TheLib.Ru » Энциклопедии » БСЭ » Большая Советская Энциклопедия (ЯД) » онлайн-чтение (стр. 5)

 

 

атомных электростанций.
   
      Лит.:Химическая технология облученного ядерного горючего, М., 1971; Паттон Ф. С., Гуджин Д. М., Гриффитс В. Л., Ядерное горючее па основе обогащенного урана, М., 1966; Высокотемпературное ядерное топливо, М., 1969; Займовский А. С., Калашников В. В., Головнин И. С., Тепловыделяющие элементы атомных реакторов, М., 1966.
      Ф. Г. Решетников, Д. И. Скороваров.
   Рис. к ст. Ядерное топливо.
   Рис. к ст. Ядерное топливо.

Константинова на базе ядерных лабораторий Физико-технического института АН СССР. В институте было проведено экспериментальное доказательство наличия слабого нуклон-нуклонного взаимодействия (совместно с сотрудниками Института теоретической и экспериментальной физики). Институт располагает исследовательским водо-водяным реактором ВВР-М мощностью 16 Мвт спотоком тепловых нейтронов до 3· 10 14н· см 2/сек, фазотроном на энергию 1 Гэвс током до 1 мка, а также системой автоматизированного управления экспериментами на базе ЭВМ.

полиплоидии ядра). Однако известны многочисленные нарушения этой пропорциональности, например в ходе развития яйцеклеток или при изменении функциональной активности клетки. В клетках разных тканей Я.-п. о. различно, что является одной из характеристик типа клеток.

ядерного заряда.Я. 6. состоит из ядерного заряда, системы подрыва и корпуса, предохраняющего ядерный заряд и систему подрыва от воздействия внешних факторов среды и оружия противника. Корпус обеспечивает также соединение Я. б. с носителем.

ферми-газа , жидкой капли, ротатора (волчка), оболочечная модель и др. (см. Ядро атомное ) .

спиннуклона). Ядра, у которых нуклонные Я. о. целиком заполнены, называются магическими. Подробнее см. Ядро атомное , Магические ядра.

потенциального барьера ядер (для однозарядных частиц ~ 10 Мэв) .В этом случае Я. р., как правило, осуществляются бомбардировкой веществ (мишеней) пучками ускоренных частиц. Для отрицательно заряженных и нейтральных частиц кулоновский барьер отсутствует, и Я. р. могут протекать даже при тепловых энергиях налетающих частиц.
     Я. р. записывают в виде: A( a, bcd) B, где А —ядро мишени, а —бомбардирующая частица, в, с, d— испускаемые частицы, В —остаточное ядро (в скобках записываются более лёгкие продукты реакции, вне — наиболее тяжёлые). Часто Я. р. может идти несколькими способами, например:
     63Cu (р, n) 63Zn, 63Cu (р, 2n) 62Zn, 63Cu (р, pn) 62Cu, 63Cu (p, р) 63Cu, 63Cu (р, p') 63Cu.
     Состав сталкивающихся частиц называется входным каналом Я. р., состав частиц, образующихся в результате Я. р., — выходным каналом.
     Я. р. — основной метод изучения структуры ядра и его свойств (см. Ядро атомное ) .Однако роль их велика и за пределами физики: реакции деления тяжёлых ядер и синтеза легчайших ядер лежат в основе ядерной энергетики . Я. р. используются как источник нейтронов, мезонов и других нестабильных частиц. С помощью Я. р. получают свыше тысячи радиоактивных нуклидов, применяемых во всех областях науки, техники и медицины.
     Исследования Я. р. включают идентификацию каналов реакции, определение вероятности их возбуждения в зависимости от энергии бомбардирующих частиц, измерение угловых энергетических распределений образующихся частиц, а также их спина , чётности , изотопического спина и др.
     Я. р. подчиняются законам сохранения электрического заряда, числа нуклонов ( барионного заряда ), энергии и импульса. Закон сохранения числа нуклонов означает сохранение массового числа А.Я. р. могут протекать с выделением и с поглощением энергии Q, которая в 10 6раз превышает энергию, поглощаемую или выделяемую при реакциях химических . Поэтому в Я. р. можно заметить изменение масс взаимодействующих ядер. Энергия Q, выделяемая или поглощаемая при Я. р., равна разности сумм масс частиц (в энергетических единицах) до и после Я. р. (см. Относительности теория ) .
      Эффективное сечение Я. р.— поперечное сечение, которое нужно приписать ядру с тем, чтобы каждое попадание в него бомбардирующей частицы приводило к Я. р. (см. Эффективное поперечное сечение ) .Эффективные сечения Я. р. (7 зависят от энергии бомбардирующих частиц, типа реакции, углов вылета и ориентации спинов частиц — продуктов реакции (s ~ 10 -27— 10 -21). Максимальное сечение Я. р. определяется геометрическими сечениями ядер s макс= pR 2, если радиус ядра Rбольше, чем длина волны де Бройля частицы . Для нуклонов , когда их энергия x»10/A 2/3. В области малых энергий  и сечение Я. р. определяет уже не R, а , например для медленных нейтронов . В промежуточной области энергий .
     Выход Я. р.— отношение числа актов Я. р. к числу частиц, упавших на 1 см 2мишени. Для тонкой мишени и однородного потока частиц выход Я. р. W = ns, где n — число ядер на 1 см 2мишени. Заряженные частицы, ионизируя атомы мишени, теряют энергию и останавливаются. Их пробег в мишенях порядка мкмили смв зависимости от энергии. В результате выходы Я. р. также малы (10 -3— 10 -6). Для Я. р. с частицами высоких энергий выход больше. Для частиц, которые могут вызывать Я. р. при любой энергии (нейтроны, p-мезоны), выход при достаточно больших мишенях может достигать 1.
     Продукты Я. р. образуются в небольшом количестве: для ускоренных налетающих частиц порядка нескольких мгв час; в мощных ядерных реакторах (Я. р. под действием нейтронов) — нескольких гв час. Концентрация получаемых продуктов, как правило, мала. Для их выделения и идентификации используются методы радиохимии и масс-спектрометрии. Регистрация продуктов Я. р. осуществляется детекторами ядерных излучений .
      Механизмы Я. р. Налетающая частица, например нуклон, может войти в ядро и вылететь из него под другим углом, но с той же энергией (упругое рассеяние). Нуклон может столкнуться непосредственно с нуклоном ядра; при этом, если один или оба нуклона имеют энергию, большую, чем энергия, необходимая для вылета из ядра, то они могут покинуть ядро без взаимодействия с другими его нуклонами (прямой процесс). Существуют и более сложные прямые процессы, при которых энергия налетающей частицы передаётся непосредственно одному или небольшой группе нуклонов ядра (см. Прямые ядерные реакции ) .Если энергия, внесённая влетевшей частицей, постепенно распределится между многими нуклонами ядра, то ядерные состояния будут становиться всё более и более сложными, однако через некоторое время наступит динамическое равновесие — различные ядерные конфигурации будут возникать и распадаться в образовавшейся системе, называемой составным ядром.Составное ядро неустойчиво и через короткое время распадается на конечные продукты Я. р. Если в некоторых конфигурациях энергия одного из нуклонов окажется достаточной для его выброса из ядра, то составное ядро распадается с испусканием нуклона. Если же энергия сосредоточивается в некоторых группах частиц, существующих в составном ядре короткое время, то возможно испускание альфа-частиц , тритонов , дейтронов и др. При энергиях возбуждения составного ядра, меньших энергии отделения от него частиц, единственный путь его распада — испускание g-квантов ( радиационный захват ) .Иногда выброс частиц происходит до того, как установилось равновесие, т. е. до образования составного ядра (механизм предравновесного распада).
     Различные механизмы Я. р. отличаются разным временем протекания. Наименьшее время имеет прямая Я. р. Это время, которое необходимо частице, чтобы пройти область пространства, занимаемую ядром (~ 10 -22 сек) .Среднее время жизни составного ядра значительно больше (до 10 -15— 10 -16 сек) .При малых энергиях налетающих частиц основным механизмом Я. р., как правило, является образование составного ядра (за исключением Я. р. с дейтронами). При больших энергиях преобладают прямые процессы.
     Характер зависимости эффективных сечений Я. р. s от энергии x налетающих частиц s(x) различен для разных механизмов Я. р. Для прямых процессов зависимость s(x) имеет монотонный вид. В случае Я. р., идущих с образованием составного ядра, при малых энергиях частиц в s(x) наблюдаются максимумы, которые соответствуют уровням энергии составного ядра. В области больших энергий (x ³ 15 Мэвдля средних и тяжёлых ядер) уровни энергии составного ядра перекрываются и сечение монотонно зависит от энергии. На этом фоне выделяются более широкие максимумы, соответствующие возбуждению изобар-аналоговых состояний (состояний ядра, у которых изотопический спин больше, чем в основном состоянии), а также т. н. гигантские резонансы. Эти более широкие максимумы соответствуют уровням ядра, образующимся при слиянии ядра с налетающей частицей; они имеют более простую структуру, чем уровни составного ядра. Время жизни т возбуждённого ядра связано с полной шириной Г наблюдаемых максимумов соотношением:  ( — Планка постоянная) .
     При распаде составного ядра конечное ядро может образовываться как в основном, так и в возбуждённых состояниях. Энергетический спектр продуктов распада составного ядра в области более высоких энергий состоит из отдельных линий, в области низких энергий вылетающих частиц имеет широкий максимум. Угловое распределение конечных продуктов (в системе центра масс) в резонансной области энергии симметрично относительно направления, образующего угол 90° с направлением налетающих частиц. В области энергии, где энергетические уровни составного ядра перекрываются, квантовые характеристики различных уровней составного ядра усредняются и угловое распределение испускаемых частиц оказывается, как правило, сферически симметричным.
     Частицы — продукты Я. р., как правило, поляризованы. Поляризация возникает и в том случае, когда пучок бомбардирующих частиц не поляризован. Если же он поляризован, то наблюдается азимутальная асимметрия продуктов Я. р. (см. Поляризованные нейтроны , Ориентированные ядра ).
      Я. р. под действием нейтроновв большинстве случаев протекают с поглощением энергии Q. При Я. р. (n, p) для большинства ядер Qневелико (исключение составляют 3H и 14N). Для Я. р. (п, а) в случае лёгких ядер поглощаемая энергия Qтакже невелика (исключение составляют 6Li и 10B), для средних и тяжёлых ядер выделяется небольшое количество энергии. Я. р., в которых образуется больше 2 частиц, протекают с поглощением энергии, равной энергии, необходимой для отделения нейтрона от ядра, например для Я. р. (n, 2n) она~10 Мэв. Особое место в этом смысле занимает реакция деления тяжёлых ядер, которая сопровождается выделением большого количества энергии. Реакция деления для некоторых ядер (например, 238U) имеет энергетический порог (нейтроны должны иметь достаточно большую энергию), связанный с необходимостью преодоления потенциального барьера деления. Деление под действием медленных нейтронов испытывают ядра 235U, 242Am, 245Cm, 249Cf (см. Ядра атомного деления ).
     Для медленных нейтронов основной процесс — радиационный захват нейтрона — Я. р. (n, g). Исключение составляют 3He и 14N, для которых основной процесс — Я. р. (n, p), а также 6Li и 10B, для которых преобладает Я. р. (n, a). У средних и тяжёлых ядер потенциальный барьер препятствует вылету протонов и a-частиц. Область энергий x nмедленных нейтронов является резонансной. Большинство ядер обнаруживает резонансный захват при x n&sup3; нескольких эв. При x n< 1 эвдля большинства ядер эффективное сечение захвата обратно пропорционально скорости нейтронов (закон 1/ v).
     С увеличением энергии нейтронов x nуменьшается вероятность резонансного захвата и увеличивается вероятность их упругого рассеяния ядрами (n,n’). Когда x nстановится больше энергии первого возбуждённого состояния ядра-мишени (десятки и сотни кэв), возможно неупругое рассеяние нейтронов (n,n’). При x nпорядка нескольких Мэвглавную роль играют упругое и неупругое рассеяния нейтронов; становятся заметными Я. р. (n, p) и (n, a), однако их сечения меньше сечения (n, n'). Когда x nдостигает 5—10 Мэв, преобладающую роль играют Я. р. (n, 2n).
     Я. р. под действием протонов.Взаимодействию протонов с ядрами препятствует кулоновский барьер, поэтому для лёгких ядер Я. р. с протонами наблюдаются лишь начиная с энергий протонов x pпорядка нескольких сотен кэв, а для тяжёлых ядер — нескольких Мэв. При малых x pосновная Я. р. — радиационный захват протонов (p, v), а также упругое (р, р) и неупругое (р, p') рассеяния протонов ядрами. У лёгких ядер в области малых x pвероятность Я. р. носит резонансный характер. У средних и тяжёлых ядер она достигает заметной величины лишь в области энергий, где резонансной структуры нет. В области энергии x p, близких к высоте кулоновского барьера, наблюдается возбуждение небольшого числа изобар-аналоговых состояний. Сечение Я. р. имеет заметную величину начиная с 0,5 x 0(x 0— энергия, соответствующая высоте кулоновского барьера) и монотонно растет. Я. р. (p, n) становится преобладающей, если составное ядро имеет энергию возбуждения, достаточную для испускания нейтрона с энергией &sup3; 1 Мэв. При дальнейшем увеличении x pконечное ядро может иметь достаточную энергию для испускания второй частицы. В этом случае наблюдаются реакции (p, 2n) и (p, pn).
     Я. р. под дейсгвием a-частиц.Для a-частиц кулоновский барьер ещё выше и достигает для тяжёлых ядер 25 Мэв. При такой энергии налетающей a-частицы энергия возбуждения ядра ~ 20 Мэв, что достаточно для компенсации не только энергии связи вылетающего нуклона, но и для преодоления кулоновского барьера вылетающим протоном. Вследствие этого реакции (a, n) и (a, p) равновероятны. При увеличении энергии а- частиц наиболее вероятной становятся Я. р. (a, 2n), (a, pn). Резонансная структура энергетической зависимости сечений этих Я. р. наблюдается только у лёгких ядер и при относительно малых энергиях a-частиц. Продукты Я. р. (a, n) обычно cb-активны, для Я. р. (a, p) — стабильные ядра.
     Я. р. под действием дейтроновхарактеризуются наиболее высоким выходом по сравнению с др. Я. р. под действием заряженных частиц. Например, выход реакции 9Be (d, n) 10. В при энергии дейтрона x d16 Мэвдостигает 0,02, а для Я. р. с другими заряженными частицами таких энергий — порядка 10 -3— 10 -6. Я. р. с дейтронами могут протекать с образованием составного ядра, путём расщепления дейтрона кулоновским полем ядра мишени и прямым механизмом срыва. Эффективные сечения этих трёх процессов примерно одного порядка. Т. к. в дейтроне среднее расстояние между протоном и нейтроном относительно велико, а их энергия связи мала, то при бомбардировке ядер дейтронами наиболее вероятен захват ядром лишь одного из нуклонов дейтрона, тогда как второй пролетает дальше, не испытав взаимодействия с ядром. В этом случае Я. р. осуществляется не внутри ядра, а на его поверхности. Протоны и нейтроны, образующиеся в Я. р. срыва, летят в основном вперёд. Дейтроны, ускоряемые в циклотронах, широко используются для получения радиоактивных нуклидов и интенсивных потоков нейтронов (см. Нейтронные источники ).
     Я. р. между легчайшими ядрами имеют заметный выход даже при малых энергиях налетающих частиц (порядка 1—10 кэв). Поэтому они могут осуществляться не только бомбардировкой мишени пучком ускоренных частиц, но и нагреванием смеси взаимодействующих ядер до температуры ~ 10 7К (см. Термоядерные реакции ).
      Я. р. под действием частиц высоких энергий(значительно больших, чем энергия связи нуклонов в ядре). Частицам с энергией ~ 100 Мэвсоответствует  = 0,43 ф, малая по сравнению со средним межнуклонным расстоянием в ядре (1,9 ф). Это позволяет «зондировать» ядро: в первом приближении можно считать, что влетающий в ядро нуклон взаимодействует в каждый момент времени только с одним нуклоном и при этом так, как будто он свободен. Важная особенность Я. р. под действием частиц высоких энергий — возможность передать даже лёгкому ядру возбуждение ~ 100 Мэв.
     При взаимодействии быстрого нуклона с ядром он может испытывать упругое рассеяние и вызывать Я. р. Сечение упругого рассеяния s yплавно зависит от энергии налетающих частиц. Полное сечение взаимодействия быстрых нуклонов s полн меняется в пределах от 2pR 2до pR 2. При энергии нуклона > 150