нижнее белье для полных
მედიცინის კვლევები

   Велика Радянська Енциклопедія

Ядерні ланцюгові реакції

   
 

Ядерні ланцюгові реакції , ядерні реакції, в яких частинки, що викликають їх, утворюються як продукти цих реакцій. Поки єдина відома Я. ц. р. - Реакція поділу урану і деяких трансуранових елементів (наприклад, 239 Pu) під дією нейтронів. Після відкриття (1939) німецькими вченими О. Ганом і Ф. Штрасманом ділення ядер нейтронами (див. Ядра атомного ділення ) Ф. Жоліо-Кюрі з співробітниками, Е. Фермі , У. Зінн і Л. Силард (США) і Г. Н. Флерів показали, що при розподілі ядра вилітає більше 1 нейтрона:

n + U ? А + В + u. (1)

Тут А і В - осколки поділу з масовими числами A від 90 до 150, u> 1 - число вторинних нейтронів. Я. ц. р. вперше була здійснена Е. Фермі (1942).

Нехай тільки частина f загального числа вторинних нейтронів може бути використана для продовження реакції поділу. Тоді на 1 нейтрон першого покоління, що викликав поділ, доведеться К = uf нейтронів наступного покоління, які викличуть поділ, і якщо К, званий коефіцієнтом розмноження нейтронів, більше 1, то число таких нейтронів буде зростати в часі t по закону: n = nue (K-1) t / t, де t - час життя покоління нейтронів. Якщо К - 1 = 1, то число поділок в одиницю часу постійно, і може бути здійснена самопідтримується Я. ц. р., Пристрій, в якому відбувається регульована самопідтримується Я. ц. р., називається ядерним реактором . При досить великих значеннях К - 1 реакція перестає бути регульованою і може призвести до ядерного вибуху .

Розглянемо Я. ц. р. на природному урані, що містить практично 2 ізотопи: 238 U (99,29%) і 235 U (0,71%), вміст 234 U мізерно. Ядро 238 U ділиться тільки під дією швидких нейтронів з енергією (x > 1 МеВ і малим ефективним поперечним перерізом sд = 0,3 барна. Навпаки, ядро 235 U ділиться під дією нейтронів будь-яких енергій, причому із зменшенням x перетин його поділу о різко зростає. При розподілі 238 U або 235 U швидким нейтроном вилітає u ~ 2,5 нейтрона з енергією від 0,1 МеВ до 14 МеВ. Це означає, що при відсутності втрат Я. ц. р. могла б розвинутися в природному урані. Однак втрати є: ядро ?? 238 U можуть захоплювати нейтрони (див. Радіаційний захват ) з утворенням 239 U. Крім того, при зіткненні нейтронів з ядром 238 U відбувається непружне розсіювання, при якому енергія нейтронів стає нижче 1 МеВ , і вони вже не можуть викликати розподіл 238 U. Велика частина таких нейтронів відчуває радіаційний захоплення або вилітає назовні. В результаті в цих умовах не може розвинутися Я. ц. р.

Для порушення Я. ц. р. у природному урані використовується уповільнення нейтронів при їх зіткненні з легкими ядрами ( 2 H, 12 C та ін сповільнювачі). Виявилося, що перетин поділу 235 U на теплових нейтронах (s д (5) = 582 барна , перетин радіаційного захоплення в 235 U (з утворенням 236 U) s д (5) = 100 барн , а в 238 Us p ( 8) = 2,73 барна. При розподілі тепловими нейтронами n = 2,44. Звідси випливає, що число нейтронів h, які можуть викликати розподіл 235 U, що припадає на 1 поглинений тепловий нейтрон попереднього покоління, одно:

? (2 )

Тут r 8/r5 - відношення концентрацій 238 U і 235 U Це означає можливість розвитку Я. ц. р. у суміші природного урану з сповільнювачем.

Однак при діленні на теплових нейтронах народжуються швидкі нейтрони , які, перш ніж сповільнитися до теплової енергії, можуть поглинутися. Перетин радіаційного захоплення 238 U має резонансний характер, тобто досягає дуже великих значень в певних вузьких інтервалах енергії. Роль резонансного поглинання в Я. ц. р. на теплових нейтронах в однорідних (гомогенних) сумішах урану і сповільнювачів була вперше досліджена Я. Б. Зельдовичем і Ю. Б. Харитоном в 1940. В однорідної суміші ймовірність резонансного поглинання занадто велика, щоб Я. ц. р. на теплових нейтронах могла здійснитися. Цю трудність обходять, розташовуючи уран в сповільнювачі дискретно, у вигляді блоків, що утворюють правильну грати. Резонансне поглинання нейтронів в такій гетерогенній системі різко зменшується по 2 причинам: 1 ) перетин резонансного поглинання настільки велике, що нейтрони, потрапляючи в блок, поглинаються в поверхневому шарі, тому внутрішня частина блоку екранована і значна частина атомів урану не бере участі у резонансному поглинанні: 2) нейтрони резонансної енергії, що утворилися в сповільнювачі, можуть не потрапити в уран, а, вповільнюючись при розсіянні на ядрах сповільнювача, "піти" з небезпечного інтервалу енергії. При поглинанні теплового нейтрона в блоці народжується h вторинних швидких нейтронів, кожен з яких до виходу з блоку викличе невелику кількість поділок 238 U. У результаті число швидких нейтронів, що вилітають з блоку в сповільнювач, одно eh, де e - коефіцієнт розмноження на швидких нейтронах. Якщо j - імовірність уникнути резонансного поглинання, то тільки ehj нейтронів сповільниться до теплової енергії. Частина теплових нейтронів поглинеться в сповільнювачі. Нехай q - ймовірність того, що тепловий нейтрон поглинеться в урані (коефіцієнт теплового використання нейтронів). У гомогенної системі:

,

в гетерогенній системі:

.

Тут r u і r 3 - концентрації урану і сповільнювача, s п - відповідні перетину поглинання, Ф - потоки нейтронів. У результаті на 1 тепловий нейтрон першого покоління, що здійснює розподіл, виходить К еф = ehjq нейтронів слід. покоління, які можуть викликати розподіл. К ? - коефіцієнт розмноження нейтронів в нескінченній гетерогенній системі. Якщо К ? - 1> 0, то реакція поділу в нескінченній решітці наростатиме експоненціально.

Якщо система має обмежені розміри, то частина нейтронів може покинути середовище. Позначимо частку нейтронів, що вилітають назовні, через 1-Р, тоді для продовження реакції поділу залишається К еф = До ~ Р нейтронів, і якщо К еф > 1 , то число діленні зростає експоненціально і реакція є саморозвивається. Т. к. число поділок і, отже, число вторинних нейтронів в розмножується середовищі пропорційно її об'єму, а їх виліт (витік) пропорційний поверхні навколишнього середовища, то Я. ц. р. можлива тільки в середовищі досить великих розмірів. Наприклад, для кулі радіуса відношення обсягу до поверхні дорівнює R / 3 , і, отже, чим більше радіус кулі, тим менше витік нейтронів. Якщо радіус розмножувати середовища стає досить великим, щоб в системі проходила стаціонарна Я. ц. р., тобто R - 1 = 0, то таку систему називають критичною, а її радіус критичним радіусом.

Для здійснення Я. ц. р. в природному урані на теплових нейтронах використовують як сповільнювач речовини з малими перетином радіаційного захоплення (графіт або важку воду D 2 О). У сповільнювачі зі звичайної води Я. ц. р. на природному урані неможлива через велику поглинання нейтронів в водні.

Щоб інтенсивність Я. ц. р. можна було регулювати, час життя одного покоління нейтронів має бути достатньо велике. Час життя t 0 теплових нейтронів мало (t 0 = 10 -3 сек ). Однак поряд з нейтронами, що вилітають з ядра миттєво (за час 10 -16 сек ), існує невелика частка m. т. н. запізнілих нейтронів, що вилітають після b-розпаду осколків розподілу із середнім часом життя t 3 = 14,4 сек. Для запізнілих нейтронів при розподілі 235 U m "0,75-10 -2 . Якщо К еф > 1 + m, то час Т "розгону" Я. ц. р. (рівне часу, за який число ділення збільшується в e разів) визначається співвідношенням:

тобто запізнілі нейтрони не беруть участь у розвитку Я. ц. р. Практично важливий інший граничний випадок: К еф - 1 << m, тоді:

тобто миттєві нейтрони не грають ролі в розвитку реакції. Т. о., якщо К еф <1 + m, то Я. ц. р. буде розвиватися лише за участі запізнілих нейтронів за час порядку хвилин і буде добре регульованою (роль запізнілих нейтронів була вперше відзначена Зельдовичем і Харитоном в 1940).

Я. ц. р. здійснюється також на урані, збагаченому 235 U, і в чистому 235 U. У цих випадках вона йде і на швидких нейтронах. При поглинанні нейтронів в 238 U утворюється 239 Np, а з нього після двох b-розпадів - 239 Pu, який ділиться під дією теплових нейтронів, з n = 2,9. При опроміненні нейтронами 232 Th утворюється ділиться на теплових нейтронах 233 U. Крім того, Я. ц. р. можлива в 231Pu і изотопах Cm і Cf з непарним масовим числом (див. Ядерне паливо ). З u нейтронів, що утворюються в 1 акті поділу, один йде на продовження Я. ц. р., і, якщо знизити втрати, для відтворення ядерного пального може зберегтися більше одного нейтрона, що може призвести до розширеного відтворення пального (див. Реактор-розмножувач ).

© Літ.: Галанін А. Д., Теорія ядерних реакторів на теплових нейтронах, 2 изд., М., 1959; Вейнберг А., Вігнер Е., Фізична теорія ядерних реакторів, пров. з англ., М., 1961; Зельдович Я. Б., Харитон Ю. Б., "Журнал експериментальної і теоретичної фізики", 1940, т. 10, в. 1, с. 29-36; в. 5, с. 477-82; Фермі Е., Наукові праці, т. 2, М., 1972, с. 308.

© П. Е. Немировський.





Виберіть першу букву в назві статті:

а б в г д е ё ж з и й к л м н о п р с т у ф х ц ч ш щ ы э ю я

Повний політерний каталог статей


 

Алфавітний каталог статей

  а б в г д е ё ж з и й к л м н о п р с т у ф х ц ч ш щ ы э ю я
 


 
енциклопедія  біляші  морс  шашлик  качка