Спонтанное деление

Спонтанное деление (СД) — это форма радиоактивного распада , при которой тяжелое атомное ядро распадается на два или более легких ядра. В отличие от индуцированного деления , здесь нет инициирующей частицы, которая могла бы вызвать распад; это чисто вероятностный процесс.

Спонтанное деление является доминирующим режимом распада для сверхтяжелых элементов , при этом ядерная стабильность обычно падает с ростом ядерной массы. Таким образом, это формирует практический предел для числа нуклонов тяжелых элементов. Более тяжелые нуклиды могут быть созданы мгновенно физическими процессами, как естественными (через r - процесс), так и искусственными, хотя быстро распадаются на более стабильные нуклиды. Таким образом, за исключением второстепенных ветвей распада в первичных радионуклидах, спонтанное деление не наблюдается в природе.

Наблюдаемые периоды полураспада деления варьируются от 4,1 микросекунды (²⁵⁰
₁₀₂Нет
) до возраста, превышающего текущий возраст Вселенной (²³²
₉₀Чт
). ^[1]^{: 16}

История

После открытия вынужденного деления Отто Ганом и Фрицем Штрассманом в 1938 году советские физики Георгий Флоров и Константин Петржак начали проводить эксперименты по исследованию влияния энергии падающих нейтронов на ядра урана. Их оборудование регистрировало осколки деления даже при отсутствии нейтронов, вызывающих распад, и эффект сохранялся даже после того, как оборудование было перемещено на 60 метров под землю в туннели станции «Динамо» Московского метрополитена в попытке изолировать его от воздействия космических лучей . Открытие вынужденного деления само по себе стало неожиданностью, и не было известно никакого другого механизма, который мог бы объяснить наблюдаемые распады. Такой эффект можно было объяснить только спонтанным делением ядер урана без внешнего воздействия. ^[2]

Механизм

Спонтанное деление возникает в результате конкуренции между притягивающими свойствами сильной ядерной силы и взаимным кулоновским отталкиванием составляющих протонов. Энергия ядерной связи увеличивается пропорционально атомному массовому числу (A), однако кулоновское отталкивание увеличивается с квадратом числа протонов (Z). Таким образом, при больших массе и числе протонов кулоновское отталкивание преобладает над ядерными силами связи, и ядро энергетически более стабильно как два отдельных фрагмента, чем как одна связанная система. ^[3]^{: 478–9}

Спонтанное деление обычно является медленным процессом, поскольку ядро не может просто перескочить в состояние с более низкой энергией (разделенное). Вместо этого оно должно туннелировать через потенциальный барьер с вероятностью, определяемой высотой барьера. Такой барьер энергетически возможен для всех A ≥ 93, хотя его высота обычно уменьшается с ростом Z, ^[3]^{: 433} , и деление практически наблюдается только для A ≥ 232. ^[4]

Устойчивость нуклида к делению выражается как отношение кулоновской энергии к поверхностной энергии, которую можно эмпирически оценить как параметр делимости x: с и . ^[5]^{: 3} Для легких ядер x мал и существует значительный барьер деления. По мере увеличения массы ядра увеличивается и параметр делимости, в конечном итоге приближаясь и превышая единицу , где устойчивость к делению полностью теряется. ^[6]^{: 4} $x\approx {\frac {Z^{2}}{50.88A(1-\eta I^{2})}}$ $I={\tfrac {N-Z}{A}}$ $\eta \approx 1.78$

Оболочечные эффекты и эффекты спаривания нуклонов могут дополнительно влиять на наблюдаемые периоды полураспада. Распады нечетных нуклидов А замедляются на 3–5 порядков по сравнению с четно-четными нуклидами. ^[7]^{: 4} Барьер деления, как ожидается, будет равен нулю около A = 300, хотя остров стабильности может существовать с центром около Z = 114, N = 184. ^[3]^{: 481–2}

На сегодняшний день истинные модели ab initio, описывающие полный процесс деления, невозможны. ^[7]^{: 3} Были разработаны вычислительные теории, основанные на подходах теории Хартри-Фока или теории функционала плотности , однако вычислительная сложность затрудняет воспроизведение полного поведения. ^[1]^{: 35} Полуклассическая жидкокапельная модель обеспечивает в первую очередь качественное описание феноменологии, рассматривая ядро как классическую каплю жидкости, к которой можно применять квантовые поправки, что дает полезную концептуальную картину, которая частично совпадает с экспериментальными данными, но игнорирует большую часть квантовой природы системы и не позволяет делать более строгие предсказания.

В этой модели, как и в классической жидкой капле, вводится термин « поверхностное натяжение », который способствует сферической форме ядра. Действуя в противовес, действует термин кулоновского отталкивания, который увеличивает расстояние между отталкивающимися парами протонов и, таким образом, способствует удлинению ядра в овальную форму. ^[5]^{: 3} По мере увеличения деформации ядра, и особенно для больших ядер из-за их более сильного кулоновского отталкивания, ядро может оказаться в состоянии, когда развивается тонкая «шейка», образуя мост между двумя кластерами ядерного вещества, который может превзойти способность поверхностного натяжения восстанавливать недеформированную форму, в конечном итоге распадаясь на два фрагмента в «точке разрыва». ^[1]^{: 15} Вводя эффекты квантового туннелирования, ядро всегда имеет шанс на разрыв, который увеличивается с увеличением деформации, и может сделать это, даже если деформация недостаточна, чтобы вызвать разрыв шейки. После разделения оба фрагмента имеют высокий положительный заряд и, следовательно, приобретают значительную кинетическую энергию за счет взаимного отталкивания по мере того, как они ускоряются, удаляясь друг от друга.

Изомеры формы (также называемые изомерами деления ) являются возбужденными ядерными состояниями, существующими до разрыва, которые могут отклоняться от сферической геометрии, увеличивая ядерную деформацию по сравнению с основным состоянием без полного деления. Эти состояния являются «метастабильными» — ядро в этом состоянии может в масштабах времени от наносекунд до микросекунд либо распасться обратно в основное состояние посредством гамма-излучения, либо туннелировать через барьер разрыва и распадаться. Если ядро оказывается в этом состоянии либо посредством квантового туннелирования, либо посредством случайной статистической флуктуации, барьер для деления значительно снижается, поскольку изомеры формы всегда находятся на более высоком энергетическом уровне, чем основное состояние, и поэтому им больше не требуется туннелировать через весь барьер. Результирующая повышенная вероятность деления уменьшает эффективный период полураспада нуклида. ^[3]^{: 494–7} Трехгорбые барьеры были предложены для некоторых ядерных видов, таких как²²⁸
₉₀Чт
, что еще больше сокращает его наблюдаемый период полураспада. ^[8]

Продукция

Осколки деления обычно богаты нейтронами и всегда генерируются в возбужденных состояниях. ^[1]^{: 3} Таким образом, дочерние распады происходят быстро после разрыва. Распады, происходящие в течение 10 ⁻¹³ с разрыва, называются «быстрыми» и изначально доминируют серией нейтронных излучений, которые остаются доминирующим режимом распада до тех пор, пока энергия осколка не уменьшится до того же порядка величины, что и энергия отделения нейтрона (приблизительно7 МэВ ), когда эмиссия фотонов становится конкурентоспособной. Ниже энергии отделения нейтронов доминирует гамма-излучение, характеризующееся неупорядоченным спектром гамма-энергий с характерными низкоэнергетическими пиками, соответствующими определенным распадам по мере того, как дочерний элемент спускается по линии ираста , ^[1]^{: 53–4} каждый распад уносит избыточный угловой момент. ^[6]^{: 8} Среднее общее мгновенное гамма-излучение на 30% выше от более легкого фрагмента по сравнению с более тяжелым, что подразумевает, что более тяжелый фрагмент создается с более высоким начальным угловым моментом. ^[6]^{: 19} Наконец, внутренняя конверсия и рентгеновское излучение завершают мгновенные излучения. ^[1]^{: 53–4} Дочерние продукты, созданные мгновенными распадами, часто нестабильны по отношению к бета-распаду, и также ожидаются дальнейшие эмиссии фотонов и нейтронов. Такие излучения называются «задержанными излучениями» и происходят с периодами полураспада от пикосекунд до лет. ^[1]^{: 3}

В результате большого количества путей распада, представленных делящемуся ядру, существует большое разнообразие конечных продуктов. Массы осколков обычно распределены вокруг двух пиков с центрами при A ≈ 95 и A ≈ 140. ^[3]^{: 484} Спонтанное деление не благоприятствует образованию осколков одинаковой массы, и убедительного объяснения этому не найдено. ^[3]^{: 484} В редких случаях (0,3%) могут образовываться три или более осколков деления. ^[9] Тройные продукты обычно являются альфа-частицами, хотя могут быть такими же массивными, как ядра кислорода. ^[1]^{: 46}

Общее выделение энергии по всем продуктам составляет приблизительно200 МэВ , ^[5]^{: 4} в основном наблюдается как кинетическая энергия осколков деления, причем более легкий осколок получает большую долю энергии. ^[3]^{: 491–2} Для заданного пути распада число испускаемых нейтронов не является постоянным, а вместо этого следует гауссовому распределению. Однако распределение относительно среднего значения является постоянным для всех путей распада. ^[3]^{: 486} Мгновенные нейтроны испускаются с энергиями, приближенными (но не точно подходящими) к распределению Максвелла , ^[6]^{: 17–8} с пиком между 0,5 и 1 МэВ, со средней энергией2 МэВ и максимальная энергия приблизительно10 МэВ . ^[10]^{: 4–5} Мгновенное гамма-излучение составляет еще 8 МэВ, в то время как бета-распад и запаздывающие гамма-излучение вносят дополнительный вклад19 МэВ и7 МэВ соответственно. ^[3]^{: 492} Менее 1% испускаемых нейтронов испускаются как запаздывающие нейтроны. ^[11]

Приложения

Наиболее распространенное применение спонтанного деления — в качестве источника нейтронов для дальнейшего использования. Эти нейтроны могут использоваться для таких приложений, как нейтронная визуализация , или могут управлять дополнительными ядерными реакциями, включая инициирование вынужденного деления мишени, как это часто бывает в ядерных реакторах и ядерном оружии .

В кристаллах, содержащих высокие доли урана, продукты деления, образующиеся в результате спонтанного деления, оставляют следы повреждений, поскольку осколки отскакивают через кристаллическую структуру. Количество следов или следов деления может быть использовано для оценки возраста образца с помощью датирования по следам деления .

Скорость спонтанного деления

Смотрите также

Примечания

^ abcdefgh Шунк , Николя; Ренье, Дэвид (1 июля 2022 г.). "Теория ядерного деления". Progress in Particle and Nuclear Physics . 125. arXiv : 2201.02719 . Bibcode : 2022PrPNP.12503963S. doi : 10.1016/j.ppnp.2022.103963 .
^ Петржак, Константин . «Как было открыто спонтанное деление».
^ abcdefghi Krane, Kenneth S. (1988). Введение в ядерную физику . Hoboken, NJ: Wiley. ISBN 9780471805533.
^ "Что такое спонтанное деление - Определение". Радиационная дозиметрия . 14 декабря 2019 г.
^ abc Schunck, N; Robledo, LM (1 ноября 2016 г.). "Микроскопическая теория ядерного деления: обзор". Reports on Progress in Physics . 79 (11). arXiv : 1511.07517 . Bibcode :2016RPPh...79k6301S. doi :10.1088/0034-4885/79/11/116301. PMID 27727148.
^ abcd Randrup, J.; Vogt, R. (3 октября 2012 г.). Ядерное деление. Национальная лаборатория им. Лоуренса в Ливерморе (LLNL), Ливермор, Калифорния (США). OSTI 1124864.
^ аб Бендер, Майкл; Бернар, Реми; Берч, Джордж; Чиба, Сатоши; Добачевский, Яцек; Дюбре, Ноэль; Джулиани, Сэмюэл А; Хагино, Коити; Лакруа, Дени; Ли, Жипан; Магиерский, Петр; Марун, Иоахим; Назаревич, Витольд; Пей, Цзюнчен; Перу, Софи; Пилле, Натали; Рандруп, Йорген; Ренье, Дэвид; Рейнхард, Пауль-Герхард; Робледо, Луис М; Риссенс, Воутер; Садхухан, Джилам; Скампс, Гийом; Шунк, Николас; Сименель, Седрик; Скальский, Януш; Стецку, Ионел; Стивенсон, Пол; Умар, Саит; Верьер, Марк; Вретенар, Дарио; Варда, Михал; Оберг, Свен (1 ноября 2020 г.). «Будущее теории ядерного деления». Журнал физики G: Ядерная физика и физика элементарных частиц . 47 (11): 113002. doi : 10.1088/1361-6471/abab4f . hdl : 1885/224561 .
^ Макдоннелл, Дж. Д.; Назаревич, В.; Шейх, Дж. А. (22 мая 2013 г.). «Третий минимум изотопов тория и урана в самосогласованной теории». Physical Review C. 87 ( 5): 054327. arXiv : 1302.1165 . Bibcode : 2013PhRvC..87e4327M. doi : 10.1103/PhysRevC.87.054327 .
^ Иванов, М. П.; Букланов, Г. В.; Давид, И.; Кушнирук, В. Ф.; Соболев, Ю. Г.; Фомичев, А. С. (1 июля 2000 г.). Одновременная эмиссия двух легких заряженных частиц при спонтанном делении 248Cm и 252Cf (PDF) . XIV Международный семинар по физике деления ядер.
^ Капоте, Р.; Чен, Ю.-Дж.; Хамбш, Ф.-Ж.; Корнилов, Н.В.; Лестоун, JP; Литаизе, О.; Морийон, Б.; Нойдекер, Д.; Оберштедт, С.; Осава, Т.; Отука, Н.; Проняев В.Г.; Саксена, А.; Серот, О.; Щербаков О.А.; Шу, Северная Каролина; Смит, Д.Л.; Талу, П.; Трков, А.; Тудора, AC; Фогт, Р.; Воробьев А.С. (январь 2016 г.). «Спектры мгновенных нейтронов деления актинидов». Таблицы ядерных данных . 131 : 1–106. Бибкод : 2016NDS...131....1C. дои : 10.1016/j.nds.2015.12.002. ОСТИ 1239564.
^ Шультис, Дж. Кеннет; Фоу, Ричард Э. (7 сентября 2007 г.). Основы ядерной науки и техники . CRC Press. стр. 148. ISBN 978-1439894088.
^ Шультис, Дж. Кеннет; Фоу, Ричард Э. (2008). Основы ядерной науки и техники. CRC Press . С. 141 (таблица 6.2). ISBN 978-1-4200-5135-3.
^ Запись на periodtable.com
^ Запись на periodtable.com

Внешние ссылки

LIVEChart нуклидов в МАГАТЭ с фильтром по спонтанному распаду деления