Реакции вынужденного деления

Практически важными являются реакции вынужденного деления тяжёлых ядер нейтронами, (nj).

Ранее мы упоминали, что некоторые изотопы тяжёлых элементов способны к радиоактивному распаду по механизму самопроизвольного деления. Под действием некоторых элементарных частиц (например, нейтронов) или ускоренных ионов возможно протекание ядерной реакции вынужденного деления.

Тяжёлые ядра (Zs90) делятся как после слабого предварительного возбуждения атомного ядра, например, в результате облучения его нейтронами с энергией Е_п~ 1 МэВ, а для некоторых ядер даже тепловыми нейтронами (вынужденное деление), так и без предварительного возбуждения, т. е. самопроизвольно (спонтанное деление). Ядра с Z<90 делятся только вынужденным способом, причём энергия возбуждения, необходимая для деления, растёт с уменьшением параметра деления ZP/A. Вынужденное деление происходит практически мгновенно (т ~ ю^-1* сек).

Можно выделить следующие свойства деления:

При делении тяжёлого ядра освобождается большая энергия Q, т. к. удельная энергия связи е в тяжёлых ядрах на ~о.8 МэВ меньше, чем для.

средниу я лег" Тяк. няппимрп. лля ялпя 238П

Подавляющая часть энергии деления освобождается в форме кинетической энергии осколков деления Е_к. Эти ядра-осколки разлетаются под действием кулоновского отталкивания.

Среднее число нейтронов V, испускаемых за один акт деления, зависит от Л делящегося ядра и растёт с ростом Z. Если для ядра ²⁴⁰Pu V = 2,2, то уже для ²5²Cf V = 3,8. ²5²Cf достаточно быстро распадается (его период полураспада по механизму спонтанного деления Ti/₂=85 л, но реально его время жизни определяется а-распадом и Tj/₂=2,64 л), и является интенсивным источником нейтронов.

Деление ядер может происходить многими путями. Разнообразие вариантов осколочных пар не позволяет дать правила смещения по периодической системе при спонтанном делении. С наибольшей вероятностью реализуется несимметричное деление на тяжёлый и лёгкий осколки, заряды и массы которых составляют примерно 6о% и 40% от заряда и массы делящегося ядра (массовые числа осколков варьируются от 70 до 160 а. е.). Всего при делении образуется около 8о ядер-осколков, которые в процессе p-распада преобразуются в другие ядра — продукты деления.

Для некоторых спонтанно делящихся ядер (U, Ри) характерно асимметричное деление, но по мере увеличения А деление приближается к симметричному. Значительно реже наблюдается деление на три осколка, обычно сопровождающееся испусканием а-частицы, ядер ⁶Не, ⁸Не, Li, Be и др. Деление на три равных осколка наблюдается, например, при бомбардировке ядер ускоренными тяжёлыми ионами (4°Аг и др.).

Кинетическая энергия осколков деления слабо зависит от энергии возбуждения делящегося ядра, т. к. излишняя энергия идёт на возбуждение внутреннего состояния осколков.

Деление сопровождается испусканием нейтронного (в среднем от 2 до 4 для разных ядер), и у-излучения, а, кроме того, осколки деления испытывают последовательный ряд р-распадов.

Тяжёлые ядра (Z>90) делятся после слабого возбуждения атомного ядра, например, в результате облучения его нейтронами с энергией E_n«i МэВ, а для некоторых ядер даже тепловыми. Ядра с Z<90 делятся только вынужденным способом, причём энергия возбуждения, необходимая для деления, растёт с уменьшением параметра Z²/A. Вынужденное деление ядер может быть вызвано различными частицами: фотонами, нейтронами, протонами, дейтронами, а-частицами и т. д., если энергия, которую они вносят в ядро, достаточна для преодоления барьера деления, но эффективныее всего деление под действием нейтронов. Отсутствие кулоновского отталкивания позволяет нейтронам со сколь угодно малой энергией приблизиться к ядру на расстояние меньше радиуса действия ядерных сил. Захват ядром нейтрона приводит к возбуждению ядра, и, если энергия возбуждения достаточна, происходит деление.

При облучении тяжёлых ядер (тория, протактиния, урана, плутония и многих других) нейтронами с энергией Е_п> 1 МэВ (а для некоторых изотопов урана и плутония даже тепловыми нейтронами) происходит реакция разделения тяжёлого ядра на два осколка с массами, примерно относящимися как 2: я

где Л|+Л₂=Л+1, Zi+Z₂=Z_y v — число нейтронов, образующихся в процессе деления.

Реакция деления под действием нейтронов обозначается знаком (nj) (если деление вызвано протонами, то (pj)).

Деление ядер под действием тепловых нейтронов возможно только для чётно-нечётных или нечётно-нечётных ядер с Z>90. ²ззи,^зи и ²39Ри способны к делению под действием нейтронов любых энергий, в том числе — тепловых. Реакции деления других тяжёлых нуклидов имеют барьер; например, для деления и ²з²ТИ необходимы нейтроны с энергией выше 1 МэВ (т.е. деление таких ядер возможно только быстрыми нейтронами). Большинство элементов, более тяжёлых, чем висмут, делятся под воздействием протонов, если энергия протонов достаточно велика, чтобы преодолеть кулоновское отталкивание ядра.

Вероятность вынужденного деления определяется сечением взаимодействия налетающей частицы (например, нейтрона) с ядром.

Замечание 1. Сечение реакции деления зависит от вида ядер и энергии нейтронов. Например, высокоэнергетичные нейтроны с энергией в несколько десятков МэВ вызывают деление практически всех ядер. Нейтроны с энергией в несколько МэВ вызывают деление только тяжелых ядер А>2Ю. Нейтроны с энергией ~1 МэВ вызывают деление ядер урана ²³⁸U, тория ²³²Th, протактиния ^23,Ра и плутония ²³⁹Ри. Нейтроны с энергией 0,001-ю, 5 эВ (тепловые нейтроны, скорость v=2200 м/с) активно вступают в реакции с ядрами ²³⁵U, ²³⁹Pu, ²³³U, ²³°Th.

Замечание 2. Для чётно-нечётных ядер^{U, 239}Pu порог деления примерно совпадает с энергией связи нейтрона в ядре, что приводит к большому сечению деления.

23.su и ²³⁹Ри при малой кинетической энергии бомбардирующих нейтронов, Этот факт используется в ядерных реакторах на тепловых нейтронах.

Вероятность процесса деления зависит от энергии падающего нейтрона Е_п. При увеличении энергии нейтронов сечение захвата а, а следовательно, и сечение деления аг уменьшается, причём величина сечения деления af всегда меньше величины сечения захвата а, так как существуют другие каналы распада возбужденных ядер. Например, сечение деления ²ззи быстрыми нейтронами равно всего 1.5 барн, тогда как в тепловой области оно приближается к юоо. Сечение деления ²з⁸и быстрыми нейтронами в два раза меньше, чем для ²35U.

Замечание. Для быстрых нейтронов с энергией Е=2 МэВ сечение деления урана а/ зависит от геометрического размера ядра и равно двум барнам для -юРи, 1,3 барна для ² 35 U.

С ростом Z элемента его сечение деления увеличивается. Так, сечение деления ²ззи тепловыми нейтронами равно 580 барн. Если принять сечение деления для ²35U, за 1, то для ²39Ри она будет равна 1,28, а для *49Cf — 2,9, для ²⁴⁵Сш — 3,5, для ²5iCf- 6,9.

В некоторых случаях наблюдается немонотонный ход зависимости сечения деления cf от энергии налетающей частицы Е, обусловленный резонансной зависимостью вероятности деления образующегося составного ядра от энергии его возбуждения.

В урановых ядерных реакторах энергии нейтронов варьируются от тепловых (0.025 эВ) до нескольких МэВ. Существует ряд острых пиков в полном сечении для нейтронов с энергиями от 0.2 до 3000 эВ. Эти резонансы соответствуют возбуждённым специфическим изолированным уровням в составном ядре, которые могут распадаться делением.

Процесс деления может происходить в несколько этапов. Например, при делении ядра урана

осколок деления *з9Хе в результате трёх актов испускания электронов превращается в стабильный лантан *39La:

Осколки деления могут быть разнообразными, поэтому возможна также реакция деления урана ²35U с образованием осколков *з9Ва, 94Кг:

Как и при самопроизвольном делении, в вынужденном делении под действием нейтронов или протонов распределение масс осколков описывается двугорбной кривой. По мере увеличения энергии бомбардирующих частиц, зависимость выхода продукта деления от его массы всё более и более описывается кривой с одним максимумом.

Цепочки превращений, сопровождающих распад осколков деления, имеют различную длину, но среднее число электронов и антинейтрино, испускающихся на один акт деления равно шести. В процессе р-переходов осколков и продуктов деления испускаются антинейтрино и у-кванты.

Деление характеризуют кумулятивным и независимым выходами. Независимый выход нуклида относится к его появлению, выход нуклида как первичного продукта деления. Поскольку продукты деления все р-излучатели, они распадаются, генерируя несколько различных членов изобарических рядов, так, например, для фрагментов с Л=14о:

Выход каждого члена изобарического ряда суммируются по мере.

развития p-распада с выходами своих предшественников. Такие выходы называются кумулятивными выходами. Например, кумулятивный выход цепи 140 массы при делении ²35U тепловыми нейтронами равен 6,25%.

Рис. 6. Распределение по энергии осколков деления ²³⁵U тепловыми нейтронами.

Энергия распределяется между двумя осколками неравномерно; более лёгкий осколок, согласно закону сохранения импульса, имеет большую кинетическую энергию. Так, при делении ²35U под действием тепловых нейтронов наиболее вероятное значение кинетической энергии лёгких осколков ~Ю5 МэВ, а тяжёлых осколков — 70 МэВ. Энергетический спектр осколков деления обычно имеет вид двугорбой кривой (рис. 6).

Полная энергия, выделяемая при одном акте деления (-200 МэВ) распределяется следующим образом: 82% - кинетическая энергия осколков, 3% энергии уносят у-лучи деления, 6% - р и у-кванты распадающихся осколков, 9%-нейтроны деления и у-кванты. Около 5% всей энергии деления уносится с антинейтрино.

Энергия возбуждения осколков деления -20 МэВ, что намного больше энергии связи нейтронов в осколках, а, следовательно, возможно испускание одного или двух нейтронов каждым из осколков. В результате, практически мгновенно после деления составного ядра осколки деления испускают два или три нейтрона, которые называются мгновенными.

В процессе деления урана испускаются мгновенные (f14 с, 2,5 на один акт деления) нейтроны, тогда как продукты деления испускают запаздывающие (через некоторое время после деления, 0,05 c1% от мгновенных) нейтроны. Мгновенные и запаздывающие нейтроны имеют энергию 04−7 МэВ, где на один нейтрон приходится в среднем -2 МэВ. В процессе p-распада осколков освобождается 20 МэВ энергии, 5 МэВ уносят мгновенные у-кванты, испусканием которых сопровождается деление. В среднем наблюдается 8-ню у-квантов на 1 акт деления.

Мгновенные нейтроны — нейтроны, испускаемые осколками деления сразу после деления составного ядра, в отличие от запаздывающих нейтронов, испускаемых продуктами деления через некоторое время после этого. Испускание нейтронов осколками деленияважная особенность процесса деления тяжёлых ядер. Именно она позволяет создать при определённых условиях цепную реакцию деления. Количество нейтронов, испускаемых в одном акте деления — случайная величина, распределённая по закону Гаусса около среднего значения (2+3 нейтрона на одно делящееся ядро). Мгновенные нейтроны составляют >99% нейтронов деления. Они вылетают в течение очень короткого промежутка времени, ю¹⁴ с.

Мгновенные нейтроны испускаются движущимися осколками, запаздывающие — остановившимися продуктами деления после предварительного р-распада.

Энергетический спектр нейтронов деления непрерывный, он почти одинаков для всех изотопов и слабо зависит от энергии падающих нейтронов. Он простирается от 0,01 до ю МэВ (среднее — 2 МэВ).

Число нейтронов v, испущенных при делении, флуктуирует, как и массы и энергии осколков. При бомбардировке урана медленными нейтронами число нейтронов на 1 акт деления v =2,5. Для более тяжёлых элементов v увеличивается. Значительное превышение v над 1 -важный факт. Именно это обстоятельство позволяет осуществлять ядерную цепную реакцию и накапливать в ядерных реакторах энергию, выделяющуюся при делении в макроскопических масштабах.

При увеличении энергии возбуждения среднее количество мгновенных нейтронов растёт, увеличивается оно и при увеличении массы делящегося ядра. Величина v возрастает примерно на единицу при увеличении энергии нейтрона, вызывающего процесс деления, на каждые 7 МэВ.

Табл. 2. Среднее количество мгновенных нейтронов v, образующихся в одном акте деления_.

Продукты деления имеют ядра с избыточным количеством нейтронов по сравнению со стабильными ядрами в той же области массовых чисел и являются таким образом ^ -радиоактивными. /?~-распад сопровождается испусканием антинейтрино. В результате /?-распадов могут образовываться ядра в возбуждённых состояниях, которые переходят в основные состояния путём излучения^{квантов} либо, крайне редко, превращаются в другие ядра путём испускания нейтронов. Такие нейтроны называются запаздывающими. Они образуют несколько моноэнергетических групп.

При индуцированном нейтронами делении число испускаемых вторичных нейтронов несколько больше, чем при спонтанном делении того же ядра (для спонтанного деления ²-i°Pu испускается 2,19 нейтрона на один акт деления, при делении под действием тепловых нейтронов — 2,882 нейтрона). Так как распадающееся составное ядро [²4°Ри]* имеет дополнительную энергию — энергию связи нейтрона, увеличение эмиссии вторичных нейтронов становится понятным.

Запаздывающие нейтроны — нейтроны, испускаемые продуктами деления через некоторое время (от нескольких миллисекунд до нескольких минут) после реакции деления, в отличие от мгновенных нейтронов, испускаемых практически мгновенно после деления составного ядра. Они составляют <1% испускаемых нейтронов деления, однако, несмотря на столь малый выход, играют огромную роль в ядерных реакторах. Благодаря большому запаздыванию такие нейтроны существенно (на 2 порядка и более) увеличивают время жизни нейтронов одного поколения в реакторе и тем самым создают возможность управления самоподдерживающейся цепной реакции деления.

Имеется 6 групп запаздывающих нейтронов со средними временами запаздывания от десятых долей секунды до одной минуты. Среднее число нейтронов, образующихся при делении, зависит от сорта ядрамишени и энергии налетающего нейтрона. Энергия запаздывающих нейтронов (~о, 5 МэВ) в несколько раз меньше средней энергии мгновенных нейтронов (~2 МэВ). Величина, характеризующая количество запаздывающих нейтронов относительно мгновенных нейтронов, образующихся при распаде ядра данного сорта, называется долей запаздывающих нейтронов (/J. Эта величина определяется делящимся ядром и в области энергий от 0,025 эВ до 14 МэВ практически не зависит от энергии нейтронов, вызывающих деление. Для всех ядер у< 1.

Мгновенная у-эмиссия конкурирует с или следует за последней стадией испускания мгновенных нейтронов. Эти фотоны испускаются во времена Ю'¹⁵-г10'⁷ с. Энергетический спектр у-излучения непрерывный и убывает с ростом энергии; максимальная энергия у-квантов составляет 7 МэВ. В процессе деления ²3su тепловыми нейтронами на один акт деления возникает 7−5-10 у-квантов со средней энергией ~1 МэВ, а среднее количество энергии, уносимой у-квантами составляет 7,5 МэВ. Этот выход у-лучей значительно выше, чем если бы испускание у-лучей следовало за эмиссией нейтронов, а не конкурировало с ней.

Средняя энергия у-квантов равна 0,7 МэВ, средняя энергия Д-частиц — 0,4 МэВ, а полная энергия Ди у-частиц, выделяемая на один акт деления, —ю МэВ (по 5 МэВ на электроны и у-кванты).

Энергетический баланс можно представить в виде уравнения:

Процессы радиоактивного распада осколков деления.