ш
ш
|ъся, т. е. приобрести форму, щд-дшест-оно должно преодолеть энергетич. барьером деления (рис. С, я]. Эту анергию в случае вынужденного деления ядро получает извне, напр, при захвате нейтрона. В случае спонтанного деления происходит туннельное просачивание через барьер (см. Туннельный аффект].
Когда энергия возбужде-
V А "ия ядра невелика, квантовые оболочечные эффекты приводят к осцпллнцням потеиц. энергии от носите ль-1\ но параметра деформации .-о-д л ядра. При этом барьер дело-ГТ пия приобретает двугорбый V * А /\ (рнс. 6, 6) или тр╦хгорбый * /\ / \ (рис. 6, в) вид. Такое поведение потенц. энергии ядра позволяет наиб, просто объяснить как существование спонтанно делящихся
Рис. 6. Потенциальная гжергия V ЕДра нэк функция параметра fL характеризующего его деформацию в дроцессе деления. Внизу ≈ схематическое изпгфажр-ние йволюции формы ядца в процессе деления.
580
изомеров, так и широких резонансов в зависимости сечения двления от анергии возбуждения ядра, а также группирование уровней составного ядра, обладающих большой делительной шириной.
Если проницаемость барьеров А а В невелика, то состояния ядра можно классифицировать по их иринад лежностн либо к яме /, либо к нме //. В свою очередь, состояния, принадлежащие определ. яме, как состояния сложной многочаст и ч но и структуры, можно разделить на простые (о дно частичные) и коллективные состояния (вибрац. уровни) (см. Коллективные возбуждения ядер. Колебательные возбуждения ядер). Осн. состоянием делящегося ядра является наинизшее состояние в яме /, в то время как напни^птге состояние в яме // соответствует спонтанно делящемуся изомеру. Состояния, принадлежащие яме //, имеют большую делительную ширину, определяемую проницаемостью наружною барьера В. Это означает, что ядро в этих состояниях может находиться достаточно долго, пока благодаря туннельному переходу через барьер В оно разделится на 2 осколка. Распад спонтанно делящегося изомера в основное состояние ядра с излучением -у-кваптов запрещ╦н из-за малой проницаемости внутр. барьера А [5].
Широкий реионанс в сечении деления (рис. 3) обусловлен связью сложных состояний ядра в яме / с коле-бат. состояниями в яме II. Расщепление этого резонанса па ряд более узких (наблюдаемое экспериментально) обусловлено состояниями ядра на вершине барьера В с разл. значениями угл. момента ядра /и его проекции К на ось симметрии ядра (см. Деформированные ядра].
Предо слагается, что делящееся ядро на вершинах барьеров А к В имеет разные переходные состояния, свойства к-рых обусловлены формой ядра. На барьере А ядро не обладает аксиальной симметрией, т. е. величина К не сохраняете», но авто есть зеркальная симметрия относительно плоскости, перпендикулярной наиб, оси ядра. На барьере В ядро имеет аксиальную симметрию, так что К сохраняется, но нарушена зеркальная симметрия (грушевидная форма ядра). Здесь уже существует асимметрия масс будущих осколков. Поэтому да 6api>cpe В состояния ядра с разной ч╦тностью имеют разную энергию. Эти особенности формы ядра на вершине барьеров А к В играют важную роль при теоретич. описании угл. распределений осколков деления (0]. Характер зависимости сечения деления от энергии
возбуждения £* ядра при малых 8* сильно изменяется от ядра к ядру, т. к. вероятность деления зависит от положения уровней в яме II и их структуры.
Распределение осколков деления по массам. Осн. типом деления является деление на 2 оскодка. НаиО. характерная его особенность при небольшой энергии возбуждения ≈ асимметрия распределения осколков по массе. Для деления a3*U отношение ср. масс тяж╦лого и легкого ос-колкои ≈1,5. В этом случае распределение осколков по массам имеет дву-гириый вид (рнс. 7). С увеличением энергии возбуждения возрастает вв-
Рнс. 7. Распределен не осколков ио массе для деления Ii&U ≈n в зависимости от энергии нейтронов S,, (В МэВ); N≈ процентное содержание лдер осколпои с данный А (выход массы).
160 А
роятность симметричного целения, а вероятность асимметричного изменяется очень слабо. Для большой энергии возбуждения наиб, вероятным становится симметричное деление, т. е. распределение DO кассам становится одногорбым.
Отношение выхода масс в «пике» и «провален распределения зависит также от Z*/A делящегося ядра. Для деления нейтронами 230Th оно 5-10', для a*5U ≈ 6-Ю2, для спонтанного деления !14С( ≈ 150. С ростом Z и А делящегося ядра «пик» тяж╦лого осколка в массовом распределении стоит на месте, а «иик> л╦гкого осколка приближается к «пику» тяж╦лого. Для спонтанного деления 259Fm наблюдается одногорбое распределение, т. е. наиб, вероятно симметричное деление.
Сложная картина распределения осколков по массам наблюдается при делении относительно легких ядер. При деления 2-6Ra протонами с энергией 11 МаП наблюдается тр╦хгорбое распределение осколков по массам ≈ один горб соответствует симметричному, два других ≈ асимметричному делению. С ростом энергии возбуждения выход симметричного деления раст╦т. Для еще более легких делящихся ядер (Bi | d), y к-рых деление становится заметным лишь при энергии возбуждения св. 20 МэВ, распределение осколков по массам симметрично.
Редко (один случай нэ ≈400 случаев деления на 2 осколка) происходит вылет третьей л╦гкой заряж. частицы. Наиб, часто вылетают я-частицы, а суммарный выход остальных (р, d. t, Li и т, д.) не превышает 15% от выхода а-частиц. Тройное Д. я. наблюдается при высоких, анергиях возбуждения.
Распределение оско.мсеш но кинетнч. энергии. Выделение энергии па 1 акт деления тяж╦лого ндра велико и при делении па 2 осколка распределяется в соответствии с данными:
Деляшееся ядро ............... >3it) ls*Cf
Кишткчгская анергии осколков, МэВ . . 168 183
Кинетическая энергия нейтронов, МэВ . . 5 9
Энррглн т-кчачтов, МэВ .......... 7 8
Энгргин ц-ряенадэ, МэВ .......... 3 S
Полное энсргпвыд£лрниен МэВ ....... 188 208
Деление тяж╦лых ядер на 3 осколка да╦т ещ╦ большее эняргонмделенне. Осн. вклад в з не pro вы деление вносит кннетпч. энергия осколков (до 90%). Эр!ерговыделение определяется кулоновским ускорением осколков и,
следовательно, пропорционально величине Z^A '' делящегося ядро. Экспернм. данные по ср. суммарной ки-петич. энергии осколков ┬└ пропорциональны этой величине. Величитга ╦к практически по зависит от
