Бета – ыдырау энергиясы. 2 страница

өрнегімен бейнелеуге болатынын көрсетеді. Мұндағы С мен а массалық А санға тәуелді коэффициенттер. Осылардан шығатын бөлшектердің спектрі ~ (5.70)

шығады. Егер немесе ұшып шығатын бөлшектер төменгі энергиялы нейтрондар болса, спектр Максвелдік

~ болады. Мұндағы температура ролін атқарады. Енді статистикалық теорияның салдарларын қарастырайық. Біріншіден, термодинамикалық тепе-теңдік орнау барысында ядро өзінің қалай пайда болғанын “ұмытып қалады”. Сондықтан булану моделінше бұрыштық таралу ілгері-кейінге қатысты ғана симметриялы емес, сфералық симметриялы да болуы керек. Екіншіден, ұшып шығатын нейтрондардың спектрі(5.70)-пен анықталуы керек. реакциясы кезінде шығарылатын нейтрондардың энергиялық (а) және бұрыштық (б,в) таратылуы. а) , б) Үшіншіден, құрама ядроның зарядталған бөлшектер шығарып ыдырауы оның нейтрон шығарып ыдырауынан әлдеқайда аз болуы керек. Себебі, төменгі энергиялы зарядталған бөлшектердің ұшып шығуын кулондық тосқауыл қиындатады, ал жоғары энергиялы бөлшектердің ұшып шығуы, ақырғы ядроның қозу энергиясы төмендегенде, оның деңгейлерінің тығыздығының кемуінен, азаяды. Құрама ядро механизмінің жалпы қасиеті белгілі арнамен ыдыраудың проценттік үлесінің құрама ядроның түзілу әдісіне тәуелсіздігі, әрине, сақталады. Статистикалық теорияның болжамдары мен тәжірибе нәтижелері арасында тек сапалық келісімдер ғана байқалады.

45.Ядролық тіке реакциялар.

Егер ядролық реакция тез, ядролық әсерлесуге тән уақытқа (10^-21-10^-23с) жұық уақытта өтсе, ондай реакция тіке реакция деп аталады. Тікелей реакция кезінде тиетін бөлшектің энергиясы ядроны құрайтын бөлшектердің (нуклондардың, кластерлердің) біреуіне немесе ядроға тұтас беріледі. Соңғы жағдайда ядро тұтас айналмалы немесе тербелмелі қозғалысқа келеді. Тіке реакциялардың өздеріне тән сипаттық ерекшеліктері бар. Біз олардың, тиетін бөлшек ядродан тікелей басқа бөлшек ұшырып шығаратын, анығырақ, нуклон-нуклондық реакцияларға тән қасиеттерін қарастырамыз. Бұл реакцияларда, біріншіден, нуклонның импульсы, негізінен, бір нуклонға беріледі. Осыдан нуклондар ядродан осы импульс бағытында, яғни алға қарай ұшып шығуы тиіс. Екіншіден, тиетін нуклон ұшып шығатын жалғыз нуклонға барлық энергиясын дерлік береді. Сондықтан, ұшып шығатын нуклондардың энергиясы жоғары, оның ең үлкен мәніне, тиетін нуклонның энергиясына жақын болады. Мысалы, тіке реакцияларда ұшып шығатын нейтрондардың бұрыштық таралуы алға қарай созылған, ал энергиясы тиетін нейтронның энергиясына жақын болады. Жоғары энергиялы бөлшектер ұшып шығу кезінде кулондық тосқауылдың әсері шамалы. Осыдан, тіке реакцияның тағы бір ерекшелігі, оның барысында ядродан бірдей қарқынмен нейтрон да, протон да ұшып шыға алады. Ондаған МэВ энергиялар кезінде тіке реакциялар басқа механизмді (мысалы Бор механизмі) реакциялармен бәсекелесе өтеді. Мысалы, 5.7-суретте көрсетілген энергиясы 14,5МэВ нейтрондар тұғызатын реакциясында ұшып шығатын нейтрондардың 0,5МэВ пен 4МэВ арасындағы спектрі мен бұрыштық таралуы булану механизміне сәйкес келеді. Ал, 4-12 МэВ арасында оларды тіке реакция механизмімен түсіндіруге болады. Тіке әсерлесудің түрлері көп. Олар барлық ядроларда энергияның кезкелген мәнінде орын алады. Ядродан әртүрлі бөлшектер: жеке нуклондар, қосақ нуклондар, дейтрондар, ядролары, альфа-бөлшектер және т.б. күрделірек бөлшектер ұшып шығуы мүмкін. Ядродан ұшып шығатын күрделі бөлшектерді (мысалы ядролары) кесектер, ал реакцияны кесектелу немесе жаңқалану деп атайды. Әлбетте, ядродан элементар бөлшектер: пиондар, каондар, гиперондар және т.б. бөлініп шығатын соқтығысулар да тіке реакция механизмімен өтеді. Тіке реакциялардың көбірек зерттелген түрлері мыналар: Нуклон-нуклондық реакциялар. Бұл реакциялар тиетін бөлшектердің энергияларының ондаған МэВ мәндері үшін маңызды. Олардың бірі жоғарыда қаралған реакциясы. Жұлу және іліктіру реакциялары. Жұлу реакциясын толық енбеу реакциясы деп те атайды. Оның механизмі мынадай: дейтрон ядромен соқтығысу кезінде ол ядроға нуклондарының біреуімен “ілігеді”. Ол іліккен нуклонды ядро жұтады да, қалған нуклон өзінің ұшуын, бағытын өзгертпей дерлік, жалғастырады. Жұлу реакциясы негізінен дейтронның ядролармен әсерлесуінде байқалады. Оның себебі дейтрондағы нейтрон мен протон өзара осал байланысқан және олар уақытының көп бөлігін бір-бірінен ядролық әсерлесу радиусынан үлкен қашықтықта өткізеді. Іліктіру реакциясы жұлу реакциясына қарама-қарсы. Тиген нуклон (жалпы кез-келген бөлшек) ядромен жанасып, оның бір нуклонын іліктіріп әкетеді. Квазисерпімді ұшырып шығару . Егер түсетін нуклонның энергиясы Т>100МэВ, яғни нуклонның ядроға байланыс энергиясынан көп үлкен болса, онда байланыс энергиясын елемей, тиетін нуклон еркін нуклонмен соқтығысады деп қарастыруға болады. Нәтижесінде екі нуклонда ядродан серпімді соқтығысқан еркін нуклондар сияқты ұшып кетеді. Осыны квазисерпімді ұшырып шығару реакциясы дейді. Күрделі бөлшектердің-тритондардың, a-бөлшектердің және т.б.-қатысуымен өтетін реакциялар. Оларға және т.б. сияқты және бірнеше күрделі бөлшек ұшып шығатын реакциялар жатады. Ядроларды өте жоғары энергиялы (бірнеше 100МэВ және жоғары) бөлшектермен атқылағанда, ядрода қопарылыс болуы, оның бірнеше ұсақ жарқыншақтарға бөлінуі мүмкін. Мұндай реакцияларды жұлдыздар түзетін құбылыстар дейді. Ауыр иондар туғызатын тіке реакциялар. Ауыр иондардың қатысуымен жеңіл бөлшектердің қатысуымен өтетін реакциялардың кезкелгені өте алады. Ұшып шығатын бөлшектердің саны аз, олардың ішінде жаңадан туған элементар бөлшектер: пиондар, каондар, гиперондар және т.б. болатын реакциялар. Олар элементар бөлшектер физикасы бөлімінде қарастыралады. Тіке реакциялардың өте жоғары энергияларда өтетін басқа түрлері де кездеседі. Олар жоғары энергиялар (элементар бөлшектер) физикасына тән, сәйкес бөлімдерде қарастырылады. Тіке ядролық реакциялар көбіне ядроның сырт бетінде өтеді. Оларды, сондықтан, беттік реакциялар деп те жиі атайды. Оның себебі энергиясы онша жоғары (< 100МэВ) емес бөлшектердің ядроны онда жұтылмай тесіп өтуінің ықтималдылығы өте аз. Соқтығысулардың беттік сипаты шыққан бөлшектердің бұрыштық таралуында жақсы ажыратылған максимумдар береді. Альфа-бөлшектің (спині 0) тікелей серпімсіз шашыратылуы үшін ең айқын байқалатын бірінші максимумның орнын былайша анықтауға болады. Беттік соғысу кезінде бөлшек ядромен жанама бойымен дерлік соқтығысады. Сондықтан оның орбиталық импульс моментін түрінде жазуға болады. Ядроның қозу (айналу деңгейінің) энергиясы бөлшектің энергиясынан көп кіші болатындықтан, бөлшектің алғашқы және ақырғы импульстарының модулдары бірдей деуге болады: . Осыдан оның импульс моментінің өзгерісі; (5.71) мұндағы R- ядро мен альфа-бөлшектің центрлерінің ара қашықтығы R=R_яд+R_a, q-бөлшектің шашырытылу бұрышы. Дәл осындай DL мәніне ядроның орбиталық моменті өзгеруі керек. Және кезкелген момент сияқты оның өзгерісі нөлге немесе бүтін санға тең болуы және ол момент (спин) мен жұптылықтың сақталу заңдарына бағынуы тиіс. Спиннің сақталу заңынан (5.72)
шығады. Ал жұптылық сақталуынан DL –жұп болса, ақырғы және бастапқы күйлердің жұптылықтар бірдей, ал DL тақ болса, олардың қарама-қарсы болуы керектігі шығады. Жұп-жұп ядролардың негізгі күйінің спині мен жұптылығы 0⁺, ал бірінші қозған күйлеріне 2⁺,4⁺ және т.б. сәйкес келеді. 5.8.-суретте ядросымен энергиясы Т=43МэВ a-бөлшектердің шашыратылуының бұрыштық таралуы берілген. Одан DL=2 сәйкес келетін бірінші максимумның (5.71)-мен есептелген q»10° мәнімен үйлесетіні көрінеді. және т.б. жұлу және іліктіру реакциялары атом ядросының құрылымын анықтауға кең қолданылады. Тіке реакция кезінде тиетін бөлшек пен алғашқы ядро, шығатын бөлшек пен ақырғы ядро бір-бір-ақ реттен соқтығысады. Сондықтан, реакция өнімдерінің бұрыштық таралуы, жұлынатын бөлшек қонатын немесе іліктірілетін бөлшек алынатын деңгейлеріне күшті тәуелді.

46.Атом ядроларының бөлінуі. Өзіндік және жасанды бөліну. Бөліну деп ядроның өздігінен немесе сыртқы қоздырғыштың әсерінен екі (кейде үш, өте сирек төрт) массалары жақын, бірақ бірдей емес жарқыншақтарға жіктелуін ұғады. ядролардың бөлінуі деп, олардың нейтрондардың әсерінен екі жарқыншаққа жіктелуін түсінеді. Бұл, тұрғыдан ядролардың бөлінуі, нейтрондардың әсерінен өтетін реакциялардың шығыстық арналарының бірі. Оның ядролық реакцияларға арналған тарауда қаралмай жеке тарауға бөлінуінің екі себебі бар. Бірінші, бөліну кезінде ядролардың құрылымында терең өзгерістер болады және бөліну механизмі басқа ядролық реакциялардың механизмдерінен мүлдем өзгеше. Екінші, ядролық реакторлардың жұмысы, яғни ядролық энергетика мен басқа ядролық өнеркәсіптің салалары, осы ядролардың нейтрондардың әсерінен бөлінуіне негізделген. Ядролардың бөлінуі туралы мәліметтер Э.Ферми мен оның қызметкерлерінің нейтрондардың әсерінен туатын жасанды радиоактивті зерттеу жұмыстарынан басталады. 1934-жылы олар уранды нейтрондармен атқылау кезінде туатын өнімдерге бірнеше жартылай ыдырау периоды тән екенін байқады. Оларды дәлірек зерттеу кезінде біреуі-біреуіне түрленетін бірнеше радиоактивті элементтер тізбегі тағайындалды. 1938-жылы Ирэн Жолио-Кюри мен Савичтің зерттеулері уранды нейтрондармен атқылағанда пайда болатын элементтердің ішінде лантан, ал Ган мен Штрассман олардың қатарында барий бар екенін анықтады. Сөйтіп, уранды нейтрондармен атқылағанда, ураннан ауыр емес, одан екі еседей жеңіл элементтер пайда болатыны белгілі болды. Бұл нәтижелерді Мейтнер мен Ферми уран ядросының аралық массалы екі жарқыншаққа жіктелуі деп түсіндірді. Ядроның мұндай жіктелуін оның бөлінуі деп атады. Олар ядроның сығылмайтын сұйық тамшысына ұқсастығы негізінде бөлінудің бірінші механизмін ұсынды. Сұйықтың тамшысының қатты соққы кезінде бірнеше ұсақ тамшыға шашырайтыны сияқты, нейтронды қарпыған ядро да бірдей дерлік екі жарқыншаққа бөлінеді. Кейінгі зерттеулер баяу нейтрондардың әсерінен изотопының ғана бөлінетінін, ал баяу нейтронды жұтқан ядросының бөлінбейтінін көрсетті. Әр уран-235 ядросы бөлінген кезде орташа 195МэВ энергия бөлініп шығады. Осыдан, жарқыншақтар қарама-қарсы бағыттарда ұшады және олардың кинетикалық энергиясы жоғары. Жарқыншақтар бөліну кезінде пайда

80 88 96 104 112 120 128 136 144 152 160 А

U

239

6.1-сурет

N,%

болатын жалғыз ғана бөлшектер емес. Әр ядролық бөліну кезінде 2 немесе 3 нейтрон бөлініп шығады. Мысал үшін бөліну реакциясының мүмкін арналарының екеуін келтірейік:

(6.1)(6.1)-ден бөліну нәтижесінде пайда болатын жарқыншақтардың массалары бірдей болмайтыны көрінеді. 6.1-суретте ядросы бөлінген кезде пайда болатын жарқыншақтардың массалық сан бойынша таралуы көрсетілген. Таралудың шыңдарына сәйкес келетін жарқыншақтардың массаларының қатынасы 1,5. Шыңдардың ендері әжептәуір кең. Олардың биіктіктерінің жартысына сәйкес келетін ендерінің жұық мәні DА = 20. Бұл ядроның бөліну жолдарының әралуан екенін дәлелдейді. Бөліну кезінде пайда болған жарқыншақтар, әлбетте, радиоактивті, олардан бірінен кейін бірі өтетін тізбекті b-активтілік басталады. Жарқыншақтар кейде нейтрондар шығарып та ыдырайды. Мұндай нейтрондар кешіккен нейтрондар деп аталады. Кешіккен нейтрондардың реакторлардың орнықты жұмыс істеуіндегі маңызы зор. Бөліну реакциясының қарқыны нейтрондардың энергиясы мен ядроның тегіне күшті тәуелді. Жеткілікті жоғары (мысалы, >100МэВ) нейтрондардың әсерінен кезкелген (жеңіл, орташа, ауыр) ядро бөлінеді. Энергиясы бірнеше МэВ нейтрондар ауыр, массалық сандары 210-нан жоғары, ядроларды ғана бөле алады. Кейбір ауыр ядролар кезкелген нейтрондардың (энергиясы нөлден бастап) әсерінен бөлінеді. Мұндай ядролардың қатарында уран изотоптары, плутоний изотоптары, америций изотоптары және басқа трансурандық элементтердің изотоптары бар. Кейбір ядролар өздігінен, сыртқы күштің әсерінсіз бөлінеді. Табиғатта ондай ядролардың үшеуі ғана: мен белгілі.

47.Атом ядросының бөлінуінің элементар теориясы. Бөліну параметрі. Бөлінудің негізгі заңдылықтарын ядроның тамшылық моделіне сүйеніп түсіндіруге болады. 2-тарауда ядроның бөліну энергиясы үшін (2.29)формуласы алынған болатын. Меншікті байланыс энергиясы Менделеев таблицасының аяғындағы ядролар үшін оның орта шеніндегі ядроларға қарағанда 1МэВ-қа аз. Демек ауыр (А~200) ядролар бөлінген кезде ~ 200МэВ энергия бөлініп шығуы тиіс. Бұл тәжірибелердің нәтижелерімен үйлеседі. Бөліну энергиясы жарқыншақтар мен бөліну кезінде шығарылатын нейтрондардың кинетикалық энергиясы, шығарылатын g-кванттар энергиясы және жарқыншықтардың ыдырау энергиясы түрінде байқалады. -ядросы үшін олардың ара қатынасы жуықтап алғанда мынадай: Жарқыншақтардың кинетикалық энергиясы 160МэВ

Бөліну g-нұрының энергиясы 8 МэВ

Нейтрондардың кинетикалық энергиясы 6 МэВ

Жарқыншақтардың ыдырау энергиясы 21МэВ

Ядролардың ыдырау энергиясын жартылай эмпирикалық Вейцзеккер формуласынан табуға болады. Алдымен, бөліну кезінде ядроның заряды мен массалық саны сақталады деп есептейік (6.2) Бұл пайымдау, бөліну кезінде ұшып шығатын нейтрондар мен гамма-нұрдың энергияларын және жарқыншықтардың радиоактивтілігін елемеумен пара-пар. Егер оларды елесек, (6.2)-шарты орындалмас еді. Жарқыншақтардың ыдырауы (b^--ыдырау мен нейтрондық ыдырау) кезінде олардың заряды өседі, бөліну кезінде нейтрондардың шығарылуынан жарқыншақтардың массалық саны бөлінетін ядроның массалық санынан кем болады: (6.3) Егер (6.2)-шарты орындалса, жарқыншақтардың кинетикалық энергиясы реакция энергиясына тең болады. Ол бөлінетін аралық ядроның массасы мен жарқыншақтардың массаларының айырмасына тең. (6.4) мұндағы М_Я –бөлінетін, М_ж мен М_А, сәйкес, жеңіл және ауыр жарқыншақтардың массалары. Ядролардың массаларын өз кезегінде олардың байланыс энергиялары арқылы өрнектеуге (2.25) болады. Сонда (6.5) шығады. Мұнда Е_б –ядролардың байланыс энергиялары. Вейцзеккер формуласынан ол Мұндағы a=15,75МэВ, b=23,7МэВ,g=0,71МэВ,s=17,8МэВ, d=-34МэВ тақ-тақ ядролар үшін, d=34МэВ жұп-жұп ядролары үшін, d=0 жұп-тақ, тақ-жұп ядролар үшін. Егер тәжірибелік мәліметтерге сәйкес , яғни, (6.6) деп алсақ және Вейцзеккер формуласының мәні кішкентай соңғы мүшесін елемей, бөлінетін ядро мен жарқыншақтар үшін байланыс энергияларын (6.5)-ке қойсақ, олардың бірінші және екінші мүшелері өзара қысқарады да, бөліну энергиясы (6.7)болады. Мұндағы пен құрама ядроның байланыс энергиясының беттік және кулондық құраушылары, ал жарқыншақтардың беттік және кулондық энергияларының қосындысы. Бөліну барысындағы беттік керілу энергиясы (6.8) артады, ал кулондық тебілу энергиясы (6.9)

кемиді. Сонда ядроның бөліну энергиясы (байланыс энергиясының артуы, толық энергияның кемуі): (6.10) Бөліну энергиясы кулондық энергия мен беттік энергияның өзгерісімен анықталады. Бөліну барысында кулондық энергия кемиді де, беттік энергия артады.

Мысалы ядросы криптон 93 пен ксенон 139 ядроларына ыдырағанда, оның кулондық энергиясы 337МэВ-қа кемиді де, беттік энергиясы 166МэВ-қа өседі. Осыдан бұл ядроның бөліну энергиясы . (6.10)-нан ядро екі жарқыншаққа бөліну үшін болу керектігі шығады. Бұған және кулондық және беттік энергияның мәнін қойсақ ядроның бөліну шарты

(6.11)түріне келеді. Мұндағы Z²/A бөліну көрсеткіші деп аталады. Бұл көрсеткіш неғұрлым жоғары болса, бөліну энергиясы соғұрлым жоғары болуы тиіс. (6.11)-шартын күмістен ауыр ядролардың барлығы қанағаттандырады, -ядросы үшін Z²/A=47²/108=20>17 Демек, бөліну Менделеев таблицасының екінші жартысындағы барлық элементтердің ядролары үшін тиімді. Бұған қарамастан тәжірибе жүзінде өздігінен бөліну периодтық жүйенің ең ауыр элеметтерінің үшеуінің ғана ядроларына тән. Басқа ядролар үшін баяу нейтрондардың әсерінcіз бөліну, олардың энергиялық көзқарастан тиімділігіне қарамастан, тәжірибелерде бақыланбайды. Мұны a-ыдыраудағы сияқты, кулондық тосқауылдың әсерімен түсіндіруге болады. Егер бір-бірінен аластатылған (шексіз қашықтықта орналасқан) жарқыншықтардың әсерлесу энергиясын 0 деп алсақ, жаңа ғана бөлінген, өзара жанасып тұрған жарқыншақтардың кулондық әсерлесу энергиясы (кулондық тосқауылдың биіктігі) торий-232 ядросы үшін . Ядроның бөліну 170МэВ энергиясынан әлде қайда жоғары. Әрине біз жасаған бағдарлау өте дөрекі. Ол тек қана мұндай тосқауылдың болу мүмкіндігін ғана білдіреді. Енді ядроның бөлінуін тамшылық модел турғысынан қарастырайық. Сыртқы күштің әсерінен сфералық ядро сопайсын. Ол кезде оның көлемі өзгермейді, беті артады. Осыдан беттік энергия артады да, беттік керілу күші оны қайтадан сфералық күйге келтіруге тырысады. Кулондық тебілу күші сопақ ядро үшін сфералық ядроныкінен кем. Кулондық күш ядроны одан әрі соза түсуге тырысады. Сөйтіп беттік күш пен кулондық күштің айырмасы ядроны сфералық қалпына қайтаруға тырысатын серпімділік күшіне ұқсас әсер етеді. Осыдан сыртқы әсерден ядроның сопаюы оның беріктік шегінен асып кеткенше, яғни протондардың кулондық тебілу күшінің өзгерісінің сан мәні беттік күштің өзгерісінің сан мәнінен асып кеткенше, ядро сыртқы күштің әсерінен тербеліске ғана келіп бөлінбейді. Ал сыртқы күштің әсерінен ядроның сопаюы оның беріктік шегінен шығып кетсе, ядро қайта қалпына келе алмай, әрі қарай созыла беріп, ақырында бөлініп тынады. Ядроның беріктік шегін анықтайтын, кулондық кұштің өзгерісі мен беттік керілу күшінің өзгерісі бірдей болатын, пішінін сындық деп атайды. Егер сыртқы күштің әсері, ядро сопаю барысында сындық пішіннен өтіп кететіндей үлкен болса, онда ядро қайтадан бастапқы пішініне қайтып орала алмай қалады. Керісінше, кулондық күштер оны әрі қарай керіп, оны бөледі. Бөліну барысында ядро мынадай пішіндерден өтеді: шар, элипсоид, өте сопақ ортасы жіңішке элипсоид, алмұрт тәрізді екі, сфералық пішінді екі жарқыншақ. Әрине, бұл жағдайда беттік керілу күшінің артуы, кулондық күштің кемуін теңгере алмайды, ал құбылыстың екінші жартысы, ортасы жіңішке элипсоидтан бастап, беттік керілу де ядроны бөлуге көмектеседі.

Дата добавления: 2014-12-24