Fisija teških jezgara. Nuklearna fisija: proces cijepanja atomskog jezgra

Nuklearna fisija- proces cijepanja atomskog jezgra na dva (rjeđe tri) jezgra slične mase, koji se nazivaju fragmenti fisije. Kao rezultat fisije, mogu nastati i drugi produkti reakcije: svjetlosna jezgra (uglavnom alfa čestice), neutroni i gama zraci. Fisija može biti spontana (spontana) i prisilna (kao rezultat interakcije s drugim česticama, prvenstveno s neutronima). Fisija teških jezgara je egzotermni proces, uslijed kojeg se oslobađa velika količina energije u obliku kinetičke energije produkta reakcije, kao i zračenja. Nuklearna fisija služi kao izvor energije u nuklearnim reaktorima i nuklearnom oružju. Proces fisije može nastati samo kada potencijalna energija početnog stanja fisionog jezgra premašuje zbir masa fisionih fragmenata. Kako specifična energija vezivanja teških jezgara opada sa povećanjem njihove mase, ovaj uslov je zadovoljen za skoro sve jezgre sa masenim brojem .

Međutim, kao što iskustvo pokazuje, čak i najteže jezgre se spontano cijepaju s vrlo malom vjerovatnoćom. To znači da postoji energetska barijera ( fisijska barijera), sprečavanje podjela. Nekoliko modela se koristi za opisivanje procesa nuklearne fisije, uključujući proračun fisijske barijere, ali nijedan od njih ne može u potpunosti objasniti proces.

Činjenica da se energija oslobađa tokom fisije teških jezgara direktno proizilazi iz zavisnosti specifične energije vezivanja ε = E svjetlo (A,Z)/A od masenog broja A. Kada se teško jezgro fisije, nastaju lakša jezgra u kojima su nukleoni jače vezani, a dio energije se oslobađa tokom fisije. U pravilu, nuklearna fisija je praćena emisijom 1-4 neutrona. Izrazimo energiju fisije Q u terminima energija vezivanja početnog i finalnog jezgra. Energiju početnog jezgra, koje se sastoji od Z protona i N neutrona, a ima masu M(A,Z) i energiju veze E st (A,Z), zapisujemo u sljedećem obliku:

M(A,Z)c 2 = (Zm p + Nm n)c 2 - E St (A,Z).

Podjela jezgra (A,Z) na 2 fragmenta (A 1,Z 1) i (A 2,Z 2) je praćena formiranjem N n = A – A 1 – A 2 promptni neutroni. Ako se jezgro (A,Z) podijeli na fragmente s masama M 1 (A 1 ,Z 1), M 2 (A 2 ,Z 2) i energijama veze E sv1 (A 1,Z 1), E sv2 (A 2 , Z 2), tada za energiju fisije imamo izraz:

Q div = (M(A,Z) – )c 2 = E St 1 (A 1 ,Z 1) + E St (A 2 ,Z 2) – E St (A,Z),

A = A 1 + A 2 + N n, Z = Z 1 + Z 2.

23. Elementarna teorija fisije.

Godine 1939 N. Bor I J. Wheeler, i Ya Mnogo prije nego što je fisija sveobuhvatno eksperimentalno proučavana, predložena je teorija ovog procesa, zasnovana na ideji o jezgri kao kapi nabijene tekućine.

Energija koja se oslobađa tokom fisije može se dobiti direktno iz Weizsäcker formule.

Izračunajmo količinu energije koja se oslobađa tokom fisije teškog jezgra. Zamijenimo u (f.2) izraze za energije vezivanja jezgara (f.1), uz pretpostavku da su A 1 = 240 i Z 1 = 90. Zanemarimo posljednji član u (f.1) zbog njegove malenosti i zamijenimo dobijamo vrednosti parametara a 2 i a 3

Iz ovoga dobijamo da je fisija energetski povoljna kada je Z 2 /A > 17. Vrijednost Z 2 /A naziva se parametar fisibilnosti. Energija E koja se oslobađa tokom fisije raste sa povećanjem Z 2 /A; Z 2 /A = 17 za jezgra u oblasti itrijuma i cirkonijuma. Iz dobijenih procjena jasno je da je fisija energetski povoljna za sva jezgra sa A > 90. Zašto je većina jezgara stabilna u odnosu na spontanu fisiju? Da bismo odgovorili na ovo pitanje, pogledajmo kako se oblik jezgra mijenja tokom fisije.

Razmotrimo početnu fazu fisije, kada jezgro, s povećanjem r, poprima oblik sve izduženijeg elipsoida okretanja. U ovoj fazi podjele, r je mjera odstupanja jezgra od sfernog oblika (slika 3). Zbog evolucije oblika jezgra, promjena njegove potencijalne energije određena je promjenom sume površinske i Kulonove energije E" n + E" k. Pretpostavlja se da volumen jezgra ostaje nepromijenjen tokom procesa deformacije. U ovom slučaju, površinska energija E"n raste, kako se povećava površina jezgra. Kulonova energija E"k opada, kako se povećava prosječna udaljenost između nukleona. Neka sferna jezgra, kao rezultat blage deformacije koju karakterizira mali parametar, poprimi oblik aksijalno simetričnog elipsoida. Može se pokazati da površinska energija E" n i Kulonova energija E" k variraju na sljedeći način:

U slučaju malih elipsoidnih deformacija, povećanje površinske energije se događa brže od smanjenja Kulonove energije. U području teških jezgara 2E n > E k zbir površinske i Kulonove energije raste sa povećanjem . Iz (f.4) i (f.5) proizilazi da pri malim elipsoidnim deformacijama povećanje površinske energije sprečava dalje promjene oblika jezgra, a samim tim i fisiju. Izraz (f.5) vrijedi za male vrijednosti (male deformacije). Ako je deformacija toliko velika da jezgro poprimi oblik bučice, tada sile površinskog napona, poput Coulombovih sila, teže da razdvoje jezgro i daju fragmentima sferni oblik. U ovoj fazi fisije, povećanje naprezanja je praćeno smanjenjem i Kulonove i površinske energije. One. uz postepeno povećanje deformacije jezgra, njegova potencijalna energija prolazi kroz maksimum. Sada r ima značenje udaljenosti između centara budućih fragmenata. Kako se fragmenti udaljavaju jedan od drugog, potencijalna energija njihove interakcije će se smanjivati, budući da opada Kulonova energija odbijanja Ek. Ovisnost potencijalne energije o udaljenosti između fragmenata je prikazana na Sl. 4. Nulti nivo potencijalne energije odgovara zbiru površinske i Kulonove energije dva fragmenta koji nisu u interakciji. Prisustvo potencijalne barijere sprečava trenutnu spontanu fisiju jezgara. Da bi se jezgro trenutno podijelilo, ono treba da prenese energiju Q koja prelazi visinu barijere H. Maksimalna potencijalna energija fisijskog jezgra je približno jednaka e 2 Z 2 /(R 1 + R 2), gdje su R 1 i R 2 polumjeri fragmenata. Na primjer, kada se jezgro zlata podijeli na dva identična fragmenta, e 2 Z 2 /(R 1 + R 2) = 173 MeV, i količina energije E koja se oslobađa tokom fisije ( vidi formulu (f.2)), jednako 132 MeV. Dakle, prilikom fisije zlatnog jezgra potrebno je savladati potencijalnu barijeru visine oko 40 MeV. Što je visina barijere H veća, to je niži odnos Kulonove i površinske energije E prema /E p u početnom jezgru. Ovaj omjer se, pak, povećava sa povećanjem parametra djeljivosti Z 2 /A ( vidi (f.4)). Što je jezgro teže, to je niža visina barijere H , budući da parametar fisibilnosti raste sa povećanjem masenog broja:

One. Prema modelu kapljica, u prirodi ne bi trebalo postojati jezgra sa Z 2 /A > 49, jer se spontano cijepaju gotovo trenutno (unutar karakterističnog nuklearnog vremena reda 10 -22 s). Postojanje atomskih jezgara sa Z 2 /A > 49 („ostrvo stabilnosti“) objašnjava se strukturom ljuske. Zavisnost oblika, visine potencijalne barijere H i energije fisije E od vrednosti parametra fisije Z 2 /A prikazana je na Sl. 5.

Spontana fisija jezgara sa Z 2 /A< 49, для которых высота барьера Н не равна нулю, с точки зрения классической физики невозможно. С точки зрения квантовой механики такое деление возможно в результате прохождения через потенциальный барьер и носит название спонтанного деления. Вероятность спонтанного деления растет с увеличением параметра делимости Z 2 /А, т.е. с уменьшением высоты барьера. В целом период полураспада относительно спонтанного деления уменьшается при переходе от менее тяжелых ядер к более тяжелым от Т 1/2 > 10 21 godina za 232 Th do 0,3 s za 260 Ku. Prisilna fisija jezgara sa Z 2 /A < 49 может быть вызвано любыми частицами: фотонами, нейтронами, протонами, дейтронами, -частицами и т.д., если энергия, которую они вносят в ядро достаточна для преодоления барьера деления.

Fisija atomskih jezgara je proces cijepanja jezgra na dva približno jednaka dijela. Tipično, ovaj proces se događa kada neka čestica - neutron, proton, alfa čestica, itd. - uđe u teško jezgro. U takvim slučajevima, fisija se naziva prisilna. Ali ponekad se podjela dešava spontano;

Mehanizam prisilne podjele. Kada čestica (na primjer, neutron) uđe u jezgro, njena energija vezivanja se oslobađa unutar jezgra E Sv.. Njemu se dodaje značajan dio kinetičke energije čestice E, zbog čega jezgro dolazi u pobuđeno stanje, a njegova ukupna energija pobuđenja ispada jednaka E * = E Sv. + E·A/(A+1). Ova ekscitacija se manifestuje u obliku ubrzanog kretanja svih nukleona jezgra, jezgro "kipi", talasi se kreću duž njegove površine itd. Tada se dogodi jedna od dvije stvari. Ili će višak energije napustiti jezgro uz emisiju jednog ili više gama kvanta (tj. doći će do radijacijskog hvatanja dolazeće čestice). Ili, kao rezultat oscilacija nuklearne "tečnosti", u jezgri se formira suženje, jezgro će poprimiti oblik bučice, a pod uticajem Kulonovog odbijanja naboja dve polovine ovog " bučica”, stezanje će puknuti, a dva dijela bivšeg jezgra će se razletjeti u suprotnim smjerovima uz veliku energiju primljenu od tih istih sila Kulonove odbijanja sličnih električnih naboja. Rezultirajuće polovice originalnog jezgra nazivaju se fisioni fragmenti. Pod uticajem sila površinske napetosti, oni će dobiti sferni oblik i postati jezgra novih atoma čija je masa jednaka približno polovini mase jezgra uranijuma, tj. atomi elemenata koji leže u sredini periodnog sistema.

Potencijalna fisijska barijera. Da bi se jezgro podijelilo, prvo mu se mora dati dovoljno velika deformacija, koja nastaje kao rezultat energije pobuđivanja koja se prenosi na jezgro - inače će se jezgro skupiti u sferu i do podjele neće doći. Minimalna energija pobude pri kojoj fisija postaje moguća je naziva potencijalnom fisijskom barijerom i označen je simbolom U f. Fisija je moguća ako je energija pobude jezgra E * > U f. Ako E * < U f, onda je podjela nemoguća. Sva teška jezgra (torijum, uranijum, plutonijum, itd.) imaju vrednosti U f približno isti i jednak 5,1 – 5,4 MeV. U takvim uslovima, sva teška jezgra bi morala da pokažu istu sposobnost fisije. Međutim, nije.

Poznato je da se s obzirom na fisiju neutronima, jezgre dijele u dvije različite grupe:

čudna jezgra kao npr 233 U, 235 U, 239 Pu, 241 Pu. Oni lako se cijepaju bilo kojim, čak i termalnim neutronima, zbog čega se često nazivaju jezgrima „goriva“;

parno-parno jezgro 232 Th, 234 U, 238 U, 240 Pu, 242 Pu termalni neutroni se ne cijepaju, pa se često nazivaju "sirovim neutronima".

To se događa jer kada neutron udari u neparno jezgro, formira se parno-parno jezgro (npr. 235 U + n → 236 U), energija veze neutrona u kojoj je posebno velika, tako da se i pri nultoj kinetičkoj energiji neutrona ispostavlja da je energija pobude veća od visine fisione barijere, pa se jezgro lako dijeli.

Kada neutron udari u parno-parno jezgro (npr. 238 U + n → 239 U), formira se neparna jezgra, energija veze neutrona u kojoj je mnogo manja i nije dovoljna da se savlada fisijska barijera. Ali ako u potonjem slučaju ne toplinski, već brzi neutron s dovoljno velikom kinetičkom energijom uđe u jezgro, tada se može ispostaviti da je ukupna energija pobude E * > U f, i doći će do podjele. Minimalna kinetička energija neutrona pri kojoj je moguća fisija parnog jezgra naziva se prag energije fisije E od tada. Za kernel 238 U ovu energiju E od tada≈ 1 MeV. Energije praga za druga parno-parna jezgra imaju približno iste vrijednosti. Dakle, sva takva jezgra se takođe fisuju, ali samo brzim neutronima.

Spontana podjela. Zbog velikog preopterećenja protona, koji se međusobno odbijaju elektrostatičkim silama i na taj način pokušavaju razdvojiti jezgro, teška jezgra se ispostavljaju kao krajnje nestabilna i stoga se mogu dijeliti samostalno, bez ikakvog vanjskog utjecaja. Ova spontana podjela se zove spontana fisija. Do spontane fisije dolazi, slično alfa raspadu, kroz efekat tuneliranja fragmenata koji prolaze kroz fisijsku barijeru. Ali zbog velikog naboja fragmenata, njihova vjerovatnoća prolaska kroz potencijalnu barijeru tokom fisije jezgri urana ispada mnogo manja nego za alfa čestice, a vrijeme poluraspada u odnosu na spontanu fisiju je, shodno tome, mnogo duže. Dakle, za alfa raspad jezgara uranijuma-238 period T α = 4,5 10 9 godina, dok za spontanu fisiju T f= 10 16 godina, tj. 2,5 miliona puta više. Kako se nuklearni naboj povećava, vrijednosti T f se brzo smanjuju. Dakle, za jezgra umjetnih transuranskih elemenata (vidi dolje) sa Z>100 vrijednost T f mjereno u minutima, pa čak i sekundama, a za neke nuklide spontana fisija postaje još poželjniji tip raspada. Ovo nam omogućava da računamo spontanu fisiju četvrti tip radioaktivnog raspada pored alfa, beta i gama raspada.

Oslobađanje energije tokom nuklearne fisije. Grafikon na slici 1.1. pokazuje da je specifična energija vezivanja nukleona jezgara uranijuma (≈ 7,5 MeV/nukleon) znatno manja od one jezgri sa upola manjom masom (≈ 8,4 MeV/nukleon), koja se dobijaju tokom fisije u obliku fragmenata. To znači da su fragmenti vezani mnogo jače od jezgara uranijuma, a prilikom njihovog formiranja, zbog preuređivanja nukleona, oslobađa se višak energije vezivanja u količini od približno 0,9 MeV po nukleonu. A pošto je 236 nukleona uključeno u fisiju jednog jezgra, ukupno oslobađanje energije tokom fisije jednog jezgra je 236·0,9 ≈ 212 MeV. Najveći dio ove energije odlazi na fragmente u obliku njihove kinetičke energije. Ali prilikom fisije jezgra, osim fragmenata, oslobađa se nekoliko različitih čestica koje odnose ostatak energije. Približna distribucija energije između različitih čestica tokom fisije jezgara uranijuma toplotnim neutronima data je u tabeli 1.3. Ukupna količina energije (215 MeV) dobro se slaže sa gornjom procjenom (212 MeV). Od ove količine energije, 10 MeV odnesu antineutrini u svemir i tako ih "nenadoknadivi gubici". Preostala energija se apsorbira u različitim materijalima reaktora i na kraju se pretvara u toplinsku energiju, koja se koristi ili direktno (u nuklearnim elektranama i nuklearnim elektranama) ili za proizvodnju električne struje (u nuklearnim elektranama i nuklearnim elektranama).

Tabela 1.3. Distribucija energije tokom fisije teških jezgara

Efektivni presjeci fisije. Jezgra koja se fisioniraju termičkim neutronima su također sposobna za fisiju sa srednjim i brzim neutronima, stoga je za njih, kao i za radijacijsko hvatanje (vidi gore), potrebno razmotriti karakteristike ponašanja poprečnih presjeka fisije u sva tri područja.

U području termičkih neutrona, poprečni presjeci fisije se također mijenjaju sa povećanjem energije prema zakonu “1/v”. Vrijednosti poprečnih presjeka fisije σ f prosječne za ovo područje date su u tabeli 1.4.

Tabela 1.4. Poprečni presjeci za fisiju nekih jezgara toplinskim neutronima

Nažalost, kada neutron uđe u jezgro uranijuma ili plutonijuma, ne može doći samo do fisije, već i radijacijskog hvatanja neutrona bez fisije, na primjer 235 U(n,γ) 236 U. Ovaj proces je štetan za rad reaktora , i to dvostruko:

gubi se neutron, koji ne može učestvovati u lančanoj reakciji fisije;

jezgro nuklearnog goriva 235 U se gubi, pretvarajući se u parno-parno jezgro 236 U, koje se, kao što je gore navedeno, ne cijepa termalnim neutronima.

Ali kao što se može vidjeti iz Tabele 5, poprečni presjeci fisije u svim slučajevima ispadaju veći od poprečnih presjeka hvatanja radijacije, tako da se korisni proces fisije odvija s većom vjerovatnoćom nego proces hvatanja neželjenog zračenja. To posebno jasno pokazuju omjeri poprečnih presjeka ova dva procesa (posljednji red u tabeli 1.4).

U području međuneutrona, ovisnost poprečnih presjeka fisije o energiji, kao i pri radijacijskom hvatanju, otkriva rezonantne vrhove. U prosjeku, u ovoj regiji vrijednosti parametra "alfa" ispadaju čak i nešto veće nego u području toplinskih neutrona, stoga, iako se grade srednji neutronski reaktori, oni se ne koriste široko.

U području brzih neutrona, ovisnost poprečnih presjeka fisije o energiji neutrona postaje glatka, ali za razliku od poprečnih presjeka hvatanja radijacije, presjeci fisije ne samo da se ne smanjuju s povećanjem energije neutrona, već se čak donekle povećavaju. To dovodi do značajnog poboljšanja u odnosu vjerovatnoća radijativnog hvatanja i fisije neutrona, posebno za plutonijum, za koji je odnos α = 0,029 za brze neutrone, tj. više od 12 puta bolje nego za termičke neutrone. Ova okolnost povezana je s jednom od glavnih prednosti nuklearnih reaktora koji rade na brzim neutronima u odnosu na termalne reaktore.

Poprečni presjeci fisije parno-parnih nuklida do praga fisije su prirodno jednaki nuli, a iznad praga, iako se razlikuju od nule, nikada ne poprimaju velike vrijednosti. Dakle, poprečni presjek fisije je 238 U pri energijama iznad 1 MeV ispada da je oko 0,5 barn.

Fragmenti fisije. Unatoč visokoj energiji (otprilike 82 MeV za svaki fragment), ispostavilo se da rasponi fragmenata u zraku nisu veći, pa čak i nešto manji od raspona alfa čestica (oko 2 cm). I to uprkos činjenici da alfa čestice imaju znatno nižu energiju (4 – 9 MeV). To se događa zato što je električni naboj fragmenta mnogo veći od naboja alfa čestice, te stoga gubi energiju mnogo intenzivnije da ionizira i pobuđuje atome medija.

Preciznija mjerenja su pokazala da putanje fragmenata u pravilu nisu iste, te su grupisane oko vrijednosti od 1,8 i 2,2 cm.

Općenito, fisija može proizvesti fragmente s velikim brojem masenih brojeva u rasponu od 70 do 160 (tj. oko 90 različitih vrijednosti), ali fragmenti s takvim masama nastaju s različitim vjerovatnoćama. Ove vjerovatnoće se obično izražavaju tzv. fragment izlazi Y A sa datim masenim brojem A: Y A = N A / N f, Gdje N A– broj fragmenata sa masenim brojem A koji je nastao tokom N f, nuklearna fisija. Obično veličina Y A izraženo u procentima.

Krivulja raspodjele prinosa fisionih fragmenata prema masenim brojevima ima dva maksimuma (ili „grbe“), pri čemu se jedan maksimum nalazi u području A = 90, a drugi u području A = 140. Imajte na umu da se upravo jezgra otprilike ovih masa najčešće nalaze u tragovima - ispadima nakon nuklearnih proba ili nuklearnih nesreća. Dovoljno je prisjetiti se tragova takvih nuklida kao što su 131 I, 133 I, 90 Sr, 137 Cs.

Omjer broja neutrona i broja protona u fragmentima u prvom trenutku se ispostavi da je približno isti kao što je bio u jezgri urana, tj. 143:92 = 1,55. Ali za stabilna jezgra sa prosječnim masama, kojima pripadaju fragmenti, ovaj omjer je mnogo bliži jedinici: na primjer, za stabilno jezgro 118 Sn ovaj omjer je 1,36. To znači da su jezgra fragmenata jako preopterećena neutronima, te će pokušati da se riješe ovog preopterećenja beta raspadom, u kojem se neutroni pretvaraju u protone. Istovremeno, da bi se primarni fragment pretvorio u stabilan nuklid, može biti potrebno nekoliko uzastopnih beta raspada, formirajući cijeli lanac, na primjer:

(stabilan).

Evo, ispod strelica, vremena poluraspada nuklida: s-sekunde, h-sat, y-godine. Imajte na umu da se fragmentom fisije obično naziva samo prvo jezgro koje direktno nastaje tokom fisije jezgra uranijuma (u ovom slučaju, 135 Sb). Svi ostali nuklidi koji nastaju beta raspadom, zajedno sa fragmentima i stabilnim konačnim nuklidima, nazivaju se fisioni proizvodi. Kako se maseni broj ne mijenja duž lanca, ukupan broj takvih lanaca koji mogu nastati pri fisiji jezgri uranijuma jednak je broju masenih brojeva koji mogu nastati, tj. otprilike 90. A budući da svaki lanac sadrži u prosjeku 5 radioaktivnih nuklida, ukupno se među produktima fisije može računati oko 450 radionuklida sa širokim rasponom vremena poluraspada od djelića sekunde do miliona godina. U nuklearnom reaktoru nakupljanje produkata fisije stvara određene probleme, jer prvo, apsorbiraju neutrone i time otežavaju lančanu reakciju fisije, a drugo, zbog njihovog beta raspada dolazi do stvaranja preostale topline, koja se može nastaviti jako dugo nakon gašenja reaktora (generacija topline se nastavlja u ostacima reaktora). Černobilski reaktor do danas). Radioaktivnost produkata fisije također predstavlja značajnu opasnost za ljude.

Sekundarni fisijski neutroni. Neutroni koji uzrokuju nuklearnu fisiju nazivaju se primarnim, a neutroni nastali tokom nuklearne fisije nazivaju se sekundarnim. Sekundarne fisijske neutrone emituju fragmenti na samom početku njihovog kretanja. Kao što je već napomenuto, fragmenti neposredno nakon fisije su jako preopterećeni neutronima; u ovom slučaju, energija pobude fragmenata premašuje energiju vezivanja neutrona u njima, što predodređuje mogućnost bijega neutrona. Napuštajući jezgro fragmenta, neutron sa sobom nosi dio energije, zbog čega se energija pobude jezgra fragmenta smanjuje. Nakon što energija pobude jezgra fragmenta postane manja od energije vezivanja neutrona u njemu, emisija neutrona prestaje.

Prilikom fisije različitih jezgara nastaje različit broj sekundarnih neutrona, obično od 0 do 5 (najčešće 2-3). Za proračune reaktora, prosječan broj sekundarnih neutrona emitiranih po događaju fisije je od posebne važnosti. Ovaj broj se obično označava grčkim slovom ν (nu) ili, češće, ν f. Vrijednosti ν f zavise od tipa fisijskog jezgra i od energije primarnih neutrona. Neki primjeri su dati u tabeli 1.5. Podaci prikazani u ovoj tabeli pokazuju da se vrijednosti ν f povećavaju kako s povećanjem naboja i mase fisijskog jezgra, tako i sa povećanjem energije primarnih neutrona.

Tabela 1.5. Prosječne količine sekundarnih neutrona proizvedenih tijekom nuklearne fisije toplinskim i brzim neutronima

Posljednja okolnost povezana je s još jednom prednošću reaktora na brzim neutronima - veći broj sekundarnih neutrona omogućava im da provode proces proširene reprodukcije nuklearnog goriva (vidi dolje). Sekundarni neutroni takođe nastaju prilikom spontane fisije jezgara. Dakle ν f (U-238) = 1,98, i ν f (Cf-252) = 3,767.

Proces emisije sekundarnih neutrona od strane visoko pobuđenih jezgara fragmenata liči na proces isparavanja molekula s površine jako zagrijane kapi tekućine. Stoga je energetski spektar sekundarnih neutrona sličan Maxwellovoj raspodjeli molekula tokom termičkog kretanja. Maksimum ovog spektra leži na energiji od 0,8 MeV, a prosječna energija sekundarnih fisionih neutrona je oko 2 MeV.

Glavni dio sekundarnih neutrona izlazi iz jezgri fragmenata u prosjeku u roku od 10 -14 s nakon nuklearne fisije, tj. skoro trenutno. Stoga se ovaj dio sekundarnih neutrona naziva promptni neutroni. Ali postoje i tzv odgođeni neutroni, koji igraju važnu i vrlo posebnu ulogu u reaktorima .

Odgođeni neutroni tokom nuklearne fisije. Iskustvo pokazuje da mali dio sekundarnih neutrona (obično< 1 %) испускается облученным нейтронами образцом делящегося материала спустя долгое время после прекращения облучения, когда деления ядер в образце тоже, естественно, уже не происходят. Происхождение запаздывающих нейтронов связано с бета-распадом некоторых осколков деления. Если бета-распад происходит на уровень конечного ядра, энергия возбуждения которого превышает энергию связи нейтрона, то распад ядра из этого состояния может произойти не путем испускания гамма-кванта, как обычно, а путем испускания нейтрона. Вылет нейтрона происходит практически в то же мгновение, как только образуется возбужденное ядро, но относительно процесса деления исходного ядра этот момент оказывается отодвинутым на время, которое потребовалось для бета-распада осколка. Поэтому запаздывающие нейтроны вылетают практически одновременно с бета-частицами, и их выход во времени описывается таким же экспоненциальным законом и с тем же периодом полураспада, что и бета-распад осколка.

Udio odloženih neutrona definiran je kao omjer broja odgođenih neutrona i broja svih sekundarnih fisijskih neutrona: β = N zap. n / N n. Vrijednosti β za neka jezgra kada se cijepaju neutronima različitih energija date su u tabeli 1.6.

Tabela 1.6. Frakcije odloženih neutrona tokom nuklearne fisije

Budući da odgođeni neutroni mogu nastati raspadom različitih jezgri fragmenata (koja se nazivaju jezgra prekursora odloženih neutrona), od kojih se svako raspada sa svojim vlastitim poluživotom, odgođeni neutroni formiraju nekoliko grupa, od kojih svaka ima svoj poluživot. Glavni parametri ovih grupa dati su u tabeli. 1.7. U ovoj tabeli, relativni prinosi odloženih neutrona su normalizovani na jedinicu. Energije odloženih neutrona su nešto niže od prosječne energije brzih neutrona (2 MeV), budući da se emituju iz manje pobuđenih fragmenata. Period poluraspada grupa odgođenih neutrona ne poklapa se baš s poluraspadom izoliranih prekursora, budući da u stvari postoji mnogo više prekursora odgođenih neutrona - neki istraživači su ih pronašli i do nekoliko desetina. Neutroni iz prethodnika sa sličnim periodima spajaju se u jednu grupu sa određenim prosječnim periodom, koji se unosi u tabele. Iz istog razloga, prinosi grupa i njihovi periodi zavise od tipa fisijskog jezgra i energije primarnih neutrona, budući da se pri promjeni ova dva parametra mijenjaju prinosi fisionih fragmenata, a samim tim i sastav grupa. takođe menja.

Tabela 1.7. Parametri grupa odloženih neutrona tokom fisije 235 U termalnim neutronima

Odloženi neutroni igraju odlučujuću ulogu u kontroli lančane reakcije fisije i rad cijelog nuklearnog reaktora u cjelini.

Trenutno gama zračenje tokom fisije. Kada je, nakon što posljednji neutron napusti fragment, energija pobude jezgra fragmenta niža od energije vezivanja neutrona u njemu, daljnji izlazak brzih neutrona postaje nemoguć. Ali nešto dodatne energije još uvijek ostaje u fragmentu. Ovaj višak energije se odnosi iz jezgra u nizu emitovanih gama zraka. Kao što je gore navedeno, ukupna energija trenutnih gama zraka je oko 8 MeV, njihov prosječan broj po fisiji je približno 10, stoga je prosječna energija jednog gama zraka tokom fisije teških jezgara približno 0,8 MeV.

Dakle, nuklearni reaktor je moćan izvor ne samo neutrona, već i gama zračenja, te ga je potrebno zaštititi od obje ove vrste zračenja.

Sva ova zbrka je sada sasvim jasna. Ispostavilo se da pod utjecajem neutrona može doći do novog tipa nuklearne transformacije u uranijumu. Ova transformacija, koju su 1938. otkrili Hahn i Strassmann, a postala poznata početkom 1939. godine, sastoji se u činjenici da se jezgro uranijuma, nakon što je uhvatilo neutron, može podijeliti na dvije polovine.

U svim ostalim nuklearnim reakcijama iz jezgre se izbacuje najviše alfa čestica. Ovdje se iz uranijuma dobivaju dva jezgra prosječne atomske težine, na primjer, kripton i barij:

(uranijum) 2|| + neutron ->. (uran) Š (kripton) ^ -[- (barijum)’|?.

Energija vezivanja fragmenata, odnosno jezgara kriptona i barijuma, znatno je veća od one uranijuma. Dakle, fisijom uranijuma oslobađa se ogromna energija od 170 miliona volti, odnosno 10 puta više nego kada ligijum uništavaju protoni. Energija koja se oslobađa tokom fisije pretvara se u kinetičku energiju fragmenata uranijuma, odnosno ti fragmenti dobijaju ogromnu brzinu.

Fisija uranijuma je, inače, slična fisiji LITIJUMA:

(litijum) -(- proton) (berilij) ® -".(helijum) 2+ (helijum) *.

U oba slučaja jezgro je podijeljeno na dvije polovine, a razlozi za oslobađanje energije su također isti. Međutim, jezgra teže od litijuma uvijek emituju, najviše, alfa česticu; Kada se litijum uništi, dobijaju se i samo alfa čestice. Stoga je fisija uranijuma vrlo poseban fenomen.

Hajde da vidimo kako dolazi do ove fisije uranijuma. Jezgro uranijuma, koje se sastoji od više od dvije stotine čestica, je poput male okrugle nabijene kapljice i ima sferni oblik (slika 16, a). Ako počnemo mijenjati oblik jezgra, onda će se dogoditi potpuno isto što i s kapljicom. Sa malo

Kada je jezgro rastegnuto, ono ima tendenciju da se vrati u svoj prvobitni sferni oblik, budući da je u ovom slučaju površina jezgra najmanja; Povećanje površine nije korisno;

Ali ako uvelike promijenimo oblik jezgre, kao što je prikazano na sl. 16, u, - onda ćeš ti biti jezgro

Bolje je da se raspadne na dvije polovine, jer se oba dijela jezgra međusobno odbijaju električnim silama i to odbijanje postaje značajno.

Ne, nego gubitak energije povezan s povećanjem površine.

Dakle, da bi došlo do fisije jezgra uranijuma, potrebno je izazvati snažna kretanja u jezgru, što bi dovelo do željene promjene njegovog oblika.

4 V. L. Ginzburg 49

Neutron koji ulazi u jezgro uranijuma može pobuditi snažna kretanja i time dovesti do fisije ovog jezgra. Kada dođe do fisije, dobiju se različiti fragmenti, na primjer, kripton i barij, ili rubidij i cezijum (od slučaja do slučaja može se dobiti ili jedan ili drugi par jezgara).

Fragmenti se mogu uočiti u komori oblaka (slika 17).

Sve fragmente koji nastaju fisijom uranijuma karakterizira, međutim, jedna karakteristika - ispostavilo se da su jako preopterećeni neutronima. Stvar je u tome

Činjenica je da je u težim elementima odnos broja neutrona i broja protona veći nego kod lakih elemenata.

Na primjer, u uranijumu2!! Ima 146 neutrona i 92 protona, a u kiseoniku je broj neutrona i protona jednak.

Prirodni izotopi kriptona i barija imaju najviše 50 odnosno 82 neutrona, odnosno ukupno 132 neutrona. U međuvremenu, jezgro uranijuma težine 239, koje se raspada na kripton i barijum, ima 147 neutrona; stoga će jezgra kriptona i barijuma nastala tokom fisije uranijuma zajedno imati 50

15 dodatnih neutrona. Ova okolnost dovodi do činjenice da se u fragmentima koji nastaju fisijom uranijuma višak neutrona pretvara u protone, odnosno ovi fragmenti se ispostavljaju kao radioaktivni i emituju beta čestice. Kripton se, na primjer, raspada ovako:

(kripton) 3(R> (rubidijum) 37-- (elektron) (stroncijum) 38-)- (elektron).

Dakle, prilikom fisije uranijuma pojavljuju se mnogi elementi, od kojih je većina radioaktivna.

Ali preopterećenje fragmenata neutronima je toliko veliko da materija nije ograničena na radioaktivnost, a nekoliko neutrona jednostavno izleti slobodno.

Shodno tome, tokom fisije uranijuma izazvane neutronima, oslobađaju se novi neutroni, čiji je broj jednak dva ili tri po raspadnom jezgru (slika 18).

Ova činjenica igra odlučujuću ulogu u korištenju nuklearne energije.

Ispostavilo se da je fisija uranijuma samo vrsta nuklearne transformacije u kojoj jedan neutron dovodi do emisije nekoliko novih neutrona. Istovremeno se oslobađa mnogo energije. Ako neutroni proizvedeni tokom fisije mogu uspješno izazvati novu fisiju jezgri, tada će se broj neutrona i razbijenih jezgara stalno povećavati, a reakcija se neće zaustaviti.

Štaviše, ako se ne preduzmu posebne mjere, ova reakcija će narasti tako burno da će doći do eksplozije. Takva reakcija, koja raste bez ikakvih vanjskih izvora, kao što smo već rekli, naziva se lančana reakcija.

Ispostavilo se da se takva lančana reakcija može izvesti u uranijumu pod određenim uslovima.

Tako je prvi put puštena nuklearna energija.

Nuklearna fisija je cijepanje teškog atoma na dva fragmenta približno jednake mase, praćeno oslobađanjem velike količine energije.

Otkriće nuklearne fisije započelo je novu eru - "atomsko doba". Potencijal njegove moguće upotrebe i odnos rizika i koristi od njegove upotrebe ne samo da su generirali mnoge sociološke, političke, ekonomske i naučne pomake, već i ozbiljne probleme. Čak i sa čisto naučne tačke gledišta, proces nuklearne fisije stvorio je veliki broj zagonetki i komplikacija, a njegovo potpuno teorijsko objašnjenje je stvar budućnosti.

Dijeljenje je isplativo

Energije vezivanja (po nukleonu) se razlikuju za različite jezgre. Teži imaju nižu energiju vezivanja od onih koji se nalaze u sredini periodnog sistema.

To znači da teška jezgra s atomskim brojem većim od 100 imaju koristi od cijepanja na dva manja fragmenta, čime se oslobađa energija koja se pretvara u kinetičku energiju fragmenata. Ovaj proces se naziva cijepanje

Prema krivulji stabilnosti, koja pokazuje broj protona u odnosu na broj neutrona za stabilne nuklide, teža jezgra preferiraju veći broj neutrona (u odnosu na broj protona) nego lakša jezgra. Ovo sugerira da će se uz proces fisije emitovati neki "rezervni" neutroni. Osim toga, oni će također apsorbirati dio oslobođene energije. Studija fisije jezgra atoma uranijuma pokazala je da se oslobađaju 3-4 neutrona: 238 U → 145 La + 90 Br + 3n.

Atomski broj (i atomska masa) fragmenta nije jednak polovini atomske mase roditelja. Razlika između masa atoma nastalih kao rezultat cijepanja obično je oko 50. Međutim, razlog za to još nije sasvim jasan.

Energije veze 238 U, 145 La i 90 Br su 1803, 1198 i 763 MeV, respektivno. To znači da se kao rezultat ove reakcije oslobađa energija fisije jezgra uranijuma, jednaka 1198 + 763-1803 = 158 MeV.

Spontana fisija

Spontani procesi fisije su poznati u prirodi, ali su vrlo rijetki. Prosječno trajanje ovog procesa je oko 10 17 godina, a, na primjer, prosječno trajanje alfa raspada istog radionuklida je oko 10 11 godina.

Razlog tome je što se jezgro prvo mora deformirati (rastegnuti) u elipsoidni oblik da bi se podijelilo na dva dijela, a zatim, prije nego što se konačno podijeli na dva fragmenta, u sredini formira "vrat".

Potencijalna barijera

U deformiranom stanju na jezgro djeluju dvije sile. Jedna je povećana površinska energija (površinska napetost kapljice tekućine objašnjava njen sferni oblik), a druga je Kulonova repulzija između fisionih fragmenata. Zajedno stvaraju potencijalnu barijeru.

Kao iu slučaju alfa raspada, da bi došlo do spontane fisije jezgra atoma uranijuma, fragmenti moraju savladati ovu barijeru pomoću kvantnog tuneliranja. Vrijednost barijere je oko 6 MeV, kao u slučaju alfa raspada, ali vjerovatnoća tuneliranja alfa čestica je mnogo veća nego kod mnogo težeg produkta atomske fisije.

Prisilno razdvajanje

Mnogo je vjerovatnije indukovana fisija jezgra uranijuma. U ovom slučaju, matično jezgro je ozračeno neutronima. Ako ga roditelj apsorbira, oni se vežu, oslobađajući energiju vezivanja u obliku vibracione energije koja može premašiti 6 MeV potrebnih za prevazilaženje potencijalne barijere.

Tamo gdje energija dodatnog neutrona nije dovoljna da prevlada potencijalnu barijeru, upadni neutron mora imati minimalnu kinetičku energiju da bi mogao izazvati atomsku fisiju. U slučaju 238 U, energija vezivanja dodatnih neutrona nedostaje za oko 1 MeV. To znači da fisiju jezgra uranijuma inducira samo neutron s kinetičkom energijom većom od 1 MeV. S druge strane, izotop 235 U ima jedan neupareni neutron. Kada jezgro apsorbira još jedno, ono se uparuje s njim, a ovo uparivanje rezultira dodatnom energijom vezivanja. Ovo je dovoljno da se oslobodi količina energije koja je potrebna da jezgro savlada potencijalnu barijeru, a fisija izotopa dolazi do sudara s bilo kojim neutronom.

Beta raspad

Iako reakcija fisije proizvodi tri ili četiri neutrona, fragmenti i dalje sadrže više neutrona nego njihove stabilne izobare. To znači da fragmenti cijepanja imaju tendenciju da budu nestabilni na beta raspad.

Na primjer, kada dođe do fisije jezgra uranijuma 238 U, stabilna izobara sa A = 145 je neodimijum 145 Nd, što znači da se fragment lantana 145 La raspada u tri faze, svaki put emitujući elektron i antineutrino, sve dok ne formira se stabilan nuklid. Stabilna izobara sa A = 90 je cirkonijum 90 Zr, tako da se fragment cepanja broma 90 Br raspada u pet faza lanca β-raspada.

Ovi lanci β-raspada oslobađaju dodatnu energiju, koju gotovo svu nose elektroni i antineutrini.

Nuklearne reakcije: fisija jezgara uranijuma

Direktna emisija neutrona iz nuklida s previše neutrona da bi se osigurala nuklearna stabilnost je malo vjerojatna. Poenta je u tome da ne postoji Kulonova odbojnost i tako površinska energija teži da zadrži neutron vezan za roditelj. Međutim, to se ponekad dešava. Na primjer, fragment fisije od 90 Br u prvoj fazi beta raspada proizvodi kripton-90, koji može biti u pobuđenom stanju s dovoljno energije da savlada površinsku energiju. U ovom slučaju, do emisije neutrona može doći direktno sa formiranjem kriptona-89. je i dalje nestabilan na β raspad dok ne postane stabilan itrijum-89, tako da se kripton-89 raspada u tri koraka.

Fisija jezgri urana: lančana reakcija

Neutrone koji se emituju u reakciji fisije može apsorbovati drugo matično jezgro, koje tada samo podleže indukovanoj fisiji. U slučaju uranijuma-238, tri proizvedena neutrona izlaze sa energijom manjom od 1 MeV (energija oslobođena tokom fisije jezgra uranijuma - 158 MeV - uglavnom se pretvara u kinetičku energiju fisijskih fragmenata ), tako da ne mogu izazvati dalju fisiju ovog nuklida. Međutim, pri značajnoj koncentraciji rijetkog izotopa 235 U, ovi slobodni neutroni mogu biti zarobljeni jezgrima 235 U, što zapravo može uzrokovati fisiju, jer u ovom slučaju ne postoji energetski prag ispod kojeg se fisija ne indukuje.

Ovo je princip lančane reakcije.

Vrste nuklearnih reakcija

Neka je k broj neutrona proizvedenih u uzorku fisionog materijala u fazi n ovog lanca, podijeljen s brojem neutrona proizvedenih u fazi n - 1. Ovaj broj će ovisiti o tome koliko se neutrona proizvedenih u fazi n - 1 apsorbira jezgrom koje može biti podvrgnuto prisilnoj diobi.

Ako je 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.

Ako je k > 1, tada će lančana reakcija rasti sve dok se ne potroši sav fisijski materijal. To se postiže obogaćivanjem prirodne rude kako bi se dobila dovoljno velika koncentracija uranijuma-235. Za sferni uzorak, vrijednost k raste sa povećanjem vjerovatnoće apsorpcije neutrona, što zavisi od radijusa sfere. Stoga, masa U mora premašiti određenu količinu kako bi došlo do fisije jezgri urana (lančana reakcija).

Ako je k = 1, tada se odvija kontrolirana reakcija. Ovo se koristi u nuklearnim reaktorima. Proces je kontroliran distribucijom kadmijuma ili bora između uranijuma, koji apsorbuju većinu neutrona (ovi elementi imaju sposobnost hvatanja neutrona). Fisija jezgra uranijuma se kontroliše automatski pomeranjem štapova tako da vrednost k ostane jednaka jedinici.

Godine 1934. E. Fermi je odlučio da dobije transuranijumske elemente zračenjem 238 U neutronima. E. Fermijeva ideja je bila da se kao rezultat β - raspada izotopa 239 U formira hemijski element sa atomskim brojem Z = 93, međutim, nije bilo moguće identifikovati formiranje 93. elementa. Umjesto toga, kao rezultat radiohemijske analize radioaktivnih elemenata koju su izvršili O. Hahn i F. Strassmann, pokazalo se da je jedan od proizvoda zračenja uranijuma neutronima barij (Z = 56) - hemijski element prosječne atomske težine , dok su se prema pretpostavci Fermijeve teorije trebali dobiti transuranski elementi.
L. Meitner i O. Frisch su sugerirali da se kao rezultat hvatanja neutrona jezgrom urana, složeno jezgro raspada na dva dijela

92 U + n → 56 Ba + 36 Kr + xn.

Proces fisije uranijuma praćen je pojavom sekundarnih neutrona (x > 1), sposobnih da izazovu fisiju drugih jezgri urana, što otvara potencijal za lančanu reakciju fisije - jedan neutron može dovesti do razgranate lanac fisije jezgara uranijuma. U ovom slučaju, broj fisioniranih jezgara bi trebao eksponencijalno rasti. N. Bohr i J. Wheeler izračunali su kritičnu energiju potrebnu da se jezgro 236 U, nastalo kao rezultat hvatanja neutrona od strane izotopa 235 U, podijeli. Ova vrijednost je 6,2 MeV, što je manje od energije pobuđivanja izotopa 236 U nastalog tokom hvatanja termičkog neutrona za 235 U. Stoga, kada se zarobe termalni neutroni, moguća je lančana reakcija fisije od 235 U Najčešći izotop 238 U, kritična energija je 5,9 MeV, dok kada se uhvati termalni neutron, energija pobude rezultirajućeg jezgra 239 U iznosi samo 5,2 MeV. Stoga se ispostavlja da je lančana reakcija fisije najčešćeg izotopa u prirodi, 238 U, pod utjecajem toplinskih neutrona nemoguća. U jednom događaju fisije oslobađa se energija od ≈ 200 MeV (za poređenje, u reakcijama hemijskog sagorevanja, energija od ≈ 10 eV se oslobađa u jednom reakcijskom događaju). Mogućnost stvaranja uslova za lančanu reakciju fisije otvorila je izglede za korištenje energije lančane reakcije za stvaranje atomskih reaktora i atomskog oružja. Prvi nuklearni reaktor izgradio je E. Fermi u SAD 1942. U SSSR-u je prvi nuklearni reaktor pokrenut pod vodstvom I. Kurčatova 1946. Godine 1954. u Obninsku je počela raditi prva nuklearna elektrana na svijetu. Trenutno se električna energija proizvodi u približno 440 nuklearnih reaktora u 30 zemalja.
Godine 1940. G. Flerov i K. Petrzhak otkrili su spontanu fisiju uranijuma. O složenosti eksperimenta svjedoče sljedeće brojke. Djelomično vrijeme poluraspada u odnosu na spontanu fisiju izotopa 238 U iznosi 10 16 –10 17 godina, dok je period raspada izotopa 238 U 4,5∙10 9 godina. Glavni kanal raspada izotopa 238 U je α raspad. Da bi se posmatrala spontana fisija izotopa 238 U, bilo je potrebno registrovati jedan događaj fisije na pozadini od 10 7 –10 8 događaja α-raspada.
Vjerovatnoća spontane fisije uglavnom je određena propusnošću fisijske barijere. Vjerovatnoća spontane fisije raste sa povećanjem nuklearnog naboja, jer u ovom slučaju se povećava parametar podjele Z 2 /A. U izotopima Z< 92-95 деление происходит преимущественно с образованием двух осколков деления с отношением масс тяжёлого и лёгкого осколков 3:2. В изотопах Z >100, prevladava simetrična fisija sa formiranjem fragmenata jednake mase. Kako se nuklearni naboj povećava, udio spontane fisije u odnosu na α-raspad raste.

Nuklearna fisija. Priča

1934- E. Fermi je, zračeći uranijum termalnim neutronima, među produktima reakcije otkrio radioaktivna jezgra čija priroda nije mogla biti utvrđena.
L. Szilard je iznio ideju nuklearne lančane reakcije.

1939− O. Hahn i F. Strassmann su među produktima reakcije otkrili barij.
L. Meitner i O. Frisch su prvi objavili da se uranijum pod uticajem neutrona podelio na dva fragmenta uporedive mase.
N. Bohr i J. Wheeler dali su kvantitativno tumačenje nuklearne fisije uvođenjem parametra fisije.
Ya Frenkel je razvio teoriju o nuklearnoj fisiji sporim neutronima.
L. Szilard, E. Wigner, E. Fermi, J. Wheeler, F. Joliot-Curie, Y. Zeldovich, Y. Khariton su potkrijepili mogućnost lančane reakcije nuklearne fisije u uranijumu.

1940− G. Flerov i K. Pietrzak otkrili su fenomen spontane fisije jezgri uranijuma U.

1942− E. Fermi je u prvom atomskom reaktoru proveo kontroliranu lančanu reakciju fisije.

1945− Prvi test nuklearnog oružja (Nevada, SAD). Američke trupe bacile su atomske bombe na japanske gradove Hirošimu (6. avgusta) i Nagasaki (9. avgusta).

1946− Pod rukovodstvom I.V. Kurčatov, pušten je u rad prvi reaktor u Evropi.

1954− Puštena je u rad prva nuklearna elektrana na svijetu (Obninsk, SSSR).

Nuklearna fisija.Od 1934. E. Fermi je počeo da koristi neutrone za bombardovanje atoma. Od tada se broj stabilnih ili radioaktivnih jezgara dobivenih umjetnom transformacijom povećao na stotine, a gotovo sva mjesta u periodnom sistemu bila su popunjena izotopima.
Atomi koji su nastali u svim ovim nuklearnim reakcijama zauzimali su isto mjesto u periodnom sistemu kao i bombardirani atom, ili susjedna mjesta. Stoga je dokaz Hahna i Strassmanna iz 1938. da kada je bombardiran neutronima na posljednjem elementu periodnog sistema stvorio veliku senzaciju−uranijum−dolazi do dekompozicije na elemente koji se nalaze u srednjim dijelovima periodnog sistema. Ovdje postoje različite vrste propadanja. Nastali atomi su uglavnom nestabilni i odmah se dalje raspadaju; neki imaju poluživot mjeren u sekundama, pa je Hahn morao koristiti Curie-ovu analitičku metodu da produži tako brz proces. Važno je napomenuti da gornji elementi uranijuma, protaktinijum i torij, takođe pokazuju sličan raspad kada su izloženi neutronima, iako su za raspad potrebne veće energije neutrona nego u slučaju uranijuma. Uporedo s tim, 1940. G. N. Flerov i K. A. Petrzhak su otkrili spontanu fisiju jezgra uranijuma s najvećim vremenom poluraspada poznatim do tada: oko 2· 10 15 godina; ova činjenica postaje jasna zbog neutrona koji se oslobađaju tokom ovog procesa. Ovo je omogućilo da se razume zašto se „prirodni“ periodični sistem završava sa tri imenovana elementa. Transuranski elementi su sada postali poznati, ali su toliko nestabilni da se brzo raspadaju.
Fisija uranijuma pomoću neutrona sada omogućava korištenje atomske energije, koju su mnogi već zamišljali kao “san Julesa Vernea”.

M. Laue, “Istorija fizike”

1939. O. Hahn i F. Strassmann, zračenjem soli urana termalnim neutronima, otkrili su barij (Z = 56) među produktima reakcije

Otto Gann (1879 – 1968)

Nuklearna fisija je cijepanje jezgra na dva (rjeđe tri) jezgra slične mase, koja se nazivaju fragmenti fisije. Prilikom fisije pojavljuju se i druge čestice - neutroni, elektroni, α-čestice. Kao rezultat fisije, oslobađa se energija od ~200 MeV. Fisija može biti spontana ili forsirana pod uticajem drugih čestica, najčešće neutrona.
Karakteristična karakteristika fisije je da se fisioni fragmenti, po pravilu, značajno razlikuju po masi, odnosno prevladava asimetrična fisija. Dakle, u slučaju najvjerovatnije fisije izotopa uranijuma 236 U, odnos masa fragmenata je 1,46. Teški fragment ima maseni broj 139 (ksenon), a laki fragment mase 95 (stroncijum). Uzimajući u obzir emisiju dva brza neutrona, reakcija fisije koja se razmatra ima oblik

Nobelova nagrada za hemiju
1944 – O. Gan.
Za otkriće reakcije fisije jezgri urana neutronima.

Fragmenti fisije

Zavisnost prosječne mase lakih i teških grupa fragmenata od mase fisijskog jezgra.

Otkriće nuklearne fisije. 1939

Stigao sam u Švedsku, gdje je Lise Meitner patila od usamljenosti, i ja sam, kao odani nećak, odlučio da je posjetim za Božić. Živjela je u malom hotelu Kungälv u blizini Geteborga. Našao sam je za doručkom. Razmišljala je o pismu koje je upravo dobila od Gana. Bio sam veoma skeptičan u vezi sa sadržajem pisma, u kojem se izveštava o stvaranju barijuma kada je uranijum zračen neutronima. Međutim, privukla ju je prilika. Hodali smo po snijegu, ona pješice, ja na skijama (rekla je da može ovako, a da ne zaostane za mnom, i to je dokazala). Do kraja šetnje već smo mogli formulirati neke zaključke; jezgro se nije rascijepilo, a komadi nisu odletjeli od njega, ali je to bio proces koji je više podsjećao na Bohrov kapljični model jezgra; kao kap, jezgro bi se moglo izdužiti i podijeliti. Zatim sam istražio kako električni naboj nukleona smanjuje površinsku napetost, za koju sam otkrio da je nula pri Z = 100 i vjerovatno vrlo niska za uranijum. Lise Meitner je radila na određivanju energije koja se oslobađa tokom svakog raspada zbog defekta mase. Bila je vrlo jasna u vezi krive defekta mase. Ispostavilo se da bi zbog elektrostatičkog odbijanja fisioni elementi stekli energiju od oko 200 MeV, a to je tačno odgovaralo energiji povezanoj s defektom mase. Stoga bi se proces mogao odvijati čisto klasično bez uključivanja koncepta prolaska kroz potencijalnu barijeru, što bi, naravno, ovdje bilo beskorisno.
Za Božić smo proveli dva-tri dana zajedno. Potom sam se vratio u Kopenhagen i jedva sam stigao obavijestiti Bohra o našoj ideji baš u trenutku kada se već ukrcavao na brod koji je polazio za SAD. Sjećam se kako se pljesnuo po čelu čim sam počela da govorim i uzviknuo: „Ma, kakve smo mi budale! Trebali smo to ranije primijetiti." Ali on nije primetio, i niko nije primetio.
Lise Meitner i ja smo napisali članak. U isto vrijeme, stalno smo bili u kontaktu putem međugradskog telefona od Kopenhagena do Stokholma.

O. Frisch, Memoari. UFN. 1968. T. 96, broj 4, str. 697.

Spontana nuklearna fisija

U dolje opisanim eksperimentima koristili smo metodu koju je prvi predložio Frisch za snimanje procesa nuklearne fisije. Jonizaciona komora sa pločama obloženim slojem uranijum oksida povezana je sa linearnim pojačalom konfigurisanim na način da sistem ne detektuje α čestice koje se emituju iz uranijuma; impulsi iz fragmenata, mnogo veće veličine od impulsa iz α-čestica, otključavaju izlazni tiratron i smatraju se mehaničkim relejem.
Jonizacijska komora je posebno dizajnirana u obliku višeslojnog ravnog kondenzatora ukupne površine od 15 ploča na 1000 cm2. Ploče, koje se nalaze na udaljenosti od 3 mm jedna od druge, obložene su slojem uranovog oksida 10. -20 mg/cm 2 .
U prvim eksperimentima sa pojačalom konfigurisanim za brojanje fragmenata, bilo je moguće posmatrati spontane (u odsustvu izvora neutrona) impulse na releju i osciloskopu. Broj ovih impulsa je bio mali (6 u 1 satu), te je stoga razumljivo da se ova pojava nije mogla uočiti kamerama uobičajenog tipa...
Mi smo skloni da to mislimo efekat koji smo primetili treba pripisati fragmentima koji su rezultat spontane fisije uranijuma...

Spontanu fisiju treba pripisati jednom od nepobuđenih U izotopa s poluraspadom dobivenim procjenom naših rezultata:

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

Raspad izotopa 238 U

Spontana nuklearna fisija

Poluživot spontano fisionih izotopa Z = 92 - 100

Prvi eksperimentalni sistem sa uranijum-grafitnom rešetkom izgrađen je 1941. godine pod vodstvom E. Fermija. Bila je to grafitna kocka sa ivicom dužine 2,5 m, koja je sadržavala oko 7 tona uranijum-oksida, zatvorena u gvozdene posude, koje su bile smeštene u kocki na jednakoj udaljenosti jedna od druge. Izvor RaBe neutrona postavljen je na dno uranijum-grafitne rešetke. Koeficijent reprodukcije u takvom sistemu bio je ≈ 0,7. Uran-oksid je sadržavao od 2 do 5% nečistoća. Dalji napori su bili usmjereni na dobijanje čistijih materijala i do maja 1942. godine dobijen je uranijum oksid, u kojem je nečistoća bila manja od 1%. Da bi se osigurala lančana reakcija fisije, bilo je potrebno koristiti velike količine grafita i uranijuma - reda veličine nekoliko tona. Nečistoće su morale biti manje od nekoliko dijelova na milion. Reaktor, koji je krajem 1942. sastavio Fermi na Univerzitetu u Čikagu, imao je oblik nepotpunog sferoida odsečenog odozgo. Sadržao je 40 tona uranijuma i 385 tona grafita. Uveče 2. decembra 1942. godine, nakon što su uklonjene šipke apsorbera neutrona, otkriveno je da se unutar reaktora odvija nuklearna lančana reakcija. Izmjereni koeficijent iznosio je 1,0006. U početku je reaktor radio na nivou snage od 0,5 W. Do 12. decembra njegova snaga je povećana na 200 vati. Nakon toga, reaktor je premješten na sigurnije mjesto, a snaga mu je povećana na nekoliko kW. Istovremeno, reaktor je trošio 0,002 g uranijuma-235 dnevno.

Prvi nuklearni reaktor u SSSR-u

Zgrada za prvi nuklearni istraživački reaktor u SSSR-u, F-1, bila je spremna do juna 1946.
Nakon izvršenih svih potrebnih eksperimenata, razvijen je sistem upravljanja i zaštite reaktora, utvrđene su dimenzije reaktora, obavljeni su svi potrebni eksperimenti sa modelima reaktora, određena je gustina neutrona na nekoliko modela, dobijeno je grafitnih blokova (tzv. nuklearne čistoće) i (nakon neutronsko-fizičkih provjera) uranijskih blokova, u novembru 1946. godine započeli su izgradnju reaktora F-1.
Ukupni radijus reaktora bio je 3,8 m. Za njega je bilo potrebno 400 tona grafita i 45 tona uranijuma. Reaktor je sastavljen po slojevima i u 15:00 25. decembra 1946. sastavljen je posljednji, 62. sloj. Nakon uklanjanja takozvanih štapova za hitne slučajeve, kontrolna šipka je podignuta, počelo je brojanje neutronske gustine i u 18:00 25. decembra 1946. godine oživeo je i počeo sa radom prvi reaktor u SSSR-u. Bila je to uzbudljiva pobjeda za naučnike koji su stvorili nuklearni reaktor i za cijeli sovjetski narod. A godinu i po kasnije, 10. juna 1948. godine, industrijski reaktor sa vodom u kanalima dostigao je kritično stanje i ubrzo je počela industrijska proizvodnja nove vrste nuklearnog goriva, plutonijuma.