Виды ядерных реакций

Ядерные реакции весьма разнообразны.

Реакции под действием нейтронов - обширный класс практически важных ядерных реакций. Дело в том, что нейтроны (наряду с протонами) входят в состав любого атомного ядра, в котором они прочно связаны ядерными силами. Поэтому при сближении с ядром нейтроны с ним эффективно взаимодействуют, причём в отличие от протонов, которые из- за кулоновского барьера не могут эффективно взаимодействовать с ядром при малых энергиях, нейтроны, не имеющие заряда, взаимодействуют с ядром при любых энергиях.

Примеры ядерных реакций с нейтронами:

Реакции под действием нейтронов наиболее вероятны в области низких энергий нейтронов. В случае медленных нейтронов основным процессом для большинства ядер является радиационный захват нейтрона (и, у) с образованием составного ядра. Сечение процесса имеет резонансный характер. С увеличением энергии нейтрона вероятность его радиационного захвата падает, а сечение упругого рассеяния увеличивается. В реакциях последовательного радиационного захвата нейтронов образуются трансурановые элементы. С ростом энергии нейтрона становятся возможными процессы неупругого рассеяния нейтронов с возбуждением низколежащих состояний ядра-мишени, а также реакции деления ядер (п,/) и реакции с вылетом заряженных частиц (п, р) и (п, а). Дальнейшее увеличение энергии нейтрона приводит к реакции типа (п, 2п), (п, пр).

Радиационный захват нейтронов - ядерная реакция (п, у), в которой ядро-мишень поглощает нейтрон, а энергия возбуждения образующегося ядра излучается в виде у-кванта. Вероятность радиационного захвата зависит от свойств ядра-мишени и от энергии нейтрона Е. Она, как правило, уменьшается с ростом Е (исключения составляют резонансные реакции). Для медленных нейтронов эффективное поперечное сечение радиационного захвата пропорционально Е-*/2. Это - основной процесс, обусловливающий поглощение нейтронов в процессе работы ядерных реакторов; его используют для регулирования работы реактора.

В результате реакции (п, у):

образуется ядро (A+i, Z), обычно являющееся р- - радиоактивным, т.е. распадающимся по схеме

Экзотермическая реакция радиационного захвата идёт на всех ядрах (за исключением -*Не и 4Не), начиная с ядра ’Н и заканчивая ядром 23gU. Сечение для тепловых нейтронов в зависимости от нуклида варьируется в широких пределах от o,i до ю&ио6 барн, а для быстрых нейтронов - от од до несколько барн.

Реакция

имеет одно из рекордных сечений в тепловой области, равное 3,5-ю6 барн (резонанс при энергии 0,084 эВ). Огромная величина сечения поглощения тепловых нейтронов и большой выход (6,34%) 135J относительно других осколков деления приводят к т.н. ксеноновому отравлению ядерного реактора и неустойчивой работе реактора из-за появления ксеноновых волн.

Канал реакции

имеет вероятность -20%, уменьшая тем самым вероятность деления при захвате нейтрона ядром 2 до 8о%.

Реакция

имеет сечение в тепловой области -2,8 барн и вызывает захват большой доли нейтронов, участвующих в цепной реакции деления. В то же время она определяет процесс преобразования сырьевого нуклида 238U в делящийся нуклид 2з8Ри.

Образующиеся в реакции (п,у) ядра, как правило, оказываются р - активными. Поэтому реакции (и,у) часто служат причиной активации. Примером сильноактивируемого вещества может служить натрий, который используется в качестве теплоносителя в реакторах на быстрых нейтронах:

(25)

В реакции образуется реактивный 24Na с Г1/2=15 ч. Процесс р- распада сопровождается испусканием у-квантов с энергией 2,76 МэВ.

Вода, которая применяется как замедлитель и теплоноситель в реакторах на тепловых нейтронах, активируется слабо из-за малых сечений радиационного захвата у ядер. В большей степени активируются обычно примеси, попадающие в теплоноситель.

Под действием нейтронов с энергией ?„«(0,5+10) МэВ часто идёт реакция вида (п,р):

I

Обычно (п,р)-реакции имеют Q>o (так как тпр), а если Q<о, то |Q|«i МэВ. Однако для того, чтобы образующийся протон мог преодолеть кулоновский барьер при вылете из ядра, нейтрон должен иметь достаточно большую энергию.

Как и радиационный захват, эта реакция приводит к образованию нестабильных ядер.

Ппимепом Г?7.п')-пеякнии является попогоияя пеякпия

у которой Q«-0,92 МэВ.

Реакция

имеет Q«0,6 МэВ и идёт даже от тепловых нейтронов (опр=1,75 барн). Реакция

применяется для регистрации нейтронов в счётчиках, наполненных зНе. Сечение для тепловых нейтронов оПр=5400 барн.

В я леоной сЬизике используются оеакнии вила (плг):

Для эффективного протекания (/7,а)-реакций нужны нейтроны с энергиями от 0,5 до ю МэВ. Однако в некоторых случаях энергия реакции настолько велика, а кулоновский барьер настолько мал, что реакция с большой вероятностью идёт на тепловых нейтронах.

Примером таких реакций являются

Реакция (32) имеет сечение на тепловых нейтронах 3840 барн и широко применяется для регистрации тепловых нейтронов в различных борных счётчиках и ионизационных камерах.

Очень важными реакциями, идущими под действием нейтронов, являются реакции деления. Их мы рассмотрим в отдельной главе.

Реакции (л,2п) являются эндотермическими и имеют порог, примерно равный ю МэВ, за исключением реакции

с порогом ~2 МэВ. Сечение ~ 0,1 барн.

При Еп МэВ становятся возможными реакции вида (н,2п), (п,пр), (п,зн) и другие, которые используются в детекторах быстрых нейтронов. Пример:

с порогом 20 МэВ.

Если в качестве налетающих частиц используются заряженные частицы, они должны иметь достаточную кинетическую энергию для того, чтобы преодолеть кулоновское отталкивание ядра и попасть в область действия ядерных сил. Если энергия частицы недостаточна для преодоления кулоновского барьера, то она будет испытывать упругое рассеяние в кулоновском поле ядра.

Ядерные реакции под действием а-частиц от природных радионуклидов можно осуществить только на лёгких ядрах, т.к. тяжёлые ядра имеют высокий кулоновский барьер (до 25 МэВ), величина которого значительно превышает кинетическую энергию а-частиц (не более 9 МэВ). Примерами являются реакции типа (а,р) и (а,л). Характер протекания ядерных реакций под действием а-частиц определяется высотой кулоновского барьера и величиной энергии связи а-частицы в ядре.

Первая открытая ядерная реакция в современной записи:

Эта реакция - эндотермическая (Q=-i,o6 МэВ) и имеет выход 2-10-5 (при Еп=7,8 МэВ).

Реакция

экзотермическая с Q=2,26 МэВ, что приводит к образованию длиннопро- бежных протонов (пробег в воздухе 90 см).

Одной из самых известных реакций типа (а, п) является реакция а-частиц с бериллием

которая отличается большим выходом 2,5-104 при ?«=5,44 МэВ.

Ппимепом Га.п") пеякиии является:

Под действием протонов идут следующие ядерные реакции: (р,а), (р,п), (р,р), (р,у) и (р,сО. Реакции (р,а) обычно бывают экзотермическими. Они в основном идут на лёгких ядрах. Примерами являются реакции ?Li(p,a)4He и 61л(р,а)зНе. Реакции (р,п) на стабильных ядрах всегда бывают эндотермическими и имеют порог, величина которого больше 0,8 МэВ (обычно 1*5-3 МэВ). Примером является реакция 7Li(p,n)7Be, которая имеет 0=-1,6б МэВ и ?Мнн=1,88 МэВ. Ввиду того, что при (рщ)-реакции ядро- продукт приобретает добавочный положительный электрический заряд, оно, как правило, проявляет р+- или /С-активность. Реакции (р,(/) встречаются значительно реже остальных, так как дейтрон представляет собой слабосвязанное ядро, для образования которого нужна большая энергия. Реакции типа (р,с/) - эндотермические. Пример: 4Ве9(р,(/)4Ве8.

Ядерные реакции под действием дейтронов характеризуются наиболее высоким выходом по сравнению с другими ядерными реакциями под действием заряженных частиц. Например, выход реакции 9Be(d,n)10B при энергии дейтрона Ed= 16 МэВ достигает 0,02, а для ядерных реакций с другими заряженными частицами таких энергий - порядка ю-з-гЮ*6.

Реакция (d, р) имеет обычно более низкий порог, чем остальные реакции. Этот факт обусловлен особым характером взаимодействия дейтронов с ядрами. Под действием дейтронов имеет ярко выраженная асимметрия вперед в угловом распределении нейтронов и протонов. В области энергий дейтрона от 5 до ю МэВ сечение реакции (d,p) в ~4 раза превышает сечение реакции (d,n). При дальнейшем увеличении энергии сечения реакций сравниваются. Конечный протон или нейтрон вылетают после реакции практически с тем же импульсом, какой был у дейтрона.

Эти особенности объясняет модель Опенгеймера-Филлипса. Дейтрон одним из своих нуклонов "задевает” ядро и разваливается. При этом один из нуклонов захватывается ядром, а другой двигается в направлении своего первоначального импульса, не взаимодействуя с ядром. Если энергия дейтрона мала, то при электрическом отталкивании протона ядром- мишенью дейтрон поляризуется. Поскольку энергия связи дейтрона невелика (2,23 МэВ), то его развал может произойти и без участия ядерных сил. Нейтрон не преодолевает кулоновского барьера и с большей вероятностью чем протон проникает в ядро. Поэтому в области энергий, где существенна роль кулоновского барьера сечение реакции (с/,р) больше сечения реакции Сd,n). При высоких энергиях роль кулоновских сил становится малой и сечения выравниваются.

Таким образом, дейтроны с очень большой энергией, пролетая вблизи ядра, могут под действием его разлагаться, причём один из составляющих дейтрон нуклонов (протон или нейтрон) захватывается ядром, а другой пролетает мимо. Это - реакция «срыва».

Реакция срыва - прямая ядерная реакция, при которой ядро захватывает у налетающей на ядро частицы, один или несколько нуклонов. Наиболее изучены реакции срыва (d,p), (d,n). Эта реакция осуществляется на периферии ядра.

Если бомбардирующая частица представляет собой достаточно сложное ядро (например, 10Ne), то процессы передачи становятся весьма разнообразными, так как в них мог>т участвовать целые ядра (например, ИНе, i3H) или группы нуклонов (например, 23р или 23и). Кроме того, становится возможным (запрещенный для дейтрона законом сохранения изотопического спина) процесс взаимного обмена разными нуклонами между бомбардирующим ядром и ядром-мишеныо.

Применяя частицы с очень большой энергией (200—400 МэВ), удается вызвать новые виды ядерных реакций. Например, ядра тяжёлых атомов начинают дробиться на несколько крупных осколков (реакции расчленения ядра). При бомбардировке ядер сильно взаимодействующими частицами с очень высокой энергией (от нескольких сотен МэВ и выше) ядра мог>т «взрываться», распадаясь на множество мелких осколков. При регистрации такие взрывы оставляют след в виде многолучевых звёзд. Это - реакции скалывания.

Реакция скалывания - тип ядерной реакции, в которой высокоэнергетические начальные частицы (адроны, энергия в диапазоне от юо Мэе до нескольких ГэВ, релятивисткие частицы, протон, нейтрон, дейтрон или а-частица) при ударе по тяжёлому ядру (например, свинцу) выбивают из него более трёх частиц, изменяя при этом как массу, так и атомный номер ядра (фрагменты представляют собой сравнительно лёгкие осколки: их массы 4<М<200, энергии до 40 МэВ). Выбрасываются и многочисленные нуклоны (в основном — нейтроны). Частицы испускаются изотропно. Процесс скалывания состоит из двух этапов: возникновения ядериого каскада и снятия возбуждения. Термин "скалывание" предложен Г.Сиборгом.

Наиболее известные реакции скалывания идут на высокоэнергетических протонах Протон, ускоренный до весьма высоких энергий вносит энергию в ядро мишени, выбивая несколько нуклонов и покидает возбужденное ядро. Затем нуклоны и различные фрагменты испускаются из оставшегося ядра. Но может случиться, что остаточное ядро раскалывается медленно (делится) на две части, которые затем испускают частицы. Этот сценарий называется эмиссией из фрагментов деления. Кроме того, возможно, что все фрагменты появятся одновременно. Подобный процесс связан с фазовыми переходами в ядерном веществе и называется фрагментацией. Скалывание обычно затрагивает одно тяжёлое ядро, причём возникает небольшое число легких фрагментов и многочисленные отдельные нуклоны. При фрагментации регистрируется возникновение большого числа фрагментов промежуточных размеров. Тем не менее скалывание и фрагментация коррелируют. Для протонов более вероятно скалывание. Протоны с энергиями выше 20 МэВ вызывают реакции срыва всех без исключения тяжелых ядер, но наибольшее значение имеют реакции срыва с

участием самых распространенных ядер атомов С, N, О и Fe.

Рис. 3. Процесс скалывания. Скалывание может происходить как с проникновением снаряда в ядро, так и без проникновения.

Взаимодействие релятивистких протонов с тяжёлым ядром может быть описано как последовательность нуклон -

нуклонных соударений (внутренний ядерный каскад). Этот процесс приводит к быстрой эмиссии некоторых нуклонов. Свойства этих нуклонов определяются кинематикой нуклон-нуклон взаимодействий, а также распределением масс и зарядов внутри ядра мишени. Как следствие этого внутия- дерного каскада, оставшееся ядро мишени приобретает термическую энергию возбуждения и угловой момент. На второй стадии реакции, это целевое остаточное ядро уравновешивает все возбужденные степени свободы. Следующий затем процесс высвечивания переводит остаточное ядро в основное состояние. Высвечивание проводится у-излучением, испарением нуклонов или кластеров в конкуренции с делением или даже мульти- фрагментацией.

Одна из основных задач ядерной физики - установление границ существования ядер. Реакции скалывания позволяют получать сильно обогащенные нейтронами ядра и исследовать экзотические процессы распада: протонную или двухпротонную радиоактивность.

Среди продуктов реакции скалывания (рис.4) можно различить три группы ядер. Группа с высокими Z включает ядра, образованные в ядерных процессах испарения отдельных нуклонов или их кластеров. Эти новые ядра обычно нейтрон дефицитны, атомные массы варьируются в широком интервале (от А для исходного ядра до изотопов с Z=6s). В среднем для данного элемента изотопное распределение включает 20 различных нуклидов, возникших в реакциях с сечением больше ю мБ. Число осколков уменьшается по мере удаления от линии р-стабильности. Конечное распределение новых ядер определяется соотношением процессов испарения нейтронов и протонов, а также количеством энергии возбуждения внесенным на первой стадии соударений. Поскольку испарение нуклонов определяется не только соответствующими энергиями связи, но также (например, в случае протонов) кулоновским барьером, то равновесие между этими двумя процессами достигается на нейтронодефицитной границе долины р- стабильности.

Остаточные ядра, образующиеся при взаимодействии 1 ГэВ протонов с U при поперечных сечениях выше ю микробарн

Рис. 4. Остаточные ядра, образующиеся при взаимодействии 1 ГэВ протонов с 238U при поперечных сечениях выше ю микробарн.

В промежуточной области масс на рис. 4, можно выделить вторую группу остатков с Z от 23 до 65, охватывающих большой диапазон ядер с избытком нейтронов. В этом случае изотопные распределения являются более широкими: популяция включает ~25 изотопов данного элемента. Распределение концентрируется справа от линии стабильности, а сечения реакций их образования значительно больше наблюдаемых для большинства новых ядер, возникших после испарения. Избыток нейтронов делящегося ядра-мишени сохраняется в процессе деления. Этот избыток нейтронов может быть частично потерян, когда деление происходит при высоких энергиях возбуждения, что расширяет окончательное распределение изотопов. Распределение масс остатков деления в основном симметрично, в отличие от асимметричного распределения продуктов деления 238U. Полученные ядра располагаются на нейтронообогащенной стороне долины р- стабильности.

И, наконец, третья группа нуклидов, выделяемая на рис. 4, расположена ниже Z = 23. Распределения масс возникших изотопов узкие, т.к. находятся ближе к линии стабильности. Ядра сосредоточены на нейтроноизбыточной стороне линии стабильности; сечения возрастают с уменьшением Z. Большинство нейтронообогащенные остатков производится в очень асимметричных процессах деления. Для более сильных реакций скалывания механизм деления на две части замещается мульти- фрагментационным распадом, приводящим к легким остаткам.

Помимо ядерной физики, реакции скалывания представляют интерес для изучения нестабильности ядерной материи при сверхвысоких температурах. В астрофизике подобные реакции происходят при взаимодействии космического излучения с межзвездной средой. Детальное исследование реакций скалывания позволяет предсказать распределение различных нуклидов в Космосе. Их привлекают для объяснения образования легких элементов: D, Li, Be, В, а также аномалий в химическом составе магнитных звезд. Здесь реакции срыва вызываются протонами, ускоренными в переменных электромагнитных полях во внешних слоях звезд.

Реакции скалывания позволяют генерировать пучки редких (в том числе - радиоактивных) ядер и исследовать свойства ядер находящихся далеко от зоны стабильности.

В физике твёрдого тела и материаловедении для целей нейтронографии всё большее применение находят источники нейтронов, работающие с использованием реакции скалывания. Пучок протонов, ускоренных на линейном ускорителе или циклотроне (токи --250 мА, энергии ~1,5 ГэВ), направляется на мишень из свинца. Поскольку каждый протон, поражая ядро мишени, выбивает из него 20-30 нейтронов, то такой источник обеспечивает высокоинтенсивный поток нейтронов (в юо раз интенсивнее, чем традиционные источники). В отличие от классических источников (например, реактора) он может работать в импульсном режиме, что позволяет измерить спектр нейтронов и направить на аппаратуру интенсивного пучка нейтронов с требуемой энергией. Нейтронография на базе нейтронов скалывания позволяет с высокой чувствительностью определять как лёгкие, так и тяжёлые элементы, исследовать структуру биологических объектов, функциональных и конструкционных материалов. Особенно перспективным представляется изучение магнитных свойств, свойств наноструктур и мелких монокристаллов. Возможно получение "фильма" процессов фазового перехода или полиморфного превращения.

Ожидается, что аппаратура на реакции скалывания найдет применение в гибридных ядерных реакторах, для управления процессом деления урана, плутония или тория, что позволит существенно повысить безопасность энергетических реакторов. Подобные установки предполагается использовать для трансмутации экологически опасных долгоживущих радионуклидов (например, актинидов), накапливающихся в радиоактивных отходах атомной энергетики и которые невозможно сжечь в классическом тепловом реакторе. Ожидается, что реакции скалывания найдут применение в ядерной медицине (радиационная терапия).

Ядернме реакции под действием электронов происходят, если энергия электронов достаточна для выбивания протонов из ядра (е, р).

Фотоядерные реакции идут под действием у-лучей. Основной источник у-квантов - тормозное излучение с непрерывным спектром. При энергиях у-квантов ~ю МэВ энергетическая зависимость сечения их поглощения ядром характеризуется широким максимумом. При больших энергиях идут процессы выбивания нуклонов из ядра, например, (у, п), фрагментация нуклонов в ядре и фоторождение пионов (у, р). В делящихся ядрах идёт реакция фотоделения (у,/). В области энергий у-квантов, больших нескольких десятков МэВ, фотоделение ядер возможно практически для всех элементов. Фотоделение ядер в области промежуточных энергий (~юо МэВ) практически всегда сопровождается вылетом достаточно большого числа нейтронов и лёгких ядерных фрагментов.

Фотоядерные реакции - ядерные реакции, происходящие при поглощении у- квантов ядрами атомов ((у,п), (у, р) и (у, а) и др.). Явление испускания ядрами нуклонов при этой реакции называется ядерным фотоэффектом.

Обычно под действием у-лучей идут реакции типа (у,п), (у,р) и (у,а), (V> d)> (Y> рп) и ДР- Иногда фотоядерными реакциями называются процессы, в которых Y-кванты высокой энергии, поглощаясь ядрами или отдельными нуклонами, вызывают рождение пи-мезонов (например, у+р—т+л-, у+р—> р+я°) и др. элементарных частиц. К фотоядерным реакциям относится также процесс рассеяния у-квантов.

Для вырывания из атомного ядра протона или нейтрона (нуклонов) энергия Y-кванта Еу должна превышать энергию связи нуклона в ядре.

Примерами являются реакции:

  • (39)
  • (40)

Основными реакциями под действием у-лучей являются реакции типа (у,п) и (у,р), причём сечение поглощения у-лучей растёт с зарядом ядра. Из-за кулоновского барьера выход реакции (у,р) в ЮЗ-ГЮ4 раз меньше выхода реакции (у,п).

Рис. 5. Резонансное поведение п, у (гигантский резонанс).

Сечение фотоядерных реакций (у,п) и (у,р) в области энергий у-квантов (ю-г20 МэВ) имеет широкий (Г=з-^7 МэВ) резонансный максимум. Положение гигантского резонанса монотонно уменьшается с ростом массового числа А ядер от 20+25 МэВ в лёгких ядрах до 13 МэВ в тяжёлых. Зависимость энергии Е„„ соответствующей вершине резонанса, от А описывается формулой: ?т=34^'1/6*

Если замедлителем в ядерном реакторе служит бериллий или тяжёлая вода, то вследствие необычно малой энергии связи нейтрона в ?Ве и 2Н под действием у-квантов радиоактивного распада на ядрах этих нуклидов эффективно протекают фотоядерные реакции (у,я). Поэтому в тяжёловодных и бериллиевых ядерных реакторах присутствует дополнительный источник нейтронов, обусловленный протеканием фотоядерной реакции.

Реакции с тяжёлыми ионами приводят к различным продуктам в зависимости от величины прицельного параметра (расстояния, на котоом частица прошла бы мимо центра ядра-мишени, если бы взаимодействие отсутствовало). Их используют для синтеза трансактинидных элементов. Среди реакций с тяжёлыми ядрами выделяют реакции квазиделения, которые заполняют переходную область между глубоконеупругими столкновениями и реакциями слияния. Для продуктов квазиделения характерны полная релаксация кинетической энергии и типичные для деления угловые распределения. Однако в отличие от реакций слияния, которые проходят стадию составного ядра, форма системы не успевает стать равновесной до момента развала на 2 фрагмента.

 
Посмотреть оригинал
< Пред   СОДЕРЖАНИЕ   ОРИГИНАЛ     След >