На рис.5.2.1 приведены зависимости сечения деления от кинетической энергии нейтронов, показывающие существенное различие топливных и сырьевых нуклидов. В то время как топливные нуклиды в тепловой области имеют сечения ~ 1000 барн, а сырьевые вообще не делятся, при сравнении сечений в быстрой области
сырьевые нуклиды имеют на один — два порядков меньшее сечение. Выясним, чем вызвано такое различие на примере нуклидов 235U и 238U. Во-первых, ядро 235U имеет большее значение параметра делимости, нежели ядро 238U и, следовательно, меньшую высоту потенциального барьера Wf(см. таблицу 5.2.1). Во-вторых, энергия связи нейтрона в образующемся промежуточном четно-четном ядре 236U больше, чем в нечетно-четном ядре 239U, согласно пятому члену формулы Вейцзеккера (2.1.1).
Измерения кинетической энергии осколков показывают, что деление носит асимметричный характер, а образующиеся осколки имеют различные массы и, следовательно, различные величины кинетической энергии. Распределение осколков по энергиям для случая деления 235U тепловыми нейтронами представлено на рис. 5.2.2, из которого следует распределение осколков по массам (кривая «а» на рис. 5.2.3). Действительно, если принять начальный импульс системы ядро + нейтрон, равным нулю, то импульсы осколков должны быть равны друг другу по величине, Р1 = Р2, откуда следует, что
.
(5.2.6)
При делении образуется несколько десятков пар осколков преимущественно неравной массы. Наиболее вероятным (~ 6 ÷ 7%, площадь под кривой на рис. 5.2.3. нормирована на 200%) оказывается выход Y осколков с массовыми числами 95 и 141, т.е. массы осколков относятся как 2 : 3. Вероятность симметричного деления в 600 раз меньше. С ростом энергии нейтронов асимметрия в распределении масс осколков уменьшается (кривая «б» на рис. 5.2.3).
Объяснение асимметрии деления при помощи капельной модели предполагает деформацию делящегося ядра в виде груши, но деление капли на две равные части оказывается наиболее энергетически выгодным. Одно из возможных объяснений асимметрии деления может быть получено с привлечением модели ядерных оболочек, как результат преимущественного образования ядер-осколков с близкими к магическим (50 и 82) числами заполнения протонных и нейтронных оболочек.
В процессе деления выделяется энергия примерно равная 200 МэВ. Подавляющая часть этой энергии приходится на кинетическую энергию Qfк осколков, приобретаемую ими в результате кулоновского расталкивания. Энергия кулоновского взаимодействия осколков в момент их образования (позиция 4 на рис. 5.1.3) определяется кулоновским барьером (1.9.2) и составляет
,
(5.2.7)
где: Z1 и Z2 –заряды осколков, а R1 и R2- их радиусы. Подсчет энергии по этой формуле для пары наиболее вероятных осколков дает величину ~ 170 МэВ.
