Fission af urankernen. Kædereaktion

Lad os beregne mængden af ​​energi, der frigives under fissionen af ​​en tung kerne. Erstat i (f.2) udtrykkene for kernernes bindingsenergier (f.1), idet man antager A 1 =240 og Z 1 = 90. Forsømmer det sidste led i (f.1) på grund af dets lillehed og substituerer værdier af parametrene a 2 og a 3 , får vi

Heraf får vi, at fission er energetisk gunstig, når Z 2 /A > 17. Værdien af ​​Z 2 /A kaldes delelighedsparameteren. Energien E, der frigives under fission, vokser med en stigning i Z 2 /A; Z 2 /A = 17 for kerner i området for yttrium og zirconium. Det kan ses ud fra de opnåede estimater, at fission er energetisk gunstig for alle kerner med A > 90. Hvorfor er størstedelen af ​​kernerne stabile med hensyn til spontan fission? For at besvare dette spørgsmål, lad os se, hvordan kernens form ændres under fission.

I processen med fission passerer kernen successivt igennem følgende stadier (fig. 2): kugle, ellipsoide, håndvægt, to pæreformede fragmenter, to sfæriske fragmenter. Hvordan ændres kernens potentielle energi på forskellige stadier af fission? Efter at fissionen har fundet sted, og fragmenterne er adskilt fra hinanden med en afstand, der er meget større end deres radius, kan fragmenternes potentielle energi, bestemt af Coulomb-vekselvirkningen mellem dem, betragtes som lig med nul.

Lad os betragte det indledende stadie af fission, når kernen tager form af en stadig mere langstrakt omdrejningsellipsoide med stigende r. På dette stadie af fission er r et mål for kernens afvigelse fra en sfærisk form (fig. 3). På grund af udviklingen af ​​kernens form, er ændringen i dens potentielle energi bestemt af ændringen i summen af ​​overfladen og Coulomb-energierne E"n + E"k. Det antages, at kernens volumen forbliver uændret under deformation. I dette tilfælde stiger overfladeenergien E "p, da kernens overfladeareal øges. Coulomb-energien E" k falder, da den gennemsnitlige afstand mellem nukleonerne stiger. Lad den sfæriske kerne, som et resultat af en let deformation karakteriseret ved en lille parameter, tage form af en aksialt symmetrisk ellipsoide. Det kan vises, at overfladeenergien E "p og Coulomb-energien E" k afhængig af ændringer som følger:

I tilfælde af små ellipsoide deformationer sker stigningen i overfladeenergien hurtigere end faldet i Coulomb-energien.
I området med tunge kerner 2En > Ek stiger summen af ​​overflade- og Coulomb-energierne med stigende . Det følger af (f.4) og (f.5), at ved små ellipsoide deformationer forhindrer stigningen i overfladeenergi yderligere ændringer i kernens form og følgelig fission. Udtryk (f.5) er gyldigt for små værdier (små stammer). Hvis deformationen er så stor, at kernen har form af en håndvægt, så har overfladespændingskræfterne ligesom Coulomb-kræfterne en tendens til at adskille kernen og give fragmenterne en sfærisk form. På dette fissionsstadium er en stigning i belastningen ledsaget af et fald i både Coulomb- og overfladeenergierne. De der. med en gradvis stigning i deformationen af ​​kernen passerer dens potentielle energi gennem et maksimum. Nu har r betydningen af ​​afstanden mellem centrene for fremtidige fragmenter. Efterhånden som fragmenterne bevæger sig væk fra hinanden, vil den potentielle energi af deres vekselvirkning falde, da energien fra Coulomb-frastødningen Ek aftager.. Den potentielle energis afhængighed af afstanden mellem fragmenterne er vist i fig. 4. Nulniveauet af potentiel energi svarer til summen af ​​overflade- og Coulomb-energierne af to ikke-interagerende fragmenter.
Tilstedeværelsen af ​​en potentiel barriere forhindrer øjeblikkelig spontan nuklear fission. For at kernen kan splitte øjeblikkeligt, skal den tildeles energi Q, der overstiger barrierehøjden H. Den maksimale potentielle energi for den fissile kerne er omtrent lig med
e2Z1Z2/(R1+R2), hvor R1 og R2 er radierne af fragmenterne. For eksempel, når en guldkerne er opdelt i to identiske fragmenter, e 2 Z 1 Z 2 / (R 1 + R 2) \u003d 173 MeV, og mængden af ​​energi E frigivet under fission () er 132 MeV. Under fissionen af ​​guldkernen er det således nødvendigt at overvinde en potentiel barriere med en højde på omkring 40 MeV.
Barrierehøjden H er jo større, jo mindre er forholdet mellem Coulomb- og overfladeenergierne E til /E p i den indledende kerne. Dette forhold stiger igen med en stigning i delelighedsparameteren Z 2 /A (). Jo tungere kernen er, jo lavere er barrierehøjden H , da delelighedsparameteren stiger med stigende massetal:

De der. Ifølge dråbemodellen skulle kerner med Z 2 /A > 49 være fraværende i naturen, da de spontant spaltes næsten øjeblikkeligt (i en karakteristisk nuklear tid af størrelsesordenen 10 -22 s). Muligheden for eksistensen af ​​atomkerner med Z2/A > 49 ("stabilitetens ø") forklares af skalstrukturen. Afhængigheden af ​​formen, højden af ​​potentialbarrieren H og fissionsenergien E af værdien af ​​delelighedsparameteren Z 2 /А er vist i fig. 5.

Spontan fission af kerner med 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 år for 232 Th op til 21 ms for 260 Rf. Tvunget nuklear fission med 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.

. fissionsenergi

Spaltningen af ​​235 U af termiske neutroner frigiver en energi på omkring 200 MeV. Af disse står ~167 MeV for fragmenternes kinetiske energi. Resten af ​​energien er fordelt mellem forskellige partikler, der opstår i processen med fission og radioaktivt henfald af fragmenter. En del af fissionsenergien bliver båret væk af -kvanter, der udsendes af exciterede fragmenter umiddelbart efter afgang af prompte neutroner (de såkaldte øjeblikkelige fissionsstråler), samt af -kvanter som følge af - henfald af fragmenter. Omkring 5 % af fissionsenergien bliver båret væk af antineutrinoer dannet under - - henfald af fragmenter.
Spaltningsenergien er fordelt som følger

Frigivelse af energi under nuklear fission. Som i andre nukleare reaktioner svarer den energi, der frigives under fission, til forskellen i masserne af de interagerende partikler og slutprodukterne. Da bindingsenergien af ​​en nukleon i uran og bindingsenergien af ​​en nukleon i fragmenter, skal energi frigives under fissionen af ​​uran

Under kernens fission frigives således enorm energi, den overvældende del af den frigives i form af fissionsfragmenternes kinetiske energi.

Massedistribution af fissionsprodukter. Urankernen er i de fleste tilfælde opdelt asymmetrisk. To nukleare fragmenter har tilsvarende forskellige hastigheder og forskellige masser.

Fragmenterne falder i to grupper efter deres masse; den ene nær krypton med den anden nær xenon. Fragmenternes masser er i gennemsnit relateret til hinanden som Ud fra lovene om bevarelse af energi og momentum kan det opnås, at fragmenternes kinetiske energier skal være omvendt proportional med deres masser :

Fissionsproduktudbyttekurven er symmetrisk i forhold til den lodrette rette linje, der går gennem punktet. Den signifikante bredde af maksima angiver mangfoldigheden af ​​fissionsveje.

Ris. 82. Massedistribution af uranfissionsprodukter

De anførte karakteristika refererer hovedsageligt til fission under påvirkning af termiske neutroner; i tilfælde af fission under påvirkning af neutroner med en energi på flere eller flere, bryder kernen op i to fragmenter, der er mere symmetriske i massen.

Egenskaber ved fissionsprodukter. Under spaltningen af ​​et uranatom afgives rigtig mange skalelektroner, og fissionsfragmenterne er tilnærmelsesvis -foldige ioniserede positive ioner, som ved passage gennem stoffet kraftigt ioniserer atomerne. Derfor er fragmenternes veje i luften små og tæt på 2 cm.

Det er let at fastslå, at de fragmenter, der dannes under fission, skal være radioaktive, tilbøjelige til at udsende neutroner. For stabile kerner varierer forholdet mellem antallet af neutroner og protoner afhængigt af A som følger:

(se scanning)

Kerner produceret ved fission ligger i midten af ​​bordet og indeholder derfor flere neutroner, end det er acceptabelt for deres stabilitet. De kan befris for overskydende neutroner både ved henfald og ved direkte at udsende neutroner.

forsinkede neutroner. I en af ​​de mulige varianter af fission dannes radioaktivt brom. På fig. 83 viser et diagram over dets henfald, for enden af ​​hvilket er stabile isotoper

Et interessant træk ved denne kæde er, at krypton kan frigøres fra en overskydende neutron enten på grund af -henfald, eller hvis den blev dannet i en exciteret tilstand på grund af den direkte emission af en neutron. Disse neutroner vises 56 sekunder efter fission (levetiden er i forhold til overgangen til en exciteret tilstand, selvom den selv udsender neutroner næsten øjeblikkeligt.

Ris. 83. Skema over henfaldet af radioaktivt brom dannet i exciteret tilstand under spaltningen af ​​uran

De kaldes forsinkede neutroner. Over tid falder intensiteten af ​​forsinkede neutroner eksponentielt, som ved normalt radioaktivt henfald.

Energien af ​​disse neutroner er lig med excitationsenergien i kernen. Selvom de kun udgør 0,75 % af alle neutroner, der udsendes ved fission, spiller forsinkede neutroner en vigtig rolle i implementeringen af ​​en kædereaktion.

Spørg neutroner. Over 99% af neutronerne frigives indenfor ekstremt kort tid; de kaldes prompte neutroner.

Når man studerer fissionsprocessen, opstår det grundlæggende spørgsmål, hvor mange neutroner der produceres i en fissionsbegivenhed; dette spørgsmål er vigtigt, fordi hvis deres antal i gennemsnit er stort, kan de bruges til at dele efterfølgende kerner, dvs. det bliver muligt at skabe en kædereaktion. Over løsningen af ​​dette spørgsmål i 1939-1940. arbejdet i næsten alle større nukleare laboratorier i verden.

Ris. 84. Energispektrum for neutroner opnået ved fission af uran-235

Spaltningsenergifordeling. Direkte måling af energien af ​​fragmenter og energien båret bort af andre fissionsprodukter gav følgende omtrentlige energifordeling

I 1934 besluttede E. Fermi at opnå transuranelementer ved at bestråle 238 U med neutroner. Ideen med E. Fermi var, at der som et resultat af β - henfaldet af 239 U isotopen dannes et kemisk grundstof med serienummeret Z = 93. Det var dog ikke muligt at identificere dannelsen af ​​den 93. element. I stedet blev det, som et resultat af den radiokemiske analyse af radioaktive grundstoffer udført af O. Hahn og F. Strassmann, vist, at et af produkterne fra uranbestråling med neutroner er barium (Z = 56) - et kemisk grundstof med middel atomvægt , mens ifølge Fermi-teoriens antagelse burde transuranelementer være blevet fremstillet.
L. Meitner og O. Frisch foreslog, at som et resultat af en urankernes indfangning af en neutron, bryder den sammensatte kerne op i to dele

92 U + n → 56 Ba + 36 Kr + xn.

Processen med uranfission ledsages af fremkomsten af ​​sekundære neutroner (x > 1), der kan forårsage spaltning af andre urankerner, hvilket åbner muligheden for, at en fissionskædereaktion kan opstå - en neutron kan give anledning til en forgrenet kæde af spaltning af urankerner. I dette tilfælde bør antallet af adskilte kerner stige eksponentielt. N. Bohr og J. Wheeler beregnede den kritiske energi, der kræves for, at 236 U-kernen, dannet som et resultat af indfangningen af ​​en neutron af 235 U-isotopen, kan spalte. Denne værdi er 6,2 MeV, hvilket er mindre end excitationsenergien af ​​236 U-isotopen, der dannes under indfangningen af ​​en termisk neutron på 235 U. Derfor, når termiske neutroner fanges, er en fissionskædereaktion på 235 U mulig. fælles isotop 238 U, er den kritiske energi 5,9 MeV, mens når en termisk neutron fanges, er excitationsenergien af ​​den resulterende 239 U-kerne kun 5,2 MeV. Derfor er kædereaktionen af ​​fission af den mest almindelige i naturen isotop 238 U under påvirkning af termiske neutroner umulig. Ved én fissionshandling frigives en energi på ≈ 200 MeV (til sammenligning frigives en energi på ≈ 10 eV ved kemiske forbrændingsreaktioner i én reaktion). Muligheden for at skabe betingelser for en fissionskædereaktion åbnede muligheder for at bruge energien fra en kædereaktion til at skabe atomreaktorer og atomvåben. Den første atomreaktor blev bygget af E. Fermi i USA i 1942. I USSR blev den første atomreaktor opsendt under ledelse af I. Kurchatov i 1946. I 1954 begyndte verdens første atomkraftværk at fungere i Obninsk. I øjeblikket genereres elektrisk energi i omkring 440 atomreaktorer i 30 lande rundt om i verden.
I 1940 opdagede G. Flerov og K. Petrzhak den spontane spaltning af uran. De følgende figurer vidner om eksperimentets kompleksitet. Den partielle halveringstid med hensyn til spontan fission af 238 U isotopen er 10 16 –10 17 år, mens henfaldsperioden for 238 U isotopen er 4,5∙10 9 år. Hovedhenfaldskanalen for 238 U isotopen er α-henfald. For at observere den spontane fission af 238 U-isotopen var det nødvendigt at registrere én fissionsbegivenhed på baggrund af 10 7 -10 8 α-henfaldsbegivenheder.
Sandsynligheden for spontan fission er hovedsageligt bestemt af fissionsbarrierens permeabilitet. Sandsynligheden for spontan fission stiger med en stigning i ladningen af ​​kernen, da. dette øger divisionsparameteren Z 2 /A. I Z isotoper< 92-95 деление происходит преимущественно с образованием двух осколков деления с отношением масс тяжёлого и лёгкого осколков 3:2. В изотопах Z >100, dominerer symmetrisk fission med dannelsen af ​​fragmenter af samme masse. Når ladningen af ​​kernen stiger, stiger andelen af ​​spontan fission sammenlignet med α-henfald.

Nuklear fission. Historie

1934- E. Fermi, der bestrålede uran med termiske neutroner, fandt radioaktive kerner blandt reaktionsprodukterne, hvis karakter ikke kunne fastslås.
L. Szilard fremsatte ideen om en nuklear kædereaktion.

1939− O. Hahn og F. Strassmann opdagede barium blandt reaktionsprodukterne.
L. Meitner og O. Frisch meddelte for første gang, at uran under påvirkning af neutroner blev spaltet i to fragmenter, der var sammenlignelige i masse.
N. Bohr og J. Wheeler gav en kvantitativ fortolkning af nuklear fission ved at introducere fissionsparameteren.
Ya. Frenkel udviklede dråbeteorien om nuklear fission af langsomme neutroner.
L. Szilard, E. Wigner, E. Fermi, J. Wheeler, F. Joliot-Curie, Ya. Zeldovich, Yu Khariton underbyggede muligheden for, at en nuklear fissionskædereaktion forekommer i uran.

1940− G. Flerov og K. Petrzhak opdagede fænomenet spontan spaltning af U-urankerner.

1942− E. Fermi udførte en kontrolleret fissionskædereaktion i den første atomreaktor.

1945− Den første test af atomvåben (Nevada, USA). Atombomber blev kastet over de japanske byer Hiroshima (6. august) og Nagasaki (9. august).

1946− Under ledelse af I.V. Kurchatov, den første reaktor i Europa blev lanceret.

1954− Verdens første atomkraftværk blev lanceret (Obninsk, USSR).

Nuklear fission.Siden 1934 begyndte E. Fermi at bruge neutroner til at bombardere atomer. Siden da er antallet af stabile eller radioaktive kerner opnået ved kunstig transformation steget til mange hundrede, og næsten alle steder i det periodiske system er blevet fyldt med isotoper.
De atomer, der opstod i alle disse kernereaktioner, indtog samme plads i det periodiske system som det bombarderede atom eller nabosteder. Derfor beviset fra Hahn og Strassmann i 1938 for, at når neutroner bombarderer det sidste element i det periodiske system−uran−henfalder til grundstoffer, der er i de midterste dele af det periodiske system. Der er forskellige former for henfald her. De atomer, der opstår, er for det meste ustabile og henfalder straks yderligere; nogle har halveringstider målt i sekunder, så Hahn måtte bruge den analytiske Curie-metode for at forlænge så hurtig en proces. Det er vigtigt at bemærke, at grundstofferne foran uran, protactinium og thorium, også viser lignende henfald under påvirkning af neutroner, selvom der kræves højere neutronenergi for at henfaldet kan begynde end i tilfældet med uran. Sammen med dette opdagede G. N. Flerov og K. A. Petrzhak i 1940 spontan spaltning af urankernen med den længste halveringstid kendt indtil da: ca.· 10 15 år; dette faktum bliver tydeligt på grund af neutronerne frigivet i processen. Så det var muligt at forstå, hvorfor det "naturlige" periodiske system ender med de tre navngivne grundstoffer. Transuran-elementer er nu kendt, men de er så ustabile, at de hurtigt henfalder.
Spaltningen af ​​uran ved hjælp af neutroner gør det nu muligt at bruge atomenergi, som allerede er blevet forestillet af mange som "drømmen om Jules Verne."

M. Laue, Fysikkens Historie

1939 O. Hahn og F. Strassmann, der bestrålede uransalte med termiske neutroner, opdagede blandt reaktionsprodukterne barium (Z = 56)

Nuklear fission er opsplitning af en kerne i to (sjældent tre) kerner med lignende masser, som kaldes fissionsfragmenter. Under fission opstår også andre partikler - neutroner, elektroner, α-partikler. Som et resultat af fission frigives en energi på ~200 MeV. Fission kan være spontan eller tvunget under påvirkning af andre partikler, oftest neutroner.
Et karakteristisk træk ved fission er, at fissionsfragmenter som regel adskiller sig væsentligt i masse, dvs. asymmetrisk fission dominerer. I tilfælde af den mest sandsynlige fission af uranisotopen 236 U er fragmentmasseforholdet således 1,46. Et tungt fragment har et massetal på 139 (xenon), og et let fragment har et massetal på 95 (strontium). Under hensyntagen til emissionen af ​​to prompte neutroner har den betragtede fissionsreaktion formen

Nobelprisen i kemi
1944 - O. Gan.
Til opdagelsen af ​​neutroners fissionsreaktion af uraniumkerner.

Fissionsskår

Afhængighed af de gennemsnitlige masser af lette og tunge grupper af fragmenter af massen af ​​den fissile kerne.

Opdagelse af nuklear fission. 1939

Jeg kom til Sverige, hvor Lise Meitner led af ensomhed, og som hengiven nevø besluttede jeg at besøge hende i julen. Hun boede på det lille hotel Kungälv ved Gøteborg. Jeg fangede hende ved morgenmaden. Hun overvejede det brev, hun lige havde modtaget fra Han. Jeg var meget skeptisk over for indholdet af brevet, som berettede om dannelsen af ​​barium ved at bestråle uran med neutroner. Hun blev dog tiltrukket af denne mulighed. Vi gik i sneen, hun gik, jeg stod på ski (hun sagde, at hun kunne gøre på denne måde uden at falde bag mig, og hun beviste det). Ved afslutningen af ​​gåturen var vi allerede i stand til at formulere nogle konklusioner; kernen delte sig ikke, og stykker fløj ikke af fra den, men det var en proces, der snarere lignede dropmodellen af ​​Bohr-kernen; som en dråbe kunne kernen forlænges og dele sig. Jeg undersøgte derefter, hvordan nukleonernes elektriske ladning reducerer overfladespændingen, som, som jeg kunne fastslå, falder til nul ved Z = 100, og muligvis meget lav for uran. Lise Meitner var engageret i at bestemme den energi, der frigives under hvert henfald på grund af en massefejl. Hun havde en meget klar idé om massedefektkurven. Det viste sig, at fissionselementer på grund af elektrostatisk frastødning ville få en energi på omkring 200 MeV, og det svarede bare til energien forbundet med en massedefekt. Derfor kunne processen forløbe rent klassisk uden at involvere konceptet om at passere en potentiel barriere, hvilket naturligvis ville være nytteløst her.
Vi tilbragte to eller tre dage sammen hen over julen. Så vendte jeg tilbage til København og havde knap nok tid til at fortælle Bohr om vores idé i samme øjeblik, hvor han allerede var på vej ombord på damperen til USA. Jeg husker, hvordan han slog sig i panden, så snart jeg begyndte at tale, og udbrød: ”Åh, hvilke fjols vi var! Det burde vi have bemærket før." Men han lagde ikke mærke til det, og ingen lagde mærke til det.
Lise Meitner og jeg skrev en artikel. Samtidig holdt vi konstant kontakten via fjerntelefon København - Stockholm.

O. Frisch, Erindringer. UFN. 1968. T. 96, hæfte 4, s. 697.

Spontan nuklear fission

I de eksperimenter, der er beskrevet nedenfor, brugte vi den metode, som først blev foreslået af Frisch til registrering af processerne ved nuklear fission. Et ioniseringskammer med plader belagt med et lag uraniumoxid er forbundet med en lineær forstærker, der er indstillet på en sådan måde, at α-partikler udsendt fra uran ikke registreres af systemet; impulserne fra fragmenterne, som er meget større end impulserne fra α-partiklerne, låser udgangsthyratronen op og betragtes som et mekanisk relæ.
Et ioniseringskammer blev specielt designet i form af en flad flerlagskondensator med et samlet areal på 15 plader på 1000 cm. 2 .
I de allerførste forsøg med en forstærker indstillet til at tælle fragmenterne, var det muligt at observere spontane (i mangel af en neutronkilde) impulser på et relæ og et oscilloskop. Antallet af disse impulser var lille (6 pr. 1 time), og det er derfor ganske forståeligt, at dette fænomen ikke kunne observeres med kameraer af den sædvanlige type ...
Det har vi en tendens til at mene den effekt, vi observerer, skal tilskrives fragmenterne, der er et resultat af den spontane spaltning af uran ...

Spontan fission skal tilskrives en af ​​de uexciterede U-isotoper med halveringstider afledt af en evaluering af vores resultater:

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

Isotophenfald 238 U

Spontan nuklear fission

Halveringstider for spontant fissile isotoper Z = 92 - 100

Det første forsøgssystem med et uran-grafitgitter blev bygget i 1941 under ledelse af E. Fermi. Det var en grafitterning med en 2,5 m lang ribbe, indeholdende omkring 7 tons uranoxid, indesluttet i jernbeholdere, som blev anbragt i terningen i lige stor afstand fra hinanden. En RaBe neutronkilde blev placeret i bunden af ​​uran-grafit gitteret. Multiplikationsfaktoren i et sådant system var ≈0,7. Uranoxidet indeholdt fra 2 til 5 % urenheder. Yderligere bestræbelser blev rettet mod at opnå renere materialer, og i maj 1942 blev der opnået uranoxid, hvori urenheden var mindre end 1%. For at sikre en fissionskædereaktion var det nødvendigt at bruge en stor mængde grafit og uran - i størrelsesordenen flere tons. Urenhederne skulle være mindre end nogle få ppm. Reaktoren, samlet i slutningen af ​​1942 af Fermi ved University of Chicago, havde form som en ufuldstændig kugle afskåret ovenfra. Den indeholdt 40 tons uran og 385 tons grafit. Om aftenen den 2. december 1942, efter at neutronabsorberstængerne var blevet fjernet, blev det opdaget, at en nuklear kædereaktion fandt sted inde i reaktoren. Den målte koefficient var 1,0006. Oprindeligt fungerede reaktoren ved et effektniveau på 0,5 W. Den 12. december var dens effekt øget til 200 watt. Efterfølgende blev reaktoren flyttet til et mere sikkert sted, og dens effekt blev øget til flere kW. I dette tilfælde forbrugte reaktoren 0,002 g uran-235 om dagen.

Den første atomreaktor i USSR

Bygningen til den første F-1 forskningsatomreaktor i USSR var klar i juni 1946.
Efter at alle de nødvendige eksperimenter var udført, blev reaktorkontrol- og beskyttelsessystemet udviklet, reaktorens dimensioner blev etableret, alle nødvendige eksperimenter blev udført med reaktormodeller, neutrondensiteten blev bestemt på flere modeller, grafitblokke blev opnået (den såkaldte nukleare renhed) og (efter neutron-fysisk kontrol) uranblokke påbegyndte i november 1946 konstruktionen af ​​F-1-reaktoren.
Reaktorens samlede radius var 3,8 m. Den krævede 400 tons grafit og 45 tons uran. Reaktoren blev samlet i lag, og klokken 15 den 25. december 1946 blev det sidste, 62. lag samlet. Efter udvindingen af ​​de såkaldte nødstænger blev kontrolstangen løftet, neutrontætheden begyndte at tælle, og klokken 18:00 den 25. december 1946 kom den første reaktor i USSR til live. Det var en spændende sejr for videnskabsmændene - skaberne af atomreaktoren og for hele det sovjetiske folk. Halvandet år senere, den 10. juni 1948, nåede den industrielle reaktor med vand i kanalerne en kritisk tilstand og begyndte snart den industrielle produktion af en ny type nukleart brændsel - plutonium.

Energien E frigivet under fission stiger med stigende Z 2 /A. Værdien af ​​Z2/A = 17 for 89 Y (yttrium). De der. fission er energetisk gunstig for alle kerner, der er tungere end yttrium. Hvorfor er de fleste kerner modstandsdygtige over for spontan fission? For at besvare dette spørgsmål er det nødvendigt at overveje opdelingsmekanismen.

Under fission ændres kernens form. Kernen passerer sekventielt gennem følgende stadier (fig. 7.1): en kugle, en ellipsoide, en håndvægt, to pæreformede fragmenter, to sfæriske fragmenter. Hvordan ændres kernens potentielle energi på forskellige stadier af fission?
Indledende kerne med forstørrelse r tager form af en mere og mere aflang omdrejningsellipsoide. I dette tilfælde, på grund af udviklingen af ​​kernens form, er ændringen i dens potentielle energi bestemt af ændringen i summen af ​​overfladen og Coulomb-energierne E p + E k. I dette tilfælde stiger overfladeenergien, da kernens overfladeareal øges. Coulomb-energien falder, når den gennemsnitlige afstand mellem protoner stiger. Hvis den indledende kerne med en lille deformation, karakteriseret ved en lille parameter, har form af en aksialt symmetrisk ellipsoide, ændres overfladeenergien E" p og Coulomb-energien E" k som funktioner af deformationsparameteren som følger:

I forhold (7,4-7,5) E n og E k er overflade- og Coulomb-energierne af den oprindelige sfærisk symmetriske kerne.
I området med tunge kerner, 2E n > Ek, og summen af ​​overflade- og Coulomb-energierne stiger med stigende . Det følger af (7.4) og (7.5), at ved små deformationer forhindrer en forøgelse af overfladeenergien en yderligere ændring af kernens form og følgelig fission.
Relation (7.5) gælder for små stammer. Hvis deformationen er så stor, at kernen tager form af en håndvægt, har overfladen og Coulomb-kræfterne en tendens til at adskille kernen og give fragmenterne en sfærisk form. Således, med en gradvis stigning i deformationen af ​​kernen, passerer dens potentielle energi gennem et maksimum. Plottet af overflade- og Coulomb-energier af kernen som funktion af r er vist i fig. 7.2.

Tilstedeværelsen af ​​en potentiel barriere forhindrer øjeblikkelig spontan nuklear fission. For at kernen kan splitte, skal den tildeles energi Q, der overstiger højden af ​​fissionsbarrieren H. Den maksimale potentielle energi af en fissilt kerne E + H (f.eks. guld) i to identiske fragmenter er ≈ 173 MeV , og energien E frigivet under fission er 132 MeV. Under fissionen af ​​guldkernen er det således nødvendigt at overvinde en potentiel barriere med en højde på omkring 40 MeV.
Højden af ​​fissionsbarrieren H er jo større, jo mindre forholdet er mellem Coulomb- og overfladeenergierne E til /E p i den indledende kerne. Dette forhold øges igen med en stigning i divisionsparameteren Z 2 /A (7.3). Jo tungere kernen er, jo lavere er højden af ​​fissionsbarrieren H, da fissionsparameteren, under den antagelse, at Z er proportional med A, stiger med stigende massetal:

Derfor skal tungere kerner generelt forsynes med mindre energi for at forårsage nuklear fission.
Højden af ​​fissionsbarrieren forsvinder ved 2E p – Ec = 0 (7,5). I dette tilfælde

2E p / E k \u003d 2 (a 2 A) / (a ​​​​3 Z 2),

Z 2 /A \u003d 2a 2 / (a ​​​​3 Z 2) ≈ 49.

Ifølge dråbemodellen kan kerner med Z 2 /A > 49 således ikke eksistere i naturen, da de spontant skulle spaltes i to fragmenter næsten øjeblikkeligt i en karakteristisk nuklear tid af størrelsesordenen 10-22 sek. Afhængighederne af formen og højden af ​​den potentielle barriere H, såvel som fissionsenergien, af værdien af ​​parameteren Z2/A er vist i fig. 7.3.

Ris. 7.3. Radial afhængighed af formen og højden af ​​den potentielle barriere og fissionsenergien E ved forskellige værdier af parameteren Z 2 /A. Værdien af ​​E p + Ek er plottet på den lodrette akse.

Spontan nuklear fission med Z 2 /A< 49, для которых высота барьера H не равна нулю, с точки зрения классической физики невозможно. Однако в квантовой механике такое деление возможно за счет туннельного эффекта – прохождения осколков деления через потенциальный барьер. Оно носит название спонтанного деления. Вероятность спонтанного деления растет с увеличением параметра деления Z 2 /A, т. е. с уменьшением высоты барьера деления. В целом период спонтанного деления уменьшается при переходе от менее тяжелых ядер к более тяжелым от T 1/2 >10 21 år for 232 Th til 0,3 s for 260 Rf.
Tvunget nuklear fission med Z 2 /A< 49 может быть вызвано их возбуждением фотонами, нейтронами, протонами, дейтронами, a частицами и другими частицами, если вносимая в ядро энергия достаточна для преодоления барьера деления.
Minimumsværdien af ​​excitationsenergien af ​​den sammensatte kerne E* dannet under fangsten af ​​en neutron er lig med bindingsenergien af ​​neutronen i denne kerne εn. Tabel 7.1 sammenligner barrierehøjden H og neutronbindingsenergien ε n for Th, U, Pu isotoper dannet efter neutronfangst. En neutrons bindingsenergi afhænger af antallet af neutroner i kernen. På grund af parringsenergien er bindingsenergien for en lige neutron større end bindingsenergien for en ulige neutron.

Tabel 7.1

Fissionsbarrierehøjde H, neutronbindingsenergi ε n

Et karakteristisk træk ved fission er, at fragmenterne som regel har forskellige masser. I tilfælde af den mest sandsynlige fission på 235 U er fragmentmasseforholdet i gennemsnit ~1,5. Massefordelingen af ​​235 U fissionsfragmenter af termiske neutroner er vist i fig. 7.4. For den mest sandsynlige fission har et tungt fragment et massetal på 139, et let - 95. Blandt fissionsprodukterne er der fragmenter med A = 72 - 161 og Z = 30 - 65. Sandsynligheden for fission i to fragmenter af lige masse er ikke lig nul. Ved fission af 235 U af termiske neutroner er sandsynligheden for symmetrisk fission cirka tre størrelsesordener lavere end i tilfældet med den mest sandsynlige fission i fragmenter med A = 139 og 95.
Asymmetrisk fission forklares af kernens skalstruktur. Kernen har en tendens til at spalte på en sådan måde, at hoveddelen af ​​nukleonerne i hvert fragment danner den mest stabile magiske kerne.
Forholdet mellem antallet af neutroner og antallet af protoner i 235 U-kernen N/Z = 1,55, mens dette forhold for stabile isotoper med et massetal tæt på masseantallet af fragmenter er 1,25 − 1,45. Som følge heraf viser fissionsfragmenter sig at være stærkt overbelastet med neutroner og skal
β - radioaktiv. Derfor oplever fissionsfragmenter successive β - henfald, og ladningen af ​​det primære fragment kan ændre sig med 4 - 6 enheder. Nedenfor er en karakteristisk kæde af radioaktive henfald på 97 Kr - et af fragmenterne dannet under fissionen af ​​235 U:

Excitationen af ​​fragmenter, forårsaget af en krænkelse af forholdet mellem antallet af protoner og neutroner, som er karakteristisk for stabile kerner, fjernes også på grund af emissionen af ​​prompte fissionsneutroner. Disse neutroner udsendes af bevægelige fragmenter i en tid på mindre end ~ 10 -14 s. I gennemsnit udsendes 2 - 3 prompte neutroner i hver fissionsbegivenhed. Deres energispektrum er kontinuerligt med et maksimum omkring 1 MeV. Den gennemsnitlige energi af en prompt neutron er tæt på 2 MeV. Emissionen af ​​mere end én neutron i hver fissionsbegivenhed gør det muligt at opnå energi gennem en nuklear fissionskædereaktion.
I den mest sandsynlige fission af 235 U af termiske neutroner opnår et let fragment (A = 95) en kinetisk energi på ≈ 100 MeV, og et tungt (A = 139) erhverver omkring 67 MeV. Således er den totale kinetiske energi af fragmenter ≈ 167 MeV. Den samlede fissionsenergi er i dette tilfælde 200 MeV. Den resterende energi (33 MeV) fordeles således blandt andre fissionsprodukter (neutroner, elektroner og antineutrinoer af β - henfald af fragmenter, γ-stråling af fragmenter og deres henfaldsprodukter). Fordelingen af ​​fissionsenergi mellem forskellige produkter under spaltningen af ​​235 U af termiske neutroner er angivet i tabel 7.2.

Tabel 7.2

Spaltningsenergifordeling 235 U termiske neutroner

Nukleare fissionsprodukter (NF'er) er en kompleks blanding af mere end 200 radioaktive isotoper af 36 grundstoffer (fra zink til gadolinium). Det meste af aktiviteten består af kortlivede radionuklider. Efter 7, 49 og 343 dage efter eksplosionen falder aktiviteten af ​​PND'er med henholdsvis 10, 100 og 1000 gange sammenlignet med aktiviteten en time efter eksplosionen. Udbyttet af de mest biologisk signifikante radionuklider er angivet i tabel 7.3. Ud over PND er radioaktiv forurening forårsaget af radionuklider af induceret aktivitet (3 H, 14 C, 28 Al, 24 Na, 56 Mn, 59 Fe, 60 Co osv.) og udelte dele af uran og plutonium. Rollen af ​​induceret aktivitet i termonukleare eksplosioner er særlig stor.

Tabel 7.3

Frigivelse af nogle fissionsprodukter i en atomeksplosion

Under atomeksplosioner i atmosfæren falder en betydelig del af nedbøren (op til 50 % ved jordeksplosioner) nær testområdet. En del af de radioaktive stoffer tilbageholdes i den nederste del af atmosfæren og bevæger sig under påvirkning af vinden over lange afstande, forbliver omtrent på samme breddegrad. Når de er i luften i omkring en måned, falder radioaktive stoffer under denne bevægelse gradvist til Jorden. De fleste af radionukliderne frigives til stratosfæren (til en højde af 10÷15 km), hvor de er globalt spredt og stort set henfalder.
Forskellige elementer i design af atomreaktorer har høj aktivitet i årtier (tabel 7.4)

Tabel 7.4

Specifikke aktivitetsværdier (Bq/t uran) af de vigtigste fissionsprodukter i brændselselementer fjernet fra reaktoren efter tre års drift

1.8. Nuklear fission

1.8.1. Fissionsreaktioner af tunge kerner. Nuklear fissionsmekanisme og aktiveringsenergi. Sammensætning af nukleare fissionsprodukter og fissionsenergi. Elementær teori om fission

Nuklear fission- en nuklear reaktion, hvor to (sjældent tre) fragmentkerner dannes. Processen er ledsaget af emission af sekundære neutroner, kvanter og frigivelse af en betydelig mængde energi.

Historik reference. I 1938 viste O. Gann og F. Strassmann i Tyskland ved præcis radiokemisk analyse, at når uran bestråles med neutroner, dannes grundstoffet barium i det, som er i midten af ​​det periodiske system. Reaktionen så ud

(Q=200 MeV). (1,82)

Der er over 30 uran-235 fission output kanaler. F. Joliot-Curie med samarbejdspartnere i Frankrig og E. Fermi med samarbejdspartnere i Italien opdagede emissionen af ​​flere neutroner i udgangskanalen. O. Frisch og L. Meitner i Tyskland bemærkede den enorme mængde energi, der frigives under fission. Dette tjente til at fremsætte ideen om en selvbærende nuklear fissionsreaktion. I 1940 blev spontan kernefission også opdaget i Rusland. Grundlaget for moderne atomenergi er spaltningen af ​​uran- og plutoniumkerner under påvirkning af neutroner. Den nukleare tidsalder begyndte i 1938.

Nuklear fission kan også forekomme under påvirkning af protoner, γ-kvanter, α-partikler osv. Tvunget fission af en exciteret kerne af en neutron ( n, f) konkurrerer med andre processer: med radiativ neutronindfangning ( n, γ ), dvs. emissionen af ​​et y-kvante og spredningen af ​​en neutron på en kerne ( n, n).

Sandsynligheden for nuklear fission bestemmes af forholdet mellem fissionstværsnittet σ f kerne til det totale neutronfangst tværsnit.

Isotoper , , er divideret med neutroner af alle energier, startende fra nul. I løbet af fissionstværsnittene af disse isotoper optræder resonanser svarende til energiniveauerne i den fissile kerne (se fig. 1.13).

Nuklear fissionsmekanisme og aktiveringsenergi

Processen med nuklear fission forklares som opdelingen af ​​en homogen ladet væskedråbe under påvirkning af Coulomb-kræfter (Frenkel Ya. M, Bor N., Wheeler, 1939). For at adskille skal kernen tilegne sig en vis kritisk energi, kaldet aktiveringsenergien. Efter fangsten af ​​en neutron dannes en sammensat exciteret kerne. Den exciterede kerne begynder at svinge. Rumfanget af kernen ændres ikke (kernestof er praktisk talt ukomprimerbart), men overfladen af ​​kernen øges. Overfladeenergien stiger, derfor har overfladespændingskræfterne en tendens til at returnere kernen til dens oprindelige tilstand. Coulomb-energien falder i absolut værdi på grund af stigningen i den gennemsnitlige afstand mellem protoner. Coulomb-kræfter har en tendens til at bryde kernen. Kernen omdannes fra en sfærisk form til en ellipsoid, så opstår en kvadrupol deformation af kernen, en indsnævring dannes, kernen bliver til en håndvægt, som knækker, danner to fragmenter og "sprøjt" - et par neutroner.

Et kendetegn ved kernens evne til at fission er forholdet mellem Coulomb-energien og overfladeenergien, taget fra den semi-empiriske formel for kernens bindingsenergi.

hvor - delelighedsparameter.

Kerner med en fissilitetsparameter >17 kan spalte, med en kritisk fissilitetsparameter ()cr = 45 fissionerer de straks (betingelsen for spontan spaltning af kerner). For at en kerne kan spalte, skal den overvinde en energibarriere kaldet fissionsbarrieren. I tilfælde af tvungen fission modtager kernen denne energi, når en neutron fanges.

Sammensætning af fissionsprodukter

Fissionsskår . Hovedtypen for nuklear fission er fission i to fragmenter. Fragmenterne er opdelt efter masse asymmetrisk i forholdet to til tre. Udbyttet af fissionsprodukter er defineret som forholdet mellem antallet af fissioner, der producerer et fragment og det givne EN til det fulde antal afdelinger. Da hver fission producerer to kerner, er det samlede udbytte pr. fission for alle massetal 200%. Fragmentmassefordelingen under nuklear fission er vist i fig. 1.14. Figuren viser en typisk to-pukkel kurve for fordelingen af ​​det totale fissionsudbytte ved termiske neutroner. Fragmenternes momenta er lige store og modsatte i fortegn. Fragmenthastighederne når ~107 m/s.

Fig.1.14. Afhængighed af udbyttet af fissionsprodukter af uranium-235 og plutonium-239 under påvirkning af termiske neutroner på massetallet EN.

fissionsneutroner . I dannelsesøjeblikket er fragmenterne af den oprindelige kerne stærkt deformeret. Den overskydende potentielle deformationsenergi omdannes til fragmenternes excitationsenergi. Fissionsfragmenter har en stor ladning og er beriget med neutroner, ligesom den oprindelige kerne. De passerer ind i stabile kerner og smider sekundære neutroner og γ-kvanter ud. Excitationen af ​​fragmentkerner fjernes ved "fordampning" af neutroner.

Prompte fissionsneutroner er neutroner, der udsendes af exciterede fragmenter på en tid mindre end 4 10-14 sek. De fordamper fra fragmenterne isotropisk.

V laboratoriekoordinatsystem(l.s.c.) energispektret for fissionsneutroner er godt beskrevet af den Maxwellske fordeling

hvor E er neutronenergien i l. s.k..gif" width="63 height=46" height="46"> – gennemsnitlig spektrumenergi.

Nummer v sekundære neutroner pr. 1 fissionsakt af termiske neutroner er for uran-235 v= 2,43, plutonium-239 v= 2,89. (for eksempel produceres 289 sekundære neutroner samtidigt for 100 fissionshændelser).

Emission af γ-kvanter . Efter "fordampning" af neutroner fra fragmenter har de stadig excitationsenergi, som føres væk af prompte γ-kvanter. Processen med emission af γ-kvanter sker i en tid på ~ 10-14 s efter emission af neutroner. Samlet effektiv strålingsenergi pr. division E total = 7,5 MeV..gif" width="67" height="28 src="> MeV. Det gennemsnitlige antal γ-kvanter pr. division.

forsinkede neutroner – neutroner, der opstår efter spaltningen af ​​de oprindelige kerner (fra 10-2 sek til 102 sek). Antal forsinkede neutroner< 1% от полного количества нейтронов деления. Механизм испускания связан с β - henfald af fissionsfragmenter af typen , , hvis energi β -henfald mere end neutronens bindingsenergi. I dette tilfælde er der et forbud β -overgang til grundtilstand og lav neutronseparationsenergi. Kernens excitationsenergi er større end neutronens bindingsenergi. Neutronen flyver ud med det samme efter dannelsen af ​​en exciteret kerne fra en fragmentkerne som følge af dens β -henfald. Men med tiden sker dette først efter halveringstiden af ​​fragmentkernen.

Fordelingen af ​​energi pr. fission af en tung kerne med termiske neutroner er vist i tabel. 1.4.

Energi af nukleare fissionsprodukter Tabel 1.4

Termisk fissionsenergi

QT = T osk l + T osc t + En+ Еγ m + Еβ + Еγ etc + Еγ = 204 MeV.

Den energi, der føres bort af antineutrinoen, frigives ikke i form af termisk energi; derfor falder ~ 200 MeV på 1 fission af kernen af ​​en termisk neutron. Med en termisk effekt på 1 W opstår der 3.1.1010 divisioner/sek. I kemiske reaktioner har et atom en energi på ~ 1 eV.

Elementær teori om fission

Antag, at i processen med at dividere https://pandia.ru/text/78/550/images/image028_18.gif" width="31" height="27 src="> bevares massetallet EN og opladning Z. Det betyder, at vi kun betragter skår:

EN 1+ EN 2 = EN , Z 1+ Z 2 = Z,

kernen er opdelt i forholdet 2 til 3:

EN 1 / EN 2 = Z 1 / Z 2=2/3.

Reaktionsenergien er lig med energien af ​​fragmenter Q = T Okay

Q = c2 [M – (M1 + M2 ) ],

Q= Esv1+ Esv2– ESt., (1.85)

hvor ESt. er kernens samlede bindingsenergi med hensyn til alle dens nukleoner

ligeledes E sv1, Esv2 er bindingsenergierne af det første og andet fragment.

Erstatter (1,86) og begge formler for E sv1, E s2 i (1,85) og forsømmer det sidste led, får vi

Forudsat ifølge (1.15) = 17.23 MeV, https://pandia.ru/text/78/550/images/image026_22.gif" width="31" height="20"> opnår vi den kinetiske energi af fragmenter Tock ≈ 178 MeV, hvilket kun overstiger tabelværdien med 10 MeV.

1.8.2. Kædereaktioner ved fission af urankerner. Formel til reproduktion i en kædereaktion. reproduktionshastigheder. Formel med fire faktorer

Nuklear fission kædereaktioner tunge kerner af neutroner er kernereaktioner, hvor antallet af neutroner stiger, og en selvopretholdende proces med nuklear fission af stof opstår. Kemiske og nukleare forgrenede kædereaktioner er altid eksoterme. En fissionskædereaktion er mulig på praktisk taget tre isotoper og er kun mulig, fordi der under fission af en kerne med en primær neutron flyver mere end to sekundære neutroner ud i udgangskanalen.

multiplikationsfaktor TIL- det vigtigste kendetegn ved udviklingen af ​​en nuklear kædereaktion.

hvor Ni er antallet af neutroner produceret i jeg-generation, Ni–1 er antallet af neutroner produceret i ( jeg–1)-generation.

Teorien om nukleare kædereaktioner blev også skabt i 1939 i analogi med teorien om kemiske kædereaktioner (1934). En selvbærende nuklear kædereaktion er mulig, når K>1 - superkritisk reaktion, K=1 – kritisk reaktion. Hvis K<1 – реакция подкритическая, она затухает.

Formel til multiplikation af neutroner i en kædereaktion

Hvis der i begyndelsen af ​​reaktionen er n neutroner, så vil deres antal på én generation blive

dvs. gif" width="108" height="48">,

hvor τ er gennemsnitlig levetid for en generation af neutroner

Hvis vi adskiller variablerne og integrerer, får vi

ved hjælp af formlen opnår vi endelig, at antallet af neutroner stiger med tiden t eksponentielt med en positiv eksponent

https://pandia.ru/text/78/550/images/image027_18.gif" width="37" height="23"> langsomme neutroner og nuklear fission af hurtige neutroner.

reproduktionshastigheder. Formel med fire faktorer

Lad uran + moderator systemet have uendelige dimensioner. Lad os antage, at i det øjeblik, hvor en generation af neutroner blev født, n termiske neutroner, som hver danner https://pandia.ru/text/78/550/images/image058_8.gif" width="126" height="37">, (1,91)

hvor σU er absorptionstværsnittet af langsomme termiske neutroner af uran,

σ3 er absorptionstværsnittet af langsomme termiske neutroner af moderatoren,

ρU er koncentrationen af ​​urankerner, ρ3 er koncentrationen af ​​moderatorkerner.

Således er antallet af termiske neutroner fanget af nukleart brændsel ( nηεрf). Neutron multiplikationsfaktor i et uendeligt medium(formel med fire faktorer)

Neutron multiplikationsfaktor i det endelige medium

Kef=, (1.93)

hvor - total sandsynlighed for, at en neutron vil undslippe kernelækage.

For at en stationær nuklear kædereaktion kan forekomme i det endelige system, er det nok Kef=1. Dette svarer kritisk(mindst for reaktionen) størrelsen af ​​den aktive zone. (For rent uran er dette en kugle med en radius på 8,5 cm og en masse på 47 kg)..gif" width="25 height=23" height="23">>1.

Den første kontrollerede nukleare kædereaktion blev udført af E. Fermi i Chicago i 1942. Atomreaktoren havde η = 1,35, ε ≈ 1,03, ε pf≈ 0,8, = 1,08, for TIL eff havde brug for θ0,93, hvilket svarer til en størrelse på 5÷10 m. Atomreaktoren bygget i Moskva i 1946 havde lignende parametre.