Типичная зависимость сечений деления от энергии

Для всех делящихся нуклидов в сечениях деления присутствуют три характерные области: область тепловых нейтронов, в которой сечение уменьшается с увеличением энергии нейтрона монотонно по закону 1/v… (или, что то же самое, ) промежуточная или резонансная область, состоящая из серии узких резонансных пиков шириной меньше 1 эВ; область быстрых нейтронов, в которой сечения деления становятся приблизительно постоянными и равными:

σ_f = πr₀F₀

где r_o – радиус ядра;

F_o – функция, зависящая от парциальных ширин каналов деления и испускания нейтронов. Для пороговых нуклидов сечение растет по экспоненте, а затем остается приблизительно постоянным.

Некоторые характеристики деления основных делящихся и пороговых ядер.

Ядро	U3		U5		Pu9		Th2	U8
Нейтрон	тепл	быстр	Тепл	быстр	тепл	быстр	быстр	Быстр
σs, барн	531	2,8	582	1,8	742	1,8
σa, барн	585	3,3	684	2,3	1018	2,2
νf	2,48	2,6	2,4	2,5	2,86	3,0
Епор, МэВ	-	-	-	-	-	-	1,3	0,9

Из данных по сечениям деления, приведенных в таблице следует, что осуществление управляемой ядерной цепной реакции с помощью тепловых нейтронов проще, чем с помощью быстрых, поскольку сечения взаимодействия тепловых нейтронов больше сечений быстрых в ~ 200 раз. Поэтому в конструкции реакторов на тепловых нейтронах используется замедлитель (обычная вода, тяжелая вода или графит), который замедляет нейтроны до тепловых энергий, очень слабо поглощая их.

Выделение энергии при цепной реакции деления. При одном акте деления выделяется около 200 МэВ, что соответствует 3,2×10^-11 Дж. Отсюда следует, что для выделения 1 Дж энергии должно произойти 3,1× 10¹⁰ делений. Если такое число делений будет происходить в 1 с, то выделяемая мощность равна 1 Вт.

Энергия, выделяющаяся при делении ²³⁵U медленными нейтронами и усредненная по всем возможным способам деления ядра, равна 205 МэВ. Ниже приведено распределение этой энергии между различными продуктами деления, МэВ.

к инетическая энергия осколков деления ...........….167

кинетическая энергия нейтронов деления ............… 5

энергия мгновенного g-излучения ................…….… 6

энергия b-частиц при распаде продуктов деления .. 8

энергия g-распада продуктов деления ..............…… 7

энергия нейтрино ...........................…………………12

полная энергия .........................................................200

5. Разделение нейтронов по энергиям. Понятие об энергетическом спектре нейтронов в реакторе.

Сечения взаимодействий и соотношения между ними существенно зависят от энергии нейтронов. При рассмотрении взаимодействия нейтронов с ядрами условно выделяют интервалы быстрых (10 МэВ – 1 кэВ), промежуточных или резонансных (1 кэВ – 0,625 эВ) и тепловых нейтронов (0,625 – 10^–3 эВ). Нейтроны, образующиеся при делении ядер в реакторах, имеют энергии выше нескольких килоэлектронвольт, т.е. это быстрые нейтроны.

Для физики реакторов важна зависимость от энергии резонансных сечений деления и радиационного захвата у тяжелых ядер. Резонансы для этих ядер занимают область Е  1  10³ эВ, чем и объясняется выбор границ интервала резонансных нейтронов.

Выбор верхней границы нейтронов тепловой группы (0,625 эВ) основан на том, что граница пропускания кадмием нейтронов малых энергий равна 0,625 эВ. Фольга из кадмия толщиной 2 мм практически полностью поглощает нейтроны с энергией  0,625 эВ и пропускает нейтроны больших энергий. Выбор этой границы удобен для сравнения результатов расчетов и экспериментов при физических расчетах реакторов.

В зависимости от того, в какой из указанных областей происходит подавляющее число делений (поглощений), реакторы называются реакторами на быстрых, промежуточных или тепловых нейтронах.

Неупругое рассеяние – очень важный процесс для физики реакторов. В реакторах на тепловых нейтронах этот процесс важен потому, что потеря энергии при неупругом рассеянии на тяжелых ядрах гораздо больше, чем при упругом рассеянии на легких ядрах. Поэтому желательно замедлять нейтроны спектра деления путем неупругого рассеяния на нечетных тяжелых ядрах до энергии ~ 100 кэВ, а дальнейшее замедление проводить на ядрах водородсодержащего замедлителя.

Быстрыми нейтронами делятся тяжелые ядра не только с нечетным числом нейтронов, сечение деления которых отличается от нуля при любых энергиях, но и четно – четные, такие как ²³²Th ,²³⁸U. Для ²³⁸U и ²³²Th пороговые значения энергии ~ 1 МэВ. Пороговая энергия для ²⁴⁰Pu ~1 кэВ.

Распределение кинетических энергий испущенных таким способом нейтронов является распределением Максвелла с параметром, определяемым энергией возбуждения ядра, остающейся после испускания нейтрона – «температурой» ядра.

Спектры нейтронов деления можно описать максвелловым законом:

где: Т – параметр распределения, выраженный, как и энергия Е в МэВ;

а – константа, нормирующая распределение на число нейтронов деления ().

При делении ядер урана и плутония нейтроны рождаются в широком спектре энергий. Распределение нейтронов по скоростям (энергиям) называется спектром нейтронов. Спектр нейтронов деления – жесткий, в нем преобладают нейтроны высоких энергий (быстрые нейтроны). Максимальное число нейтронов имеет энергию ~0,7 МэВ, наибольшая энергия достигает 18 МэВ, средняя ~ 2 МэВ. При наличии замедлителя спектр нейтронов смягчается, переходя в спектр Ферми (замедляющиеся нейтроны). При энергиях ~ 1 эВ и ниже спектр Ферми переходит в спектр тепловых нейтронов или спектр Максвелла.

Процесс установления спектра тепловых нейтронов под влиянием теплового движения атомов среды, а также химических связей атомов и молекул называют термализацией нейтронов. Переход от замедления нейтронов к термализации характеризуется граничной энергией Е_гр, называемой энергией сшивки спектров. При равной 20ºС энергия сшивки Е_гр  0,2эВ. Установившийся спектр тепловых нейтронов (спектр Максвелла), находящихся в равновесии с тепловой средой, представляет собой поле свободных нейтронов, диффундирующих в активной зоне.