Физическая энциклопедия - деление атомного ядра

деление ат. ядра на неск. более лёгких ядер (осколков), чаще всего на два ядра, близких по массе. В 1939 нем. учёные О. Ган и Ф. Штрасман установили, что при бомбардировке урана нейтронами образуются ядра щёлочноземельных элементов, в частности Ва. Вскоре австр. физики Л. Майтнер и О. Фриш показали, что ядро 235U делится под действием нейтрона на два осколка (рис.

1), и дали первое качеств. объяснение деления. Рис. 1. Деление тяжёлого ядра 23SU (n нейтроны, испускаемые осколками). В 1940 Г. Н. Флёров и К. А. Петржак обнаружили спонтанное деление ядер. Для того чтобы ядро достигло формы, предшествующей его разрыву, необходима затрата определ. энергии для преодоления потенциального барьера, наз. барьером деления (рис.

2). Эту энергию ядро может получить извне, напр. при захвате нейтрона. В случае спонтанного деления ядер происходит туннельное просачивание через барьер (см. ТУННЕЛЬНЫЙ ЭФФЕКТ). Масса тяжёлого ядра больше суммы масс образующихся осколков. Разница в массах соответствует энергии, выделяемой при делении. Значит. часть этой энергии выделяется в виде кинетич. энергии осколков, равной энергии их электростатич. отталкивания в момент деления. Суммарная кинетич. энергия осколков несколько увеличивается по мере возрастания А (ат. массы) делящегося ядра и составляет для урана и трансурановых элементов ок.

200 МэВ. Осколки быстро тормозятся в среде, вызывая ионизацию, нагревание и нарушая её структуру. Рис. 2. Барьер деления и последовательность форм, принимаемых делящимся ядром. Утилизация кинетич. энергии осколков деления за счёт нагревания ими среды основа использования яд. энергии. Осколки деления образуются в возбуждённых состояниях.

В дальнейшем энергия возбуждения осколков уменьшается в результате испускания ими нейтронов (нейтроны деления). Энергетич. спектр нейтронов деления можно считать максвелловским со среднеквадратичной энергией 1,3 МэВ. Когда энергия возбуждения становится меньше энергии, необходимой для отделения нейтрона от ядра, эмиссия нейтронов прекращается, начинается испускание g-квантов.

В ср. на один акт деления испускается 8-10 g-квантов. Масса, заряд и энергия возбуждения осколков, образующихся в отд. актах деления, различны. Число нейтронов v, испущенных в одном акте деления, также флуктуирует. При бомбардировке 235U медленными нейтронами ср. число испускаемых нейтронов v=2,5. Для более тяжёлых элементов v увеличивается.

Именно превышение v над 1 позволяет осуществить ядерную цепную реакцию. Осколки перегружены нейтронами и радиоактивны. Соотношение между числами протонов Z и нейтронов N=А-Z в осколках зависит от энергии возбуждения делящегося ядра. При достаточно высоком возбуждении оно в осколках остаётся тем же, что у делящегося ядра. При малой энергии возбуждения нейтроны и протоны распределяются между осколками так, что в дальнейшем происходит примерно одинаковое число b-распадов, прежде чем они превратятся в стабильные ядра.

В отд. случаях (прибл. 0,7% по отношению к общему числу делений) образующееся при b-распаде возбуждённое ядро также испускает нейтрон. Эмиссия этого нейтрона из возбуждённого ядра процесс быстрый (= 10-16 с), однако он запаздывает по отношению к моменту деления ядра на время, к-рое может достигать десятков с (запаздывающие нейтроны).

Деление наз. асимметричным, когда отношение масс наиболее часто возникающих осколков порядка 1,5. По мере увеличения энергии возбуждения ядра всё большую роль начинает играть симметричное деление на два осколка с близкими массами. Для нек-рых спонтанно делящихся ядер (U, Pu) характерно асимметричное деление (рис. 3), но по мере увеличения А деление приближается к симметричному.

Рис. 3. Спектр масс осколков деления ядра 235U при захвате медленных нейтронов. Наиболее отчётливо это проявляется у 256Fm. Значительно реже наблюдается деление на три осколка, обычно сопровождающееся испусканием a-частицы, ядер 6Не, 8Не, Li, Be и др. Предельный случай деление на три почти равных осколка наблюдался при бомбардировке ядер ускоренными тяжёлыми ионами (40Аг и др.

). Теория Д. а. я. впервые была дана дат. физиком Н. Бором и амер. физиком Дж. А. Уилером и независимо от них Я. И. Френкелем. Они развили капельную модель ядра, в к-рой ядро рассматривается как капля электрически заряженной несжимаемой жидкости. На нуклоны действуют уравновешивающие друг друга яд. силы притяжения и электростатич. силы отталкивания, стремящиеся разорвать ядро. Деформация ядра нарушает равновесие; при этом возникают силы, аналогичные поверхностному натяжению жидкой капли, стремящиеся вернуть ядро к нач. форме. Деформация ядра при делении сопровождается увеличением его поверхности, и, как в жидкой капле, силы поверхностного натяжения возрастают, препятствуя его дальнейшей деформации.

Чем ниже барьер деления (чем больше величина Z2/A), тем меньше период спонтанного деления. Капельная модель описывает лишь усреднённые св-ва ядер. В действительности же хар-р процесса деления может существенно зависеть от внутр. структуры ядра и состояния отд. нуклонов. Из-за этого, в частности, барьер деления больше для ядер с нечётным числом нуклонов, чем для соседних четно-чётных ядер (чётные Z и N).

Напр., деление ядер 238U под действием нейтронов становится достаточно вероятным лишь в том случае, когда кинетич. энергия нейтронов превышает нек-рый порог, а в случае 235U даже при захвате теплового нейтрона энергия возбуждения составного ядра 236U превышает барьер деления (рис. 4). Влияние структуры ядра на Д. а. я. видно при сравнении периодов спонтанного деления четно-нечётных ядер.

Вместо регулярного увеличения периода спонтанного деления ядра с ростом А иногда наблюдается его резкое уменьшение. Этот эффект чётко проявляется при N=152, что необъяснимо в рамках капельной модели и свидетельствует о влиянии на барьер деления и вообще на процесс Д. а. я. оболочечной структуры ядра (см. ЯДРО АТОМНОЕ). Рис. 4. Зависимость сечения деления 235U и 238U и от энергии нейтронов.

.