Барьеры деления ядер

БАРЬЕРЫ ДЕЛЕНИЯ ЯДЕР [c.1088]

Барьеры деления ядер с Z<85 увеличиваются с уменьшением Z /Л. Для еще более легких ядер модель жидкой капли предсказывает увеличение барьера деления, прохождение его через максимум в области ядер молибдена и затем уменьшение до нуля при Z-[А—>-0. [c.1089]

Для более легких ядер < 36 j барьер деления Wf ста- [c.372]

На рис. 152 показано, как изменяются барьер и энергия деления ядер при уменьшении параметра деления. В 44, п. 6 развитые здесь соображения о делении ядер с 2 < 90 будут подтверждены экспериментально. [c.373]

Экспериментально высота барьера деления может быть найдена, если изучить деление ядер быстрыми частицами или у-квантами с большой энергией. Напомним, что при делении частицами, например нейтронами, условие вынужденного деления записывается в форме [c.399]

Часто также для контроля за интенсивностью пучка используется реакция деления некоторых не очень тяжелых ядер (например, Bi или Аи) с высоким барьером деления. Ход сечения деления Bi с энергией падающих частиц изображен на рис. 221. Из рисунка видно, что реакция деления Bi обладает порогом мин 25 Мэе, начиная с Г > 100 Мэе, сечение реакции меняется сравнительно медленно. [c.523]

В современной экспериментальной и прикладной физике большую роль играют нейтроны. При их помощи удалась освободить энергию атомного ядра в процессе деления ядер и создать мощные источники энергии. Так как нейтрон — частица незаряженная, то кулоновский барьер не препятствует ее проникновению в ядро. Это обусловливает особые возможности использования нейтрона для изучения ядерных структур и реакций. [c.190]

Рассмотрим два осколка деления с одинаковой массой и предположим, что они существовали внутри ядра еще до его деления. Для описания спонтанного деления ядер мы можем применить математический аппарат, ранее уже использованный при рассмотрении эффекта туннелирования частицы сквозь потенциальный барьер. Пусть каждый из осколков имеет шарообразную форму с радиусом [c.273]

Капельная модель описывает лишь усреднённые св-ва ядер, В действительности же хар-р процесса деления может существенно зависеть от внутр. структуры ядра и состояния отд. нуклонов. Из-за этого, в частности, барьер деления больше для ядер с нечётным числом нуклонов, чем для соседних чётно-чётных ядер (чётные Ъ и Л ). Напр., деление ядер под [c.148]

СПОНТАННОЕ ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР, самопроизвольное деление тяжёлых ядер. Впервые обнаружено у ядер урана Г. Н. Флёровым и К. А. Петр-жаком в 1940. С. д. я.— разновидность радиоактивного распада ядер (см. Радиоактивность). С. д. я. подобно альфа-распаду происходит путём туннельного перехода (см. Туннельный эффект). Как и во всяком туннельном переходе вероятность С. д. я. очень сильно (экспоненциально) зависит от высоты барьера деления (см. Деление атомного ядра). Для изотопов и и соседних с ним элементов высота барьера деления МэВ. При небольших (-- 1 МэВ) вариациях высоты барьера период ТС. д. я. изменяется в 10 раз. На рис. даны [c.716]

Обращаем внимание читателя, что в этом отличии энергетической выгодности и энергетической возможности процесса деления ничего удивительного нет. Так, например, а-распад тяжелых ядер периодической системы всегда энергетически выгоден, однако из-за кулоновского барьера он оказывается энергетически невозможным в классической физике. Существование а-рас-пада удается объяснить только при помощи квантовомеханического эффекта Прохождения а-частиц через потенциальный барьер. При этом из-за малой прозрачности потенциального барьера время жизни ядра относительно а-распада оказывается очень большим (см. 9). [c.367]

В табл. 40.4 приведены значения периодов спонтанного деления из изомерного состояния во второй яме для ядер от и до Вк. В сравнении со спонтанным делением из основного состояния в первой яме спонтанное деление из изомерного состояния имеет гораздо меньшие времена жизни, что связано со значительно меньшими значениями величин и ширин внешнего барьера Вв. [c.1089]

Посмотрим теперь, в каких ситуациях можно ожидать распады, обусловленные слабыми взаимодействиями. Прежде всего тут действует правило для того чтобы частица (или ядро) заметным образом распадалась за счет слабых взаимодействий, обычно необходимо, чтобы ее распад под влиянием сильных или электромагнитных взаимодействий был запрещен. Например, у нейтрального пиона равны нулю все заряды и странность. Поэтому он может распадаться за счет электромагнитных взаимодействий либо на два фотона, либо на электрон-позитронную пару. Он и распадается в основном на 2 фотона с временем жизни 2 10 с. Быть может, у нейтрального пиона и существуют какие-либо слабые распады, но они происходят столь медленно и тем самым редко, что их практически не удается наблюдать. Единственным исключением из только что приведенного правила являются Р-распадные процессы для очень тяжелых ядер. Все эти ядра нестабильны относительно процессов а-распада и спонтанного деления, обусловленных конкуренцией сильных и электромагнитных взаимодействий (см. гл. VI). Но из-за кулоновского барьера эти процессы настолько подавлены, [c.398]

Для ряда ядер экзотермическими являются реакции (п, р), (п, а) и реакция (п, f) деления под действием нейтронов. Деление мы рассмотрим ниже в 3. Реакции же (п, р) и (п, а) интенсивно идут только на некоторых очень легких ядрах. На средних и тяжелых ядрах эти реакции подавлены кулоновским барьером, препятствующим вылету протонов и а-частиц. [c.534]

Если бы выигрыш в удельной энергии связи был не только необходим, но и достаточен для осуществления деления, то деление шло бы на всех ядрах тяжелее железа — кобальта. На самом деле, однако, деление идет лишь на самых тяжелых ядрах, причем не на всех одинаково. Причина здесь та же, которая препятствует -распаду тяжелых ядер — кулоновский потенциальный барьер. Появление и влияние кулоновского потенциального барьера легко объяснить с помощью полуэмпирической формулы для энергии связи ядер (гл. И, 3, формула (2.8)) [c.538]

Распад, формирование Г. р. Как правило, Г. р. расположены при энергиях возбуждения, превышающих пороги испускания частиц из ядра, и, следовательно, распадаются преим. с вылетом нуклонов или лёгких ядер. Самые лёгкие ядра распадаются преим. с испусканием а-частиц с ростом А возрастает доля протонного канала, однако с увеличением Z он обрезается кулоновским барьером ядра. Тяжёлые ядра распадаются в основном с испусканием нейтронов. Наблюдается также деление ядра из Г. р. Ei и Е2. Распад аналоговых Г. р. идёт как с вылетом протонов, так и по нейтронному каналу 458 (запрещённому при строгом сохранении изоспина). [c.458]

Наиболее важен процесс деления, вызываемый нейтронами. Нейтроны вносят как свою кинетическую энергию, таки свою энергию связи с ядром. В разделе 1 было подсчитано, что энергия связи составляет для наиболее тяжелых ядер от 5 до 7 MeV. Наличие в уравнении (2.5) члена S приводит к тому, что энергия, выделяемая при присоединении нейтрона к ядру с нечетным А—-Z (например, и U ), больше, чем для четных (например, и и ). Поэтому деление тепловыми нейтронами (с очень малой кинетической энергией) имеет место преимущественно для ядер с нечетным числом нейтронов (А—Z нечетное). Например, тепловые нейтроны вносят в энергию возбуждения примерно в 6,8 MeV, которой достаточно для того, чтобы перевести образовавшееся ядро через потенциальный барьер и вызвать деление. В противоположность этому, тепловые нейтроны вносят в [c.72]

Таблица 40.2. Высота барьеров деления ядер от 2i3At до i Tb [II]

Кроме деления ядер под действием указанных механизмов возбуждения возможен процесс деления ядер без каких-либо видимых внешних воздействий на ядро. Такой процесс называют спонтанным делением ядер. Принято считать, что в невозбужденных ядрах (представляемых как маленькие капли) имеют место колебания с периодом 10 "—10 с и амплитудой 0,1—0,2 радиуса ядра. Наличие барьера деления сдерживает самопроизвольный развал ядра, однако после огромного числа колебаний барьер может оказаться случайно пройденным посредством туннельного перехода. Времена жизни ядер по отношению к спонтанному делению изменяются от 10 лет для изотопов урана и тория до миллисекунд для ядер с зарядом Z=104-Hl07. [c.1087]

В табл. 40.1 приведены параметры двугорбой структуры барьеров тяжелых ядер (2>88), а в табл. 40.2— значения Втах для ядер с 2<85, с одного])бым барьером деления. Внутренний барьер В л ядер от Th до Fm равен 5—6 МэВ. [c.1089]

Ри была обнаружена промежуточная структура, а у ядер 230ХН и других — подбарьерные резонансы. Пример промежуточной структуры в сечении деления ядер вц приведен на рис. 40.2. Эти явления нашли объяснения в модели двугорбого барьера [3, 14]. В табл. 40.6 приведен ряд основных характеристик делящихся ядер при взаимодействии ззу с тепловыми нейт- [c.1093]

Одно из наиб, существенных проявлений остаточного взаимодействия — спаривание между нуклонами в ядре и ядерная сверхтекучесть (см. Сверхтекучая модель ядра). Одночастичвая О. м. я. е учётом ядерной сверхтекучести в сочетании с капельной моделью применялась и к вычислению масс ядер и барьеров деления [3]. [c.380]

Метод измерения т на основе Т. э. является прямым сравнивается время жизни составной ядерной системы с временем пролёта ею межатомного расстояния в кристалле. Отсюда следует его применимость как в случае возбуждения изолированных уровней энергии составной ядерной системы, так и в условиях перекрывающихся уровней. Этим методом исследовались временные характеристики процесса деления тяжёлых ядер. Впервые измерена длительность деления возбуждённых ядер урана и трансурановых элементов в диапазоне т 10 —10 с. Данные по длительности деления используются для получения информации о вьгсоковозбуждённых состояниях ядер при больших деформациях, соответствующих второй потенц. яме двугорбого барьера деления (см. Деление ядер). [c.66]

Кроме того, существуют метод[л, к-рые м0Ж 0 отнести как к ]-й, так и ко 2-й группе, поскольку пробные частицы обладают и электромагнитным и ядерным взаимодействием. Вероятргости а-распада и деления ядер, сечения ядерных реакций с заряженными ча-сти ами (р, с1, а и т. п.) при небольших энергиях определяются не только ядерными силами, но существенно завис Т и от радиуса и высоты кулоиовского барьера ядра. Метод. .ркальных. ядер также можно отнести как к группе электромагнитных, так и к группе ядерных методов оп основан па том, что разность массы пары зеркальных ядер зависит от радиуса ядра. [c.323]

По всей вероятности, сильное уменьшение высоты барьера, препятствующего делению ядер, не позволяет получать сверхтяжелые ядра с 7 = ПО и более. При рассеянии ядер со средними значениями масс (например, Аг, Са, Т1, Сг, Ре) на свинце и висмуте образуются тяжелые ядра с очень малыми энергиями возбуждения, намного меньшими, чем в случае рассеяния их на актиноидах, имеющих большую массу. Это позволяет достичь значения Е = 106, при котором высота потенциального барьера деления составляет 1,5— 2,5 МэВ. Таким способом были получены ядра 107 и 109 на ускорителе тяжелых ионов Унилак в Дармштадте. Эти четночетные ядра являются источниками а-частиц. Сравнительно недавно было синтезировано ядро 108 также на ускорителе Унилак. В качестве бомбардирующих частиц использовались ядра железа Ре, а в качестве мишени — ядра свинца РЬ. В результате соударений вначале образовывались ядра 108, которые спустя 10 с охлаждались , испуская нейтрон, и превращались в ядра элемента 108 со средним временем жизни около 2,4 мс. [c.177]

Рис. 11.4. Форма ядерных потенциалов взаимодействия двух фрагментов, используемых для описания процесса спонтанного деления ядер. — в случае самопроизвольного мгновенного деления 2 — в случае квантовомеханнческого туннельного прохождения через потенциальный барьер.

В простейшей модели жидкой капли потенциальный барьер деления имеет только один горб (см. рис. 11.4). В 1966 г. для определения более точного вида потенциала, ответственного за деление ядер, Струтинский попытался учесть влияние нуклонных оболочек ядер. Он показал, что для актинидов ядерный потенциал имеет два горба (рис. 11.5). [c.276]

Вторая возможность — преодоление барьера путем туннельного эффекта — осуществляется лишь у тяжелых ядер, стоящих в конце периодической системы, и то с малой вероятностью. В этом случае деление ядра происходит подобно а-распаду и, сле-довате и но, представляет разновидность радиоактивного распада, [c.298]

На фиг. 40 изображены три возможных случая. Устойчивые ядра с А, немного ббльцшм 100, принадлежат к типу I с Е < Е (кулоновской энергии при r = 2R). Изменения Е в зависимости от А показаны на фиг. 39. Разность Ес Е для таких ядер составляет около 50 MeV и известна как высота энергетического барьера для расщепления. Такие ядра, как уран, торий, плутоний и т. д., принадлежат к типу II, для которого Ес — Ео составляет примерно б MeV. Для еще более тяжелых ядер, принадлежащих к типу III, Е > (,. Как следует из фиг. 39, это условие выпол-няетч-я для А, больших нр-имерно 250. Подобные ядраг разумеется, претерпевают спонтанное деление, вследствие чего не могут долго существовать в природе. К этому типу принадлежат, повидимому, несуществующие трансурановые элементы. [c.71]

И кулоновская энергия. Изменения поверхностной энергии пропорциональны увеличению поверхности. Вытягивание ядра сопровождается увеличением расстояний между протонами, что приводит к уменьшению их взаимного отталкивания. Оба эффекта отчасти компенсируют друг друга, но у достаточно тяжелых ядер с большими Z деформация вызывает уменьшение энергии, как показано на кривой III фиг. 40. Такие сферические ядра неустойчивы и при малейшем изменении происходит спонтанное деление. Вычисления, проделанные Бором и Уилером, показывают, что для того, чтобы ядро не распадалось почти мгновенно за счет спонтанного деления, отношение Z /A должно быть меньше 45. Максимальное значение этого отношения для элементов, встречающихся в природе в заметном количестве, равно 36 для U. Как уже отмечалось, претерпевает заметное спонтанное деление. Следовательно, даже при Z /AsbSo возможно преодоление энергетического барьера. [c.72]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...