Энергетический спектр нейтронов деления

При каждом акте деления тепловыми нейтронами, кроме двух ядер осколков, испускаются 2 ÷ 3 вторичных быстрых нейтрона.

Нейтроны, испускаемые при делении атомных ядер, называются нейтронами деления.

Не все нейтроны деления имеют одинаковую начальную кинетическую энергию. Распределение нейтронов деления по начальным кинетическим энергиям (спектр Уатта) имеет статистический характер, называется энергетическим спектром нейтронов деления. В графической форме спектр Уатта представлен на рис. 8.6. Нормированная на один нейтрон деления спектральная функция Уатта для нейтронов деления имеет вид:

(E) = .

Наиболее вероятная энергия нейтронов деления (соответствующая максимуму спектра нейтронов деления) несколько меньше 1 МэВ (точное ее значение - 0,7104 МэВ), но есть нейтроны с энергиями до 18 ÷ 20 МэВ. Доля нейтронов высоких энергий мала, поэтому средняя энергия нейтронов деления приблизительно равна 2 МэВ (у ²³⁵U 1,935 МэВ, у ²³⁹Рu 2 МэВ).

Из рис. 8.6 видно, что практически все нейтроны деления - это быстрые нейтроны (с энергиями Е > 0,1 МэВ), и это обязательно должно учитываться при расчете баланса нейтронов в ядерном реакторе.

0.35

0.30

0.25

0.20

0.15

0.10

0.05

0 1 2 3 4 5 Е, МэВ

Рис. 8.6. Энергетический спектр нейтронов деления – спектр Уатта

Мгновенные и запаздывающие нейтроны деления

Известно, что наибольшей устойчивостью обладают ядра, у которых число протонов равно числу нейтронов, т.е. с Z=A/2 (см. формулу Вайцзеккера). У лёгких стабильных ядер это условие выполняется или незначительно превышает величину указанного соотношения, а у тяжелых стабильных ядер нейтронов примерно в 1,5 раза больше, чем протонов. Для ²³⁵U Z = 92, (A - Z) = 143. Как следствие этого, ядра-осколки деления, массовые числа которых всегда значительно меньше массовых чисел исходных делящихся нуклидов, в момент образования пересыщены нейтронами по сравнению со стабильным состоянием ядер с соответствующими малыми массовыми числами.

Поэтому деление ядер из-за естественного стремления возбуждённых осколков к стабильности сопровождается испусканием этих избыточных нейтронов. Осколок, полученный в делении, не только пересыщен нейтронами, но и сильно деформирован по сравнению со стабильным состоянием. Избыток потенциальной энергии от деформации позволяет ядру мгновенно (за 10^-1610^-13 с) “избавиться” от одного или нескольких избыточных нейтронов, излучив их за время того же порядка величины, что и время деления ядра, и потому они называются мгновенными нейтронами (рис. 8.7).

На долю мгновенных нейтронов при делении ядра ²³⁵U приходится около 99,36 % от всех нейтронов деления.

Далее уменьшение числа избыточных нейтронов происходит через посредство β ^--распада по схеме:

.

Схема внутриядерных превращений при ^--распаде:

.

Продолжается ^--распад до тех пор, пока отношение чисел нейтронов и протонов в ядре не достигает стабильного значения. В это же время из-за перегруппировки нуклонов для более полного заполнения всех ядерных оболочек осколки деления испускают γ–кванты. То есть осколок деления путем ^--распада превращается в новое ядро. Если оно перегружено нейтронами и сильно возбуждено (так, что энергия возбуждения превосходит энергию связи нейтрона), это ядро может испустить нейтрон.

^-

 ^-

Рис. 8.7. Схема генерации мгновенных и запаздывающих нейтронов:

А₁, А₂ - ядра-осколки деления; А,,,- продукты

радиоактивного распада осколков

Полученные таким способом нейтроны называют запаздывающими, т.к. они могут испускаться через несколько секунд, или даже десятков секунд после деления ядра. Ядро, испускающее запаздывающий нейтрон, называют ядром-излучателем, а ядро-осколок, в результате -распада которого получается ядро-излучатель, – ядром-предшественником (или родоначальником) запаздывающих нейтронов.

Схемы образования запаздывающих нейтронов даны на рис. 8.7 и 8.8.

Рис. 8.8. Схема образования запаздывающих нейтронов

Известно свыше 60 типов осколков, после -распада излучающих запаздывающие нейтроны. В качестве примера на рис. 8.9 приведена схема распада ⁸⁷Br, обладающего периодом полураспада 55,7 с.

Как видно из схемы, ядро брома может распадаться двумя способами: большая часть возникших в результате распада ядер криптонаиспытывают дальнейшие-превращения до образования стабильных ядер стронция (⁸⁷Sr); в редких случаях (для ⁸⁷Br - примерно в двух случаях из ста) в результате -распада ядра-осколка может произойти значительная перегруппировка нуклонов в ядерных оболочках, и вновь образующееся ядро находится в сильно возбуждённом состоянии. Оно переходит в устойчивый изотоп ⁸⁶Kr, испуская нейтрон. Поэтому предшественником запаздывающих нейтронов в этом случае является ⁸⁷Kr (Т_1/2 = 55,7 с). Можно для примера назвать еще ¹³⁷Xe (), генерируемый при делении²³⁵U. Все ядра-предшественники, испускающие запаздывающие нейтроны, объединяют в 6 условных групп, каждая из которых имеет свой средний период полураспада соответствующего «ядра-предшественника». Основные характеристики предшественников запаздывающих нейтронов, испускаемых при делении тепловыми нейтронами, приведены в табл. 8.4.

Таблица 8.4

Характеристики ядер–предшественников запаздывающих нейтронов,

получаемых при делении ²³⁵Uтепловыми нейтронами

№ группы	Относительный выход	Период полураспада, с	Постоянная распада, с^-1
1	0,033	55,72	0,0124
2	0,219	22,72	0,0305
3	0,196	6,22	0,111
4	0,395	2,3	0,301
5	0,115	0,61	1,14
6	0,042	0,23	3,01

На долю запаздывающих нейтронов приходится 0,64 % от всех нейтронов деления. Начальная кинетическая энергия запаздывающих нейтронов значительно меньше энергии мгновенных нейтронов деления и в среднем не превышает 0,5 МэВ, что примерно в 4 раза меньше средней начальной энергии мгновенных нейтронов.

Несмотря на то, что, на долю запаздывающих нейтронов приходится всего около 0,64 % от общего числа нейтронов, они играют важную роль в процессе осуществления управляемой цепной реакции деления.

Запаздывающие нейтроны увеличивают среднее время жизни поколения нейтронов деления примерно в тысячу раз, поэтому скорость нарастания мощности реактора поддается регулированию.