Sammensat kerne

Den sammensatte kerne er en teoretisk model for en kernereaktion under indfangning af et neutronatom af en kerne , som blev udviklet af Niels Bohr i 1936 på baggrund af Enrico Fermis forskning i kunstig radioaktivitet og dannede grundlaget for atomdråben. model foreslået af Yakov Frenkel . I sit revolutionære værk "Neutronfangst og kernens struktur" skrev Bohr [1] :

Fænomenerne neutronfangst får os således til at antage, at en kollision mellem en hurtig neutron og en tung kerne først og fremmest skal føre til dannelsen af et komplekst system, der er karakteriseret ved bemærkelsesværdig stabilitet. Det mulige efterfølgende henfald af dette mellemsystem med udstødning af en materialepartikel eller overgang til en endelig stabil tilstand med udsendelse af et kvantum af strålingsenergi bør betragtes som uafhængige processer, der ikke har nogen direkte forbindelse med den første fase af kollisionen .

Denne teori gav en af de vigtigste teoretiske forklaringer på eksperimentelle undersøgelser af nukleare transformationer; den forklarer dem tilfredsstillende ved energier af bombardering af partikler op til omkring 50 MeV og ligger til grund for moderne ideer om en stor del af nukleare reaktioner.

En simpel forklaring af modellen

Bohr selv forklarede ved sin forelæsning i Moskva i 1937 for Videnskabsakademiet i USSR , uventet for videnskabsmænd, denne model uden komplekse teoretiske ræsonnementer og overhovedet uden formler. I stedet viste han en lavvandet træplade, hvori han placerede stålkugler. Pladen repræsenterede kernen , og kuglerne - protonerne og neutronerne indeholdt i den , langs den skrå sliske rullede endnu en kugle ind i pladen, som forestiller en neutron, der flyver ind i kernen. Hvis der ikke var andre bolde i fordybningen, så ville "neutronen", der rullede ind, frit rulle over den anden kant og dermed forlade "kernen". Hvis der er andre bolde i pladen, så rammer den rullede bold en af dem, så rammer de andre, de kolliderer til gengæld med hinanden, så de sætter i gang, men som regel bliver ingen af dem tilstrækkelig kinetisk energi til at rulle over kanten af fordybningen. Således kan "neutronen", der kom ind i "kernen", ikke komme ud, da den gav sin energi til andre partikler, og den blev fordelt blandt dem.

Dette er en meget simpel forklaring og kan ikke fuldt ud forklare hele teorien, men det er en god illustration af selve konceptet [2] .

Den moderne idé om den sammensatte kerne

Ifølge teorien om den sammensatte kerne forløber en kernereaktion i to trin.

I begyndelsen danner de initiale partikler en mellemliggende (sammensat) kerne i nuklear tid , det vil sige den tid, det tager for en neutron at krydse kernen, omtrent lig med 10 −23 - 10 −21 s . I dette tilfælde dannes den sammensatte kerne altid i en exciteret tilstand, da den har overskydende energi bragt af neutronen ind i kernen i form af bindingsenergien af neutronen i den sammensatte kerne og en del af dens kinetiske energi , som er . lig med summen af den kinetiske energi af målkernen med et massetal og neutronen i systemets inerticenter . I tilfælde af en immobil målkerne vil excitationsenergien således være lig med: $\varepsilon_{n}$ $EN$

$E^{*}=\varepsilon _{n}+E(1-{\frac {m_{n}}{M^{*}}})\approx \varepsilon _{n}+{\frac {A}{A+1}}E=\varepsilon _{n}+E'$

På grund af neutronens stærke vekselvirkning i kernen fordeles denne excitationsenergi hurtigt næsten jævnt mellem nukleonerne , hvilket resulterer i, at hver af dem vil have en energi meget lavere end den sammensatte kernes bindingsenergi.

På det andet trin omfordeles energien mellem nukleonerne i den sammensatte kerne, denne proces er meget langsom. Som et resultat kan energi koncentreres om en eller flere nukleoner, der er placeret nær grænsen af kernen, som et resultat af hvilket denne nukleon kan forlade den. Selv under hensyntagen til den lave permeabilitet af den nukleare barriere, sker nedbrydningsprocessen af den sammensatte kerne i relativt lang tid, cirka 10 -13 - 10 -16 s, hvilket væsentligt overstiger den nukleare tid .

Ud over emissionen af nukleoner kan kernen også gennemgå en anden form for henfald - emissionen af et gammakvante , mens levetiden af den sammensatte kerne i forhold til dens emission bestemmes af elektromagnetisk interaktion og er cirka 10 −14 s for tunge kerner [3] , som også er meget længere end kernetiden .

Metoden til henfald afhænger ikke af metoden til dannelse af den sammensatte kerne, hvilket kan forklares med den lange levetid af den sammensatte kerne, det ser ud til at "glemme" hvordan den blev dannet, derfor dannelsen og henfaldet af den sammensatte kerne kan betragtes som selvstændige begivenheder. For eksempel kan det dannes som en sammensat kerne i en exciteret tilstand i en af følgende reaktioner: ${}_{{13}}^{{27}}{\textrm {Al}}$

${}_{{11}}^{{23}}{\textrm {Na}}+{}_{{2}}^{{4}}{\textrm {He}}\højrepil {}_{{ 13}}^{{27}}{\textrm {Al*}}$

${}_{{12}}^{{26}}{\textrm {Mg}}+{}_{{1}}^{{1}}{\textrm {H}}\højrepil {}_{{ 13}}^{{27}}{\textrm {Al*}}$

${}_{{13}}^{{26}}{\textrm {Al}}+{}_{{0}}^{{1}}{\textrm {n}}\højrepil {}_{{ 13}}^{{27}}{\textrm {Al*}}$

${}_{{13}}^{{27}}{\textrm {Al}}+\gamma \rightarrow {}_{{13}}^{{27}}{\textrm {Al*}}$

Efterfølgende, under betingelsen af den samme excitationsenergi, kan denne sammensatte kerne henfalde på den omvendte måde af enhver af disse reaktioner med en vis sandsynlighed, uafhængigt af historien om denne kernes oprindelse. Sandsynligheden for dannelsen af en sammensat kerne afhænger af energien og typen af målkernen.

Hvis neutronens kinetiske energi ikke falder sammen med forskellen mellem excitationsenergien i den i-tilstand og neutronens bindingsenergi, dvs. $E'$

Energigrænser

$E_{i}^{*}-\varepsilon _{n}\neq E'$ , så er sandsynligheden for at danne en sammensat kerne lille. Når neutronenergien nærmer sig k, øges sandsynligheden for interaktion og når et maksimum ved: ${\displaystyle E_{i}^{*}-\varepsilon _{n))$

$E'=E_{i}^{*}-\varepsilon _{n}$

Denne tilstand kaldes resonans i analogi med kendte fysiske fænomener , placeringen af sådanne resonanser afhænger af typen af målkerne og neutronenergien, hvilket forklares af arten af arrangementet af energiniveauer for forskellige kerner.

Spin grænser

En anden begrænsning er relateret til kernens spin . Hvert exciteret niveau er karakteriseret ved sit eget mekaniske moment , ligesom målkernen i grundtilstanden har spin , den indfaldende partikel har spin , og den relative bevægelse af partiklen og kernen ved dens vinkelmomentum , som ved lave energier oftest er taget lig med nul. Det samlede spin af kolliderende partikler (at ) kan være i intervallet fra til gennem enhed, og hvis den bombarderende partikel er en nukleon, så er det mekaniske moment enten , eller . $J$ $I$ $s$ $l$ $l=0$ $\left|I+s\right|$ $\left|Er\højre|$ $I+1/2$ $\left|I-1/2\right|$

Hvis spindet af det exciterede niveau af den sammensatte kerne ikke er lig med nogen af de mulige værdier af det samlede spin af de kolliderende partikler, er dannelsen af den sammensatte kerne umulig. Hvis det falder inden for grænserne fra til , så er dannelsen af en sammensat kerne dog mulig, hvis det samlede moment af de kolliderende partikler er lig med . Andelen af sådanne kollisioner bestemmes af den statistiske faktor , resten af kollisionerne er den potentielle spredning af partikler. $J$ $J$ $\left|I+s\right|$ $\left|Er\højre|$ $J$ $g$

Effekt af paritet

Bindingsenergien for en neutron i en sammensat kerne afhænger af pariteten af antallet af neutroner i den : bindingsenergien for lige neutroner er højere end bindingsenergien for ulige neutroner, og bindingsenergien er især høj for neutroner med magiske tal , derfor er excitationsenergien for en sammensat kerne med et lige (især magisk) antal neutroner højere end energiexcitationen af en sammensat kerne med et ulige antal neutroner ved de samme kinetiske energier af neutroner [4] [5] [6 ] [7] . $E^{*}$

Noter

↑ N. Bor . Neutronfangst og kernens struktur // UFN . — 1936 . - T. 14 , nej. 4 , nr. 4 . - S. 425-435 .
↑ I.M. Frank . N. Bohrs sammensatte kernemodel og paritetskrænkelse // UFN . - 1986 . - T. 14 , nr. 4 . Arkiveret fra originalen den 13. september 2013.
↑ for kernerne i midten af det periodiske system kan denne tid være 10 gange mindre
↑ Bartolomey G.G., Baibakov V.D., Alkhutov M.S., Bat G.A. Grundlæggende teori og metoder til beregning af atomkraftreaktorer. - Moskva: Energoatomizdat, 1982. - S. 512.
↑ A.N. Klimov. Kernefysik og atomreaktorer. - Moskva: Energoatomizdat, 1985. - S. 352.
↑ IRCameron, University of New Brunswick . nukleare fissionsreaktorer. - Canada, New Brunswick: Plenum Press, 1982.
↑ I. Cameron. Atomreaktorer. - Moskva: Energoatomizdat, 1987. - S. 320.