Материал: Белозеров В.И., Жук М.М., Кузина Ю.А., Терновых М.Ю. Физика и эксплуатационные режимы реактора ВВЭР-1000
Если величина Wв больше порога деления составного ядра, то может произойти деление ядра. У тяжелых ядер (A = 230 – 240) величина WД заключена в пределах 5,5–5,9 МэВ.
Захватывая тепловой нейтрон, ядро 235U превращается в ядро 236U с энергией возбуждения 6,4 МэВ, а порог деления 236U равен 5,8 МэВ. Следовательно, ядро 235U делится под действием нейтронов любой энергии. Для 239U порог деления WД = 5,8 МэВ, в то время как энергия возбуждения этого ядра после захвата теплового нейтрона 238U составляет примерно 4,8 МэВ. Поэтому ядро 238U может делиться только нейтронами с энергиями больше 1,0 МэВ.
Кроме 235U тепловые нейтроны делят
ядра 233U и 239Pu. Ядра 233U, 235U, 239Pu и
вещества (материалы), состоящие из атомов 233U, 235U, 239Pu, называют деля-
щимися. 233U и 239Pu не встречаются в природе. Их получают искусственно:
Рис. 3.1. Схема деления ядра по капельной модели:
а– недеформированное ядро;
б– слабодеформированное ядро;
в– сильнодеформированное ядро; г – осколки деления
232 |
233 |
β− 233 |
β− 233 |
(3.2.1) |
90Th +n → |
90Th → 91Pa → 92 U, |
|||
238 |
239 |
β− 239 |
β− 239 |
(3.2.2) |
92 U +n → |
92 U → 93 Np → 94 Pu, |
|||
232Th и 238U, которые используют для получения делящихся веществ, называют ядерным сырьем.
Химическим анализом среди осколков деления обнаружены атомы с массовыми числами A = 72 – 161. Кривая выхода осколков на одно деление 235U как функция массового числа A приведена на рис. 3.2. Выход осколка на деление равен отношению числа делений с образованием данного осколка деления к общему числу делений. На кривой выхода отмечаются две группы осколков деления, появление которых при делении ядер наиболее вероятно.
91
Рис. 3.2. Выход осколков на одно деление 235U
Первая группа (легкие осколки деления) состоит из ядер с массовыми числами от 80 до 110, вторая группа (тяжелые осколки деления) – из ядер с массовыми числами от 125 до 155. Легкие и тяжелые осколки образуются в 99 % делений ядер. Симметричное деление ядра на два осколка с примерно равными массовыми чис-
92
лами (A = 110 – 125) происходит крайне редко. Доля таких делений составляет примерно 1 %. Следовательно, при делении ядра наиболее вероятно образование легкого и тяжелого осколков.
Деление ядер может происходить примерно по 30 различным каналам. Поэтому в ядерном топливе появляется по 30 легких и тяжелых осколков деления.
Осколки деления β-активны, так как они пересыщены нейтронами. Это видно на примере осколков 9438 Sr и 14054 Xe, выход которых равен примерно 7 %. Массовые числа стабильных ядер стронция и ксенона не превышают соответственно 88 и 136. Поэтому ядро 9438 Sr имеет избыток шесть нейтронов, а ядро 14054 Xe – четыре нейтрона.
Осколки деления дают начало радиоактивным цепочкам β- распадов. Все радиоактивные цепочки состоят в среднем из трех радиоактивных ядер и заканчиваются стабильным ядром. Цепочка с образованием лантана:
14054 Xe →β− 14055 Cs →β− 14056 Ba →β− 14057 La. (3.2.3)
В результате деления ядер и последующего распада осколков деления в ядерном топливе образуется около 180 видов радиоактивных ядер. Осколки деления и продукты их радиоактивного распада называют продуктами деления.
На каждое деление ядра появляется в среднем нейтронов деления. Число зависит от энергии поглощаемого нейтрона (табл. 3.2) [1].
|
|
|
|
|
Таблица 3.2 |
||
|
Среднее число нейтронов деления ν |
|
|
|
|||
|
|
|
|
En |
|
||
Вещество |
En |
|
Вещество |
|
|||
0,025 эВ |
1,8 МэВ |
0,025 эВ |
|
1,8 МэВ |
|
||
233U |
2,52 |
2,71 |
238U |
- |
|
2,70 |
|
235U |
2,41 |
2,74 |
239Pu |
2,92 |
|
3,21 |
|
Нейтроны деления подразделяются на мгновенные и запаздывающие. Мгновенные нейтроны испускаются в момент деления, запаздывающие нейтроны – спустя некоторое время после момента деления ядра.
93
Мгновенные нейтроны составляют более 99 % нейтронов деления. Энергия большинства мгновенных нейтронов заключена в пределах от 0,1 до 10 МэВ. Во многих прикладных задачах (расчет длины замедления нейтронов деления, среднее число упругих столкновений при замедлении и т.п.) учет распределения мгновенных нейтронов по энергии усложняет расчеты. Для упрощения часто предполагают, что все мгновенные нейтроны рождаются с одной
итой же энергией, равной их средней энергии (2 МэВ). Эта энергия
ипринята за константу Eo при определении логарифмической энергии.
Запаздывающие нейтроны составляют менее 1 % нейтронов де-
ления. Некоторые осколки деления (87Br, 88Br) после β–-распада образуют часть дочерних ядер с энергией возбуждения, превышающей энергию связи нейтрона. Сразу же после такого распада возбужденное дочернее ядро испускает запаздывающий нейтрон. Время появления запаздывающих нейтронов связано с периодами полураспада их предшественников – осколков деления. По этому признаку запаздывающие нейтроны разбивают на шесть групп (табл. 3.3). Время запаздывания отдельных групп нейтронов изменяется от долей секунды до нескольких десятков секунд. Наибольший вклад в общее количество запаздывающих нейтронов дают третья, четвертая и пятая группы.
|
|
|
Таблица 3.3 |
|
|
Группы запаздывающих нейтронов для 235U |
|||
|
|
|
Кинетическая |
|
Номер |
Период |
Доля (выход) запазды- |
|
|
группы |
полураспада |
вающих нейтронов группы |
энергия запазды- |
|
i |
осколков, с |
от общего числа нейтронов |
вающих нейтро- |
|
|
|
деления, βi |
нов, МэВ |
|
1 |
0,2 |
0,00027 |
- |
|
2 |
0,6 |
0,00074 |
0.42 |
|
3 |
2,3 |
0,00253 |
0.62 |
|
4 |
6,2 |
0,00125 |
0.43 |
|
5 |
22,7 |
0,00140 |
0.56 |
|
6 |
55,7 |
0,00021 |
0.25 |
|
|
|
Σ = 0,0064 |
|
|
|
|
94 |
|
|
Суммарный выход запаздывающих нейтронов по отношению к нейтронам деления для 235U β = 0,0064. Среднее время запаздывания нейтронов равно 12,4 с. Несмотря на малый выход, запаздывающие нейтроны имеют огромное значение для регулирования цепной ядерной реакции. Запаздывающие нейтроны при определенных условиях обеспечивают безопасное нарастание цепного процесса. β для 239Pu = 0,0021, для 238U = 0,0157.
Сечение поглощения делящихся ядер равно сумме сечений деления σf и радиационного захвата σγ:
σa = σf +σγ = σf (1+α) . |
(3.2.4) |
Следовательно, деление ядер вызывает 1/(1+α) часть нейтронов, поглощенных ядрами. Среднее число нейтронов деления η на один
захват нейтрона в делящемся ядре составляет:
η = ν |
σf |
= |
|
ν |
. |
(3.2.5) |
|
σa |
1+α |
||||||
|
|
|
|
||||
Рис. 3.3. Качественная зависимость сечений делений для 235U и 238U от энергии нейтрона
В силу квантово-механического характера ядерных взаимодействий вероятность протекания той или иной реакции с участием нейтронов зависит от кинетической энергии нейтрона и разрешенных законами микромира дискретных энергетических состояний («энергетических уровней») ядра-мишени. Не имея электрического заряда, нейтроны (а также γ-кванты) могут беспрепятственно проникать в положительно заряженное ядро, как бы скатываясь в глубокую «потенциальную яму».
Однако чтобы это произошло, необходимо (даже по самой простейшей классической схеме), во-первых, чтобы нейтрон и ядро
95