Vad är orsaken till klyvningen av urankärnor. Klyvning av urankärnan

Klass

Lektion #42-43

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

Kärnreaktioner

En kärnreaktion är en interaktionsprocess atomkärna 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 specifika för kärnfysik och elementarpartikelfysik.

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 måste vara mindre än den specifika bindningsenergin för nukleoner i kärnorna i slutprodukterna. Detta betyder att ΔM måste vara positivt.

Det finns två grundläggande olika sätt frigörande av kärnenergi.

1. Klyvning av tunga kärnor. I motsats till 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, element i 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 masstal 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. På gynnsamma villkor dessa neutroner kan 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.

PÅ atombomber okontrollerad kärnkedjereaktion inträffar 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. Schemat för en 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 bör en stor mängd energi frigöras. 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. Men att få ultrahöga temperaturer och begränsa plasma som värms upp till en miljard grader är den svåraste vetenskapliga och tekniska uppgiften på vägen till implementering av kontrollerad termisk kärnfusion.

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 potential väl, 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 kvantmekaniken finns det en icke-noll sannolikhet att en partikel passerar under en potentiell barriär. 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.

Under β-sönderfall ökar laddningstalet Z 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. Inte stabil isotop kol uppstår i atmosfären på grund av kärnreaktioner orsakade av kosmiska strålar. 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 att växterna dör slutar de att förbruka kol, och som ett resultat av β-sönderfall övergår den instabila isotopen gradvis till kväve 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 du 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 och levnadsvillkor. 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.

Kärnklyvningsreaktioner- fissionsreaktioner, som består i att en tung kärna under påverkan av neutroner, och som det senare visade sig, andra partiklar, delas upp i flera lättare kärnor (fragment), oftast i två kärnor som är nära i massa.

En egenskap hos kärnklyvning är att den åtföljs av emission av två eller tre sekundära neutroner, kallade fissionsneutroner. Eftersom antalet neutroner för medelstora kärnor är ungefär lika med antalet protoner ( N/Z ≈ 1), och för tunga kärnor överstiger antalet neutroner betydligt antalet protoner ( N/Z ≈ 1.6), då överbelastas de resulterande fissionsfragmenten med neutroner, som ett resultat av vilket de frigör fissionsneutroner. Emellertid eliminerar emissionen av fissionsneutroner inte fullständigt överbelastningen av fragmentkärnor av neutroner. Detta leder till att fragmenten är radioaktiva. De kan genomgå en serie β - -transformationer, åtföljda av emission av γ-kvanta. Eftersom β - -sönderfall åtföljs av omvandlingen av en neutron till en proton, kommer förhållandet mellan neutroner och protoner i fragmentet efter en kedja av β - -transformationer att nå ett värde som motsvarar en stabil isotop. Till exempel, under klyvningen av urankärnan U

U+ n → Xe + Sr +2 n(265.1)

klyvningsskärva Som ett resultat av tre akter av β - sönderfall, förvandlas Xe till en stabil isotop av lantan La:

Heh → Cs → Ba → La.

Fissionsfragment kan vara olika, så reaktion (265.1) är inte den enda som leder till U-klyvning.

De flesta neutroner emitteras nästan omedelbart under fission ( t≤ 10 –14 s), och en del (cirka 0,7 %) emitteras av fissionsfragment en tid efter fission (0,05 s ≤ t≤ 60 s). De första av dessa kallas omedelbar, den andra - försenad. I genomsnitt emitteras 2,5 neutroner för varje fissionshändelse. De har ett relativt brett energispektrum som sträcker sig från 0 till 7 MeV, med en medelenergi på cirka 2 MeV per neutron.

Beräkningar visar att klyvningen av kärnor också bör åtföljas av frigörandet ett stort antal energi. Faktum är att den specifika bindningsenergin för medelstora kärnor är ungefär 8,7 MeV, medan den för tunga kärnor är 7,6 MeV. Följaktligen bör klyvningen av en tung kärna i två fragment frigöra en energi lika med ungefär 1,1 MeV per nukleon.

Teorin om klyvning av atomkärnor (N. Bohr, Ya. I. Frenkel) baserades på droppmodellen av kärnan. Kärnan betraktas som en droppe av en elektriskt laddad inkompressibel vätska (med en densitet lika med den nukleära och som följer lagarna kvantmekanik), vars partiklar, när en neutron kommer in i kärnan, kommer till oscillerande rörelse, som ett resultat av vilket kärnan slits i två delar och flyger isär med stor energi.

Sannolikheten för kärnklyvning bestäms av neutronenergin. Till exempel, om högenergineutroner orsakar klyvning av nästan alla kärnor, då neutroner med en energi på flera megaelektronvolt - bara tunga kärnor ( MEN>210), Neutroner med aktiverings energi(den minsta energi som krävs för genomförandet av kärnklyvningsreaktionen) av storleksordningen 1 MeV, orsakar klyvning av kärnorna av uran U, torium Th, protactinium Pa, plutonium Pu. Kärnorna U, Pu och U, Th delas av termiska neutroner (de två sista isotoperna förekommer inte i naturen, de erhålls på konstgjord väg).

Sekundära neutroner som emitteras vid kärnklyvning kan orsaka nya klyvningshändelser, vilket gör det möjligt att utföra fissionskedjereaktion- en kärnreaktion där de partiklar som orsakar reaktionen bildas som produkter av denna reaktion. Klyvningskedjereaktionen kännetecknas av multiplikationsfaktor k neutroner, vilket är lika med förhållandet mellan antalet neutroner i en given generation och deras antal i föregående generation. Nödvändigt skick för utvecklingen av en klyvningskedjereaktion är krav k ≥ 1.

Det visar sig att inte alla resulterande sekundära neutroner orsakar efterföljande kärnklyvning, vilket leder till en minskning av multiplikationsfaktorn. För det första på grund av de ändliga dimensionerna kärna(utrymmet där en värdefull reaktion äger rum) och neutronernas höga penetrerande kraft kommer några av dem att lämna kärnan innan de fångas upp av någon kärna. För det andra fångas en del av neutronerna av kärnorna av icke-klyvbara föroreningar, som alltid finns i kärnan.Dessutom kan, tillsammans med fission, konkurrerande processer av strålningsfångning och oelastisk spridning ske.

Multiplikationsfaktorn beror på arten av det klyvbara materialet, och för en given isotop, på dess mängd, såväl som storleken och formen på den aktiva zonen. Minsta mått aktiv zon, där en kedjereaktion är möjlig, kallas kritiska dimensioner. Den minsta massan av klyvbart material som finns i ett system med kritiska storlekar, nödvändiga för genomförandet kedjereaktion, kallad kritisk massa.

Hastigheten för utveckling av kedjereaktioner är olika. Låt vara T - snittid

en generations liv, och När antalet neutroner i en given generation. I nästa generation är deras antal kN,t. e. ökning av antalet neutroner per generation dN = kN – N = N(k- ett). Ökningen av antalet neutroner per tidsenhet, dvs kedjereaktionens tillväxthastighet,

. (266.1)

Integrering (266.1) får vi

,

var N0är antalet neutroner vid det första ögonblicket, och N- deras nummer åt gången t. N definieras av tecknet ( k- ett). På k>1 går utveckla respons. antalet divisioner växer kontinuerligt och reaktionen kan bli explosiv. På k=1 går självförsörjande svar där antalet neutroner inte förändras med tiden. På k <1 идет blekande reaktion,

Kedjereaktioner delas in i kontrollerade och okontrollerade. Explosionen av en atombomb är till exempel en okontrollerad reaktion. För att förhindra att en atombomb exploderar under lagring delas U (eller Pu) i den i två delar på avstånd från varandra med massorna under kritiska. Sedan, med hjälp av en vanlig explosion, närmar sig dessa massor varandra, den totala massan av det klyvbara materialet blir mer kritisk, och en explosiv kedjereaktion uppstår, åtföljd av en omedelbar frigöring av en enorm mängd energi och stor förstörelse. Explosiv reaktion startar på grund av tillgängliga spontana fissionsneutroner eller kosmisk strålningsneutroner. Hanterade kedjereaktioner utförs i kärnreaktorer.

Kärnklyvning är uppdelningen av en tung atom i två fragment med ungefär samma massa, åtföljd av frigörandet av en stor mängd energi.

Upptäckten av kärnklyvning började en ny era - "atomåldern". Potentialen för dess möjliga användning och förhållandet mellan risk och nytta av dess användning har inte bara genererat många sociologiska, politiska, ekonomiska och vetenskapliga landvinningar, utan också allvarliga problem. Även ur en rent vetenskaplig synvinkel skapade processen av kärnklyvning stort antal pussel och komplikationer, och dess fullständiga teoretiska förklaring är en fråga om framtiden.

Att dela är lönsamt

Bindningsenergierna (per nukleon) skiljer sig åt för olika kärnor. De tyngre har lägre bindningsenergier än de som finns i mitten av det periodiska systemet.

Det betyder att för tunga kärnor med ett atomnummer större än 100 är det fördelaktigt att dela upp i två mindre fragment och därigenom frigöra energi, som omvandlas till fragmentens kinetiska energi. Denna process kallas splittring

Enligt stabilitetskurvan, som visar antalet protoners beroende av antalet neutroner för stabila nuklider, föredrar tyngre kärnor fler neutroner (jämfört med antalet protoner) än lättare. Detta tyder på att tillsammans med klyvningsprocessen kommer några "reserv" neutroner att sändas ut. Dessutom kommer de också att ta på sig en del av den frigjorda energin. Studiet av kärnklyvning av uranatomen visade att 3-4 neutroner frigörs: 238 U → 145 La + 90 Br + 3n.

Atomnumret (och atommassan) för fragmentet är inte lika med hälften av förälderns atommassa. Skillnaden mellan massorna av atomer som bildas till följd av splittring är vanligtvis cirka 50. Det är sant att orsaken till detta är ännu inte helt klarlagd.

Bindningsenergierna för 238 U, 145 La och 90 Br är 1803, 1198 respektive 763 MeV. Detta innebär att som ett resultat av denna reaktion frigörs klyvningsenergin i urankärnan, lika med 1198 + 763-1803 = 158 MeV.

Spontan uppdelning

Processerna för spontan splittring är kända i naturen, men de är mycket sällsynta. Den genomsnittliga livslängden för denna process är cirka 10 17 år, och till exempel är den genomsnittliga livslängden för alfasönderfall för samma radionuklid cirka 10 11 år.

Anledningen till detta är att för att delas i två delar måste kärnan först deformeras (sträckas ut) till en ellipsoidform och sedan, innan den slutligen delas i två fragment, bilda en "hals" i mitten.

Potentiell barriär

I det deformerade tillståndet verkar två krafter på kärnan. Den ena är den ökade ytenergin (ytspänningen hos en vätskedroppe förklarar dess sfäriska form), och den andra är Coulomb-avstötningen mellan fissionsfragment. Tillsammans skapar de en potentiell barriär.

Liksom i fallet med alfasönderfall, för att den spontana klyvningen av uranatomkärnan ska kunna inträffa, måste fragmenten övervinna denna barriär med hjälp av kvanttunneling. Barriären är cirka 6 MeV, som i fallet med alfasönderfall, men sannolikheten för att tunnla en alfapartikel är mycket större än för en mycket tyngre atomklyvningsprodukt.

påtvingad klyvning

Mycket mer sannolikt är den inducerade klyvningen av urankärnan. I detta fall bestrålas moderkärnan med neutroner. Om föräldern absorberar det binder de och frigör bindningsenergi i form av vibrationsenergi som kan överstiga de 6 MeV som krävs för att övervinna den potentiella barriären.

Om energin hos den ytterligare neutronen är otillräcklig för att övervinna den potentiella barriären, måste den infallande neutronen ha en minimal kinetisk energi för att kunna inducera spjälkning av en atom. I fallet med 238 U är bindningsenergin för ytterligare neutroner cirka 1 MeV kort. Detta innebär att klyvning av urankärnan induceras endast av en neutron med en kinetisk energi större än 1 MeV. Å andra sidan har 235 U-isotopen en oparad neutron. När kärnan absorberar ytterligare en bildar den ett par med den, och som ett resultat av denna parning uppstår ytterligare bindningsenergi. Detta är tillräckligt för att frigöra den mängd energi som krävs för att kärnan ska övervinna den potentiella barriären och isotopklyvningen inträffar vid kollision med valfri neutron.

beta-förfall

Även om fissionsreaktionen avger tre eller fyra neutroner, innehåller fragmenten fortfarande fler neutroner än deras stabila isobarer. Detta innebär att klyvningsfragment i allmänhet är instabila mot beta-sönderfall.

Till exempel, när uran 238U fission inträffar, är den stabila isobaren med A = 145 neodym 145Nd, vilket innebär att lantan 145La-fragmentet sönderfaller i tre steg, varje gång avger det en elektron och en antineutrino, tills en stabil nuklid bildas. Den stabila isobaren med A = 90 är zirkonium 90 Zr; därför sönderdelas det brom 90 Br splittande fragmentet i fem steg av β-sönderfallskedjan.

Dessa β-sönderfallskedjor frigör ytterligare energi, som nästan all bärs bort av elektroner och antineutriner.

Kärnreaktioner: klyvning av urankärnor

Direkt emission av en neutron från en nuklid med för många av dem för att säkerställa att kärnans stabilitet är osannolik. Poängen här är att det inte finns någon Coulomb-repulsion, så ytenergin tenderar att hålla neutronen i förbindelse med föräldern. Men detta händer ibland. Till exempel producerar ett 90 Br fissionsfragment i det första beta-sönderfallsstadiet krypton-90, som kan vara i ett exciterat tillstånd med tillräckligt med energi för att övervinna ytenergin. I detta fall kan emissionen av neutroner ske direkt med bildandet av krypton-89. fortfarande instabil med avseende på β-sönderfall tills den omvandlas till stabil yttrium-89, så att krypton-89 sönderfaller i tre steg.

Klyvning av urankärnor: en kedjereaktion

Neutronerna som emitteras i fissionsreaktionen kan absorberas av en annan moderkärna, som sedan själv genomgår inducerad fission. När det gäller uran-238 kommer de tre neutronerna som produceras ut med en energi på mindre än 1 MeV (energin som frigörs under klyvningen av urankärnan - 158 MeV - omvandlas huvudsakligen till klyvningsfragmentens kinetiska energi ), så de kan inte orsaka ytterligare klyvning av denna nuklid. Icke desto mindre, vid en betydande koncentration av den sällsynta isotopen 235 U, kan dessa fria neutroner fångas upp av 235 U kärnor, vilket verkligen kan orsaka fission, eftersom det i detta fall inte finns någon energitröskel under vilken fission inte induceras.

Detta är principen för en kedjereaktion.

Typer av kärnreaktioner

Låt k vara antalet neutroner som produceras i ett prov av klyvbart material i steg n i denna kedja, dividerat med antalet neutroner som produceras i steg n - 1. Detta antal kommer att bero på hur många neutroner som produceras i steg n - 1 som absorberas av kärnan, som kan tvingas att dela sig.

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

Om k > 1 kommer kedjereaktionen att växa tills allt klyvbart material har använts, vilket uppnås genom att anrika naturlig malm för att få en tillräckligt stor koncentration av uran-235. För ett sfäriskt prov ökar värdet på k med en ökning av neutronabsorptionssannolikheten, vilket beror på sfärens radie. Därför måste massan U överstiga en viss mängd för att klyvning av urankärnor (kedjereaktion) ska ske.

Om k = 1 sker en kontrollerad reaktion. Detta används i kärnreaktorer. Processen styrs genom att fördela kadmium- eller borstavar bland uranet, som absorberar de flesta neutronerna (dessa grundämnen har förmågan att fånga neutroner). Klyvningen av urankärnan styrs automatiskt genom att stavarna flyttas på ett sådant sätt att värdet på k förblir lika med ett.

>> 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 de fragment 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 massatalet 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 vid bildningen av kärnan och följaktligen desto mindre inre energi nybildat system.

Vid kärnklyvning ökar bindningsenergin per nukleon med 1 MeV, och den totala energin som frigörs måste vara enorm - cirka 200 MeV. Ingen annan kärnreaktion (ej relaterad till fission) frigör så stora energier.

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 elever Illustrationer ljud, videoklipp och multimedia foton, bilder grafik, tabeller, scheman humor, anekdoter, skämt, serier, liknelser, 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