Splijting van uraniumkernen en kettingreactie. splijting van uranium

splijting van atoomkernen Het proces van het splitsen van de kern in twee ongeveer gelijke delen wordt genoemd. Gewoonlijk vindt zo'n proces plaats wanneer een deeltje een zware kern binnengaat - een neutron, een proton, een alfadeeltje, enz. In dergelijke gevallen wordt splijting gedwongen genoemd. Maar soms vindt deling spontaan plaats, zo'n deling wordt spontaan genoemd.

Mechanisme voor gedwongen deling. Wanneer een deeltje (bijvoorbeeld een neutron) de kern binnengaat, komt zijn bindingsenergie vrij in de kern E St.. Een aanzienlijk deel van de kinetische energie van het deeltje wordt eraan toegevoegd E, waardoor de kern in een aangeslagen toestand komt en de totale excitatie-energie gelijk blijkt te zijn aan E * = E St. + E A/(A+1). Deze excitatie manifesteert zich in de vorm van een versnelde beweging van alle nucleonen van de kern, de kern "kookt", golven lopen langs het oppervlak, enz. Dan gebeurt er een van de twee dingen. Of de overtollige energie zal de kern verlaten met de emissie van een of meer gammaquanta (d.w.z. er zal stralingsvangst van het binnenkomende deeltje plaatsvinden). Of, als gevolg van trillingen van de nucleaire "vloeistof", wordt een vernauwing gevormd in de kern, de kern zal de vorm aannemen van een halter, en onder invloed van de Coulomb-afstoting van de ladingen van de twee helften hiervan " halter", zal de vernauwing barsten, en de twee delen van de voormalige kern zullen in tegengestelde richtingen uiteenspatten met grote energie die wordt ontvangen van diezelfde krachten van Coulomb-afstoting van soortgelijke elektrische ladingen. De resulterende helften van de oorspronkelijke kern worden genoemd splijtingsfragmenten. Onder invloed van oppervlaktespanningskrachten zullen ze een bolvorm krijgen en de kernen worden van nieuwe atomen met massa's gelijk aan ongeveer de helft van de massa van de uraniumkern, d.w.z. atomen van de elementen die in het midden van het periodiek systeem liggen.

Potentiële splijtingsbarrière. Om de kern te laten splijten, moet deze eerst een voldoende grote vervorming krijgen, die optreedt als gevolg van de excitatie-energie die aan de kern wordt gegeven - anders zal de kern krimpen tot een bol en zal er geen splijting plaatsvinden. De minimale excitatie-energie waarbij splijting mogelijk wordt, de potentiële splijtingsbarrière genoemd en wordt aangegeven met het symbool U f. Splijting is mogelijk als de excitatie-energie van de kern E * > U f. Als E * < U f, dan is deling onmogelijk. Alle zware kernen (thorium, uranium, plutonium, etc.) hebben waarden U f zijn ongeveer gelijk en gelijk aan 5,1 - 5,4 MeV. Onder dergelijke omstandigheden zouden alle zware kernen hetzelfde vermogen tot splijting moeten vertonen. Dat is het echter niet.

Het is bekend dat kernen met betrekking tot splijting door neutronen in twee verschillende groepen worden verdeeld:

vreemde kernels zoals 233 U, 235 U, 239 Pu, 241 Pu. Zij zijn delen gemakkelijk alle, zelfs thermische neutronen, dus worden ze vaak "brandstof" -kernen genoemd;

even-even kernen 232 E, 234 U, 238 U, 240 Pu, 242 Pu thermische neutronen splijten niet, daarom worden ze vaak "ruwe" neutronen genoemd.

Dit gebeurt omdat wanneer een neutron een oneven kern raakt, er een even-even kern wordt gevormd (bijvoorbeeld 235 U +n → 236 U), de bindingsenergie van het neutron waarin bijzonder hoog is, zodat zelfs bij nul kinetische energie van het neutron, de excitatie-energie groter is dan de hoogte van de splijtingsbarrière, en de kern gemakkelijk wordt verdeeld.

Wanneer een neutron een even-even kern raakt (bijvoorbeeld 238 U +n → 239 U), wordt een vreemde kern gevormd, waarin de bindingsenergie van het neutron veel lager is, en het is niet genoeg om de splijtingsbarrière te overwinnen. Maar als in het laatste geval geen thermisch, maar een snel neutron met een voldoende grote kinetische energie de kern binnenkomt, dan kan blijken dat de totale excitatie-energie E * > U f en er zal verdeeldheid optreden. De minimale kinetische energie van een neutron waarbij splijting van een even-even kern mogelijk wordt, wordt genoemd drempel splijtingsenergie E sinds. voor de kern 238 U deze energie E sinds≈ 1 MeV. Ongeveer dezelfde waarden hebben drempelenergieën voor andere even-even kernen. Dus al zulke kernen splijten ook, maar alleen door snelle neutronen.

spontane deling. Door de grote overbelasting van protonen, die elkaar door elektrostatische krachten afstoten en daarmee de kern proberen te breken, zijn zware kernen extreem onstabiel en daardoor in staat zichzelf te delen, zonder enige invloed van buitenaf. Deze spontane deling heet spontane splijting. Spontane splitsing vindt plaats zoals alfaverval door het tunneleffect van fragmenten die door de splijtingsbarrière gaan. Maar vanwege de grote lading van de fragmenten, blijkt hun kans om door de potentiële barrière te gaan tijdens de splijting van uraniumkernen veel kleiner dan voor alfadeeltjes, en de halfwaardetijd met betrekking tot respectievelijk spontane splijting is veel langer. Dus voor het alfaverval van uranium-238 kernen, de periode T α = 4,5 10 9 jaar, terwijl voor spontane splijting T f= 10 16 jaar, d.w.z. 2,5 miljoen keer meer. Naarmate de lading van de kern toeneemt, worden de waarden T f nemen snel af. Dus voor de kernen van kunstmatige transuraniumelementen (zie hieronder) met Z>100, is de waarde T f gemeten in minuten en zelfs seconden, en voor sommige nucliden wordt spontane splijting zelfs een meer geprefereerde vorm van verval. Dit maakt het mogelijk om spontane splijting te tellen het vierde type radioactief verval naast alfa-, bèta- en gamma-verval.

Vrijkomen van energie tijdens kernsplijting. De grafiek in figuur 1.1. laat zien dat de specifieke bindingsenergie van nucleonen voor uraniumkernen (≈ 7,5 MeV/nucleon) significant lager is dan voor kernen met de helft van de massa (≈ 8,4 MeV/nucleon), die worden verkregen door splijting in de vorm van fragmenten. Dit betekent dat de fragmenten veel sterker gebonden zijn dan uraniumkernen, en wanneer ze worden gevormd door de herschikking van nucleonen, komt er een overmatige bindingsenergie vrij in de hoeveelheid van ongeveer 0,9 MeV per nucleon. En aangezien 236 nucleonen betrokken zijn bij het proces van splijting van één kern, is de totale energie die vrijkomt tijdens de splijting van één kern 236 0,9 212 MeV. Het grootste deel van deze energie gaat naar de fragmenten in de vorm van hun kinetische energie. Maar tijdens het splijten van kernen komen naast fragmenten nog een aantal verschillende deeltjes vrij, die de rest van de energie wegvoeren. Tabel 1.3 geeft een globale verdeling van de energie tussen verschillende deeltjes tijdens de splijting van uraniumkernen door thermische neutronen. De totale hoeveelheid energie (215 MeV) komt goed overeen met de bovenstaande schatting (212 MeV). Van deze hoeveelheid energie wordt 10 MeV door antineutrino's de ruimte in getransporteerd en worden dus "onherstelbare verliezen". De rest van de energie wordt geabsorbeerd in verschillende materialen van de reactor en uiteindelijk omgezet in thermische energie, die ofwel direct wordt gebruikt (in AST en ATES) of om elektrische stroom op te wekken (in kerncentrales en ATES).

Tabel 1.3. Energieverdeling tijdens de splitsing van zware kernen

Effectieve splijtingsdoorsneden. Kernsplijting met thermische neutronen kan ook splijten met intermediaire en snelle neutronen; daarom is het voor hen, zoals in het geval van stralingsvangst (zie hierboven), noodzakelijk om het gedrag van splijtingsdoorsneden in alle drie de regio's te beschouwen.

In het gebied van thermische neutronen veranderen de splijtingsdoorsneden ook met toenemende energie volgens de "1/v" -wet. De gemiddelde splijtingsdoorsneden σf over dit gebied zijn weergegeven in tabel 1.4.

Tabel 1.4. Splijtingsdoorsneden van sommige kernen door thermische neutronen

Helaas kan, wanneer een neutron een uranium- of plutoniumkern binnengaat, niet alleen splijting plaatsvinden, maar ook stralingsvangst van een neutron zonder splijting, bijvoorbeeld 235 U (n, γ) 236 U. Dit proces is schadelijk voor de werking van de reactor, en dubbel zo:

er gaat een neutron verloren, dat niet kan deelnemen aan de splijtingskettingreactie;

de kern van de 235 U-splijtstof gaat verloren, die verandert in een even-even 236 U-kern, die, zoals hierboven vermeld, niet splijtbaar is door thermische neutronen.

Maar zoals te zien is in Tabel 5, blijken de splijtingsdoorsneden in alle gevallen groter te zijn dan de stralingsvangstdwarsdoorsneden, dus een bruikbaar splijtingsproces treedt met een grotere waarschijnlijkheid op dan een ongewenst stralingsvangproces. Dit blijkt vooral duidelijk uit de verhoudingen van de doorsneden van deze twee processen (de laatste regel in tabel 1.4).

In het gebied van intermediaire neutronen vertoont de afhankelijkheid van splijtingsdoorsneden van energie, net als in het geval van stralingsvangst, resonantiepieken. Gemiddeld blijken in deze regio de waarden van de "alpha" -parameter zelfs iets hoger te zijn dan in de regio van thermische neutronen, dus hoewel intermediaire neutronenreactoren worden gebouwd, hebben ze geen brede distributie gekregen.

In het gebied van snelle neutronen wordt de afhankelijkheid van de splijtingsdoorsneden van de neutronenenergie geleidelijk, maar in tegenstelling tot de stralingsvangstdwarsdoorsneden nemen de splijtingsdoorsneden niet alleen niet af bij toenemende neutronenenergie, maar nemen ze zelfs iets toe . Dit leidt tot een significante verbetering van de verhouding van de kansen op stralingsvangst van neutronen en splijting, vooral voor plutonium, waarvoor de verhouding α = 0,029 voor snelle neutronen, d.w.z. meer dan 12 keer beter dan voor thermische neutronen. Deze omstandigheid houdt verband met een van de belangrijkste voordelen van kernreactoren die op snelle neutronen werken in vergelijking met thermische reactoren.

De splijtingsdoorsneden van even-even nucliden tot aan de splijtingsdrempel zijn natuurlijk gelijk aan nul, en boven de drempel, hoewel ze van nul verschillen, krijgen ze nooit grote waarden. Dus de splijtingsdoorsnede is 238 U bij energieën boven 1 MeV blijkt het in de orde van 0,5 barn te zijn.

Splijtingsfragmenten. Ondanks de hoge energie (circa 82 MeV per fragment) blijken de banen van de fragmenten in de lucht niet meer en zelfs iets minder te zijn dan de banen van alfadeeltjes (ongeveer 2 cm). En dit ondanks het feit dat alfadeeltjes veel lagere energieën hebben (4 - 9 MeV). Dit gebeurt omdat de elektrische lading van het fragment veel groter is dan de lading van het alfadeeltje, en daarom verliest het veel intensiever energie voor ionisatie en excitatie van de atomen van het medium.

Nauwkeurigere metingen hebben aangetoond dat de bereiken van de fragmenten in de regel niet hetzelfde zijn en zijn gegroepeerd rond de waarden van 1,8 en 2,2 cm.

In het algemeen kunnen tijdens splijting fragmenten worden gevormd met zeer verschillende massagetallen, variërend van 70 tot 160 (d.w.z. ongeveer 90 verschillende waarden), maar fragmenten met dergelijke massa's worden met verschillende waarschijnlijkheden gevormd. Deze kansen worden meestal uitgedrukt door de zogenaamde. splinters uitgangen Y MAAR met gegeven massagetal MAAR: Y MAAR = N EEN / N f, waar N EEN is het aantal fragmenten met een massagetal MAAR die zijn ontstaan ​​tijdens N f, kernsplijting. Meestal is de waarde Y MAAR uitgedrukt als een percentage.

De distributiecurve van splijtingsfragmentopbrengsten door massagetalen heeft twee maxima (of "bulten"), met één maximum in het gebied van A = 90 en het tweede in het gebied van A = 140. Merk op dat het de kernen zijn van ongeveer deze massa's die het vaakst worden gevonden in sporen - neerslag na kernproeven of kernongevallen. Het volstaat om sporen te herinneren van zulke nucliden als 131 I, 133 I, 90 Sr, 137 Cs.

De verhouding van het aantal neutronen tot het aantal protonen in de fragmenten blijkt op het eerste moment ongeveer hetzelfde te zijn als in de uraniumkern, d.w.z. 143:92 = 1,55. Maar voor stabiele kernen met gemiddelde massa's, waaronder fragmenten, ligt deze verhouding veel dichter bij de eenheid: bijvoorbeeld voor de stabiele kern 118 Sn is deze verhouding 1,36. Dit betekent dat de kernen van de fragmenten zwaar overladen zijn met neutronen, en ze zullen proberen om van deze overbelasting af te komen door bètaverval, waarbij neutronen in protonen veranderen. Tegelijkertijd kunnen, om het primaire fragment in een stabiele nuclide te veranderen, meerdere opeenvolgende bètaverval nodig zijn, waarbij een hele keten wordt gevormd, bijvoorbeeld:

(stal).

Onder de pijlen zijn de halfwaardetijden van de nucliden: s-seconden h-horloge, ja- jaar. Merk op dat het gebruikelijk is om een ​​splijtingsfragment alleen de allereerste kern te noemen die direct ontstaat tijdens de splijting van een uraniumkern (in dit geval 135 sb). Alle andere nucliden die het gevolg zijn van bètaverval, samen met fragmenten en stabiele eindnucliden, worden splijtingsproducten. Aangezien het massagetal niet verandert langs de keten, kunnen er tijdens de splijting van uraniumkernen evenveel van dergelijke ketens zijn als er massagetallen kunnen zijn, d.w.z. ongeveer 90. En aangezien elke keten gemiddeld 5 radioactieve nucliden bevat, kan men onder de splijtingsproducten in totaal ongeveer 450 radionucliden tellen met een grote verscheidenheid aan halfwaardetijden van fracties van een seconde tot miljoenen jaren. In een kernreactor zorgt de ophoping van splijtingsproducten voor bepaalde problemen, want. ten eerste absorberen ze neutronen en belemmeren daardoor de stroom van de kettingsplijtingsreactie, en ten tweede ontstaat door hun bètaverval restwarmteontwikkeling, die nog zeer lang kan voortduren nadat de reactor is stilgelegd (in de overblijfselen van de Tsjernobyl-reactor, warmteopwekking gaat door tot op de dag van vandaag). De radioactiviteit van splijtingsproducten vormt ook een aanzienlijk gevaar voor de mens.

Secundaire splijtingsneutronen. De neutronen die kernsplijting veroorzaken, worden primair genoemd en de neutronen die optreden tijdens kernsplijting worden secundair genoemd. Secundaire splijtingsneutronen worden uitgezonden door fragmenten aan het begin van hun beweging. Zoals eerder opgemerkt blijken fragmenten direct na splijting sterk overladen met neutronen; in dit geval overschrijdt de excitatie-energie van fragmenten de bindingsenergie van neutronen erin, wat de mogelijkheid van neutronenemissie vooraf bepaalt. Bij het verlaten van de kern van het fragment neemt het neutron een deel van de energie mee, waardoor de excitatie-energie van de fragmentkern afneemt. Nadat de excitatie-energie van de fragmentkern minder wordt dan de bindingsenergie van het neutron erin, stopt de emissie van neutronen.

De splijting van verschillende kernen produceert een verschillend aantal secundaire neutronen, meestal van 0 tot 5 (meestal 2-3). Voor berekeningen van reactoren is het gemiddelde aantal secundaire neutronen dat per splijtingsgebeurtenis wordt uitgestoten, van bijzonder belang. Dit nummer wordt meestal aangeduid met de Griekse letter ν (nu) of, vaker, ν f. De waarden van νf zijn afhankelijk van het type splijtingskern en van de energie van de primaire neutronen. Enkele voorbeelden zijn gegeven in tabel 1.5. De gegevens in deze tabel laten zien dat de waarden van ν f toenemen, zowel met een toename van de lading en massa van de kernsplijting, als met een toename van de energie van primaire neutronen.

Tabel 1.5. Gemiddeld aantal secundaire neutronen geproduceerd bij kernsplijting door thermische en snelle neutronen

Een ander voordeel van snelle neutronenreactoren houdt verband met de laatste omstandigheid: een groter aantal secundaire neutronen stelt hen in staat het proces van uitgebreide kweek van nucleaire brandstof uit te voeren (zie hieronder). Secundaire neutronen ontstaan ​​ook bij de spontane splijting van kernen. Dus νf (U-238) = 1,98, en νf (Cf-252) = 3,767.

Het proces van emissie van secundaire neutronen door sterk geëxciteerde kernen van fragmenten lijkt op het proces van verdamping van moleculen van het oppervlak van een sterk verwarmde druppel vloeistof. Daarom is het energiespectrum van secundaire neutronen vergelijkbaar met de Maxwell-verdeling van moleculen tijdens thermische beweging. Het maximum van dit spectrum ligt bij een energie van 0,8 MeV, en de gemiddelde energie van secundaire splijtingsneutronen blijkt ongeveer 2 MeV te zijn.

Het grootste deel van de secundaire neutronen wordt uitgezonden vanuit de kernen van de fragmenten in een gemiddelde tijd van 10-14 s na de splitsing van de kern, d.w.z. bijna onmiddellijk. Daarom wordt dit deel van secundaire neutronen snelle neutronen genoemd. Maar er zijn ook zogenaamde. vertraagde neutronen, die een belangrijke en zeer speciale rol spelen in reactoren .

Vertraagde neutronen bij kernsplijting. De ervaring leert dat een klein deel van de secundaire neutronen (meestal< 1 %) испускается облученным нейтронами образцом делящегося материала спустя долгое время после прекращения облучения, когда деления ядер в образце тоже, естественно, уже не происходят. Происхождение запаздывающих нейтронов связано с бета-распадом некоторых осколков деления. Если бета-распад происходит на уровень конечного ядра, энергия возбуждения которого превышает энергию связи нейтрона, то распад ядра из этого состояния может произойти не путем испускания гамма-кванта, как обычно, а путем испускания нейтрона. Вылет нейтрона происходит практически в то же мгновение, как только образуется возбужденное ядро, но относительно процесса деления исходного ядра этот момент оказывается отодвинутым на время, которое потребовалось для бета-распада осколка. Поэтому запаздывающие нейтроны вылетают практически одновременно с бета-частицами, и их выход во времени описывается таким же экспоненциальным законом и с тем же периодом полураспада, что и бета-распад осколка.

De fractie vertraagde neutronen wordt gedefinieerd als de verhouding van het aantal vertraagde neutronen tot het aantal secundaire splijtingsneutronen: β = N app. n / N n. De waarden van β voor sommige kernen tijdens hun splijting door neutronen van verschillende energieën worden gegeven in tabel 1.6.

Tabel 1.6. Fracties van vertraagde neutronen bij kernsplijting

Aangezien vertraagde neutronen kunnen ontstaan ​​door het verval van verschillende fragmentkernen (kernen genoemd - voorlopers van vertraagde neutronen), die elk met hun eigen halfwaardetijd vervallen, vormen de vertraagde neutronen verschillende groepen, die elk hun eigen halfwaardetijd hebben . De belangrijkste parameters van deze groepen worden gegeven in de tabel. 1.7. In deze tabel zijn de relatieve opbrengsten van vertraagde neutronen genormaliseerd tot één. De energie van vertraagde neutronen is iets minder dan de gemiddelde energie van snelle neutronen (2 MeV), omdat ze uit minder geëxciteerde fragmenten vliegen. De halfwaardetijden van groepen vertraagde neutronen vallen niet precies samen met de halfwaardetijden van geïsoleerde voorlopers, omdat er in feite veel meer vertraagde neutronenvoorlopers zijn - sommige onderzoekers hebben er enkele tientallen gevonden. Neutronen van voorlopers met nauwe perioden fuseren tot één groep met een bepaalde gemiddelde periode, die in de tabellen wordt ingevoerd. Om dezelfde reden hangen de opbrengsten van groepen en hun perioden af ​​van het type splijtbare kern en de energie van primaire neutronen, aangezien met veranderingen in deze twee parameters de opbrengsten van splijtingsfragmenten veranderen, en bijgevolg de samenstelling van de groepen verandert ook.

Tabel 1.7. Parameters van groepen vertraagde neutronen bij de splitsing van 235 U door thermische neutronen

vertraagde neutronen een beslissende rol spelen bij het beheersen van de kettingreactie van splijting en de werking van de gehele kernreactor als geheel.

Onmiddellijke gammastraling tijdens splijting. Wanneer na de ontsnapping van het laatste neutron uit het fragment de excitatie-energie van de kern van het fragment lager is dan de bindingsenergie van het neutron erin, is verdere ontsnapping van prompte neutronen onmogelijk. Maar er blijft nog wat overtollige energie in het fragment. Deze overtollige energie wordt van de kern weggedragen door een reeks uitgezonden gammastralen. Zoals hierboven opgemerkt, is de totale energie van prompte gammaquanta ongeveer 8 MeV, hun gemiddelde aantal per splijting is ongeveer 10, daarom is de gemiddelde energie van één gammaquanta in de splijting van zware kernen ongeveer 0,8 MeV.

Een kernreactor is dus een krachtige bron van niet alleen neutronen, maar ook van gammastraling, en men moet zich tegen beide soorten straling beschermen.

In 1934 besloot E. Fermi om transuraniumelementen te verkrijgen door 238 U te bestralen met neutronen. Het idee van E. Fermi was dat als gevolg van het β - verval van de isotoop 239 U een scheikundig element wordt gevormd met het serienummer Z = 93. Het was echter niet mogelijk om de vorming van de 93e te identificeren element. In plaats daarvan werd als resultaat van de radiochemische analyse van radioactieve elementen, uitgevoerd door O. Hahn en F. Strassmann, aangetoond dat een van de producten van uraniumbestraling met neutronen barium is (Z = 56) - een chemisch element met een gemiddeld atoomgewicht , terwijl volgens de aanname van de Fermi-theorie transuraniumelementen zouden moeten zijn verkregen.
L. Meitner en O. Frisch suggereerden dat als gevolg van de vangst van een neutron door een uraniumkern, de samengestelde kern in twee delen uiteenvalt

92 U + n → 56 Ba + 36 Kr + xn.

Het proces van uraniumsplijting gaat gepaard met het verschijnen van secundaire neutronen (x > 1) die de splijting van andere uraniumkernen kunnen veroorzaken, wat het potentieel voor een splijtingskettingreactie opent - één neutron kan aanleiding geven tot een vertakte keten splijting van uraniumkernen. In dit geval zou het aantal gescheiden kernen exponentieel moeten toenemen. N. Bohr en J. Wheeler berekenden de kritische energie die nodig is om de 236 U-kern, gevormd als gevolg van de vangst van een neutron door de 235 U-isotoop, te splitsen. Deze waarde is 6,2 MeV, wat minder is dan de excitatie-energie van de isotoop van 236 U die wordt gevormd tijdens de vangst van een thermisch neutron van 235 U. Wanneer thermische neutronen worden gevangen, is daarom een ​​kettingreactie van splijting van 235 U mogelijk. gemeenschappelijke isotoop 238 U, de kritische energie is 5,9 MeV, terwijl wanneer een thermisch neutron wordt gevangen, de excitatie-energie van de resulterende 239 U-kern slechts 5,2 MeV is. Daarom is de kettingreactie van splijting van de meest voorkomende isotoop 238 U in de natuur onder invloed van thermische neutronen onmogelijk. Bij één splijtingshandeling komt een energie van ≈ 200 MeV vrij (ter vergelijking: bij chemische verbrandingsreacties komt een energie van ≈ 10 eV vrij in één reactie). De mogelijkheid om voorwaarden te scheppen voor een kettingreactie van splijting opende perspectieven om de energie van een kettingreactie te gebruiken om atoomreactoren en atoomwapens te creëren. De eerste kernreactor werd in 1942 door E. Fermi in de VS gebouwd. In de USSR werd in 1946 de eerste kernreactor gelanceerd onder leiding van I. Kurchatov. In 1954 begon de eerste kerncentrale ter wereld in Obninsk. Momenteel wordt elektrische energie opgewekt in ongeveer 440 kernreactoren in 30 landen over de hele wereld.
In 1940 ontdekten G. Flerov en K. Petrzhak de spontane splijting van uranium. De volgende figuren getuigen van de complexiteit van het experiment. De gedeeltelijke halfwaardetijd met betrekking tot spontane splijting van de 238 U-isotoop is 10 16 – 10 17 jaar, terwijl de vervalperiode van de 238 U-isotoop 4,5-10 9 jaar is. Het belangrijkste vervalkanaal voor de 238 U-isotoop is α-verval. Om de spontane splijting van de 238 U-isotoop waar te nemen, was het nodig om één splijtingsgebeurtenis te registreren tegen de achtergrond van 107 –108 α-vervalgebeurtenissen.
De kans op spontane splijting wordt voornamelijk bepaald door de permeabiliteit van de splijtingsbarrière. De kans op spontane splijting neemt toe met een toename van de lading van de kern, sindsdien. dit verhoogt de delingsparameter Z 2 /A. In Z-isotopen< 92-95 деление происходит преимущественно с образованием двух осколков деления с отношением масс тяжёлого и лёгкого осколков 3:2. В изотопах Z >100, symmetrische splijting overheerst met de vorming van fragmenten van dezelfde massa. Naarmate de lading van de kern toeneemt, neemt het aandeel spontane splijting toe in vergelijking met α-verval.

Kernsplijting. Verhaal

1934- E. Fermi, die uranium bestraalde met thermische neutronen, vond onder de reactieproducten radioactieve kernen waarvan de aard niet kon worden vastgesteld.
L. Szilard bracht het idee van een nucleaire kettingreactie naar voren.

1939− O. Hahn en F. Strassmann ontdekten barium tussen de reactieproducten.
L. Meitner en O. Frisch maakten voor het eerst bekend dat uranium onder invloed van neutronen werd gesplitst in twee fragmenten die qua massa vergelijkbaar zijn.
N. Bohr en J. Wheeler gaven een kwantitatieve interpretatie van kernsplijting door de splijtingsparameter in te voeren.
Ya. Frenkel ontwikkelde de druppeltheorie van kernsplijting door langzame neutronen.
L. Szilard, E. Wigner, E. Fermi, J. Wheeler, F. Joliot-Curie, Ya. Zeldovich, Yu. Khariton onderbouwden de mogelijkheid van een kettingreactie van kernsplijting in uranium.

1940− G. Flerov en K. Petrzhak ontdekten het fenomeen van spontane splijting van uraniumkernen.

1942− E. Fermi voerde een gecontroleerde splijtingskettingreactie uit in de eerste atoomreactor.

1945− De eerste test van kernwapens (Nevada, VS). Atoombommen werden gedropt op de Japanse steden Hiroshima (6 augustus) en Nagasaki (9 augustus).

1946− Onder leiding van I.V. Kurchatov, de eerste reactor in Europa, werd gelanceerd.

1954− De eerste kerncentrale ter wereld werd gelanceerd (Obninsk, USSR).

Kernsplijting.Sinds 1934 begon E. Fermi neutronen te gebruiken om atomen te bombarderen. Sindsdien is het aantal stabiele of radioactieve kernen verkregen door kunstmatige transformatie toegenomen tot vele honderden, en bijna alle plaatsen in het periodiek systeem zijn gevuld met isotopen.
De atomen die bij al deze kernreacties ontstaan, bezetten dezelfde plaats in het periodiek systeem als het gebombardeerde atoom, of aangrenzende plaatsen. Daarom is het bewijs van Hahn en Strassmann in 1938 van het feit dat wanneer neutronen het laatste element van het periodiek systeem bombarderen−uranium−verval in elementen die zich in de middelste delen van het periodiek systeem bevinden. Er zijn hier verschillende soorten verval. De atomen die ontstaan ​​zijn meestal instabiel en vervallen meteen verder; sommige hebben halfwaardetijden gemeten in seconden, dus Hahn moest de analytische Curie-methode gebruiken om zo'n snel proces te verlengen. Het is belangrijk op te merken dat de elementen vóór uranium, protactinium en thorium ook een vergelijkbaar verval vertonen onder invloed van neutronen, hoewel een hogere neutronenenergie nodig is om het verval te laten beginnen dan in het geval van uranium. Daarnaast ontdekten G. N. Flerov en K. A. Petrzhak in 1940 de spontane splijting van de uraniumkern met de langste halfwaardetijd die tot dan toe bekend was: ongeveer 2· 10 15 jaar; dit feit wordt duidelijk door de neutronen die daarbij vrijkomen. Het was dus mogelijk om te begrijpen waarom het "natuurlijke" periodieke systeem eindigt met de drie genoemde elementen. Transuraniumelementen zijn nu bekend, maar ze zijn zo onstabiel dat ze snel vergaan.
De splijting van uranium door middel van neutronen maakt het nu mogelijk om atoomenergie te gebruiken, wat door velen al werd voorgesteld als 'de droom van Jules Verne'.

M. Laue, Geschiedenis van de natuurkunde

1939 O. Hahn en F. Strassmann, die uraniumzouten bestralen met thermische neutronen, ontdekt tussen de reactieproducten barium (Z = 56)

Otto Gunn (1879 – 1968)

Kernsplijting is de splitsing van een kern in twee (zelden drie) kernen met vergelijkbare massa's, die splijtingsfragmenten worden genoemd. Tijdens splitsing ontstaan ​​ook andere deeltjes - neutronen, elektronen, α-deeltjes. Als gevolg van splijting komt een energie van ~200 MeV vrij. Splijting kan spontaan zijn of gedwongen worden onder invloed van andere deeltjes, meestal neutronen.
Kenmerkend voor splijting is dat splijtingsfragmenten in de regel aanzienlijk in massa verschillen, d.w.z. asymmetrische splijting overheerst. Dus in het geval van de meest waarschijnlijke splijting van de uraniumisotoop 236 U, is de fragmentmassaverhouding 1,46. Een zwaar fragment heeft een massagetal van 139 (xenon) en een licht fragment heeft een massagetal van 95 (strontium). Rekening houdend met de emissie van twee snelle neutronen, heeft de beschouwde splijtingsreactie de vorm

Nobelprijs voor Scheikunde
1944 - O. Gan.
Voor de ontdekking van de splijtingsreactie van uraniumkernen door neutronen.

splijtingsscherven

Afhankelijkheid van de gemiddelde massa van lichte en zware groepen fragmenten van de massa van de splijtbare kern.

Ontdekking van kernsplijting. 1939

Ik kwam naar Zweden, waar Lise Meitner aan eenzaamheid leed, en als toegewijd neefje besloot ik haar met Kerstmis te bezoeken. Ze woonde in het kleine hotel Kungälv bij Göteborg. Ik betrapte haar bij het ontbijt. Ze dacht na over de brief die ze zojuist van Han had gekregen. Ik was erg sceptisch over de inhoud van de brief, waarin melding werd gemaakt van de vorming van barium door uranium te bestralen met neutronen. Ze werd echter aangetrokken door deze kans. We liepen in de sneeuw, zij liep, ik skiede (ze zei dat ze het op deze manier kon doen zonder achter me te vallen, en ze bewees het). Tegen het einde van de wandeling konden we al enkele conclusies formuleren; de kern spleet niet en er vlogen geen stukken weg, maar het was een proces dat veel leek op het druppelmodel van de Bohr-kern; als een druppel kan de kern zich verlengen en delen. Ik heb toen onderzocht hoe de elektrische lading van de nucleonen de oppervlaktespanning verlaagt, die, zoals ik kon vaststellen, tot nul daalt bij Z = 100, en mogelijk heel laag voor uranium. Lise Meitner was bezig met het bepalen van de energie die vrijkomt bij elk verval als gevolg van een massadefect. Ze had een heel duidelijk beeld van de massadefectcurve. Het bleek dat splijtingselementen door elektrostatische afstoting een energie van ongeveer 200 MeV zouden krijgen, en dit kwam precies overeen met de energie die gepaard gaat met een massadefect. Daarom zou het proces puur klassiek kunnen verlopen zonder het concept van het passeren van een potentiële barrière, wat hier natuurlijk nutteloos zou blijken te zijn.
We brachten twee of drie dagen samen door met Kerstmis. Toen keerde ik terug naar Kopenhagen en had nauwelijks tijd om Bohr over ons idee te vertellen op het moment dat hij al aan boord van de stoomboot naar de VS was. Ik herinner me hoe hij op zijn voorhoofd sloeg zodra ik begon te spreken en uitriep: 'O, wat waren we dwazen! Dit hadden we eerder moeten merken." Maar hij merkte het niet, en niemand merkte het.
Lise Meitner en ik schreven een artikel. Tegelijkertijd hielden we constant contact via de interlokale telefoon Kopenhagen - Stockholm.

O. Frisch, Memoires. UFN. 1968. T. 96, nummer 4, p. 697.

Spontane kernsplijting

In de hieronder beschreven experimenten gebruikten we de methode die eerst door Frisch werd voorgesteld om de processen van kernsplijting vast te leggen. Een ionisatiekamer met platen bedekt met een laag uraniumoxide is verbonden met een lineaire versterker die zo is afgesteld dat uit uranium uitgestoten α-deeltjes niet door het systeem worden geregistreerd; de impulsen van de fragmenten, die veel groter zijn dan de impulsen van de α-deeltjes, ontsluiten het uitgangsthyratron en worden beschouwd als een mechanisch relais.
Er is speciaal een ionisatiekamer ontworpen in de vorm van een meerlagige platte condensator met een totale oppervlakte van 15 platen van 1000 cm. 2 .
In de allereerste experimenten met een versterker die was afgestemd om de fragmenten te tellen, was het mogelijk om spontane (bij afwezigheid van een neutronenbron) pulsen op een relais en een oscilloscoop waar te nemen. Het aantal van deze impulsen was klein (6 per 1 uur), en het is daarom heel begrijpelijk dat dit fenomeen niet kon worden waargenomen met camera's van het gebruikelijke type ...
We hebben de neiging om te denken dat het effect dat we waarnemen moet worden toegeschreven aan de fragmenten die het gevolg zijn van de spontane splijting van uranium ...

Spontane splitsing moet worden toegeschreven aan een van de niet-opgewonden U-isotopen met halfwaardetijden afgeleid van een evaluatie van onze resultaten:

U 238 – 10 16 ~ 10 17 jaar,
U 235 – 10 14 ~ 10 15 jaar,
U 234 – 10 12 ~ 10 13 jaar.

Isotopenverval 238 U

Spontane kernsplijting

Halfwaardetijden van spontaan splijtbare isotopen Z = 92 - 100

Het eerste experimentele systeem met een uranium-grafietrooster werd in 1941 gebouwd onder leiding van E. Fermi. Het was een kubus van grafiet met een ribbe van 2,5 m lang, die ongeveer 7 ton uraniumoxide bevatte, ingesloten in ijzeren vaten, die op gelijke afstand van elkaar in de kubus waren geplaatst. Op de bodem van het uranium-grafietrooster werd een RaBe-neutronenbron geplaatst. De vermenigvuldigingsfactor in een dergelijk systeem was ≈ 0,7. Het uraniumoxide bevatte 2 tot 5% onzuiverheden. Verdere inspanningen waren gericht op het verkrijgen van zuiverdere materialen en in mei 1942 werd uraniumoxide verkregen, waarin de onzuiverheid minder dan 1% was. Om een ​​​​splijtingskettingreactie te garanderen, was het noodzakelijk om een ​​grote hoeveelheid grafiet en uranium te gebruiken - in de orde van enkele tonnen. De onzuiverheden moesten minder dan een paar delen per miljoen zijn. De reactor, die eind 1942 door Fermi aan de Universiteit van Chicago werd geassembleerd, had de vorm van een onvolledige sferoïde die van bovenaf was afgesneden. Het bevatte 40 ton uranium en 385 ton grafiet. Op de avond van 2 december 1942, nadat de neutronenabsorberende staven waren verwijderd, werd ontdekt dat er een nucleaire kettingreactie plaatsvond in de reactor. De gemeten coëfficiënt was 1.0006. Aanvankelijk werkte de reactor op een vermogen van 0,5 W. Op 12 december werd het vermogen verhoogd tot 200 watt. Vervolgens werd de reactor naar een veiligere plaats verplaatst en werd het vermogen verhoogd tot enkele kW. In dit geval verbruikte de reactor 0,002 g uranium-235 per dag.

De eerste kernreactor in de USSR

Het gebouw voor de eerste F-1 onderzoekskernreactor in de USSR was klaar in juni 1946.
Nadat alle nodige experimenten waren uitgevoerd, werd het controle- en beschermingssysteem van de reactor ontwikkeld, werden de afmetingen van de reactor vastgesteld, werden alle nodige experimenten uitgevoerd met reactormodellen, werd de neutronendichtheid bepaald op verschillende modellen, werden grafietblokken verkregen (de zogenaamde nucleaire zuiverheid) en (na neutronenfysische controles) uraniumblokken, begon in november 1946 met de bouw van de F-1-reactor.
De totale straal van de reactor was 3,8 m. Er was 400 ton grafiet en 45 ton uranium nodig. De reactor werd in lagen opgebouwd en op 25 december 1946 om 15.00 uur werd de laatste, 62ste laag gemonteerd. Na de extractie van de zogenaamde noodstaven, werd de regelstaaf opgetild, begon de neutronendichtheid te tellen en om 18:00 uur op 25 december 1946 kwam de eerste reactor in de USSR tot leven en begon te werken. Het was een opwindende overwinning voor de wetenschappers - de makers van de kernreactor en voor het hele Sovjet-volk. Anderhalf jaar later, op 10 juni 1948, bereikte de industriële reactor met water in de kanalen een kritieke toestand en begon al snel met de industriële productie van een nieuw type nucleaire brandstof - plutonium.

Vrijkomen van energie tijdens kernsplijting. Net als bij andere kernreacties is de energie die vrijkomt bij splijting gelijk aan het verschil in de massa van de op elkaar inwerkende deeltjes en de eindproducten. Aangezien de bindingsenergie van een nucleon in uranium en de bindingsenergie van één nucleon in fragmenten, moet tijdens de splijting van uranium energie vrijkomen

Dus tijdens de splitsing van de kern komt enorme energie vrij, het overweldigende deel ervan komt vrij in de vorm van de kinetische energie van de splijtingsfragmenten.

Massadistributie van splijtingsproducten. De uraniumkern is in de meeste gevallen asymmetrisch verdeeld. Twee kernfragmenten hebben overeenkomstig verschillende snelheden en verschillende massa's.

De fragmenten vallen in twee groepen uiteen volgens hun massa; de ene in de buurt van krypton met de andere in de buurt van xenon. De massa's van de fragmenten zijn gemiddeld gerelateerd aan elkaar, omdat uit de wetten van behoud van energie en momentum kan worden afgeleid dat de kinetische energieën van de fragmenten omgekeerd evenredig moeten zijn met hun massa's :

De opbrengstcurve van het splijtingsproduct is symmetrisch ten opzichte van de verticale rechte lijn die door het punt gaat.De significante breedte van de maxima geeft de diversiteit aan splijtingspaden aan.

Rijst. 82. Massale distributie van uraniumsplijtingsproducten

De vermelde kenmerken hebben voornamelijk betrekking op splijting onder invloed van thermische neutronen; in het geval van splijting onder invloed van neutronen met een energie van meerdere of meer, valt de kern uiteen in twee fragmenten die meer symmetrische massa hebben.

Eigenschappen van splijtingsproducten. Tijdens de splijting van een uraniumatoom worden zeer veel schilelektronen afgestoten en de splijtingsfragmenten zijn ongeveer -voudige geïoniseerde positieve ionen, die, wanneer ze door de stof gaan, de atomen sterk ioniseren. Daarom zijn de paden van de fragmenten in de lucht klein en bijna 2 cm.

Het is gemakkelijk vast te stellen dat de fragmenten die tijdens splijting worden gevormd radioactief moeten zijn en vatbaar zijn voor het uitzenden van neutronen. Inderdaad, voor stabiele kernen varieert de verhouding van het aantal neutronen en protonen als volgt afhankelijk van A:

(zie scan)

Kernen geproduceerd door splijting liggen in het midden van de tafel en bevatten daarom meer neutronen dan acceptabel is voor hun stabiliteit. Ze kunnen worden bevrijd van overtollige neutronen, zowel door verval als door directe neutronen uit te zenden.

vertraagde neutronen. Bij een van de mogelijke varianten van splijting wordt radioactief broom gevormd. Op afb. 83 toont een diagram van het verval, aan het einde waarvan stabiele isotopen

Een interessant kenmerk van deze keten is dat krypton kan worden bevrijd van een teveel aan neutronen, hetzij door -verval, of als het in een aangeslagen toestand is gevormd door de directe emissie van een neutron. Deze neutronen verschijnen 56 seconden na de splitsing (de levensduur is relatief ten opzichte van de overgang naar een aangeslagen toestand, hoewel het zelf vrijwel onmiddellijk neutronen uitzendt.

Rijst. 83. Schema van het verval van radioactief broom gevormd in een aangeslagen toestand tijdens de splijting van uranium

Ze worden vertraagde neutronen genoemd. Na verloop van tijd neemt de intensiteit van vertraagde neutronen exponentieel af, zoals bij normaal radioactief verval.

De energie van deze neutronen is gelijk aan de excitatie-energie van de kern. Hoewel ze slechts 0,75% uitmaken van alle neutronen die bij splijting worden uitgestoten, spelen vertraagde neutronen een belangrijke rol bij de uitvoering van een kettingreactie.

Snelle neutronen. Meer dan 99% van de neutronen komt binnen extreem korte tijd vrij; ze worden snelle neutronen genoemd.

Bij het bestuderen van het splijtingsproces rijst de fundamentele vraag, hoeveel neutronen worden geproduceerd in één splijtingsgebeurtenis; deze vraag is belangrijk omdat als hun aantal gemiddeld groot is, ze kunnen worden gebruikt om volgende kernen te verdelen, d.w.z. het wordt mogelijk om een ​​kettingreactie te creëren. Over de oplossing van deze kwestie in 1939-1940. werkte in bijna alle grote nucleaire laboratoria ter wereld.

Rijst. 84. Energiespectrum van neutronen verkregen uit de splijting van uranium-235

Distributie van splijtingsenergie. Directe meting van de energie van fragmenten en de energie die wordt meegevoerd door andere splijtingsproducten gaf de volgende geschatte energieverdeling:

De splijting van uraniumkernen vindt plaats op de volgende manier: eerst raakt een neutron de kern, als een kogel in een appel. In het geval van een appel zou een kogel er een gat in hebben gemaakt of in stukken hebben geblazen. Wanneer een neutron de kern binnengaat, wordt het opgevangen door kernkrachten. Het is bekend dat het neutron neutraal is, dus het wordt niet afgestoten door elektrostatische krachten.

Hoe vindt uraniumsplijting plaats?

Dus, nadat het in de samenstelling van de kern is gekomen, verbreekt het neutron het evenwicht en wordt de kern geëxciteerd. Het strekt zich uit naar de zijkanten als een halter of een oneindigheidsteken: ∞ . Zoals bekend werken kernkrachten op een afstand die evenredig is met de grootte van de deeltjes. Wanneer de kern wordt uitgerekt, wordt de actie van kernkrachten onbeduidend voor de extreme deeltjes van de "halter", terwijl elektrische krachten op zo'n afstand zeer krachtig werken en de kern eenvoudig in twee delen breekt. In dit geval worden ook twee of drie neutronen uitgestoten.

Fragmenten van de kern en de vrijgekomen neutronen verspreiden zich met grote snelheid in verschillende richtingen. De fragmenten worden vrij snel afgeremd door de omgeving, maar hun kinetische energie is enorm. Het wordt omgezet in de interne energie van het medium, dat opwarmt. In dit geval is de hoeveelheid energie die vrijkomt enorm. De energie die wordt verkregen door de volledige splijting van één gram uranium is ongeveer gelijk aan de energie die wordt verkregen door het verbranden van 2,5 ton olie.

Kettingreactie van splijting van verschillende kernen

We hebben de splijting van één uraniumkern overwogen. Tijdens de splitsing kwamen verschillende (meestal twee of drie) neutronen vrij. Ze verspreiden zich met grote snelheid naar de zijkanten en kunnen gemakkelijk in de kernen van andere atomen vallen, waardoor ze een splijtingsreactie veroorzaken. Dit is de kettingreactie.

Dat wil zeggen, de neutronen die zijn verkregen als gevolg van kernsplijting, prikkelen en dwingen andere kernen tot splijting, die op hun beurt zelf neutronen uitstoten die verdere splijting blijven stimuleren. En zo verder tot de splijting van alle uraniumkernen in de directe omgeving plaatsvindt.

In dit geval kan er een kettingreactie optreden als een lawine bijvoorbeeld bij een atoombomexplosie. Het aantal kernsplijtingen neemt in korte tijd exponentieel toe. Er kan echter een kettingreactie optreden met demping.

Het feit is dat niet alle neutronen onderweg kernen tegenkomen, die ze tot splijting veroorzaken. Zoals we ons herinneren, wordt het hoofdvolume in de stof ingenomen door de leegte tussen de deeltjes. Daarom vliegen sommige neutronen door alle materie zonder onderweg ergens tegenaan te botsen. En als het aantal kernsplijting met de tijd afneemt, vervaagt de reactie geleidelijk.

Kernreacties en de kritische massa van uranium

Wat bepaalt het type reactie? Van de massa uranium. Hoe groter de massa, hoe meer deeltjes het vliegende neutron onderweg tegenkomt en het heeft meer kans om in de kern te komen. Daarom wordt een "kritische massa" van uranium onderscheiden - dit is zo'n minimale massa waarbij een kettingreactie mogelijk is.

Het aantal gevormde neutronen zal gelijk zijn aan het aantal uitgevlogen neutronen. En de reactie zal met ongeveer dezelfde snelheid verlopen totdat het volledige volume van de stof is geproduceerd. Dit wordt in de praktijk toegepast in kerncentrales en wordt een gecontroleerde kernreactie genoemd.

De inhoud van het artikel

kernsplijting, een kernreactie waarbij een atoomkern, wanneer gebombardeerd door neutronen, in twee of meer fragmenten splitst. De totale massa van de fragmenten is gewoonlijk kleiner dan de som van de massa's van de oorspronkelijke kern en het bombarderende neutron. "De ontbrekende massa" m verandert in energie E volgens de formule van Einstein E = mc 2, waar c is de snelheid van het licht. Omdat de lichtsnelheid erg hoog is (299.792.458 m/s), komt een kleine massa overeen met een enorme hoeveelheid energie. Deze energie kan worden omgezet in elektriciteit.

De energie die vrijkomt bij kernsplijting wordt omgezet in warmte wanneer de splijtingsfragmenten vertragen. De snelheid van warmteafgifte hangt af van het aantal kernen dat per tijdseenheid splijt. Wanneer in korte tijd een groot aantal kernen in een klein volume wordt gesplitst, heeft de reactie het karakter van een explosie. Dit is het principe van de atoombom. Als daarentegen een relatief klein aantal kernen gedurende langere tijd in een groot volume splijt, dan komt er warmte vrij die benut kan worden. Daar zijn kerncentrales op gebaseerd. Bij kerncentrales wordt de warmte die vrijkomt in kernreactoren als gevolg van kernsplijting, gebruikt om stoom te produceren, die wordt toegevoerd aan turbines die elektrische generatoren laten draaien.

Voor de praktische toepassing van splijtingsprocessen zijn uranium en plutonium het meest geschikt. Ze hebben isotopen (atomen van een bepaald element met verschillende massagetallen) die splijten wanneer ze neutronen absorberen, zelfs bij zeer lage energieën.

De sleutel tot het praktische gebruik van splijtingsenergie was het feit dat sommige elementen neutronen uitzenden tijdens het splijtingsproces. Hoewel bij kernsplijting één neutron wordt geabsorbeerd, wordt dit verlies gecompenseerd door de aanmaak van nieuwe neutronen tijdens splijting. Als het apparaat waarin splijting plaatsvindt een voldoende grote (“kritische”) massa heeft, kan door nieuwe neutronen een “kettingreactie” in stand worden gehouden. Een kettingreactie kan worden gecontroleerd door het aantal neutronen dat splijting kan veroorzaken aan te passen. Als het groter is dan één, neemt de delingsintensiteit toe, en als het kleiner is dan één, neemt het af.

GESCHIEDENIS REFERENTIE

De geschiedenis van de ontdekking van kernsplijting vindt zijn oorsprong in het werk van A. Becquerel (1852-1908). Toen hij in 1896 de fosforescentie van verschillende materialen onderzocht, ontdekte hij dat mineralen die uranium bevatten, spontaan straling uitzenden die een fotografische plaat zwart maakt, zelfs als er een ondoorzichtige vaste stof tussen het mineraal en de plaat wordt geplaatst. Verschillende onderzoekers hebben vastgesteld dat deze straling bestaat uit alfadeeltjes (heliumkernen), bètadeeltjes (elektronen) en gammastralen (harde elektromagnetische straling).

De eerste transformatie van kernen, kunstmatig geïnduceerd door de mens, werd in 1919 uitgevoerd door E. Rutherford, die stikstof in zuurstof omzet door stikstof te bestralen met uranium-alfadeeltjes. Deze reactie ging gepaard met de absorptie van energie, aangezien de massa van zijn producten - zuurstof en waterstof - de massa van de deeltjes die in de reactie komen - stikstof- en alfadeeltjes - overschrijdt. Het vrijkomen van kernenergie werd voor het eerst bereikt in 1932 door J. Cockcroft en E. Walton, die lithium bestookten met protonen. Bij deze reactie was de massa van de kernen die in de reactie kwamen iets groter dan de massa van de producten, waardoor energie vrijkwam.

In 1932 ontdekte J. Chadwick het neutron - een neutraal deeltje met een massa die ongeveer gelijk is aan de massa van de kern van een waterstofatoom. Natuurkundigen over de hele wereld begonnen de eigenschappen van dit deeltje te bestuderen. Er werd aangenomen dat een neutron zonder elektrische lading en niet afgestoten door een positief geladen kern, meer kans zou hebben om kernreacties te veroorzaken. Meer recente resultaten hebben dit vermoeden bevestigd. In Rome onderwierpen E. Fermi en zijn medewerkers bijna alle elementen van het periodiek systeem aan neutronenbestraling en observeerden kernreacties met de vorming van nieuwe isotopen. Het bewijs voor de vorming van nieuwe isotopen was "kunstmatige" radioactiviteit in de vorm van gamma- en bètastraling.

De eerste aanwijzingen voor de mogelijkheid van kernsplijting.

Fermi wordt gecrediteerd met de ontdekking van veel van de neutronenreacties die tegenwoordig bekend zijn. In het bijzonder probeerde hij een element met atoomnummer 93 (neptunium) te bemachtigen door uranium (element met atoomnummer 92) te bombarderen met neutronen. Tegelijkertijd registreerde hij elektronen die werden uitgezonden als gevolg van neutronenvangst in de voorgestelde reactie

238 U + 1 n ® 239 Np + b–,

waarbij 238 U een isotoop is van uranium-238, 1 n een neutron is, 239 Np neptunium is en b- - elektron. De resultaten waren echter gemengd. Om uit te sluiten dat de geregistreerde radioactiviteit behoort tot uraniumisotopen of andere elementen die zich in het periodiek systeem vóór uranium bevinden, was het noodzakelijk om een ​​chemische analyse van radioactieve elementen uit te voeren.

Uit de resultaten van de analyse bleek dat de onbekende elementen overeenkomen met de serienummers 93, 94, 95 en 96. Fermi concludeerde daarom dat hij transuraniumelementen had verkregen. O. Hahn en F. Strassman in Duitsland hebben echter na een grondige chemische analyse vastgesteld dat radioactief barium aanwezig is onder de elementen die het gevolg zijn van de bestraling van uranium met neutronen. Dit betekende dat waarschijnlijk een deel van de uraniumkernen in twee grote fragmenten is verdeeld.

Divisie bevestiging.

Daarna voerden Fermi, J. Dunning en J. Pegram van de Columbia University experimenten uit waaruit bleek dat kernsplijting plaatsvindt. De splijting van uranium door neutronen werd bevestigd door de methoden van proportionele tellers, een wolkenkamer en de opeenhoping van splijtingsfragmenten. De eerste methode toonde aan dat hoogenergetische pulsen worden uitgezonden wanneer een neutronenbron een uraniummonster nadert. In de wolkenkamer was te zien dat de uraniumkern, gebombardeerd door neutronen, in twee fragmenten wordt gesplitst. Met deze laatste methode kon worden vastgesteld dat de fragmenten, zoals de theorie voorspelde, radioactief zijn. Dit alles bij elkaar heeft op overtuigende wijze bewezen dat splijting echt plaatsvindt, en maakte het mogelijk om de energie die vrijkomt bij splijting met vertrouwen te beoordelen.

Aangezien de toelaatbare verhouding van het aantal neutronen tot het aantal protonen in stabiele kernen afneemt met afnemende grootte van de kern, moet de fractie neutronen in de fragmenten kleiner zijn dan in de oorspronkelijke uraniumkern. Er was dus alle reden om aan te nemen dat het splijtingsproces gepaard gaat met de emissie van neutronen. Dit werd al snel experimenteel bevestigd door F. Joliot-Curie en zijn medewerkers: het aantal neutronen dat vrijkwam bij het splijtingsproces was groter dan het aantal geabsorbeerde neutronen. Het bleek dat er voor één geabsorbeerd neutron ongeveer tweeënhalf nieuwe neutronen zijn. De mogelijkheid van een kettingreactie en de vooruitzichten om een ​​buitengewoon krachtige energiebron te creëren en voor militaire doeleinden te gebruiken, werden meteen duidelijk. Daarna werd in een aantal landen (vooral in Duitsland en de VS) onder strikte geheimhouding begonnen met het maken van een atoombom.

Ontwikkelingen tijdens de Tweede Wereldoorlog.

Van 1940 tot 1945 werd de ontwikkelingsrichting bepaald door militaire overwegingen. In 1941 werden kleine hoeveelheden plutonium verkregen en werden een aantal nucleaire parameters van uranium en plutonium vastgesteld. In de Verenigde Staten vielen de belangrijkste productie- en onderzoeksbedrijven die hiervoor nodig waren onder de jurisdictie van het "Manhattan Military Engineering District", waaraan op 13 augustus 1942 het "Uranium Project" werd overgedragen. Aan de Columbia University (New York) voerde een groep medewerkers onder leiding van E. Fermi en V. Zinn de eerste experimenten uit waarin neutronenvermenigvuldiging werd bestudeerd in een rooster van blokken uraniumdioxide en grafiet - een atomaire "ketel". In januari 1942 werd dit werk overgedragen aan de Universiteit van Chicago, waar in juli 1942 resultaten werden verkregen die de mogelijkheid van een zichzelf in stand houdende kettingreactie aantoonden. Aanvankelijk werkte de reactor op een vermogen van 0,5 W, maar na 10 dagen werd het vermogen verhoogd tot 200 W. De mogelijkheid om grote hoeveelheden kernenergie te verkrijgen werd voor het eerst aangetoond op 16 juli 1945, toen de eerste atoombom tot ontploffing werd gebracht op de testlocatie in Alamogordo (New Mexico).

KERNREACTOR

Een kernreactor is een installatie waarin het mogelijk is om een ​​gecontroleerde zichzelf in stand houdende kettingreactie van kernsplijting uit te voeren. Reactoren kunnen worden ingedeeld naar de gebruikte brandstof (splijtbare en ruwe isotopen), naar het type moderator, naar het type brandstofelementen en naar het type koelmiddel.

splijtbare isotopen.

Er zijn drie splijtbare isotopen - uranium-235, plutonium-239 en uranium-233. Uranium-235 wordt geproduceerd door isotopenscheiding; plutonium-239 - in reactoren waarin uranium-238 wordt omgezet in plutonium, 238 U ® 239 U ® 239 Np ® 239 Pu; uranium-233 - in reactoren waarin thorium-232 wordt verwerkt tot uranium. Kernbrandstof voor een kernreactor wordt geselecteerd op basis van de nucleaire en chemische eigenschappen, evenals de kosten.

Onderstaande tabel toont de belangrijkste parameters van splijtbare isotopen. De totale dwarsdoorsnede karakteriseert de waarschijnlijkheid van interactie van elk type tussen een neutron en een bepaalde kern. De splijtingsdoorsnede karakteriseert de waarschijnlijkheid van kernsplijting door een neutron. De energieopbrengst per geabsorbeerd neutron hangt af van welk deel van de kernen niet deelneemt aan het splijtingsproces. Het aantal neutronen dat bij één splijtingsgebeurtenis wordt uitgestoten, is belangrijk vanuit het oogpunt van het in stand houden van de kettingreactie. Het aantal nieuwe neutronen per geabsorbeerd neutron is belangrijk omdat het de intensiteit van splijting kenmerkt. De fractie vertraagde neutronen die wordt uitgestoten nadat splijting heeft plaatsgevonden, is gerelateerd aan de energie die in het materiaal is opgeslagen.

KENMERKEN VAN FISSIELE ISOTOPEN

Uit de tabelgegevens blijkt dat elke splijtbare isotoop zijn eigen voordelen heeft. Zo is bij de isotoop met de grootste doorsnede voor thermische neutronen (met een energie van 0,025 eV) bij gebruik van een neutronenmoderator minder brandstof nodig om kritische massa te bereiken. Aangezien het hoogste aantal neutronen per geabsorbeerd neutron voorkomt in een snelle plutoniumreactor (1 MeV), is het in kweekmodus beter om plutonium in een snelle reactor of uranium-233 in een thermische reactor te gebruiken dan uranium-235 in een thermische reactor. Uranium-235 heeft meer de voorkeur in termen van gemakkelijke controle, omdat het een groter aandeel vertraagde neutronen heeft.

Ruwe isotopen.

Er zijn twee ruwe isotopen: thorium-232 en uranium-238, waaruit de splijtbare isotopen uranium-233 en plutonium-239 worden verkregen. De technologie voor het gebruik van ruwe isotopen is afhankelijk van verschillende factoren, zoals de behoefte aan verrijking. Uraniumerts bevat 0,7% uranium-235, terwijl thoriumerts geen splijtbare isotopen bevat. Daarom moet een verrijkte splijtbare isotoop aan thorium worden toegevoegd. Ook het aantal nieuwe neutronen per geabsorbeerd neutron is van belang. Rekening houdend met deze factor, is het noodzakelijk om de voorkeur te geven aan uranium-233 in het geval van thermische neutronen (gematigd tot een energie van 0,025 eV), aangezien onder dergelijke omstandigheden het aantal uitgezonden neutronen groter is en bijgevolg de conversie factor is het aantal nieuwe splijtbare kernen per één "uitgegeven" splijtbare kern.

Vertragers.

De moderator dient om de energie van neutronen die vrijkomen bij het splijtingsproces te verminderen van ongeveer 1 MeV tot thermische energieën van ongeveer 0,025 eV. Aangezien de matiging voornamelijk optreedt als gevolg van elastische verstrooiing door de kernen van niet-splijtbare atomen, moet de massa van de moderator-atomen zo klein mogelijk zijn, zodat het neutron er maximale energie aan kan overbrengen. Bovendien moeten de moderator-atomen een kleine (vergeleken met de verstrooiende dwarsdoorsnede) invangdwarsdoorsnede hebben, aangezien het neutron herhaaldelijk moet botsen met de moderator-atomen voordat het wordt afgeremd tot thermische energie.

De beste moderator is waterstof, omdat de massa bijna gelijk is aan de massa van het neutron en daarom verliest het neutron de grootste hoeveelheid energie bij een botsing met waterstof. Maar gewone (lichte) waterstof absorbeert neutronen te sterk, en daarom blijken deuterium (zware waterstof) en zwaar water, ondanks hun iets grotere massa, meer geschikte moderatoren te zijn, omdat ze minder neutronen absorberen. Beryllium kan worden beschouwd als een goede moderator. Koolstof heeft zo'n kleine neutronenabsorptiedoorsnede dat het neutronen effectief modereert, hoewel het veel meer botsingen vereist om te vertragen dan waterstof.

Gemiddeld N De elastische botsingen die nodig zijn om een ​​neutron te vertragen van 1 MeV tot 0,025 eV met waterstof, deuterium, beryllium en koolstof zijn respectievelijk ongeveer 18, 27, 36 en 135. De geschatte aard van deze waarden is te wijten aan het feit dat, vanwege de aanwezigheid van chemische energie, de bindingen in de botsingsmoderator bij energieën onder 0,3 eV nauwelijks elastisch kunnen zijn. Bij lage energieën kan het atoomrooster energie overbrengen naar neutronen of de effectieve massa veranderen bij een botsing, waardoor het vertragingsproces wordt geschonden.

Warmte dragers.

De koelmiddelen die in kernreactoren worden gebruikt, zijn water, zwaar water, vloeibaar natrium, vloeibare natrium-kaliumlegering (NaK), helium, koolstofdioxide en organische vloeistoffen zoals terfenyl. Deze stoffen zijn goede warmtedragers en hebben een lage neutronenabsorptiedoorsnede.

Water is een uitstekende moderator en koelmiddel, maar neemt te sterk neutronen op en heeft een te hoge dampdruk (14 MPa) bij een bedrijfstemperatuur van 336°C. De bekendste moderator is zwaar water. De kenmerken liggen dicht bij die van gewoon water en de doorsnede van de neutronenabsorptie is kleiner. Natrium is een uitstekende koelvloeistof, maar is niet effectief als neutronenmoderator. Daarom wordt het gebruikt in snelle neutronenreactoren, waar bij splijting meer neutronen worden uitgestoten. Toegegeven, natrium heeft een aantal nadelen: het induceert radioactiviteit, het heeft een lage warmtecapaciteit, het is chemisch actief en stolt bij kamertemperatuur. Een legering van natrium en kalium is qua eigenschappen vergelijkbaar met natrium, maar blijft bij kamertemperatuur vloeibaar. Helium is een uitstekende koelvloeistof, maar heeft een lage soortelijke warmtecapaciteit. Kooldioxide is een goed koelmiddel en wordt veel gebruikt in grafietgemodereerde reactoren. Terfenyl heeft het voordeel boven water dat het een lage dampdruk heeft bij bedrijfstemperatuur, maar het ontleedt en polymeriseert onder de hoge temperaturen en stralingsfluxen die kenmerkend zijn voor reactoren.

Warmte genererende elementen.

Een brandstofelement (FE) is een brandstofkern met een hermetische omhulling. De bekleding voorkomt het lekken van splijtingsproducten en de interactie van de brandstof met het koelmiddel. Het schaalmateriaal moet neutronen zwak absorberen en aanvaardbare mechanische, hydraulische en warmtegeleidende eigenschappen hebben. Brandstofelementen zijn meestal pellets van gesinterd uraniumoxide in aluminium, zirkonium of roestvrijstalen buizen; pellets van uraniumlegeringen met zirkonium, molybdeen en aluminium bedekt met zirkonium of aluminium (in het geval van een aluminiumlegering); grafiettabletten met gedispergeerd uraniumcarbide omhuld met ondoordringbaar grafiet.

Al deze splijtstofelementen worden gebruikt, maar voor drukwaterreactoren hebben uraniumoxidepellets in roestvrijstalen buizen de meeste voorkeur. Uraniumdioxide reageert niet met water, heeft een hoge stralingsweerstand en wordt gekenmerkt door een hoog smeltpunt.

Grafietbrandstofcellen lijken zeer geschikt voor gasgekoelde hogetemperatuurreactoren, maar ze hebben een serieus nadeel: gasvormige splijtingsproducten kunnen door hun bekleding dringen door diffusie of defecten in grafiet.

Organische koelmiddelen zijn onverenigbaar met zirkoniumbrandstofstaven en vereisen daarom het gebruik van aluminiumlegeringen. De vooruitzichten voor reactoren met organische koelmiddelen hangen af ​​van het feit of aluminiumlegeringen of poedermetallurgieproducten worden gemaakt die de sterkte (bij bedrijfstemperaturen) en thermische geleidbaarheid hebben die nodig zijn voor het gebruik van vinnen die de warmteoverdracht naar het koelmiddel vergroten. Aangezien de warmteoverdracht tussen de brandstof en het organische koelmiddel als gevolg van thermische geleiding klein is, is het wenselijk om oppervlaktekoken te gebruiken om de warmteoverdracht te vergroten. Er zullen nieuwe problemen worden geassocieerd met oppervlaktekoken, maar deze moeten worden opgelost als het gebruik van organische warmteoverdrachtsvloeistoffen gunstig blijkt te zijn.

SOORTEN REACTOREN

Theoretisch zijn er meer dan 100 verschillende typen reactoren mogelijk, verschillend in brandstof, moderator en koelvloeistof. De meeste conventionele reactoren gebruiken water als koelmiddel, hetzij onder druk of kokend water.

Drukwaterreactor.

In dergelijke reactoren dient water als moderator en koelmiddel. Het verwarmde water wordt onder druk naar een warmtewisselaar gepompt, waar de warmte wordt overgedragen aan het water van het secundaire circuit, waarin stoom wordt gegenereerd die de turbine laat draaien.

Kokende reactor.

In zo'n reactor kookt water direct in de reactorkern en de resulterende stoom komt de turbine binnen. De meeste kokendwaterreactoren gebruiken ook water als moderator, maar soms wordt een grafietmoderator gebruikt.

Reactor met vloeibare metaalkoeling.

In zo'n reactor wordt vloeibaar metaal dat door pijpen circuleert gebruikt om de warmte die vrijkomt bij splijting in de reactor over te brengen. Bijna alle reactoren van dit type gebruiken natrium als koelmiddel. De stoom die aan de andere kant van de leidingen van het primaire circuit wordt gegenereerd, wordt naar een conventionele turbine gevoerd. Een vloeibaar-metaalgekoelde reactor kan gebruik maken van relatief hoogenergetische neutronen (snelle neutronenreactor) of neutronen gemodereerd in grafiet of berylliumoxide. Als kweekreactoren verdienen met vloeibaar metaal gekoelde snelle neutronenreactoren meer de voorkeur, aangezien er in dit geval geen neutronenverliezen gepaard gaan met matiging.

gasgekoelde reactor.

In zo'n reactor wordt de warmte die vrijkomt bij het splijtingsproces door gas - kooldioxide of helium - naar de stoomgenerator overgebracht. De neutronenmoderator is meestal grafiet. Een gasgekoelde reactor kan bij veel hogere temperaturen werken dan een vloeistofgekoelde reactor en is daarom geschikt voor industriële verwarmingssystemen en hoogrenderende energiecentrales. Kleine gasgekoelde reactoren worden gekenmerkt door een verhoogde bedrijfsveiligheid, met name de afwezigheid van het risico van een reactorsmelt.

homogene reactoren.

In de kern van homogene reactoren wordt een homogene vloeistof gebruikt die een splijtbare isotoop van uranium bevat. De vloeistof is meestal een gesmolten uraniumverbinding. Het wordt in een groot bolvormig vat onder druk gepompt waar een splijtingskettingreactie plaatsvindt in een kritische massa. De vloeistof wordt vervolgens in de stoomgenerator geleid. Homogene reactoren zijn niet populair geworden vanwege ontwerp- en technologische problemen.

REACTIVITEIT EN CONTROLE

De mogelijkheid van een zichzelf in stand houdende kettingreactie in een kernreactor hangt af van de hoeveelheid neutronen die uit de reactor lekken. Neutronen die bij splijting ontstaan, verdwijnen als gevolg van absorptie. Bovendien is neutronenlekkage mogelijk door diffusie door materie, vergelijkbaar met de diffusie van het ene gas door het andere.

Om een ​​kernreactor te besturen, moet je de nkunnen beheersen k, gedefinieerd als de verhouding van het aantal neutronen in één generatie tot het aantal neutronen in de vorige generatie. Bij k= 1 (kritische reactor) er is een stationaire kettingreactie met een constante intensiteit. Bij k> 1 (superkritische reactor), de intensiteit van het proces neemt toe, en bij k r = 1 – (1/ k) wordt reactiviteit genoemd.)

Vanwege het fenomeen van vertraagde neutronen neemt de tijd van "geboorte" van neutronen toe van 0,001 s tot 0,1 s. Deze karakteristieke reactietijd maakt het mogelijk om het te regelen met behulp van mechanische actuatoren - regelstaven gemaakt van een materiaal dat neutronen absorbeert (B, Cd, Hf, In, Eu, Gd, enz.). De regeltijdconstante moet in de orde van 0,1 s of meer zijn. Om de veiligheid te waarborgen, is gekozen voor een dergelijke reactorbedrijfsmodus waarbij in elke generatie vertraagde neutronen nodig zijn om een ​​stationaire kettingreactie in stand te houden.

Om een ​​bepaald vermogensniveau te garanderen, worden regelstaven en neutronenreflectoren gebruikt, maar het regelprobleem kan sterk worden vereenvoudigd door de juiste berekening van de reactor. Als de reactor bijvoorbeeld zo is ontworpen dat naarmate het vermogen of de temperatuur toeneemt, de reactiviteit afneemt, zal deze stabieler zijn. Als de vertraging bijvoorbeeld onvoldoende is, zet het water in de reactor door de temperatuurstijging uit, d.w.z. de dichtheid van de moderator neemt af. Als gevolg hiervan wordt de opname van neutronen in uranium-238 verbeterd, omdat ze geen tijd hebben om effectief te vertragen. In sommige reactoren wordt een factor gebruikt om de lekkage van neutronen uit de reactor te vergroten als gevolg van een afname van de dichtheid van water. Een andere manier om de reactor te stabiliseren is het verwarmen van een "resonante neutronenabsorbeerder", zoals uranium-238, die neutronen sterker absorbeert.

Beveiligingssystemen.

De veiligheid van de reactor wordt verzekerd door een of ander mechanisme om hem uit te schakelen in geval van een sterke toename van het vermogen. Dit kan een mechanisme zijn van een fysiek proces, of een werking van een controle- en beveiligingssysteem, of beide. Bij het ontwerpen van drukwaterreactoren wordt voorzien in noodgevallen als koud water de reactor binnenkomt, een daling van het koelmiddeldebiet en een te hoge reactiviteit tijdens het opstarten. Aangezien de intensiteit van de reactie toeneemt met afnemende temperatuur, met een scherpe instroom van koud water in de reactor, nemen de reactiviteit en het vermogen toe. Het beveiligingssysteem zorgt meestal voor een automatische vergrendeling om te voorkomen dat koud water binnendringt. Met een afname van de koelmiddelstroom raakt de reactor oververhit, zelfs als het vermogen niet toeneemt. In dergelijke gevallen is een automatische stop vereist. Bovendien moeten de koelmiddelpompen worden gedimensioneerd om het koelmiddel te leveren dat nodig is om de reactor uit te schakelen. Bij het opstarten van een reactor met een te hoge reactiviteit kan een noodsituatie ontstaan. Door het lage vermogen heeft de reactor geen tijd om voldoende op te warmen om de temperatuurbeveiliging te laten werken totdat het te laat is. De enige betrouwbare maatregel in dergelijke gevallen is een zorgvuldige opstart van de reactor.

Het vermijden van deze noodsituaties is vrij eenvoudig als u de volgende regel volgt: alle acties die de reactiviteit van het systeem kunnen verhogen, moeten zorgvuldig en langzaam worden uitgevoerd. Het belangrijkste bij de kwestie van reactorveiligheid is de absolute noodzaak van langdurige koeling van de reactorkern na beëindiging van de splijtingsreactie daarin. Feit is dat de radioactieve splijtingsproducten die in de tankpatronen achterblijven, warmte afgeven. Het is veel minder dan de warmte die vrijkomt in de volledige krachtmodus, maar het is voldoende om de brandstofelementen te smelten bij afwezigheid van de nodige koeling. Een korte onderbreking in de toevoer van koelwater leidde tot aanzienlijke schade aan de kern en het ongeval van de reactor in Three Mile Island (VS). De vernietiging van de reactorkern is de minimale schade bij een dergelijk ongeval. Erger nog, als er een lek is van gevaarlijke radioactieve isotopen. De meeste industriële reactoren zijn uitgerust met hermetisch afgesloten veiligheidsschalen, die het vrijkomen van isotopen in het milieu bij een ongeval moeten voorkomen.

Concluderend merken we op dat de mogelijkheid van reactorvernietiging grotendeels afhangt van het schema en ontwerp. Reactoren kunnen zo worden ontworpen dat het verminderen van het debiet van de koelvloeistof niet tot grote problemen leidt. Dit zijn de verschillende typen gasgekoelde reactoren.