следовтельно

А = - лN

Единица активности в СИ -- беккерель (Бк):/1 Бк - активность нуклида, при которой, за 1 с. происходит один акт распада, до сих пор в ядерной физике применяется и внесистемная единица активности нуклида в радиоактивном источнике кюри (Ки): 1 Ки=3,7.1010 Бк.

Радиоактивный распад происходит в соответствии с так называемыми правилами смещения, позволяющими установить, какое ядро возникает в результате распада данного материнского ядра. Правила смещения:

для б-распада

для в-распада

где-- материнское ядро, Y - символ. дочернего ядра, -- ядро гелия (б-частица), -- символическое обозначение электрона (заряд его равен -1, а массовое число -- нулю). Правила смещения являются не чем иным, как следствием двух законов, выполняющихся при радиоактивных распадах, -- сохранения электрическою заряда и сохранения массового числа: сумма зарядов (массовых чисел), возникающих ядер и частиц равна заряду (массовому числу) исходного ядра.

Возникающие в результате радиоактивного распада ядра могут быть, в свою очередь, радиоактивными. Это приводит к возникновению цепочки, или ряда, радиоактивных превращений, заканчивающихся стабильным элементом. Совокупность элементов, образующих такую цепочку, называется радиоактивным семейством.

В настоящее время известно, что естественно-радиоактивные ядра образуют три радиоактивных семейства, называемых по наиболее долгоживущему (с небольшим периодом полураспада) «родоначальнику» семейства: семейство урана (от 238/92 U), семейство тория (от 232/90 Th) и семейство актиния (от 235/89 Ac). Все семейства заканчиваются стабильными ядрами свинца; семейство урана заканчивается 206/82 РЬ, семейство тория -- 208/82 РЬ, семейство актиния -- 207/82 Pb.

I.3.1. Закономерности б-распада

В настоящее время известно более двухсот б-активных ядер, главным образом тяжелых (А > 200, Z > 82). Только небольшая группа активных ядер приходится на области с А=140ч160 (редкие земли). б-Распад подчиняется правилу смещения (4). Примером б-распада служит распад изотопа урана 238U с образованием Th:

238/92 U>234/90 Th+4/2 He.

Скорости вылетающих при распаде б-частиц очень велики и колеблются для разных ядер в пределах от 1,4-107 до 2-107 м/с, что соответствует энергиям от 4 до 8,8 МэВ. Согласно современным представлениям, б-частицы образуются в момент радиоактивного распада при встрече движущихся внутри ядра двух протонов и двух нейтронов,

б-Частицы, испускаемые конкретным ядром, обладают, как правило, определенной энергией. Более тонкие измерения, однако, показали, что энергетический спектр б-частиц, испускаемых данным радиоактивным элементом, обнаруживает «тонкую структуру», т. е. испускается несколько групп б-частиц, причем в пределах каждой группы их энергии практически постоянны. Дискретный спектр частиц свидетельствует о том, что атомные ядра обладают дискретными энергетическими уровнями.

Для б-распада характерна сильная зависимость между периодом полураспада Ti/з и энергией Ј вылетающих частиц. Эта взаимосвязь определяется эмпирическим законом Гейгера -- Нэттола (1912)*, который обычно выражают в виде связи между пробегом Rб (расстоянием, проходимым частицей в веществе до ее полной остановки) б-частиц в воздухе и постоянной радиоактивного распада л:

ln л =A+В ln Rб, (1.1)

где А и В -- эмпирические константы, л = ln 2/T Ѕ. Согласно (1.1), чем меньше период полураспада радиоактивного элемента, тем больше пpo6eг, а следовательно, и энергия испускаемых им б-частиц. Пробег б-частиц в воздухе (при нормальных условиях) составляет несколько сантиметров, в более плотных средах он гораздо меньше, составляя сотые доли миллиметра (б-частицы можно задержать обычным листом бумаги).

Опыты Резерфорда по рассеянию б-частиц на ядрах урана показали, что б-частицы вплоть до энергии 8,8 МэВ испытывают на ядрах резерфордовское рассеяние, т. е. силы, действующие на б-частицы со стороны ядер, описываются законом Кулона. Подобный характер рассеяния б-частиц указывает на то, что они еще не вступают в область действия ядерных сил, т, е. можно сделать вывод, что ядро окружено потенциальным барьером, высота которого не меньше 8,8 МэВ. С другой стороны, б-частицы, испускаемые ураном, имеют энергию 4,2 МэВ. Следовательно, б-частицы вылетают из а-радиоактивного ядра с энергией, заметно меньшей высоты потенциальною барьера. Классическая механика этот результат объяснить не могла.

Объяснение б-распада дано квантовой механикой, согласно которой вылет б-частицы из ядра возможен благодаря туннельному эффекту-- проникновению б-частицы сквозь потенциальный барьер. Всегда имеется отличная от нуля вероятность того, что частица с энергией, меньшей высоты потенциального барьера, пройдет сквозь него, т. е. действительно, из б-радиоактивного ядра б-частицы могут вылетать с энергией, меньшей высоты потенциального барьера- Этот эффект целиком обусловлен волновой природой б-частиц.

Вероятность прохождения б-частицы сквозь потенциальный барьер определяется его формой и вычисляется на основе уравнения Шредингера. В простейшем случае потенциального барьера с прямоугольными вертикальными стенками коэффициент прозрачности, определяющий вероятность прохождения сквозь него, определяется рассмотренной ранее. Анализируя это выражение, видим, что коэффициент прозрачности D тем больше (следовательно, тем меньше период полураспада), чем меньший по высоте {V) и ширине (0 барьер находится на пути б-частицы. Кроме того, при одной и той же потенциальной кривой барьер на пути частицы тем меньше, чем больше ее энергия Е. Таким образом качественно подтверждается закон Гейгера -- Нэттола .

I.3.2. в-Распад. Нейтрино

Явление в-распада подчиняется правилу смещения

и связано с выбросом электрона. Пришлось преодолеть целый ряд трудностей, связанных с трактовкой в -распада.

Во-первых, необходимо было обосновать происхождение электронов, выбрасываемых в процессе в -распада. Протонно-нейтронное строение ядра исключает возможность вылета электрона из ядра, поскольку в ядре электронов нет. Предположение же, что электроны вылетают не из ядра, а из электронной оболочки, несостоятельно, поскольку тогда должно было бы наблюдаться оптическое или рентгеновское излучение, что не подтверждают эксперименты.

Во-вторых, необходимо было объяснить непрерывность энергетического спектра испускаемых электронов (типичная для всех изотопов кривая распределения в -частиц по энергиям приведена на рис. 1). Каким же образом в-активные ядра, обладающие до и после распада вполне определенными энергиями, могут выбрасывать электроны со значениями энергии от нуля до некоторого максимального Emax - т.е. энергетический спектр испускаемых электронов является непрерывным? Гипотеза о том, что при в-распаде электроны покидают ядро со строго определенными энергиями, но в результате каких-то вторичных взаи-

Рис.1

модействий теряют ту или иную долю своей энергии, так что их первоначальный дискретный спектр превращается в непрерывный, была опровергнута прямыми калориметрическими опытами. Так как максимальная 'энергия Emax определяется разностью масс материнского и дочернего ядер, то распады, при которых энергия электрона Е < Emax, как бы протекают с нарушением закона сохранения энергии. Н. Бор даже пытался обосновать это нарушение, высказывая предположение, что чакон сохранения энергии носи! статистический характер и выполняется лишь в среднем для большого числа элементарных процессов. Отсюда видно, насколько принципиально важно было разрешить это затруднение.

В-третьих, необходимо было разобраться с не сохранением спина при в-распаде. При в -распаде число нуклонов в ядре не изменяется (так как не изменяется массовое число А), поэтому не должен изменяться и спин ядра, который равен целому числу h при четном А и полуцелому h при нечетном А. Однако выброс электрона, имеющего спин h/2, должен изменить спин ядра на величину h /2.

Последние два затруднения привели В. Паули к гипотезе (1931) о том, что при в-распаде вместе с электроном испускается еще одна нейтральная частица -- нейтрино. Нейтрино имеет нулевой заряд, спин h /2и весьма малую (вероятно нулевую) массу покоя; обозначается 0/0 н е. Впоследствии оказалось, что при в-распаде испускается не нейтрино, а антинейтрино (античастица по отношению к нейтрино; обозначается 0/0 н е).

Гипотеза о существовании нейтрино позволила Э. Ферми создать теорию в-распада (1934), которая в основном сохранила свое значение и в настоящее время, хотя экспериментально существование нейтрино было доказано более чем через 20 лет (1956). Столь длительные «поиски» нейтрино сопряжены с большими трудностями, обусловленными отсутствием у нейтрино электрического заряда и массы. Нейтрино - единственная частица, не участвующая ни в сильных, ни в электромагнитных взаимодействиях; единственный вид взаимодействий, в котором может принимать участие нейтрино,-- слабое взаимодействие. Поэтому прямое наблюдение нейтрино весьма затруднительно. Ионизирующая способность нейтрино столь мала, что один акт ионизации воздуха нейтрино приходится на 500 км пути. Проникающая же способность нейтрино столь огромна (пробег нейтрино с энергией 1 МэВ в свинце составляет порядка 1018 м!), что затрудняет удержание этих частиц в приборах.

Для экспериментального выявления нейтрино (антинейтрино) применялся, поэтому косвенный метод, основанный на том, что в реакциях (в том числе и с участием нейтрино) выполняется закон сохранения импульса. Таким образом, нейтрино было обнаружено при изучении отдачи атомных ядер при в-распаде. Если при в-распаде ядра вместе с электроном выбрасывается и антинейтрино, то векторная сумма трех импульсов - ядра отдачи, электрона и антинейтрино -- должна быть равна нулю. Это действительно подтвердилось на опыте. Непосредственное обнаружение нейтрино стало возможным лишь значительно позднее, после появления мощных реакторов, позволяющих получать интенсивные потоки нейтрино.

Введение нейтрино (антинейтрино) позволило не только объяснить кажущееся не сохранение спина, но и разобраться с вопросом непрерывности энергетического спектра выбрасываемых электронов. Сплошной спектр в-частиц обязан распределению энергии между электронами и антинейтрино, причем сумма энергий обеих частиц равна Emax- В одних актах распада большую энергию получает антинейтрино, в других -- электрон; в граничной точке кривой, где энергия электрона равна Emax, вся энергия распада уносится электроном, а энергия антинейтрино равна нулю.

Наконец, рассмотрим вопрос о происхождении электронов при в-распаде. Поскольку электрон не вылетает из и не вырывается из оболочки атома, было сделано предположение, что -электрон рождается в результате процессов, происходящих внутри ядра. Так как при в-распаде число нуклонов в ядре не изменяется, a Z увеличивается на единицу (см, (255.5)), то единственной возможностью одновременного осуществления этих условий является превращение одного из нейтронов ядра в протон с одновременным образованием электрона и вылетом антинейтрино:

Этот процесс сопровождается выполнением законов сохранения электрических зарядов, импульса и массовых чисел. Кроме того, данное превращение энергетически возможно, так как масса покоя нейтрона превышает массу атома водорода, т. е. протона и электрона вместе взятых. Данной разности в массах соответствует энергия, равная 0,782 МэВ. За счет этой энергии может происходить самопроизвольное превращение нейтрона в протон; энергия распределяется между электроном и антинейтрино.

Если превращение нейтрона в протон энергетически выгодно и вообще возможно, то должен наблюдаться радиоактивный распад свободных нейтронов (т. е. нейтронов вне ядра). Обнаружение этого явления было бы подтверждением изложенной теории в-распада. Действительно, в 1950 г. в потоках нейтронов большой интенсивности, возникающих в ядерных реакторах, был обнаружен радиоактивный распад свободных нейтронов

I.4. Гамма-излучение и его свойства

Экспериментально установлено, что г-излучение не является самостоятельным видом радиоактивности, а только сопровождает б- и в-распады и также возникает при ядерных реакциях, при торможении заряженных частица их распаде и т. д. г-Спектр является линейчатым. В отличие от оптики, где под спектром понимается распределение энергии излучения по длинам волн, г-спектр -- это распределение числа г-квантов по энергиям. Дискретность г-спектра имеет принципиальное значение, так как является доказательством дискретности энергетических состояний атомных ядер.

В настоящее время твердо установлено, что г-излучение испускается дочерним (а не материнским) ядром. Дочернее ядро в момент своего образования, оказываясь возбужденным, за время примерно 1013 -- 1014 с, значительно меньшее времени жизни возбужденного атома, переходит в основное состояние с испусканием г-излучения. Возвращаясь в основное состояние, возбужденное ядро может пройти через ряд промежуточных состояний, поэтому г-излучепие одного и того же радиоактивного изотопа может содержать несколько групп г-квантов, отличающихся одна от другой своей энергией.

При г-излучении А и Z ядра не изменяются, поэтому оно не описывается никакими правилами смещения. г-Излучение большинства ядер является столь коротковолновым, чю его волновые свойства проявляются весьма слабо. Здесь на первый план выступают корпускулярные свойства, поэтому г-излучение рассматривают как поток частиц -- г-квантов. При радиоактивных распадах различных ядер г-кванты имеют энергии от 10 кэВ до 5 МэВ.

Ядро, находящееся в возбужденном состоянии, может перейти в основное состояние не только при испускании г-кванта, но и при непосредственной передаче энергии возбуждении (без предварительного испускания г-кванта) одному из электронов того же атома. При этом испускается так называемый электрон конверсии. Само явление называется внутренней конверсией. Внутренняя конверсия -- процесс, конкурирующий с г-излучением.

Электронам конверсии соответствуют дискретные значения энергии, зависящей от работы выхода электрона из оболочки, из которой электрон вырывается, и от энергии Е, отдаваемой ядром при переходе из возбужденного состояния в основное. Если вся энергия Е выделяется в виде г-кванта, то частота излучения v определяется из известного соотношения Е = hv. Если же испускаются электроны внутренней конверсии, то их энергии равны E-AL ,…, где AK ,AL ,…, - работа выхода электрона из К- и L-оболочек. Моноэнергетичность электронов конверсии позволяет отличить их от в-электронов, спектр которых непрерывен. Возникшее в результате вылета электрона вакантное место на внутренней оболочке атома будет заполняться электронами с вышележащих оболочек. Поэтому внутренняя конверсия всегда сопровождается характеристическим рентгеновским излучением.

г-Кванты, обладая нулевой массой покоя, не могут замедляться в среде, поэтому при прохождении г-излучения сквозь вещество они либо поглощаются, либо рассеиваются им. г-кванты не несут электрического заряда и тем самым не испытывают влияния кулоновских сил. Поэтому при прохождении сквозь вещество г-кванты сравнительно редко сталкиваются с электронами и ядрами, но зато при столкновении резко отклоняются от своего первоначального направления. При прохождении пучка г-квантов сквозь вещество их энергия не меняется, но в результате столкновений ослабляется интенсивность, изменение которой описывается законом Бугера.

г-Кванты, проходя сквозь вещество, могут взаимодействовать как с электронной оболочкой атомов вещества, так и с их ядрами. В квантовой электродинамике доказывается, что основными процессами, происходящими при взаимодействии г-излучения с веществом, являются фотоэффект, ком и тон-эффект и рождение электронно-позитронных пар.

Фотоэффект или фотоэлектрическое поглощение г-излучения,-- это процесс, при котором атом поглощает г-кваит и испускает электрон. Так как электрон выбивается из одной из внутренних оболочек атома, то освободившееся место заполняется электронами из вышележащих оболочек, и фотоэффект сопровождается характеристическим рентгеновским излучением. Фотоэффект является преобладающим механизмом поглощения в области малых энергий г-квантов (Ег < > 100 кэВ). Фотоэффект может идти только на связанных электронах, так как свободный электрон не может поглотить г-квант -- при этом одновременно не удовлетворяются законы сохранения энергии и импульса.

По мере увеличения энергии г-квантов (Ег ~ 0,5 МэВ), когда их энергия превосходит энергию связи электрона в атомах и взаимодействие г-кванта приближается по своему характеру к взаимодействию со свободными электронами, основным механизмом взаимодействия г-квантов с веществом является комптоновское рассеяние .

При Ег > 1,02 МэВ = 2mе2 (mе, - масса покоя электрона) становится возможным процесс образования электронно-позитронных пар в электрических полях ядер. Вероятность этого процесса пропорциональна Z2 и увеличивается с ростом Ег. Поэтому при Ег ~10 МэВ основным процессом взаимодействия я г-излучения в любом веществе является образование электронно-позитронных пар-

Если энергия г-кванта превышает энергию связи нуклонов в ядре (7--8 МэВ), то в результате поглощения г-кванта может наблюдаться ядерный фотоэффект -- выброс из ядра одного из нуклонов, чаще всего нейтрона.

Большая проникающая способность г-излучения используется в гамма-дефектоскопии -- методе дефектоскопии, основанном на различном поглощении г-излучения при распространении его на одинаковое расстояние в разных средах. Местоположение и размеры дефектов (раковины, трещины и т. д.) определяются по различию в интенсивностях излучения, прошедшего через разные участки просвечиваемого изделия.

Воздействие у-излучения (а также других видов ионизирующего излучения) на вещество характеризуют дозой ионизирующего излучения. Различаются:

Поглощенная доза излучения - физическая величина, равная отношению анергии излучения к массе облучаемого вещества.

Единица поглощенной дозы излучения -- грей (Гр)*: 1Гр = 1 Дж/кг -- доза излучения, при которой облученному веществу массой 1 кг передается энергия любого ионизирующего излучения 1 Дж.

Экспозиционная доза излучения -- физическая величина, равная отношению суммы электрических зарядов всех ионов одного знака, созданных электронами, освобожденными в облученном воздухе (при условии полного использования ионизирующей способности электронов), к массе этого воздуха.

Единица экспозиционной дозы излучения в СИ кулон на килограмм (Кл/кг); внесистемной единицей является рентген (Р): 1 Р=2,58-10-4 Кл/кг.

Биологическая доза -- величина, определяющая воздействие излучения на организм.

Единица биологической дозы -- биологический эквивалент рентгена (бэр):

1 бэр - лоза любою вида ионизирующею излучения, производящая такое же биологическое действие, как и доза рентгеновского или у-излучения в 1 Р (1 бэр= Ю-2 Дж/кг).

Мощность дозы излучения -- величина, равная отношению дозы излучения к времени облучения. Различают; 1) мощность ' поглощенной дозы (единица - грей на секунду (Гр/с)); 2) мощность экспозиционной дозы (единица -- ампер на килограмм (А/кг)).

I.5. Цепная реакция деления

Для практического применения деления тяжелых ядер важнейшее значение имеет выделение большой энергии при каждом акте деления и появление при этом нескольких (двух, трех) нейтронов. Если каждый из этих нейтронов, взаимодействуя с соседними ядрами делящегося вещества, в свою очередь вызывает в них реакцию деления, то происходит лавинообразное нарастание числа актов деления. Такая реакция деления называется цепной. Свое название эта реакция получила по аналогии с цепными химическими реакциями, т. е- реакциями, продукты которых могут вновь! вступать в соединения с исходными веществами.

В 1939 г. Я. Б. Зельдович и Ю. Б. Харитон впервые указали на возможность существования цепной ядерной | реакции деления. Каждый из нейтронов, образовавшихся д при одном акте деления, если он будет захвачен ядром, вызовет появление новых нейтронов деления, в свою очередь Способных вызвать реакции деления, и т. д.

Рассмотрим несколько подробнее возможность осуществления цепной реакции. Предположение о том, что каждый из нейтронов захватывается соседними ядрами, в действительности не реализуется. Часть вторичных нейтронов попадает в ядра атомов тех веществ, которые непременно присутствуют в той области, где реализуется цепная реакция, но не являются делящимися, - замедлители нейтронов, теплоносители, уносящие тепло из зоны реакции, и др. Часть нейтронов может просто выйти за пределы активной зоны - того пространства, где происходит цепная реакция.

Очевидно, что непременным условием возникновения цепной реакции является наличие размножающихся нейтронов. Введем понятие о коэффициенте k размножения нейтронов. Коэффициентом размножения нейтронов называют отношение числа нейтронов, возникших в некотором звене реакции, к числу таких нейтронов в предшествующем ему звене. Необходимым условием для развития цепной реакции является требование k >1. Величина k определяется, во-первых, значением среднего числа нейтронов, возникших при одном акте деления, во-вторых, вероятностями различных процессов взаимодействия нейтронов с ядрами делящегося вещества и примесей в нем, а также размерами системы.

Роль последнего фактора существенна потому, что с уменьшением размеров активной зоны увеличивается доля нейтронов, выходящих за ее пределы, и уменьшается возможность дальнейшего развития цепной реакции. Потери нейтронов пропорциональны площади поверхности, а генерация нейтронов пропорциональна массе и, следовательно, объему делящегося вещества. Например, для делящегося вещества, имеющего сферическую форму (объем V~R , поверхность 5-R2, S/V~1/R), с уменьшением R, т.е. с уменьшением объема и массы делящегося вещества, будет расти доля потерь нейтронов, вылетающих из активной зоны. Минимальные размеры активной зоны, при которых возможно осуществление цепной реакции, называются критическими размерами.

Минимальная масса делящихся веществ, находящихся в системе критических размеров, называется критической

массой.

Для уменьшения потерь нейтронов и уменьшения критических параметров делящегося вещества его окружают отражателем - слоем неделящегося вещества, обладающего малым эффективным поперечным сечением для захвата нейтронов и большим сечением их рассеяния. Отражатель возвращает в активную зону большую часть вылетевших из нее нейтронов. В качестве отражателей используются те же вещества, которые применяются для замедления нейтронов,- графит, тяжелая вода DaO и HDO, соединения бериллия.

Одной из наиболее важных характеристик цепной реакции является скорость ее развития, зависящая, помимо коэффициента k размножения нейтронов, от среднего времени ф между двумя последовательными актами деления. Очевидно, что т определяет среднее время жизни одного «поколения» нейтронов, т. е. среднее время от момента деления до захвата нейтрона ядром атома делящегося вещества. Точнее, время т складывается из времени деления * ядра, времени запаздывания вылета нейтрона из ядра относительно момента деления и времени, прошедшего до следующего захвата.

В случае развивающейся цепной реакции для резкого уменьшения времени т, т. е. для получения весьма быстрой цепной реакции взрывного типа, необходимо осуществить процесс размножения на быстрых нейтронах; для получения управляемой цепной реакции необходимо увеличивать время т, т. е. нужно стремиться к тому, чтобы время запаздывания вылета нейтронов относительно момента деления и время перемещения нейтронов до следующего захвата по возможности были большими. Первое зависит от механизма возникновения вторичных нейтронов и меньше поддается воздействию, второе - от взаимодействия вылетевших из ядра нейтронов с окружающими ядрами, т. е. от замедления нейтронов, их движения в веществе и, наконец, от их захвата. Управление цепной реакцией сводится, в основном, к воздействию на эти процессы.

I.6. Ядерные реакторы

Управляемые цепные реакции осуществляются в ядерных реакторах или атомных котлах.

В качестве сырьевых и делящихся веществ в реакторах используются 92U236, 94Pu233, 92U238, а также 90Th232. В естественной смеси изотопов урана изотопа 92U238 содержится в 140 раз больше, чем изотопа 92U235. Для понимания процессов, которые могут происходить в реакторе с природной смесью изотопов, необходимо учитывать различия в условиях, при которых происходит деление ядер обоих изотопов урана. Исследование энергетического спектра нейтронов, испускаемых при делении, показывает, что их энергии составляют в основном около 0,7 Мэв. Эти нейтроны способны вызвать деление лишь ядер в^236- Те немногие нейтроны, энергия которых превышает энергию активации деления ядра 92U238, с большей вероятностью претерпевают неупругое рассеяние и их энергия оказывается, как правило, ниже порога деления ядра 92U238. В результате ряда столкновений с ядрами урана нейтроны теряют энергию малыми порциями, замедляются и испытывают захват ядрами 92U238 или поглощаются ядрами 92U235. Поглощение нейтронов ядрами 92U235 способствует развитию цепной реакции, поглощение же их ядрами 92U238 выводит нейтроны из цепной реакции и ведет к обрыву цепной реакции. Расчеты показывают, что в естественной смеси изотопов урана вероятность обрыва цепной реакции превышает вероятность развития реакции и цепная реакция деления не может развиваться ни на быстрых, ни на медленных нейтронах.

В ядерных реакторах на медленных нейтронах условием, обеспечивающим развитие цепной реакции, является применение замедлителя для уменьшения захвата нейтронов ядрами 92U238. При каждом столкновении с ядрами замедлителя нейтрон теряет энергию большими порциями, и это благоприятствует «проскакиванию» энергии нейтрона через ту область энергий, при которых происходит захват нейтрона ядрами 92U238. В качестве замедлителей применяют углерод (в виде графита), дейтерий (в виде тяжелой воды DaO и HDO), бериллий и окись бериллия, ядра которых меньше других ядер захватывают тепловые нейтроны.

Различаются два типа реакторов на медленных нейтронах - гомогенные и гетерогенные. В гомогенных реакторах делящееся вещество равномерно распределяется по объему замедлителя (например, растворяется в воде). В гетерогенных реакторах уран расположен отдельными блоками по объему замедлителя - тяжелой воды или графита. В гомогенных реакторах нейтроны в ходе замедления все время находятся поблизости от ядер атомов урана, распределенных по всему объему. Это приводит к большей вероятности поглощения нейтронов ядрами атомов урана, а не замедлителя, но это же снижает вероятность избежать захвата нейтронов ядрами 92U238. В гетерогенных реакторах, наоборот, сравнительно мала вероятность поглощения тепловых нейтронов ядрами урана, но зато повышается вероятность избежать захвата ядрами 92U238, ибо значительную часть времени замедляемые нейтроны с энергиями, «опасными» для захвата, проводят за пределами блоков делящегося урана. Работе реактора способствует также снижение утечки нейтронов, достигаемое за счет увеличения критических размеров и применения отражателей нейтронов.

Быстрое развитие цепной реакции сопровождается , выделением большого количества энергии, что может вызвать излишний перегрев реактора. При достижении реактором требуемой мощности необходимо режим развивающейся реакции свести к критическому режиму со значением k=1 и затем поддерживать этот режим. Для уменьшения коэффициента размножения нейтронов в активную зону реактора вводятся стержни из материалов, сильно поглощающих тепловые нейтроны, например из бора или кадмия. Такие управляющие стержни уменьшают значение k и предотвращают нарастание скорости цепной реакции, поддерживая ее в стационарном режиме.

Деление ядер урана, осуществляемое в реакторах, сопровождается образованием большого числа радиоактивных различных осколков. Расчеты показывают, что на 22 000 квт-ч энергии образуется примерно 1 s осколков. При этом испускаются в-лучи и г-излучение. Кроме того, реакторы, работающие с замедлителями, испускают мощные потоки тепловых нейтронов, которые используют для получения различных искусственно-радиоактивных изотопов. Эти изотопы применяют для исследований в различных областях народного хозяйства.

Нейтронные потоки и у-лучи, возникающие в ядерных реакторах, имеют большую интенсивность, обладают высокой проникающей способностью и губительно действуют на организм человека. Поэтому для защиты персонала, обслуживающего ядерные реакторы, применяют специальные меры. Одна из наиболее эффективных мер - автоматизация процессов управления реактором.

Примером гетерогенного ядерного реактора на медленных нейтронах является реактор первой в мире советской атомной электростанции, введенной в эксплуатацию 27 июня 1954 г. Полезная мощность реактора составляет 5000 кет. Замедлителем нейтронов служит графит. Активная зона реактора представляет собой графитовый цилиндр диаметром 1,5 -и и высотой 1,7 м, окруженный графитовым отражателем. В активной зоне расположены 128 вертикальных рабочих каналов для помещения в них делящегося вещества - природной смеси урана, обогащенной изотопом 92U235. Рабочие каналы выполнены в форме стальных трубок, на которые надеты втулки из уранового сплава. Внутри трубок протекает вода для охлаждения урана. В активной зоне расположены также 22 канала для управляющих стержней из карбида бора, сильно поглощающего тепловые нейтроны. С помощью управляющих стержней мощность реактора поддерживается на необходимом заданном уровне. Вода, охлаждающая реактор, становится радиоактивной. Нагретая вода поступает в парогенератор и там передает тепло воде, циркулирующей во втором замкнутом контуре, в котором образуется пар с давлением 12,5 атм и температурой 260 °С, подводимый затем к турбине.

Управление узлами атомной электростанции автоматизировано и производится на расстоянии.

Первая советская атомная электростанция (АЭС) явилась прототипом для крупнейшей в СССР Белоярской атомной электростанции им. И. В. Курчатова. Первый блок этой станции мощностью 100 тыс. кет введен в эксплуатацию в 1964 г. Использование сверхкритических параметров пара (давление 250 атм, температура 535-565 °С) позволило повысить коэффициент полезного действия этой станции.

Урановые реакторы на тепловых нейтронах могут решить задачу энергоснабжения в ограниченном масштабе, который определяется количеством урана 92U235. При использовании всего природного запаса 92U235 можно получить энергию, приблизительно эквивалентную запасам обычного топлива на Земле.

Для увеличения ядерных энергетических ресурсов используются процессы, происходящие при захвате нейтронов ядрами 92U233 и тория 90Th232. Они приводят к появлению эффективно делящихся плутония 94Pu286 и изотопа урана 92U233 . Схема получения плутония:

Реакция на тории происходитпо следующей схеме:

Захват нейтронов ядрами 92U238 сопровождается созданием ядерного горючего, которое может быть химическим путем отделено от 92U238. Этот процесс называется воспроизводством ядерного горючего. При делении одного ядра ^ „U"5 образуется в среднем 2,5 нейтрона, из которых лишь один необходим для поддержания цепной реакции. Остальные 1,5 нейтрона могут быть захвачены ядрами y^V233 и из них могут быть образованы 1,5 ядра 94Pu239. В специальных бридерных (воспроизводящих) реакторах коэффициент воспроизводства ядерного горючего превышает единицу. В урановых реакторах, работающих на медленных нейтронах, этого осуществить нельзя. Действительно, в таком реакторе деление происходит в 84,5 случаях из 100 поглощений тепловых нейтронов ядрами 92U235. Теоретически возможный максимальный коэффициент воспроизводства ядерного горючего составит 2,5-0,845-1=1,11 вместо 1,5. В результате поглощения нейтронов замедлителем и их вылета за пределы реактора он еще уменьшится. В реакторах с замедлителем коэффициент воспроизводства ядерного горючего, как правило, меньше единицы. Например, в реакторе первой АЭС он составляет всего 0,32.

Бридерные реакторы работают на быстрых нейтронах. Активной зоной является сплав урана, обогащенного изотопом 92U235, с тяжелым металлом (висмут, свинец), мало поглощающим нейтроны. В бридерных реакторах отсутствует замедлитель. Управление таким реактором производится перемещением отражателя или изменением массы делящегося вещества.

В СССР созданы реакторы на быстрых нейтронах, дающие огромную интенсивность нейтронных потоков. В Советском Союзе-пионере ядерной энергетики ведется большая работа по ядерному реакторостроению и мирному использованию энергии делящихся ядер.

Последовательная борьба Советского Союза за мирное использование внутриядерной энергии нашла свое отражение в достигнутом в 1964 г. соглашении между СССР и США о направлении большого количества расщепляющихся материалов для использования в мирных целях, в том числе для опреснения морской воды. Расчеты показывают, что реактор на быстрых нейтронах мощностью 2,2 -10s вт может обеспечить работу электростанции мощностью 5,1-Ю8 вт и дистилляционной опреснительной установки производительностью 180 тыс. м3 пресной воды в сутки при стоимости воды 2-3 копейки за 1 м3. При достижении реакторами мощности (10-20)-10° вт стоимость опресненной воды настолько снизится, что можно будет ставить вопрос о применении ее для орошения засушливых земель.

Одновременно с решением проблемы большой ядерной энергетики и увеличением мощности реакторов в СССР успешно решаются проблемы малой ядерной энергетики. Уменьшение размеров реакторов крайне важно для использования ядерного горючего в двигателях, где лимитирован вес горючего. Такие двигатели устанавливаются на подводных лодках и ледоколах дальнего плавания. Как известно, в 1959 г. в СССР вступил в строй первый в мире ледокол «Ленин» с двигателем на ядерном топливе. В течение трех лет машины ледокола «Ленин» работали без перезарядки горючего.|

I.7. Термоядерные реакции

1Н1 или 1p1 1H2 или 1D2, 1H3 или 1T3. Удельная энергия связи ядра гелия значительно превышает удельную энергию связи ядер изотопов водорода. Поэтому при синтезе ядер гелия из водородных ядер будет выделяться энергия. Весьма эффективной в отношении выделения энергии является следующая реакция:

Оказывается, что при этой реакции выделяется энергия, равная 17,6 Мэв.

Выделение энергии на один нуклон в реакции синтеза в несколько раз больше, чем при делении тяжелых ядер. Так, при делении ядер урана, как уже говорилось, выделяется энергия около 200 Мэв, что составляет на один нуклон 200/238^0,85 Мэв. В реакции же (46.13) на один нуклон выделяется 17,6/5w3,5 Мэв, т. е. в четыре раза больше. Еще большая энергия выделяется при синтезе ядра гелия из четырех протонов:

В этой реакции выделяется энергия, равная 26,8 Мэв, т. е, выделение энергии на одну частицу составляет 26,8/4=6,7 Мэв.

3. Для осуществления реакции синтеза, для слияния легких ядер, нужно преодолеть потенциальный барьер, обусловленный кулоновским отталкиванием одноименно заряженных ядер. Оценим качественно высоту этого барьера.

Для слияния ядер дейтронов их нужно сблизить вплотную, т. е. на расстояние между центрами, равное удвоенному радиусу ядра водорода, r~3*10-15 м. Для этого нужно совершить работу, равную электростатической потенциальной энергии ядер, находящихся на этом расстоянии друг от друга: U:=e2/4ре 0 r. Подставив числа, найдем, что высота потенциального барьера составляет примерно 0,1 Мэв. Ядра дейтрона смогут преодолеть этот барьер, если при столкновении они будут обладать соответствующей кинетической энергией. Средняя кинетическая энергия теплового движения дейтронов (3/2k Т) равна 0,1 Мэв и достаточна для преодоления потенциального барьера при T=2-109 °К, т. е. при температуре порядка миллиардов градусов. Это значительно больше температуры внутренних областей Солнца, которая оценивается примерно в 107 °К-

Однако термоядерные реакции синтеза могут происходить и при температурах меньших, чем 109 °К. Дело в том, что скорости ядер распределены по закону Максвелла, и поэтому при температуре, меньшей 109 °К, например при T~107 °К, имеется некоторая доля ядер, энергия которых превышает высоту потенциального барьера и которые, следовательно, могут начать реакцию синтеза.

Из приведенных данных видно, что реакции синтеза ядер требуют нагрева до очень высоких температур. Поэтому эти реакции называются термоядерными.

Частицы, находящиеся в «хвосте» максвелловского распределения при T~107 °К имеют энергии порядка десятков килоэлектрон-вольт, что еще, однако, значительно ниже кулоновского барьера. В ядерных реакциях заряженных частиц при обычных температурах вероятность туннельного проникновения сквозь кулоновский барьер при столкновении ядер невелика. Однако она очень быстро увеличивается с ростом энергии сталкивающихся частиц. Например, для двух ядер дейтерия эта вероятность при средней энергии частиц 1,7 кэв (соответствующей температуре 2-Ю7 °К) - превышает в 1047 раз вероятность туннельного слияния двух ядер дейтерия, обладающих средней энергией 17 эв (Т=2-105 °К). Температура 107 °К оказывается достаточной для того, чтобы начала протекать термоядерная реакция за счет туннельного слияния ядер, находящихся в «хвосте» максвелловского распределения. Кроме того, благоприятную роль для протекания термоядерных реакций играет то обстоятельство, что с повышением температуры интенсивнее происходят столкновения ядер, находящихся на «хвосте» максвелловского распределения, что способствует проникновению ядер друг в друга сквозь кулоновский потенциальный барьер.

Температура порядка 107 °К характерна для центральной части Солнца. С другой стороны, спектральный анализ излучения Солнца позволяет установить, что в составе Солнца, как и в составе многих других звезд, имеется значительная часть водорода (около 80%) и гелия (до 20%). Углерод, азот и кислород составляют не более 1% массы звезд. Впрочем, если учесть, что масса Солнца колоссальна (1,99-1030 кг), то на Солнце имеется достаточное количество этих газов. Сопоставление всех этих данных с условиями протекания термоядерных реакций привело к выводу, что термоядерные реакции должны происходить на Солнце и звездах и являться источником энергии, компенсирующим их излучение. Ежесекундно Солнце излучает энергию 8,8-1036 дж, что соответствует уменьшению его массы покоя на 4,3 млн. тонн. Полезно отметить, что удельное выделение энергии Солнца, т. е. выделение, приходящееся на единицу массы в одну секунду, оказывается при этом весьма малым, всего 1.9-10-4 дж/сек-кг. Оно составляет лишь 1% от удельного выделения энергии в живом организме в процессе обмена веществ.

Малое удельное выделение Солнцем энергии за 1 сек объясняет, почему мощность излучения энергии нашим светилом практически не изменилась за несколько миллиардов лет существования солнечной системы.

В 1938 г. было высказано предположение о возможном протекании термоядерных реакций на Солнце в форме так называемого протонно-протонного цикла. В одном из вариантов протонно-протонного цикла происходят, как считают, следующие реакции. Цикл начинается с соединения двух протонов с образованием дейтрона и испусканием позитрона и электронного нейтрино:

1p1+lPl>lD2++1eo+0н0.

Далее дейтрон реагирует с протоном, образуя ядро легкого изотопа гелия аНе3, а избыток энергии выделяется в виде Т-излучения:

lD2+1p1>2He4+21p1.

Заметим, что позитрон, образовавшийся на первом этапе цикла, соединяясь с электроном плазмы, также дает 7-излу-чение.

С 1951 г. считают, что наиболее вероятным продолжением цикла является соединение ядер гелия аНе3 с образованием ядра гНе" (а-частицы) и двух протонов:

2He3+2He3>2Hel+21p1.

Результатом цикла является синтез водородных ядер в ядро гелия, сопровождающийся выделением энергии.

7. В 1939 г. Г. Бете рассмотрел цикл термоядерных реакций, называемый углеродно-азотным циклом или циклом Бете. В этом цикле соединение ядер водорода в ядро гелия облегчается при помощи ядер углерода 6С12, играющих роль катализаторов термоядерной реакции. Началом цикла является проникновение быстрого протона в ядро углерода 6С12 с образованием ядра неустойчивого радиоактивного изотопа азота 7N13 и с излучением г-кванта:

6С12+1p1>7N13+г.

С периодом полураспада 14 мин в ядре 7N13 происходит превращение 1p1+lPl>lD2++1eo+0н0 и образуется ядро изотопа углерода 6С13:

7N13>6С13++1eo +0н0.

Приблизительно через каждые 2,7 млн. лет ядро 6C13, захватив протон, образует ядро устойчивого изотопа азота 7N14:

6C13+1p1>7N14+г.

Спустя в среднем 32 млн. лет ядро 7N14 захватывает протон и превращается в ядро кислорода 8O15:

7N14+1p1>8O15+г.

Неустойчивое ядро 8O15 с периодом полураспада 3 мин испускает позитрон и нейтрино и превращается в ядро 7N15:

8O15>7N15+ ++1eo+0н0.

Завершается цикл реакцией поглощения ядром 7N15 протона и распадом его на ядро углерода 6С12 и г-частицу, происходящими приблизительно через 100 тысяч лет:

7N15 +1p1>6С12+ 2He4

Новый цикл начинается вновь с поглощения углеродом 6С12 протона, происходящего в среднем через 13 млн. лет. Отдельные реакции цикла отделены временами, которые с точки зрения земных масштабов времени являются непомерно большими. Однако нужно учесть, что этот цикл является замкнутым и непрерывно происходящим. Поэтому различные реакции цикла происходят на Солнце одновременно, начавшись в разные моменты времени.

Результатом одного цикла является превращение четырех протонов в ядро гелия с появлением двух позитронов и 7-излучения, к которому следует добавить излучение, возникающее при слиянии позитронов с электронами плазмы. Количество энергии, выделяющейся на одно ядро гелия, составляет 26,8 Мэв. В пересчете на грамм-атом гелия это составляет 700 тыс. квт-ч энергии. Этого количества энергии достаточно для компенсации энергии, излучаемой Солнцем. Хотя термоядерные реакции на Солнце и приводят к уменьшению на нем водорода, расчеты показывают, что количества водорода, имеющегося на Солнце, хватит для поддержания термоядерных реакций и излучения Солнца на миллиарды лет.

Из предыдущего ясно, какое большое значение имеет осуществление в земных условиях термоядерных реакций для получения энергии. Достаточно сказать, что при использовании дейтерия, содержащегося в одном литре обычной воды, в реакции термоядерного синтеза выделится столько же энергии, сколько выделится при сгорании около 350 л бензина.

Впервые условия, близкие к тем, какие реализуются в недрах Солнца, были осуществлены в СССР, а несколько' позднее в США, в водородной бомбе, где происходит самоподдерживающаяся термоядерная реакция взрывного характера. Взрывчатым веществом, в котором происходила Ц термоядерная реакция, являлась смесь дейтерия 1D2 и " трития 1H3. Необходимая для протекания реакции высокая температура была получена за счет взрыва «обычной» атомной бомбы.

Теоретически основой для получения искусственных управляемых термоядерных реакций являются реакции, происходящие в дейтериевой высокотемпературной плазме. Задача заключается, однако, не только в создании условий, необходимых для интенсивного выделения энергии в термоядерных процессах, но главным образом в поддержании этих условий. Для осуществления самоподдерживающейся термоядерной реакции нужно, чтобы скорость выделения энергии в системе, где происходит реакция, была не меньше, чем скорость отвода энергии от системы.

Расчеты показывают, что для обеспечения самоподдерживающейся управляемой термоядерной реакции необходимо довести температуру дейтериевой плазмы до нескольких сотен миллионов градусов. При температурах порядка 108 градусов термоядерные реакции обладают заметной интенсивностью и сопровождаются выделением большой энергии. Так, при температуре порядка 108 градусов мощность, выделяемая в единице объема плазмы при соединении дейтериевых ядер, составляет примерно 3 квт!м3, в то время как при температуре ~106 градусов она равна всего лишь 10-17 вт/м3.

Основной причиной потерь энергии высокотемпературной плазмой является ее огромная теплопроводность, быстро растущая (пропорционально Т'/«) при рассматриваемых высоких температурах. Отвод энергии из плазмы может происходить благодаря диффузии горячих частиц из области, где происходит реакция, на стенки аппарата, в котором находится плазма. Если плазму не теплоизолировать от контакта с любыми окружающими веществами, то ее нельзя нагреть даже до нескольких сот тысяч градусов, так как вся энергия, выделяющаяся в результате реакций синтеза, будет уходить на стенки. Иными словами, необходимо удержать плазму в заданном объеме, не допуская ее расширения.

Идея эффективной магнитной термоизоляции плазмы применительно к проблеме управляемого термоядерного синтеза была предложена в СССР А. Д. Сахаровым и И. Е. Таммом в 1950 г. Если пропустить через плазму в форме столба вдоль его оси сильный электрический ток, то магнитное поле этого тока, которое имеет форму, обычную для прямолинейного проводника, создает электродинамические силы, которые будут стремиться сжать плазменный столб. Таким образом столб плазмы окажется оторванным от стенок и стянутым в плазменный шнур (§ 12.8). Очевидно, что сжатие плазмы может происходить до тех пор, пока давление, вызванное электродинамическими силами, не уравновесится газокинетическим давлением частиц самой плазмы. На рис шнур 2 изолирован от стенок 1 магнитным полем Н. Электрический ток /, пропущенный через газ, выполняет несколько функций:

а) в начальной стадии создает плазму благодаря интенсивной ионизации;

б) стягивает плазму в шнур;

в) за счет выделения джоулева тепла и сжатия нагревает плазму до высокой температуры.

В первоначальных опытах, проводившихся в СССР Л. А. Арцимовичем и его сотрудниками, в дейтерии, находящемся под давлением в 0,01-0,1 мм рт. ст., с помощью батареи конденсаторов большой емкости создавался мощный импульсный разряд. Максимальная сила тока в момент разрядного импульса достигала 105-10е а при длительности нарастания тока от нуля до максимума 5-10 мксек. Возникшая плазма сначала быстро стягивалась в шнур к оси разрядной трубки. В конце сжатия температура шнура достигала 10е градусов и даже нескольких миллионов градусов.

Однако удержать плазменный шнур в таком состоянии не удается: происходят быстрые радиальные его колебания - он то расширяется, то снова сжимается. Вследствие нестабильности, неустойчивости плазмы в плазменном шнуре возникают деформации, которые изменяют геометрическую форму шнура. Результатом этого является нарушение термоизоляции, интенсивное взаимодействие плазмы со стенками, приводящее к загрязнению дейтерия веществом стенок и к быстрому охлаждению плазмы. Все это происходит за время в несколько микросекунд, сравнимое с временем разрядного импульса. К моменту, когда достигнут максимум тока, температура плазмы уже снижается по сравнению с той, которая у нее была в момент окончания первого сжатия в шнур.

На рис. 46.6 представлены две простейшие деформации плазменного шнура - его местное сужение и изгиб. Для осуществления управляемых термоядерных реакций необходимо выяснить условия, при которых высокотемпературная плазма, помещенная в магнитном поле надлежащей конфигурации, может сохранять устойчивость. Решение этого вопроса, наряду с поисками путей повышения температуры плазмы до необходимой для самоподдерживающейся реакции синтеза, является главным направлением, в котором развиваются исследования по управляемым термоядерным реакциям.

Проблема устойчивости плазмы потребовала прежде всего тщательного изучения деформаций, которые могут возникнуть в плазменном шнуре. Не вдаваясь в детали, укажем, что в случае деформации, изображенной на рис. 46.6, и, в области сужения (перетяжки) плазмы возрастает напряженность магнитного поля, а вместе с ней возрастают и электродинамические силы, стягивающие шнур в этой области. Между тем давление самой плазмы во всех ее сечениях одинаково и плазма может свободно перетекать вдоль столба. Следовательно, в месте сужения возросшее электродинамическое давление не будет уравновешиваться давлением плазмы, и сужение будет продолжаться вплоть до разрыва шнура в области первоначального сужения. Аналогично можно показать, что возникшая в Плазменном шнуре деформация изгиба будет развиваться и приведет к дальнейшему изгибанию шнура.

В настоящее время детально изучены возможные виды неустойчивости плазмы. Для стабилизации плазмы применяются различные варианты использования дополнительных внешних магнитных полей, не связанных с током, проходящим через плазму.

Серьезным успехом на пути создания управляемых термоядерных реакций явилось осуществление в 1964 г. в Сибирском отделении Академии наук СССР под руководством Г. И. Будкера плазмы с контролируемой температурой в 100 млн. градусов. Это достигнуто с помощью сжатия плазмы и ее нагревания ударными волнами, возникающими в плазме в результате очень быстрого нарастания магнитного поля. Оказалось, что этот нагрев может быть осуществлен за время, меньшее времени развития неустойчивостей плазмы. При этом с помощью специальных разрядников за десятые доли микросекунды подводилась мощность порядка 200 млн. кет. В плазме с плотностью 1013-1014 м"3 осуществлена термоядерная реакция. Аналогичные результаты получены Е. К. Завойским о сотрудниками в Институте атомной энергии им. И. В. Курчатова.

Важнейшей задачей теперь является повышение времени существования устойчивого режима плазмы и ее плотности. Несмотря на то, что сложных нерешенных задач, связанных с созданием практически реализуемых термоядерных реакций, еще очень много, настойчивые усилия ученых приближают решение этой гигантской задачи - получение практически неиссякаемого источника энергии.

I.8. Биологическое действие излучения

Дозой поглощенного излучения называют величину, равную отношению энергии излучения, поглощенной облучаемым телом, к его массе:

За единицу дозы поглощенного излучения принят грэй (Гр): 1 Гр = 1 Дж/1 кг.

Экспозиционной дозой излучения называют величину, равную отношению суммарного заряда ионов одного знака, образованных излучением в некотором объеме воздуха, к массе воздуха в этом объеме:

За единицу экспозиционной дозы излучения принята интенсивность такого излучения, которое производит в 1 кг сухого воздуха такое число ионов, суммарный заряд которых составляет 1 Кл каждого знака:

Страницы: 1, 2