Образующиеся осколки должны быть радиоактивными и могут испускать нейтроны. В различных областях периодической системы элементов наблюдаются следующие соотношения между числом нейтронов и протонов для β-устойчивых ядер, лежащих на дорожке стабильности (рис. 1.1.2):
Ядро
N/Z
1,0
1,3
1,45
1,55
Из приведенных данных следует, что осколки перегружены нейтронами, так как они образуются из ядер 236U, у которых N/Z≈ 1,55. Поэтому они располагаются ниже дорожки стабильности и должны быть β--активными. Из-за большого избытка нейтронов выход на дорожку стабильности должен осуществляться путем нескольких последовательных β--распадов, т.е. осколки деления должны давать начало длинным цепочкам радиоактивных ядер. Пример распада наиболее вероятных осколков приведен на рис. 3.5.4.
Таким образом, часть энергии деления освобождается в виде энергии Qfβ при выходе на дорожку стабильности путем β--распадов. Механизм ядерных реакций
Кроме того, осколки будут испускать нейтроны непосредственно после деления, когда они находятся на расстоянии ~ 10-8см. что соответствует ~ 10-17с после захвата нейтрона ядром. Эти вторичные нейтроны, возникающие в результате деления, в отличие от первичных нейтронов, вызывающих деление, называются мгновенными нейтронами деления, и также уносят часть энергии Qf. Впервые вторичные нейтроны деления наблюдались Ж.Кюри в 1939 г. при делении 235U тепловыми нейтронами, а в 1941 г. Э.Ферми были зарегистрированы нейтроны, испускаемые при спонтанном делении ядер 238U. Измерения показали, что на один акт деления возникает от одного до пяти вторичных нейтронов. Среднее число
вторичных нейтронов на один акт деления является важнейшей характеристикой для осуществления цепной реакции деления и приведено в таблице 5.2.2.
Некоторая часть вторичных нейтронов выделяется из осколков деления спустя время от 0,1 до 50 с. Эти нейтроны были названы запаздывающими. Физическая причина появления запаздывающих нейтронов обсуждается в §3.5. Доля запаздывающих нейтронов в полном числе вторичных нейтронов деления
,
(5.2.8)
где βf – средний выход запаздывающих нейтронов на один акт деления. Несмотря на незначительную долю, запаздывающие нейтроны играют определяющую роль в управлении цепной реакцией в ядерном реакторе.
Многочисленные экспериментальные исследования дают основания полагать, что величина
почти линейно увеличивается с ростом энергии первичных нейтронов
,
(5.2.9)
где
- средний выход вторичных нейтронов при тепловой энергии первичных нейтронов, а коэффициент а ≈ (0,1 ÷ 0,15) МэВ-1 для большинства ядер.
Поскольку в разных актах деления случайным образом возникают различные по массам пары осколков и различное число нейтронов, то кинетическая энергия вторичных нейтронов будет так же случайной величиной, но при наблюдении за большим количеством делящихся ядер будет наблюдаться уже вполне закономерный энергетический спектр вторичных нейтронов. Измерения распределения вторичных нейтронов по энергиям (рис.5.2.4) позволило установить, что форма распределения очень слабо зависит от кинетической энергии первичных нейтронов и сорта делящихся ядер и может быть представлена в виде
.
(5.2.10)
В настоящее время измерения спектра доведены до 17 МэВ. При делении 235U тепловыми нейтронами (см. рис. 52.4) средняя энергия вторичных нейтронов близка к 2 МэВ, а наиболее вероятная (в максимуме распределения) около 0,7 МэВ.
Таким образом, нейтроны уносят энергию Qfn =
, что в случае деления 235U тепловыми нейтронами дает ~ 5 МэВ.
При изучении процесса деления были обнаружены мгновенные γ-кванты, испускаемые возбужденными осколками за время ~ 10-14с после вылета из них мгновенных нейтронов. Энергетический спектр γ-излучения непрерывный и убывает с ростом энергии, максимальная энергия γ-квантов составляет около 7 МэВ. В процессе деления 235U тепловыми нейтронами на один акт деления возникает в среднем примерно 7 γ-квантов со средней энергией около 1 МэВ, а среднее количество энергии, уносимой γ‑квантами составляет 7 МэВ.
Примерное распределения высвобождаемой энергии для случая делении ядер 235U тепловыми нейтронами приведено в таблице 5.2.3:
