Д.В. Сивухин - Общий курс физики. Том 5. Атомная и ядерная физика (1121281), страница 155
Текст из файла (страница 155)
Формулой (93.3) еще не определяются в отдельности критические значения Я и А, больше которых ядро абсолютно неустойчиво по отношению к делению, так как в общем случае между У и А не существует однозначной связи. Такая связь имеет место только в случае )1-стабильных ядер и определится формулой (64.8а). С помощью этой формулы можно исключить из (93.3) зарядовое число Х и получить иррациональное уравнение только для А. Решая это уравнение, находим кри"гнческое значение массового числа А,р„ - 385, а затем и критическое значение зарядового числа У р, 138.
7. Следующие качественные соображения позволяют уяснить влияние на процесс деления и конечных деформаций ядра. Разделим мысленно исходное стабильное ядро на две части (два осколка) с зарядовыми числами У„и Лш Если эти осколки разойдутся достаточно далеко на расстояние г, то энергия их кулоновского отталкивания будет Е1Лэе /г. При этом появится еще кинетическая энергия осколков около 200 МэВ.
Она, разумеется, возникает за счет потенциальной энергии ядра в исходном состоянии, так что потенциальная энергия в исходном состоянии составит около 200 МэВ, т. е, равна энергии, освобождающейся при делении. Однако исходное ядро по предположению стабильно. Следовательно, на кривой потенциальной энергии 1' = й'(т) должен существовать максимум -- потенциальный барьер, который должен быть преодолен, чтобы фактически произошло деление (рис. 160). Вместо одного максимума, в особенности когда атомные ядра не сферические, возможны и два максимума (двухгорбая кривая). Но от такой возможности при выясненни основных вопросов деления можно отвлечься. Для абсолютно неустойчивых ядер, Рис. 160 у которых У~/А > 50, максимума на кривой 'и' = Ь'(г) нет.
Такие ядра, если бы они возникли, мгновенно претерпевали бы деление за времена порядка 10 зз-10 зл с. [Гл. Х!Н Нейтроны и деление атомных ядер 612 Разность между максимальным значением потенциальной энергии У(г) и ее значением при г = 0 для стабильных ядер называется энергией активации. По классическим представлениям для деления ядра необходимо сообщить ему энергию, не меньшую энергии активации. Эту энергию приносят нейтроны, при поглощении которых и образуются возбужденные составные ядра, удовлетворяющие указанному условию.
Если же энергия возбуждения меньше энергии активации, то по классическим представлениям деление невозможно. Исследования показали, что ядра ™11 претерпевают деление после захвата любых, в том числе и медленных (тепловых) нейтронов. Для деления же ядер ~гг11, захвативших нейтрон, требуются быстрые нейтроны с энергиями болыпе 1 МэВ. 8. Такое различие в поведении ядер ггь11 и гэ" 11 связано в первую очередь с эффектом спаривания нуклонов (см.
3 64). В нечетном ядре ~гь11 неспаренный нуклон связан слабее остальных нуклонов, которые спарены. Допустим, что ядро ггэП поглощает свободный нейтрон, превращаясь в четно-четное промежуточное ядро ггв11. При захвате свободного нейтрона промежуточное ядро получается в возбужденном состоянии. Возбуждение еще более возрастает за счет того, что бывший неспаренный нуклон находит себе партнера и тем самым становится связанным сильнее. Если же свободный нейтрон захватывается ядром 11, то получается четно-нечетное промежуточное ядро ' 11.
В нем захваченный нейтрон, не имея себе партнера, связан слабее, чем остальные нуклоны. Поэтому в процессе захвата нейтрона ядро гз" 11 возбуждается слабее, чем ядро ггэП. Для его деления требуется дополнительная энергия возбуждения. Некоторое влияние на способность ядер к делению, возможно, оказывает и то обстоятельство, что параметр У~/А для ядер гае В (35,86) больше, чем для ядер ггэ11 (35,41).
Изложенное в основном справедливо и в отношении других четнонечетных ядер. Особенно следует отметить ядра гаэРп и гзг11, которые делятся медленными нейтронами, тогда как их четно-четные изотопы, как правило, требуют для деления быстрых нейтронов (гаоРп делится и на тепловых нейтронах). Это обстоятельство играет решающую роль в ядерной энергетике (см. 3 95). 9.
С квантовой точки зрения не обязательно, чтобы энергия возбуждения превосходила энергию активации ядра. Ядро может разделиться и в том случае, когда имеет место обратное соотношение. В этом случае деление может произойти путем туннельного просачивании через потенциальный барьер, как это имеет место при а-распаде. Однако вероятность этого процесса мала. Она тем меньше, чем выше потенциальный барьер.
В частности, возможно и спонтанное деление ядра, происходящее при полном отсутствии внешнего возбуждения. Спонтанное деление ядер урана впервые наблюдали К. А. Петржак и Г. Н. Флеров (р. 1913) в 1940 г. В их опытах была использована многослойная ионизационная камера с рабочей площадью пластин около 1000 смг и больше, на которую наносился уран. При поднесении к ионизационной камере источника нейтронов в осциллографе наблюдались 8 03) Деление атаомных ядер 613 мощные ионизационные толчки, происходящие от вынужденного деления ядер урана. Эти предварительные опыты позволяли изучить характер ионизационных толчков, происходящих от деления ядер урана. При удалении источника нейтронов такие толчки полностью не прекращались, что свидетельсгвовало о спонтанном делении ядер.
В начальных опытах Петржак и Флеров наблюдали в среднем примерно 6 толчков в чвс. Окончательные опыты были поставлены на одной из станций Московского метрополитена на глубине 50 м, чтобы как можно лучше защитить аппаратуру от мешающего фона космических лучей. В одном грамме урана за час самопроизвольно делится в среднем всего около 25 ядер урана. Пользуясь этим, легко рассчитать, что период полураспада урана по отношению к спонтанному делению составляет около 10'з лет. На рис. 161 приведена зависимость периода Т спонтанного деления от Т, годы— зззТЬ 1010 зззС гйт140 ззоТЬ 3 ззз11 1014 241 дат 38 ""С 1010 и 10" 350 Саз гоз 10 10 40 Яз,тд 36 38 Рис.
161 параметра Я 2 1 А для различных тяжелых ядер. Светлые точки соответствуют экспериментальным данным, пересекающая рисунок сплошная кривая рассчитана по модели жидкой капли. 10. Как уже указывалось выше, ядро чаще всего делится на два осколка. Но отношение масс этих осколков может быть разным. При ) Гл. ХГН Нейтроны и деление атомных ядер 614 делении тепловыми нейтронами осколки равных или близких масс почти не наблюдаются, хотя все числовые оценки выше мы делали в предположении равенства масс осколков, так как для этой цели такое предположение не существенно.
На самом деле наиболее вероятно деление на осколки, один из которых примерно в полтора раза тяжелее другого. Это иллюстрируется рис. 162, на котором приведено количество осколков различных массовых чисел в процентах для 28~'г1 10 1,0 10 10 — ' 10 — 4 ю-е 60 80 100 120 140 160 180 Рис.
162 при делении тепловыми нейтронами. Считается, что такая асимметрия деления обьясняется влиянием ядерных нейтронных оболочек — ядру энергетически выгоднее делиться так, чтобы число нейтронов в каждом из осколков было близко к одному из магических чисел 50 или 82. 11.
Процесс деления ядра сопровождается вылетом вторичных нейтронов. Этого следует ожидать на основе следующих простых соображений. Отношение числа нейтронов Х к числу протонов лб в ядре, вообще говоря, тем больше, чем тяжелее ядро. Для 18-стабильных ядер это видно из рис. 120, а также из формулы (64.8а), если ее переписать в виде = 0,97+ 0,0150 А~78. Допустим теперь, что тяжелое ядро разделилось на два осколка. Если бы при делении общее число нейтронов в системе не изменилось, Деление атомных лдер 93 то отношения Дг/Х в обоих осколках были бы либо равны такому же отношению в исходном тяжелом ядре, либо в одном из них оно было бы больше, а в другом меньше.
Значит, по крайней мере один из осколков получился бы нейтроноизбыточным и должен был бы освобождаться от лишних нейтронов. Появление вторичных нейтронов можно понять и с точки зрения капельной модели ядра. В шейке гантелеобразного ядра (положение о на рис. 159) почти нет протонов, так как из-за кулоновского отталкивания они сосредоточиваюгся главным образом в удаленных— шарообразных — частях ядра. Поэтому при разрыве шейки в процессе деления из нее могут вылетать лишь нейтроны, и притом за времена порядка ядерных (10 ~~ — 10 эа с), т.е, практически мгновенно.
Такие вторичные нейтроны называются мгновенны и. Наряду с мгновенными при делении ядер появляются и запаздывающие вторичные нейтроны. Дело в том, что осколки деления ядер радиоактивны. При их 13-распаде могут появляться нейтроноизбьггочные ядра в сильно возбужденных состояниях. Возбуждение таких ядер снимается путем конкурирующих процессов испускания нейтронов и у-квантов. Оба процесса происходят практически мгновенно.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
