Atomfisjon

Animasjon av en nøytronindusert kjernefysisk fisjon basert på dråpemodellen med tre nylig frigitte nøytroner
Eksempel på en nøytronindusert kjernefysisk fisjon av uran-235

Kjernefisjonering beskriver prosesser i kjernefysikk der en atomkjerne brytes ned i to eller flere mindre kjerner med frigjøring av energi. Mindre ofte, er fisjon også kalt kjernefysisk fisjon ( Latin fissio "cleavage", engelsk fisjon ). Fisjon må ikke forveksles med kjernefusjon , sammenslåing av to atomkjerner. Stoffene som nylig ble skapt av spaltingen kalles fisjonsprodukter .

Generell informasjon om fisjonens fysikk

Fisjon observeres bare med tilstrekkelig tunge nuklider , fra thorium -232 og oppover. Bare med dem er spaltning i lettere kjerner lett og mulig ved frigjøring av bindende energi . Spaltingen i henhold til dråpemodellen kan forstås tydelig gjennom svingning og riving av kjernen: Den animerte store visningen av bildet ovenfor viser hvordan kjernen (rød ) blir truffet av en nøytron (blå), forlenger og innsnevres i midten. Den lange rekkevidden av den gjensidige elektriske frastøtingen av protonene oppveier deretter den attraktive kjernekraften (se atomkjernen ) med sin korte rekkevidde og driver de to endene fra hverandre, slik at kjernen oppløses i to eller tre fragmenter - høyt opphissede, middels vektkjerner. Ved å endre bindingsenergien, reduseres den totale massen tilsvarende ( massefeil ). I tillegg til fragmentkjernene ( sprekkerfragmenter ) frigjøres vanligvis noen få individuelle nøytroner, vanligvis to eller, som på bildet, tre.

Den energi spekteret av disse nøytronene har form av en Maxwell fordeling , slik at det er kontinuerlig og strekker seg opp til omtrent 15  MeV . Den absolutte temperaturen, som er avgjørende i Boltzmann-statistikken, har neppe noen fysisk betydning her, men blir behandlet som en fri parameter for å tilpasse kurven til den målte formen på spekteret. Gjennomsnittlig nøytronenergi er rundt 2 MeV. Det avhenger noe av det splittede nuklidet, og når det gjelder nøytronindusert splittelse (se nedenfor) også av energien til det splittende nøytronet. På grunn av asymmetrien til Maxwell-fordelingskurven, er den gjennomsnittlige energien forskjellig fra den mest sannsynlige energien, maksimum av kurven; dette er rundt 0,7 MeV.

Cirka 99% av nøytronene sendes ut som hurtige nøytroner direkte under fisjonen innen 10-14 sekunder. Resten, de forsinkede nøytronene , frigjøres fra splittelsesfragmentene millisekunder til minutter senere.

Spontan splittelse

Noen typer atomkjerner ( nuklider ) splittes uten noen ytre innflytelse. Denne spontane fisjonen er en type radioaktivt forfall . I form av kvantemekanikken, kan det forklares på en lignende måte til alfa-nedbrytning av den tunnel virkning .

Spontan fisjon finner praktisk anvendelse som en kilde til frie nøytroner . For dette formål brukes vanligvis californium - isotoper .

Neutronindusert fisjon

Den nøytroninduserte fisjonen, en kjernefysisk reaksjon, er av stor teknisk betydning . Et fritt nøytron kommer så nær en atomkjerne at den kan absorberes av den. Kjernen får bindingsenergien og enhver kinetisk energi til dette nøytronet, er i en opphisset tilstand og splittes. I stedet for fisjon er andre prosesser også mulige, for eksempel nøytronfangst . Den eksiterte atomkjernen eksiteres ved å avgi en eller flere gammakvanta og endres til grunntilstanden.

Den nøytroninduserte fisjonen er i utgangspunktet mulig - med et mindre eller større tverrsnitt - for alle grunnstoffer med atomnummer Z fra 90 ( thorium ) og har blitt observert for mange av deres isotoper .

På grunn av dens betydning for sivil energiproduksjon og for atomvåpen , blir nøytronindusert fisjon hovedsakelig behandlet i det følgende.

Sprekkfragmenter

Det totale antall protoner og nøytroner beholdes ved hver kjernefysisk fisjon. Det desidert vanligste tilfellet er splittelsen i bare to nye kjerner (splittede fragmenter ); Et tredje fragment ( ternær spaltning) med vanligvis et veldig lite massetall opp til maksimalt ca. 30 dannes bare i noen få promille av alle splittelser .

Med to splittelsesfragmenter er mange forskjellige nuklidepar mulig. Vanligvis oppstår et lettere (massetall rundt 90) og et tyngre sprekkefragment (massetall rundt 140). Frekvensfordelingen (avkastningen som er tegnet som en funksjon av massetallet for fisjoneringsfragmentet) har derfor to maksimum.

Som et eksempel nevnes to muligheter for å splitte plutonium-239 etter absorpsjon av et nøytron (n):

Spaltning av termiske nøytroner: Skjematisk frekvens av spaltningsfragmentene (vertikal) som en funksjon av fisjonsproduktets massetall A (vannrett)

Spaltningsfragmentene er mediumvektige nuklider med en relativt høy andel nøytroner. De overtok dette overskuddet av nøytroner fra den opprinnelige kjernen. De er derfor ustabile og avgir i utgangspunktet flere nøytroner. Disse forsinkede nøytronene kan også utløse videre kjernefysisk fisjon; de er viktige for kontrollerbarheten til atomreaktorer .

Spaltingsproduktene, som fremdeles er ustabile etterpå, fortsetter å redusere overskuddet av nøytroner gjennom suksessive beta-minus forfall . Siden massetallet til atomkjernen forblir uendret under beta-forfall, danner nuklidene som oppstår etter hverandre fra en gitt fisjon fragmentkjernen en isobar kjede ; de er derfor atomkjerner med forskjellige kjemiske elementer, men med samme antall masser. Denne transformasjonskjeden ender når et stabilt nuklid har dannet seg. De halveringstider er korte i begynnelsen av kjeden, men kan være mange år for den endelige henfall. Nøyaktige numeriske verdier for frekvensen til de forskjellige isobalkjedene, avhengig av det splittede nuklidet og energien til det splittende nøytronet, finnes i litteraturen.

Energiutslipp og energibalanse

Energiutslipp

Gjennomsnittlig atomkernebindingsenergi per nukleon som en funksjon av antall nukleoner i atomkjernen for alle kjente nuklider i henhold til AME2016

De to fisjonsproduktene sammen har en større massefeil enn den tunge startkjernen. På grunn av ekvivalensen mellom masse og energi frigjøres denne forskjellen i massedefekter som energi. I den følgende forklaringen antas det for enkelhets skyld at en 235 U-kjerne tar opp et nøytron og deretter bryter opp i to like store fragmenter med et massetall på 118 (når kjernefisjonering faktisk oppstår, har de resulterende kjernene vanligvis forskjellige vekter og noen få enkelte nøytroner er igjen). Gjennomsnittlige verdier av bindingsenergien per nukleon fra grafen brukes til beregningen. Energien er gitt i enheten mega elektron volt (MeV).

  • For å forenkle saker, blir 235 individuelle nukleoner (92 protoner og 143 nøytroner) og det innfangne ​​nøytronet først beregnet til å danne en kjerne. I løpet av denne prosessen vil energi frigjøres. Motsatt, for å splitte en U-236-kjerne helt i nukleonene, er denne mengden energi nødvendig.
  • Hvis et fragment ble satt sammen, ville man få det .
  • Når en uran-235-kjerne er delt i to like store deler, må energiforskjellen frigjøres.
  • Denne energien blir gitt av det faktum at både fragmenter og frigjorte nøytroner flyr fra hverandre i veldig høy hastighet. I det omkringliggende materialet bremses fragmentene og genererer "friksjonsvarme", nærmere bestemt: de overfører sin kinetiske energi i individuelle kollisjoner til mange atomer i det omkringliggende materialet, en etter en, til de blir bremset ned til hastigheten som tilsvarer materialtemperaturen.

Energibalanse

Energien som frigjøres under kjernefysisk fisjon på rundt 200 MeV per fisjon, fordeles mellom partiklene og strålingen som genereres under kjernefisjon. Tabellen viser energiverdiene til en typisk fisjonsprosess. Det meste av denne energien kan brukes i en atomreaktor; bare energien til de rømmende antineutrinoene og en del av gammastrålingen blir ikke omdannet til varme.

Type energi / type stråling Gjennomsnittlig energi
Kinetisk energi i sprekkerfragmentene 167 MeV
Rask gammastråling 6 MeV
kinetisk energi av nøytroner 5 MeV
Elektroner fra fisjon fragment beta forfall 8 MeV
Gamma stråling fra sprekker fragmenter 6 MeV
Elektron antineutrinos fra fisjonsfragment betahenfall 12 MeV
Total energi per deling 204 MeV

Spalting

Noen aktinider og deres viktigste nedbrytingsprodukter. Aktinidene, som lett kan deles av termiske nøytroner, er skrevet med fet skrift . Isotopene er sortert etter deres tilknytning til forfallsserier og / eller halveringstid .
Bildet viser tverrsnittet for spaltingsreaksjonen til U-233. U-235, U-238 og Pu-239 som en funksjon av nøytronenergien. Det venstre området tilsvarer termiske nøytroner , høyre for raske nøytroner.

Termiske nøytroner

Av termiske nøytroner - d. H. de med relativt lav kinetisk energi  - er for det meste bare isotoper med et merkelig antall nøytroner som lett kan deles. Bare disse atomkjernene får parenergi ved å absorbere et nøytron . "Lett spaltbar" betyr at det effektive tverrsnittet av kjernen for fisjon av et termisk nøytron er hundrevis til tusenvis av fjøs . “Dårlig spaltbar” betyr at dette effektive tverrsnittet bare er i størrelsesorden 1 låve eller mindre.

Eksempel:

Americium , som element 95, har et jevnt antall nøytroner med sitt oddetall protoner for oddetall nukleoner , mens plutonium , som det 94. elementet, med det jevne antall protoner for oddetall nukleoner også har oddetall nøytroner . Dette er grunnen til at americium 241 Am er vanskelig å dele med termiske nøytroner (3.1 låve), i motsetning til plutonium 241 Pu (1010 barn).

Raske nøytroner

De nylig frigitte nøytronene under fisjonen har kinetiske energier i MeV- området. Med slike raske nøytroner kan nuklider med et jevnt antall nøytroner også spaltes; parenergien har da knapt noen effekt på tverrsnittet. Tverrsnittene for "rask fisjon" når imidlertid ikke de høye verdiene for noen "termisk" fisjon.

Med noen fissile materialer fører rask spaltning til et spesielt høyt utbytte av nye nøytroner per spaltet kjerne. Dette brukes i avlsreaktorer .

I tretrinnsbomben genereres veldig raske nøytroner med mer enn 14 MeV ved kjernefusjon av hydrogenisotoper. Disse splittet uran-238 kjerner i bombe skallet som består av utarmet uran . Den eksplosive kraften til bomben og også nedfallet økes kraftig.

Kritisk masse

Den minste massen av et fissilt materiale der en kjedereaksjon kan opprettholdes, kalles den kritiske massen . Det avhenger av tilstedeværelsen og mengden av et moderatorsubstans og av det geometriske arrangementet. Et tynt metallark vil miste nesten alle nøytroner på utsiden, mens nøytroner i et kompakt objekt er mer sannsynlig å treffe andre atomkjerner. Den minste kritiske massen oppnås med et sfærisk arrangement. Dette kan reduseres ytterligere ved å komprimere materialet; det er ingen absolutt nedre grense. Geometriavhengigheten til den kritiske massen brukes til å unngå kritikken som fører til en kjedereaksjon ved produksjon eller prosessering av kjernebrensel . For eksempel utføres kjemiske reaksjoner i grunne kar der materialet fordeles over store områder.

Teknisk betydning

Atomreaktorer

Den nøytroninduserte fisjonen som en kjedereaksjon i atomreaktorer er av økonomisk betydning . Hovedsakelig brukes nuklidene uran-235 og plutonium-239. Atomreaktorer basert på thorium- 232 og uran-233 ble også planlagt eller testet .

Ved rundt 200 MeV per atomkjerne er energien som frigjøres ved kjernefisjon, mange ganger høyere enn i kjemiske reaksjoner (vanligvis rundt 20 eV per molekyl). Energien oppstår hovedsakelig som den kinetiske energien til splittelsesfragmentene, i mindre grad også i strålingen fra deres radioaktive forfall. De forsinkede nøytronene, som er avgjørende for kontrollerbarheten til kjernefysiske reaktorer, frigjøres også fra fisjonsfragmentene etter den faktiske fisjoneringsreaksjonen.

I reaktorer omdannes fisjonenes kinetiske energi og energien til den genererte strålingen til varme ved kollisjon med det omkringliggende materialet . Bare de resulterende elektronantineutrinoene , en del av gammastrålingen og en del av de frie nøytronene, flykter fra reaksjonssonen, reaktorkjernen .

Atomvåpen

Den eksponentielt voksende kjernefysiske fisjonskjedereaksjonen til et raskt overkritisk arrangement av spaltbare materialer fungerer som en energikilde for "normale" atomvåpen . Den ”destruktive energien” frigjøres primært som lysstråling, varme og radioaktivitet og sekundært i form av en trykkbølge . Når det gjelder hydrogenbomber , fungerer en kjernefisjon som en detonator for en kjernefusjon , dvs. fusjon av lette atomkjerner.

Annen indusert fisjon

Kollisjonen av et høyenergigamma- kvante (i MeV- energiområdet) kan føre til splitting av en tung kjerne ( fotocleavage ). Dette skal skilles fra kjernefotoeffekten , der bare et nøytron, en proton eller en alfapartikkel frigjøres fra kjernen, men kjernen ikke er delt.

Kollisjon av en ladet partikkel kan også føre til kjernefysisk fisjon hvis den overfører tilstrekkelig energi til kjernen. For eksempel var proton - og muon observerte induserte spaltninger.

Selv en sammensatt kjerne med et veldig stort kjernefysisk spinn , slik som kan oppstå i tunge ionreaksjoner, kan redusere eksiteringsenergien ved å splitte.

Disse delingsprosessene har ikke tekniske applikasjoner.

Forskningshistorie

Eksperimentelt oppsett i Deutsches Museum , som Otto Hahn og Fritz Straßmann oppdaget kjernefisjon i 1938

Det har vært kjent siden arbeidet til Ernest Rutherford at atomkjerner kan endres ved å bombardere dem med raske partikler. Da James Chadwick oppdaget nøytronen i 1932 , ble det klart at det måtte være mange måter atomkjerner kunne transformeres på. Blant annet ble det forsøkt å produsere nye, enda tyngre nuklider ved å innføre nøytroner i tunge kjerner.

Frimerke til Deutsche Bundespost (1964) : 25 år med oppdagelsen av kjernefysisk fisjon av Otto Hahn og Fritz Straßmann

I følge antagelsene fra Enrico Fermi , som allerede så klyvingsprodukter av uran i Roma, men feiltolket dem, representerte bl.a. Ida Noddack-Tacke den riktige antagelsen om splitting av den nydannede kjernen. Imidlertid ble disse spekulative antagelsene fortsatt ansett som tvilsomme i 1934, og ingen fysiker sjekket dem eksperimentelt, ikke engang Ida Noddack selv. Otto Hahn og hans assistent Fritz Straßmann lyktes deretter 17. desember 1938 ved Kaiser Wilhelm Institute for Chemistry i Berlin med bevis på nøytronindusert kjernefysisk fisjon av uran gjennom radiokjemisk påvisning av fisjonsproduktet barium . De publiserte oppdagelsen 6. januar 1939 i tidsskriftet "Die Naturwissenschaften". På dette tidspunktet hadde Lise Meitner allerede vært i Sverige i noen måneder, hvor hun hadde utvandret med Hahns hjelp, ettersom hun måtte flykte fra Nazityskland som jøde. Sammen med nevøen Otto Frisch , som også emigrerte , var hun i stand til å publisere en første fysisk tolkning av splittelsesprosessen på engelsk "Nature" 10. februar 1939, ettersom Hahn var den første som informerte henne om de radiokjemiske resultatene per brev. Otto Hahn og Fritz Straßmann anses derfor for å være oppdagerne av kjernefisjon, og Lise Meitner og Otto Frisch er de første til å publisere en korrekt teoretisk forklaring på prosessen. Frisk og uttrykket kommer fisjonskjerne , eller "fisjon", som da ble adoptert internasjonalt, mens Hahn opprinnelig hadde navnet "uranfisjon" brukes.

16. januar 1939 reiste Niels Bohr til USA for å diskutere fysiske problemer med Albert Einstein i noen måneder . Kort før han forlot Danmark fortalte Frisch og Meitner ham om deres tolkning av Hahn-Straßmanns testresultater. Bohr kommuniserte dette til sin tidligere student John Archibald Wheeler og andre interesserte etter hans ankomst til USA . Det var gjennom dem at nyheten spredte seg til andre fysikere, inkludert Enrico Fermi fra Columbia University . Fermi anerkjente muligheten for en kontrollert fisjonskjedereaksjon og utførte det første vellykkede reaktoreksperimentet i Chicago Pile med teamet sitt i Chicago i 1942 .

weblenker

Commons : Nuklear fission  - samling av bilder, videoer og lydfiler
Wiktionary: atomfisjon  - forklaringer på betydninger, ordets opprinnelse, synonymer, oversettelser

Individuelle bevis

  1. Det tekniske begrepet i fysikk og atomteknologi er 'delt', ikke 'delt'
  2. A. Ziegler, HJ Allelein (Ed.): Reaktortechnik - Physikalisch-Technischen Basis. 2. utgave, Springer-Vieweg 2013, ISBN 978-3-642-33845-8 , side 54
  3. ^ J. Magill, G. Pfennig, R. Dreher, Z. Sóti: Karlsruher Nuklidkarte. 8. utgave. Nucleonica GmbH, Eggenstein-Leopoldshafen 2012, ISBN 92-79-02431-0 ( veggkart ), ISBN 978-3-00-038392-2 ( foldekart ), ISBN 92-79-02175-3 (tilhørende brosjyre).
  4. Marcus Wöstheinrich: Utslipp av ternære partikler fra reaksjonene 229 Th (n th , f), 233 U (n th , f) og 239 Pu (n th , f) . Tübingen 1999, DNB  963242830 , urn : nbn: de: bsz: 21-opus-349 (avhandling, University of Tübingen).
  5. Datainnsamling fra Det internasjonale atomenergibyrået
  6. ^ EB Paul: Nuclear and Particle Physics . Nord-Holland, 1969, s. 250
  7. ^ Bernard Leonard Cohen : Concepts of Nuclear Physics . McGraw-Hill, New York 1971, ISBN 0-07-011556-7 , s. 265
  8. ^ Cyriel Wagemans (red.): Kjernefysisk fisjonsprosess . CRC Press 1991, ISBN 0-8493-5434-X , side 219
  9. Enrico Fermi: Mulig produksjon av element med atomnummer høyere enn 92 . I: Natur . teip 133 , 1934, s. 898-899 , doi : 10.1038 / 133898a0 .
  10. Ida Noddack: Om elementet 93 . I: Angewandte Chemie . teip 47 , 1934, s. 653-655 , doi : 10.1002 / anie.19340473707 .
  11. Sitat: "Det kan tenkes at når tunge kjerner bombes med nøytroner, oppløses disse kjernene i flere større fragmenter som er isotoper av kjente elementer, men ikke naboer til de bestrålte elementene."
  12. Otto Hahn og Fritz Straßmann: Om påvisning og oppførsel av jordalkalimetaller dannet når uran bestråles med nøytroner . I: Naturvitenskap . teip 27 , 1939, s. 11-15 , doi : 10.1007 / BF01488241 .