Nuklear reaktion

En kernereaktion er processen med interaktion mellem en atomkerne med en anden kerne eller elementær partikel , som kan være ledsaget af en ændring i sammensætningen og strukturen af kernen. Konsekvensen af vekselvirkningen kan være kernens fission , emission af elementarpartikler eller fotoner . Den kinetiske energi af de nydannede partikler kan være meget højere end den oprindelige, og man taler om frigivelse af energi ved en kernereaktion.

Rutherford observerede første gang en kernereaktion i 1917 , hvor han bombarderede nitrogenatomernes kerner med α-partikler . Det blev fikseret ved tilsynekomsten af sekundære ioniserende partikler, som har en rækkevidde i gassen større end rækkevidden af α-partikler og identificeret som protoner . Efterfølgende blev der taget fotografier af denne proces ved hjælp af et skykammer .

Ifølge interaktionsmekanismen er nukleare reaktioner opdelt i to typer:

reaktioner med dannelsen af en sammensat kerne , dette er en to-trins proces, der sker ved en ikke særlig stor kinetisk energi af kolliderende partikler (op til ca. 10 MeV ).
direkte nukleare reaktioner, der finder sted i den nukleare tid , der kræves for partiklen at krydse kernen. Denne mekanisme manifesterer sig hovedsageligt ved høje energier af de bombarderende partikler.

Hvis de oprindelige kerner og partikler efter en kollision er bevaret, og ingen nye bliver født, så er reaktionen elastisk spredning i feltet af kernekræfter , kun ledsaget af en omfordeling af den kinetiske energi og momentum af partiklen og målet kerne, og kaldes potentialspredning [1] [2] .

Mekanismer for en nuklear reaktion

Sammensat kerne

Teorien om reaktionsmekanismen med dannelsen af en sammensat kerne blev udviklet af Niels Bohr i 1936 [3] sammen med teorien om kernens dråbemodel og ligger til grund for moderne ideer om en stor del af kernereaktioner.

Ifølge denne teori 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 partiklen 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 partiklen ind i kernen i form af bindingsenergien fra nukleonen 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 partiklen i systemets inerticenter . $EN$

Excitationsenergi

Excitationsenergien af en sammensat kerne dannet ved absorption af en fri nukleon er lig med summen af nukleonens bindingsenergi og en del af dens kinetiske energi : $E^{*}$ $E_{c}$ $E^{'}$

E^{*}=E_{c}+E'.

Som oftest, på grund af den store forskel i massen af kernen og nukleonen , er den omtrent lig med den kinetiske energi af nukleonen, der bombarderer kernen. $E'$ $E$

I gennemsnit er bindingsenergien 8 MeV, varierende afhængigt af karakteristikaene af den resulterende sammensatte kerne, men for givne målkerner og nukleoner er denne værdi en konstant. Den kinetiske energi af den bombarderende partikel kan være hvad som helst, for eksempel, når nukleare reaktioner exciteres af neutroner, hvis potentiale ikke har en Coulomb-barriere , kan værdien være tæt på nul. Bindingsenergien er således den minimale excitationsenergi for den sammensatte kerne [1] [2] . $E$

Reaktionskanaler

Overgangen til en uexciteret tilstand kan udføres på forskellige måder, kaldet reaktionskanaler . Typerne og kvantetilstanden af de indfaldende partikler og kerner før starten af reaktionen bestemmer reaktionens inputkanal . Efter afslutning af reaktionen bestemmer helheden af de resulterende reaktionsprodukter og deres kvantetilstande reaktionens outputkanal . Reaktionen er fuldt ud karakteriseret ved input- og outputkanaler.

Reaktionskanalerne 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 det 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}}\rightarrow {}_{13}^{27} {\textrm {Al*)),

{}_{12}^{26}{\textrm {Mg}}+{}_{1}^{1}{\textrm {H}}\rightarrow {}_{13}^{27} {\textrm {Al*)),

{}_{13}^{26}{\textrm {Al}}+{}_{0}^{1}{\textrm {n}}\rightarrow {}_{13}^{27} {\textrm {Al*)),

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

Efterfølgende, under betingelse af den samme excitationsenergi, kan denne sammensatte kerne henfalde på den omvendte måde af enhver af disse reaktioner, med en vis sandsynlighed, uafhængig af historien om denne kernes oprindelse. Sandsynligheden for dannelsen af en sammensat kerne afhænger af energien og typen af målkernen [2] .

Direkte nukleare reaktioner

Forløbet af nukleare reaktioner er også muligt gennem mekanismen for direkte interaktion, dybest set manifesterer en sådan mekanisme sig ved meget høje energier af de bombarderende partikler, når nukleonerne i kernen kan betragtes som frie. Direkte reaktioner adskiller sig fra mekanismen af den sammensatte kerne, først og fremmest ved fordelingen af momentumvektorerne af produktpartikler i forhold til de bombarderende partiklers momentum. I modsætning til den sfæriske symmetri af den sammensatte kernes mekanisme er direkte vekselvirkning karakteriseret ved den overvejende flyvningsretning af reaktionsprodukterne fremad i forhold til de indfaldende partiklers bevægelsesretning. Produktpartiklernes energifordelinger i disse tilfælde er også forskellige. Direkte interaktion er karakteriseret ved et overskud af højenergipartikler. I kollisioner med kerner af komplekse partikler (det vil sige andre kerner) er processerne til overførsel af nukleoner fra kerne til kerne eller udveksling af nukleoner mulige. Sådanne reaktioner forekommer uden dannelse af en sammensat kerne, og de har alle egenskaber ved direkte interaktion [1] .

Tværsnit af en kernereaktion

Sandsynligheden for en reaktion bestemmes af reaktionens såkaldte nukleare tværsnit. I laboratoriereferencerammen (hvor målkernen er i hvile) er sandsynligheden for interaktion pr. tidsenhed lig med produktet af tværsnittet (udtrykt i arealenheder) og fluxen af indfaldende partikler (udtrykt i antallet af partikler, der krydser en enhedsareal pr. tidsenhed). Hvis flere udgangskanaler kan implementeres for en indgangskanal, så er forholdet mellem sandsynligheden for reaktionsudgangskanalerne lig med forholdet mellem deres tværsnit. I kernefysik udtrykkes reaktionstværsnit sædvanligvis i specielle enheder - stald , lig med 10 -24 cm².

Reaktionsudbytte

Antallet af gange en reaktion opstår, divideret med antallet af partikler, der bombarderer målet , kaldes det nukleare reaktionsudbytte . Denne værdi bestemmes eksperimentelt i kvantitative målinger. Da udbyttet er direkte relateret til reaktionstværsnittet, er målingen af udbyttet i det væsentlige målingen af reaktionstværsnittet [1] [2] . $\nu /\Phi$

Bevaringslove i nukleare reaktioner

I kernereaktioner er alle bevarelseslovene i klassisk fysik opfyldt . Disse love pålægger begrænsninger for muligheden for en nuklear reaktion. Selv en energisk gunstig proces viser sig altid at være umulig, hvis den er ledsaget af en overtrædelse af en eller anden fredningslov. Derudover er der bevaringslove, der er specifikke for mikroverdenen; nogle af dem holder altid, så vidt vides (lov om bevarelse af baryonnummer , leptonnummer ); andre bevarelseslove ( isospin , paritet , mærkelighed ) undertrykker kun visse reaktioner, da de ikke er opfyldt for nogle af de grundlæggende interaktioner . Konsekvenserne af fredningslove er de såkaldte udvælgelsesregler , der angiver muligheden eller forbuddet mod visse reaktioner.

Loven om bevarelse af energi

Hvis er de samlede energier af to partikler før reaktionen og efter reaktionen, så på grundlag af loven om bevarelse af energi: $E_{1},\,E_{2},\,E_{3},\,E_{4}$

E_{1}+E_{2}=E_{3}+E_{4}.

Når der dannes mere end to partikler, bør antallet af led på højre side af dette udtryk være henholdsvis større. Den samlede energi E af en partikel er lig med summen af dens masse (i energiækvivalent) Mc 2 og kinetisk energi K , derfor:

M_{1}c^{2}+M_{2}c^{2}+K_{1}+K_{2}=M_{3}c^{2}+M_{4}c^{ 2}+K_{3}+K_{4}.

Forskellen mellem partiklernes samlede kinetiske energier ved "output" og "input" af reaktionen Q = ( K 3 + K 4 ) − ( K 1 + K 2 ) kaldes reaktionsenergien (eller energiudbyttet af reaktion ). Det opfylder betingelsen:

M_{1}+M_{2}=M_{3}+M_{4}+Q/c^{2}.

Faktoren 1/ c 2 udelades sædvanligvis ved beregning af energibalancen ved at udtrykke masserne af partikler i energienheder (eller nogle gange energi i masseenheder).

Hvis Q > 0, så er reaktionen ledsaget af frigivelse af fri energi og kaldes exoenergi , hvis Q < 0, så ledsages reaktionen af absorption af fri energi og kaldes endoenergetisk .

Det er let at se, at Q > 0, når summen af massen af produktpartiklerne er mindre end summen af masserne af de oprindelige partikler, dvs. frigivelsen af fri energi er kun mulig ved at reducere masserne af de reagerende partikler. partikler. Og omvendt, hvis summen af masserne af de sekundære partikler overstiger summen af masserne af de oprindelige, så er en sådan reaktion kun mulig, hvis en vis mængde kinetisk energi bruges på at øge hvileenergien, det vil sige, masserne af nye partikler. Minimumsværdien af den kinetiske energi af en indfaldende partikel, ved hvilken en endoenergetisk reaktion er mulig, kaldes tærskelreaktionsenergien . Endoenergetiske reaktioner kaldes også tærskelreaktioner, fordi de ikke forekommer ved partikelenergier under tærskelværdien.

Lov om bevarelse af momentum

Det samlede momentum af partiklerne før reaktionen er lig med det samlede momentum af partikler-reaktionsprodukterne. Hvis , , , er momentumvektorerne for to partikler før og efter reaktionen, så ${\vec {p}}_{1}$ ${\vec {p}}_{2}$ ${\vec {p}}_{3}$ ${\vec {p}}_{4}$

{\vec {p}}_{1}+{\vec {p}}_{2}={\vec {p}}_{3}+{\vec {p}}_{4} .

Hver af vektorerne kan måles uafhængigt eksperimentelt, såsom med et magnetisk spektrometer . Eksperimentelle data indikerer, at loven om bevarelse af momentum er gyldig både i nukleare reaktioner og i processerne med spredning af mikropartikler.

Loven om bevarelse af vinkelmomentum

Vinkelmomentum bevares også i nukleare reaktioner. Som et resultat af kollisionen af mikropartikler dannes kun sådanne sammensatte kerner , hvis vinkelmomentum er lig med en af de mulige værdier af momentet opnået ved at tilføje de iboende mekaniske momenter ( spin ) af partiklerne og momentet af deres relative bevægelse (omløbsmoment). En sammensat kernes henfaldskanaler kan også kun være sådan, at det samlede vinkelmomentum (summen af spin- og orbitalmomenterne) bevares.

Andre fredningslove

i kernereaktioner er en elektrisk ladning bevaret - den algebraiske sum af elementære ladninger før reaktionen er lig med den algebraiske sum af ladningerne efter reaktionen.
i kernereaktioner bevares antallet af nukleoner , hvilket i de mest generelle tilfælde tolkes som bevarelse af baryontallet . Hvis de kinetiske energier af de kolliderende nukleoner er meget høje, så er reaktioner af produktionen af nukleonpar mulige. Da modsatte tegn er tildelt nukleoner og antinukleoner, forbliver den algebraiske sum af baryontal altid uændret i enhver proces.
i kernereaktioner bevares antallet af leptoner (mere præcist forskellen mellem antallet af leptoner og antallet af antileptoner, se leptontal ) .
i kernereaktioner, der sker under påvirkning af nukleare eller elektromagnetiske kræfter, bevares bølgefunktionens paritet , som beskriver partiklernes tilstand før og efter reaktionen. Bølgefunktionens paritet bevares ikke i transformationer på grund af svage interaktioner [1] .
i nukleare reaktioner drevet af stærke interaktioner bevares isotopisk spin . Svage og elektromagnetiske interaktioner bevarer ikke isospins.

Typer af nukleare reaktioner

Nukleare vekselvirkninger med partikler er af meget forskellig art, deres typer og sandsynligheden for en bestemt reaktion afhænger af typen af bombarderende partikler, målkerner, interagerende partiklers og kerners energier og mange andre faktorer.

Nuklear fissionsreaktion

En nuklear fissionsreaktion er processen med at spalte en atomkerne i to (sjældent tre) kerner med lignende masser, kaldet fissionsfragmenter. Som følge af fission kan der også opstå andre reaktionsprodukter: lette kerner (hovedsageligt alfapartikler ), neutroner og gammakvanter . Fission kan være spontan (spontan) og forceret (som følge af interaktion med andre partikler, primært med neutroner). Det skal dog bemærkes, at spontane processer normalt ikke hører til kernereaktioner, så en kernereaktion er kun forceret fission (under neutronfangst, fotofission osv.) Spaltningen af tunge kerner er en exoenergetisk proces, som følge af hvilken en stor mængde energi frigives i form af kinetisk energi af reaktionsprodukter samt stråling.

Nuklear fission tjener som en energikilde i atomreaktorer og atomvåben .

Nuklear fusionsreaktion

En nuklear fusionsreaktion er processen med fusion af to atomkerner for at danne en ny, tungere kerne.

Ud over den nye kerne dannes der som regel også forskellige elementære partikler og (eller) mængder af elektromagnetisk stråling under fusionsreaktionen .

Uden tilførsel af ekstern energi er fusionen af kerner umulig, da positivt ladede kerner oplever elektrostatiske frastødningskræfter - dette er den såkaldte " Coulomb-barriere ". For at syntetisere kerner er det nødvendigt at bringe dem tættere på en afstand på omkring 10 −15 m, hvor den stærke interaktion vil overstige de elektrostatiske frastødningskræfter. Dette er muligt, hvis den kinetiske energi af de nærgående kerner overstiger Coulomb-barrieren.

Sådanne forhold kan opstå i to tilfælde:

Hvis atomkerner (ioner, protoner eller α-partikler ), som har høj kinetisk energi, møder andre atomkerner på deres vej. I naturen er dette muligt, for eksempel ved kollision af partikler af ioniseret gas, for eksempel i Jordens ionosfære , med partikler af kosmiske stråler . Kunstigt realiseres sådanne reaktioner i vakuumkamre ved hjælp af naturlige kilder til højenergi-α-partikler (først 1917, udgivet 1919, E. Rutherford ), såvel som ladede partikelacceleratorer (først 1931 , R. Van de Graaff ) [4] og installationer som fusor eller Poliwell-reaktor , hvor den kinetiske energi af ladede partikler overføres af et elektrisk felt . På denne måde blev de første kunstige kernefusionsreaktioner og mange kunstigt syntetiserede kemiske grundstoffer opnået .

Hvis stof opvarmes til ekstremt høje temperaturer i en stjerne- eller fusionsreaktor . Ifølge den kinetiske teori kan den kinetiske energi af bevægelige mikropartikler af et stof (atomer, molekyler eller ioner) repræsenteres som temperatur, og derfor kan en kernefusionsreaktion opnås ved at opvarme stoffet. I dette tilfælde taler de om termonuklear fusion eller termonuklear reaktion.

Termonukleær reaktion

En termonuklear reaktion er fusionen af to atomkerner med dannelsen af en ny, tungere kerne på grund af den kinetiske energi af deres termiske bevægelse .

For en kernefusionsreaktion skal de initiale kerner have en relativt stor kinetisk energi, da de oplever elektrostatisk frastødning, da de er positivt ladede med samme navn.

Ifølge den kinetiske teori kan den kinetiske energi af bevægelige mikropartikler af et stof (atomer, molekyler eller ioner) repræsenteres som temperatur, og derfor kan en kernefusionsreaktion opnås ved at opvarme stoffet.

De nukleare reaktioner af naturlig nukleosyntese i stjerner forløber på lignende måde.

Fusionsreaktioner mellem kernerne af lette elementer op til jern er exoenergetiske, hvilket er forbundet med muligheden for deres anvendelse i energisektoren , i tilfælde af at løse problemet med at kontrollere termonuklear fusion .

Først og fremmest skal blandt dem bemærkes reaktionen mellem to isotoper ( deuterium og tritium ) af brint, som er meget almindeligt på Jorden, som et resultat af hvilket helium dannes og en neutron frigives. Reaktionen kan skrives som:

{}_{{1}}^{{2}}{\textrm {H}}(D)+{}_{{1}}^{{3}}{\textrm {H}}(T)\ højrepil {}_{{2}}^{{4}}{\textrm {He}}+{}_{{0}}^{{1}}{\textrm {n}}

+ energi (17,6 MeV) .

Den frigivne energi (som opstår ved, at helium-4 har meget stærke kernebindinger) omdannes til kinetisk energi, hvoraf det meste, 14,1 MeV, tager neutronen med sig som en lettere partikel [5] . Den resulterende kerne er tæt bundet, hvorfor reaktionen er så stærkt exoenergetisk. Denne reaktion er karakteriseret ved den laveste Coulomb-barriere og høje udbytte, så den er af særlig interesse for kontrolleret termonuklear fusion [1] .

Termonuklear reaktion bruges også i termonukleare våben .

Fotonuklear reaktion

Når en gammastråle absorberes, modtager kernen et overskud af energi uden at ændre dens nukleonsammensætning, og en kerne med et overskud af energi er en sammensat kerne . Som andre nukleare reaktioner er absorptionen af et gamma-kvante af kernen kun mulig, hvis de nødvendige energi- og spinforhold er opfyldt. Hvis energien, der overføres til kernen, overstiger bindingsenergien af nukleonen i kernen, så sker henfaldet af den resulterende sammensatte kerne oftest med emission af nukleoner, hovedsageligt neutroner . Et sådant henfald fører til nukleare reaktioner, og som kaldes fotonukleare , og fænomenet nukleon-emission i disse reaktioner er den nukleare fotoelektriske effekt . $(\gamma ,n)$ $(\gamma ,p)$

Andre

Registrering af nukleare reaktioner

Kernereaktioner er skrevet i form af specielle formler, hvori betegnelserne for atomkerner og elementarpartikler forekommer .

Den første måde at skrive formler for kernereaktioner på ligner at skrive formler for kemiske reaktioner , dvs. summen af de indledende partikler er skrevet til venstre, summen af de resulterende partikler (reaktionsprodukter) er skrevet til højre, og en pil er placeret mellem dem.

Således er reaktionen af strålingsindfangning af en neutron af en cadmium-113 kerne skrevet som følger:

{}_{48}^{113}{\textrm {Cd}}+n\højrepil {}_{48}^{114}{\textrm {Cd}}+\gamma .

Vi ser, at antallet af protoner og neutroner til højre og venstre forbliver det samme ( baryontallet er bevaret). Det samme gælder elektriske ladninger, leptontal og andre størrelser ( energi , momentum , vinkelmomentum , ...). I nogle reaktioner, hvor den svage interaktion er involveret , kan protoner blive til neutroner og omvendt, men deres samlede antal ændres ikke.

Den anden måde at skrive på, mere bekvem for kernefysik , har formen A (a, bcd ...) B , hvor A er målkernen, a er den bombarderende partikel (inklusive kernen), b, c, d, ... er udsendte partikler (inklusive kernen), B er restkernen. De lettere produkter af reaktionen er skrevet i parentes, de tungere produkter er skrevet udenfor. Så ovenstående neutronindfangningsreaktion kan skrives som følger:

{}_{48}^{113}{\textrm {Cd}}(n,\gamma ){}_{48}^{114}{\textrm {Cd}}.

Reaktioner er ofte opkaldt efter kombinationen af hændelige og udsendte partikler i parentes; så et typisk eksempel på ( n , γ) -reaktion er skrevet ovenfor.

Den første tvungne nukleare omdannelse af nitrogen til oxygen , som blev udført af Rutherford , der bombarderede nitrogen med alfapartikler , er skrevet som formlen

{}_{7}^{14}{\textrm {N))(\alpha ,p){}_{8}^{17}{\textrm {O)),

hvor er kernen i brintatomet , proton .

p={}_{{1}}^{{1}}{\textrm {H}}

I den "kemiske" notation ser denne reaktion ud

{}_{7}^{14}{\textrm {N}}+\alpha \rightarrow p+{}_{8}^{17}{\textrm {O}}.

Noter

↑ 1 2 3 4 5 6 Klimov A. N. Kernefysik og atomreaktorer. - Moskva: Energoatomizdat, 1985. - S. 352.
↑ 1 2 3 4 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.
↑ N. Bor . Neutronfangst og kernens struktur // UFN . — 1936 . - T. 14 , nej. 4 , nr. 4 . - S. 425-435 .
↑ Partikelacceleratorer - artikel fra Great Soviet Encyclopedia .
↑ På vej mod termonuklear energi

Links

Nukleare reaktioner - artikel fra Great Soviet Encyclopedia .
Nuclear Reactions , Encyclopedia of Physics
Schmitz, Taylor. Kernefysik . — Pergamon Press, 1973. - ISBN 0-08-016983-X .
Bertulani, Carlos. Kernefysik i en nøddeskal. — Princeton University Press , 2007. — ISBN 978-0-691-12505-3 .
Suplee, korte atomvægte og isotopiske sammensætninger med relative atommasser . NIST (23. august 2009). (ubestemt)

Ordbøger og encyklopædier

I bibliografiske kataloger
BNE : XX526437 BNF : 119786586 GND : 4030343-3 J9U : 987007538647405171 LCCN : sh85093069 NDL : 00562379 NKC : ph135384