«Ядерные превращения. Деление ядер» (стр. 5 из 7)

Высокая вероятность спонтанного деления изомеров формы объясняется значительно меньшей шириной барьера деления — делению из второй потенциальной ямы препятствует только внешний пик барьера деления. В свою очередь, внутренний пик препятствует гамма-переходу в основное состояние ядра. Поэтому основной модой распада изомеров формы является спонтанное деление — эти изомеры известны у 35 нуклидов актиноидов и лишь для двух из них (236mU и 238mU) наблюдается изомерный гамма-переход.

Энергия изомеров формы составляет от 2 до 4 МэВ, соответствуя минимуму энергии во второй потенциальной яме. Периоды полураспада — от наносекунд до миллисекунд. Наибольший период полураспада — 14 мс — наблюдается у 242mAm, открытого первым из изомеров формы.

Если в химии изомером называется молекула с тем же составом, но другим геометрическим упорядочением атомов, то в физике ядерным изомером называется иное возбужденное, но стабильное состояние ядра химического элемента с тем же количеством протонов и нейтронов. Ядерный изомер – это стабильное и относительно долгоживущее возбужденное состояние атомного ядра с замедленным обратным распадом в основное состояние. Изомер представляет собой прекрасный аккумулятор энергии, и если ученые смогут найти способ ее контролированного высвобождения, то у инженеров появится совершенно новый тип аккумуляторных батарей – ядерных батарей. Дело в том, что переход из возбужденного состояния в основное можно инициировать электромагнитным воздействием, т.е. бомбардируя ядерный изомер пучком фотонов.

Кроме того, исследования изомеров могут позволить проследить за процессами образования новых химических элементов внутри звезд и оценить время жизни и эволюции, а это – один из важнейших вопросов всей астрофизики.

Делящиеся нуклиды

Иллюстрация на тему распада ²³⁵U

Как следует из теории составного ядра, минимальное значение энергии составного ядра

равно энергии связи нейтрона в этом ядре , которая существенно зависит от чётности числа нейтронов в ядре: энергия связи чётного нейтрона гораздо больше энергии связи нечётного при приблизительно равных массовых числах ядра. Сравним значения барьера деления для тяжёлых ядер и энергии связи нейтрона в тяжёлых ядрах (наиболее важных с практической точки зрения):

Ядро	, МэВ	Ядро	, МэВ
232Th	5,9	233Th	4,79
233U	5,5	234U	6,84
235U	5,75	236U	6,55
238U	5,85	239U	4,80
239Pu	5,5	240Pu	6,53

Следует отметить, что в таблице для энергии связи приведены ядра, образующиеся путём присоединения нейтрона к ядрам из таблицы для порога деления, однако величина барьера деления слабо зависит от массового числа и состава ядра, поэтому такое качественное сравнение допустимо.

Сравнение величин из этих таблиц показывает, что для разных ядер:

• , это означает, что деление возможно нейтронами с любой сколь угодно малой кинетической энергией. К этой группе относятся ядра с нечётным числом нейтронов (присоединяемый нейтрон — чётный): ²³³U, ²³⁵U, ²³⁹Pu, которые принято называть делящимися;
• , это означает, что деление возможно лишь нейтронами с кинетической энергией, превышающей некое пороговое значение. К этой группе относятся ядра с чётным числом нейтронов (присоединяемый нейтрон — нечётный): ²³²Th, ²³⁸U, которые называют пороговыми. Значение пороговых энергий примерно равны 1,2 МэВ для ²³²Th и 1 МэВ для ²³⁸U.

Для других (не указанных в таблице) ядер ситуация аналогичная: ядра с нечётным числом нейтронов - делящиеся, с чётным — пороговые. Пороговые ядра не могут служить основой цепной ядерной реакции деления.

Из пяти рассмотренных выше ядер только три имеются в природе: ²³²Th, ²³⁵U, ²³⁸U. Природный уран содержит примерно 99,3 % ²³⁸U и лишь 0,7 % ²³⁵U. Другие делящиеся ядра, ²³³U и ²³⁹Pu, могут быть получены искусственным путём. Практические способы их получения основаны на использовании пороговых ядер ²³²Th и ²³⁸U по следующим схемам:

В обоих случаях процесс радиационного захвата приводит к образованию радиоактивных ядер. После двух последовательных β-распадов образуются делящиеся нуклиды. Промежуточные ядра имеют достаточно малые периоды полураспада, что позволяет использовать эти способы на практике. Образовавшиеся делящиеся ядра также радиоактивны, но их периоды полураспада настолько велики, что ядра можно рассматривать как стабильные при использовании в ядерных реакторах.

В связи с возможностью получения делящихся ядер из пороговых, встречающихся в природе, ²³²Th и ²³⁸U, последние принято называть воспроизводящими. Современные знания о нуклидах позволяют предполагать, что будущее ядерной энергетики связано именно с превращением воспроизводящих материалов в делящиеся.

Стадии процесса деления

Условное схематическое изображение стадий процесса деления (r — расстояние между образовавшимися ядрами, t — время протекания стадий)

Деление начинается с образования составного ядра. Спустя примерно 10⁻¹⁴ секунды это ядро делится на два осколка, которые, ускоряясь под действием кулоновских сил, разлетаются в противоположные стороны. Ускоренное движение осколков заканчивается спустя 10⁻¹⁷с с момента их образования. К этому времени они имеют суммарную кинетическую энергию примерно 170 МэВ и находятся на расстоянии друг от друга примерно 10⁻⁸ см, то есть порядка размера атома.

Часть энергии деления переходит в энергию возбуждения осколков деления, которые ведут себя как любые возбуждённые ядра — либо переходят в основные состояния, излучая гамма-кванты, либо испускают нуклоны и превращаются в новые ядра, которые также могут оказаться в возбуждённом состоянии и их поведение будет аналогично поведению ядер, образовавшихся при делении исходного составного ядра.

Испускание ядром нуклона возможно лишь в случае, когда энергия возбуждения превышает энергию связи нуклона в ядре, тогда он испускается с большей вероятностью, чем гамма-квант, так как последний процесс протекает гораздо медленнее (электромагнитное взаимодействие намного слабее ядерного). Чаще всего испускаемым нуклоном является нейтрон, так как ему не нужно преодолевать кулоновский барьер при вылете из ядра, а для осколков деления это ещё вероятнее, так как они перегружены нейтронами, что приводит к понижению энергии связи последних. Энергия возбуждения осколков деления примерно равна 20 МэВ, что намного больше энергии связи нейтронов в осколках, а следовательно возможно испускание одного или двух нейтронов каждым из осколков спустя 10⁻¹⁷−10⁻¹⁴ секунды с момента их образования. В результате практически мгновенно после деления составного ядра осколки деления испускают два или три нейтрона, которые принято называть мгновенными.

Образовавшиеся ядра по-прежнему находятся в возбуждённых состояниях, однако в каждом из них энергия возбуждения меньше энергии связи нейтрона, поэтому остатки энергии возбуждения излучаются в виде гамма-квантов спустя 10⁻¹⁴−10⁻⁹ секунды с момента испускания нейтронов, такие гамма-кванты также называются мгновенными.

В дальнейшем движение осколков деления не связано с их превращениями. Так как они увлекают за собой не все электроны исходного атома, из них образуются многозарядные ионы, кинетическая энергия которых тратится на ионизацию и возбуждение атомов среды, что вызывает их торможение. В результате ионы превращаются в нейтральные атомы с ядрами в основных энергетических состояниях. Такие атомы называются продуктами деления.

Продукты деления имеют ядра со всё ещё избыточным количеством нейтронов по сравнению со стабильными ядрами в той же области массовых чисел и являются таким образом β-радиоактивными, каждое из них служит началом серии β−превращений, заканчивающихся только при достижении стабильного состояния. Ядра одной серии составляют так называемую цепочку распада, состоящую в среднем из трёх β−переходов, скорость которых зависит от избытка нейтронов, уменьшается по мере приближения к стабильному состоянию и намного меньше рассмотренных выше стадий процесса деления. β−распад сопровождается испусканием антинейтрино.

В результате β−распадов могут образовываться ядра в возбуждённых состояниях, которые переходят в основные состояния путём излучения гамма-квантов либо, крайне редко, превращаются в другие ядра путём испускания нейтронов. Такие нейтроны называются запаздывающими.

Следует отметить, что в процессе деления возможно образование частиц, не упомянутых выше (например α-частиц), либо осколков деления в количестве, большем двух, однако эти события настолько маловероятны, что на практике обычно не рассматриваются.