Det som kallas kärnklyvningsreaktionen. Klyvning av urankärnan

Klass

Lektion #42-43

Kedjereaktion klyvning av urankärnor. Kärnenergi och ekologi. Radioaktivitet. Halva livet.

Kärnreaktioner

En kärnreaktion är en interaktionsprocess atomkärnan med en annan kärna eller elementarpartikel, åtföljd av en förändring i kärnans sammansättning och struktur och frisättning av sekundära partiklar eller y-kvanta.

Som ett resultat av kärnreaktioner kan nya radioaktiva isotoper bildas som inte finns på jorden i vivo.

Den första kärnreaktionen utfördes av E. Rutherford 1919 i experiment för att detektera protoner i nukleära sönderfallsprodukter (se § 9.5). Rutherford bombarderade kväveatomer med alfapartiklar. När partiklarna kolliderade inträffade en kärnreaktion, som fortsatte enligt följande schema:

Under kärnreaktioner, flera naturvårdslagar: rörelsemängd, energi, rörelsemängd, laddning. Förutom dessa klassiska bevarandelagar gäller den så kallade bevarandelagen i kärnreaktioner. baryonladdning(det vill säga antalet nukleoner - protoner och neutroner). Ett antal andra bevarandelagar som är specifika för kärnfysik och elementarpartikelfysik gäller också.

Kärnreaktioner kan fortgå när atomer bombarderas av snabbt laddade partiklar (protoner, neutroner, α-partiklar, joner). Den första reaktionen av detta slag utfördes med hjälp av högenergiprotoner som erhölls vid acceleratorn 1932:

där M A och M B är massorna av initialprodukterna, M C och M D är massorna slutprodukter reaktioner. Värdet ΔM kallas massdefekt. Kärnreaktioner kan fortgå med frisättning (Q > 0) eller med absorption av energi (Q< 0). Во втором случае первоначальная кинетическая энергия исходных продуктов должна превышать величину |Q|, которая называется порогом реакции.

För att en kärnreaktion ska ha ett positivt energiutbyte, specifik bindningsenergi nukleoner i kärnorna i de initiala produkterna bör vara mindre specifik energi bindningar av nukleoner i kärnor av slutprodukter. Detta betyder att ΔM måste vara positivt.

Det finns två fundamentalt olika sätt att frigöra kärnenergi.

1. Klyvning av tunga kärnor. Till skillnad från det radioaktiva sönderfallet av kärnor, åtföljt av emission av α- eller β-partiklar, är fissionsreaktioner en process där en instabil kärna delas upp i två stora fragment av jämförbara massor.

1939 upptäckte de tyska forskarna O. Hahn och F. Strassmann klyvningen av urankärnor. De fortsatte med forskningen som påbörjats av Fermi fann de att när uran bombarderas med neutroner, kommer element från mittdelen periodiska systemet– radioaktiva isotoper av barium (Z = 56), krypton (Z = 36), etc.

Uran förekommer i naturen i form av två isotoper: (99,3 %) och (0,7 %). När de bombarderas av neutroner kan kärnorna i båda isotoper delas upp i två fragment. I detta fall fortskrider fissionsreaktionen mest intensivt med långsamma (termiska) neutroner, medan kärnor går in i en fissionsreaktion endast med snabba neutroner med en energi av storleksordningen 1 MeV.

Huvudintresse för kärnkraft representerar klyvningsreaktionen hos en kärna. För närvarande är cirka 100 olika isotoper med masstal från cirka 90 till 145 kända, som härrör från klyvningen av denna kärna. Två typiska fissionsreaktioner av denna kärna har formen:

Observera att som ett resultat av kärnklyvning initierad av en neutron, produceras nya neutroner som kan orsaka klyvningsreaktioner i andra kärnor. Klyvningsprodukterna från uran-235 kärnor kan också vara andra isotoper av barium, xenon, strontium, rubidium, etc.

Den kinetiska energin som frigörs under klyvningen av en urankärna är enorm - cirka 200 MeV. Den energi som frigörs vid kärnklyvning kan uppskattas med hjälp av specifik bindningsenergi nukleoner i kärnan. Den specifika bindningsenergin för nukleoner i kärnor med massnummer A ≈ 240 är cirka 7,6 MeV/nukleon, medan i kärnor med massnummer A = 90–145 är den specifika energin ungefär lika med 8,5 MeV/nukleon. Därför frigör klyvningen av en urankärna en energi i storleksordningen 0,9 MeV/nukleon, eller ungefär 210 MeV per uranatom. Med fullständig klyvning av alla kärnor som finns i 1 g uran frigörs samma energi som vid förbränning av 3 ton kol eller 2,5 ton olja.

Klyvningsprodukterna från urankärnan är instabila, eftersom de innehåller ett betydande överskott av neutroner. Faktum är att förhållandet N/Z för de tyngsta kärnorna är cirka 1,6 (Fig. 9.6.2), för kärnor med masstal från 90 till 145 är detta förhållande cirka 1,3–1,4. Därför upplever fragmentkärnor en serie på varandra följande β - sönderfall, som ett resultat av vilket antalet protoner i kärnan ökar och antalet neutroner minskar tills en stabil kärna bildas.

Vid klyvning av en uran-235 kärna, som orsakas av en kollision med en neutron, frigörs 2 eller 3 neutroner. Under gynnsamma förhållanden kan dessa neutroner träffa andra urankärnor och få dem att klyvas. I detta skede kommer redan från 4 till 9 neutroner att dyka upp, som kan orsaka nya sönderfall av urankärnor etc. En sådan lavinliknande process kallas en kedjereaktion. Utvecklingsplan kedjereaktion klyvning av urankärnor visas i fig. 9.8.1.

Figur 9.8.1. Schema för utveckling av en kedjereaktion.

För att en kedjereaktion ska inträffa är det nödvändigt att den s.k neutronmultiplikationsfaktor var större än en. Med andra ord borde det finnas fler neutroner i varje efterföljande generation än i den föregående. Multiplikationsfaktorn bestäms inte bara av antalet neutroner som produceras i varje elementär händelse, utan också av de förhållanden under vilka reaktionen fortskrider - några av neutronerna kan absorberas av andra kärnor eller lämna reaktionszonen. Neutroner som frigörs under klyvningen av uran-235 kärnor kan bara orsaka klyvning av kärnorna i samma uran, som bara står för 0,7 % av naturligt uran. Denna koncentration är otillräcklig för att starta en kedjereaktion. En isotop kan också absorbera neutroner, men ingen kedjereaktion sker.

kedjereaktion i uran högt innehåll uran-235 kan utvecklas endast när massan av uran överstiger den sk kritisk massa. I små bitar av uran flyger de flesta neutronerna ut, utan att träffa någon kärna. För rent uran-235 är den kritiska massan cirka 50 kg. Den kritiska massan av uran kan reduceras många gånger om genom att använda den sk moderatorer neutroner. Faktum är att neutroner som produceras under sönderfallet av urankärnor har för höga hastigheter, och sannolikheten för att fånga långsamma neutroner av uran-235 kärnor är hundratals gånger större än snabba. Den bästa neutronmoderatorn är tungt vatten D 2 O. När det interagerar med neutroner förvandlas vanligt vatten i sig till tungt vatten.

En bra moderator är också grafit, vars kärnor inte absorberar neutroner. Vid elastisk interaktion med deuterium- eller kolkärnor bromsas neutroner ner till termiska hastigheter.

Användningen av neutronmoderatorer och ett speciellt berylliumskal som reflekterar neutroner gör det möjligt att minska den kritiska massan till 250 g.

I atombomber uppstår en okontrollerad kärnkedjereaktion när snabb anslutning två stycken uran-235, som var och en har en massa något under den kritiska.

En anordning som upprätthåller en kontrollerad kärnklyvningsreaktion kallas kärn(eller atom-) reaktor. Schema kärnreaktor på långsamma neutroner visas i fig. 9.8.2.

Figur 9.8.2. Schema för enheten i en kärnreaktor.

Kärnreaktionen sker i reaktorhärden, som är fylld med en moderator och genomborrad med stavar innehållande en anrikad blandning av uranisotoper med hög halt av uran-235 (upp till 3%). Kontrollstavar som innehåller kadmium eller bor införs i kärnan, som intensivt absorberar neutroner. Införandet av stavar i kärnan gör att du kan kontrollera hastigheten på kedjereaktionen.

Kärnan kyls av ett pumpat kylmedel, som kan vara vatten eller en metall med låg smältpunkt (till exempel natrium, som har en smältpunkt på 98 °C). I ånggeneratorn överförs kylvätskan värmeenergi vatten, förvandla det till ånga högt tryck. Ångan skickas till en turbin kopplad till en elektrisk generator. Från turbinen kommer ånga in i kondensorn. För att undvika läckage av strålning arbetar kretsarna för kylmedel I och ånggenerator II i slutna cykler.

Turbinen i ett kärnkraftverk är en värmemotor som bestämmer anläggningens totala effektivitet i enlighet med termodynamikens andra lag. För moderna kärnkraftverk är verkningsgraden ungefär lika. Därför för produktion av 1000 MW elektrisk kraft reaktorns termiska effekt bör nå 3000 MW. 2000 MW måste föras bort av vattnet som kyler kondensorn. Detta leder till lokal överhettning av naturliga vattendrag och efterföljande uppkomst av miljöproblem.

Dock, huvudproblemet består i att säkerställa fullständig strålsäkerhet för personer som arbetar vid kärnkraftverk och förhindra oavsiktliga utsläpp av radioaktiva ämnen som ansamlas i stora mängder i reaktorhärden. Mycket uppmärksamhet ägnas åt detta problem vid utvecklingen av kärnreaktorer. Ändå, efter olyckorna vid vissa kärnkraftverk, i synnerhet vid kärnkraftverket i Pennsylvania (USA, 1979) och vid kärnkraftverket i Tjernobyl (1986), har problemet med kärnkraftens säkerhet blivit särskilt akut.

Tillsammans med den ovan beskrivna kärnreaktorn som arbetar på långsamma neutroner är reaktorer som arbetar utan moderator på snabba neutroner av stort praktiskt intresse. I sådana reaktorer är kärnbränslet en anrikad blandning som innehåller minst 15 % av isotopen.Fördelen med snabba neutronreaktorer är att uran-238 kärnor, som absorberar neutroner, genom två på varandra följande β - sönderfall omvandlas till plutonium. kärnor, som sedan kan användas som kärnbränsle:

Förädlingsförhållandet för sådana reaktorer når 1,5, det vill säga för 1 kg uran-235 erhålls upp till 1,5 kg plutonium. Konventionella reaktorer producerar också plutonium, men i mycket mindre mängder.

Den första kärnreaktorn byggdes 1942 i USA under ledning av E. Fermi. I vårt land byggdes den första reaktorn 1946 under ledning av IV Kurchatov.

2. termonukleära reaktioner. Det andra sättet att frigöra kärnenergi är förknippat med fusionsreaktioner. Under fusionen av lätta kärnor och bildandet av en ny kärna, Ett stort antal energi. Detta kan ses av beroendet av den specifika bindningsenergin på masstalet A (Fig. 9.6.1). Upp till kärnor med ett massatal på cirka 60 ökar nukleonernas specifika bindningsenergi med ökande A. Därför är syntesen av vilken kärna som helst med A< 60 из более легких ядер должен сопровождаться выделением энергии. Общая масса продуктов реакции синтеза будет в этом случае меньше массы первоначальных частиц.

Fusionsreaktioner av lätta kärnor kallas termonukleära reaktioner, eftersom de bara kan flyta vid mycket höga temperaturer. För att två kärnor ska ingå i en fusionsreaktion måste de närma sig på ett avstånd från kärnkrafternas verkan av storleksordningen 2·10 -15 m, och övervinna den elektriska repulsionen av deras positiva laddningar. För detta, den genomsnittliga kinetiska energin termisk rörelse molekyler måste överskrida den potentiella energin för Coulomb-interaktionen. Beräkningen av den erforderliga temperaturen T för detta leder till ett värde i storleksordningen 10 8 –10 9 K. Detta är en extremt hög temperatur. Vid denna temperatur är ämnet i ett helt joniserat tillstånd, vilket kallas plasma.

Energin som frigörs i termonukleära reaktioner per nukleon är flera gånger högre än den specifika energi som frigörs i kedjereaktioner av kärnklyvning. Så, till exempel, i fusionsreaktionen av deuterium- och tritiumkärnor

3,5 MeV/nukleon frisätts. Totalt frigörs 17,6 MeV i denna reaktion. Detta är en av de mest lovande termonukleära reaktionerna.

Genomförande kontrollerade termonukleära reaktioner kommer att ge mänskligheten en ny miljövänlig och praktiskt taget outtömlig energikälla. Att få ultrahöga temperaturer och hålla plasma uppvärmd till en miljard grader är dock den svåraste vetenskapliga och tekniska uppgiften på vägen mot genomförandet av kontrollerad termonukleär fusion.

På detta stadium utvecklingen av vetenskap och teknik har bara varit okontrollerad fusionsreaktion i en vätebomb. Den höga temperatur som krävs för kärnfusion uppnås här genom att detonera en konventionell uran- eller plutoniumbomb.

Termonukleära reaktioner spelar en extremt viktig roll i universums utveckling. Strålningsenergin från solen och stjärnorna är av termonukleärt ursprung.

Radioaktivitet

Nästan 90 % av de kända 2500 atomkärnorna är instabila. En instabil kärna omvandlas spontant till andra kärnor med emission av partiklar. Denna egenskap hos kärnor kallas radioaktivitet. För stora kärnor uppstår instabilitet på grund av konkurrensen mellan attraktionen av nukleoner av kärnkrafter och Coulomb-avstötningen av protoner. Det finns inga stabila kärnor med laddningsnummer Z > 83 och massnummer A > 209. Men atomkärnor med betydligt lägre Z- och A-tal kan också visa sig vara radioaktiva. Om kärnan innehåller betydligt fler protoner än neutroner orsakas instabilitet av ett överskott av Coulomb-interaktionsenergin. Kärnor, som skulle innehålla ett stort överskott av neutroner jämfört med antalet protoner, är instabila på grund av att neutronens massa överstiger protonens massa. En ökning av kärnans massa leder till en ökning av dess energi.

Fenomenet radioaktivitet upptäcktes 1896 av den franske fysikern A. Becquerel, som upptäckte att uransalter avger okänd strålning som kan tränga igenom barriärer som är ogenomskinliga för ljus och orsaka svärtning av den fotografiska emulsionen. Två år senare upptäckte de franska fysikerna M. och P. Curie toriums radioaktivitet och upptäckte två nya radioaktiva grundämnen - polonium och radium

Under de följande åren var många fysiker, inklusive E. Rutherford och hans studenter, engagerade i studien av radioaktiv strålning. Man fann att radioaktiva kärnor kan avge partiklar av tre typer: positivt och negativt laddade och neutrala. Dessa tre typer av strålning kallades α-, β- och γ-strålning. På fig. 9.7.1 visar schemat för experimentet, vilket gör det möjligt att detektera den komplexa sammansättningen av radioaktiv strålning. I ett magnetfält avviker α- och β-strålar i motsatta riktningar, och β-strålar avviker mycket mer. γ-strålar i ett magnetfält avviker inte alls.

Dessa tre typer av radioaktiv strålning skiljer sig mycket från varandra i sin förmåga att jonisera materiens atomer och följaktligen i sin penetrerande kraft. α-strålning har minst penetrerande kraft. I luft, under normala förhållanden, färdas α-strålar ett avstånd på flera centimeter. β-strålar absorberas mycket mindre av materia. De kan passera genom ett lager av aluminium flera millimeter tjockt. γ-strålar har den högsta penetrerande kraften och kan passera genom ett blylager som är 5–10 cm tjockt.

Under det andra decenniet av 1900-talet efter upptäckten av E. Rutherford kärnkraftsstruktur atomer, var det bestämt etablerat att radioaktivitet är egenskap hos atomkärnor. Studier har visat att α-strålar representerar en ström av α-partiklar - heliumkärnor, β-strålar är en ström av elektroner, γ-strålar representerar en kortvåg elektromagnetisk strålning med extremt kort våglängd λ< 10 –10 м и вследствие этого – ярко выраженными корпускулярными свойствами, то есть является потоком частиц – γ-квантов.

Alfa förfall. Alfasönderfall är den spontana omvandlingen av en atomkärna med antalet protoner Z och neutroner N till en annan (dotter)kärna som innehåller antalet protoner Z - 2 och neutroner N - 2. I detta fall emitteras en α-partikel - kärnan i en heliumatom. Ett exempel på en sådan process är α-sönderfallet av radium:

Alfa-partiklar som emitteras av kärnorna av radiumatomer användes av Rutherford i experiment på spridning av kärnorna av tunga grundämnen. Hastigheten för α-partiklar som emitteras under α-sönderfallet av radiumkärnor, mätt längs kurvans krökning i ett magnetfält, är ungefär lika med 1,5 10 7 m/s, och motsvarande kinetiska energi är ca 7,5 10 -13 J (ungefär 4,8 MeV). Detta värde kan enkelt bestämmas utifrån kända värden massor av föräldra- och dotterkärnorna och heliumkärnan. Även om hastigheten för den utstötade α-partikeln är enorm är den fortfarande bara 5 % av ljusets hastighet, så beräkningen kan använda ett icke-relativistiskt uttryck för den kinetiska energin.

Studier har visat att ett radioaktivt ämne kan avge α-partiklar med flera diskreta energivärden. Detta förklaras av det faktum att kärnor kan vara, precis som atomer, i olika exciterade tillstånd. En dotterkärna kan vara i ett av dessa exciterade tillstånd under α-sönderfall. Under den efterföljande övergången av denna kärna till grundtillståndet emitteras ett y-kvantum. Schemat för α-sönderfall av radium med emission av α-partiklar med två värden av kinetiska energier visas i fig. 9.7.2.

Sålunda åtföljs α-sönderfallet av kärnor i många fall av y-strålning.

I teorin om α-sönderfall antar man att grupper som består av två protoner och två neutroner, det vill säga en α-partikel, kan bildas inuti kärnor. Moderkärnan är för α-partiklar potentiellt hål, vilket är begränsat potentiell barriär. Energin hos α-partikeln i kärnan är otillräcklig för att övervinna denna barriär (Fig. 9.7.3). Utstötningen av en α-partikel från kärnan är möjlig endast på grund av ett kvantmekaniskt fenomen som kallas tunneleffekt. Enligt kvantmekanik, finns det en icke-noll sannolikhet för att partikeln passerar under potentialbarriären. Fenomenet tunnling har en probabilistisk karaktär.

Beta-förfall. Vid beta-sönderfall emitteras en elektron från kärnan. Inuti kärnor kan elektroner inte existera (se § 9.5), de uppstår under β-sönderfall som ett resultat av omvandlingen av en neutron till en proton. Denna process kan ske inte bara inuti kärnan, utan också med fria neutroner. Den genomsnittliga livslängden för en fri neutron är cirka 15 minuter. När en neutron sönderfaller till en proton och en elektron

Mätningarna visade att det i denna process är ett uppenbart brott mot lagen om bevarande av energi, eftersom den totala energin hos protonen och elektronen som härrör från neutronens sönderfall är mindre än neutronens energi. 1931 föreslog W. Pauli att under sönderfallet av en neutron frigörs en annan partikel med noll massa och laddning, som tar med sig en del av energin. Den nya partikeln heter neutrino(liten neutron). På grund av frånvaron av en laddning och massa i en neutrino, interagerar denna partikel mycket svagt med materiens atomer, så det är extremt svårt att upptäcka den i ett experiment. Neutrinos joniserande förmåga är så liten att en joniseringstakt i luft faller på cirka 500 km av banan. Denna partikel upptäcktes först 1953. För närvarande är det känt att det finns flera varianter av neutriner. I processen för neutronsönderfall produceras en partikel, som kallas elektronisk antineutrino. Det betecknas med symbolen Därför skrivs neutronsönderfallsreaktionen som

En liknande process sker också inuti kärnor under β-sönderfall. En elektron som bildas som ett resultat av sönderfallet av en av kärnneutronerna kastas omedelbart ut från "förälderhuset" (kärnan) med en enorm hastighet, som bara kan skilja sig från ljusets hastighet med en bråkdel av en procent. Eftersom fördelningen av energin som frigörs under β-sönderfall mellan en elektron, en neutrino och en dotterkärna är slumpmässig, kan β-elektroner ha olika hastigheter över ett brett område.

I β-sönderfall avgiftsnummer Z ökar med ett, medan massatalet A förblir oförändrat. Dotterkärnan visar sig vara kärnan i en av elementets isotoper, vars serienummer i det periodiska systemet är en högre än serienumret för den ursprungliga kärnan. Ett typiskt exempelβ-sönderfall kan fungera som omvandlingen av toriumisotonen som härrör från a-sönderfallet av uran till palladium

Gammaförfall. Till skillnad från α- och β-radioaktivitet är γ-radioaktivitet hos kärnor inte associerad med en förändring i kärnans inre struktur och åtföljs inte av en förändring i laddning eller massatal. Vid både α- och β-sönderfall kan dotterkärnan vara i något exciterat tillstånd och ha ett överskott av energi. Övergången av kärnan från det exciterade tillståndet till grundtillståndet åtföljs av emission av en eller flera y-kvanter, vars energi kan nå flera MeV.

Lagen om radioaktivt sönderfall. Varje prov av radioaktivt material innehåller ett stort antal radioaktiva atomer. Eftersom radioaktivt sönderfall är slumpmässigt och inte beror på yttre förhållanden, sedan lagen för minskning av antalet N(t) av odödad k Nuvarande stund tid t för kärnor kan fungera som en viktig statistisk egenskap för processen för radioaktivt sönderfall.

Låt antalet icke avdödade kärnor N(t) ändras med ΔN under en kort tidsperiod Δt< 0. Так как вероятность распада каждого ядра неизменна во времени, что число распадов будет пропорционально количеству ядер N(t) и промежутку времени Δt:

Proportionalitetskoefficienten λ är sannolikheten för sönderfallet av kärnan under tiden Δt = 1 s. Denna formel innebär att förändringshastigheten för funktionen N(t) är direkt proportionell mot själva funktionen.

där N 0 är det initiala antalet radioaktiva kärnor vid t = 0. Under tiden τ = 1 / λ kommer antalet odördade kärnor att minska med e ≈ 2,7 gånger. Värdet τ kallas genomsnittlig livslängd radioaktiv kärna.

För praktisk användning är det bekvämt att skriva lagen om radioaktivt sönderfall i en annan form, med siffran 2 som bas och inte e:

Värdet på T kallas halveringstid. Under tiden T sönderfaller hälften av det initiala antalet radioaktiva kärnor. Värdena på T och τ är relaterade av relationen

Halveringstiden är den huvudsakliga kvantitet som kännetecknar hastigheten för radioaktivt sönderfall. Ju kortare halveringstiden är, desto intensivare blir sönderfallet. Alltså för uran T ≈ 4,5 miljarder år, och för radium T ≈ 1600 år. Därför är aktiviteten av radium mycket högre än för uran. Det finns radioaktiva grundämnen med en halveringstid på en bråkdel av en sekund.

Finns inte i naturliga förhållanden, och slutar i vismut Denna serie av radioaktiva sönderfall förekommer i kärnreaktorer.

En intressant applikation radioaktivitet är en metod för att datera arkeologiska och geologiska fynd genom koncentrationen av radioaktiva isotoper. Den vanligaste metoden är radiokoldatering. En instabil kolisotop uppstår i atmosfären på grund av kärnreaktioner orsakade av kosmisk strålning. En liten andel av denna isotop finns i luft tillsammans med den vanliga stabila isotopen.Växter och andra organismer förbrukar kol från luften och ackumulerar båda isotoper i samma proportion som de gör i luft. Efter växternas död slutar de att konsumera kol och den instabila isotopen förvandlas gradvis till kväve som ett resultat av β-sönderfall med en halveringstid på 5730 år. sätt exakt mätning Den relativa koncentrationen av radioaktivt kol i resterna av forntida organismer kan avgöra tidpunkten för deras död.

Radioaktiv strålning av alla slag (alfa, beta, gamma, neutroner), såväl som elektromagnetisk strålning ( röntgenstrålar) har en mycket stark biologisk effekt på levande organismer, som består i processerna för excitation och jonisering av atomer och molekyler som utgör levande celler. Under verkan av joniserande strålning förstörs komplexa molekyler och cellulära strukturer, vilket leder till strålningsskador på kroppen. Därför, när man arbetar med någon strålningskälla, är det nödvändigt att vidta alla åtgärder för att strålskydd personer som kan utsättas för strålning.

Däremot kan en person utsättas för joniserande strålning i hushållsförhållanden. Radon, en inert, färglös, radioaktiv gas, kan utgöra en allvarlig fara för människors hälsa.Som framgår av diagrammet som visas i fig. 9.7.5, radon är en produkt av α-sönderfallet av radium och har en halveringstid T = 3,82 dagar. Radium finns i små mängder i jord, stenar och olika byggnadskonstruktioner. Trots den relativt korta livslängden fylls radonkoncentrationen på kontinuerligt på grund av nya sönderfall av radiumkärnor, varför radon kan ansamlas i slutna utrymmen. Radon kommer ner i lungorna och avger α-partiklar och förvandlas till polonium, som inte är ett kemiskt inert ämne. Detta följs av en kedja av radioaktiva omvandlingar av uranserien (Fig. 9.7.5). Enligt American Commission on Radiation Safety and Control får den genomsnittliga personen 55 % av joniserande strålning från radon och endast 11 % från medicinska tjänster. Bidraget från kosmiska strålar är cirka 8%. Den totala stråldosen som en person får under en livstid är många gånger mindre högsta tillåtna dos(SDA), som är etablerad för personer inom vissa yrken som utsätts för ytterligare exponering för joniserande strålning.

Energin E som frigörs under fission ökar med ökande Z 2 /A. Värdet på Z2/A = 17 för 89 Y (yttrium). De där. fission är energetiskt gynnsam för alla kärnor som är tyngre än yttrium. Varför är de flesta kärnor resistenta mot spontan fission? För att svara på denna fråga är det nödvändigt att överväga uppdelningsmekanismen.

Under fission förändras kärnans form. Kärnan passerar sekventiellt genom följande stadier (Fig. 7.1): en boll, en ellipsoid, en hantel, två päronformade fragment, två sfäriska fragment. Hur förändras kärnans potentiella energi vid olika stadier av fission?
Initial kärna med förstoring r tar formen av en alltmer långsträckt rotationsellipsoid. I detta fall, på grund av utvecklingen av kärnans form, bestäms förändringen i dess potentiella energi av förändringen i summan av ytan och Coulomb-energierna E p + E k. I detta fall ökar ytenergin, eftersom kärnans yta ökar. Coulomb-energin minskar när medelavståndet mellan protonerna ökar. Om, med en liten deformation, kännetecknad av en liten parameter, den initiala kärnan har formen av en axiellt symmetrisk ellipsoid, ytenergin E" p och Coulomb-energin E" k som funktioner av deformationsparametern ändras enligt följande:

I förhållanden (7,4–7,5) E n och E k är yt- och Coulomb-energierna för den initiala sfäriskt symmetriska kärnan.
I området för tunga kärnor, 2E n > Ek, och summan av ytan och Coulomb-energierna ökar med ökande . Av (7.4) och (7.5) följer att vid små deformationer förhindrar en ökning av ytenergin en ytterligare förändring av kärnans form och följaktligen fission.
Relation (7.5) gäller för små stammar. Om deformationen är så stor att kärnan tar formen av en hantel, tenderar ytan och Coulomb-krafterna att separera kärnan och ge fragmenten en sfärisk form. Således, med en gradvis ökning av deformationen av kärnan, passerar dess potentiella energi genom ett maximum. Plottet av kärnans yt- och Coulomb-energier som funktion av r visas i fig. 7.2.

Närvaron av en potentiell barriär förhindrar momentan spontan kärnklyvning. För att kärnan ska delas måste den ges energi Q som överstiger höjden på klyvningsbarriären H. Den maximala potentiella energin för en klyvbar kärna E + H (till exempel guld) i två identiska fragment är ≈ 173 MeV och energin E som frigörs under fission är 132 MeV. Sålunda, under klyvningen av guldkärnan, är det nödvändigt att övervinna en potentiell barriär med en höjd av cirka 40 MeV.
Höjden på klyvningsbarriären H är ju större, desto mindre är förhållandet mellan Coulomb och ytenergierna E till /E p i den initiala kärnan. Detta förhållande ökar i sin tur med en ökning av divisionsparametern Z 2 /A (7.3). Ju tyngre kärnan är, desto lägre är höjden på fissionsbarriären H, eftersom fissionsparametern, under antagandet att Z är proportionell mot A, ökar med ökande massantal:

E k / E p \u003d (a 3 Z 2) / (a ​​​​2 A) ~ A.

(7.6)

Därför behöver tyngre kärnor i allmänhet tillföras mindre energi för att orsaka kärnklyvning.
Klyvningsbarriärens höjd försvinner vid 2E p – Ec = 0 (7,5). I detta fall

2E p / E k \u003d 2 (a 2 A) / (a ​​​​3 Z 2),

Z 2 /A \u003d 2a 2 / (a ​​​​3 Z 2) ≈ 49.

Enligt droppmodellen kan alltså kärnor med Z 2 /A > 49 inte existera i naturen, eftersom de spontant bör delas upp i två fragment nästan omedelbart under en karakteristisk kärntid av storleksordningen 10–22 s. Beroendet av formen och höjden av den potentiella barriären H, såväl som fissionsenergin, på värdet av parametern Z2/A visas i fig. 1-1. 7.3.

Ris. 7.3. Radiellt beroende av formen och höjden av den potentiella barriären och klyvningsenergin E vid olika värden av parametern Z 2 /A. Värdet av E p + Ek plottas på den vertikala axeln.

Spontan kärnklyvning med 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 år för 232 Th till 0,3 s för 260 Rf.
Påtvingad kärnklyvning med 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.
Minimivärdet för excitationsenergin för den sammansatta kärnan E* som bildas under infångningen av en neutron är lika med bindningsenergin för neutronen i denna kärna εn. Tabell 7.1 jämför barriärhöjden H och neutronbindningsenergin ε n för Th, U, Pu-isotoper som bildas efter neutroninfångning. En neutrons bindningsenergi beror på antalet neutroner i kärnan. På grund av parningsenergin är bindningsenergin för en jämn neutron större än bindningsenergin för en udda neutron.

Tabell 7.1

Fissionsbarriärhöjd H, neutronbindningsenergi ε n

Isotop	Fissionsbarriärhöjd H, MeV	Isotop	Neutronbindningsenergi ε n
232Th	5.9	233Th	4.79
233 U	5.5	234 U	6.84
235 U	5.75	236 U	6.55
238 U	5.85	239 U	4.80
239 Pu	5.5	240 Pu	6.53

karaktäristiskt drag fission är att fragmenten tenderar att ha olika massor. I fallet med den mest sannolika klyvningen på 235 U är fragmentmassförhållandet i genomsnitt ~1,5. Massfördelningen av 235 U fissionsfragment av termiska neutroner visas i Fig. . 7.4. För den mest sannolika klyvningen har ett tungt fragment masstalet 139, ett lätt ett - 95. Bland klyvningsprodukterna finns fragment med A = 72 - 161 och Z = 30 - 65. Sannolikheten för fission i två fragment av lika massa är inte lika med noll. Vid fission av 235 U av termiska neutroner är sannolikheten för symmetrisk fission ungefär tre storleksordningar lägre än i fallet med den mest sannolika fissionen till fragment med A = 139 och 95.
Asymmetrisk fission förklaras av kärnans skalstruktur. Kärnan tenderar att delas på ett sådant sätt att huvuddelen av nukleonerna i varje fragment bildar den mest stabila magiska kärnan.
Förhållandet mellan antalet neutroner och antalet protoner i kärnan 235 U N/Z = 1,55, medan stabila isotoper, som har ett masstal nära masstalet av fragment, är detta förhållande 1,25 − 1,45. Följaktligen visar sig fissionsfragment vara kraftigt överbelastade med neutroner och måste vara
β - radioaktivt. Därför upplever fissionsfragment successiva β - -sönderfall, och laddningen av det primära fragmentet kan ändras med 4 - 6 enheter. Nedan är en karakteristisk kedja av radioaktiva sönderfall på 97 Kr - ett av fragmenten som bildades under klyvningen av 235 U:

Exciteringen av fragment, orsakad av en kränkning av förhållandet mellan antalet protoner och neutroner, som är karakteristiskt för stabila kärnor, tas också bort på grund av utsläppet av snabba fissionsneutroner. Dessa neutroner emitteras av rörliga fragment på en tid som är mindre än ~ 10 -14 s. I genomsnitt emitteras 2–3 promptneutroner vid varje fissionshändelse. Deras energispektrum är kontinuerligt med ett maximum runt 1 MeV. Medelenergin för en prompt neutron är nära 2 MeV. Emissionen av mer än en neutron i varje fissionshändelse gör det möjligt att få energi genom en kärnklyvningskedjereaktion.
I den mest sannolika klyvningen av 235 U av termiska neutroner, får ett lätt fragment (A = 95) en kinetisk energi på ≈ 100 MeV, och ett tungt (A = 139) får cirka 67 MeV. Således är den totala kinetiska energin för fragment ≈ 167 MeV. Den totala fissionsenergin i detta fall är 200 MeV. Sålunda fördelas den återstående energin (33 MeV) bland andra fissionsprodukter (neutroner, elektroner och antineutriner av β - sönderfall av fragment, y-strålning av fragment och deras sönderfallsprodukter). Fördelningen av fissionsenergi mellan olika produkter under klyvningen av 235 U av termiska neutroner ges i tabell 7.2.

Tabell 7.2

Distribution av fissionsenergi 235 U termiska neutroner

Kärnklyvningsprodukter (NFP) är en komplex blandning av mer än 200 radioaktiva isotoper av 36 grundämnen (från zink till gadolinium). Det mesta av verksamheten utgörs av kortlivade radionuklider. Sålunda, efter 7, 49 och 343 dagar efter explosionen, minskar aktiviteten hos PND med 10, 100 respektive 1000 gånger jämfört med aktiviteten en timme efter explosionen. Utbytet av de mest biologiskt signifikanta radionuklidema anges i tabell 7.3. Förutom PND orsakas radioaktiv kontaminering av radionuklider av inducerad aktivitet (3 H, 14 C, 28 Al, 24 Na, 56 Mn, 59 Fe, 60 Co, etc.) och den odelade delen av uran och plutonium. Rollen av inducerad aktivitet i termonukleära explosioner är särskilt stor.

Tabell 7.3

Utsläpp av vissa klyvningsprodukter vid en kärnvapenexplosion

Radionuklid	Halva livet	Utgång per division, %	Aktivitet per 1 Mt, 10 15 Bq
89Sr	50,5 dagar	2.56	590
90Sr	29.12 år gammal	3.5	3.9
95 Zr	65 dagar	5.07	920
103 Ru	41 dagar	5.2	1500
106 Ru	365 dagar	2.44	78
131 I	8,05 dagar	2.9	4200
136Cs	13,2 dagar	0.036	32
137Cs	30 år	5.57	5.9
140 Ba	12,8 dagar	5.18	4700
141Cs	32,5 dagar	4.58	1600
144Cs	288 dagar	4.69	190
3H	12,3 år gammal	0.01	2,6 10 -2

Under kärnvapenexplosioner i atmosfären faller en betydande del av nederbörden (upp till 50 % vid markexplosioner) nära testområdet. En del av de radioaktiva ämnena hålls kvar i den nedre delen av atmosfären och rör sig under inverkan av vinden över långa avstånd, förblir ungefär på samma latitud. När de är i luften i ungefär en månad faller radioaktiva ämnen under denna rörelse gradvis till jorden. De flesta av radionukliderna släpps ut i stratosfären (till en höjd av 10÷15 km), där de sprids globalt och till stor del sönderfaller.
Olika delar av utformningen av kärnreaktorer har hög aktivitet under decennier (tabell 7.4)

Tabell 7.4

Specifika aktivitetsvärden (Bq/t uran) för de viktigaste klyvningsprodukterna i bränsleelement som avlägsnas från reaktorn efter tre års drift

Radionuklid	0	1 dag	120 dagar	1 år		10 år
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
89Sr	4. 04· 10 16	3. 98· 10 16	5. 78· 10 15	2. 7· 10 14	1. 2· 10 10
90Sr	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
134Cs	7. 50· 10 15	7. 50· 10 15	6. 71· 10 15	5. 36· 10 15	2. 73· 10 15	2. 6· 10 14
137Cs	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
140la	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

Klyvningen av urankärnor genom att bombardera dem med neutroner upptäcktes 1939 av de tyska forskarna Otto Hahn och Fritz Strassmann.

Otto Hahn (1879-1968)
Tysk fysiker, banbrytande forskare inom radiokemi. Upptäckte klyvningen av uran, ett antal radioaktiva grundämnen

Fritz Strassmann (1902-1980)
tysk fysiker och kemist. Verken relaterar till kärnkemi, kärnklyvning. Gav kemiska bevis för fissionsprocessen

Låt oss överväga mekanismen för detta fenomen. Figur 162 visar konventionellt kärnan i ett atomuran. Efter att ha absorberat en extra neutron exciteras och deformeras kärnan och får en långsträckt form (Fig. 162, b).

Ris. 162. Klyvningsprocessen av en urankärna under påverkan av en neutron som har fallit in i den

Du vet redan att två typer av krafter verkar i kärnan: elektrostatiska repulsiva krafter mellan protoner, som tenderar att bryta kärnan, och nukleära attraktionskrafter mellan alla nukleoner, på grund av vilka kärnan inte sönderfaller. Men kärnkrafter har kort räckvidd, därför kan de i en långsträckt kärna inte längre hålla delar av kärnan som är mycket avlägsna från varandra. Under inverkan av elektrostatiska repulsiva krafter slits kärnan i två delar (fig. 162, c), som sprids i olika riktningar med stor hastighet och avger 2-3 neutroner.

Det visar sig att en del av kärnans inre energi omvandlas till den kinetiska energin hos flygande fragment och partiklar. Fragmenten bromsas snabbt in i miljön, som ett resultat av vilket deras kinetiska energi omvandlas till mediets inre energi (dvs. till energin för interaktion och termisk rörelse av dess beståndsdelar).

Med samtidig klyvning av ett stort antal urankärnor inre energi miljön som omger uran och följaktligen dess temperatur ökar märkbart (d.v.s. miljön värms upp).

Således fortsätter klyvningsreaktionen av urankärnor med frigörandet av energi i miljö.

Energin som finns i atomernas kärnor är kolossal. Till exempel, med fullständig klyvning av alla kärnor som finns i 1 g uran, skulle samma mängd energi frigöras som frigörs vid förbränning av 2,5 ton olja. För att omvandla atomkärnornas inre energi till elektrisk energi använder kärnkraftverken s.k. kärnklyvningskedjereaktioner.

Låt oss överväga mekanismen för kedjereaktionen av kärnklyvning av uranisotopen. Uranatomens kärna (Fig. 163) som ett resultat av infångningen av en neutron delades upp i två delar, samtidigt som den avgav tre neutroner. Två av dessa neutroner orsakade klyvningsreaktionen av ytterligare två kärnor, vilket producerade fyra neutroner. Dessa orsakade i sin tur klyvning av fyra kärnor, varefter nio neutroner bildades osv.

En kedjereaktion är möjlig på grund av det faktum att under klyvningen av varje kärna bildas 2-3 neutroner, som kan delta i klyvningen av andra kärnor.

Figur 163 visar ett kedjereaktionsdiagram i vilket Totala numret fria neutroner i en bit uran ökar som en lavin med tiden. På motsvarande sätt ökar antalet kärnklyvningar och den energi som frigörs per tidsenhet kraftigt. Därför är en sådan reaktion explosiv (den sker i en atombomb).

Ris. 163. Kedjereaktion vid klyvning av urankärnor

Ett annat alternativ är möjligt, där antalet fria neutroner minskar med tiden. I det här fallet stannar kedjereaktionen. Därför kan en sådan reaktion inte heller användas för att generera el.

För fredliga syften är det möjligt att bara använda energin från en sådan kedjereaktion där antalet neutroner inte förändras över tiden.

Hur säkerställer man att antalet neutroner förblir konstant hela tiden? För att lösa detta problem måste du veta vilka faktorer som påverkar ökningen och minskningen av det totala antalet fria neutroner i en bit uran där en kedjereaktion sker.

En sådan faktor är massan av uran. Faktum är att inte varje neutron som emitteras under kärnklyvning orsakar klyvning av andra kärnor (se fig. 163). Om massan (och följaktligen storleken) på en bit uran är för liten, kommer många neutroner att flyga ut ur den, inte hinna möta kärnan på vägen, orsaka klyvning och därmed generera en ny generation av uran. neutroner som behövs för att fortsätta reaktionen. I det här fallet kommer kedjereaktionen att stoppa. För att reaktionen inte ska upphöra är det nödvändigt att öka massan av uran till visst värde kallad kritisk.

Varför blir en kedjereaktion möjlig med en ökning av massan? Ju större massa ett stycke har, desto större dimensioner och desto längre väg som neutroner färdas i den. I detta fall ökar sannolikheten för att neutroner möter kärnor. Följaktligen ökar antalet kärnklyvningar och antalet emitterade neutroner.

Vid en kritisk massa av uran blir antalet neutroner som uppträdde under klyvningen av kärnor lika med antalet förlorade neutroner (dvs. fångas av kärnor utan fission och flyger ut ur biten).

Därför förblir deras totala antal oförändrat. I detta fall kan en kedjereaktion ske länge sedan, utan att stanna och utan att få en explosiv karaktär.

• Den minsta massan av uran vid vilken en kedjereaktion är möjlig kallas den kritiska massan.

Om massan av uran är mer än kritisk leder kedjereaktionen till en explosion som ett resultat av en kraftig ökning av antalet fria neutroner, och om den är mindre än kritisk, fortsätter reaktionen inte på grund av en brist på fria neutroner.

Det är möjligt att minska förlusten av neutroner (som flyger ut ur uran utan att reagera med kärnor) inte bara genom att öka massan av uran, utan också genom att använda ett speciellt reflekterande skal. För att göra detta placeras en bit uran i ett skal gjort av ett ämne som reflekterar neutroner väl (till exempel beryllium). Reflekterade från detta skal återgår neutroner till uran och kan delta i kärnklyvning.

Det finns flera andra faktorer som möjligheten till en kedjereaktion beror på. Till exempel, om en bit uran innehåller för många föroreningar av andra kemiska element, då absorberar de de flesta neutronerna och reaktionen avbryts.

Förekomsten av den så kallade neutronmoderatorn i uran påverkar också reaktionens förlopp. Faktum är att kärnorna i uran-235 är mest benägna att klyvas under inverkan av långsamma neutroner. Kärnklyvning producerar snabba neutroner. Om snabba neutroner bromsas in, kommer de flesta av dem att fångas av uran-235 kärnor med efterföljande klyvning av dessa kärnor. Ämnen som grafit, vatten, tungt vatten (som inkluderar deuterium, en isotop av väte med masstalet 2) och några andra används som moderatorer. Dessa ämnen saktar bara ner neutroner, nästan utan att absorbera dem.

Således bestäms möjligheten för en kedjereaktion av massan av uran, mängden föroreningar i den, närvaron av ett skal och en moderator och några andra faktorer.

Den kritiska massan för en sfärisk bit uran-235 är cirka 50 kg. Dessutom är dess radie bara 9 cm, eftersom uran har en mycket hög densitet.

Genom att använda en moderator och ett reflekterande skal och minska mängden föroreningar är det möjligt att minska den kritiska massan av uran till 0,8 kg.

Frågor

1. Varför kan kärnklyvning börja först när den deformeras under inverkan av den absorberade neutronen?
2. Vad bildas som ett resultat av kärnklyvning?
3. I vilken energi passerar en del av kärnans inre energi under dess klyvning; kinetisk energi hos fragment av urankärnan under deras retardation i miljön?
4. Hur fortskrider klyvningsreaktionen av urankärnor - med frigörande av energi till miljön eller, omvänt, med absorption av energi?
5. Beskriv mekanismen för en kedjereaktion med hjälp av figur 163.
6. Vad är den kritiska massan för uran?
7. Är det möjligt för en kedjereaktion att inträffa om massan av uran är mindre än den kritiska; mer kritisk? Varför?

>> uranklyvning

§ 107 FISSION AV URANIUS NUCLEI

Endast kärnorna i vissa tunga grundämnen kan delas upp i delar. Under klyvningen av kärnor emitteras två eller tre neutroner och -strålar. Samtidigt frigörs mycket energi.

Upptäckten av klyvning av uran. Klyvningen av urankärnor upptäcktes 1938 av de tyska forskarna O. Hahn och F. Strassmann. De fastställde att när uran bombarderas med neutroner uppstår element från den mellersta delen av det periodiska systemet: barium, krypton, etc. Den korrekta tolkningen av detta faktum precis som klyvning av urankärnan som fångade neutronen gavs vid början av 1939 av den engelske fysikern O. Frisch tillsammans med den österrikiske fysikern L. Meitner.

Infångningen av en neutron förstör kärnans stabilitet. Kärnan är exciterad och blir instabil, vilket leder till att den delas upp i fragment. Kärnklyvning är möjlig eftersom vilomassan i en tung kärna är större än summan av vilomassorna av fragmenten som uppstår vid klyvning. Därför finns det ett frigörande av energi som motsvarar en minskning av vilomassan som följer med fission.

Möjligheten till klyvning av tunga kärnor kan också förklaras med hjälp av en graf över beroendet av den specifika bindningsenergin på masstalet A (se fig. 13.11). Specifik bindningsenergi för atomkärnor av element som upptar i det periodiska systemet sista platserna(A 200), ungefär 1 MeV mindre än den specifika bindningsenergin i kärnorna hos element som är belägna i mitten av det periodiska systemet (A 100). Därför är processen för fission av tunga kärnor till kärnor av element i den mellersta delen av det periodiska systemet energetiskt gynnsam. Efter fission går systemet in i ett tillstånd med minimal intern energi. När allt kommer omkring, ju större bindningsenergin i kärnan är, desto större energi måste frigöras när kärnan uppstår och följaktligen desto lägre är den inre energin i det nybildade systemet.

Vid kärnklyvning ökar bindningsenergin per nukleon med 1 MeV, och den totala energin som frigörs måste vara enorm - cirka 200 MeV. Under ingen annan kärnreaktion(inte förknippat med fission) så stora energier frigörs inte.

Direkta mätningar av den energi som frigörs under klyvningen av urankärnan bekräftade ovanstående överväganden och gav ett värde på 200 MeV. Dessutom faller det mesta av denna energi (168 MeV) på fragmentens kinetiska energi. I figur 13.13 ser du spåren av klyvbara uranfragment i en molnkammare.

Den energi som frigörs under kärnklyvning är av elektrostatiskt snarare än kärnkraft. Den stora kinetiska energin som fragment har uppstår på grund av deras Coulomb-avstötning.

mekanism för kärnklyvning. Processen för kärnklyvning kan förklaras på basis av droppmodellen för kärnan. Enligt denna modell liknar ett gäng nukleoner en droppe av en laddad vätska (Fig. 13.14, a). Kärnkrafterna mellan nukleoner är kortavstånd, som krafterna som verkar mellan vätskemolekyler. Tillsammans med de starka krafterna av elektrostatisk repulsion mellan protonerna, som tenderar att slita isär kärnan, finns det ännu större nukleära attraktionskrafter. Dessa krafter hindrar kärnan från att sönderfalla.

Uran-235 kärnan är sfärisk. Efter att ha absorberat en extra neutron, exciteras den och börjar deformeras och får en långsträckt form (Fig. 13.14, b). Kärnan kommer att sträckas tills de frånstötande krafterna mellan halvorna av den långsträckta kärnan börjar råda över de attraktionskrafter som verkar i näset (Fig. 13.14, c). Därefter rivs den i två delar (bild 13.14, d).

Under inverkan av Coulombs avstötande krafter flyger dessa fragment isär med en hastighet lika med 1/30 av ljusets hastighet.

Emission av neutroner under fission. Det grundläggande faktumet med kärnklyvning är utsläppet av två eller tre neutroner under klyvning. Detta gjorde det möjligt praktisk användning intranukleär energi.

Det är möjligt att förstå varför fria neutroner emitteras från följande överväganden. Det är känt att förhållandet mellan antalet neutroner och antalet protoner i stabila kärnor ökar med ökande atomnummer. I fragment som härrör från fission visar sig därför det relativa antalet neutroner vara större än vad som är tillåtet för atomkärnorna i mitten av det periodiska systemet. Som ett resultat frigörs flera neutroner i fissionsprocessen. Deras energi är olika betydelser- från flera miljoner elektronvolt till mycket små, nära noll.

Klyvningen uppstår vanligtvis i fragment, vars massor skiljer sig med cirka 1,5 gånger. Dessa fragment är mycket radioaktiva, eftersom de innehåller ett överskott av neutroner. Som ett resultat av en serie på varandra följande -sönderfall erhålls så småningom stabila isotoper.

Sammanfattningsvis noterar vi att det också sker spontan klyvning av urankärnor. Det upptäcktes av de sovjetiska fysikerna G. N. Flerov och K. A. Petrzhak 1940. Halveringstiden för spontan fission är 10 16 år. Detta är två miljoner gånger längre än halveringstiden för sönderfall av uran.

Kärnklyvningsreaktionen åtföljs av frigörande av energi.

Lektionens innehåll lektionssammanfattning stödram lektionspresentation accelerativa metoder interaktiva tekniker Öva uppgifter och övningar självgranskning workshops, utbildningar, fall, uppdrag läxor diskussionsfrågor retoriska frågor från studenter Illustrationer ljud, videoklipp och multimedia fotografier, bilder grafik, tabeller, scheman humor, anekdoter, skämt, serieliknelser, talesätt, korsord, citat Tillägg sammandrag artiklar chips för nyfikna cheat sheets läroböcker grundläggande och ytterligare ordlista med termer andra Förbättra läroböcker och lektionerrätta fel i läroboken uppdatera ett fragment i lärobokens element av innovation i lektionen och ersätta föråldrad kunskap med nya Endast för lärare perfekta lektioner kalenderplan i ett år riktlinjer diskussionsprogram Integrerade lektioner

1934 beslutade E. Fermi att skaffa transuranelement genom att bestråla 238 U med neutroner. E. Fermis idé var att som ett resultat av β - sönderfallet av 239 U isotopen, kemiskt element med atomnumret Z = 93. Det var dock inte möjligt att identifiera bildningen av det 93:e grundämnet. I stället, som ett resultat av den radiokemiska analysen av radioaktiva grundämnen utförd av O. Hahn och F. Strassmann, visades det att en av produkterna från uranbestrålning med neutroner är barium (Z = 56) - ett kemiskt grundämne med medelatomvikt , medan enligt antagandet av Fermi-teorin borde transuranelement ha producerats.
L. Meitner och O. Frisch föreslog att som ett resultat av infångningen av en neutron av en urankärna, bryts den sammansatta kärnan upp i två delar

92 U + n → 56 Ba + 36 Kr + xn.

Processen med uranklyvning åtföljs av uppkomsten av sekundära neutroner (x > 1) som kan orsaka klyvning av andra urankärnor, vilket öppnar potentialen för en klyvningskedjereaktion att inträffa - en neutron kan ge upphov till en grenad kedja av klyvning av urankärnor. I detta fall bör antalet separerade kärnor öka exponentiellt. N. Bohr och J. Wheeler beräknade den kritiska energi som krävs för att 236 U-kärnan, som bildas som ett resultat av att en neutron fångas av 235 U-isotopen, ska delas. Detta värde är 6,2 MeV, vilket är mindre än excitationsenergin för 236 U-isotopen som bildas under infångningen av en termisk neutron 235 U. När termiska neutroner fångas upp är därför en klyvningskedjereaktion på 235 U möjlig. gemensamma isotopen 238 U är den kritiska energin 5,9 MeV, medan när en termisk neutron fångas upp är excitationsenergin för den resulterande 239 U-kärnan endast 5,2 MeV. Därför är kedjereaktionen av fission av den vanligaste i naturen isotopen 238 U under inverkan av termiska neutroner omöjlig. I en klyvningshändelse frigörs en energi på ≈ 200 MeV (för jämförelse, i kemiska reaktioner förbränning i en reaktionstakt frigörs en energi på ≈ 10 eV). Möjligheten att skapa förutsättningar för en klyvningskedjereaktion öppnade möjligheter att använda energin från en kedjereaktion för att skapa atomreaktorer och atomvapen. Den första kärnreaktorn byggdes av E. Fermi i USA 1942. I Sovjetunionen lanserades den första kärnreaktorn under ledning av I. Kurchatov 1946. 1954 började världens första kärnkraftverk fungera i Obninsk. För närvarande genereras elektrisk energi i cirka 440 kärnreaktorer i 30 länder runt om i världen.
År 1940 upptäckte G. Flerov och K. Petrzhak den spontana klyvningen av uran. Följande figurer vittnar om experimentets komplexitet. Den partiella halveringstiden med avseende på spontan fission av 238 U-isotopen är 10 16 –10 17 år, medan sönderfallsperioden för 238 U-isotopen är 4,5∙10 9 år. Den huvudsakliga sönderfallskanalen för 238 U-isotopen är α-sönderfall. För att observera den spontana fissionen av 238 U-isotopen var det nödvändigt att registrera en fissionshändelse mot bakgrunden av 10 7 –10 8 α-sönderfallshändelser.
Sannolikheten för spontan fission bestäms huvudsakligen av fissionsbarriärens permeabilitet. Sannolikheten för spontan fission ökar med en ökning av kärnans laddning, eftersom. detta ökar divisionsparametern Z 2 /A. I Z isotoper< 92-95 деление происходит преимущественно с образованием двух осколков деления с отношением масс тяжёлого и лёгкого осколков 3:2. В изотопах Z >100, dominerar symmetrisk fission med bildandet av fragment av samma massa. När kärnans laddning ökar, ökar andelen spontan fission i jämförelse med α-sönderfall.

Isotop	Halva livet	förfallskanaler
235 U	7.04 10 8 år	a (100 %), SF (7 10 -9 %)
238 U	4,47 10 9 år	a (100 %), SF (5,5 10 -5 %)
240 Pu	6,56 10 3 år	a (100 %), SF (5,7 10 -6 %)
242 Pu	3,75 10 5 år	a (100 %), SF (5,5 10 -4 %)
246 cm	4,76 10 3 år	α (99,97%), SF (0,03%)
252 jfr	2,64 år gammal	a (96,91%), SF (3,09%)
254 jfr	60,5 år gammal	α (0,31 %), SF (99,69 %)
256 jfr	12,3 år gammal	a (7,04 10 -8%), SF (100%)

Kärnfission. Berättelse

1934- E. Fermi, som bestrålade uran med termiska neutroner, fann radioaktiva kärnor bland reaktionsprodukterna, vars natur inte kunde fastställas.
L. Szilard lade fram idén om en kärnkedjereaktion.

1939− O. Hahn och F. Strassmann upptäckte barium bland reaktionsprodukterna.
L. Meitner och O. Frisch tillkännagav för första gången att under inverkan av neutroner klyvdes uran till två fragment som var jämförbara i massa.
N. Bohr och J. Wheeler gav en kvantitativ tolkning av kärnklyvning genom att introducera fissionsparametern.
Ya. Frenkel utvecklade droppteorin om kärnklyvning av långsamma neutroner.
L. Szilard, E. Wigner, E. Fermi, J. Wheeler, F. Joliot-Curie, Ya. Zeldovich, Yu Khariton underbyggde möjligheten av en kärnklyvningskedjereaktion som inträffar i uran.

1940− G. Flerov och K. Petrzhak upptäckte fenomenet spontan klyvning av U-urankärnor.

1942− E. Fermi genomförde en kontrollerad fissionskedjereaktion i den första atomreaktorn.

1945− Det första testet av kärnvapen (Nevada, USA). Atombomber släpptes över de japanska städerna Hiroshima (6 augusti) och Nagasaki (9 augusti).

1946− Under ledning av I.V. Kurchatov, den första reaktorn i Europa lanserades.

1954− Världens första kärnkraftverk lanserades (Obninsk, USSR).

Kärnfission.Sedan 1934 började E. Fermi använda neutroner för att bombardera atomer. Sedan dess har antalet stabila eller radioaktiva kärnor som erhållits genom artificiell transformation ökat till många hundra, och nästan alla platser i det periodiska systemet har fyllts med isotoper.
Atomerna som uppstår i alla dessa kärnreaktioner upptog samma plats i det periodiska systemet som den bombarderade atomen, eller närliggande platser. Därför beviset från Hahn och Strassmann 1938 på det faktum att när neutroner bombarderar det sista elementet i det periodiska systemet−uran−sönderfalla till grundämnen som finns i de mellersta delarna av det periodiska systemet. Uppträder här olika sorter förfall. Atomerna som uppstår är för det mesta instabila och sönderfaller omedelbart ytterligare; vissa har halveringstider mätt i sekunder, så Gan var tvungen att ansöka analytisk metod Curie att förlänga en så snabb process. Det är viktigt att notera att grundämnena framför uran, protactinium och torium, också uppvisar liknande sönderfall under inverkan av neutroner, även om det krävs högre neutronenergi för att sönderfallet ska börja än i fallet med uran. Tillsammans med detta upptäckte G. N. Flerov och K. A. Petrzhak 1940 spontan klyvning av urankärnan med den längsta halveringstiden som hittills känts: ca 2· 10 15 år; detta faktum blir tydligt på grund av neutronerna som frigörs i processen. Så det var möjligt att förstå varför det "naturliga" periodiska systemet slutar med de tre namngivna elementen. Transuranelement är nu kända, men de är så instabila att de snabbt sönderfaller.
Klyvningen av uran med hjälp av neutroner gör det nu möjligt att använda atomenergi, som redan av många har föreställts som "Drömmen om Jules Verne".

M. Laue, Fysikens historia

1939 O. Hahn och F. Strassmann, som bestrålade uransalter med termiska neutroner, upptäckte bland reaktionsprodukterna barium (Z = 56)

Otto Gunn (1879 – 1968)

Kärnklyvning är delning av en kärna i två (sällan tre) kärnor med liknande massor, som kallas fissionsfragment. Vid fission uppstår även andra partiklar - neutroner, elektroner, α-partiklar. Som ett resultat av fission frigörs en energi på ~200 MeV. Fission kan vara spontan eller påtvingad under inverkan av andra partiklar, oftast neutroner.
Ett karakteristiskt drag för fission är att fissionsfragment som regel skiljer sig avsevärt i massa, d.v.s. asymmetrisk fission dominerar. Sålunda, vid den mest sannolika klyvningen av uranisotopen 236 U, är fragmentmassförhållandet 1,46. Ett tungt fragment har masstalet 139 (xenon), och ett lätt fragment har masstalet 95 (strontium). Med hänsyn till emissionen av två snabba neutroner har den övervägda fissionsreaktionen formen

Nobelpriset i kemi
1944 - O. Gan.
För upptäckten av klyvningsreaktionen av urankärnor av neutroner.

Fission Shards

Beroende av medelmassorna av lätta och tunga grupper av fragment på massan av den klyvbara kärnan.

Upptäckten av kärnklyvning. 1939

Jag kom till Sverige där Lise Meitner led av ensamhet och som en hängiven brorson bestämde jag mig för att besöka henne vid jul. Hon bodde på det lilla hotellet Kungälv nära Göteborg. Jag fångade henne vid frukosten. Hon tänkte på brevet hon just hade fått från Han. Jag var mycket skeptisk till innehållet i brevet, som rapporterade bildandet av barium genom att bestråla uran med neutroner. Hon lockades dock av denna möjlighet. Vi gick i snön, hon gick, jag åkte skidor (hon sa att hon kunde göra det här utan att falla bakom mig, och hon bevisade det). Redan i slutet av vandringen kunde vi formulera några slutsatser; kärnan splittrades inte, och bitar flög inte av från den, men det var en process som snarare liknade droppmodellen av Bohr-kärnan; som en droppe kunde kärnan förlängas och dela sig. Sedan undersökte jag hur elektrisk laddning nukleoner minskar ytspänningen, som, som jag har kunnat fastställa, sjunker till noll vid Z = 100 och kanske är mycket liten för uran. Lise Meitner var engagerad i att bestämma energin som frigjordes vid varje sönderfall på grund av en massdefekt. Hon hade en mycket tydlig uppfattning om massdefektkurvan. Det visade sig att på grund av elektrostatisk repulsion skulle fissionselement få en energi på cirka 200 MeV, och detta motsvarade bara energin som är förknippad med en massdefekt. Därför skulle processen kunna fortgå rent klassiskt utan att involvera konceptet att passera en potentiell barriär, vilket naturligtvis skulle vara värdelöst här.
Vi tillbringade två eller tre dagar tillsammans över julen. Sedan återvände jag till Köpenhamn och hann knappt berätta för Bohr om vår idé just i det ögonblick då han redan gick ombord på ångbåten till USA. Jag minns hur han slog sig i pannan så fort jag började prata och utbrast: ”Åh, vilka idioter vi var! Vi borde ha märkt detta tidigare." Men han märkte inte, och ingen märkte det.
Lise Meitner och jag skrev en artikel. Samtidigt höll vi ständigt kontakt via fjärrtelefon Köpenhamn - Stockholm.

O. Frisch, Minnen. UFN. 1968. T. 96, nummer 4, sid. 697.

Spontan kärnklyvning

I experimenten som beskrivs nedan använde vi den metod som först föreslogs av Frisch för att registrera kärnklyvningsprocesser. En joniseringskammare med plattor belagda med ett lager av uranoxid är ansluten till en linjär förstärkare som är avstämd på ett sådant sätt att α-partiklar som emitteras från uran inte registreras av systemet; impulserna från fragmenten, som är mycket större än impulserna från α-partiklarna, låser upp utgående tyratron och anses vara ett mekaniskt relä.
En joniseringskammare specialdesignades i form av en flerskikts platt kondensator med med total yta 15 plattor i 1000 cm. Plattorna, placerade på ett avstånd av 3 mm från varandra, var belagda med ett lager av uranoxid 10-20 mg/cm 2 .
I de allra första experimenten med en förstärkare inställd för att räkna fragmenten var det möjligt att observera spontana (i frånvaro av en neutronkälla) pulser på ett relä och ett oscilloskop. Antalet av dessa impulser var litet (6 per 1 timme), och det är därför ganska förståeligt att detta fenomen inte kunde observeras med kameror av den vanliga typen ...
Vi tenderar att tycka det effekten vi observerar måste tillskrivas fragmenten som härrör från den spontana klyvningen av uran ...

Spontan fission bör tillskrivas en av de oexciterade U-isotoperna med halveringstider härledda från en utvärdering av våra resultat:

U 238 – 10 16 ~ 10 17 år,
U 235 – 10 14 ~ 10 15 år,
U 234 – 10 12 ~ 10 13 år.

Isotopförfall 238 U

Spontan kärnklyvning

Halveringstider för spontant klyvbara isotoper Z = 92 - 100

Det första experimentsystemet med ett urangrafitgitter byggdes 1941 under ledning av E. Fermi. Det var en grafitkub med en 2,5 m lång ribba, innehållande ca 7 ton uranoxid, innesluten i järnkärl, som placerades i kuben på lika avstånd från varandra. En RaBe-neutronkälla placerades på botten av urangrafitgittret. Multiplikationsfaktorn i ett sådant system var ≈0,7. Uranoxiden innehöll från 2 till 5 % föroreningar. Ytterligare ansträngningar inriktades på att få fram fler rena material och i maj 1942 erhölls uranoxid, i vilken föroreningen var mindre än 1%. För att säkerställa en klyvningskedjereaktion var det nödvändigt att använda en stor mängd grafit och uran - i storleksordningen flera ton. Föroreningarna skulle vara mindre än några miljondelar. Reaktorn, monterad i slutet av 1942 av Fermi vid University of Chicago, hade formen av en ofullständig sfäroid avskuren från ovan. Den innehöll 40 ton uran och 385 ton grafit. På kvällen den 2 december 1942, efter att neutronabsorbatorstavarna tagits bort, upptäcktes det att en kärnkedjereaktion pågick inuti reaktorn. Den uppmätta koefficienten var 1,0006. Inledningsvis arbetade reaktorn med en effektnivå på 0,5 W. Den 12 december höjdes dess effekt till 200 watt. Därefter flyttades reaktorn till mer säkert ställe, och dess effekt ökades till flera kW. I detta fall förbrukade reaktorn 0,002 g uran-235 per dag.

Den första kärnreaktorn i Sovjetunionen

Byggnaden för den första F-1-forskningskärnreaktorn i Sovjetunionen var klar i juni 1946.
Efter att alla nödvändiga experiment utförts utvecklades reaktorkontroll- och skyddssystemet, reaktorns dimensioner fastställdes, alla nödvändiga experiment utfördes med reaktormodeller, neutrondensiteten bestämdes på flera modeller, grafitblock erhölls (den så kallade kärnrenheten) och (efter neutronfysikaliska kontroller) uranblock, i november 1946 påbörjades byggandet av F-1-reaktorn.
Reaktorns totala radie var 3,8 m. Den krävde 400 ton grafit och 45 ton uran. Reaktorn monterades i lager och klockan 15 den 25 december 1946 monterades det sista, 62:a lagret. Efter utvinningen av de så kallade nödstavarna lyftes kontrollstaven, neutrontätheten började räknas och klockan 18:00 den 25 december 1946 vaknade den första reaktorn i Sovjetunionen till liv. Det var en spännande seger för forskare - skaparna av en kärnreaktor och allt sovjetiska folk. Ett och ett halvt år senare, den 10 juni 1948, nådde industrireaktorn med vatten i kanalerna ett kritiskt tillstånd och snart påbörjades den industriella produktionen av en ny typ av kärnbränsle - plutonium.