Искусство
Инженерная
Конспект
Лабы
ТОЭ
Математика
Курсовая
Физика

Черчение

Алгебра
Энергетика
Лекции
Сопромат
Контрольная
Информатика
Задачи

Область экспериментально обнаруженных атомных ядер практически вплотную приблизилась к левой границе области возможного существования атомных ядер (Bp = 0), граница области экспериментально обнаруженных нейтроно-избыточных ядер (за исключением легких) проходит довольно далеко от области Bn = 0.

Деление ядер Открытие и капельная модель

Одно из первых модельных представлений о процессе деления (1939 г., Н.Бор, Д. Уиллер, Я.Френкель) заключалось в привлечении капельной модели для анализа гипотезы Л.Мейтнер и О.Фриша о неустойчивости тяжелых ядер при изменении их формы. Напомним, что согласно капельной модели вещество ядра представляется в виде капли однородной заряженной жидкости. Энергия связи такого ядра определяется полуэмпирической формулой Вейцзеккера (2.1.1).

Ядро, захватив нейтрон, возбуждается, что вызывает колебания формы ядра. Пусть ядро начинает удлиняться вдоль одной из осей симметрии. Поверхность ядра при этом увеличивается, а его объем не изменяется из-за несжимаемости ядерной материи. Поэтому увеличивается энергия поверхностного натяжения (второй член в формуле (2.1.1)), из-за действия ядерных сил притяжения, которые препятствуют удлинению ядра. Напротив, кулоновская энергия расталкивания протонов (третий член в формуле (2.1.1)) будет убывать из-за увеличения сред него расстояния между нуклонов. Полная энергия W ядра будет увеличиваться относительно точки равновесия «а» (рис. 5.1.1) с ростом деформации ядра, которую будем характеризовать параметром деформации α.. Таким образом, ядро, по отношению к изменению своей формы, оказывается в потенциальной яме. Однако деление все-таки может происходить, да еще и с выделением энергии Q  200 МэВ, т.е. суммарная внутренняя энергия осколков должна уменьшиться (лежать ниже) относительно точки «а» на рис. 5.1.1 на величину ~ Q. Это означает, что зависимость W(α) должна достичь максимума (рис. 5.1.2), а затем монотонно убывать с ростом параметра α, который теперь имеет смысл расстояния между центрами масс осколков. Величина Qfk при α → ∞ на рис. 5.1.2 характеризует суммарную кинетическую энергию, которую приобретают осколки в результате кулоновского расталкивания.

В точке αm (рис. 5.1.2) потенциальный барьер достигает максимальной величины Wf. Величина Wf является важнейшей характеристикой делящегося ядра и называется энергетическим барьером деления. Если W1 < Wf (см. рис. 5.1.2), то параметр деформации α < αm и возникают упругие колебания формы ядра-капли, которые заканчиваются испусканием γ-кванта и ядро переходит в основное состояние. В случае, когда W2 > Wf ядро должно неизбежно разделиться, т.е. α становится больше αm. Возможные последовательные фазы вынужденной деформации можно наглядно показать на примере макроскопической капли заряженной жидкости (рис. 5.1.3). Теплоперенос в ядерных реакторах В настоящей главе определяются желаемые качества теплоносителя реактора и обсуждаются процессы теплопереноса от топливных элементов к теплоносителю первого контура и от теплоносителя первого контура к паропроизводящей установке. Рассмотрены различные типы теплоносителя (газовые, жидкие и кипящие). В заключение приведены примеры технической реализации охлаждающих контуров в реакторах различного типа и их характеристики.

 

 


Фактором, определяющим деление в капельной модели, является соотношение между приращениями поверхностной ΔWпов(α) и кулоновской ΔWкул(α)  энергиями в процессе деформации ядра. При малых колебаниях (α < αm, |ΔWкул(α)| < |ΔWпов(α)|) форма капли будет последовательно изменяться от почти сферической до эллипсоидальной (позиция 2 на рис. 5.1.3)  и обратно. Если параметр деформации α = αm, то |ΔWкул(α)| = |ΔWпов(α)|, что вызывает образование перетяжки (позиция 3 на рис. 5.1.3) и капля принимает форму гантели. В этом случае силы поверхностного натяжения уже не препятствуют удлинению капли, а, наоборот, способствуют обеим половинам гантели принять сферическую форму (позиция 4 на рис. 5.1.3) и действуют согласовано с кулоновскими силами расталкивания. После разделения ядра-капли на две капли поверхностная энергии не изменяется (ΔWпов(α) = 0) и образовавшиеся фрагменты будут разлетаться в противоположных направлениях (позиция 5 на рис. 5.1.3) под действием кулоновских сил.

 

Радиоактивный распад ядра возможен тогда, когда он энергетически выгоден, т.е. сопровождается выделением энергии. Условием этого является превышение массы M исходного ядра суммы масс mi продуктов распада, которому соответствует неравенство M > ?mi. Это условие является необходимым, но не всегда достаточным.
Лабы
Физика

Черчение

Лекции
Задачи