Fisjon barriere - Fission barrier

Kjernefysikk
Nucleus  · nukleoner  ( p , n )  · Kjerne sak  · Kjerne kraft  · Kjerne struktur  · kjernereaksjon
Modeller av kjernen Væskedråpe  · Kjernefysisk modell  · Samhandlende bosonmodell  · Ab initio
Nuklides klassifisering Isotoper - like Z Isobarer - like A Isotoner - like N Isodiaphers - like N  -  Z       Isomerer - lik alle ovennevnte speilkjerner  - Z ↔ N Stabil  · Magi  · Jevnt/oddetall  · Halo  ( Borromean )
Kjernefysisk stabilitet Bindende energi  · p – n -forhold  · Drypplinje  · Stabilitetens øy  · Stabilitetsdal  · Stabilt nuklid
Radioaktivt forfall Alfa α  · Beta β  ( 2β ( 0v ), β + )  · K / L fangst  · Isomer  ( Gamma γ  · Intern omdannelse )  · spontan fisjon  · Cluster forråtnelse  · Neutron utslipps  · Proton emisjons Forråtnelse energi  · nedbrytningskjeden  · forråtnelse produkt  · radiogen nuklide
Atomfisjon Spontan  · Produkter  ( par bryte )  · Photofission
Fange prosesser elektron ( 2 × )  · nøytron  ( s  · r )  · proton  ( p  · rp )
Høyenergiprosesser Spallasjon ( ved kosmisk stråle )  · Fotodisintegrasjon
Nucleosynthesis og kjernefysiske astrofysikk Kjernefysisk fusjon prosesser: Stellar  · Big Bang  · Supernova Nuklider ense: Primordial  · Kosmogeniske  · Artificial
Kjernefysikk med høy energi Kvark -gluonplasma  · RHIC  · LHC
Forskere Alvarez  · Becquerel  · Bethe  · A. Bohr  · N. Bohr  · Chadwick  · Cockcroft  · Ir. Curie  · Fr. Curie  · Pi. Curie  · Skłodowska-Curie  · Davisson  · Fermi  · Hahn  · Jensen  · Lawrence  · Mayer  · Meitner  · Oliphant  · Oppenheimer  · Proca  · Purcell  · Rabi  · Rutherford  · Soddy  · Strassmann  · Świątecki  · Szilárd  · Teller  · Thomson  · Walton  · Wigner
Fysikkportal  Kategori
v t e

En indusert fisjonreaksjon . En kjerne blir begeistret av noen kjernefysisk prosess og deler seg deretter i lettere elementer ( fisjonprodukter ). Dette frigjør en liten mengde nøytroner og rask gammastråling , etterfulgt av beta -forfallet til de lettere kjernene med ytterligere gammastråling frigitt.

I kjernefysikk og kjernekjemi , det fisjons barrieren er den aktiveringsenergi som er nødvendig for en kjerne av et atom for å undergå fisjon . Denne barrieren kan også defineres som den minimale energimengden som kreves for å deformere kjernen til det punktet hvor den uigenkallelig er forpliktet til fisjonen. Energien for å overvinne denne barrieren kan komme fra enten nøytronbombardering av kjernen, der tilleggsenergien fra nøytronet bringer kjernen til en opphisset tilstand og gjennomgår deformasjon, eller gjennom spontan fisjon , der kjernen allerede er i en eksitert og deformert tilstand .

Det er viktig å merke seg at innsatsen for å forstå fisjonprosesser fortsatt er en pågående og har vært et svært vanskelig problem å løse siden fisjon ble først oppdaget av Lise Meitner , Otto Hahn og Fritz Strassmann i 1938. Mens kjernefysikere forstår mange aspekter ved fisjon, er det foreløpig ingen omfattende teoretisk rammeverk som gir en tilfredsstillende redegjørelse for de grunnleggende observasjonene.

Skjæring

Fisjoneringsprosessen kan forstås når en kjerne med en viss likevektsdeformasjon absorberer energi ( for eksempel gjennom nøytronfangst ), blir begeistret og deformeres til en konfigurasjon kjent som "overgangstilstand" eller "sadelpunkt" -konfigurasjon. Etter hvert som kjernen deformeres, reduseres kjernefysisk Coulomb -energi mens kjerneflatenergien øker. På sadelpunktet er endringshastigheten for Coulomb -energien lik endringshastigheten til atomoverflatenergien. Dannelsen og eventuelt forfallet av denne overgangstilstandskjernen er det hastighetsbestemmende trinnet i fisjonprosessen og tilsvarer passasjen over en aktiveringsenergibarriere til fisjonreaksjonen. Når dette skjer, forsvinner nakken mellom de begynnende fragmentene og kjernen deler seg i to fragmenter. Punktet der dette skjer kalles "skjæringspunktet".

Modell med flytende dråper

Fra beskrivelsen av begynnelsen av fisjonprosessen til "skjæringspunktet" er det tydelig at endringen av kjerneformen er forbundet med en endring av energi av en eller annen art. Faktisk er det endringen av to energityper: (1) den makroskopiske energien knyttet til kjernefysiske bulkegenskaper gitt av væskedråpemodellen og (2) den kvantemekaniske energien forbundet med å fylle skallmodellens orbitaler. For kjernefysiske bulkegenskaper med små forvrengninger, overflaten , og Coulomb, er energier gitt av: ${\ displaystyle E_ {s}}$${\ displaystyle E_ {c}}$

${\ displaystyle E_ {s} = E_ {s}^{0} (1+{\ frac {2} {5}} \ alpha _ {2}^{2})}$

${\ displaystyle E_ {c} = E_ {c}^{0} (1-{\ frac {1} {5}} \ alpha _ {2}^{2})}$

hvor og er overflaten og Coulomb -energien til de uforvrengte sfæriske dråpene, henholdsvis, og er kvadrupolforvrengningsparameteren. Når endringene i Coulomb og overflatenergier ( , ) er like, blir kjernen ustabil med hensyn til fisjon. På det tidspunktet blir forholdet mellom den uforvrengte overflaten og Coulomb -energiene: ${\ displaystyle E_ {s}^{0}}$${\ displaystyle E_ {c}^{0}}$${\ displaystyle \ alpha _ {2}}$${\ displaystyle \ Delta E_ {c} = E_ {c}^{0} -E_ {c}}$${\ displaystyle \ Delta E_ {s} = E_ {s}^{0} -E_ {s}}$

${\ displaystyle x = {\ frac {E_ {c}^{0}} {2E_ {s}^{0}}}}$

hvor kalles fissionability parameter. Hvis , reduseres væskedråpenergien med økende , noe som fører til fisjon. Hvis , så reduseres væskedråpenergien med avtagende , noe som fører til sfæriske former av kjernen. ${\ displaystyle x}$${\ displaystyle x> 1}$${\ displaystyle \ alpha _ {2}}$${\ displaystyle x <1}$${\ displaystyle \ alpha _ {2}}$

Coulomb og overflatenergi til en jevnt ladet sfære kan tilnærmes med følgende uttrykk:

${\ displaystyle E_ {c}^{0} = {\ frac {3} {5}} {\ frac {Z^{2} e^{2}} {R_ {0} A^{1/3}} } = a_ {c} {\ frac {Z^{2}} {A^{1/3}}}}$

${\ displaystyle E_ {s}^{0} = 4 \ pi R_ {0}^{2} SA^{2/3} = a_ {s} A^{2/3}}$

hvor er atomnummeret til kjernen, er kjernens massenummer , er ladningen til et elektron, er radiusen til den uforvrengte sfæriske kjernen, er overflatespenningen per kjerneområde, og . Ligningen for fisjonability -parameteren blir da: ${\ displaystyle Z}$${\ displaystyle A}$${\ displaystyle e}$${\ displaystyle R_ {0}}$${\ displaystyle S}$${\ displaystyle a_ {c} = 3e^{2}/5R_ {0}}$${\ displaystyle a_ {s} = 4 \ pi R_ {0}^{2} S}$

${\ displaystyle x = \ left ({\ frac {a_ {c}} {2a_ {s}}} \ right) \ left ({\ frac {Z^{2}} {A}} \ right) = \ left ({\ frac {Z^{2}} {A}} \ høyre)/\ venstre ({\ frac {Z^{2}} {A}} \ høyre) _ {kritisk}}$

hvor forholdet mellom konstanten blir referert til som . Splittbarheten til en gitt kjerne kan deretter kategoriseres i forhold til . Som et eksempel har plutonium-239 en verdi på 36,97, mens mindre fisjonable kjerner som vismut-209 har en verdi på 32,96. ${\ displaystyle \ left (a_ {c}/2a_ {s} \ right)^{-1}}$${\ displaystyle \ left (Z^{2}/A \ right) _ {critical}}$${\ displaystyle \ left (Z^{2}/A \ right)}$${\ displaystyle \ left (Z^{2}/A \ right)}$${\ displaystyle \ left (Z^{2}/A \ right)}$

For alle stabile kjerner må den være mindre enn 1. I så fall vil den totale deformasjonsenergien til kjerner som gjennomgår fisjon øke med en mengde , ettersom kjernen deformeres mot fisjon. Denne økningen i potensiell energi kan betraktes som aktiveringsenergibarrieren for fisjonreaksjonen. Imidlertid involverer moderne beregninger av potensiell deformasjonsenergi for væskedråpemodellen mange deformasjonskoordinater bortsett fra og representerer store beregningsoppgaver. ${\ displaystyle x}$${\ displaystyle (1/5) \ alpha _ {2}^{2} (2E_ {s}^{0} -E_ {c}^{0})}$${\ displaystyle \ alpha _ {2}}$

Skallkorreksjoner

For å få mer rimelige verdier for atommassene i væskedråpemodellen, er det nødvendig å inkludere skalleffekter. Den sovjetiske fysikeren Vilen Strutinsky foreslo en slik metode ved bruk av "skallkorreksjon" og korreksjoner for atomparring til væskedråpemodellen . I denne metoden blir den totale energien til kjernen tatt som summen av væskedråpemodellenergien , skallet , og sammenkoblingen,, korreksjoner til denne energien som: ${\ displaystyle E_ {LDM}}$${\ displaystyle \ delta S}$${\ displaystyle \ delta P}$

${\ displaystyle E = E_ {LDM}+\ sum _ {p, n} (\ delta S+\ delta P)}$

Skallkorreksjonene, akkurat som væskedråpenergien, er funksjoner av kjernefysisk deformasjon. Skallkorreksjonene har en tendens til å senke massene av sfæriske kjerner i grunntilstanden med magi eller nesten magiske antall nøytroner og protoner . De har også en tendens til å senke grunnmassen til midten av kjernekjernene ved en viss endelig deformasjon, og dermed stå for den deformerte naturen til aktinidene . Uten disse skallvirkningene kunne ikke de tyngste kjernene observeres, da de ville forfalle ved spontan fisjon på en tidsskala som er mye kortere enn vi kan observere.

Denne kombinasjonen av makroskopisk væskedråpe og mikroskopiske skalleffekter forutsier at for kjerner i U - Pu -regionen vil det oppstå en dobbelhumpet fisjonbarriere med like barrierehøyder og et dypt sekundært minimum. For tyngre kjerner, som californium , er den første barrieren spådd å være mye større enn den andre barrieren, og passasje over den første barrieren er hastighetsbestemmende. Generelt er det rikelig med eksperimentelle og teoretiske bevis på at den laveste energibanen i fisjonprosessen tilsvarer å ha kjernen, i utgangspunktet i en aksialt symmetrisk og masse (refleksjon) symmetrisk form passere det første maksimumet i fisjonbarrieren med en aksialt asymmetrisk men massesymmetrisk form for deretter å passere det andre maksimumet i barrieren med en aksialt symmetrisk, men masse (refleksjon) asymmetrisk form. På grunn av den kompliserte flerdimensjonale karakteren av fisjoneringsprosessen, er det ingen enkle formler for fisjonbarrierehøyder. Imidlertid er det omfattende tabeller over eksperimentelle karakteriseringer av fisjonbarrierehøyder for forskjellige kjerner.

Se også

• Kald fisjon
• Kjernefysisk fusjon

Referanser