Действием нейтронов
Нейтроны, являясь электрически нейтральными частицами, не испытывают кулоновского отталкивания и поэтому легко проникают в ядра и вызывают разнообразные ядерные превращения. Изучение ядерных реакций под действием нейтронов не только сыграло огромную роль в развитии ядерной физики, но и привело к появлению ядерных реакторов (см. § 267).
Краткая история открытия нейтрона такова. Немецкие физики В. Боте (1891—1957) и Г. Беккер в 1930 г., облучая рад элементов, в частности ядра бериллия, a-частицами, обнаружили возникновение излучения очень большой проникающей способности. Так как сильно проникающими могут быть только нейтральные частицы, то было высказано предположение, что обнаруженное излучение — жесткие g-лучи с энергией примерно 7 МэВ (энергия рассчитана по поглощению). Дальнейшие эксперименты (Ирен и Фредерик Жолио-Кюри, 1931 г.) показали, что обнаруженное излучение, взаимодействуя с водородосодержащими соединениями, например парафином, выбивает протоны с пробегами примерно 26 см. Из расчетов следовало, что для получения протонов с такими пробегами предполагаемые g-кванты должны были обладать фантастической по тем временам энергией 50 МэВ вместо расчетных 7 МэВ!
Пытаясь найти объяснение описанным экспериментам, английский физик Д. Чэдвик (1891—1974) предположил (1932), а впоследствии доказал, что новое проникающее излучение представляет собой не g-кванты, а поток тяжелых нейтральных частиц, названных им нейтронам. Таким образом, нейтроны были обнаружены в следующей ядерной реакции:
Эта реакция не является единственной, ведущей к выбрасыванию из ядер нейтронов (например, нейтроны возникают в реакциях 73Li (a, n) 105В и 105В (a, n) 147N).
Характер ядерных реакций под действием нейтронов зависит от их скорости (энергии). В зависимости от энергии нейтроны условно делят на две группы: медленные и быстрые. Область энергий медленных нейтронов включает в себя область ультрахолодных (с энергией до 10- 7 эВ), очень холодных (10- 7 — 10-4 эВ), холодных (10- 4 — 10- 3 эВ), тепловых (10- 3 — 0,5 эВ) и резонансных (0,5 — 104 эВ) нейтронов. Ко второй группе можно отнести быстрые (104 — 108 эВ), высокоэнергетнчные (108 — 1010 эВ) и релятивистские (³1010 эВ) нейтроны.
Замедлить нейтроны можно пропуская их через какое-либо вещество, содержащее водород (например, парафин, вода). Проходя через такие вещества, быстрые нейтроны испытывают рассеяние на ядрах и замедляются до тех пор, пока их энергия не станет равной, например, энергии теплового движения атомов вещества замедлителя, т. е. равной приблизительно kT.
Медленные нейтроны эффективны для возбуждения ядерных реакций, так как они относительно долго находятся вблизи атомного ядра. Благодаря этому вероятность захвата нейтрона ядром становится довольно большой. Однако энергия медленных нейтронов мала, потому они не могут вызывать, например, неупругое рассеяние. Для медленных нейтронов характерны упругое рассеяние на ядрах (реакция типа (n, n)) и радиационный захват (реакция типа (n, g)). Реакция (n, g)приводит к образованию нового изотопа исходного вещества:
Часто в результате (n, g)-реакции образуются искусственные радиоактивные изотопы, дающие, как правило, bˉ -распад. Например, в результате реакции
образуется радиоактивный изотоп 3215P, претерпевающий bˉ-распад с образованием, стабильного изотопа серы:
Под действием медленных нейтронов на некоторых легких ядрах наблюдаются также реакции захвата нейтронов с испусканием заряженных частиц — протонов и a-частиц (под действием тепловых нейтронов):
(используется для обнаружения нейтронов) или
(используется для получения трития, в частности в термоядерных взрывах; см. § 268).
Реакции типа (n, p) и (n, a), т. е. реакции с образованием заряженных частиц, происходят в основном под действием быстрых нейтронов, так как в случае медленных нейтронов энергии атомного ядра недостаточно для преодоления потенциального барьера, препятствующего вылету протонов и a-частиц. Эти реакции, как и реакции радиационного захвата, часто ведут к образованию bˉ-активных ядер.
Для быстрых нейтронов наблюдается неупругое их рассеяние, совершающееся по схеме
где вылетающий из ядра нейтрон обозначен как 10n', поскольку это не тот нейтрон, который проник в ядро; 10n' имеет энергию, меньшую энергии 10n, а остающееся после вылета нейтрона ядро находится в возбужденном состоянии (отмечено звездочкой), поэтому его переход в нормальное состояние сопровождается испусканием g-кванта.
Когда энергия нейтронов достигает значений 10 МэВ, становятся возможными реакции типа (n, 2n). Например, в результате реакции
образуется bˉ-активный изотоп 23892U, претерпевающий распад по схеме
Реакция деления ядра
К началу 40-х годов работами многих ученых — Э. Ферми (Италия), О. Гана (1879—1968), Ф. Штрассмана (1902—1980) (ФРГ), О. Фриша (1904—1979) (Великобритания), Л. Мейтнер (1878—1968) (Австрия), Г.Н. Флерова (р. 1913), К.Н. Петржака (Россия) — было доказано, что при облучении урана нейтронами образуются элементы из середины Периодической системы — лантан и барий. Этот результат положил начало ядерным реакциям совершенно нового типа — реакциям деления ядра, заключающимся в том, что тяжелое ядро под действием нейтронов, а как впоследствии оказалось и других частиц делится на несколько более легких ядер (осколков), чаще всего на два ядра, близких по массе.
Замечательной особенностью деления ядер является то, что оно сопровождается испусканием двух-трех вторичных нейтронов, называемых нейтронами деления. Так как для средних ядер число нейтронов примерно равно числу протонов (N/Z»1), а для тяжелых ядер число нейтронов значительно превышает число протонов (N/2» 1,6),то образовавшиеся осколки деления перегружены нейтронами, в результате чего они и выделяют нейтроны деления. Однако испускание нейтронов деления не устраняет полностью перегрузку ядер-осколков нейтронами. Это приводит к тому, что осколки оказываются радиоактивными. Они могут претерпеть ряд bˉ-превращений, сопровождаемых испусканием g-квантов. Так как bˉ-распад сопровождается превращением нейтрона в протон (см. (258.1)), то после цепочки bˉ-превращений соотношение между нейтронами и протонами в осколке достигнет величины, соответствующей стабиль ному изотопу. Например, при делении ядра урана 23592U
(265.1)
осколок деления l3954Xe в результате трех актов bˉ-распада превращается в стабильный изотоп лантана l3957La:
Осколки деления могут быть разнообразными, поэтому реакция (265.1) не едиственная приводящая к делению 23592U. Возможна, например, реакция
Большинство нейтронов при делении испускается практически мгновенно (t £ 10- 14 с), а часть (около 0,7%) испускается осколками деления спустя некоторое время после деления (0,05 с £ t £ 60 с). Первые из них называются мгновенными, вторые — запаздывающими. В среднем на каждый акт деления приходится 2,5 испущенных нейтронов. Они имеют сравнительно широкий энергетический спектр в пределах от 0 до 7 МэВ, причем на один нейтрон в среднем приходится энергия около 2 МэВ.
Расчеты показывают, что деление ядер должно сопровождаться также выделением большого количества энергии. В самом деле, удельная энергия связи для ядер средней массы составляет примерно 8,7 МэВ, в то время как для тяжелых ядер она равна 7,6 МэВ (см. § 252). Следовательно, при делении тяжелого ядра на два осколка должна освобождаться энергия, равная примерно 1,1 МэВ на один нуклон.
Эксперименты подтверждают, что при каждом акте деления действительно выделяется огромная энергия, которая распределяется между осколками (основная доля), нейтронами деления, а также между продуктами последующего распада осколков деления.
В основу теории деления атомных ядер (Н. Бор, Я. И. Френкель) положена капельная модель ядра (см. § 254). Ядро рассматривается как капля электрически заряженной несжимаемой жидкости (с плотностью, равной ядерной, и подчиняющейся законам квантовой механики), частицы которой при попадании нейтрона в ядро приходят в колебательное движение, в результате чего ядро разрывается на две части, разлетающиеся с огромной энергией.
Вероятность деления ядер определяется энергией нейтронов. Например, если высокоэнергетичные нейтроны (см. § 264) вызывают деление практически всех ядер, то нейтроны с энергией в несколько мегаэлектрон-вольт — только тяжелых ядер (А>210). Нейтроны, обладающие энергией активации (минимальной энергией, необходимой для осуществления реакции деления ядра) порядка 1 МэВ, вызывают деление ядер урана 23892U, тория 23290Th, протактиния 23191Ра и плутония 23994Рu. Тепловыми нейтронами делятся ядра 23592U, 23892U и 23392U, 23090Th (два последних изотопа в природе не встречаются, они получаются искусственным путем). Например, изотоп 23392U получается в результате радиационного захвата (реакции (n, g),см. § 264) нейтронов ядром 23290Th:
(265.2)
Цепная реакция деления
Испускаемые при делении ядер вторичные нейтроны могут вызвать новые акты деления, что делает возможным осуществление цепной реакции деления — ядерной реакции, в которой частицы, вызывающие реакцию, образуются как продукты этой реакции. Цепная реакция деления характеризуется коэффициентом размножения k нейтронов, который равен отношению числа нейтронов в данном поколении к их числу в предыдущем поколении. Необходимым условием для развития цепной реакции деления является требование k ³ 1.
Оказывается, что не все образующиеся вторичные нейтроны вызывают последующее деление ядер, что приводит к уменьшению коэффициента размножения. Во-первых, из-за конечных размеров активной зоны (пространство, где происходит цепная реакция) и большой проникающей способности нейтронов часть из них покинет активную зону раньше, чем будет захвачена каким-либо ядром. Во-вторых, часть нейтронов захватывается ядрами неделящихся примесей, всегда присутствующих в активной зоне. Кроме того, наряду с делением могут иметь место конкурирующие процессы радиационного захвата и неупругого рассеяния.
Коэффициент размножения зависит от природы делящегося вещества, а для данного изотопа — от его количества, а также размеров и формы активной зоны. Минимальные размеры активной зоны, при которых возможно осуществление цепной реакции, называются критическими размерами. Минимальная масса делящегося вещества, находящегося в системе критических размеров, необходимая для осуществления цепной реакции, называется критической массой.
Скорость развития цепных реакций различна. Пусть Т— среднее время жизни одного поколения, а N— число нейтронов в данном поколении. В следующем поколе нии их число равно kN,т. е. прирост числа нейтронов за одно поколение dN = kN – N = N(k - 1). Прирост же числа нейтронов за единицу времени, т. е. скорость нарастания цепной реакции,
(266.1)
где N0— число нейтронов в начальный момент времени, а N— их число в момент времени t. Nопределяется знаком (k -1). При k >1 идет развивающаяся реакция, число делений непрерывно растет и реакция может стать взрывной. При k = 1 идет самоподдерживающаяся реакция, при которой число нейтронов с течением времени не изменяется. При k < lидет затухающая реакция.
Цепные реакции делятся на управляемые и неуправляемые. Взрыв атомной бомбы, например, является неуправляемой реакцией. Чтобы атомная бомба при хранении не взорвалась, в ней 23592U (или 23994Рu) делится на две удаленные друг от друга части с массами ниже критических. Затем с помощью обычного взрыва эти массы сближаются, общая масса делящегося вещества становится больше критической и возникает взрывная цепная реакция, сопровождающаяся мгновенным выделением огромного количества энергии и большими разрушениями. Взрывная реакция начинается за счет имеющихся нейтронов спонтанного деления или нейтронов космического излучения. Управляемые цепные реакции осуществляются в ядерных реакторах (см. § 267).
В природе имеется три изотопа, которые могут служить ядерным топливом (23592U: в естественном уране его содержится примерно 0,7%) или сырьем для его получения (23290Th и 23892U: в естественном уране его содержится примерно 99,3%). 23290Th служит исходным продуктом для получения искусственного ядерного топлива 23392U (см. реакцию (265.2)), a 23892U, поглощая нейтроны, посредством двух последовательных bˉ -распадов — для превращения в ядро 23994Рu:
(266.2)
Реакции (266.2) и (26S.2), таким образом, открывают реальную возможность воспроизводства ядерного горючего в процессе цепной реакции деления.
