ЯДРА АТОМНОГО ДЕЛЕНИЕ

ЯДРА АТОМНОГО ДЕЛЕНИЕ процесс
расщепления атомного ядра на неск. более лёгких ядер-"осколков", наиболее
часто - на 2 осколка, близких по массе. В 1938 нем. учёные О.
Ган и
Ф. Штрасман установили, что при бомбардировке урана нейтронами образуются
ядра щёлочноземельных элементов, в частности - ядра Ва. Несколько позднее
австр. физики Л. Майтнер и О. Фриш показали, что ядро ²³⁵U
делится под действием нейтрона на 2 осколка. Они ввели термин "деление
ядер", имея в виду сходство этого явления с делением клеток в биологии.
Они же дали первое качеств, объяснение Я. а. д.

Начальная стадия деления - медленное
изменение формы ядра, при к-ром появляется шейка, соединяющая 2 ещё не
полностью сформированных осколка (рис. 1, а, 6). Время прохождения
этой стадии (10¹⁴-К)-¹⁸ сек) зависит от того,
насколько сильно возбуждено делящееся ядро. Постепенно шейка утоньшается,
и в нек-рый момент происходит её разрыв (рис. 1,в). Образующиеся осколки
с большой энергией разлетаются в противоположные стороны (ряс. 1,г).

Деформация ядра при делении сопровождается
изменением его потенциальной энергии (рис. 2). Для того чтобы ядро достигло
формы, предшествующей его разрыву, необходима затрата определённой энергии
для преодоления потенциального барьера, наз. барьером деления. Эту
энергию обычно ядро получает извне, в результате той или иной ядерной
реакции (напр., при захвате нейтрона). Я. а. д. наблюдается для всех
ядер тяжелее Ag, однако вероятность его во много раз больше для самых тяжёлых
элементов. В случае ²³⁵U деление происходит при захвате даже
тепловых
нейтронов.

В 1940 Г. Н. Флёров и К. А.
Петржак (СССР) обнаружили самопроизвольное (спонтанное) Я. а. д., при к-ром
происходит туннельное проникновение через барьер деления (см.
Туннельный
эффект). Спонтанное деление - разновидность радиоактивного распада
ядер (см. Радиоактивность) и характеризуется периодом полураспада
(периодом деления). Вероятность спонтанного деления зависит от высоты барьера
деления. Для изотопов U и соседних с ним элементов барьер деления 6 Мэв.
Высота
барьера, а следовательно, и период спонтанного деления ядер зависят от
отношения Z²/A (рис. 3). При изменении Z²/A от 34,3
для ²³²Th до 41,5 для ^2s°Ku период спонтанного деления
уменьшается в 10³⁰ раз.

Деление тяжёлых ядер сопровождается
выделением энергии. В тяжёлых ядрах из-за больших сил электростатич. расталкивания
нуклоны связаны друг с другом слебее, чем в осколках - ядрах середины периодической
системы элементов. Поэтому масса тяжёлого ядра больше суммы масс образующихся
осколков. Разница в массах соответствует энергии, выделяемой при делении
(см. Относительности теория). Значит, часть этой энергии выделяется
в виде кинетич. энергии осколков, равной энергии электростатич. отталкивания
двух соприкасающихся осколков в момент разрыва ядра на две части (рис.
1,е). Суммарная кинетич. энергия осколков неск. увеличивается по мере возрастания
Z делящегося ядра и составляет для ядер U и трансурановых элементов величину
200 Мэв. Осколки быстро тормозятся в среде, вызывая её нагревание,
ионизацию и нарушая её структуру. После соответствующей хим. обработки
под микроскопом могут быть замечены характерные следы осколков деления
(рис. 4). Преобразование кинетич. энергии осколков деления в тепловую энергию
(нагревание ими окружающей среды) является основой использования ядерной
энергии (см. Ядерный реактор, Ядерный взрыв).

В момент разрыва ядра осколки сильно
деформированы, но по мере их удаления друг от друга деформация уменьшается,
что приводит к увеличению их внутр. энергии. В дальнейшем энергия возбуждения
осколков уменьшается в результате испускания ими нейтронов и -у-квантов
(рис. 1,г). Когда энергия возбуждения осколков становится меньше энергии,
необходимой для отделения нейтрона от ядра, эмиссия нейтронов прекращается
и начинается интенсивное испускание -у-квантов. В среднем наблюдается 8-10
у-квантов на 1 акт деления.

Т. к. разрыв шейки ядра может происходить
по-разному, то масса, заряд и энергия возбуждения осколков флуктуируют
от одного акта деления к другому. Число нейтронов v, испущенных при делении,
также флуктуирует. При бомбардировке U медленными нейтронами
число
нейтронов на 1 акт деления v 2,5. Для более тяжёлых элементов V увеличивается.
Значит. превышение v над 1 - чрезвычайно важный факт. Именно это обстоятельство
позволяет осуществлять ядерную цепную реакцию
и накапливать в ядерных
реакторах энергию, выделяющуюся при Я. а. д. в макроскопич. масштабах.
Приближённо энергетич. спектр нейтронов можно считать максвелловским со
средней энергией 1,3 Мэв (см. Максвелла распределение).

Ядра, образующиеся при делении, перегружены
нейтронами и являются радиоактивными (изотопы Ва и др.). Соотношение между
числами протонов Z и нейтронов N = А - Z в них зависит от
энергии возбуждения делящегося ядра. При достаточно высоком возбуждении
соотношение N и Z в осколках остаётся обычно тем же, что у начального
делящегося ядра. При малой энергии возбуждения делящегося ядра нейтроны
и протоны распределяются между осколками таким образом, что в обоих осколках
происходит примерно одинаковое число (3-распадов, прежде чем они превратятся
в стабильные ядра. В отдельных случаях (приблизительно 0,7% по отношению
к общему числу делений) образующееся при b-распаде возбуждённое дочернее
ядро испускает нейтрон. Эмиссия этого нейтрона из возбуждённого ядра -
процесс быстрый (t < 10-¹⁶ сек), однако он
запаздывает по отношению к моменту делений ядра на время, к-рое может достигать
десятков сек; нейтроны, испускаемые при этом, наз. запаздывающими
нейтронами.

Деление наз. асимметричным, когда отношение
масс наиболее часто возникающих осколков 1,5 (рис. 5). По мере увеличения
энергии возбуждения ядра всё большую роль начинает играть симметричное
деление на два осколка с примерно равной массой. Для нек-рых спонтанно
делящихся ядер (U, Pu) характерно асимметричное деление, но по мере увеличения
А
деление приближается к симметричному. Наиболее отчётливо это проявляется
у ²⁵⁶Fm. Значительно реже наблюдается деление на 3 осколка,
обычно сопровождающееся испусканием сс-частицы, ядер
⁶Не, "Не,
Li, Be и др. Предельный случай - деление на 3 равных осколка - наблюдался
при бомбардировке ядер ускоренными тяжёлыми ионами (⁴⁰Аг и др.).

Теоретич. объяснение Я. а. д. впервые
было дано Н. Бором и Дж. А. Уилером (США) и независимо от них Я.
И. Френкелем. Они развили капельную модель ядра, согласно к-рой
ядро рассматривается как капля электрически заряженной несжимаемой жидкости.
На нуклоны в атомном ядре действуют уравновешивающие друг друга ядерные
силы притяжения и электростатич. силы отталкивания (между протонами), стремящиеся
разорвать ядро. Деформация ядра нарушает равновесие; при этом, однако,
возникают силы, стремящиеся вернуть ядро к начальной форме аналогично поверхностному
натяжению жидкой капли. Деформация ядра при делении сопровождается увеличением
его поверхности и, как в жидкой капле, силы поверхностного натяжения возрастают,
препятствуя дальнейшей деформации. После прохождения через вершину барьера
деления энергетически выгодным становится образование 2 капель меньшего
размера, и с этого момента формирование осколков деления идёт быстро и
необратимым образом. Уменьшение барьера деления для ядер с большими Z²/A
отчётливо
проявляется в уменьшении периодов спонтанного деления.

Капельная модель описывает лишь усреднённые
свойства ядер. В действительности же характер процесса деления может существенно
зависеть от внутр. структуры ядра и состояния отдельных нуклонов. В частности,
из-за этого барьер деления больше для ядер с нечётным числом нуклонов,
чем для соседних четно-чётных ядер (с чётными Z и N). Особенно заметно
это повышение барьера сказывается на периодах спонтанного деления ядер:
периоды спонтанного деления четно-чётных ядер в среднем более чем в 100
раз короче периода спонтанного деления соседних ядер с нечётным N. Увеличение
барьера деления из-за нечётного нуклона видно на примере деления изотопов
урана. Деление ядер ²³⁸U становится достаточно вероятным лишь
в том случае, когда кинетич. энергия нейтронов превышает нек-рый порог,
а в случае ²³⁵U даже при захвате теплового нейтрона энергия
возбуждения составного ядра ²³⁶U уже превышает барьер деления
(рис. 6). Влияние структуры ядра на Я. а. д. видно при сравнении периодов
спонтанного деления четно-нечётных ядер. Вместо регулярного увеличения
периода спонтанного деления с массой нуклида иногда наблюдается резкое
уменьшение периода спонтанного деления. Особенно чётко этот эффект проявляется
при числе нейтронов N=152, что не может быть объяснено в рамках капельной
модели и свидетельствует о влиянии на Я. а. д. оболочечной структуры ядра.

Нуклонные оболочки оказывают влияние
не только на преодоление барьера деления, они заметно сказываются и на
последней стадии формирования осколков в момент, когда происходит разрыв
ядра. Изменение формы ядра при делении происходит медленно (по сравнению
с движением нуклонов в ядре), в результате чего нуклонные орбиты перестраиваются
адиабатически. Измерения спектра масс осколков, их суммарной кинетич. энергии,
а также зависимости v от соотношения масс осколков указывают на формирование
нуклонных оболочек в осколках перед разрывом.

Большое влияние на развитие представлений
о протекании процесса деления оказала идея О. Бора о существовании т. н.
каналовых эффектов. Оказалось, барьер деления для изомерных состояний мал,
и
это объясняет высокую вероятность спонтанного деления изомеров.

При возбуждении ядра до энергии чуть
ниже высоты барьера, разделяющего две потенциальные ямы, начинается сильное
смешение состояний с разной равновесной деформацией. Смешение состояний
с разной формой ядра приводит к появлению групп делительных резонансов,
разделённых расстояниями, равными расстояниям между уровнями составного
ядра в седловой точке.

Сильное влияние оболочечных эффектов
на барьер деления позволяет ожидать что при делении, вызванном быстрыми
частицами, осколки разлетаются анизотропно, но всегда симметрично относительно
угла 90° по отношению к пучку частиц, вызывающих деление. Вблизи порога
деления наблюдаются довольно причудливые угловые распределения осколков,
к-рые часто резко меняются при сравнительно небольшом изменении энергии
захватываемой ядром частицы. Эти явления были объяснены в 1955 Бором как
проявление квантовых каналов деления, связанных с отдельными состояниями
внутр. движения нуклонов в сильно "охлаждённом" ядре в момент преодоления
энергетич. барьера (внутр. энергия возбуждения уменьшается здесь на величину
порога деления). Исследования каналов деления стали одним из важных источников
информации о структуре внутр. квантовых состояний ядра вблизи порога деления.

В 1962 в Объединённом ин-те ядерных
исследований (СССР) был открыт новый вид метастабильных (изомерных) состояний
ядер с высокой вероятностью спонтанного деления. Известно ок. 30 ядер (изотопы
U, Pu, Am, Cm, Bk), для к-рых вероятность спонтанного деления в изомерном
состоянии больше, чем в основном, примерно в 10^2J раз. Представляется
вероятным, что форма ядра в этом изомерном состоянии сильно отличается
от формы ядра в основном состоянии (изомерия формы ядр а). В 1968 были
обнаружены т. н. п о д б а р ь е р н ы е делительные резонанс ы при захвате
нейтронов ядрами ²⁴⁰Ри и ²³⁷ Np. Явления спонтанного
деления из изомерного состояния и наличие подбарьерных делительных резонансов
объясняются моделью, предложенной В. М. Струтинским (СССР), учитывающей
формирование нуклонных оболочек у сильно деформированных ядер. Она приводит
к форме барьера деления, показанной на рис. 7, с дополнит, минимумом потенциальной
энергии при деформации ядра. Существование этого минимума может объяснить
природу спонтанно делящихся изомеров. Нижнее состояние во второй потенциальной
яме на барьере деления должно быть изомерным. Электромагнитные переходы
из этого состояния в основное (лежащее в первой яме) должны быть запрещены
из-за потенциального барьера, разделяющего обе потенциальные ямы. В то
же время нек-рых особенностей у ещё не синтезированных трансурановых элементов.
Согласно капельной модели, атомные ядра

должны быть неустойчивы в распадаться
спонтанным делением за время 10-²¹ сек. Учёт влияния
нуклонных оболочек на барьер деления приводит к выводу, что появление новых
заполненных оболочек (по-видимому, с Z=114 и N=184) будет сопровождаться
возрастанием высоты барьера деления до неск. Мэв. На этом основано
предположение о существовании -"острова стабильности" сверхтяжёлых трансурановых
элементов вблизи Z=114. He исключено, что для нек-рых изотопов этого "острова"
время жизни превысит десятки тысяч лет. Следует, однако, иметь в виду,
что пока наличие островов стабильности остаётся чисто гипотетич. возможностью,
опирающейся на определённые предположения о деталях структуры ядер сверхтяжёлых
трансурановых элементов.

Лит.: Hahn О., Strassman F.,
"Naturwissenscbaften", 1939, Jg 27, № 1, S. 11; П е т р ж а к К.
А., Ф л е р о в Г. Н., "Журнал экспериментальной и теоретической физики",
1940, т. 10, в. 9 - 10, с. 1013; Френкель Я. И., там же, 1939, т. 9, в.
6, с. 641; Петржак К. А., Флеров Г. Н., "Успехи физических наук", 1961,
т. 73, в. 4, с. 655, Струтинский В. М., Деление ядер, "Природа", 1976,
№ 9; Л и х м а н Р. Б., Деление ядра, в кн.: Физика атомного ядра п плазмы,
пер. с англ., М., 1974.

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 Ъ Ы Ь Э Ю Я