А   Б  В  Г  Д  Е  Є  Ж  З  І  Ї  Й  К  Л  М  Н  О  П  Р  С  Т  У  Ф  Х  Ц  Ч  Ш  Щ  Ю  Я 


Імовірність - поділ

Імовірність поділу характеризується шириною поділу IV Із загальних статистич.

Імовірність поділу ядра на три частини складає IO - s - S-10 - e від ймовірності розподілу на дві частини. Поділ ядра на ще більше число частин маєпренебрежимо ймовірність при звичайних енергіях частинок. Обидва утворюються осколка перевантажені нейтронами (для них в нормальному стані N /Zal3 тоді як для вихідних ядер N /Zf lfi) і внаслідок цього знаходяться в сильно збуджених станах, з яких вони приходять восновний стан в ряд стадій, випробовуючи кілька бета-розпадів (стр.Pеакціі поділу ядер звичайно є екзотермічні з кількістю виділилася енергії Q-108 ев в кожному акті реакції.

Імовірність поділу ядер визначається енергією нейтронів.

Імовірність поділу ядер визначається енергією нейтронів. Нейтрони, що володіють енергією активації (мінімальної енергією, необхідною для здійснення реакції поділу ядра) порядку 1 МеВ, викликають поділ ядер урану 2 U, торію oTh, протактиніюPа й плутонію 2 JPu.

Імовірність поділу ядер визначається енергією нейтронів. Нейтрони, що володіють енергією активації (мінімальної енергією, необхідною для здійснення реакції поділу ядра) порядку 1 МеВ, викликають поділ ядер урану j U, торію 29оТп, протактинію 2giPa і плутоніюPі.

Використовуючи дані про ймовірність розподілу урану на осколки різної величини, взяті з вимірів Енчке і Пранкля, можна приблизно визначити величину ефективного перерізу, віднесену до одного з продуктів ділення. Якщо серед продуктів розподілу урану є декількаізобар, що мають те ж масове число, що й цікавить нас ізотоп, то ефективний переріз, визначене за кривою фіг. Згідно з дослідженнями Фламерсфельда зі співробітниками), гілки кривої не спадають так різко, як на фіг.

Особливо великих значень ця ймовірністьділення під дією теплових нейтронів досягає у U238 іш і Pu2J Тому зазначені ізотопи і становлять особливий інтерес для сучасної ядерної енергетики.

Вище вже зазначалося, що ймовірність поділу, як і ймовірності інших викликаються нейтронами ядернихреакцій, є функція енергії нейтронів. Якщо відомий енергетичний спектр нейтронів, то можна обчислити повну ймовірність поділу в залежності від енергії нейтронів і з її допомогою отримати середню енергію ділення.

До теперішнього часу нами детально вивченізалежність ймовірності розподілу різних атомних ядер від швидкості нейтронів, закони змін речовин в нейтронних та гамма-полях, закони уповільнення нейтронів і їх взаємодії з продуктами розщеплення урану. Але багато питань можуть бути вирішені тільки в діючихреакторах того чи іншого типу.

Тут Л - постійна розпаду, що залежить від імовірності розподілу радіоактивного ядра і різна для різних речовин.

Для оцінок, проте, можна вважати wj (0014) оскільки ймовірність поділу у всякому разі порівнянна з вірогідністюрадіаційного розпаду.

Імовірність поділу ядра на три частини складає IO - s - S-10 - e від ймовірності розподілу на дві частини. Поділ ядра на ще більше число частин має пренебрежимо ймовірність при звичайних енергіях частинок. Обидва утворюються осколка перевантаженінейтронами (для них в нормальному стані N /Zal3 тоді як для вихідних ядер N /Zf lfi) і внаслідок цього знаходяться в сильно збуджених станах, з яких вони приходять в основний стан в ряд стадій, випробовуючи кілька бета-розпадів (стр.Pеакціі поділу ядерзвичайно є екзотермічні з кількістю виділилася енергії Q-108 ев в кожному акті реакції.

Звідси випливає, що другий фізичною величиною, яка впливає на коефіцієнти k, k, є ймовірність розподілу при захопленні нейтрона ядром ділиться ізотопу.

Ділення U235 може бути викликане як повільними (тепловими), так і швидкими нейтронами, але ймовірність поділу під дією теплових нейтронів більше, ніж під дією швидких нейтронів.

Це співвідношення показує, що, незважаючи на малу концентрацію ізотопуU233 (- 10 - 2), ймовірність поділу ядер U235 і ймовірність радіаційного захоплення нейтронів ядрами U238 стають порівнянними в тепловій області. Звідси випливає, що можуть бути створені умови, сприятливі для протікання ланцюгової реакції на повільних нейтронах.

Цеспіввідношення показує, що, незважаючи на малу концентрацію ізотопу U235 (- 10 - 2), ймовірність поділу ядер U236 і ймовірність радіаційного захоплення нейтронів ядрами U238 стають порівнянними в тепловій області. Звідси випливає, що можуть бути створені умови, сприятливідля протікання ланцюгової реакції на повільних нейтронах.

Звідси і з'являється настільки сильна залежність періоду спонтанного поділу від заряду ядра: у міру збільшення заряду ядра зменшується величина бар'єра і різко збільшується ймовірність поділу.

Впливпропусків у спостереженнях на величини tm, t і. Зі збільшенням кількості навмисних пропусків у спостереженнях 6П, відкладених уздовж позитивного напрямку осі абсцис, tm і t монотонно збільшуються, спочатку повільно, потім все більш різко. Одночасно ймовірність поділуплями в досліджуваному інтервалі часів W7 (4.16) монотонно зменшується.

З ростом порядкового номера елемента збільшується ймовірність всіх цих трьох процесів. Однак швидше за інших зростає ймовірність поділу і тому саме цей процес обмежує в основномуможливість існування елементів з дуже великими зарядами ядра.

Отже, достатньо вивчити потомство від одного індивідуума. Це означає, що ймовірність поділу клітини залежить тільки від її віку.

Ланцюжка перетворень BU - 23Pu і JTh - 3U. Парному-парніядра актиноїдів (природні ізотопи 238LJ, 232Th, мистецтв, ізотопи 232U, 4U, 6U, 240Pu, 24 Pu і ін) можуть ділитися тільки на нейтронах з енергією до 1 МеВ і більше. Використовуючи ці ізотопи, неможливо створити ланцюгову реакцію внаслідок низьких ймовірності розподілу і СР

Строго кажучи, періоднапіврозпаду ізомеру не визначає безпосередньо ймовірності Wf його поділу. Для оцінок, проте, можна вважати Wf (0014), оскільки ймовірність поділу у всякому разі порівнянна з вірогідністю радіаційного розпаду.

Очевидно, що ділиться ізомер повинен сильновідрізнятися за своєю структурою від оточуючих його рівнів. Ця відмінність необхідно як для того, щоб заборонити радіаційний розпад ізомеру, так і для того, щоб полегшити процес ділення, оскільки виявлене різке зростання ймовірності розподілу не можна пояснититільки енергетичними факторами.

Побудовано реактори, що працюють без сповільнювача на швидких нейтронах. Так як ймовірність поділу, викликаного швидкими нейтронами, мала, то такі реактори не можуть працювати на природному урані. Перевага реакторів на швидкихнейтронах в тому, що при їх роботі утворюється значна кількість плутонію, який потім можна використовувати в якості ядерного палива. Будуються реактори з коефіцієнтом відтворення до 1 5 Це значить, що в реакторі при діленні 1 кг ізотопу 2giU виходить до 1 5 кгплутонію.

В якості теплоносія в реакторі на теплових нейтронах використовується вода. В активній зоні вона грає двояку роль для нейтронів: з одного боку, є сповільнювачем нейтронів, що потрапляють в неї з палива, з іншого боку, досить сильно поглинаєтеплові нейтрони, виводячи їх з участі в ланцюговій реакції ділення. Від того, який внесок води більше - уповільнюючий або поглинаючий - в балансі теплових нейтронів в активній зоні, залежить зменшення або збільшення реактивності в реакторі при видаленні води з активної зони.Імовірність поділу ядер ура-на-235 при взаємодії з тепловими нейтронами, що мають швидкості близько 2200 м /с-і енергію близько 0025 еВ, приблизно в 400 разів більше, ніж при взаємодії з нейтронами поділу, що мають енергію в декілька мегаелектрон-вольт, відповіднушвидкості в кілька тисяч кілометрів на секунду. Тому реактор, що працює на теплових нейтронах, не може працювати без сповільнювача.

Більш важкі трансуранові елементи виходять в результаті ядерних реакцій злиття і поділу, в яких беруть участь важкі ядра.При бомбардуванні мішеней з плутонію, кюрія і каліфорнія іонами вуглецю, кисню і неону утворюються сильно збуджені складові ядра, для остигання яких необхідно випускання декількох нейтронів. Однак ймовірність поділу таких складових ядер виявляєтьсяу багато разів більше ймовірності випускання нейтронів, внаслідок чого лише незначна частина складених ядер (108 - 10 - 10) перетворюється в трансуранові елементи. Бомбардуванням мішені з ядер свинцю іонами аргону, титану та хрому також вдалося знайти кілька трансурановихелменти. Всі вони мають дуже короткі часи життя та отримані в надзвичайно малих кількостях. До теперішнього часу є трансуранові елементи до Z 109 включно.

Таким чином було показано, що уповільнення нейтронів в парафіні збільшує ймовірністьрозподілу урану.

Pеактори класифікуються також по енергії нейтронів, що викликають поділ: реактори на теплових, проміжних і швидких нейтронах. У реакторах на швидких нейтронах використовуються нейтрони, які не втрачають або втрачають дуже незначну частинутієї високої енергії, якою вони володіють в момент утворення при діленні. Таким чином, в реакторі на теплових нейтронах, в якому нейтрони до захоплення сповільнюються до теплових енергій, потрібна менша завантаження подільного матеріалу. Зі зменшенням енергії нейтроніввірогідність побічних ядерних реакцій як для пального, так і для інших матеріалів збільшується в більшому ступені, ніж ймовірність поділу. Тому реактори на швидких нейтронах мають кращий баланс нейтронів в порівнянні з реакторами на теплових нейтронах, але більшважко піддаються 2 - ч управлінню. Більшість побудованих реакторів ра - ботает на теплових нейтронах, але реактори на швидких v нейтронах мають великі перспективи як енергетіче - ГЧ ські реактори-множителі. Pеактори на нейтронах, jO володіють проміжними енергіями (на епі-1 - термальних нейтронах), не мають якихось переваг - С ществ.

Що стосується останнього, то він за самою фізичної сутності досліджуваного процесу ділення катодної плями являє собою найбільш чутливий критерій поділу з усіх мислимих на практиці. Крім того, використовуючи результати штучної статистичної вибірки, зведені на рис. 118 легко показати цілком строгим чином, що навіть при врахуванні всіх можливих відгалужень, включаючи ті, які не задовольняють критерію поділу, характер розподілу інтервалів між послідовними поділками плями не змінився б суттєво. З цією метою слід екстраполювати криві зазначеного малюнка в негативному напрямку осі абсцис. Як випливає з даних табл. XIV, число неврахованих гілок в умовах, що відповідають вихідній гістограмі (мал. 117), становило близько 80 або близько 21% по відношенню до загального можливій кількості гілок. Екстраполяція кривих в негативному напрямку осі абсцис до вказаних значень призводить до зменшення середніх величин інтервалів на 15 - 20% і незначного збільшення ймовірності розподілу плями в інтервалі 4 - 16 мксек. По-друге, в результаті цього обліку частота поділу плями мала би ще дещо збільшитися, а статистичний розкид величин інтервалів близько найбільш вірогідного значення tm мав би лише зменшитися.

Найбільш характерною особливістю досліджуваного розподілу є наявність різко вираженого максимуму, поблизу якого виявляється зосередженою переважна кількість виміряних інтервалів. При найбільших досліджених значеннях струму максимум розташований в області 6 - 7 мксек. Зі зменшенням струму від 30 до 6 а відбувається закономірне зміщення максимуму приблизно до 12 - 15 мксек при одночасному збільшенні статистичного розкиду величин інтервалів. У зазначену закономірність не вкладається лише розподіл при струмі 12 а, що можна пояснити випадковими помилками. Виявленню закономірності заважають випадкові флуктуації угруповання інтервалів, які надають сильне вплив на форму окремих гістограм. Щоб зменшити вплив флуктуації на оцінку результатів, при кількісній характеристиці досліджуваного розподілу W (t) має сенс оперувати середніми значеннями інтервалів, а також значеннями ймовірності розподілу плями в області максимуму, дають уявлення про дисперсії кривої розподілу.