Деление ядер тяжелыми ионами 1 Основные представления

Скачать презентацию Деление ядер тяжелыми ионами 1 Основные представления

Деление ядер - сокращенный.ppt

Количество слайдов: 143

Деление ядер тяжелыми ионами § 1 Основные представления о процессе деления § 2 Свойства осколков деления § 3 Особенности деления ядер тяжелыми ионами § 4 Деление высоковозбужденных ядер § 5 Деление ядер с большим угловым моментом § 6 Спонтанное деление трансурановых элементов § 7 Cпонтанно делящиеся изомеры § 8 Запаздывающее деление § 9 Квазиделение( быстрое деление)

ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР О. Ган (1879 -1968) Ф. Штрассман (1902 -1980) История открытия деления урана Деление ядер урана было открыто в 1938 г. немецкими учеными О. Ганом и Ф. Штрассманом. Им удалось установить, что при бомбардировке ядер урана нейтронами образуются элементы средней части периодической системы: барий, криптон и др. Правильное толкование этому факту дали австрийский физик Л. Мейтнер и английский физик О. Фриш. Они объяснили появление этих элементов распадом ядер урана, захватившего нейтрон, на две примерно равные части. Это явление получило название деления ядер, а образующиеся ядра — осколков деления.

О. Фриш, Дж. Уилер Успехи, ошибки и явные неудачи нескольких ученых из различных стран придали своеобразный колорит начальному периоду изучения деления ядер. Удачное сочетание пытливой мысли и счастливого случая превратило эту волнующую идею в реальность.

Элементарная теория деления В 1939 г. Н. Бор и Дж. Уилер, а также Я. Френкель еще задолго до того, как деление было всесторонне изучено экспериментально, предложили теорию этого процесса, основанную на представлении о ядре как о капле заряженной жидкости. Широко известная аналогия между делением ядра и делением капли жидкости при деформации - капельная модель ядра Фотографии последовательных деформаций жидкой капли, сделанные Томпсоном с сотрудниками в Лоуренсовской лаборатории Калифорнийского университета

Энергия при делении Наибольшую устойчивость имеют ядра с А = 40 -120, т. е. находящиеся в середине периодической таблицы. Энергетически выгодными являются процессы соединения (синтеза) легких ядер и деления тяжелых ядер. В обоих случаях конечные ядра располагаются в той области значений А, где удельная энергия связи большее, чем удельная энергия связи начальных ядер. Поэтому указанные процессы должны идти с выделением энергии Оценки. Ядро с массовым числом А 1 = 240 Зависимость удельной энергии связи от A n делится на два равных осколка с А 2 = 120. В этом случае удельная энергия связи осколков по сравнению с удельной энергией связи начального ядра увеличивается на 0. 8 Мэ. В (от 7. 6 Мэ. В для ядра с А 1 = 240 до 8. 4 Мэ. В для ядра с А 2 = 120). При этом должна выделяться энергия Е = 2 А 2 В 2 - А 1 В 1 = А 1(В 2 -В 1)=240(8. 4 -7. 6) = 200 Мэ. В.

При делении тяжелого ядра должна освобождаться большая энергия Q, так как удельная энергия связи в тяжелых ядрах примерно на 0. 8 Мэ. В меньше, чем для средних ядер. Так, например, для ядра 238 U Q =А(Втяж -Вср) = 238*0. 8 =200 Мэ. В. Подавляющая часть энергии деления освобождается в форме кинетической энергии осколков деления Ек, так как ядра-осколки неизбежно должны разлетаться под действием кулоновского отталкивания. Кулоновская энергия двух осколков с зарядами Zl и Z 2, находящихся на расстоянии R: Ек = Zl. Z 2 е 2/R, где R = R 1 + R 2, R 1, R 2 - радиусы ядер осколков, которые могут быть вычислены по формуле R = 1. 3*10 -13 A 1/3 см, a Zl = Z 2 = Z 0/2 = 46 (считая, что ядро делится пополам), то получим: Качественный вид зависимости энергии ядра урана от деформации, как это следует из модели жидкой капли

Предположим, что ядро с массовым числом А 1 и зарядом Z 1 делится на два одинаковых осколка с массовыми числами А 2 = А 1/2 и атомными номерами Z 2 = Z 1/2. Энергия E, освобождающаяся при делении, определяется соотношением: При делении изменяются поверхностная энергия Еп = а 2 А 2/3 и кулоновская энергия Eк = aз. Z 2/A 1/3, причем поверхностная энергия в данном примере увеличивается на 180 Мэ. В, а кулоновская энергия уменьшается, на 340 Мэ. В. Деление возможно в том случае, когда Е > 0 E = 2 Eсв(A 2, Z 2) - Eсв(A 1, Z 1) Формула Вайцзеккера: Есв(A, Z) = a 1 A - a 2 A 2/3 - a 3 Z 2/A 1/3 - a 4(A/2 - Z)2/A + a 5 A-3/4 Отсюда получим, что деление энергетически выгодно, когда Z 2/A > 17. Величина Z 2/A называется параметром делимости. Энергия Е, освобождающаяся при делении, растет с увеличением Z 2/A ; Z 2/A = 17 для ядер в районе иттрия и циркония. Из полученных оценок видно, что деление энергетически выгодно для всех ядер с A > 90. Почему же большинство ядер устойчиво по отношению к самопроизвольному делению? Чтобы ответить на этот вопрос, посмотрим, как меняется форма ядра в процессе деления.

Изменение поверхностной и кулоновской энергий в процессе деления Изменение потенциальной энергии ядра в процессе деления

Зависимость формы, высоты потенциального барьера H и энергии деления E от величины параметра делимости Z 2/А

Спонтанное деление (1940) Через два года после открытия Гана и Штрассмана, в 1940 году, Г. Н. Флеров и К. А. Петржак обнаружили, что ядра урана могут делиться самопроизвольно (спонтанно). Период полураспада спонтанного деления 238 U оказался равным 8 x 1015 лет.

Деление ядер урана Открытие в 1938 г. О. Ган, Ф. Штрассман Объяснение в 1939 г. О. Фриш, Л. Мейтнер 235 U Деление происходит под действием кулоновских сил Rb α -излучение γ-излучение

Для осуществления цепной реакции необходимо, чтобы среднее количество освобожденных нейтронов с течением времени не уменьшалось. Отношение количества нейтронов в каком-либо «поколении» к количеству нейтронов в предыдущем «поколении» называют коэффициентом размножения нейтронов k Если k < 1, реакция быстро затухает, Если k = 1, то реакция протекает с постоянной интенсивностью (управляемая), Если k >1, то реакция развивается лавинно (неуправляемая) и приводит к ядерному взрыву

Ядерный реактор – установка, в которой осуществляется управляемая цепная реакция деления тяжелых ядер

Критическая масса Чтобы уменьшить вылет нейтронов из куска урана увеличивают массу урана (масса растет быстрее, чем площадь поверхности, если форма – шар). Минимальное значение массы урана, при которой возможна цепная реакция, называется критической массой. В зависимости от устройства установки и типа горючего критическая масса изменяется от 250 г до сотен килограммов

Ядерный реактор – установка, в которой осуществляется управляемая цепная реакция деления тяжелых ядер Первый ядерный реактор: США, 1942 г. , Э. Ферми, деление ядер урана. В России: 25 декабря 1946 г. , И. В. Курчатов

Условия работы:

Условия работы: 1) Горючее – природный уран, обогащенный до 5% ураном-235, торий или плутоний 2) Замедлитель – тяжелая (D 2 O) или обычная вода 3) Для уменьшения вылета нейтронов активная зона окружена слоем отражателя (графит) 4) Ядерное горючее вводят в активную зону в виде стержней. Температура 800 К– 900 К 5) Управление с помощью регулирующих стержней из соединений бора и кадмия, активно поглощающих нейтроны 6) Система охлаждения для отвода тепла из активной зоны реактора (вода, жидкие металлы, некоторые органические жидкости) 7) Системы дозиметрического контроля и биологической защиты окружающей среды от нейтронов и γ-излучения 8) После 30 -40 лет службы реактор не подлежит восстановлению

Атомная энергетика Первая АЭС, 1954 г. , г. Обнинск, мощность 5000 к. Вт

Термоядерная реакция - реакция слияния легких ядер при очень высокой температуре, сопровождающаяся выделением энергии Энергетически очень выгодна!!! 1. Самоподдерживающиеся – в недрах Земли, Солнца и других звезд. 2. Неуправляемая – водородная бомба!!! 3. Ведутся работы по осуществлению управляемой термоядерной реакции.

ДВА ПУТИ

Развитие теории и дальнейшие эксперименты

Деление возбужденных ядер на два примерно равных по массе осколка является одним из путей их распада, характерным для широкого круга ядер. В наиболее тяжелых ядрах (с Z > 92) этот способ распада является преобладающим, и он может происходить и без энергии возбуждения ( спонтанное деление ). Деление является сложным ядерным процессом, который связан с сильным изменением формы ядра (от сферической до гантелеобразной ), с коренной перестройкой нуклонных конфигураций, с неоднократным перераспределением энергии возбуждения ядра между различными видами (колебательной, тепловой и др. ). В настоящее время нет последовательной теории, которая позволяла бы с единой точки зрения описать все стороны процесса деления. Вместо этого обычно используют модельные представления. когда для описания выбирается какое либо макроскопическое явление, имеющее общие черты с изучаемым. В случае деления ядер таким явлением выбран разрыв заряженной капли несжимаемой жидкости под действием электрических сил отталкивания ( модель ” жидкой капли “).

В модели “жидкой капли “ трансформация энергии ядра при нарушении его формы связана с изменением двух его параметров: энергии поверхностного натяжения: и энергии кулоновского расталкивания, входящих в состав ядра протонов: Ze - заряд делящегося ядра, R - его радиус, Ω коэффициент поверхностного натяжения. Параметр деформации β определяется соотношением между большой a и малой b полуосями эллипсоида зависимость поверхностной и кулоновской энергий ядра от этого параметра деформации β можно представить в виде: где gn и gk константы поверхностного натяжения и кулоновского расталкивания.

С увеличением деформации ядра поверхностная энергия растет, а кулоновская падает, т. е. кулоновские силы стремятся изменить форму ядра, а поверхностные - сохранить ее. Соотношение между этими видами энергии и определяет зависимость полной энергии ядра (Eп + Ek ) от деформации. Если Еп > 1/2 Ek то полная энергия ядра растет с ростом деформации, и, как всякая система, ядро стремится к минимуму полной энергии, т. е. к возвращению в исходное состояние. Е'п + Е'к = Еп+ Ек + 2(2 Еп - Ек)/5 Высота барьера Н тем больше, чем меньше отношение кулоновской и поверхностной энергии Ек/Еп в начальном ядре Ек/Еп = (gк. Z 2)/(gп. A) Высота барьера деления обращается в нуль при 2 Еп - Ек = 0 2 Еп/Ек = 2 gп. A/(gк. Z 2) =1, откуда: Z 2/A =2 gп/gк=(2 x 17. 8)/0. 7=49

Зависимость полной энергии ядра от параметра деформации (или от расстояния между центрами формирующихся осколков) имеет вид кривой с максимумом Зависимость потенциальной энергии ядра М от параметра деформации β или расстояния между осколками d. Расчет по модели жидкой капли.

Спонтанное деление

Zhur. Eksptl. i Teoret. Fiz. 42, 1464 (1962); Soviet Phys. JETP 15, 1016 (1962) S. M. Polikanov, V. A. Druin, V. A. Karnaukhov, V. L. Mikheev, A. A. Pleve, N. K. Skobelev, G. M. Ter-Akopyan, V. A. Fomichev Spontaneous Fission with an Anomalously Short Period. I.

108 108

Спонтанно делящиеся изомеры 108

При малых деформациях ядро возвращается в исходное состояние, а начиная с некоторой (седловой точки) продолжает изменять свою форму, пока не произойдет разрыв на два осколка. Условие Еп = 1/2 Ek, при котором ядро имеет потенциальный барьер, соответствует для принятых в модели жидкой капли параметрах gп=17. 8 Мэ. В и gк=0, 7 Мэ. В определенному соотношению между его значениями Z и А или значению параметра делимости Z 2/A<49 Когда Z 2 /А > 49 барьер деления отсутствует, и ядро делится мгновенно (за время, соответствующее периоду колебаний τ ~ 10 20 с). Для точных расчетов В. М. Струтинским был разработан метод оболочечной поправки. В этом методе потенциальная энергия деформации представляется в виде суммы двух членов: где Eжк потенциальная энергия, вычисленная по модели жидкой капли, ∆Е оболочечная поправка. Важным следствием учета оболочечной поправки является появление на барьере деления при значении β ~ 0, 6 достаточно глубокого минимума с целой системой уровней. Такая (двугорбая) форма барьера деления приводит к ряду особенностей деления ядер. К ним относится появление подбарьерных резонансов в сечении деления, спонтанно делящиеся изомеры.

Рис. Рис.

Nilsson single-particle proton and neutron energy levels versus elongation in a spheroidal nuclear potential well of harmonic oscillator form. Proton orbitals. Neutron orbitals.

Energy versus deformation for high Z 2/A actinide nuclides. Note: The deformation and energy of the liquid-drop saddle point decreases with increasing Z 2/A and since the shell-correction energy is relatively shape independent, the barrier height of the outer hump is reduce

Согласно расчетам в ядрах с Z > 104 практически весь барьер делении обусловлен оболочечной поправкой. Особенно велика эта поправка в районе замкнутых оболочек Z= 114 и N = 184, где высота барьера деления может достигать 8 10 Мэ. В. что существенно увеличивает стабильность тяжелых ядер, и коренным образом меняет область распространения сверхтяжелых элементов. Оболочечная поправка зависит от энергии возбуждения делящегося ядра. Она максимальна для основных состояний ядер, падает с ростом энергии возбуждения и практически исчезает при Е* = 40 — 50 Мэ. В. Поэтому при высоких энергиях возбуждения барьер деления определяется капельной составляющей потенциальной энергии деформации. Эта составляющая также уменьшается с ростом энергии возбуждения, что является отражением зависимости oт температуры ядерной равновесной плотности и поверхностного натяжения.

Н. Бор и Дж. Уиллер (1939 г. ) Я. В. Френкель Ленинград, 1939 Г. Н. Флёров и К. А. Петржак Ленинград, 1940 г.

Изменение полной энергии ядра в зависимости от деформации в модели жидкой капли (штриховая кривая) и с учетом оболочечных эффектов (сплошная кривая): 1 - быстрое деление; 2 - запаздывающее деление; 3 - деление из изомерного состояния; 4 - спонтанное деление

Спонтанное деление трансурановых элементов В ядрах тяжелых трансурановых элементов спонтанное деление является одним из наи более вероятных способов распада. В целом ряде ядер, например, 258 Fm, 259 Fm, 260 Ku это единственный наблюдаемый вид распада. Массовое и энергетическое распределение осколков деления в этой области ядер при А < 258 имеет вид двугорбой кривой. Однако для более тяжелых ядрах с N > 158 характер этих распределений меняется. Массовое распределение является симметричным, а для ядер 258 и 259 Мd к тому же необычно узким (полуширина его составляет всего~10 массовых единиц), Причиной такого необычного массово энергетического распределения является проявление оболочечной структуры в осколках деления. Две компоненты в энергетическом распределении соответствуют разным кулоновским энергиям расталкивания. Это объясняется, по видимому, разными формами образующихся при разрыве осколков.

Массовые и энергетические распределения осколков спонтанного деления 258 No.

Превращения энергии при делении Деление ядер с A>100 является типичным экзотермическим процессом, при котором выделяется энергия Причина этого в том, что энергия связи ядра, приходящаяся на один нуклон, в осколках выше, чем в делящемся ядре. К этому необходимо еще добавить энергию, вносимую в ядро частицей, вызывающей деление. В процессе изменения формы ядра от исходного состояния к седловой точке происходит уменьшение тепловой энергии и рост энергии деформации. На пути к точке разрыва происходит превращение потенциальной энергии деформации в различные формы энергии формирующихся осколков (их кинетическую энергию и внутреннюю энергию возбуждения ). Вся эта энергия уносится в виде различных форм образующимися осколками. Эти формы включают кинетическую энергию осколков, энергии нейтронов и γ квантов, испускаемых при их девозбуждении, а так же β и γ излучения и нейтрино при их радиоактивном распаде

Соотношение между различными выделяющейся при делении ядер формами энергии,

Нейтроны при делении

Cоотношение энергий существенно зависит от делящегося ядра и от энергии бомбардирующих частиц. Для слабо возбужденных ядер (спонтанное деление, деление тепловыми нейтронами или другими частицами низких энергий ) основная доля выделяющейся энергии ( более 70% ) приходится на кинетическую энергию осколков, которая растет с ростом Z и A делящегося ядра. С увеличением энергии частиц, вызывающих деление, кинетическая энергия осколков практически не меняется, но растет их энергия возбуждения, а в ней та ее часть, которая связана с испусканием мгновенных нейтронов. Уменьшается энергия, связанная с радиоактивным распадом осколков ( эта энергия уносится электронами, нейтрино и γ квантами ). Это связано с тем, что испарение нейтронов из возбужденных осколков приближает их к долине β стабильности, и длина цепочки последовательных β распадов уменьшается. Большая энергия β распада осколков в целом ряде случаев может превышать энергию связи нейтрона в дочернем ядре. Это может приводить к эмиссии нейтронов из возбужденного дочернего ядра, образующегося после β распада (запаздывающие нейтроны, ). В случае тяжелых ядер энергия β-распада ( К-захвата) может превышать барьер деления дочернего ядра. Это может приводить к делению дочернего ядра ( запаздывающее деление).

Изменение формы ядра при делении.

- DECAY ENERGY Qβ = 5 25 Me. V

Known β–delayed multiple neutron emitters Nuclides T 1/2, ms xn Pxn, % Li 8. 5 2 n 3 n 4. 1(4) 1. 9(2) Be 14. 5 2 n 3 n 0. 80(8) 0. 2(2) B 10. 4 2 n 0. 4(2) B 5. 1 2 n 3 n 4 n 11(7) 3. 5(7) 0. 4(3) Na 48 2 n 1. 17(16) Na 13. 5 2 n 8(2) Na 5. 5 2 n ~ 50 Rb 110 2 n 0. 38(6) Rb 51 2 n 2. 7(7) 11 14 15 17 30 32 34 98 100

Predicted β-2 n-emitters in fission fragments Nuclides T 1/2, s Qb-B 2 n, Me. V P 2 n, % Y, 1/f As 94 Br 112 Nb 0. 90 0. 07 (0. 10) 1. 33 3. 78 3. 79 0. 02 3. 12 1. 28 4. 0 10 -4 1. 3 10 -5 6. 1 10 -10 In 136 Sb 0. 1 0. 8 5. 54 2. 25 2. 7 10 -7 3. 3 10 -4 J 150 Cs 0. 2 (0. 15) 2. 28 2. 97 99 10. 6 0. 28 0. 76 1. 48 86 134 142 5. 3 10 -5 1. 3 10 -8

Массовые распределения

Массовые распределения осколков для различных делящихся ядер.

Распределение ядерного заряда осколков относительно его среднего значения. Энергетические спектры осколков деления ядра 238 U нейтронами. Слева энергии отдельных осколков, справа суммы энергий обоих осколков

Свойства осколков деления Высокая энергия, выделяющаяся при делении ядер, приводит к большому набору конечных состояний продуктов деления. В результате этого наблюдается широкий спектр массовых чисел осколков. Каждой паре массовых чисел осколков A 1 и A 2 соответствует набор атомных номеров Zi и достаточно широкое распределение но кинетическим энергиям Ek Основной особенностью массовых распределений осколков деления тяжелых ядер (Z>88, A > 226) при низких энергиях возбуждения (спонтанном делении , делении тепловыми нейтронами или γ квантами малых энергий) является их асимметрия С увеличением энергии возбуждения делящегося ядра происходит рост выхода осколков симметричного деления (с массовыми числами 110 125). Когда энергия возбуждения становится выше 40 Мэ. В, то провал между асимметричными пиками полностью заполняется, и массовое распределение приобретает вид симметричной гауссовой кривой.

Осколку с данным массовым числом соответствует несколько ядер изобар ( с набором Z ), выходы которых описываются гауссовым распределением где Zp - наиболее вероятное зарядовое число, σ дисперсия распределения, К нормирующий множитель (этот параметр определяет повышенный выход осколков с четными Z и N и пониженный с нечетными). Плотность заряда (отношение числа протонов Z к числу нуклонов А) в каждом из осколков такая же, как и в делящемся ядре: ZЛ /AЛ +v. Л =ZТ /AТ +v. Т =Z 0 /A 0 средний заряд для данного массового числа осколка Ai Энергия кулоновского расталкивания двух осколков Расстоянияемежду центрами осколков с массовыми числами А 1 и A 2 где β 1 и β 2 -параметры деформации осколков, δ -длина шейки

Суммарная кинетическая энергия ( TKE ), усредненная по Z и A всех осколков обнаруживает линейную зависимость от параметра Z 2/A 1/3 T K E=(0, 1065 Z 2/A 1/3+20, 1) Мэ. В Сумма кинетических энергий пары осколков зависит от соотношения их массовых чисел (асимметрии массового распределения). Зависимость ТКЕ и ее дисперсии от отношения массовых чисел, 1 – Cf (s. f. ), 2 235 U( n, f) , 3 – 197 Au ( 3 Hе, f ).

Особенности деления ядер тяжелыми ионами Деление ядер в реакциях, вызываемых тяжелыми ионами, характеризуется рядом особенностей: 1. Высокая энергия возбуждения составного ядра, образующеюся при поглощении тяжелого иона. 2. Большой угловой момент, вносимый в ядро бомбардирующим тяжелым ионом. 3. В реакциях с тяжелыми ионами образуются ядра трансурановых элементов, а также ядра с аномальным соотношением протонов и нейтронов. Вероятность деления определяется конкуренцией двух способов распада эмиссии нейтронов и деления. где Гn а и Г f приведенные ширины для эмиссии нейтрона и деления. Если плотность уровней определяется выражением

Важными параметрами, определяющими вероятность деления, являются отношение af /an и барьер деления Вf. При аf ~ ап = 1: Зависимость высоты барьера деления от атомного номера делящегося ядра. Сплошная линия расчет по капельной модели, точки экспериментальные данные. Зависимость вероятности деления ядра от его энергии возбуждения и параметра делимости в реакциях с тяжелыми ионами.

Деление ядер с большим угловым моментом Барьер деления определяется как разность энергий вращающегося ядра в седловой и равновесной конфигурациях. Если предположить, что эти конфигурации не зависят от углового момента, выражение для барьера деления приобретает вид: где I угловой момент в единицах ћ, Jcедл. и Jpaвн, моменты инерции седловой равновесной конфигураций. Вращение подобно кулоновскому расталкиванию стремится разорвать ядро, поэтому в модели жидкой капли вводится еще один параметр делимости: где Eвр. и Еп вращательная и поверхностная энергии. При малых угловых моментах (Y < 0, 1) равновесные конфигурации приближенно представляют собой сплюснутые сфероиды. Далее с ростом I они переходят в трехосные эллипсоиды, вращающиеся вокруг наиболее короткой оси. а затем трансформируются в аксиально симметричные сильно вытянутые эллипсоиды.

Зависимость высоты барьера деления от величины момента для ядер с различными Z. Равновесные конфигурации при делении ядер с большим угловым моментом. Расчеты вращающейся жидкой капли.

Сильное понижение барьера с ростом углового момента оказывает существенное влияние и на процесс слияния тяжелого иона с ядром. Если момент выше критического, то образующаяся ядерная система разваливается еще не достигнув равновесия. Это явление, называемое «квазиделением", оно несет в себе черты как деления, так и неупругого рассеяния. При квазиделении или"быстром делении", промежуточная система сохраняет вид двойной ядерной конфигурации на протяжении всего времени взаимодействия. Конечным результатом такого взаимодействия является либо развал системы, либо слияние иона с ядром. Угловое распределение обоих образующихся осколков быстрого деления зависит от соотношения их масс. Чем более симметрично распределение по массам и ядерным зарядам, тем симметричнее по отношению к 90° их угловое распределение.

Конкуренция глубоконеупругого рассеяния, квази-деления и слияния

Presence of asymmetric QF in the medium composite systems (A~190 -230 u) Z 1 Z 2=492 1360

Asymmetric QF in the syperheavy composite systems

Схематическое изображение траектории взаимодействия массивного иона с ядром мишени, приводящего к истинному делению, квазиделению и глубоконеупругому рассеянию

Регистрация осколков деления

209 Bi(22 Ne, 3 n)228 Np

Запаздывающие процессы

Pre-neutron-emission mass-yield distribution for the ECDF of 242 Es. The fissioning species is 242 Cf. The data were averaged over 5 mass units. Pre-neutron-emission total kinetic energy (TKE ) distribution for the ECDF of 242 Es. The fissioning species is 242 Cf, the data are in groupings of 10 Me. V.

T K E= 0, 131 Z 2/A 1/3 Мэ. В T K E=(0, 1065 Z 2/A 1/3+20, 1) Мэ. В

1989 -1990 гг.

180 Tl 180 Tl

*Fission of 180 Hg observed in the beta decay of 180 Tl *Unexpected asymmetric mass split (180 Hg (Z=80, N=100) = 2 x 90 Zr (Z=40, N=50) *Cold fission, important for the end of the r-process

Кластерная радиоактивность – явление самопроизвольного испускания ядрами ядерных фрагментов (кластеров) тяжелее, чем α частица.

В 1984 независимые группы ученых в Англии и России, используя мишени экзотических ядер, открыли кластерную радиоактивность некоторых тяжелых ядер, самопроизвольно испускающих кластеры - атомные ядра с атомным весом от 14 до 34. Явление испускания -частиц радиоактивными ядрами хорошо известно. Возможно ли самопроизвольное испускание каких-то других атомных ядер, отличных от ядер 4 He? Положительный ответ на этот вопрос был дан двумя независимо друг от друга работающими группами в Англии [H. J. Rose, G. A. Jones Nature 1984, vol 307 245 -247] и CCCP [Д. В. Александров и др. Письма в ЖЭТФ 1984 т. 40 152 -154]. Ими был обнаружен радиоактивный распад 223 Ra с вылетом ядер 14 C. 223 Ra → 14 C + 209 Pb + Q(31. 85 Мэ. В). Вероятность испускания ядер 14 C почти на 10 порядков меньше, чем вероятность испускания -частиц. Спонтанный вылет ядер 14 C был вскоре обнаружен и для других ядер 221 Fr, 221 Ra, 222 Ra. В настоящее время известно свыше 20 изотопов, для которых обнаружена кластерная радиоактивность.

Кластерная радиоактивность

Благодарю за внимание

Скобелев Николай Константинович кандидат физико- математических наук, Ст. научный сотрудник, ученый секретарь Программно- консультативного комитета по ядерной физике Объединенного института ядерных исследований

Schematic diagram of the total nuclear deformation energy along the fission path for a nucleus in the actinide region. Note: Shell effects are built on the underlying liquid-drop (or droplet) reference energy.

Two-dimensional schematic diagram of potential energy versus deformation for the electron-capture-delayed fission process

n PDF n PDF

В 1961 г. в Дубне было открыто явление спонтанного деления ядер, находящихся в изомерном состоянии. Изомеры америция с массовыми числами 240, 242 и 244 обладают периодами полураспада 0, 6, 14 и 0, 9 мсек соответственно и с достаточно большим выходом образуются в сложных реакциях передачи при облучении кюрия, плутония и урана многозарядными ионами. Это обстоятельство в значительной степени затрудняло поиск и идентификацию изотопов 104 -го элемента по эффекту спонтанного деления. Кроме того, за счет ядерных реакций неполного слияния типа (HI, axn) возможен синтез изотопов 102 -го элемента, которые имеют заметную долю распада путем спонтанного деления. Эти изотопы также являются источником фона, который необходимо учитывать в опытах по синтезу СТЭ.

Спонтанное деление

нейтроны Ex= 40 Мэ. В Bf γ лучи предел чувствительности эксперимента Ex= 0 σxn= σcn(Γn / Γf)x где х – число нейтронов (Γn / Γf)I ~ exp [(Bf – Bn) / T] ~ 1/100 где Bf = Bf. ЖК + ΔEоболоч 0

Изменение потенциальной энергии ядра с ростом его деформации. Верхний рисунок – расчет в модели «жидкой капли» предполагающей, что ядерное вещество – бесструктурная материя. На нижнем рисунке – подобные расчёты, но с учётом структуры ядра.

Зависимость потенциальной энергии ядра М от параметра деформации β или расстояния между осколками d. Расчет по модели жидкой капли

Asymmetric QF in the syperheavy composite systems

The positions of heavy peaks in the primary mass distributions of asymmetric QF fragments in reactions with heavy ions < MHshells>=((MCN-MZ=28)+(MCN-MN=50)+MZ=82+MN=126)/4 Reactions 30 Si+238 U Z 1 Z 2 1288 178 199, 3 36 S+238 U 1472 1656 200± 3 204 202, 5 204, 5 1840 1880 208± 3 210± 3 208, 5 211, 8 1920 2576 211± 3 215± 3 213, 8 216, 5 40 Ar+238 U 48 Ca+244 Pu 48 Ca+248 Cm 64 Ni+238 U Reference Nishio et al. (EXON 09) Nishio, Itkis(PRC 83) Nishio et al. (EXON 09) Kozulin et al. (PLB 683) Itkis et al. (NPA 787) Kozulin et al. (PLB 686) TAN 11, Sochi

n n n While the relative contribution of QF to the capture cross section mainly depends on the reaction entrance channel properties, the features of asymmetric QF are determined essentially by the driving potential of a composite system. The major part of the asymmetric QF fragments peaks around the region of the Z=82 and N=126 (double magic lead) and (Z=28 and N=50) shells, and the maximum of the yield of the QF component is a mixing between all these shells. Hence, shell effects are everywhere present and determine the basic characteristics of fragment mass distributions. An alternative way for further progress in SHE can be achieved using the deep-inelastic or QF reactions. To estimate the formation probabilities of SHE in these reactions the additional investigations are needed.

Кинематика ядерных реакций

Element Last stable isotope First -n 73 Ni 8 10 8 0, 49 c Last isotope 28 Ni 64 Ni 74 Ni 30 Zn 70 Zn 32 Ge 76 Ge 34 Se 82 Se 36 Kr 86 Kr 92 Kr 37 Rb 87 Rb 91 Rb 5, 6 10 2 39 Y 89 Y 97 Y 40 Zr 96 Zr 103 Zr 8 10 3 (1, 3 c) 42 Mo 100 Mo 109 Mo 3 10 3 (1, 4 c) 110 Mo 44 Ru 104 Ru 113 Ru 5 10 3 (3, 0 c) 115 Ru 46 Pd 110 Pd 119 Pd 0, 8 10 3 (1, 8 c) 48 Cd 116 Cd 127 Cd 50 Sn 124 Sn 133 Sn 1, 5 10 3 52 Te 130 Te 136 Te 1, 3 10 2 (19, 0 c) 54 Xe 136 Xe 141 Xe 56 Ba 138 Ba Y=10 -8 10 7 (1, 1 c) 75 Ni (0, 23 c) Bn=2, 5 Mev Bn=0 5 10 5 (0, 10 c) 77 Ni 81 Ni 5 10 5 (2, 0 c) 81 Zn 3 10 7 (0, 29 c) 82 Zn (0, 13 c) 79 Zn 1, 5 10 5 (0, 31 c) 87 Zn 1, 7 10 4 (1, 9 c) 85 Ge 5 10 5 (0, 53 c) 88 Ge (0, 15 c) 85 Ge 2, 5 10 5 (0, 25 c) 97 Ge 6 10 7 (0, 10 c) 103 Se 78 Zn 83 Ge 6, 7 10 3 91 Se 1, 4 10 4 (0, 27 c) 94 Se 1, 7 10 2 (0, 36 c) 95 Kr 1, 5 10 3 (0, 78 c) 99 Kr 87 Se (58, 2 c) 4, 9 10 2 (3, 7 c) 5 10 6 (0, 57 c) 102 Rb 102 Y 10 9 (0, 037 c) 2, 5 10 3 (0, 30 c) 101 Rb 102 Rb 10 8 109 Kr 10 9 (0, 037 c) 110 Rb 10 10 120 Y 111 Zr 113 Zr 10 10 123 Zr 8 10 3 ( 0, 30 c) 115 Mo 117 Mo 10 10 125 Mo 3 10 4 (0, 74 c) 122 Ru 125 Ru 10 12 131 Ru 0, 5 10 3 127 Pd 129 Pd 10 11 137 Pd 10 7 ( 0, 19 c) 131 Cd 10 8 139 Cd 120 Pd 130 Cd (0, 009 c) 99 Kr 110 Y 105 Zr 2, 2 10 3 (1, 0 c) Zr 2, 2 106 Y 93 Se 131 Cd 2 10 3 (1, 05 c) 139 Sn 138 Te 2 10 3 (1, 4 c) 145 Te 143 Te 10 6 153 Te 1, 2 10 2 (1, 72 c) 145 Xe 4 10 4 (0, 9 c) 148 Xe 149 Xe 10 8 159 Xe 8 10 3 (2, 0 c) 150 Ba 10 4 (0, 30 c) 10 10 165 Ba 146 Ba (1, 47 c) 134 Sn 153 Ba(0, 20 c) 133 Sn 1, 5 10 3 (1, 47 c) 155 Ba 145 Sn

Величина оболочечной поправки (рис. а)к жидко капельной потенциальной энергии ядер с различным числом протонов (вертикальная шкала) и нейтронов (горизонтальная шкала). Графики b) и c) – расчётные периоды полураспада для спонтанного деления и альфа распада изотопов 108 го и 114 го элементов с различным числом нейтронов. В микроскопической модели, из за эффекта ядерных оболочек Z = 108; N=162 и Z = 114; N=184, возникают высокие барьеры деления, что может приводить к увеличению периодов спонтанного деления «магических ядер» до 107 лет.

Запаздывающие процессы

горячее слияние

Зависимость формы, высоты потенциального барьера H и энергии деления E от величины параметра делимости Z 2/А

Зависимость высоты барьера деления от величины углового момента для ядер с различными Z. Равновесные конфигурации при делении ядер с большим угловым моментом. Расчеты вращающейся жидкой капли.

Delayed- Neutron Data

Конкуренция глубоконеупругого рассеяния, квази-деления и слияния

Связь между лабораторной системой координат и системой центра масс. Предположим, что ядра мишени А с массой m. A остаются всегда в лабораторной системе координат (ЛСК) и взаимодействуют с ядрами бомбардирующей частицы «а» с массой ma и скоростью va. Скорость в системе центра масс (СЦМ) связана со скоростью в ЛСК: Скорость бомбардирующей частицы в СЦМ: где обозначает скорость движения относительно СЦМ. Ядро = -VCЦМ мишени будет иметь скорость в СЦМ . Полный импульс равен нулю в СЦМ, и тогда а скорости относятся как

Связь между лабораторной системой координат и системой ценра масс. Предположим, что ядра мишени А с массой m. A остаются всегда в лабораторной системе координат (ЛСК) и взаимодействуют с ядрами бомбардирующей частицы «а» с массой ma и скоростью va. Скорость в системе центра масс (СЦМ) связана со скоростью в ЛСК: Скорость бомбардирующей частицы в СЦМ: где обозначает скорость движения относительно СЦМ. Ядро = -VCЦМ мишени будет иметь скорость в СЦМ . Полный импульс равен нулю в СЦМ, и тогда а скорости относятся как

Энергия бомбардирующей частицы где трансформируется: - приведенная масса: и М – суммарная масса M= ma+m. A. Мы обозначили ЕСЦМ кинетическую энергию, соответствующую движению центра масс, а Еa- кинетическая энергия относительно движения в СЦМ: После столкновения движение центра масс с энергией ЕСЦМ и скоростью VСЦМ не будет меняться. Энергия относительно движения Еа также не будет меняться при упругих столкновениях, однако направление движения двух частиц изменится. Если рассмотреть случай неупругого столкновения A(a, b)B и обозначить значение дефекта масс в этой реакции, то а приведенная масса в выходном канале

В случае упругого рассеяния и , Полный импульс в СЦМ равен нулю, а две остальные частицы разлетаются в противоположном направлении с равными, но противоположными импульсами. Их скорость в системе центра масс будет относиться: Yu. P.

Частные случаи реакций: Упругое рассеяние. После упругого рассеяния скорости двух частиц не меняются. Однако в ЛСК их скорости оказываются другими в результате взаимодействия с ядром мишени. Рисунок показывает распределение скоростей после столкновения. Из этой диаграммы, учитывая геометрические правила синусов для треугольников, мы получаем тогда Yu. P.

Соотношение между скоростям и в ЛСК и СЦМ при упругом рассеянии частиц.

Соотношение между углами рассеяния в ЛСК и СЦМ при различных оотношениях масс частицы и ядра мишени x=ma /m. A.

Уравнение связывает углы рассеяния для частицы «а» в СЦМ и ЛСК. Соотношение этих углов показано на рисунке для нескольких значений x. Когда монотонно увеличивается от 0 до π. Для x>1 два значени получаются для одного и того же значения , причем имеет максимум при углах, меньших π. Этот случай можно объяснить физически так: x>1 означает, что налетающая частица тяжелее ядра мишени, и при центральном столкновении с ядром мишени она будет двигаться вперед. В СЦМ этот случай будет соответствовать рассеянию, в котором соответствующие углы отдачи провзаимодействовавших частиц связаны: т. к. Учитывая, что . . получаем

T K E=(0, 1065 Z 2/A 1/3+20, 1) Мэ. В

Коэффициент размножения определяют следующие факторы: 1) Захват медленных нейтронов ядрами 235 U или захват быстрых нейтронов ядрами 235 и 236 U U с последующим делением. 2) Захват нейтронов ядрами урана без деления. 3) Захват нейтронов продуктами деления, замедлителем и конструктивными элементами установки. 4) Вылет нейтронов наружу из вещества, которое делится.

Что изучает ядерная физика? 1. Фундаментальные проблемы строения материи 2. Тяжелые ионы, как метод ядерной физики 3. Проблемы астрофизики- моделирование процессов, происходящих во вселенной 4. Использование методов ядерной физики в решении важнейших проблем в смежных областях науки и техники