Д.В. Сивухин - Общий курс физики. Том 5. Атомная и ядерная физика (1121281), страница 154
Текст из файла (страница 154)
Такие же процессы происходят и в дочерних ядрах, возникающих в результате этих превращений. Этим и обьясняются цепочки последовательных ,3 -превращений, наблюдавшиеся еще Ферми. Следует ожидать, и это было подтверждено последующими исследованиями, что ядро может делиться не только на два, но также на гри и большее число осколков. Однако такие деления происходят значительно реже, чем деление на два осколка. [Гл.
Х!Н Нейтроны и давление аеволен х одер 608 Предположение Мейтнер и Фриша сразу же было подтверждено опытами Фриша с атомами отдачи, которому удалось с убедительностью наблюдать взрывной характер деления ядер. В этих опытах малая ионизационная камера покрывалась изнутри окисью урана. Когда к этой камере подносили источник нейтронов (11п + Ве), то примерно раз 10 — 30 в минуту наблюдались сильные ионизационные толчки, которые после предварительного усиления фиксировались с помощью осциллографа. Такие толчки могли вызываться только атомными частицами, обладающими большими массами, зарядами и громадной энергией. Вся схема была рассчитана так, что импульсы, создаваемые ее-частицами, были недостаточны для приведения в дейсгвие осциллографа.
Это было видно из того, что толчки не наблюдались, когда не было урана или источника нейтронов. При окружении источника нейтронов слоем парафина число ионизационных толчков возрастало примерно в два раза. Это указывает на то, что для процесса деления ядер урана более эффективными являются медленные нейтроны. После опытов Фриша такие же и аналогичные опьпы, свидетельствующие о делении ядер, сразу же были поставлены во многих лабораториях. Не останавливаясь на этой стороне дела, перейдем к изложению основных закономерностей явления деления ядер и их простейшей теоретической интерпретации.
4. Ранее уже говорилось,что средняя энергия связи нуклона в тяжелых ядрах меньше, чем в ядрах середины периодической системы элементов (см. рис. 121). Допустим, что ядро урана ззе11 после захвата нейтрона делится на два одинаковых осколка. Из рис. 121 видно, что средняя энергия связи нуклона в ядре урана равна 7,6 МэВ, тогда как в каждом из осколков она равна 8,5 МэВ. Таким образом, при делении ядра урана освобождается энергия 8,5 — 7,6 = 0,9 МэВ на каждый нуклон. Так как полное число нуклонов при делении не изменяется, то полная энергия, освобождающаяся при одном акте деления урана, составляет 0,9 .
236 210 МэВ. Эта громадная энергия проявляется главным образом в кинетической энергии образовавшихся осколков. Оценку энергии, освобождающейся при делении, можно произвести несколько точнее, использовав приводимые в таблицах значения дефектов массы ядер, т. е.
разностей Ь = М вЂ” А между массой ядра М и массовым числом А. Допустим, что исходным ядром является ядро ~зе11. После захвата нейтрона образуется промежуточное ядро взе11, которое и испытывает деление на два осколка. Предположим, что массовые числа этих осколков одинаковы, т. е. равны каждое 118. Из таблиц дефектов массы ядер находим, что для промежуточного ядра урана Ь = ээьМ вЂ” звьА — 42 МэВ, а для каждого из осколков Ь = = мвМ вЂ” ывА = — 86 МэВ. Полная энергия, освобождаемая при делении, определяется разностью энергии промежуточного ядра и энергии двух образовавшихся осколков.
Она составляет 42 — ( — 2 86) = 214 МэВ, что в пределах ошибок совпадает с предыдущим результатом. По существу те же результаты получаются и из полузмпирической формулы Вейцзеккера 164.6). В этой формуле, поскольку она получена Деление егпомнмх ядер 609 93 в предположении несжимаемости ядерного вещества, можно опустить первый член, так как его значение не меняется при делении ядра, а потому он не влияет на разность масс до и после деления. По той же причине можно опустить четвертый член, так как энергия симметрии также не меняется при делении.
Отбросим еще последний член — энергию спаривания, твк как ее изменением при делении можно пренебречь. С учетом этих упрощений энергию ядра можно представить формулой й = С„..А'Д1+ Сиу.г'А-11з. (93.1) Знаки в формуле (64.6) изменены, так как эта формула дает работу, которую надо затратить, чтобы полностьк1 расщепить ядро на составляющие его нуклоны. Л эта рабе 1в, взятая с противоположным знаком, как раз и дает энергию ядра. Воспользуемся еще значениями коэффициентов (64.7), из которых нам нужны только два: С„, = 17,8 МэВ и С„= 0,710 МэВ.
Простой расчет дает для энергии урана бязь = = 1653 МэВ, а для каждого осколка 811е = 735 МэВ. Искомая энергия, освобождаемая при делении, таким образом, равна 1653 — 2 735 = = 183 МэВ, что практически совпадает с предыдущими результатами. (См. также задачу 3 к 9 64.) 5. Простейшая теория деления ядра была разработана в 1939 г. Н. Бором и Д. Уилсром (р. 1911) и независимо и даже несколько раньше их Я.И. Френкелем (1894 — 1952). В основу этой теории была положена капельная модель ядра. Конечно,капельная модель в состоянии описать только некоторые, простейшие черты такого сложного явления, какое представляет собой деление атомного ядра.
Многие стороны этого явления остаются необъясненными и даже находятся в противоречии с теорией. В.М. Струтинский усовершенствовал капельную модель учетом оболочечных эффектов. Однако мы ограничимся изложением, в основном качественным, только простейшей — капельной — теории деления ядра. Рассмотрим ядро 11911, захватившее нейтрон, в результате чего образовалось составное ядро эзеП. Составное ядро ззаП в основном состоянии практически стабильно; хотя оно и еу-радиоактивно, но период полураспада составляет 2,4. 101 лет. Такое ядро может совершать внутренние колебания около своей равновесной формы, не подвергаясь делению. Однако в результате захвата нейтрона получается ядро ~веП в сильно возбужденном состоянии, и амплитуда колебаний может стать настолько большой, что ядро разделится на две части.
Под действием кулоновских сил отталкивания эти части разлетятся со значительными скоростями. Ядерные силы, как силы притяжения, препятствуют этому разлету. Но при разлете превалируют электрические силы. В результате части разделившегося ядра и получают кинетическую энергию около 200 МэВ, о которой говорилось выше. Если ядро уподобить жидкой капле, то различные с1вдии, через которые проходит форма ядра до и в результате деления, схематически представлены на рис.159. Однако не вся энергия деления переходит в кинетическую энергию осколков. Сами осколки получаются в возбужденном состоянии, и их внутренняя энергия высвобождается в первую Зе Д.В.
Сивухии. Чуч Нейтроны и давление отолен х ядер 610 очередь путем испарения нейтронов, а затем идет на непускание улучей. Основными продуктами процесса деления являются, таким образом, два примерно равных ядра, несколько нейтронов и у-квантов. Как уже указывалось в и. 3, ядра-осколки, как правило, оказываются 8 -активными и распадаются с самыми разными периодами полураспада. ов Рис. 159 6. При увеличении поверхности ядра энергия поверхностного натяжения возрастает, а энергия кулоновского отталкивания убывает.
Изменениями объемной энергии, энергии симметрии и энергии спаривания можно пренебречь. Поверхностное натяжение стремится вернуть деформированное ядро в исходное состояние, а кулоновское оттвлкивание способствует его делению. Отношение кулоновской энергии к поверхностной пропорционально ЯеА ~~е: Азрз = Я~/А. ГГозтому отношение ебз/А может служить основным параметром, определяющим способность ядра к делению. Чем больше значение этого параметра, тем легче ядро подвержено делению.
Чтобы приближенно оценить критическое значение параметра Яз/А, при котором ядро уже не может быть стабильным, рассмотрим устойчивость ядра относительно его малых деформаций. При малых деформациях можно считать, что исходное сферическое ядро принимает форму вытянутого эллипсоида вращения с полуосями а = ГГ(1 + е) и Ь = Н)тЛ+ е, где е — малая величина, играющая роль параметра деформации. Прн таких значениях а и Ь объем ядра не меняется, что соответствует предположению о несжнмаемости ядра.
Нахождение поверхностной энергии сводится к геометрической задаче вычисления поверхности ядра, а вычисление кулоновской энергии— к задаче о поле заряженного эллипсоида, если предположить, что заряд ядра равномерно распределен по его обьему. Расчет показывает, что при малых деформациях ядра суммарная энергия поверхностного натяжения и кулоновского отталкивания с точностью до членов е~ включительно меняется на величину Е5 (Р = — (2СеовА ~ Ск лУ А Г )е (93.2) где С„,„и С, — коэффициенты, входящие в формулу Вейцзеккера (64.6). Конечно, это изменение происходит за счет внутренней энергии возбужденного ядра. Если ел14 ) О, то поверхностные силы будут превалировать над силами кулоновского отталкивания, стремясь вернуть ядро к исходной сферической форме, около которой оно будет Деление атомных ядер 93 совершать колебания.
Если же Ь11 ( О, то преобладающими будут силы кулоновского оггалкивання, способствующие делению. Критическое значение параметра Уз/А, больше которого ядро становится абсолютно неустойчивым к делению, определится из требования, чтобы обратилось в нуль выражение в круглых скобках формулы (93.2). Это даст = 2--г — '-'- 50, (93.3) причем мы использовали значения коэффициентов С„„и С из (64.7). Конечно, на вычисленное значение критического параметра Яе/А надо смотреть как на ориентировочное, поскольку оно получено в предположении справедливости капельной модели и малых деформаций ядра.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
