|
|
 |
|
Межотраслевая Интернет-система поиска и синтеза физических принципов действия преобразователей энергии
|
Общий каталог эффектов
 | Спонтанное деление ядер |
 |
Спонтанное или самопроизвольное деление ядер
Описание
Cамопроизвольное (спонтанное) деление тяжёлых ядер — разновидность радиоактивного распада ядер. Впервые обнаружено у ядер урана Г. Н. Флёровым и К. А. Петржаком в 1940. Спонтанное деление ядер подобно альфа-распаду происходит путём туннельного перехода. Как и во всяком туннельном переходе вероятность спонтанного деления ядер очень сильно (экспоненциально) зависит от высоты барьера деления. Для изотопов U и соседних с ним элементов высота барьера деления Vf=6 МэВ. При небольших (~1 МэВ) вариациях высоты барьера период спонтанного деления ядер изменяется в 1030 раз. На рис.1 даны периоды спонтанного деления ядер в зависимости от параметра делимости Z2/A (Z — атомный номер, А — массовое число), определяющего высоту барьера Vf.
Зависимость периодов T1/2 спонтанного деления ядер от параметра Z2/A.
Рис.1
Спонтанное деление ядер является доминирующим каналом распада сверхтяжёлых ядер, вследствие чего именно этим процессом определяется возможность существования ядер с большими Z, т. е. граница периодической системы элементов. Для U и Pu характерно асимметричное (по массе) деление, по мере роста А оно приближается к симметричному.
Спонтанное деление изомеров обнаружено в 1961 году, когда был открыт первый спонтанно делящийся изомер 242Am с периодом полураспада 14 мс. В таблице 1 приведены периоды полураспада некоторых обнаруженных в настоящее время спонтанно делящихся изомеров.
Периоды полураспада спонтанноделящихся изомеров
| Изомер |
236U |
238U |
235Pu |
236Pu |
238Pu |
239Pu |
| T1/2, нс |
110 |
200 |
20 |
34 |
6.5 |
8*103 |
Табл.1
На рис.2 показаны периоды полураспада спонтанного деления изомерных (нижняя группа точек) и основных состояний (верхняя группа точек) различных изотопов ядер от U до Cm. Для спонтанно делящихся изомеров характерно увеличение вероятности деления в 1020-25 раз. Этот результат не связан просто с увеличением проницаемости барьера деления с ростом энергии возбуждения ядра. Наблюдаемые особенности были объяснены на основе модели двугорбого барьера деления, развитой в работах В. Струтинского. Основные закономерности деления атомных ядер достаточно хорошо описываются в рамках капельной модели с учетом оболочечных поправок.
Периоды полураспада спонтанного деления изомерных (нижняя группа точек) и основных состояний (верхняя группа точек) различных изотопов ядер от U до Cm
Рис. 2
Экспериментальная методика, применявшаяся для измерений периодов спонтанного деления этих ядер, была различной. В тех случаях, когда исследовались ядра с сравнительно невысокой α-активностью, применялись или многослойные ионизационные камеры, или большие пропорциональные счетчики (диаметр 30—40 см, длина 2—3 м). Для изучения спонтанного деления ядер с высокой α-активностью, например 241Аm, использовался быстродействующий газовый сцинтиллятор, который исключал опасность имитации «осколочных» импульсов импульсами от наложения α-частиц. Измеренные значения периодов полураспада оказались заключенными в широком интервале: от нескольких секунд до 1029 сек (232Тh).
На рис. 1 и 3 приведены зависимости Тсп от Z2/A и от N для четно-четных изотопов. Видно, что параметр Z2/A не определяет однозначно вероятность спонтанного деления. Для изотопов данного элемента вероятность деления существенно зависит от массового числа и имеет «резонансный» характер. На рис. 3 крестиками указаны Тсп для нечетных по Z и N ядер. Вероятность спонтанного деления нечетных изотопов значительно ниже, чем у соседних четно-четных. Из наиболее надежных данных следует, что фактор задержки для спонтанного деления нечетных ядер по отношению к четным ~105.
Зависимость периода полураспада по отношению к спонтанному делению от числа нейтронов. Пунктир относится к α-распаду
Рис.3
Спонтанное деление наблюдается только у ядер тяжелых элементов с Z≥90. Спонтанное деление часто сопровождается испусканием из каждого исходного ядра 2-3 нейтронов. Обнаружено также происходящее с очень малой вероятностью резко несимметричное спонтанное деление ядер с Z≥88 с испусканием в качестве легких осколков ядер 14С, 22Na, 28Mg и др. Подобное деление иногда рассматривают как 14С-радиоактивность, 22Na-радиоактивность. и т.д. Другое название этого типа деления – кластерная радиоактивность. Спонтанное деление обозначают знаком f, например, спонтанное деление ядер 238U записывают: 238U(f, 2n) 144Ba, 92Kr.
Ключевые слова
Разделы наук
Применение эффекта
Изучение выхода нейтронов для определенного типа деления дает возможность получить сведения о распределении энергии возбуждения по отдельным осколкам и степени их деформации в момент образования. Это важно для выяснения деталей механизма деления.
Гамма-излучение, сопровождающее спонтанное деление, исследовалось для распада 252Сf. Было установлено, что при каждом акте деления появляется в среднем 10 фотонов, которые уносят суммарную энергию, равную —8 Мэв. Энергетический спектрγ -квантов сосредоточен в основном в области до 1 Мэв, хотя некоторая доля излучения приходится на кванты с большей энергией. Общий вид спектра γ-лучей сходен с тем, который был получен при изучении вынужденного деления 235U.
Важно отметить, что для изучения зависимости от Z среднего числа нейтронов, испускаемых при делении, спонтанное деление дает несравненно больше сведений, чем вынужденное, так как диапазон элементов, которые охватываются при исследовании спонтанного деления, существенно шире.
На рис.1 приведены результаты измерения числа нейтронов в зависимости от отношения масс осколков для спонтанного деления 252Сf и деления нейтронами 235U. При отношении масс в 1,20—1,25 основная доля всех нейтронов испускается легким осколком, а при более сильной асимметрии — тяжелым. Суммарное число нейтронов, испущенное парой осколков, слабо зависит от соотношения масс.
Число нейтронов, приходящееся на один акт спонтанного деления 252Сf и вынужденного деления (медленными нейтронами) 235U, в зависимости от отношения масс осколков. vЛ, vT - число нейтронов, испускаемых соответственно легким и тяжелым осколками, vх — суммарное число нейтронов.
Рис.1
Реализации эффекта
На рис. 1 приведены экспериментальные значения выходов осколков спонтанного деления 288U, 242Сm, 252Сf. Для сравнения на этом же рисунке приводится кривая выхода осколков при облучении 239Рu медленными нейтронами. Ход всех кривых имеет общий характер, а именно образуются в основном две группы осколков. Максимум выхода для легкой группы лежит при А = 100, для тяжелой - при A = 140.
Для значений масс 105 и 134 и близких к ним наблюдаются аномально повышенные выходы осколков (так называемая тонкая структура). Это явление обусловлено повышенной вероятностью образования тяжелых осколков с заполненной оболочкой N=82. Очевидно, что наличие пика тонкой структуры в легкой группе свидетельствует об избирательной способности образования осколков тяжелой группы с замкнутой оболочкой.
Некоторое различие между кривыми выхода осколков деления при спонтанном и вынужденном делении имеет место в области равных масс осколков деления. Это отличие сводится к тому, что частота образования осколков деления приблизительно одинаковой массы существенно ниже в случае спонтанного деления.
Распределение осколков по массам для спонтанного деления 288U, 242Сm, 252Сf и вынужденного деления (медленными нейтронами) 239Рu
Рис.1
Литература
1. Петржак К.А., Флеров Г.Н. //УФН т.LXXIII(4). 1961.
2. Физическая энциклопедия. гл.ред. Прохоров А.М. - М.: Большая российская энциклопедия. 1994.
Элементарные частицы, их рассеяние, реакции, космические потоки
Атомная физика, излучение и поглощение энергии атомами и молекулами
Волновые свойства частиц
Квантовая механика
