Мы поможем в написании ваших работ!



ЗНАЕТЕ ЛИ ВЫ?

Взаимодействие нейтронов с ядрами

Поиск

Формула Брейта-Вигнера для изолированного уровня – сечение образования составного ядра при захвате нейтрона с l = 0:

. (4.1)

Нейтронов с энергией меньше 10 кэВ, а именно в этом энергетическом диапазоне расположены, в основном, резонансы, имеют де-бройлевскую длину волны > 4,5·10-12 см (см. формулу 4.5), которая существенно превышает размер даже самых тяжелых ядер. Поэтому такие нейтроны могут взаимодействовать с ядрами только с орбитальным моментом l = 0 и в этом случае им не нужно преодолевать центробежный барьер.

В формуле (4.1): - кинетическая энергия налетающего нейтрона; Т 0 – кинетическая энергия нейтрона, соответствующая образованию рассматриваемого уровня составного ядра; g - статистический фактор; I - спин ядра мишени; J - спин рассматриваемого уровня составного ядра; s = 1/2 – спин нейтрона; Г и Г n – полная и нейтронная ширина уровня (см. задачу 4.6).

Нейтронная ширина уровня

, (4.2)

где - длина волны нейтрона и нейтронная ширина уровня при Т n = Т 0.

Основные параметры резонансов представлены на рис. 4.1. Г 1 и Г 2 – ширины резонансной кривой на половине высоты соответствующего максимума. Остальные обозначения очевидны.

Уровень называется изолированным (уединенным), если

. (4.4)

Де-бройлевская длина волны нейтрона

, см. (4.5)

Центробежный барьер для нейтрона

, (4.6)

где - приведенная масса ядра и нейтрона.

Задача 4.1

Получить с помощью квазиклассических рассуждений выражение для прицельного параметра b бомбардирующего нейтрона. Вычислить первые три возможных значения b для нейтронов с кинетической энергией T n = 1,00 МэВ.

Решение

Величина момента импульса частицы (орбитального момента) относительно произвольной точки «О»

,

где b – прицельный параметр; Р – величина импульса. В квантовой механике величина может принимать значения:

,

где l = 0, 1, 2,... – квантовое число момента. Из двух последних соотношений получаем возможные значения

. (4.1.1)

Вычислим по формуле (4.5) длину волны де-Бройля для нейтрона с кинетической энергией T n = 1,00 МэВ:

= 4,55·10-13 см. (4.1.2)

Соответственно первые три значения прицельного параметра равны: 0; 6,4 и 11,2 Фм.

Задача 4.2

Найти максимальное значение b max прицельного параметра при взаимодействии нейтрона с кинетической энергией T n = 5,00 МэВ с ядрами Ag.

Решение

Будем считать, что ядро имеет сферическую форму, а максимальное значение b max прицельного параметра нейтрона не должно превышать величины , которая определяет зону действия ядерных сил между нейтроном и ядром. Тогда, используя 4.1.1, имеем

. 4.2.1

Из выражения 4.2.1 для известных величин определяется l max, а затем по формуле 4.1.1 находим b max.

Вычисления для радиуса ядра по формуле (1.1) дают R я = 6,7·10-13 см, а для длины волны нейтрона с энергией T n = 5,00 МэВ по формуле (4.5) получаем = 2,0·10-13 см. Таким образом, l max = 3 и, согласно формуле (4.1.1), b max = 7·10-13 см.

Задача 4.3

Показать, что для нейтронов с длиной волны геометрическое сечение взаимодействия с ядром , где R – радиус ядра. Оценить эту величину для нейтронов с энергией T n = 10 МэВ, налетающих на ядро Au.

Решение

Для того чтобы нейтрон попал в зону действия ядерных сил, его прицельный параметр не должен превышать величины . Поэтому проводя из центра ядра окружность радиуса R = , получим оценку геометрического сечения взаимодействия нейтрона с ядром . Для золота и нейтрона с кинетической энергией T n = 10 МэВ (используя формулы (1.1) и (4.5), получим

2,9·10-24 см 2 = 2,9 барн.

Задача 4.4

Оценить максимальную величину центробежного барьера для нейтронов с кинетической энергией T n = 7,0 МэВ при взаимодействии с ядрами Sn.

Решение

Для решения задачи воспользуемся формулой (4.6)

. 4.4.1

Приведенная масса системы нейтрон – ядро Sn составляет

а.е.м. 4.4.2

Радиус ядра (см. формулу (1,1))

см.

Длину волны нейтрона определим по формуле (4.5)

см.

Максимальную величину орбитального момента нейтрона оценим, используя формулу 4.2.1:

,

подставив в которую значения , получим l max = 3.

Искомая высота центробежного барьера

МэВ.

Задача 4.5

Найти вероятность того, что в результате взаимодействия медленных нейтронов (l = 0) с ядрами, спин которых I = 1, составное ядро образуется в основном состоянии со спином J = 3/2. Считать, что спины нейтронов и ядер до взаимодействия имеют всевозможные взаимные ориентации.

Решение

Связанное состояние, которым является составное ядро, имеет вектор спина , где – вектор спина нейтрона. Сложение векторов есть сложение их проекций на выбранное направление в пространстве как алгебраических чисел. Каждый из векторов имеет по (2 s + 1) или (2 I +1) проекций соответственно. Для получения всех возможных проекций вектора , каждая из возможных проекций вектора складывается с одной из проекций вектора . Всего таких суммарных проекций оказывается (2 s + 1)(2 I +1), каждая из которых реализуется с равной вероятностью. Таким образом, возможны (2 s + 1)(2 I +1) различных способов образования составного ядра. Число же возможных и равновероятных проекций вектора составляет (2 J +1), а относительная вероятность образования составного ядра со спином J составит (ср. с формулой (4.1))

.

Задача 4.6

Исходя из формулы Брейта-Вигнера для сечения σ а образования составного ядра, получить выражение для сечений процессов упругого рассеяния σnn и радиационного захвата σ нейтрона.

Решение

Вероятность распада (постоянная распада) составного ядра в единицу времени с одного из рассматриваемых изолированных (уединенных) уровней

, 4.6.1

где - вероятности распада составного ядра по каналам (n,n) и (n,γ) соответственно, если других каналов распада составного ядра нет. Учитывая связь между постоянной распада λ и средним временем τ жизни ядра, из 4.6.1 получим

. 4.6.2

Из соотношения неопределенностей и 4.6.2, предполагая, что измерения производятся с наилучшей точностью, получим

, (4.6.3)

т.е. полная ширина есть сумма парциальных ширин. Таким образом, относительные вероятности распада составного ядра по каналам (n,n) и (n,γ) будут равны соответственно

, (4.6.4)

а соответствующие сечения

, (4.6.5)

Задача 4.7

Выразить с помощью формулы Брейта-Вигнера сечение радиационного захвата нейтрона σ от его кинетической энергии T n, если известно сечение σ0 данного процесса при T n = Т 0 и значения Т 0 и Г.

Решение

Из формул (4.1) и (4.6.5) получаем формулу Брейта-Вигнера для сечения радиационного захвата

. (4.7.1)

Тогда

. (4.7.2)

Разделив (4.7.1) на (4.7.2), получим

. (4.7.3)

Так как формула (4.1) Брейта-Вигнера записана для l = 0 (T n < 10 кэВ), то можно положить Г γ const, так как энергия возбуждения составного ядра

Δ W (C) = ,

а энергия связи нейтрона . Кроме того, испускание γ-кванта в этой области энергий налетающих нейтронов является преобладающим процессом распада составного ядра, так выброс нейтрона сильно затруднен из-за очень малого превышения энергии возбуждения составного ядра над энергией связи нейтрона. Поэтому Г γ >> Г n и полная ширина уровня Г = Г γ + Г nГ γ const. С учетом этого и формулы (4.2) из (4.7.3) получим

,

так как

.

Задача 4.8

Выяснить с помощью формулы Брейта-Вигнера условия, при которых сечение радиационного захвата нейтронов подчиняется закону 1/ v (см. пунктир на рис. 4.1)

Решение

Исследуем формулу (4.7.1) Брейта-Вигнера для сечения радиационного захвата, сделав следующие три предположения:

1. Т n << Т 0;

2. Г γ const;

3. Г γ >> Г n и полная ширина уровня Г = Г γ + Г nГ γ const.

Возможность применения последних двух предположений обсуждены в предыдущей задаче.

Тогда

,

т.е.

.

Задача 4.9

Найти с помощью формулы (4.7.1) Брейта-Вигнера для сечения радиационного захвата нейтрона отношение σmin0, где σmin – минимальное сечение процесса (n,γ) в области T n < T 0 (см. рис. 4.1); σ0 – сечение этого процесса при T n = T 0, если Г << Т 0.

Решение

Считая Г γ const и Гconst, из формулы (4.7.1) для сечения процесса радиационного захвата нейтрона получим

. (4.9.1)

Для нахождения T min продифферинцируем формулу (4.7.1) по T n и результат приравняем нулю. После несложных преобразований получим квадратное уравнение

.

Из этого уравнения

,

так как Г << Т 0. Подставив полученное значение T min в (4.9.1), получим

.

Задача 4.10

Какова должна быть толщина d кадмиевой пластинки, чтобы параллельный пучок тепловых нейтронов при похождении через нее уменьшился в 100 раз?

Решение

Пусть плотность потока параллельного пучка нейтронов, падающих на пластинку, есть Ф 0. По мере прохождения пластинки, плотность потока нейтронов будет уменьшаться вследствие захвата их ядрами кадмия. Выделим в пластинке на глубине х слой толщиной d x. Изменение плотности потока при прохождении слоя d x равно

,

где n – концентрация ядер поглотителя нейтронов; σ а – сечение поглощения тепловых нейтронов.

Решение этого уравнения с граничным условием Ф (х = 0) = Ф 0 имеет вид

, (4.10.1)

где d – толщина пластинки. Из (4.10.1) получим

. (4.10.2)

Тепловые нейтроны эффективно захватываются только ядрами 113Cd, атомное содержание которого в природном кадмии составляет 12,26%. Сечение захвата тепловых нейтронов σ а (113Cd) = 2·104 б. Для вычисления d найдем концентрацию ядер 113Cd:

.

Окончательно,

.

Задача 4.11

В центре сферического слоя графита, внутренний и внешний радиусы которого R 1 = 1,0 см и R 2 = 10,0 см находится точечный источник нейтронов с кинетической энергией Т n = 2 МэВ. Интенсивность источника I 0 =2,0·104 с -1. Сечение взаимодействия нейтронов данной энергии с ядрами углерода σ = 1,6 б. Определить плотность потока нейтронов Ф n(R 2) на внешней поверхности графита, проходящих данный слой без столкновений.

Решение

Приступая к решению этой задачи, рекомендуется хорошо разобрать решение задачи 3.22. Построим элемент телесного угол d Ω с вершиной в точке нахождения источника (рис. 4.11.1). По определению, плотность потока нейтронов в точке R 2 будет равна

. (4.11.1)

где – количество нейтронов, падающих со стороны графита на площадку d S в секунду, не испытавших рассеяния. Количество нейтронов, испущенных источником в телесный угол d Ω в одну секунду и падающих на внутреннюю поверхность слоя в точке R 1, составит

.

Так как часть нейтронов испытает рассеяние на ядрах углерода, то в соответствие с формулой (4.10.1), число нейтронов, не испытавших рассеяния и проходящих в секунду через площадку d S в точке R 2 составит

,

где n – концентрация ядер углерода.

Подставив полученное выражение в (4.11.1) и воспользовавшись определением (3.22.2) для элемента телесного угла, получим

.

Задача 4.12

Узкий пучок нейтронов с кинетической энергией 10 эВ проходит через счетчик длиной l = 15 см вдоль его оси. Счетчик наполнен газообразным BF3 при нормальных условиях (бор природного изотопного состава). Определить эффективность регистрации нейтронов с данной энергией, если известно, что сечение реакции (n,α) подчиняется закону 1/ v.

Решение

Эффективность ε регистрации частиц – одна из основных характеристик любого счетчика частиц, которая есть вероятность зарегистрировать ровно N частиц из N 0 вошедших в рабочий объем счетчика за время измерения. Для экспериментальной оценки величины ε используют соотношение

, (4.12.1)

где Np – число зарегистрированных частиц, а N 0– число частиц, попавших в рабочий объем детектора за время регистрации.

Непосредственная регистрация нейтронов данной энергии невозможна из-за крайне низкой кинетической энергии. Для регистрации используют экзоэнергетические реакции под действием нейтронов с образованием заряженных частиц, которые регистрируются обычными ионизационными методами. Одна из таких реакций

, (4.12.2)

протекает только на нуклиде 10В. Сечение этой реакции в тепловой области (Т n = 0,025 эВ) σ = 3813 б.

В соответствие с формулой (4.10.1) плотность потока нейтронов на выходе из детектора составит

,

а поглощенная в счетчике длиной d плотность потока

, (4.12.3)

где Ф 0 – плотность потока нейтронов, входящих в счетчик через торцевую поверхность.

Если каждая α-частица, возникающая в реакции (4.12.2) оказывается зарегистрированной, то, согласно (4.12.1) и (4.12.3)

1,44·10-2,

так как при нормальных условиях в 1 см 3 идеального газа содержится L = 2,69·1019 молекул (число Лошмидта).

Задача 4.13

Небольшой образец ванадия 51V массой m = 0,5 г активируется до насыщения в поле тепловых нейтронов. Непосредственно после облучения в течение t = 5,0 мин было зарегистрировано = 8,0·109 импульсов при эффективности регистрации ε = 1,0·10-2. Определить концентрацию n n нейтронов, падающих на образец.

Решение

В результате захвата тепловых нейтронов ядрами 51V образуется радиоактивный 52V (сечение активации σакт= 4,5 б), который испускает β--частицы и с периодом полураспада Т 1/2 = 3,26 мин превращается в стабильный нуклид 52Cr.

Плотность потока нейтронов Ф n может быть выражена через концентрацию нейтронов n n и их среднюю скорость следующим образом:

. (4.13.1)

Число импульсов, зарегистрированных за время t,

),

где N (t) – число ядер, испытавших за время t β--распад, а Na – число радиоактивных ядер при насыщении. Если воспользоваться формулой (2.3), то

. (4.13.2)

Здесь q - скорость образования радиоактивных ядер 52V, распад которых регистрируется.

По определению, число реакций в бесконечно малом объеме вещества мишени в единицу времени составляет

,

где n – концентрация ядер мишени; σакт- сечение активации; Ф n – плотность потока нейтронов. Тогда скорость образования радиоактивных ядер в бесконечно малом объеме вещества мишени составит

.

Чтобы найти скорость q образования радиоактивных ядер во всем образце следует полученное выражение проинтегрировать по объему

,

который занимает вещество данной массы m и плотностью ρ:

, (4.13.3)

если считать, что плотность потока нейтронов и сечение активации в пределах объема образца не изменяются (образец «тонкий»).

Покажем, что такое допущение имеет место. Длина пробега нейтронов до первого взаимодействия

,

что на много превышает характерные линейные размеры образца:

.

Окончательно из (4.13.1), (4.13.2) и (4.13.3) получим

= 7,4·104 см -3.

Задача 4.14

Какую долю η первоначальной кинетической энергии Т 0 теряет нейтрон при: а) упругом лобовом столкновении с первоначально покоившимися ядрами 2Н, 12С и 235U; б) упругом рассеянии под углом на первоначально покоившемся дейтоне, если угол = 30, 90 и 150º?

Решение

Доля энергии, теряемая нейтроном,

, (4.14.1)

где и Р 0 - кинетическая энергия и импульс налетающего нейтрона; - кинетическая энергия и импульс нейтрона после рассеяния.

Решение задачи получим в ЛСК. Запишем закон сохранения энергии и импульса:

(4.14.2)
, (4.14.3)

где - импульс налетающего нейтрона; - импульс нейтрона после рассеяния; - кинетическая энергия и импульс ядра отдачи с массовым числом А. Из векторного треугольника (рис. 4.14.1), графически изображающего закон сохранения импульса (4.14.3), имеем

. (4.14.4)

Из (4.14.2), учитывая, что Т = P 2/2 m, получим

. (4.14.5)

Подставив (4.14.5) в (4.14.4), после несложных преобразований, получим квадратное уравнение

.

Решение этого уравнения:

.

Окончательно

. (4.14.6)

а) При лобовом столкновении с телом большей массы нейтрон отлетает назад и выражение (4.14.6) приобретает вид

. (4.14.7)

Для А = 2 (2Н), 12 (12С) и 238 (238U) получим соответственно

.

б) При столкновении нейтрона с ядром 2H (А = 2) выражение (4.14.6) приобретает вид:

. (4.14.8)

Для углов = 30, 90 и 150º получим соответственно

.

Задача 4.15

Нейтроны с кинетической энергией Т 0 упруго рассеиваются на ядрах с массовым числом А. Определить: а) энергию Т нейтронов рассеянных под углом в СЦИ; б) долю нейтронов, кинетическая энергия которых в результате однократного рассеяния лежит в интервале (Т, Т + d Т), если рассеяние в СЦИ изотропно.

Решение

а) Запишем закон сохранения энергии:

Т 0 = Т + Т А,

где Т А – кинетическая энергия ядра отдачи с массовым числом А.

Тогда

Т = Т 0 - Т А. (4.15.1)

Для нахождения Т А воспользуемся векторной диаграммой импульсов(рис. 4.15.1). По теореме косинусов

Но при упругом рассеянии величина импульса частиц в СЦИ не изменяется и по правилам построения импульсной диаграммы для упругого рассеяния

Тогда

и

Подставив полученное выражение для Т А в (4.15.1), получим окончательно:

. (4.15.2)

б) Если рассеяние нейтронов в СЦИ изотропно, то число нейтронов , рассеянных в единичный телесный угол в единицу времени, составит

,

где - полное число нейтронов, испытавших рассеяние по всем возможным направлениям. Доля нейтронов , рассеянных в единицу времени в элемент телесного угла ,

.

В сферической системе координат с центром в точке рассеяния

и

.

Так как рассеяние нейтронов в СЦИ по условия задачи сферически симметрично, то угол не зависит от полярного угла и

. (4.15.3)

Связь между кинетической энергией рассеянного нейтрона и углом рассеяния в СЦИ дается формулой (4.15.2). Дифференцируя формулу (4.15.2), получим

.

Выразив из последнего выражения и подставив в (4.15.3), получим окончательно, что

, (4.15.4)

а функция распределения рассеянных нейтронов по энергиям (энергетический спектр)

.

Таким образом, вероятность нейтрону иметь энергию от Т minдо Т max оказывается одинаковой. Минимальному значению энергии рассеянного нейтрона соответствует рассеяние назад (). Тогда из формулы (4.15.2) получаем

.

Максимальному значению энергии нейтрона в энергетическом спектре соответствует отсутствие взаимодействия с ядрами мишени, т.е. Т max= Т 0. Этот же результат следует из формулы (4.15.2) при .

Энергетический спектр рассеянных нейтронов изображен на рис. 4.15.2.

Задача 4.16

Нейтроны испытывают рассеяние на первоначально покоившихся протонах. Считая это рассеяние изотропным в СЦИ, найти с помощью векторной диаграммы импульсов:

а) вероятность рассеяния нейтронов в интервале углов ;

б) долю нейтронов, рассеянных под углами ;

в) среднее значение угла рассеяния нейтронов в ЛСК.

Решение

Построим векторную диаграмму импульсов (рис. 4.16.1), не делая различия между массами протона и нейтрона.

а) В качестве оценки вероятности рассеяния нейтронов в интервале углов можно использовать (4.15.3), если установить функциональную связь между углами . Из векторной диаграммы

.

Следовательно

. (4.16.1)

Тогда из (4.15.3) и (4.16.1)

. (4.16.2)

б) Доля нейтронов, рассеянных под углами , составит

,

так как максимально возможный угол рассеяния нейтрона в данном случае составляет .

в) Среднее значение угла рассеяния нейтрона найдем обычным образом:

.

Задачи для самостоятельного решения.

4.17. Оценить средний пробег нейтрона в алюминии до первого взаимодействия.

Указание: воспользоваться данными из таблицы 2 Приложений.

4.18. Узкий пучок тепловых нейтронов ослабляется в h = 360 раз при прохождении кадмиевой пластинки природного изотопного состава, толщина которой d = 0,50 мм. Считая, что поглощение обусловлено изотопом 113Cd, определить сечение поглощения таких нейтронов ядрами 113Cd.

4.19. При пропускании параллельного пучка моноэнергетических нейтронов через слой кадмия толщиной 0,03 мм плотность потока уменьшилась в 30 раз. Определить процентное содержание 113Cd.

4.20. Найти изменение в изотопном составе природного бора, который в виде тонкого слоя облучался в течение одного года в изотропном поле тепловых нейтронов с плотностью потока Ф 0 = 1,9·1012 (см 2· с)-1.

Указание: написать уравнение реакции.

4.21. Через месяц после начала активации образца натрия массой 1 г тепловыми нейтронами его активность составляла 0,38 Ки. Написать уравнение реакции и определить плотность потока тепловых нейтронов, считая ее постоянной.

4.22. Плотность потока монохроматических нейтронов при прохождении через борный фильтр массой 3 г и площадью 3,3 см 2 уменьшается в 100 раз. Найти кинетическую энергию нейтронов.

Указание: считать σ ~1/ v.

4.23. Плотность потока нейтронов с энергией 2,5 МэВ после прохождения через никелевый образец толщиной 1,5 см ослабляется в 1,50 раза. Оценить полное эффективное сечение взаимодействия нейтронов с ядрами никеля. Полученное значение сравнить с сечением, вычисленным по полуэмпирической формуле sполн= 2p(R Ni+ )2.

4.24. Тонкую пластинку бора природного изотопного состава облучают в течение одного года в поле тепловых нейтронов с плотностью потока Ф 0 = 2,0·1012 (см 2· с)-1. После облучения атомное содержание нуклида 10В в образце составило 14,9%. Определить сечение и тип реакции, протекающей в пластинке.

4.25. Определить скорость образования нуклида 114Cd в естественном образце кадмия массой 0,1 г при облучении в изотропном поле тепловых нейтронов с плотностью потока Ф 0 = 1,0·1012 (см 2· с)-1. Образец считать тонким.

4.26. Нейтрон упруго рассеялся на первоначально покоившемся ядре 9Ве. Найти долю кинетической энергии, теряемой нейтроном при рассеянии на угол , если равен 30, 90 и 150o.

4.27. Нейтрон испытал упругое соударение с первоначально покоившимся ядром 4Не. Найти относительную долю кинетической энергии, переданную ядру 4Не при рассеянии нейтрона под прямым углом.

4.28. Изобразить графически энергетический спектр нейтронов после однократного рассеяния на ядрах протия. Энергия первичных нейтронов Е 0. Как изменится спектр после вторичного рассеяния?

4.29. Определить минимальную энергию нейтрона, при которой возможно его взаимодействие с ядрами золота, если орбитальный момент нейтрона l = 1.

4.30. Найти параметр удара при взаимодействии нейтронов с энергией 1 эВ с ядрами углерода.

4.31. Сечение образования составного ядра при захвате ядрами 115In нейтронов с энергией T 0 = 1,44 эВ имеет резонанс, равный 2,76·104 барн. Оценить среднее время жизни составного ядра по отношению к испусканию γ-кванта, если , а .

4.32. Оценить высоту центробежного барьера для нейтронов с кинетической энергией 10 МэВ при взаимодействии с ядрами свинца.

Ответы

4.17. 10 см. 4.18. 2,1·104 барн. 4.19. 12,2%. 4.20. η(10В) = 15%. 4.21. 1,0·1012 (см 2 ·с)-1. 4.22. 1,6 эВ. 4.23. 3,0 и 4,3 барн. 4.24. 3,83·103 барн; (n,α). 4.25. 1,14·1014 с -1. 4.26. 0,03; 0,2; 0,34. 4.27. 0,4. 4.29. > 0,63 МэВ. 4.30. l =0. 4.31. ~8·10-15 с. 4.32. 9,3 МэВ.


Деление и синтез ядер

Задача 5.1

Определить:

а) энергию, выделяющуюся при делении ядер («сгорании») m = 1 кг 235U; какая масса нефти М неф с теплотворной способностью q неф = 42 кДж/г выделяет при сгорании такую энергию?

б) среднюю электрическую мощность атомной электростанции, если расход нуклида 235U за время t = 1 год составляет М =192 кг при к.п.д. η = 30%;

в) массу нуклида 235U, подвергшуюся делению при взрыве атомной бомбы с тротиловым эквивалентом Е тр = 30 кт, если теплой эквивалент тротила q тр = 4,1 кДж/г.

Решение

а) Примем, что при делении одного ядра нуклида 235U выделяется энергия Q = 200 МэВ. Тогда деление массы m = 1 кг 235U приведет к выделению энергии

, (5.1.1)

где N (m) – количество атомов в одном килограмме 235U. Масса нефти, которая потребуется для получения такого количества энергии, составит

.

б) Средняя за год мощность атомной электростанции составит

.

в) Масса нуклида 235U, испытавшего деление, составит

.

Задача 5.2

Ядро 235U захватило тепловой нейтрон. В результате деления образовавшегося составного ядра возникло три нейтрона и два радиоактивных осколка, которые превратились в стабильные ядра 89Y и 144Nb. Найти энергию, освободившуюся в этом процессе, если известны:

а) избытки масс нейтрона и ядер 235U, 89Y (-0, 09415 а.е.м.) и 144Nb (-0,09010 а.е.м.);

<


Поделиться:


Последнее изменение этой страницы: 2016-07-11; просмотров: 477; Нарушение авторского права страницы; Мы поможем в написании вашей работы!

infopedia.su Все материалы представленные на сайте исключительно с целью ознакомления читателями и не преследуют коммерческих целей или нарушение авторских прав. Обратная связь - 3.133.143.118 (0.01 с.)