прохождения слоя толщиной ях 1 = Хо ехр( — апкх), где Уо — поток частиц при х = О. Таким образом, измеряя ослабление пучка частиц при прохождении слоя вещества толщиной 4 можно экспериментально определить эффективное сечение ядерной реакции го о = — 1в —. ля~~ '1(~~) (7.34) Эффективное сечение ядерной реакции, имеющее размерность площади, измеряют в барнах (1 бари = 10 м ). Эффективное сечение ядерных реакций обычно возрастает при 1 уменьшении энергии налетающих частиц (о'-Е з).
Для большинства ядерных реакций эффективное сечение составляет 0,1...10,0 бари. Однако для некоторых реакций, вызываемых мед- 5 ленными нейтронами, и имеет значение порядка 10 бари. Деление ядер. Наиболее интересными с точки зрения получения ядерной энергии являются реакции деления тяжелых ядер, вызываемые попаданием в ядро нейтрона. Впервые такую ядерную реакцию деления наблюдали в 1938 г. немецкие ученые О. Ган и Ф. Штрассман. Они обнаружили, что при облучении урана нейтронами образуются щелочные и щелочноземельные элементы периодической системы — барий, лантан, цезий и др. Вскоре австрийские физики Л.
Мейтнер и О. Фриш показали, что такой эффект связан с делением ядра урана 9з 1) под действием нейтрона на два ядра-осколка. Принципиально важной особенностью такой реакции оказывается некоторая перегруженность образующихся атомов нейтронами, в результате чего они выделяют несколько нейтронов деления.
Исследования показали, что деление ядра урана может происходить различными способами. Поэтому массы, заряды и энергии возбуждения осколков, образующихся в отдельных актах деления, вообще говоря, могут различаться. Различно и число нейтронов, выделяющихся при делении тяжелого ядра урана. В среднем на каждый акт деления приходится 2,5 новых нейтронов с энергией 1...3 МэВ. Основная масса нейтронов испускается осколками почти мгновенно, т.
е. за время, меньшее 10 с. Однако незначительная доля (около 0,75 %) нейтронов испускается с запаздыванием по времени от 0,5 с до 1 мин. Одна из наиболее вероятных реакций деления ядра урана происходит следующим образом: э~()+и — ~ ~~С8+ зтКЬ+2п+ 200 МэВ. (7.35) Ббльшая часть ядерной энергии этой реакции (около 165 МэВ) выделяется в виде кинетической энергии ядер-осколков.
Осколки быстро тормозятся в среде, вызывая ее нагрев. Эта нагретая среда и является результатом выделения ядерной энергии. Испускание при делении ядра урана нескольких нейтронов делает возможным осуществление цепной реакции деления. Так называется реакция, в которой частицы, вызывающие реакцию, рождаются сами как продукт реакции. В такой реакции число актов деления растет лавинообразно во времени за счет быстрого возрастания числа нейтронов, способных делить тяжелые ядра. Пусть, например, в результате реакции деления образуются два нейтрона, которые могут инициировать новые реакции деления. Тогда один исходный нейтрон в к-м поколении деления породит 2 новых нейтрона. И если время жизни одного поколения составляет порядка 10 ...10 с, то уже через одну микросекунду в среде поя- 80 24 вятся нейтроны 80 поколений в количестве 2 =10 частиц. Эти нейтроны вызовут деление около 140 г урана и высвободят 1з 10 Дж энергии, т.
е. столько же, сколько выделяется при сгорании тысячи тонн нефти. Итак, цепная ядерная реакция деления наблюдается в среде, в которой происходит процесс размножения нейтронов. Такая среда называется активной средой. Важной характеристикой интенсивности размножения нейтронов является коэффициент размножения /с. Этот коэффициент равен отношению количества нейтронов в двух последующих поколениях.
Если в первом поколении в среде имеется Ж нейтронов, то в и-м поколении их будет М/с". При к < 1 (подкритический режим) число нейтронов со временем не увеличивается и цепная реакция деления не может развиваться. При к = 1 (критический режим) цепная реакция протекает стационарно и число делений в единицу времени в среде остается постоянным. При к > 1 (надкрнтический режим) число нейтронов возрастает экспоненциально со временем, что соответствует протеканию неуправляемого ядерного взрыва.
Причиной уменьшения коэффициента размножения является прежде всего наличие в среде неделящихся ядер, которые могут захватывать нейтроны. Так, природный уран содержит 99,28 % изотопа 921) и лишь 0,71 % изотопа 921). Ядро 9211 делится 238 235 238 только под действием быстрых нейтронов, энергия которых Е > 1 МэВ. При меньших энергиях нейтроны поглощаются этими ядрами без последующего деления (радиационный захват). Образующееся при этом нестабильное ядро 920 испытывает цепочку 239 радиоактивных превращений 999(( (Р ( 999(( (9.9, ( 9999„ 92 99 Р 94 Период полураспада плутония составляет десятки тысяч лет.
Поэтому его можно считать практически стабильным. 235 На каждое делящееся ядро 1) в природном уране приходится 238 140 ядер 1), которые захватывают не слишком быстрые нейтроны, не испытывая деления. Поэтому в природном уране цепная реакция развиваться не может. Для того чтобы коэффициент размножения стал больше единицы, необходимо увеличить в уране 235 долю изотопа У. Такой процесс обогащения урана может быть осуществлен методами разделения изотопов, описанными в 7.1. К уменьшению коэффициента размножения приводит также выход нейтронов из активной среды, имеющей конечные размеры. Так как число рождающихся нейтронов пропорционально объему активной среды, а их вылет увеличивается с увеличением площади поверхности активной зоны, то цепная реакция деления возможна только в достаточно большом объеме активной среды.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
