Сечение деления ядер нейтронами При поглощении нейтрона с

Сечение деления ядер нейтронами. При поглощении нейтрона с энергией En ядро приобретает энергию возбуждения Е* = Вn + En ∙ А/(А + 1), где Вn – энергия связи нейтрона. Устойчивость ядра к делению определяется тонким балансом между поверхностными силами, которые препятствуют деформации ядра, и кулоновскими силами рассталкивания протонов, которые стремятся разорвать ядро, а также квантово-механическими силами, связанными с оболочечной структурой спектров состояний ядра. В результате возникает энергетический барьер Вf, препятствующий делению, который определяется оболочечными поправками к формуле масс Вайцзекера и параметром делимости x модели жидкой капли: При x > 1 барьера деления в модели жидкой капли не существует (Вf = 0), и атомное ядро становится абсолютно неустойчивым к делению, что сильно влияет на положение границы стабильности тяжёлых ядер. Оболочечные поправки приводят к стабилизации ядер по отношению к делению и существованию острова стабильности сверхтяжёлых ядер при Z > 110. Ядра материалов топливного цикла имеют Вf ≈ 6 Мэ. В.

Если Е* < Вf , то происходит только радиационный захват нейтрона, (n, γ) реакция. При Е* ≥ Вf происходит деление, а также (n, γ) и другие энергетически допустимые реакции. В природе существует единственный нуклид, который делится тепловыми нейтронам, это – 235 U. Наиболее распространённый изотоп 238 U делится с заметной вероятностью только быстрыми нейтронами при En ≥ 0. 8 Мэ. В. При захвате четно-нечётным ядром 235 U нейтрона с почти нулевой энергией образуется чётно-чётное ядро 236 U с Е*≈ 6, 54 Мэ. В, что почти на 1 Мэ. В выше барьера деления, Вf = 5, 6 Мэ. В, поэтому сечение деления велико. Когда чётно-чётное ядро 238 U захватывает тепловой нейтрон, то образуется чётнонечётное ядро 239 U с Е*≈ 4, 81 Мэ. В, что более чем на 1 Мэ. В ниже барьера деления, Вf = 6, 3 Мэ. В, поэтому происходит практически только (n, γ) реакция. Только ядра топливных материалов с нечётным числом нейтронов делятся тепловыми нейтронами (233 U, 235 U, 238 Np, 239 Pu, 241 Pu, 243 Pu). Все эти изотопы, за исключением 235 U, были получены искусственным путём.

Сечения деления тепловыми нейтронами топливных нуклидов Ядро-мишень Число нейтронов Сечение деления, барн 229 Th 139 30, 81 233 U 141 531. 2 235 U 143 584. 4 238 Np 145 2007 239 Pu 145 747. 4 241 Pu 147 1012

Зависимость сечения деления 235 U от энергии нейтрона. тепловая точка (0, 025 э. В)

Сечение деления 235 U быстрыми нейтронами.

Зависимость сечения деления 238 U от энергии нейтрона.

Зависимость сечения радиационного захвата (n, γ) ядром 238 U от энергии нейтрона до 20 Мэ. В. тепловая точка

Массовые и зарядовые распределения осколков деления После разделения составного ядра на два осколка и испускания мгновенных нейтронов формируются независимые продукты деления с массовым и зарядовым распределением Yнез (A, Z). Массовое распределение осколков при делении 235 U тепловыми нейтронами имеет вид двугорбой кривой с малой вероятностью образования осколков вблизи симметричного деления (А = 114 – 122). С увеличением энергии нейтронов провал на кривой выходов постепенно уменьшается. Образующиеся осколки имеют избыток нейтронов по сравнению со стабильными нуклидами при том же массовом числе А и распадаются путем β- -распада с различными постоянными распада, и в результате распада формируются на момент времени t кумулятивные выходы Yкум (A, Z) = ∑к=0, 1, 2, . Yнез (A, Z - к). При t → ∞ сумма независимых выходов изобарной цепочки (А = const) даёт выход стабильного изотопа этой цепочки. Например, для А=137 имеем цепочку распадов, которая порождает опасный радионуклид Yнез (A, Z) (%): 0. 25 2, 00 4, 60 0, 49 при нормировке суммы выходов всех осколков, равной 200%. 0, 05

Массовое распределение осколков при делении 235 U тепловыми нейтронами (незаштрихованные значки сплошная кривая) и 14 Мэ. В нейтронами (точки и пунктирная кривая). Массовые кривые нормированы на 200%.

Двумерная диаграмма (A, Z) независимых выходов продуктов деления 235 U тепловыми нейтронами

В изобарную цепочку входят несколько элементов с различными выходами, которые хорошо аппроксимируются распределением Гаусса Среднее значение близко величине, получаемой при предположении о распределении заряда делящегося между осколками пропорционально массовому числу осколка, а величина дисперсии лежит в пределах 0, 5 – 0, 6. Например, при делении составного ядра 236 U для А = 90 имеем: 90 Kr (32, 32 c) 90 Rb 90 Br (1, 91 c) (158 c) 90 Sr (Т 1/2 = 28, 79 лет) Опасный радионуклид

2. 3. Мгновенные нейтроны деления. После разделения осколков за очень короткое время (менее чем 10 -14 с) испускаются мгновенные нейтроны деления. Спектр мгновенных нейтронов хорошо описывается распределением Максвелла При делении 235 U тепловыми нейтронами температурный параметр равен: ТМ = 1, 31 Мэ. В Используется также двухпараметрическое распределение Уатта При делении 235 U тепловыми нейтронам средние значения температуры и кинетической энергии на нуклон равны: ТW = 0, 965 Мэ. В, EF = 0, 533 Мэ. В.

Аппроксимация экспериментального спектра мгновенных нейтронов деления 235 U тепловыми нейтронам распределениями Максвелла и Уатта.

Важнейшей характеристикой ядерных материалов является среднее число мгновенных нейтронов на акт деления или множественность нейтронов Множественность нейтронов при делении тепловыми нейтронами. ядро 233 U 235 U 239 Pu 249 Cf 2, 495 2, 4334 2, 946 4, 06 Зависимость от энергии среднего числа нейтронов 233 U: = 2. 482 + 0. 075 En при = 2. 412 + 0. 136 En при 0 ≤ En ≤ 1 Мэ. В En ≥ 1 Мэ. В 235 U: = 2. 432 + 0. 066 En при 0 ≤ En ≤ 1 Мэ. В = 2. 349 + 0. 15 En при En ≥ 1 Мэ. В 239 Pu: = 2. 874 + 0. 138 En

2. 4. Запаздывающие нейтроны деления После эмиссии нейтронов осколки деления имеют избыток нейтронов и относительно быстро распадаются путём β- -переходов. Если энергия распада ядра-предшественника (Z, N) превышает энергию связи нейтрона в дочернем ядре (Z+1, N-1) (Qβ > Bn), то при β- -переходах в состояния выше Bn могут происходить переходы в состояния ядра (Z+1, N-2) путём испускания нейтрона. Эти нейтроны, в отличие от мгновенных нейтронов, называются запаздывающие нейтроны деления (ЗНД), поскольку момент их эмиссии запаздывает на время, определяемое периодом полураспада ядрапредшественника Т 1/2 (Z, N).

Пример выходных каналов деления, генерирующих запаздывающие нейтроны 235 U 144 Cs(1, 01 + nth → 91 Rb + 144 Cs + n c) →(144 Ba)* → 144 Ba(1, 01 c )→ 144 La(40, 8 c) → 144 Ce(285 д) → 144 Pr(17, 3 м) → 144 Nd n, 3, 6 % 143 Ba(14, 33 91 Rb(58, 4 c) → 143 La(14, 2 c) → 143 Ce(33 ч) → 143 Pr (13, 57 д) → 143 Nd c) → 91 Sr(9, 63 ч) → 91 Y(58, 51 д) → 91 Zr 235 U + nth → 99 Y + 136 I + n 136 I(83, 4 c) → 136 Xe 99 Y(1, 47 c) → (99 Zr)* → 99 Zr (2, 1 c) → 99 Nb(15, 0 c) → 99 Mo(65, 94 ч) → 99 Tc(2, 11∙ 105 г) → 99 Ru n, 2, 5 % 98 Zr (30, 7 c) → 98 Nb(2, 86 c/ из. 51, 3 м) → 98 Mo

Запаздывающие нейтроны деления принципиально важны для управления ядерным реактором, поэтому их характеристики были подробно изучены. Выходы ЗНД в зависимости от массы и заряда составного ядра хорошо описываются формулой:

Для описания временной зависимости выхода ЗНД используется рекомендованная оценка данных из 6 временных компонентов Доля ЗНД по отношению к средней множественности нейтронов деления: Рекомендованные параметры ЗНД при делении тепловыми нейтронами ядер 235 U и 239 Pu и быстрыми нейтронами ядра 238 U. ядро λ 1, с-1 А 1 λ 2, с-1 А 2 λ 3, с-1 А 3 λ 4, с-1 А 4 λ 5, с-1 А 5 λ 6, с-1 А 6 235 U 0. 0127 0, 055 0, 032 0, 366 0, 115 0, 328 0, 311 0, 660 1, 40 0, 192 3, 87 0, 070 238 U 0. 0132 0, 058 0, 032 0, 608 0, 139 0, 719 0, 358 1, 72 1, 41 1, 00 4, 02 0, 33 239 Pu 0. 0128 0, 022 0, 030 0, 192 0, 124 0, 136 0, 325 0, 210 1, 12 0, 055 2, 69 0, 029

Временная зависимость суммарного выхода ЗНД и 6 компонентов при делении 235 U тепловыми нейтронами β = 0, 0068

Временная зависимость суммарного выхода ЗНД и 6 компонентов при делении 239 Pu тепловыми нейтронами β = 0, 0022

Временная зависимость суммарного выхода ЗНД и 6 компонентов при делении 238 U тепловыми нейтронами