Ядра атомного ділення
 
а б в г д е ж з и й к л м н о п р с т у ф х ц ч ш щ ъ ы ь э ю я
 

Ядра атомного ділення

Ядра атомного ділення , процес розщеплювання атомного ядра на декілька легших ядер — «осколків», найчастіше — на 2 уламки, близьких по масі. У 1938 німецькі учені О. Ган і Ф. Штрасман встановили, що при бомбардуванні урану нейтронами утворюються ядра лужноземельних елементів, зокрема — ядра Ba. Декілька пізніше австрійський фізики Л. Майтнер і О. Фріш показали, що ядро 235 U ділиться під дією нейтрона на 2 уламки. Вони ввели термін «ділення ядер», маючи на увазі схожість цього явища з діленням клітин в біології. Вони ж дали перше якостей, пояснення Я. а. д.

загрузка...

  Початкова стадія ділення — повільна зміна форми ядра, при якому з'являється шийка, що сполучає 2 ще не повністю сформованих уламка ( мал. 1 , а, би) . Час проходження цієї стадії (10 -14 10 -18 сік ) залежить від того, наскільки сильно збуджено ядро, що ділиться. Поступово шийка утоньшаєтся, і в деякий момент відбувається її розрив ( мал. 1 , в). Осколки, що утворюються, з великою енергією розлітаються в протилежні сторони ( мал. 1 , г).

  Деформація ядра при діленні супроводиться зміною його потенційній енергії ( мал. 2 ). Для того, щоб ядро досягло форми, передуючої його розриву, необхідна витрата певної енергії для подолання потенційного бар'єру, називається бар'єром ділення. Цю енергію звичайне ядро отримує ззовні, в результаті тієї або іншої ядерній реакції (наприклад, при захваті нейтрона). Я. а. д. спостерігається для всіх ядер важче Ag, проте вірогідність його у багато разів більше для найважчих елементів. В разі 235 U ділення відбувається при захваті навіть теплових нейтронів .

  В 1940 Р. Н. Флеров і К. А. Петржак (СРСР) виявили мимовільне (спонтанне) Я. а. д., при якому відбувається тунельне проникнення через бар'єр ділення (див. Тунельний ефект ) . Спонтанне ділення — різновид радіоактивного розпаду ядер (див. Радіоактивність ) і характеризується періодом напіврозпаду (періодом ділення). Вірогідність спонтанного ділення залежить від висоти бар'єру ділення. Для ізотопів U і сусідніх з ним елементів бар'єр ділення ~6 Мев. Висота бар'єру, а отже, і період спонтанного ділення ядер залежать від відношення Z 2 /a ( мал. 3 ). При зміні Z 2 /a від 34,3 для 232 Th до 41,5 для 260 Ku період спонтанного ділення зменшується ~ у 10 30 раз.

  Ділення важких ядер супроводиться виділенням енергії. У важких ядрах із-за великих сил електростатичного розштовхування нуклони зв'язані один з одним слебєє, чим в осколках — ядрах середини періодичної системи елементів . Тому маса важкого ядра більше суми мас осколків, що утворюються. Різниця в масах відповідає енергії, що виділяється при діленні (див. Відносності теорія ) . Значна частина цієї енергії виділяється у вигляді кінетичної енергії осколків, рівній енергії електростатичного відштовхування двох дотичних осколків у момент розриву ядра на дві частини ( мал. 1 , би). Сумарна кінетична енергія осколків декілька збільшується у міру зростання Z ядра, що ділиться, і складає для ядер U і трансуранових елементів величину ~ 200 Мев. Осколки швидко гальмуються в середовищі, викликаючи її нагрівання, іонізацію і порушуючи її структуру. Після відповідної хімічної обробки під мікроскопом можуть бути відмічені характерні сліди уламків ділення ( мал. 4 ). Перетворення кінетичної енергії уламків ділення в теплову енергію (нагрівання ними довкілля) є основою використання ядерної енергії (див. Ядерний реактор, Ядерний вибух ) .

  У момент розриву ядра осколки сильно деформовані, але у міру їх видалення один від одного деформація зменшується, що приводить до збільшення їх внутрішньої енергії. Надалі енергія збудження осколків зменшується в результаті випускання ними нейтронів і g-квантів ( мал. 1 , г). Коли енергія збудження осколків стає менше енергії, необхідній для відділення нейтрона від ядра, емісія нейтронів припиняється і починається інтенсивне випускання g-квантів. В середньому спостерігається 8—10 g-квантів на 1 акт ділення.

  Т. до. розривши шийки ядра може відбуватися по-різному, то маса, заряд і енергія збудження осколків флуктуїруют від одного акту ділення до іншого. Число нейтронів v, випущених при діленні, також флуктуїруєт. При бомбардуванні U повільним і нейтронами число нейтронів на 1 акт ділення n ~ 2,5. Для важчих елементів n збільшується. Значить, перевищення n над 1 — надзвичайно важливий факт. Саме ця обставина дозволяє здійснювати ядерну ланцюгову реакцію і нагромаджувати в ядерних реакторах енергію, що виділяється при Я. а. д. у макроскопічних масштабах. Приблизно енергетичний спектр нейтронів можна рахувати максвелловським з середньою енергією ~1,3 Мев (див. Максвелла розподіл ) .

  Ядра, що утворюються при діленні, переобтяжені нейтронами і є радіоактивними (ізотопи Ba і ін.). Співвідношення між числами протонів Z і нейтронів N = А Z в них залежить від енергії збудження ядра, що ділиться. При досить високому збудженні співвідношення N і Z в осколках залишається зазвичай тим же, що в початкового ядра, що ділиться. При малій енергії збудження ядра, що ділиться, нейтрони і протони розподіляються між осколками таким чином, що в обох осколках відбувається приблизно однакове число b-розпадів, перш ніж вони перетворяться на стабільні ядра. Що в окремих випадках (приблизно 0,7% по відношенню до загального числа ділень) утворюється при b-розпаді збуджене дочірнє ядро випускає нейтрон. Емісія цього нейтрона 113 збуджені ядра — процес швидкий (t < 10 -16 сік ), проте він запізнюється по відношенню до моменту ділень ядра на якийсь час, яке може досягати десятків сік; нейтрони, що випускаються при цьому, називаються запізнілими нейтронами.

  Ділення називається асиметричним, коли відношення мас найбільш часто виникаючих осколків ~1,5 ( мал. 5 ). У міру збільшення енергії збудження ядра все велику роль починає грати симетричне ділення на два уламки з приблизно рівною масою. Для деяких ядер (U, Pu), що спонтанно діляться, характерне асиметричне ділення, але у міру збільшення А ділення наближається до симетричного. Найвиразніше це виявляється в 256 Fm. Значно рідше спостерігається ділення на 3 уламки, що зазвичай супроводиться випусканням а-частки, ядер 6 He 8 He, Li, Ве і ін. Граничний випадок — ділення на 3 рівних уламка — спостерігався при бомбардуванні ядер прискореними важкими іонами ( 40 Ar і ін.).

  Теоретичне пояснення Я. а. д. вперше було дано Н. Бором і Дж. А. Уплером (США) і незалежно від них Я. І. Френкелем . Вони розвинули краплинну модель ядра, згідно якої ядро розглядається як крапля електрично зарядженої нестискуваної рідини. На нуклони в атомному ядрі діють ядерні сили тяжіння, що врівноважують один одного, і електростатичні сили відштовхування (між протонами), прагнучі розірвати ядро. Деформація ядра порушує рівновагу; при цьому, проте, виникають сили, прагнучі повернути ядро до початкової форми аналогічно поверхневому натягненню рідкої краплі. Деформація ядра при діленні супроводиться збільшенням його поверхні і, як в рідкій краплі, сили поверхневого натягнення зростають, перешкоджаючи подальшій деформації. Після проходження через вершину бар'єру ділення енергетично вигідним стає утворення 2 крапель меншого розміру, і з цієї миті формування уламків ділення йде швидко і необоротним чином. Зменшення бар'єру ділення для ядер з великими Z 2 /a виразно виявляється в зменшенні періодів спонтанного ділення.

  Краплинна модель описує лише усереднені властивості ядер. Насправді ж характер процесу ділення може істотно залежати від внутрішньої структури ядра і стану окремих нуклонів. Зокрема, через це бар'єр ділення більше для ядер з непарним числом нуклонів, чим для сусідніх парно-парних ядер (з парними Z і N ) . Особливо помітне це підвищення бар'єру позначається на періодах спонтанного ділення ядер: періоди спонтанного ділення парно-парних ядер в середньому більш ніж в 100 разів коротше за період спонтанного ділення сусідніх ядер з непарним N. Збільшення бар'єру ділення із-за непарного нуклона видно на прикладі ділення ізотопів урану. Ділення ядер 238 U стає досить вірогідним лише у тому випадку, коли кінетична енергія нейтронів перевищує деякий поріг, а в разі 235 U навіть при захваті теплового нейтрона, енергія збудження складеного ядра 236 U вже перевищує бар'єр ділення ( мал. 6 ). Вплив структури ядра на Я. а. д. видно при порівнянні періодів спонтанного ділення парно-непарних ядер. Замість регулярного збільшення періоду спонтанного ділення з масою нукліда інколи спостерігається різке зменшення періоду спонтанного ділення. Особливо чітко цей ефект виявляється при числі нейтронів N = 152, що не може бути пояснене в рамках краплинної моделі і свідчить про вплив на Я. а. д. оболонковою структури ядра.

  Нуклонні оболонки роблять вплив не лише на подолання бар'єру ділення, вони помітно позначаються і на останній стадії формування осколків в мить, коли відбувається розрив ядра. Зміна форми ядра при діленні відбувається повільно (в порівнянні з рухом нуклонів в ядрі), внаслідок чого нуклонні орбіти перебудовуються адіабатично. Виміру спектру мас осколків, їх сумарної кінетичної енергії, а також залежності n від співвідношення мас осколків вказують на формування нуклонних оболонок в осколках перед розривом.

  Великий вплив на розвиток уявлень про протікання процесу ділення надала ідея О. Бора про існування так званих канальних ефектів. Виявилось, що при діленні, викликаному швидкими частками, осколки розлітаються анізотропно, але завжди симетрично відносно кута 90° по відношенню до пучка часток, що викликають ділення. Поблизу порогу ділення спостерігаються досить химерні кутові розподіли осколків, які часто різко міняються при порівняно невеликій зміні енергії захоплюваної ядром частки. Ці явища були пояснені в 1955 Бором як прояв квантових каналів ділення, пов'язаних з окремими поляганнями внутрішнього руху нуклонів в сильно «охолодженому» ядрі у момент подолання енергетичного бар'єру (внутрішня енергія збудження зменшується тут на величину порогу ділення). Дослідження каналів ділення стали одним з важливих джерел інформації про структуру внутрішніх квантових станів ядра поблизу порогу ділення.

  В 1962 в Об'єднаному інституті ядерних досліджень (СРСР) був відкритий новий вигляд метастабільних (ізомерних) станів ядер з високою вірогідністю спонтанного ділення. Відомо близько 30 ядер (ізотопи U, Pu, Am, Cm, Bk), для яких вірогідність спонтанного ділення в ізомерному стані більша, ніж в основному, приблизно в 10 26 раз. Представляється вірогідним, що форма ядра в цьому ізомерному стані сильно відрізняється від форми ядра в основному стані (ізомерія форми ядра). У 1968 були виявлені так звані підбар'єрні ділильні резонанси при захваті нейтронів ядрами 240 Pu і 237 Np. Явища спонтанного ділення з ізомерного стану і наявність підбар'єрних ділильних резонансів пояснюються моделлю запропонованою В. М. Струтінським (СРСР), що враховує формування нуклонних оболонок в сильно деформованих ядер. Вона приводить до форми бар'єру ділення, показаної на мал.(малюнок) 7, з додатковим мінімумом потенційної енергії при деформації ядра. Існування цього мінімуму може пояснити природу ізомерів, що спонтанно діляться. Нижнє полягання в другій потенційній ямі на бар'єрі ділення має бути ізомерним. Електромагнітні переходи з цього стану в основне (лежаче в першій ямі) мають бути заборонені із-за потенційного бар'єру, що розділяє обидві потенційні ями. В той же час бар'єр ділення для ізомерних станів малий, і це пояснює високу вірогідність спонтанного ділення ізомерів.

  При збудженні ядра до енергії ледве нижче за висоту бар'єру, що розділяє дві потенційні ями, починається сильне змішення станів з різною рівноважною деформацією. Змішення станів з різною формою ядра приводить до появи груп ділильних резонансів, розділених відстанями, рівними відстаням між рівнями складеного ядра в седлової крапці.

  Сильний вплив оболонкових ефектів на бар'єр ділення дозволяє чекати деяких особливостей в ще не синтезованих трансуранових елементів. Згідно краплинної моделі, атомні ядра з  мають бути нестійкі і розпадатися спонтанним діленням за час ~10 -21 сек. Облік впливу нуклонних оболонок на бар'єр ділення приводить до виводу, що поява нових заповнених оболонок (мабуть, з Z = 114 і N = 184) супроводитиметься зростанням висоти бар'єру ділення до декількох Мев. На цьому засноване припущення про існування «острова стабільності» надважких трансуранових елементів поблизу Z = 114. Не виключено, що для деяких ізотопів цього «острова» час життя перевищить десятки тисяч років. Слідує, проте, мати на увазі, що доки наявність островів стабільності залишається чисто гіпотетичною можливістю, що спирається на певні припущення про деталі структури ядер надважких трансуранових елементів.

  Літ.: Hahn О., Strassman F., «Naturwissenschaften», 1939, Jg 27 № 1, S. 11; Петржак До. А., Флеров Р. Н., «Журнал експериментальної і теоретичної фізики», 1940, т. 10, ст 9—10, с. 1013; Френкель Я. І., там же, 1939, т. 9, ст 6, с. 641; Петржак До. А., Флеров Р. Н., «Успіхи фізичних наук», 1961, т. 73, ст 4, с. 655; Струтінський Ст М., Ділення ядер, «Природа», 1976 №9; Ліхман Р. Би., Ділення ядра, в кн.: Фізика атомного ядра і плазми, пер.(переведення) з англ.(англійський), М., 1974.

Мал. 1. Ділення ядра 235 U, що містить 92 протони і 143 нейтрона. Нейтрон, захоплюючись ядром 235 U, перетворює його на 236 U; деформація, що виникає при цьому, приводить до розриву ядра.

Мал. 6. Залежність перетину ділення 235 U (1) і 238 U (2) від енергії нейтронів.

Мал. 4. Сліди осколків ділення, виявлені за допомогою діелектричного детектора.

Мал. 2. Бар'єр ділення і послідовність фігур, прохідних атомним ядром, що ділиться.

Мал. 5. Спектр мас уламків ділення ядра 235 U при захваті повільних нейтронів.

Мал. 7. Передбачувана форма потенційного бар'єру в разі спонтанного ділення з ізомерного стану.

Мал. 3. Залежність періодів Т спонтанного ділення ядер в основному стані від відношення Z 2 /a.