Nuklearna fisija- proces cijepanja atomskog jezgra na dva (rjeđe tri) jezgra slične mase, koji se nazivaju fragmenti fisije. Kao rezultat fisije, mogu nastati i drugi produkti reakcije: svjetlosna jezgra (uglavnom alfa čestice), neutroni i gama zraci. Fisija može biti spontana (spontana) i prisilna (kao rezultat interakcije s drugim česticama, prvenstveno neutronima). Fisija teških jezgara je egzotermni proces, uslijed kojeg se oslobađa velika količina energije u obliku kinetičke energije produkta reakcije, kao i zračenja. Nuklearna fisija služi kao izvor energije u nuklearnim reaktorima i nuklearnom oružju. Proces fisije može nastati samo kada potencijalna energija početnog stanja fisionog jezgra premašuje zbir masa fisionih fragmenata. Kako specifična energija vezivanja teških jezgara opada sa povećanjem njihove mase, ovaj uslov je zadovoljen za skoro sve jezgre sa masenim brojem .

Međutim, kao što pokazuje iskustvo, čak i najteže jezgre se spontano cijepaju s vrlo malom vjerovatnoćom. To znači da postoji energetska barijera ( fisijska barijera), sprečavanje podjela. Nekoliko modela se koristi za opisivanje procesa nuklearne fisije, uključujući proračun fisijske barijere, ali nijedan od njih ne može u potpunosti objasniti proces.

Činjenica da se energija oslobađa tokom fisije teških jezgara direktno proizilazi iz zavisnosti specifične energije vezivanja ε = E svjetlo (A,Z)/A od masenog broja A. Kada se teško jezgro fisije, nastaju lakša jezgra u kojima su nukleoni jače vezani, a dio energije se oslobađa tokom fisije. U pravilu, nuklearna fisija je praćena emisijom 1-4 neutrona. Izrazimo energiju fisije Q u terminima energija vezivanja početnog i finalnog jezgra. Energiju početnog jezgra, koje se sastoji od Z protona i N neutrona, a ima masu M(A,Z) i energiju veze E st (A,Z), zapisujemo u sljedećem obliku:

M(A,Z)c 2 = (Zm p + Nm n)c 2 - E St (A,Z).

Podjela jezgra (A,Z) na 2 fragmenta (A 1,Z 1) i (A 2,Z 2) je praćena formiranjem N n = A – A 1 – A 2 promptni neutroni. Ako se jezgro (A,Z) podijeli na fragmente s masama M 1 (A 1 ,Z 1), M 2 (A 2 ,Z 2) i energijama veze E sv1 (A 1,Z 1), E sv2 (A 2 , Z 2), tada za energiju fisije imamo izraz:

Q div = (M(A,Z) – )c 2 = E St 1 (A 1 ,Z 1) + E St (A 2 ,Z 2) – E St (A,Z),

A = A 1 + A 2 + N n, Z = Z 1 + Z 2.

23. Elementarna teorija fisije.

Godine 1939 N. Bor I J. Wheeler, i Ya Frenkel Mnogo prije nego što je fisija sveobuhvatno eksperimentalno proučavana, predložena je teorija ovog procesa, zasnovana na ideji o jezgri kao kapi nabijene tekućine.

Energija oslobođena tokom fisije može se dobiti direktno iz Weizsäcker formule.

Izračunajmo količinu energije koja se oslobađa tokom fisije teškog jezgra. Zamijenimo u (f.2) izraze za energije vezivanja jezgara (f.1), uz pretpostavku da su A 1 = 240 i Z 1 = 90. Zanemarimo posljednji član u (f.1) zbog njegove malenosti i zamijenimo dobijamo vrednosti parametara a 2 i a 3

Iz ovoga dobijamo da je fisija energetski povoljna kada je Z 2 /A > 17. Vrijednost Z 2 /A naziva se parametar fisibilnosti. Energija E koja se oslobađa tokom fisije raste sa povećanjem Z 2 /A; Z 2 /A = 17 za jezgra u oblasti itrijuma i cirkonijuma. Iz dobijenih procjena jasno je da je fisija energetski povoljna za sva jezgra sa A > 90. Zašto je većina jezgara stabilna u odnosu na spontanu fisiju? Da bismo odgovorili na ovo pitanje, pogledajmo kako se oblik jezgra mijenja tokom fisije.

Tokom procesa fisije, jezgro uzastopno prolazi kroz sledeće faze (slika 2): lopta, elipsoid, bučica, dva fragmenta u obliku kruške, dva sferna fragmenta. Kako se mijenja potencijalna energija jezgra razne faze divizije? Nakon što je došlo do fisije, a fragmenti se nalaze na udaljenosti jedni od drugih mnogo većoj od njihovog radijusa, potencijalna energija fragmenata, određena Kulonovom interakcijom između njih, može se smatrati jednakom nuli.

Razmotrimo početnu fazu fisije, kada jezgro, s povećanjem r, poprima oblik sve izduženijeg elipsoida okretanja. U ovoj fazi podjele, r je mjera odstupanja jezgra od sfernog oblika (slika 3). Zbog evolucije oblika jezgra, promjena njegove potencijalne energije određena je promjenom sume površinske i Kulonove energije E" n + E" k. Pretpostavlja se da volumen jezgra ostaje nepromijenjen. tokom procesa deformacije. U ovom slučaju, površinska energija E"n raste, kako se povećava površina jezgra. Kulonova energija E"k opada, kako se povećava prosječna udaljenost između nukleona. Neka sferna jezgra, kao rezultat blage deformacije koju karakterizira mali parametar, poprimi oblik aksijalno simetričnog elipsoida. Može se pokazati da površinska energija E" n i Kulonova energija E" k variraju u zavisnosti od:

U slučaju malih elipsoidnih deformacija, povećanje površinske energije se događa brže od smanjenja Kulonove energije. U području teških jezgara 2E n > E k zbir površinske i Kulonove energije raste sa povećanjem . Iz (f.4) i (f.5) proizilazi da pri malim elipsoidnim deformacijama povećanje površinske energije sprečava dalje promjene oblika jezgra, a samim tim i fisiju. Izraz (f.5) vrijedi za male vrijednosti (male deformacije). Ako je deformacija toliko velika da jezgro poprimi oblik bučice, tada sile površinskog napona, poput Coulombovih sila, teže da razdvoje jezgro i daju fragmentima sferni oblik. U ovoj fazi fisije, povećanje naprezanja je praćeno smanjenjem i Kulonove i površinske energije. One. uz postepeno povećanje deformacije jezgra, njegova potencijalna energija prolazi kroz maksimum. Sada r ima značenje udaljenosti između centara budućih fragmenata. Kako se fragmenti udaljavaju jedan od drugog, potencijalna energija njihove interakcije će se smanjivati, jer se smanjuje Kulonova energija odbijanja E k. Ovisnost potencijalne energije o udaljenosti između fragmenata je prikazana na Sl. 4. Nulti nivo potencijalne energije odgovara zbiru površinske i Kulonove energije dva fragmenta koji nisu u interakciji. Prisustvo potencijalne barijere sprečava trenutnu spontanu fisiju jezgara. Da bi se jezgro trenutno podijelilo, ono treba da prenese energiju Q koja prelazi visinu barijere H. Maksimalna potencijalna energija fisijskog jezgra je približno jednaka e 2 Z 2 /(R 1 + R 2), gdje su R 1 i R 2 polumjeri fragmenata. Na primjer, kada se jezgro zlata podijeli na dva identična fragmenta, e 2 Z 2 /(R 1 + R 2) = 173 MeV, i količina energije E koja se oslobađa tokom fisije ( vidi formulu (f.2)), jednako 132 MeV. Dakle, prilikom fisije zlatnog jezgra potrebno je savladati potencijalnu barijeru visine oko 40 MeV. Što je visina barijere H veća, to je niži odnos Kulonove i površinske energije E prema /E p u početnom jezgru. Ovaj omjer se, pak, povećava sa povećanjem parametra djeljivosti Z 2 /A ( vidi (f.4)). Što je jezgro teže, to je niža visina barijere H , budući da parametar fisibilnosti raste sa povećanjem masenog broja:

One. Prema modelu kapljica, u prirodi ne bi trebalo postojati jezgra sa Z 2 /A > 49, jer se spontano cijepaju gotovo trenutno (unutar karakterističnog nuklearnog vremena reda 10 -22 s). Postojanje atomskih jezgara sa Z 2 /A > 49 („ostrvo stabilnosti“) objašnjava se strukturom ljuske. Zavisnost oblika, visine potencijalne barijere H i energije fisije E od vrednosti parametra fisije Z 2 /A prikazana je na Sl. 5.

Spontana fisija jezgara sa Z 2 /A< 49, для которых высота барьера Н не равна нулю, с точки зрения классической физики невозможно. С точки зрения квантовой механики такое деление возможно в результате прохождения через потенциальный барьер и носит название спонтанного деления. Вероятность спонтанного деления растет с увеличением параметра делимости Z 2 /А, т.е. с уменьшением высоты барьера. В целом период полураспада относительно спонтанного деления уменьшается при переходе от менее тяжелых ядер к более тяжелым от Т 1/2 > 10 21 godina za 232 Th do 0,3 s za 260 Ku. Prisilna fisija jezgara sa Z 2 /A < 49 может быть вызвано любыми частицами: фотонами, нейтронами, протонами, дейтронами, -частицами и т.д., если энергия, которую они вносят в ядро достаточна для преодоления барьера деления.

Energija E koja se oslobađa tokom fisije raste sa povećanjem Z 2 /A. Vrijednost Z 2 /A = 17 za 89 Y (itrijum). One. fisija je energetski povoljna za sve jezgre teže od itrijuma. Zašto je većina jezgara otporna na spontanu fisiju? Da bismo odgovorili na ovo pitanje, potrebno je razmotriti mehanizam podjele.

Tokom procesa fisije mijenja se oblik jezgra. Jezgro uzastopno prolazi kroz sljedeće faze (slika 7.1): lopta, elipsoid, bučica, dva fragmenta u obliku kruške, dva sferna fragmenta. Kako se mijenja potencijalna energija jezgra u različitim fazama fisije?
Početno jezgro sa uvećanjem r poprima oblik sve izduženijeg elipsoida revolucije. U ovom slučaju, zbog evolucije oblika jezgra, promjena njegove potencijalne energije određena je promjenom sume površinske i Kulombove energije E p + E k. U tom slučaju površinska energija raste kao povećava se površina jezgra. Kulonova energija se smanjuje kako se prosječna udaljenost između protona povećava. Ako je, pod blagom deformacijom, koju karakterizira mali parametar , originalno jezgro poprimilo oblik aksijalno simetričnog elipsoida, površinska energija E" p i Kulonova energija E" k kao funkcije parametra deformacije mijenjaju se na sljedeći način:

U omjerima (7,4–7,5) E n i E k su površinska i Kulonova energija početnog sferno simetričnog jezgra.
U području teških jezgara 2E p > E k i zbir površinske i Kulonove energije raste sa povećanjem . Iz (7.4) i (7.5) proizilazi da pri malim deformacijama povećanje površinske energije sprečava dalje promjene oblika jezgra, a samim tim i fisiju.
Za male deformacije vrijedi relacija (7.5). Ako je deformacija toliko velika da jezgro poprimi oblik bučice, tada površinske i Kulonove sile teže da odvoje jezgro i da fragmentima daju sferni oblik. Dakle, s postepenim povećanjem deformacije jezgra, njegova potencijalna energija prolazi kroz maksimum. Grafikon promjena površinske i Kulonove energije jezgra u zavisnosti od r prikazan je na Sl. 7.2.

Prisustvo potencijalne barijere sprečava trenutnu spontanu fisiju jezgara. Da bi se jezgro podijelilo, potrebno mu je dati energiju Q koja premašuje visinu fisione barijere H. Maksimalna potencijalna energija cijepajućeg jezgra E + H (na primjer zlato) na dva identična fragmenta je ≈ 173 MeV, a količina energije E koja se oslobađa tokom fisije je 132 MeV. Dakle, kada se zlatno jezgro fisije, potrebno je savladati potencijalnu barijeru visine oko 40 MeV.
Visina fisione barijere H je veća, što je niži odnos Kulonove i površinske energije E prema /E p u početnom jezgru. Ovaj omjer, pak, raste sa povećanjem parametra podjele Z 2 /A (7.3). Što je jezgro teže, to je manja visina fisijske barijere H, jer parametar fisije, pod pretpostavkom da je Z proporcionalan A, raste sa povećanjem masenog broja:

E k /E p = (a 3 Z 2)/(a 2 A) ~ A.

(7.6)

Stoga, teže jezgre općenito moraju dati manje energije da bi izazvale nuklearnu fisiju.
Visina fisijske barijere nestaje na 2E p – E k = 0 (7,5). U ovom slučaju

2E p /E k = 2(a 2 A)/(a 3 Z 2),

Z 2 /A = 2a 2 /(a 3 Z 2) ≈ 49.

Dakle, prema modelu kapljica, jezgra sa Z 2 /A > 49 ne mogu postojati u prirodi, jer se moraju gotovo trenutno, unutar karakterističnog nuklearnog vremena reda od 10-22 s, spontano podijeliti na dva fragmenta. Zavisnosti oblika i visine potencijalne barijere H, kao i energije fisije od vrednosti parametra Z 2 /A prikazane su na Sl. 7.3.

Rice. 7.3. Radijalna ovisnost oblika i visine potencijalne barijere i energije fisije E pri različitim vrijednostima parametra Z 2 /A. On vertikalna osa iscrtava se vrijednost E p + E k.

Spontana fisija jezgara sa Z 2 /A< 49, для которых высота барьера H не равна нулю, с точки зрения классической физики невозможно. Однако в квантовой механике такое деление возможно за счет туннельного эффекта – прохождения осколков деления через потенциальный барьер. Оно носит название спонтанного деления. Вероятность спонтанного деления растет с увеличением параметра деления Z 2 /A, т. е. с уменьшением высоты барьера деления. В целом период спонтанного деления уменьшается при переходе от менее тяжелых ядер к более тяжелым от T 1/2 >10 21 godina za 232 Th do 0,3 s za 260 Rf.
Prisilna fisija jezgara sa Z 2 /A< 49 может быть вызвано их возбуждением фотонами, нейтронами, протонами, дейтронами, a частицами и другими частицами, если вносимая в ядро энергия достаточна для преодоления барьера деления.
Minimalna vrijednost energije ekscitacije složenog jezgra E* formiranog tokom hvatanja neutrona jednaka je energiji vezivanja neutrona u ovom jezgru ε n. Tabela 7.1 upoređuje visinu barijere H i energiju vezivanja neutrona ε n za izotope Th, U i Pu formirane nakon hvatanja neutrona. Energija vezivanja neutrona zavisi od broja neutrona u jezgru. Zbog energije uparivanja, energija veze parnog neutrona je veća od energije veze neparnog neutrona.

Tabela 7.1

Visina barijere fisije H, energija veze neutrona ε n

Izotop	Visina fisijske barijere H, MeV	Izotop	Energija vezivanja neutrona ε n
232 Th	5.9	233Th	4.79
233U	5.5	234U	6.84
235U	5.75	236U	6.55
238U	5.85	239U	4.80
239 Pu	5.5	240 Pu	6.53

Karakteristična karakteristika fisije je da fragmenti, po pravilu, imaju različite mase. U slučaju najvjerovatnije fisije od 235 U, omjer masa fragmenata je u prosjeku ~ 1,5. Raspodjela mase fragmenata fisije 235 U termalnim neutronima prikazana je na Sl. 7.4. Za najvjerovatniju fisiju, teški fragment ima maseni broj 139, laki - 95. Među proizvodima fisije postoje fragmenti sa A = 72 - 161 i Z = 30 - 65. Vjerovatnoća fisije na dva fragmenta jednaka masa nije nula. Kada se 235 U cijepa termalnim neutronima, vjerovatnoća simetrične fisije je otprilike tri reda veličine manja nego u slučaju najvjerovatnije fisije na fragmente sa A = 139 i 95.
Asimetrična podjela se objašnjava strukturom ljuske jezgra. Jezgro ima tendenciju da se podijeli na takav način da glavni dio nukleona svakog fragmenta formira najstabilniji magični kostur.
Odnos broja neutrona i broja protona u jezgru 235 U N/Z = 1,55, dok je za stabilne izotope sa masenim brojem blizu masenog broja fragmenata ovaj odnos 1,25 − 1,45. Posljedično, ispada da su fragmenti fisije jako preopterećeni neutronima i moraju biti
β - radioaktivan. Stoga fisioni fragmenti doživljavaju uzastopne β - raspade, a naboj primarnog fragmenta može se promijeniti za 4 − 6 jedinica. Ispod je tipičan lanac radioaktivnih raspada od 97 Kr, jedan od fragmenata nastalih tokom fisije 235 U:

Ekscitacija fragmenata, uzrokovana kršenjem odnosa broja protona i neutrona, karakterističnog za stabilna jezgra, također se uklanja zbog emisije brzih fisionih neutrona. Ovi neutroni se emituju pokretnim fragmentima u vremenu manjem od ~ 10 -14 s. U prosjeku, 2-3 brza neutrona se emituju u svakom događaju fisije. Njihov energetski spektar je kontinuiran sa maksimumom od oko 1 MeV. Prosječna energija brzog neutrona je blizu 2 MeV. Emisija više od jednog neutrona u svakom događaju fisije omogućava dobijanje energije kroz lančanu reakciju nuklearne fisije.
Uz najvjerovatnije fisije od 235 U toplinskim neutronima, lagani fragment (A = 95) poprima kinetičku energiju od ≈ 100 MeV, a teški fragment (A = 139) poprima kinetičku energiju od oko 67 MeV. Dakle, ukupna kinetička energija fragmenata je ≈ 167 MeV. Ukupna energija fisije u ovom slučaju je 200 MeV. Tako se preostala energija (33 MeV) raspoređuje između ostalih proizvoda fisije (neutroni, elektroni i antineutrini iz fragmenata β-raspada, γ-zračenje iz fragmenata i proizvodi njihovog raspada). Raspodjela energije fisije između različitih proizvoda tokom fisije 235 U termalnim neutronima data je u tabeli 7.2.

Tabela 7.2

Distribucija energije fisije 235 U termalni neutroni

Proizvodi nuklearne fisije (NFP) su složena mješavina više od 200 radioaktivnih izotopa 36 elemenata (od cinka do gadolinija). Većina aktivnosti potiče od kratkotrajnih radionuklida. Dakle, 7, 49 i 343 dana nakon eksplozije, aktivnost PYD se smanjuje za 10, 100 i 1000 puta, respektivno, u odnosu na aktivnost jedan sat nakon eksplozije. Prinos biološki najznačajnijih radionuklida dat je u tabeli 7.3. Pored PYN, radioaktivnu kontaminaciju uzrokuju radionuklidi indukovane aktivnosti (3 H, 14 C, 28 Al, 24 Na, 56 Mn, 59 Fe, 60 Co itd.) i nepodijeljeni dio uranijuma i plutonijuma. Posebno je velika uloga indukovane aktivnosti tokom termonuklearnih eksplozija.

Tabela 7.3

Oslobađanje nekih fisionih produkata nuklearne eksplozije

Radionuklid	Poluživot	Izlaz po podjeli, %	Aktivnost po 1 Mt, 10 15 Bq
89 Sr	50,5 dana.	2.56	590
90 Sr	29,12 godina	3.5	3.9
95 Zr	65 dana	5.07	920
103 Ru	41 dan	5.2	1500
106 Ru	365 dana	2.44	78
131 I	8,05 dana	2.9	4200
136 Cs	13,2 dana	0.036	32
137 Cs	30 godina	5.57	5.9
140 Ba	12,8 dana	5.18	4700
141 Cs	32,5 dana.	4.58	1600
144 Cs	288 dana	4.69	190
3 H	12,3 godine	0.01	2,6·10 -2

Tokom nuklearnih eksplozija u atmosferi, značajan dio padavina (do 50% za eksplozije na tlu) pada u blizini ispitnog područja. Neke radioaktivne tvari zadržavaju se u donjem dijelu atmosfere i pod utjecajem vjetra kreću se na velike udaljenosti, ostajući na približno istoj geografskoj širini. Boraveći u vazduhu oko mesec dana, radioaktivne supstance postepeno padaju na Zemlju tokom ovog kretanja. Većina radionuklida se emituje u stratosferu (do visine od 10-15 km), gdje se globalno raspršuju i u velikoj mjeri dezintegriraju.
Različiti strukturni elementi nuklearnih reaktora su decenijama bili veoma aktivni (tabela 7.4)

Tabela 7.4

Specifične vrijednosti aktivnosti (Bq/t urana) glavnih fisionih produkata u gorivnim elementima uklonjenim iz reaktora nakon tri godine rada

Radionuklid	0	1 dan	120 dana	1 godina		10 godina
85 Kr	5. 78· 10 14	5. 78· 10 14	5. 66· 10 14	5. 42· 10 14	4. 7· 10 14	3. 03· 10 14
89 Sr	4. 04· 10 16	3. 98· 10 16	5. 78· 10 15	2. 7· 10 14	1. 2· 10 10
90 Sr	3. 51· 10 15	3. 51· 10 15	3. 48· 10 15	3. 43· 10 15	3. 26· 10 15	2. 75· 10 15
95 Zr	7. 29· 10 16	7. 21· 10 16	1. 99· 10 16	1. 4· 10 15	5. 14· 10 11
95 Nb	7. 23· 10 16	7. 23· 10 16	3. 57· 10 16	3. 03· 10 15	1. 14· 10 12
103 Ru	7. 08· 10 16	6. 95· 10 16	8. 55· 10 15	1. 14· 10 14	2. 97· 10 8
106 Ru	2. 37· 10 16	2. 37· 10 16	1. 89· 10 16	1. 19· 10 16	3. 02· 10 15	2. 46· 10 13
131 I	4. 49· 10 16	4. 19· 10 16	1. 5· 10 12	1. 01· 10 3
134 Cs	7. 50· 10 15	7. 50· 10 15	6. 71· 10 15	5. 36· 10 15	2. 73· 10 15	2. 6· 10 14
137 Cs	4. 69· 10 15	4. 69· 10 15	4. 65· 10 15	4. 58· 10 15	4. 38· 10 15	3. 73· 10 15
140 Ba	7. 93· 10 16	7. 51· 10 16	1. 19· 10 14	2. 03· 10 8
140 La	8. 19· 10 16	8. 05· 10 16	1. 37· 10 14	2. 34· 10 8
141 Ce	7. 36· 10 16	7. 25· 10 16	5. 73· 10 15	3. 08· 10 13	5. 33· 10 6
144 Ce	5. 44· 10 16	5. 44· 10 16	4. 06· 10 16	2. 24· 10 16	3. 77· 10 15	7. 43· 10 12
143 PM	6. 77· 10 16	6. 70· 10 16	1. 65· 10 14	6. 11· 10 8
147 PM	7. 05·10 15	7. 05· 10 15	6. 78· 10 15	5. 68· 10 15	3. 35· 10 14

Reakcije nuklearne fisije.

Transformacija jezgri pri interakciji s elementarnim česticama ili međusobno naziva se nuklearne reakcije. Nuklearne reakcije su glavna metoda za proučavanje strukture jezgara i njihovih svojstava. Nuklearne reakcije poštuju zakone očuvanja: električni naboj, barionski naboj, leptonski naboj, energija, impuls itd. Na primjer, zakon održanja barionskog naboja svodi se na činjenicu da se ukupan broj nukleona ne mijenja kao rezultat nuklearne reakcije.

Nuklearne reakcije se mogu dogoditi s oslobađanjem ili apsorpcijom energije Q, što je 10 6 puta veće od energije hemijskih reakcija. Ako Q> 0 energije se oslobađa (egzotermna reakcija). Na primjer,

At Q < 0 – поглощение энергии (endotermna reakcija). Na primjer,

Karakterizirane su nuklearne reakcije efektivni presjek reakcije(ako je radijus jezgra veći od de Broljeve talasne dužine čestice).

Izlaz nuklearne reakcije W– omjer broja događaja nuklearne reakcije D N na broj čestica N, pada 1 cm 2 meta, tj.

,

Gdje n– koncentracija jezgara.

Mnoge nuklearne reakcije pri niskim energijama prolaze kroz fazu formiranja složeno jezgro. Dakle, da bi neutron proletio kroz jezgro brzinom od 10 7 m/s, potrebno je vrijeme reda t = 10 –22 s. Vrijeme reakcije je 10 - 16 –10 - 12 s ili (10 6 –10 10)t. To znači da će biti između nukleona u jezgru veliki broj sudara i nastaje međustanje - složeno jezgro. Karakteristično vrijeme t se koristi kada se analiziraju procesi koji se dešavaju u kernelu.

Kako se brzina neutrona smanjuje, vrijeme njegove interakcije sa jezgrom i vjerovatnoća njegovog hvatanja jezgrom raste, budući da je efektivni poprečni presjek obrnuto proporcionalan brzini čestice (). Ako ukupna energija neutrona i početnog jezgra leži u području gdje se nalaze energetski pojasevi složenog jezgra, tada je vjerovatnoća formiranja kvazistacionarnog energetskog nivoa složenog jezgra posebno velika. Poprečni presjek nuklearnih reakcija pri takvim energijama čestica naglo raste, formirajući rezonantne maksimume. U takvim slučajevima nazivaju se nuklearne reakcije rezonantan. Rezonantni presjek za termalno (sporo) hvatanje neutrona ( kT» 0,025 eV) može biti ~10 6 puta veća od geometrijskog poprečnog presjeka jezgra

Nakon hvatanja čestice, složeno jezgro je u pobuđenom stanju ~10 - 14 s, a zatim emituje česticu. Moguće je nekoliko kanala radioaktivnog raspada složenog jezgra. Moguć je i konkurentski proces – radijacijsko hvatanje, kada nakon što jezgra uhvati čestica, ona prelazi u pobuđeno stanje, a zatim, nakon što emituje g-kvant, prelazi u osnovno stanje. Ovo takođe može formirati složeno jezgro.

Kulonove sile odbijanja između pozitivno nabijenih čestica jezgra (protona) ne pospješuju, već prije ometaju izlazak ovih čestica iz jezgra. To je zbog uticaja centrifugalne barijere. To se objašnjava činjenicom da odbojne sile odgovaraju pozitivnoj energiji. Povećava visinu i širinu Kulonove potencijalne barijere. Izlazak pozitivno nabijene čestice iz jezgra je podbarijerski proces. Što je potencijalna barijera viša i šira, to je manja vjerovatnoća. Ovo je posebno značajno za srednje i teške jezgre.

Na primjer, jezgro izotopa uranijuma, nakon što je uhvatilo neutron, formira složeno jezgro, koje se zatim dijeli na dva dijela. Pod utjecajem Coulombovih odbojnih sila, ovi dijelovi se raspadaju s velikom kinetičkom energijom ~200 MeV, jer u ovom slučaju električne sile premašuju nuklearne sile privlačenja. U ovom slučaju, fragmenti su radioaktivni i u pobuđenom su stanju. Prelazeći u osnovno stanje, emituju brze i zakasnele neutrone, kao i g-kvante i druge čestice. Emitovani neutroni nazivaju se sekundarnim.

Od svih jezgara oslobođenih tokom fisije, ~99% neutrona se oslobađa trenutno, a udio odloženih neutrona je ~0,75%. Unatoč tome, odgođeni neutroni se koriste u nuklearnoj energiji, jer to i omogućavaju kontrolisane nuklearne reakcije. Najvjerovatnije će se uranijum raspasti na fragmente, od kojih je jedan otprilike jedan i po puta teži od drugog. To se objašnjava utjecajem nuklearnih neutronskih ljuski, jer je energetski povoljnije da se jezgro podijeli tako da je broj neutrona u svakom fragmentu blizak jednom od magičnih brojeva - 50 ili 82. Takvi fragmenti mogu biti npr. na primjer, jezgra i.

Razlika između maksimalna vrijednost potencijalna energija E r(r) i naziva se njegova vrijednost pri za stabilna jezgra aktivaciona energija. Dakle, za nuklearnu fisiju potrebno joj je prenijeti energiju koja nije manja od energije aktivacije. Ovu energiju donose neutroni, pri čijoj apsorpciji nastaju pobuđena složena jezgra.

Istraživanja su pokazala da jezgra izotopa podliježu fisiji nakon hvatanja bilo kojeg neutrona, uključujući i termalne. Za fisiju izotopa uranijuma potrebni su brzi neutroni s energijom većom od 1 MeV. Ova razlika u ponašanju jezgara povezana je sa efektom sparivanja nukleona.

Spontana fisija radioaktivnih jezgri je moguća i u odsustvu eksterne ekscitacije, što je uočeno 1940. godine. U ovom slučaju do nuklearne fisije može doći curenjem fisionih produkata kroz potencijalnu barijeru kao rezultat efekta tunela. Drugi karakteristična karakteristika nuklearne reakcije koje se odvijaju kroz složeno jezgro, pod određenim uslovima, je simetrija u sistemu centra mase ugaone distribucije rasejajućih čestica koje nastaju tokom raspada složenog jezgra.

Moguće su i direktne nuklearne reakcije, npr.

koji se koristi za proizvodnju neutrona.

Prilikom fisije teških jezgara oslobađa se energija jednaka u prosjeku ~200 MeV za svako fisivno jezgro, što se naziva nuklearna ili atomska energija. Ova energija se proizvodi u nuklearnim reaktorima.

Prirodni uranijum sadrži 99,3% izotopa i 0,7% izotopa, koji je nuklearno gorivo. Izotopi uranijuma i torija su sirovine, iz kojeg se umjetno dobivaju izotopi i izotopi, koji su ujedno i nuklearno gorivo i in prirodno stanje se ne nalaze u prirodi. U reakciji se, na primjer, dobije izotop plutonija

U reakciji se, na primjer, dobiva izotop uranijuma

Gdje znači reakcija

.
Nuklearne izotope cijepaju samo brzi neutroni s energijama > 1 MeV.

Važna veličina koja karakteriše fisivno jezgro je prosečan broj sekundarnih neutrona, koji za implementacija lančane reakcije nuklearne fisije Mora postojati najmanje 1 atomsko jezgro.U takvim reakcijama atomskih jezgara nastaju neutroni.

Lančana reakcija se praktično izvodi na obogaćenom uranijumu u nuklearnih reaktora. U obogaćenom uranijumu, sadržaj izotopa uranijuma se separacijom izotopa dovodi do 2-5%. Zapremina koju zauzima fisijska supstanca naziva se jezgro reaktor. Za prirodni uranijum, faktor umnožavanja termalnih neutrona je k=1,32. Za smanjenje brzine brzih neutrona na brzinu termičkih, koriste se moderatori (grafit, voda, berilij itd.).

Postoji različite vrste nuklearnih reaktora ovisno o njihovoj namjeni i snazi. Na primjer, eksperimentalni reaktori za proizvodnju novih transuranijskih elemenata itd.

Trenutno se koristi nuklearna energija reaktori za razmnožavanje (reaktori za razmnožavanje), u kojoj se ne dešava samo proizvodnja energije, već i proširena reprodukcija fisione materije. Koriste obogaćeni uranijum sa dovoljno visokog sadržaja(do 30%) izotopa uranijuma.

Takvi reaktori jesu uzgajivači koristi se za proizvodnju energije u nuklearnim elektranama. Glavni nedostatak nuklearnih elektrana je nakupljanje radioaktivnog otpada. Međutim, u poređenju s elektranama na ugalj, nuklearne elektrane su ekološki prihvatljivije.

Nuklearna fisija je cijepanje teškog atoma na dva fragmenta približno jednake mase, praćeno oslobađanjem velika količina energije.

Počelo je otkriće nuklearne fisije nova era- "atomsko doba". Potencijal njegove moguće upotrebe i omjer rizika i koristi od njegove upotrebe ne samo da su doveli do mnogih socioloških, političkih, ekonomskih i naučna dostignuća, ali takođe ozbiljni problemi. Čak i sa čistim naučna tačka Sa naše tačke gledišta, proces nuklearne fisije stvorio je veliki broj zagonetki i komplikacija, a njegovo potpuno teorijsko objašnjenje je stvar budućnosti.

Dijeljenje je isplativo

Energije vezivanja (po nukleonu) se razlikuju za različite jezgre. Teži imaju nižu energiju vezivanja od onih koji se nalaze u sredini periodnog sistema.

To znači da teška jezgra s atomskim brojem većim od 100 imaju koristi od cijepanja na dva manja fragmenta, čime se oslobađa energija koja se pretvara u kinetičku energiju fragmenata. Ovaj proces se zove razdvajanje

Prema krivulji stabilnosti, koja pokazuje ovisnost broja protona od broja neutrona za stabilne nuklide, poželjna su teža jezgra veći broj neutrona (u poređenju sa brojem protona) od lakših. Ovo sugerira da će se uz proces fisije emitovati neki "rezervni" neutroni. Osim toga, oni će također apsorbirati dio oslobođene energije. Studija fisije jezgra atoma uranijuma pokazala je da se oslobađaju 3-4 neutrona: 238 U → 145 La + 90 Br + 3n.

Atomski broj (i atomska masa) fragmenta nije jednak polovini atomska masa roditelj. Razlika između masa atoma nastalih kao rezultat cijepanja obično je oko 50. Međutim, razlog za to još nije sasvim jasan.

Energije veze 238 U, 145 La i 90 Br su 1803, 1198 i 763 MeV, respektivno. To znači da se kao rezultat ove reakcije oslobađa energija fisije jezgra uranijuma, jednaka 1198 + 763-1803 = 158 MeV.

Spontana fisija

Spontani procesi fisije su poznati u prirodi, ali su vrlo rijetki. Prosječno trajanje ovog procesa je oko 10 17 godina, a, na primjer, prosječno trajanje alfa raspada istog radionuklida je oko 10 11 godina.

Razlog tome je što se jezgro prvo mora deformirati (rastegnuti) u elipsoidni oblik da bi se podijelilo na dva dijela, a zatim, prije nego što se konačno podijeli na dva fragmenta, u sredini formira "vrat".

Potencijalna barijera

U deformiranom stanju na jezgro djeluju dvije sile. Jedna je povećana površinska energija (površinska napetost kapljice tekućine objašnjava njen sferni oblik), a druga je Kulonova repulzija između fisionih fragmenata. Zajedno stvaraju potencijalnu barijeru.

Kao iu slučaju alfa raspada, da bi došlo do spontane fisije jezgra atoma uranijuma, fragmenti moraju savladati ovu barijeru pomoću kvantnog tuneliranja. Vrijednost barijere je oko 6 MeV, kao u slučaju alfa raspada, ali vjerovatnoća tuneliranja alfa čestica je mnogo veća nego kod mnogo težeg produkta atomske fisije.

Prisilno razdvajanje

Mnogo je vjerovatnije indukovana fisija jezgra uranijuma. U ovom slučaju, matično jezgro je ozračeno neutronima. Ako ga roditelj apsorbira, onda se vežu, oslobađajući energiju veze u obliku vibraciona energija, koji može premašiti 6 MeV potrebnih za prevazilaženje potencijalne barijere.

Tamo gdje energija dodatnog neutrona nije dovoljna da prevlada potencijalnu barijeru, upadni neutron mora imati minimalnu kinetičku energiju da bi mogao izazvati atomsku fisiju. U slučaju 238 U, energija vezivanja dodatnih neutrona nedostaje za oko 1 MeV. To znači da fisiju jezgra uranijuma inducira samo neutron s kinetičkom energijom većom od 1 MeV. S druge strane, izotop 235 U ima jedan neupareni neutron. Kada jezgro apsorbira još jedno, ono se uparuje s njim, a ovo uparivanje rezultira dodatnom energijom vezivanja. Ovo je dovoljno da se oslobodi količina energije koja je potrebna da jezgro savlada potencijalnu barijeru, a fisija izotopa dolazi do sudara s bilo kojim neutronom.

Beta raspad

Iako reakcija fisije proizvodi tri ili četiri neutrona, fragmenti i dalje sadrže više neutrona nego njihove stabilne izobare. To znači da fragmenti cijepanja imaju tendenciju da budu nestabilni na beta raspad.

Na primjer, kada dođe do fisije jezgra uranijuma 238 U, stabilna izobara sa A = 145 je neodimijum 145 Nd, što znači da se fragment lantana 145 La raspada u tri faze, svaki put emitujući elektron i antineutrino, sve dok ne formira se stabilan nuklid. Stabilna izobara sa A = 90 je cirkonijum 90 Zr, tako da se fragment cepanja broma 90 Br raspada u pet faza lanca β-raspada.

Ovi lanci β-raspada oslobađaju dodatnu energiju, koju gotovo svu odnose elektroni i antineutrini.

Nuklearne reakcije: fisija jezgara uranijuma

Direktna emisija neutrona iz nuklida s previše neutrona da bi se osigurala nuklearna stabilnost je malo vjerojatna. Poenta je u tome da ne postoji Kulonova repulzija i da površinska energija teži da zadrži neutron vezan za roditelj. Međutim, to se ponekad dešava. Na primjer, fragment fisije od 90 Br u prvoj fazi beta raspada proizvodi kripton-90, koji može biti u pobuđenom stanju s dovoljno energije da savlada površinsku energiju. U ovom slučaju, do emisije neutrona može doći direktno sa formiranjem kriptona-89. je i dalje nestabilan na β raspad dok ne postane stabilan itrijum-89, tako da se kripton-89 raspada u tri koraka.

Fisija jezgri urana: lančana reakcija

Neutrone koji se emituju u reakciji fisije može apsorbovati drugo matično jezgro, koje tada samo podleže indukovanoj fisiji. U slučaju uranijuma-238, tri proizvedena neutrona izlaze sa energijom manjom od 1 MeV (energija oslobođena tokom fisije jezgra uranijuma - 158 MeV - uglavnom se pretvara u kinetičku energiju fisijskih fragmenata ), tako da ne mogu izazvati dalju fisiju ovog nuklida. Međutim, pri značajnoj koncentraciji rijetkog izotopa 235 U, ovi slobodni neutroni mogu biti zarobljeni jezgrima 235 U, što zapravo može izazvati fisiju, jer u ovom slučaju ne postoji energetski prag ispod kojeg se fisija ne inducira.

Ovo je princip lančane reakcije.

Vrste nuklearnih reakcija

Neka je k broj neutrona proizvedenih u uzorku fisionog materijala u fazi n ovog lanca, podijeljen s brojem neutrona proizvedenih u fazi n - 1. Ovaj broj će ovisiti o tome koliko se neutrona proizvedenih u fazi n - 1 apsorbira jezgrom koje može biti podvrgnuto prisilnoj diobi.

Ako je k< 1, то цепная реакция просто выдохнется и процесс остановится очень быстро. Именно это и происходит в природной в которой концентрация 235 U настолько мала, что вероятность поглощения одного из нейтронов этим изотопом крайне ничтожна.

Ako je k > 1, tada će lančana reakcija rasti sve dok se sav fisioni materijal ne potroši.To se postiže obogaćivanjem prirodne rude kako bi se dobila dovoljno velika koncentracija uranijuma-235. Za sferni uzorak, vrijednost k raste sa povećanjem vjerovatnoće apsorpcije neutrona, što zavisi od radijusa sfere. Stoga, masa U mora premašiti određenu količinu kako bi došlo do fisije jezgri urana (lančana reakcija).

Ako je k = 1, tada se odvija kontrolirana reakcija. Ovo se koristi u nuklearnim reaktorima. Proces je kontroliran distribucijom kadmijuma ili bora između uranijuma, koji apsorbiraju većinu neutrona (ovi elementi imaju sposobnost hvatanja neutrona). Fisija jezgra uranijuma kontroliše se automatski pomeranjem štapova tako da vrednost k ostane jednaka jedinici.