14.06.202017.12.2018

Физика ядерная реакция – . .

• by alexxlab
• Комментариев к записи Физика ядерная реакция – . . нет
• Советы абитуриенту

Ядерные реакции

11.3 Открытие нейтрона и его свойства

    Ядерные реакции под действием нейтронов занимают особое место в ядерной физике. Из-за того, что нейтрон не имеет электрического заряда, он свободно проникает в любые атомные ядра и вызывает ядерные реакции. Рассмотрим сначала свойства нейтрона.
    Нейтрон был открыт после предсказания Резерфорда, сделанного в 1920 году.
    В опытах Бете и Беккера (1930 год) ядра бериллия облучались α-частицами и было зарегистрировано нейтральное излучение, природа которого не была определена.

α + Be → нейтральное излучение (какое?, γ?).

В опытах Жолио-Кюри (1932 год) α-частицы направлялись на бериллиевую мишень, а затем на парафиновую, чтобы определить природу нейтрального излучения. После парафиновой мишени наблюдался выход протонов. Схема опыта показана ниже.

α + Be →  парафин → p

    Регистрировались протоны отдачи с Е

р = 4.3 МэВ. Возник вопрос: под действием каких частиц они образовывались?
    Если бы они вызывались γ-квантами, то энергия γ-квантов Е_γ должна была быть ~ 50 МэВ. γ-кванты с такой энергией не могли появиться из указанной реакции.
    Чедвик проанализировал эти эксперименты и предположил, что в результате реакции вылетают нейтральные частицы с массой, сравнимой с массой протона. Далее он поставил опыт в камере Вильсона и наблюдал ядра отдачи азота. Он сравнил эти результаты с результатами опытов Жолио-Кюри, в которых регистрировались протоны отдачи из парафина, и определил массу этой нейтральной частицы из законов сохранения энергии

и импульса

m₁v = m₁v₁ + m_pv_p;

где N − ядро азота; v₁ − скорость нейтральной частицы после столкновения; m

1 − масса нейтральной частицы. Она оказалась близкой к массе протона

m₁ ≈ m_p.

Таким образом, стало ясно, что в опытах Жолио-Кюри протекала реакция, в которой испускались нейтральные частицы − нейтроны:

α + ⁹Ве → ¹²С+ n.

Они, попадая на парафин, выбивали протоны отдачи с энергией Е_р = 4.3 МэВ.

    Свойства нейтрона, полученные из многочисленных экспериментов, представлены ниже:
    масса − m_nc² = 939.5 МэВ, m_n = 1.008665 а. е. м.,
    магнитный момент − μ_n = −1.91μ_я,
    спин − J = ћ/2,
    время жизни − τ_n = (10.61 ±0.16) мин,
    среднеквадратичный радиус − <r_n²> = (0.78 ± 0.18)·10^-2 фм².

    Ядерные реакции не только дают новые сведения о природе и свойствах ядерных сил, но и практически используются в народном хозяйстве и в военном деле. Это в первую очередь относится к ядерным реакциям под действием нейтронов при низких энергиях.

11.4 Источники нейтронов

    Источники нейтронов − это различные ядерные реакции.

Рис. 88: Спектр нейтронов.

    1. Используется смесь радия с бериллием (иногда полония с бериллием), где протекает реакция

α + ⁹Ве → ¹²С+ n + 5.5 МэВ.

    Кинетическая энергия нейтрона Т распределена по спектру
(рис. 88).
    При распаде Ra образуются α-частицы с энергией 4.8 МэВ и 7.7 МэВ. Они вступают в реакцию с ⁹Ве и генерируют поток нейтронов. Разброс по энергии нейтронов связан с тем, что α-частицы разных энергий создают нейтроны разных энергий. Ядро углерода

12C образуется в основном и возбужденном состояниях.
    Выход нейтронов ~ 10⁷ нейтронов на 1 г Ra в секунду. Одновременно испускаются γ-лучи.

    2. Другие источники нейтронов − фотоядерные реакции (γ,n), в которых получаются медленные и монохроматические нейтроны.

γ + ²H → p + n, Q = -2.23 МэВ.

    Используется ThC” (²⁰⁸Tl). Он испускает γ-кванты с Е_γ ~ 2.62 МэВ и Е_n~ Е_р; Т_n ~20 кэВ.

    3.  Фоторасщепление Be фотонами с энергией Е_γ = 1.78 МэВ

γ + ⁹Ве → ⁸Ве + n, Q = -1.65 МэВ; Т_n~ 100 кэВ.

    4. Вылет нейтронов под действием ускоренных дейтонов с E_d = 16 МэВ в реакции

²H +

9Be → ¹⁰B + n + 4.3 МэВ.

    Е_n = 4 МэВ, выход 10⁶ нейтронов в секунду.

    5.  Реакция ²H + ²H → ³Не + n + 3.2 МэВ,
    D + D (лед из тяжелой воды), i?n = 2.5 МэВ.

    6.  Облучение дейтонами трития

²H + ³H → ⁴Не + n + 17.6 МэВ.

    Поскольку эта реакция экзотермическая, дейтоны ускоряются до энергии E_d = 0.3 МэВ в газоразрядных трубках. Образуются монохроматические нейтроны с Е_n ~ 14 МэВ.
    Этот источник нейтронов используется в геологии.

    7.  В реакциях срыва под действием дейтонов с E_d ~ 200 МэВ на тяжелых ядрах образуются n с
Е_n ~ 100 МэВ.

11.5 Ядерные реакторы, цепная ядерная реакция

    Самый мощный источник нейтронов − ядерные реакторы − устройства, в которых поддерживается управляемая цепная реакция деления.

    В  реакторе происходит деление ядер U и образуются нейтроны с Е_n от 0 до 13 МэВ, интенсивность источника 10¹⁹ нейтронов/с см2. Процесс деления идет под действием нейтронов, беспрепятственно проникающих в ядра из-за отсутствия кулоновского потенциального барьера.
    При делении ядра образуются радиоактивные осколки и испускается 2-3 n, которые снова вступают в реакцию с ядрами U; идет цепной процесс (рис. 89).

n + ²³⁵U → ²³⁶U → ¹³⁹La + ⁹⁵Мо + 2n

Рис. 89: Иллюстрация деления ядра 235U.

    Для описания процесса деления ²³⁵U используется модель жидкой капли, в которой работает формула Вайцзеккера. После попадания нейтрона в ядро урана происходит конкуренция между поверхностной энергией нового ядра и энергией кулоновского расталкивания. В итоге под действием кулоновских сил ядро делится на два более легких ядра.

    Энергия Q, освобождающаяся при делении ядра (A,Z)

(A,Z) → 2(A/2,Z/2) + Q,

вычисляется с использованием формулы Вайцзеккера

Q = 2ε(A/2,Z/2) − ε(A,Z) = (1 − 2^1/3)·а_сим·A^2/3 + (1 − 2^2/3)·а_кул·Z²·A^-1/3;

Q (МэВ) = -4.5A^2/3 + 0.26·Z²A^-1/3, ε −  удельная энергия связи: Е_св/А. Для ядра ²³⁵U Q = 180 МэВ.

Рис. 90: Потенциальная энергия ядра в зависимости от расстояния до центра ядра (сплошная кривая), E0 − основное состояние, E0 + Еа − возбужденное состояние, Еа − энергия активации.

    Для того, чтобы ядро разделилось, в него должна быть внесена энергия Е > Е_а, где Е_аРис. 90: Потенциальная энергия ядра в зависимости от расстояния до центра ядра (сплошная кривая), E₀ − основное состояние, E₀ + Е_а − возбужденное состояние, Е_а − энергия активации
(рис. 90).
    Мерой способности ядер к делению служит отношение энергии кулоновского отталкивания протонов к энергии поверхностного натяжения:

где Z²/A − параметр деления, чем он больше, тем легче ядро делится; Z²/A = 49 критическое значение параметра деления.
    Иллюстрация процесса деления ядра приведена на рис. 91.
    В ядерном реакторе процесс деления ядер многократно повторяется в результате образования многих поколений деления. В 1-м акте деления

235U возникает в среднем 2.4 нейтрона. Время жизни одного поколения ~ 10 с. Если происходит рождение K поколений, то образуется ~ 2^K нейтронов через время ~ 2·10^-6 с. Если K = 80, число нейтронов будет 2⁸⁰ ~ 10²⁴ − это приведет к делению 10²⁴ атомов (140 г урана). Выделяющаяся при этом энергия 3·10¹³ вт равна энергии, образующейся при сжигании 1000 тонн нефти.

Рис. 91: Процесс деления ядра, протекающий в ядерном реакторе.

    В реакциях деления энергия выделяется в виде тепла. Отвод тепла из реактора осуществляется теплоносителем, к которому предъявляются особые требования. Он должен обладать большой теплоемкостью, слабо поглощать нейтроны и иметь низкую химическую активность. Не будем обсуждать конструктивные особенности элементов ядерного реактора. Заметим только, что при попадании тепловых нейтронов на ядро

235U образуются быстрые нейтроны, а реакция идет только на медленных нейтронах. Следовательно, необходимо замедлить быстрые нейтроны. Это происходит в замедлителе. В качестве замедлителя используется углерод или тяжелая вода. Остановка процесса деления реализуется с помощью ядер кадмия, которые захватывают образующиеся нейтроны. Таким образом, в конструкцию ядерного реактора обязательно входит замедлитель нейтронов (углерод) и кадмиевые стержни, поглощающие образующиеся нейтроны.
    В реакторах используется природный уран ₂₃₈U (99.3%) и обогащенный ₂₃₅U (0.7%). ²³⁵U делится под действием тепловых нейтронов. ₂₃₈U используется в реакторах на быстрых нейтронах.
    Процессы, происходящие в реакторе, характеризуются следующими вероятностями:
    ν − количество образованных быстрых нейтронов;
    ε − коэффициент размножения быстрых нейтронов;
    Р − вероятность нейтрону дойти до тепловой энергии;
    ƒ − вероятность захвата нейтрона в процессе замедления;
    σ_t/σ_tot − вероятность вызвать реакцию деления.

Произведение этих вероятностей дает оценку коэффициента размножения k тепловых нейтронов в ядерном реакторе:

    Цепная реакция идет, если k > 1; входящие в коэффициент размножения величины имеют следующие значения: ν = 2.47; ε = 1.02; Р = 0.89; ƒ = 0.88; σ_t/σ_tot = 0.54.
    Таким образом, k_∞ = 1.07 для реактора бесконечных размеров. В реальных условиях к_эф < k_∞, т.к. часть нейтронов уходит из реактора.
    В реакторах на быстрых нейтронах (²³⁹Ри и ²³⁸U) происходит следующий процесс:

    В результате этой реакции воспроизводится ²³⁹Рu. Образовавшийся плутоний вступает в реакцию с нейтроном: n + ²³⁹Рu, образуется ν = 2.41 нейтронов.
    Число ядер ²³⁹Ри удваивается через каждые 7-10 лет.
    Реакция деления атомных ядер используется для получения атомной энергии. Ядерные реакторы работают на многих атомных электростанциях.

11.6 Реакции слияния, синтез легких ядер

    Другим источником атомной энергии может служить синтез легких атомных ядер. Легкие ядра связаны менее прочно, и при их слиянии в тяжелое ядро выделяется больше энергии. Кроме того, термоядерные реакции чище из-за отсутствия сопровождающих их радиоактивных излучений, чем цепные реакции деления.
    Для получения термоядерной энергии могут быть использованы следующие реакции синтеза:

d + d = ³He + n + 4 МэВ,
d + d = t + р + 3.25 МэВ,
d + t = ⁴Не + n + 17.б МэВ,
³Не + d = ⁴Нe + р + 18.3 МэВ,
⁶Li + 2di = 2 ⁴Не + 22.4 МэВ. J

Рис. 92: Зависимость эффективного сечения слияния ядер от их кинетической энергии. σƒ − сечение реакции.

    Энергия ядер, вступающих в реакцию, должна быть достаточной для преодоления кулоновского потенциального барьера. На рис. 92 показана энергетическая зависимость сечений некоторых реакций. Как видно из рисунка, синтез ядер дейтерия d и трития t является наиболее предпочтительным. В этой реакции синтеза низок кулоновский потенциальный барьер и велико сечение взаимодействия при малых энергиях сливающихся ядер. Для протекания реакции необходимо иметь достаточную концентрацию этих ядер в единице объема и достаточную температуру разогретой плазмы.
    Число актов слияния R_ab в единицу времени в единице объема определяется соотношением

R_ab = n_a·n_b·w_ab(T).
w_ab(T) = σ_ab·v_ab,

где n_a, n_b − число ядер a, b; σ_ab − эффективное сечение реакции, v_ab − относительная скорость частиц в плазме, Т − температура. В результате реакции освобождается энергия

W = R_ab·Q_ab·τ,

где R_ab − число актов слияния, Q_ab − энергия, выделившаяся в 1 акте, τ − время.
    Пусть n_a = n_b = 10¹⁵ ядер/см³, Т = 100 кэВ. Тогда W ~ 10³ вт/см³ с.
    В самоподдерживающейся термоядерной реакции должно выделяться больше энергии, чем идет на нагрев и удержание плазмы. Затраты на нагрев n_a = n_b = 2n частиц до температуры Т: 3n·kТ: k − постоянная Больцмана. Таким образом, надо удовлетворить условию:

n²·w_ab·Q_ab·τ > 3nkТ

(высвобождающаяся энергия > энергии нагрева).
    Лоусон сформулировал следующее условие для реакции слияния d + t:

nτ > 10¹⁴ с·см^-3,

где nτ − параметр удержания. На рис. 93 показана зависимость этого параметра от температуры. Реакция идет, если nτ > ƒ(T). Температура Т ~ 2·10⁸ K соответствует энергии 10 кэВ. Минимальное значение параметра удержания nτ = 10¹⁴ с/см³ для реакции d + t достигается при температуре 2·10⁸ K.

Рис. 93: Зависимость параметров удержания от температуры. Заштрихованная область ƒ(Т) − зона управляемого термоядерного синтеза для реакции d + t. • − значения параметров, достигнутые на различных установках к 1980 году.

    Для других реакций:

    Удержание плазмы, имеющей необходимые условия для протекания реакции, реализуется в установках типа Токамак с помощью магнитного поля. Такие установки работают в России и в ряде других стран. Как видно из рис. 93, режим управляемого термоядерного синтеза пока не достигнут.
    Делаются попытки получить необходимые для термоядерного синтеза условия с помощью лазерных установок. В этом случае небольшой объем, в котором заключены ядра дейтерия и трития, обжимается со всех сторон лазерным излучением. При этом ядра дейтерия и трития нагреваются до нужной температуры. Лазерный термояд требует введения коэффициента 100, т.к. велика бесполезная энергия, идущая на накачку лазера.
    Попытки осуществить управляемый термоядерный синтез в лабораторных условиях наталкиваются на ряд трудностей.

1. 1.  До сих пор не удается получить устойчивый режим высокотемпературной плазмы.
2. 2.  Велики энергетические потери в плазме даже из-за малых концентраций примесей атомов с большими Z.
3. 3.  Не решена “проблема первой стенки” в Токамаке, ограничивающей плазму реактора (поток нейтронов ее разрушает).
4. 4.  В природе отсутствует радиоактивный тритий t с периодом полураспада Т_1/2 = 12.5 лет, поэтому существует проблема воспроизводства трития в реакции

n + ⁷Li = α + t + n.

    До сих пор не удалось преодолеть эти трудности и получить управляемую термоядерную реакцию синтеза.
    В естественных условиях реакции термоядерного синтеза протекают на Солнце и в звездах.

Литература

1. 1.  Широков Ю.М., Юдин Н.П. Ядерная физика. -М.: Наука, 1972.
2. 2.  Капитонов И.М. Введение в физику ядра и частиц. -М.: УППС, 2002.

nuclphys.sinp.msu.ru

Цепные ядерные реакции – Класс!ная физика

Цепные ядерные реакции

«Физика – 11 класс»

При делении ядра урана освобождаются два-три нейтрона.
Это позволяет осуществлять цепную реакцию деления урана.

Любой из нейтронов, вылетающих из ядра в процессе деления, может, в свою очередь, вызвать деление соседнего ядра, которое также испускает нейтроны, способные вызвать дальнейшее деление.
В результате число делящихся ядер очень быстро увеличивается. Возникает цепная реакция.
Ядерной цепной реакцией называется реакция, в которой частицы, вызывающие ее (нейтроны), образуются как продукты этой реакции.

Цепная реакция сопровождается выделением огромной энергии.
При делении каждого ядра выделяется энергия около 200 МэВ.
При полном же делении всех ядер, имеющихся в 1 г урана, выделяется энергия 2,3 • 10⁴ кВт • ч.
Это эквивалентно энергии, получаемой при сгорании 3 т угля или 2,5 т нефти.

Но для осуществления цепной реакции нельзя использовать любые ядра, делящиеся под влиянием нейтронов.
В силу ряда причин из ядер, встречающихся в природе, пригодны лишь ядра изотопа урана с массовым числом 235, т. е.

Изотопы урана

Естественный уран состоит в основном из двух изотопов: и .
Но изотоп составляет всего 1/140 долю от более распространенного изотопа .

Ядра делятся под влиянием как быстрых, так и медленных нейтронов.
Ядра же могут делиться лишь под влиянием нейтронов с энергией более 1 МэВ.
Такую энергию имеют примерно 60% нейтронов, появляющихся при делении.
Однако примерно лишь один нейтрон из пяти производит деление .
Остальные нейтроны захватываются этим изотопом, не производя деления.
В результате цепная реакция с использованием чистого изотопа невозможна.

Коэффициент размножения нейтронов

Для течения цепной реакции нет необходимости, чтобы каждый нейтрон обязательно вызывал деление ядра.
Необходимо лишь, чтобы среднее число освобожденных нейтронов в данной массе урана не уменьшалось с течением времени.

Это условие будет выполнено, если коэффициент размножения нейтронов k больше или равен единице.

Коэффициентом размножения нейтронов называют отношение числа нейтронов в каком-либо «поколении» к числу нейтронов предшествующего «поколения».

Под сменой «поколений» понимают деление ядер, при котором поглощаются нейтроны старого «поколения» и рождаются новые нейтроны.

Если k ≥ 1, то число нейтронов увеличивается с течением времени или остается постоянным, и цепная реакция идет.
При k < 1 число нейтронов убывает и цепная реакция невозможна.

Коэффициент размножения определяется четырьмя фактами:

1) захватом медленных нейтронов ядрами с последующим делением и захватом быстрых нейтронов ядрами и также с последующим делением;

2) захватом нейтронов ядрами урана без деления;

3) захватом нейтронов продуктами деления, замедлителем (о нем сказано дальше) и конструктивными элементами установки;

4) вылетом нейтронов из делящегося вещества наружу.

Лишь первый процесс сопровождается увеличением числа нейтронов (в основном за счет деления ).
Все остальные приводят к их убыли.
Цепная реакция в чистом изотопе невозможна, так как в этом случае k < 1 (число нейтронов, поглощаемых ядрами без деления, больше числа нейтронов, вновь образующихся за счет деления ядер).

Для стационарного течения цепной реакции коэффициент размножения нейтронов должен быть равен единице.
Это равенство необходимо поддерживать с большой точностью.
Уже при k = 1,01 почти мгновенно произойдет взрыв.

Образование плутония

Важное значение имеет не вызывающий деления захват нейтронов ядрами изотопа урана .
После захвата образуется радиоактивный изотоп с периодом полураспада 23 мин.
Распад происходит с испусканием электрона и антинейтрино и возникновением первого трансуранового элемента — нептуния:

Нептуний β-радиоактивен с периодом полураспада около двух дней.
В процессе распада нептуния образуется следующий трансурановый элемент — плутоний:

Плутоний относительно стабилен, так как его период полураспада велик — порядка 24 000 лет.
Важнейшее свойство плутония состоит в том, что он делится под влиянием медленных нейтронов, так же как и изотоп .
Поэтому с помощью плутония также может быть осуществлена цепная реакция, которая сопровождается выделением громадной энергии.

Цепная реакция деления возможна благодаря тому, что при делении ядер испускается два-три нейтрона.
Большая часть выделяемой энергии приходится на кинетическую энергию осколков делящихся ядер.

Источник: «Физика – 11 класс», учебник Мякишев, Буховцев, Чаругин

Физика атомного ядра. Физика, учебник для 11 класса – Класс!ная физика

Методы наблюдения и регистрации элементарных частиц — Открытие радиоактивности. Альфа-, бета- и гамма-излучения — Радиоактивные превращения — Закон радиоактивного распада. Период полураспада — Открытие нейтрона — Строение атомного ядра. Ядерные силы. Изотопы — Энергия связи атомных ядер — Ядерные реакции — Деление ядер урана — Цепные ядерные реакции — Ядерный реактор — Термоядерные реакции. Применение ядерной энергии — Получение радиоактивных изотопов и их применение — Биологическое действие радиоактивных излучений — Краткие итоги главы — Три этапа в развитии физики элементарных частиц — Открытие позитрона. Античастицы

class-fizika.ru

Ядерные реакции – Класс!ная физика

Ядерные реакции

– это искусственные превращения атомных ядер, вызванные их взаимодействием с частицами ( протонами, нейтронами, альфа-частицами, гамма-частицами) или другими ядрами.

Условие, когда протекание ядерной реакции становится возможным:

– когда ядро и частица (или другое ядро) сближаются на расстояния, при которых начинают действовать ядерные силы.

Так как в реакцию могут вступать ядро и положительно заряженная частица (протон), то необходимо преодолеть возникающие между ними силы отталкивания. Это возможно при больших скоростях частиц.

Такие скорости достигаются в ускорителях элементарных частиц.

Источниками заряженных частиц для проведения ядерных реакций могут быть:

– естественные радиоактивные элементы
– ускорители элементарных частиц
– космическое излучение.

Как происходят ядерные реакции?

Превращения ядер сопровождается изменением их внутренней энергии (энергии связи).
Разность сумм энергии покоя ядер и частиц до реакции и после реакции называется энергетическим выходом ядерной реакции.

Расчет энергетического выхода ядерной реакции:

– рассчитать сумму масс  (m1) ядер и  частиц до реакции;
– рассчитать сумму масс ( m2) ядер и  частиц  после  реакции;
– рассчитать изменение массы

– рассчитать энергетический выход реакции, т.е. изменение энергии равно произведению изменения массы на квадрат скорости света.

При ядерных реакциях всегда выполняются законы сохранения массовых и зарядовых чисел.

Выделение или поглощение энергии?

Ядерная реакция может проходить с выделением энергии и с поглощением энергии.

Изменение внутренней энергии частиц в результате ядерной реакции связано с изменением масс покоя частиц.

Если сумма масс ядер и частиц (m1), вступающих в ядерную реакцию, меньше суммы масс ядер и частиц (m2), возникающих в результате реакции, то наблюдается поглощение энергии.

Если сумма масс ядер и частиц (m1), вступающих в ядерную реакцию, больше суммы масс ядер и частиц (m2), возникающих в результате реакции, то наблюдается выделение энергии.

Ядерная реакция на нейтронах

Так как нейтроны лишены заряда, они легко проникают в атомные ядра и вызывают их превращения.
Ядерные превращения вызываются не только быстрыми, но и медленными нейтронами, причем даже более эффективно.

Для получения управляемой ядерной реакции быстрые нейтроны надо замедлять.

Замедлителем может служить обыкновенная вода, так как в ней содержится большое количество протонов (ядер водорода), масса которых почти равна массе нейтронов.
При столкновении одинаковых по массе частиц происходит интенсивная передача энергии от налетающего нейтрона протону.

Вспомни тему “Атомная физика” за 9 класс:

Радиоактивность — Радиоактивные превращения — Состав атомного ядра. Ядерные силы — Энергия связи. Дефект масс — Деление ядер урана — Ядерная цепная реакция — Ядерный реактор — Термоядерная реакция

class-fizika.ru

Ядерные реакции

Ядерные реакции     Развитие ядерной физики в большой степени определяется исследованиями в такой важной ее области, как ядерные реакции. Однако после того, как Резерфорд впервые наблюдал ядерную реакцию, до появления первой модели ядерной реакции прошло довольно много лет. α-Частицы от радиоактивных источников могли эффективно преодолеть кулоновский барьер только на самых легких ядрах. С появлением ускорителей ситуация радикально изменилась, теперь можно было бомбардировать ядра не только α-частицами. Повысились энергии и интенсивности пучков частиц.     Первая модель ядерной реакции появилась в 1935 году, это была модель Оппенгеймера - Филлипс, предложенная для интерпретации реакции (d,p) при низких энергиях.     Дальнейший прогресс представлений о механизмах ядерных реакций долгое время был связан с концепцией составного ядра (компаунд-ядра), которая была предложена в 1936 году Н. Бором для объяснения резонансной структуры сечений захвата нейтронов и протонов низких энергий атомными ядрами. Ширина этих резонансов была очень небольшой (~0.1 эВ) и они располагались близко друг к другу. Возникновение таких узких резонансов можно понять, если предположить, что из-за сильного взаимодействия между нуклонами кинетическая энергия налетающей частицы быстро перераспределяется между все большим количеством нуклонов. В результате образуется равновесная система, так называемое составное ядро. Из-за того, что энергия в составном ядре статистически распределена между многими нуклонами вероятность того, что один из нуклонов будет иметь энергию, достаточную для вылета из ядра мала, а время жизни такого ядра велико (10-14 – 10-18 с). Эмиссия из такой системы определяется константами движения и геометрическими параметрами всего составного ядра как целого и не зависит от способа его образования (гипотеза независимости Бора), то-есть сечение реакции может быть факторизовано , где σс – сечение образования составного ядра, Гb – ширина распада составного ядра по каналу b, Г – полная ширина распада составного ядра.     Первое количественное описание реакции, идущей через компаунд-ядро, было получено Г. Брейтом и Е. Вигнером в 1936 году.     Широкое распространение в расчетах сечений ядерных реакций получила феноменологическая модель испарения, предложенная В. Вайскопфом в 1937 году. В 30-50-х годах на основе “первых принципов” развивалась формальная теория ядерных реакций. Различные варианты формальной теории не содержали конкретных физических предположений таких, например, как гипотеза независимости, и в принципе могли описывать различные механизмы ядерных реакций. Однако применение их для практических расчетов было связано с большими трудностями. Тем не менее развитые в этих работах подходы позволили глубже понять физику процессов, происходящих в ядре и были использованы при создании моделей.     К началу 50-х годов создание последовательной теории реакций, идущих через составное ядро, было в основном завершено. С помощью теории компаунд-ядра удалось удовлетворительно описать большое количество экспериментальных данных. При вычислении сечений предполагали, что любая частица, попав в ядро, должна поглотиться (модель “черного” ядра), т.е. одночастичное движение должно полностью затухнуть. Однако начали появляться экспериментальные данные, которые свидетельствовали, что одночастичное движение не затухает полностью. Рис. 9. Экспериментальные данные по упругому рассеянию протонов и результаты расчетов по оптической модели     Для описания усредненного поведения сечений Г. Фешбах, К. Портер и В. Вайскопф в 1954 году предложили  оптическую модель, которая получила свое название из-за аналогии рассеяния частиц на ядре с прохождением света через полупрозрачную сферу. В оптической модели предполагается, что ядро может быть описано комплексной потенциальной ямой U(r) = V(r) + iW(r), где мнимая часть W(r) описывает поглощение частиц падающего пучка.     Успехи оптической модели в описании упругого рассеяния (см. рис.9) привели к пониманию механизма протекания прямых ядерных реакций, в принципе отличающегося от механизма протекания ядерных реакций через составное ядро. Малая величина мнимой части оптического потенциала, полученного из эксперимента (несколько МэВ) указывает на довольно большую длину свободного пробега нуклона в ядре. Таким образом, существует заметная вероятность того, что налетающий нуклон испытает одно взаимодействие с нуклоном ядра мишени, после чего один из этих нуклонов покинет ядро. Первая модель для описания прямых механизмов в реакциях (d,p) была предложена в 1950 году С. Батлером. Предполагая поверхностный характер реакции, можно с помощью простых квазиклассических соображений объяснить появление максимумов в угловых распределениях. Такие максимумы должны появляться при углах, для которых выполняется условие l = qR, где l – переданный ядру орбитальный момент, q – переданный импульс, R – радиус ядра. В середине 50-х годов для описания прямых механизмов был развит метод искаженных волн (МИВ), который можно рассматривать как обобщение оптической модели на неупругие каналы. В МИВ используется то, что в прямых реакциях налетающая частица передает свою энергию и импульс небольшому числу степеней свободы ядра. Это позволяет получить приближенное решение многочастичного уравнения Шредингера, используя теорию возмущения. Полный гамильтониан системы записывается в виде H = H0 + Hост, где H0 – гамильтониан системы из двух частиц, взаимодействие между которыми описывается оптическим потенциалом Vопт, Hост – гамильтониан остаточного взаимодействия, который рассматривается как малое возмущение, переводящее систему в конечное состояние. Процесс ядерной реакции разбивается на 3 этапа. Движение налетающей частицы в “искажающем” (оптическом) потенциале ядра мишени. Передача нуклонов под действием остаточного взаимодействия Движение вылетающей частицы в поле конечного ядра.     Модели прямых ядерных реакций использовались в основном для описания жесткой части энергетических спектров продуктов реакций, которая связана с возбуждениями изолированных состояний конечных ядер (рис.10). Рис. 10. Экспериментальные угловые распределения для различных состояний конечного ядра 59Ni, возбуждаемых в реакции 58Ni(d,p)59Ni при энергии Ed = 15 МэВ, и результаты расчетов по методу искаженных волн. Все четыре случая различаются передачей орбитального момента l     Модели, использующие концепцию составного ядра претендовали на описание непрерывного спектра. Действительно, в спектрах вылетающих частиц при энергиях ускоряемых ионов, достижимых в обычных циклотронах, непосредственно за областью дискретных пиков начиналось характерное для процесса испарения непрерывное распределение. Однако по мере увеличения энергий ускоряемых ионов, в основном связанном со строительством изохронных циклотронов (Развитие ускорительной техники происходило так, что от циклотронов, ускоряющих, например, протоны до энергий ~10 Мэв сразу перешли к ускорителям на сотни МэВ. Область десятков МэВ долгое время была слабо исследована.), увеличивалась область между пиками, связанными с возбуждением дискретных состояний конечных ядер и испарительным распределением (см. рис.11), которую не могли адекватно описать существующие модели. Рис. 11. Спектры протонов из реакции 59Fe (p,p’), измеренные под углом 300 в л.с. при энергиях протонов 28.8 и 61.7 МэВ Высказывалось предположение, что эта область спектра формируется в результате процессов происходящих во время движения составной системы к равновесному состоянию – составному ядру. После появления в 1966 году пионерской работы Дж. Гриффина наметился экспоненциальный рост экспериментальных и теоретических работ, посвященных так называемым предравновесным процессам. Сегодня предравновесные процессы делят на два класса: многоступенчатые прямые процессы, в которых происходит эволюция открытых состояний, и многоступенчатые компаунд-процессы, связанные с эволюцией закрытых состояний и связи их с открытыми состояниями. Под открытыми состояниями понимаются состояния, в которых хотя бы один нуклон находится выше энергии связи и может вылететь. В закрытых состояниях все нуклоны находятся ниже энергии связи.     В реакциях с тяжелыми ионами в 70-е годы в Дубне группой В. Волкова был открыт новый тип ядерных реакций – реакции глубоконеупругих передач. Специфика глубоконеупругих передач обусловлена качественными изменениями процесса взаимодействия двух сложных ядер по сравнению с реакциями с легкими ионами. В основе этого взаимодействия лежат процессы формирования, эволюции и распада специфического ядерного комплекса – двойной ядерной системы. За счет кинетической энергии сталкивающиеся ядра проникают друг в друга, возрастает зона перекрытия их поверхностей. Из-за большой вязкости ядерной материи и соответственно из-за большого ядерного трения подавляющая часть кинетической энергии переходит в возбуждение системы, скорость относительного движения падает до нуля. Часть кинетической энергии переходит в энергию вращения ядер. Однако несмотря на интенсивное взаимодействие, оболочечная структура обеспечивает ядрам сохранение их индивидуальности. В зоне обмена нуклоны переходят из одного ядра в другое, однако нуклоны внутренних оболочек образуют довольно устойчивые коры, сохраняющие индивидуальность ядер. Эволюция системы происходит в направлении минимума потенциальной энергии системы, в процессе которой нуклоны от одного ядра оболочка за оболочкой передаются другому. Если кулоновские и центробежные силы превосходят силы притяжения, система будет распадаться. Однако, если результирующая сила невелика, распад будет происходить медленно и от ядра к ядру может быть передано значительное количество нуклонов. Более глубокое понимание механизма взаимодействия двух сложных ядер помогает в поиске оптимальных способов синтеза экзотических и сверхтяжелых ядер. Подробнее см. Ядерные реакции

nuclphys.sinp.msu.ru

Цепная ядерная реакция | Физика. Закон, формула, лекция, шпаргалка, шпора, доклад, ГДЗ, решебник, конспект, кратко

В качестве «агента-провокатора», вы­зывающего развал ядра, удобно использовать нейтрон — электрически нейтральную частицу, входящую в состав яд­ра и, в силу своей нейтральности, не чувствующую кулоновский барьер заряженного ядра. Если при делении ядра в результате захвата нейтрона образуются новые нейтроны, то их можно использовать для развала новых ядер, с обра­зованием новых нейтронов, новых разваленных ядер и т. д. Такая «ядерная эпидемия» называется цепной ядерной реак­цией.

Термин «цепная реакция» ввели в обиход химики. Так они называли реак­ции, в которых в нараста­ющем количестве воспро­изводится одно из реагирующих веществ.

Этот процесс аналогичен химической цепной реак­ции (типа горения) или биологическому процессу размно­жения вируса. Однако благодаря тому, что энергия, выделяющаяся при развале ядра, весьма велика, а время ядерных процессов очень мало, процесс развивается чрез­вычайно эффектно.

Так, если запустить цепную ядерную реакцию в образце, содержащем 10²⁴ ядер урана ²³⁵U (примерно 140 г), то это займет всего лишь 10^-6 ÷ 10^-5 с и при этом выделится энергия, отвечающая полному сгоранию 1 тыс. т нефти!

Цепная ядерная реакция практически может быть осуще­ствлена только на трех изотопах: ²³³U, ²³⁵U и ²³⁹Pu, которые делятся нейтронами любых энергий (более высокие трансураны — америций ⁹⁵Am, кюрий ³⁶Cu, берклий ⁹⁷Bk, кали­форний ⁹⁸Cf, … — трудно использовать из-за сложности и дороговизны их получения). В природе в заметном количе­стве встречается только изотоп ²³⁵U (~0,7 % природного ура­на), а в основном природный уран состоит из изотопа ²³⁸U. Изотоп ²³³U образуется из природного тория в результате двух β-распадов:

Схема А

По аналогичной схеме может быть получен плутоний:

Схема Б

Реакция по схеме Б имеет очень большое практиче­ское значение по двум причинам: прежде всего она позволяет вовлечь в производство основную часть природного урана (99,3%), а кроме того, яв­ляется основой получе­ния так называемого «оружейного» плутония — исходного материала для создания атомных бомб. Материал с сайта http://worldofschool.ru

Торий пока практически не используется для по­лучения ядерного топли­ва (схема А). Этому есть несколько причин. Во-первых, по-видимому, не существует богатых мес­торождений тория, во-вторых, его сложнее из­влекать из руды, чем уран, в-третьих, при полу­чении из тория ²³³U попут­но выделяется ²³²U. При распаде последнего обра­зуются радиоактивные ядра ²¹²Bi и ²⁰⁸Ti, что зна­чительно ухудшает ради­ационные характеристики ядерного топлива.

Цепная ядерная реакция

На этой странице материал по темам:

• Цепная ядерная реакция доклад

worldofschool.ru

Ядерные реакции

Ядерная реакция – это процесс взаимодействия атомного ядра с другим ядром или элементарной частицей, сопровождающийся изменением состава и структуры ядра и выделением вторичных частиц или γ-квантов. В результате ядерных реакций могут образовываться новые радиоактивные изотопы, которых нет на Земле в естественных условиях. Первая ядерная реакция была осуществлена Э. Резерфордом в 1919 году в опытах по обнаружению протонов в продуктах распада ядер (см. § 9.5). Резерфорд бомбардировал атомы азота α-частицами. При соударении частиц происходила ядерная реакция, протекавшая по следующей схеме:

  При ядерных реакциях выполняется несколько законов сохранения: импульса, энергии, момента импульса, заряда. В дополнение к этим классическим законам сохранения при ядерных реакциях выполняется закон сохранения так называемого барионного заряда (то есть числа нуклонов – протонов и нейтронов). Выполняется также ряд других законов сохранения, специфических для ядерной физики и физики элементарных частиц. Ядерные реакции могут протекать при бомбардировке атомов быстрыми заряженными частицами (протоны, нейтроны, α-частицы, ионы). Первая реакция такого рода была осуществлена с помощью протонов большой энергии, полученных на ускорителе, в 1932 году:

  Однако наиболее интересными для практического использования являются реакции, протекающие при взаимодействии ядер с нейтронами. Так как нейтроны лишены заряда, они беспрепятственно могут проникать в атомные ядра и вызывать их превращения. Выдающийся итальянский физик Э. Ферми первым начал изучать реакции, вызываемые нейтронами. Он обнаружил, что ядерные превращения вызываются не только быстрыми, но и медленными нейтронами, движущимися с тепловыми скоростями. Ядерные реакции сопровождаются энергетическими превращениями. Энергетическим выходом ядерной реакции называется величина

Q = (MA + MB – MC – MD)c2 = ΔMc2.

где MA и MB – массы исходных продуктов, MC и MD – массы конечных продуктов реакции. Величина ΔM называется дефектом масс. Ядерные реакции могут протекать с выделением (Q > 0) или с поглощением энергии (Q < 0). Во втором случае первоначальная кинетическая энергия исходных продуктов должна превышать величину |Q|, которая называется порогом реакции. 

Для того чтобы ядерная реакция имела положительный энергетический выход, удельная энергия связи нуклонов в ядрах исходных продуктов должна быть меньше удельной энергии связи нуклонов в ядрах конечных продуктов. Это означает, что величина ΔM должна быть положительной. Возможны два принципиально различных способа освобождения ядерной энергии. 1. Деление тяжелых ядер. В отличие от радиоактивного распада ядер, сопровождающегося испусканием α- или β-частиц, реакции деления – это процесс, при котором нестабильное ядро делится на два крупных фрагмента сравнимых масс. В 1939 году немецкими учеными О. Ганом и Ф. Штрассманом было открыто деление ядер урана. Продолжая исследования, начатые Ферми, они установили, что при бомбардировке урана нейтронами возникают элементы средней части периодической системы – радиоактивные изотопы бария (Z = 56), криптона (Z = 36) и др. Уран встречается в природе в виде двух изотопов: (99,3 %) и (0,7 %). При бомбардировке нейтронами ядра обоих изотопов могут расщепляться на два осколка. При этом реакция деления наиболее интенсивно идет на медленных (тепловых) нейтронах, в то время как ядра вступают в реакцию деления только с быстрыми нейтронами с энергией порядка 1 МэВ. Основной интерес для ядерной энергетики представляет реакция деления ядра В настоящее время известны около 100 различных изотопов с массовыми числами примерно от 90 до 145, возникающих при делении этого ядра. Две типичные реакции деления этого ядра имеют вид:
  Обратите внимание, что в результате деления ядра, инициированного нейтроном, возникают новые нейтроны, способные вызвать реакции деления других ядер. Продуктами деления ядер урана-235 могут быть и другие изотопы бария, ксенона, стронция, рубидия и т. д. Кинетическая энергия, выделяющаяся при делении одного ядра урана, огромна – порядка 200 МэВ. Оценку выделяющей при делении ядра энергии можно сделать с помощью удельной энергии связи нуклонов в ядре.

Удельная энергия связи нуклонов в ядрах с массовым числом A ≈ 240 порядка 7,6 МэВ/нуклон, в то время как в ядрах с массовыми числами A = 90–145 удельная энергия примерно равна 8,5 МэВ/нуклон. Следовательно, при делении ядра урана освобождается энергия порядка 0,9 МэВ/нуклон или приблизительно 210 МэВ на один атом урана. При полном делении всех ядер, содержащихся в 1 г урана, выделяется такая же энергия, как и при сгорании 3 т угля или 2,5 т нефти. Продукты деления ядра урана нестабильны, так как в них содержится значительное избыточное число нейтронов. Действительно, отношение N / Z для наиболее тяжелых ядер порядка 1,6 (рис. 9.6.2), для ядер с массовыми числами от 90 до 145 это отношение порядка 1,3–1,4. Поэтому ядра-осколки испытывают серию последовательных β–-распадов, в результате которых число протонов в ядре увеличивается, а число нейтронов уменьшается до тех пор, пока не образуется стабильное ядро. При делении ядра урана-235, которое вызвано столкновением с нейтроном, освобождается 2 или 3 нейтрона. При благоприятных условиях эти нейтроны могут попасть в другие ядра урана и вызвать их деление. На этом этапе появятся уже от 4 до 9 нейтронов, способных вызвать новые распады ядер урана и т. д. Такой лавинообразный процесс называется цепной реакцией. Схема развития цепной реакции деления ядер урана представлена на рис. 9.8.1.

1

Рисунок 9.8.1. Схема развития цепной реакции.

Для осуществления цепной реакции необходимо, чтобы так называемый коэффициент размножения нейтронов был больше единицы. Другими словами, в каждом последующем поколении нейтронов должно быть больше, чем в предыдущем. Коэффициент размножения определяется не только числом нейтронов, образующихся в каждом элементарном акте, но и условиями, в которых протекает реакция – часть нейтронов может поглощаться другими ядрами или выходить из зоны реакции. Нейтроны, освободившиеся при делении ядер урана-235, способны вызвать деление лишь ядер этого же урана, на долю которого в природном уране приходится всего лишь 0,7 %. Такая концентрация оказывается недостаточной для начала цепной реакции. Изотоп также может поглощать нейтроны, но при этом не возникает цепной реакции. Цепная реакция в уране с повышенным содержанием урана-235 может развиваться только тогда, когда масса урана превосходит так называемую критическую массу. В небольших кусках урана большинство нейтронов, не попав ни в одно ядро, вылетают наружу. Для чистого урана-235 критическая масса составляет около 50 кг. Критическую массу урана можно во много раз уменьшить, если использовать так называемые замедлители нейтронов. Дело в том, что нейтроны, рождающиеся при распаде ядер урана, имеют слишком большие скорости, а вероятность захвата медленных нейтронов ядрами урана-235 в сотни раз больше, чем быстрых. Наилучшим замедлителем нейтронов является тяжелая вода D2O. Обычная вода при взаимодействии с нейтронами сама превращается в тяжелую воду.

Хорошим замедлителем является также графит, ядра которого не поглощают нейтронов. При упругом взаимодействии с ядрами дейтерия или углерода нейтроны замедляются до тепловых скоростей. Применение замедлителей нейтронов и специальной оболочки из бериллия, которая отражает нейтроны, позволяет снизить критическую массу до 250 г. В атомных бомбах цепная неуправляемая ядерная реакция возникает при быстром соединении двух кусков урана-235, каждый из которых имеет массу несколько ниже критической. Устройство, в котором поддерживается управляемая реакция деления ядер, называется ядерным (или атомным) реактором. Схема ядерного реактора на медленных нейтронах приведена на рис. 9.8.2.

2

Рисунок 9.8.2. Схема устройства ядерного реактора.

Ядерная реакция протекает в активной зоне реактора, которая заполнена замедлителем и пронизана стержнями, содержащими обогащенную смесь изотопов урана с повышенным содержанием урана-235 (до 3 %). В активную зону вводятся регулирующие стержни, содержащие кадмий или бор, которые интенсивно поглощают нейтроны. Введение стержней в активную зону позволяет управлять скоростью цепной реакции. Активная зона охлаждается с помощью прокачиваемого теплоносителя, в качестве которого может применяться вода или металл с низкой температурой плавления (например, натрий, имеющий температуру плавления 98 °C). В парогенераторе теплоноситель передает тепловую энергию воде, превращая ее в пар высокого давления. Пар направляется в турбину, соединенную с электрогенератором. Из турбины пар поступает в конденсатор. Во избежание утечки радиации контуры теплоносителя I и парогенератора II работают по замкнутым циклам. Турбина атомной электростанции является тепловой машиной, определяющей в соответствии со вторым законом термодинамики общую эффективность станции. У современных атомных электростанций коэффициент полезного действия приблизительно равен Следовательно, для производства 1000 МВт электрической мощности тепловая мощность реактора должна достигать 3000 МВт. 2000 МВт должны уносится водой, охлаждающей конденсатор. Это приводит к локальному перегреву естественных водоемов и последующему возникновению экологических проблем. Однако, главная проблема состоит в обеспечении полной радиационной безопасности людей, работающих на атомных электростанциях, и предотвращении случайных выбросов радиоактивных веществ, которые в большом количестве накапливаются в активной зоне реактора. При разработке ядерных реакторов этой проблеме уделяется большое внимание. Тем не менее, после аварий на некоторых АЭС, в частности на АЭС в Пенсильвании (США, 1979 г.) и на Чернобыльской АЭС (1986 г.), проблема безопасности ядерной энергетики встала с особенной остротой. Наряду с описанным выше ядерным реактором, работающим на медленных нейтронах, большой практический интерес представляют реакторы, работающие без замедлителя на быстрых нейтронах. В таких реакторах ядерным горючим является обогащенная смесь, содержащая не менее 15 % изотопа Преимущество реакторов на быстрых нейтронах состоит в том, что при их работе ядра урана-238, поглощая нейтроны, посредством двух последовательных β–-распадов превращаются в ядра плутония, которые затем можно использовать в качестве ядерного топлива:
  Коэффициент воспроизводства таких реакторов достигает 1,5, то есть на 1 кг урана-235 получается до 1,5 кг плутония. В обычных реакторах также образуется плутоний, но в гораздо меньших количествах. Первый ядерный реактор был построен в 1942 году в США под руководством Э. Ферми. В нашей стране первый реактор был построен в 1946 году под руководством И. В. Курчатова. 2. Термоядерные реакции. Второй путь освобождения ядерной энергии связан с реакциями синтеза. При слиянии легких ядер и образовании нового ядра должно выделяться большое количество энергии. Это видно из кривой зависимости удельной энергии связи от массового числа A (рис. 9.6.1).

Вплоть до ядер с массовым числом около 60 удельная энергия связи нуклонов растет с увеличением A. Поэтому синтез любого ядра с A < 60 из более легких ядер должен сопровождаться выделением энергии. Общая масса продуктов реакции синтеза будет в этом случае меньше массы первоначальных частиц. Реакции слияния легких ядер носят название термоядерных реакций, так как они могут протекать только при очень высоких температурах. Чтобы два ядра вступили в реакцию синтеза, они должны сблизится на расстояние действия ядерных сил порядка 2·10–15 м, преодолев электрическое отталкивание их положительных зарядов. Для этого средняя кинетическая энергия теплового движения молекул должна превосходить потенциальную энергию кулоновского взаимодействия. Расчет необходимой для этого температуры T приводит к величине порядка 108–109 К. Это чрезвычайно высокая температура. При такой температуре вещество находится в полностью ионизированном состоянии, которое называется плазмой. Энергия, которая выделяется при термоядерных реакциях, в расчете на один нуклон в несколько раз превышает удельную энергию, выделяющуюся в цепных реакциях деления ядер. Так, например, в реакции слияния ядер дейтерия и трития

выделяется 3,5 МэВ/нуклон. В целом в этой реакции выделяется 17,6 МэВ. Это одна из наиболее перспективных термоядерных реакций.  Осуществление управляемых термоядерных реакций даст человечеству новый экологически чистый и практически неисчерпаемый источник энергии. Однако получение сверхвысоких температур и удержание плазмы, нагретой до миллиарда градусов, представляет собой труднейшую научно-техническую задачу на пути осуществления управляемого термоядерного синтеза. На данном этапе развития науки и техники удалось осуществить только неуправляемую реакцию синтеза в водородной бомбе. Высокая температура, необходимая для ядерного синтеза, достигается здесь с помощью взрыва обычной урановой или плутониевой бомбы. Термоядерные реакции играют чрезвычайно важную роль в эволюции Вселенной. Энергия излучения Солнца и звезд имеет термоядерное происхождение.

fizika.ayp.ru

Типы ядерных реакций

Сначала реакции проводились использовав излучение, которое возникает в результате природной радиоактивности. Резерфорд в $1919$ году осуществил реакцию, которою можно записать у виде:

Искусственное преобразование ядер, вызванное бомбардировкой $\alpha $ — частицами, привело к открытию нейтрона. В $1930$ г. В. Боте и Г. Беккер открыли, что при бомбардировке ядер изотопа ${}^9_4{Be}$ $\alpha $ — частицами возникает излучение большей проницаемой способности, которое считали потоком $\gamma $ — квантов. При излучении поглощения этого излучение свинцом было установлено, что энергия этого излучения равна около $7$ МэВ. В $1932$ г. Определили, что ионизирующее действие бериллиевого излучения растет, если его пропустить через пластинку парафина, которая содержит много атомов водорода. Излучение выбивает с пластинки протон, пробег которого в воздухе достигает $40$ см, что соответствует энергии в $5$ МэВ. Если предположить что протон получил такую энергию в результате соударения с $\gamma $ — квантом, то его энергия должна равняться 55 МэВ, что не совпадает со значением энергии поглощения и с расчётами на основании дефекта масс. Дж. Чедвик показал, что все затруднения исчезают, если предположить, что бериллиевое излучение — это поток нейтральных частиц с массой близкой к массе протона. Тогда реакцию можно записать у виде:

По сколько нейтроны не имеют заряда, то при бомбардировке атомных ядер для них не существует потенциального барьера. По этой причине после открытия нейтроны начали широко использовать при проведении ядерных реакций.

Ядерные реакции под действием нейтронов

Эти реакции самые многочисленные и имеют большое практическое применение. Ряд массивных ядер $({}^{233}_{92}U,\ {}^{235}_{92}U,\ {}^{239}_{94}{Pu})$ претерпевает раздел при захвате медленных нейтронов. Эти ядерные реакции лежат в основе работы ядерных реакторов на медленных нейтронах. Самыми распространенными реакциями является реакция радиационного захвата ($n,\ \gamma $), которые используются как для управления работой реактора с помощью кадмиевых регулировочных стержней, так и для получения в реакторах разных радиоактивных изотопов.

С увеличением энергии нейтронов увеличивается вероятность неупругого рассеяния ($n,\ n$), а при энергиях в несколько МэВ имеют место реакции ($n,\ p$) ($n,\ \alpha $). Такие реакции, как и реакции ядерного захвата, приводят к созданию $\beta $ — активных ядер. В отличии от ядер ${}^{233}_{92}U,\ {}^{235}_{92}U,\ {}^{239}_{94}{Pu}$ которые испытывают деление под действием медленных нейтронов, ядра ${}^{238}_{92}U$ и ${}^{232}_{90}U$ делятся только под действием быстрых нейтронов, энергия которых достигает нескольких МэВ. На таких реакциях базируется работа реакторов на быстрых нейтронах. При энергии нейтронов в $10-20$ МэВ возможна реакция ($n,2n$), а при энергиях в $20-40$ МэВ — и реакция ($n,\ 3n$).

Ядерные реакции под действием протонов

В то время как эффективное сечение $\sigma $ ядерных реакций под действием медленных нейтронов достаточно большое и превышает геометрическое сечение ядра, величина $\sigma $ для ядерных реакций под действием протонов малых энергий бесконечно мала и увеличивается с увеличением их энергии. Это объясняется тем, что для протонов существует потенциальный барьер ядра и частица должна преодолеть кулоновское отталкивание. По этой причине, только в случае существования большей собственной энергии протон может подойти близко к ядру и вызвать ядерную реакцию. В случае ядер с малым массовым числом ядерные реакции под действием протонов могут происходить при меньших значениях энергии протонов, поскольку возникает вероятность туннельного эффекта. Под действием протонов возможны ядерные реакции ($p,\ \gamma $), ($p,\ n$) и ($p,\ \alpha $). Реакция ($p,\ \alpha $) под действием протонов была получена в ускорителях в $1932$ г. Дж. Кокрофтом и Э. Уолтоном: ${}^7_3{Li}{\rm (}p,\ \alpha {\rm )}{}^4_2{He}$, реакция : ${}^7_3{Li}{\rm (}p,\gamma {\rm )}{}^8_4{Be}$ часто используется для получения $\gamma $ — лучей. С помощью реакции ${}^{27}_{13}{Al}{\rm (}\alpha ,n{\rm )}{}^{30}_{15}P$ открыли искусственную радиоактивность.

Ядерные реакции под действием дейтронов

Если большинство ядерных реакций под действием частиц, энергии которых равны несколько эВ происходят с созданием промежуточного сложенного ядра, то для ядерных реакций под действием дейтронов характерными являются так званные прямые реакции без создания сложенных ядер. Эта особенность обусловлена тем, что дейтрон представляет собой относительно слабо связанную и достаточно мощную систему двух нуклонов. Энергия связи становит всего лишь $2,225$ МэВ, а среднее расстояние между нуклонами в дейтроне почти у два раза больше эффективного радиуса действия ядерных сил.

При изучении ядерных реакций под действием дейтронов установлено, что при энергиях дейтрона от $1$ до $8$ МэВ происходят преимущественно реакции $(D,\ p)$. Энергетический порог реакции типа $(D,\ n)$, оказывается высшим, чем порог предыдущего типа реакций, что оставалось непонятным с точки зрения гипотезы строения ядра. Впервые механизм реакции под действием дейтронов объяснили у $1935$ г. Р Оппенгеймер и М. Филлипс. Они предположили, что в случае бомбардировки ядер дейтронами с большей вероятностью происходит захват ядром только одного с нуклонов. При этом второй нуклон пролетает дальше, не поддавшись никакому взаимодействию с ядром. Когда дейтрон сравнительно небольших энергий пролетает на близком расстоянии от ядра, то он попадает в электрическое поле ядра большей напряженности. Это поле с большей силой отталкивает ядро, не действуя на нейтрон. Если нейтрон окажется возле ядра на расстоянии действия ядерных сил, а протон дейтрона будет на сравнительно большем расстоянии, то нейтрон захватывается ядром, а протон отрывается и продолжает движение не проникая в ядро. Таким образом, ядерная реакция с участием дейтрона происходит не внутри ядра, а за его пределами. Такие реакции называют реакциями взрыва.

При энергиях дейтронов более $100$ МэВ основным процессом реакции так же остается реакция взрыва одного с нуклонов. Но кулоновское отталкивание не играет такую роль, как у реакциях с малой энергией дейтронов. Здесь отрыв происходит в результате соударения одного с нуклонов и ядра. В этом случае с одинаковой вероятностью происходит как реакция поглощения протона так и реакция поглощения нейтрона. Реакция отрыва дает возможность получить нейтроны с высокими энергиями. Кроме этого, реакция под действием дейтронов дает возможность исследовать энергетические уровни атома.

Ядерные реакции под действием $\gamma$- квантов.

Такие реакции могут происходить когда энергия $\gamma $ — квантов больше энергии связи нуклонов в ядре. Они называются фотоядерными реакциями. К ним относят реакции: $\left(гa,\ n\right),\ \left(\gamma ,\ p\right),\ (\gamma ,\ n,\ p)$. Под действием $\gamma $ — фотонов высоких энергий и частиц, энергия которых выше $100$ МэВ, ядро может «взорваться», распавшись на большое количество осколков. Эти осколки в камере Вильсона или у фотоэмульсиях образуют картинку, которая напоминает звезду. Такой процесс называется созданием «звезд».

Ядерные реакции при высоких энергиях. Ядерные реакции, которые происходят в результате проникновения в ядра частиц с большими энергиями (сотни и более эВ), имеют ряд особенностей. Это обусловлено тем, что энергия, внесенная частицей, может оказаться больше не только энергии отдельного нуклона, но и энергии связи ядра. Поэтому даже после равномерного распределения энергии между нуклонами может оказаться, что энергия каждого нуклона будет больше энергии связи и он может покинуть ядро. В связи с этим, первым этапом взаимодействия частиц высокой энергии с ядром наблюдают вылет нескольких нуклонов с ядра. После этого ядро может находится в достаточно возбужденном состоянии, что приводит к последующему вылету нуклонов подобно испарению молекул нагретой капли жидкости.

При достаточно высоких энергиях бомбардирующих частиц (несколько сотен МэВ) ядро может «взорваться», т.е. произойдет процесс создания «звезды».

Деление тяжелых ядер

Начало изучения деления тяжелых ядер было положено Э. Ферми у $1934$ г. После открытия нейтрона и искусственной радиоактивности он облучил нейтронами почти все элементы периодической системы. Поскольку в результате реакций создавались $\beta $ — активные ядра, то считалось, что при бомбардировке ядер урана можно получить трансурановые элементы. Было установлено, что в результате проникновения нейтрона в ядро урана последнее делится на два ядерных осколки. Принудительное деление тяжелых ядер под действием нейтронов имеет чрезвычайно важное как теоретическое так и практическое значение. Такую ядерную реакцию можно записать у виде $(n,\ f)$. Предполагается, что деление тяжелых ядер должно обладать следующими свойствами:

• При делении тяжелого ядра должна выделятся большая энергия. Такой вывод выплывает с того, что удельная энергия связи нуклонов в ядрах конца периодической системы элементов уменьшается. Так, для ядер ${}^{235}_{92}U$ она составляет приблизительно $7,6$ МэВ, а для ядер с массовым числом $100$ — приблизительно $8,5$ МэВ. Поскольку средняя удельная энергия связи нуклонов у ядре в данном интервале массовых чисел $8,5$ МэВ, то при делении ядра должна выделится энергия $Q=\left(8.5-7.6\right)\cdot 238МэВ\approx 200\ МэВ$.

• Преимущественная часть энергии деления должна освобождаться у форме кинетической энергии осколков деления ядра $Q_f$. Это выходит с того что осколки, которые создаются в результате деления ядра на две части, должны разлететься под действием кулоновских сил отталкивания своих зарядов. Потенциальная энергия кулоновского взаимодействия ядер двух осколков, которые находятся на расстоянии $r$, определяется как:

  \[V_k=\frac{Z_1Z_2e^2}{4\pi {\varepsilon }_0r}\]

  $Z_1\ и\ Z_2$ — заряды осколков, $r=R_1+R_2$, $R_1\ и\ R_2$ — радиусы ядер осколков, которые можно вычислить как

  \[R=r_0A^{1/3}=1.4\cdot {10}^{-13}A^{\frac{1}{3}}\ см.\]

  Если считать, что деление ядра урана ${}^{238}_{92}U$ произошло на два одинаковые осколки, то $V_k\approx 200\ МэВ$, т.е. величина такая же как и $Q$.

• Осколки, которые создаются при деление тяжелых ядер, должны быть ${\beta }^-$ – радиоактивными и могут излучать нейтроны. Это выплывает с соотношения между числом нейтронов и протонов в разных стабильных ядрах периодической системы.

spravochnick.ru

---