Деле́ние а́томного ядра́, процесс, при котором из одного атомного ядра возникают несколько (чаще всего два) более лёгких ядер (осколков деления), близких по массе.

Историческая справка

Деление атомного ядра обнаружено в 1939 г., когда О. Ган и Ф. Штрассман установили, что при бомбардировке урана нейтронами образуются ядра с массой и зарядом примерно вдвое меньшими, чем у ядра урана (в частности, ядра $\text{Ba}$). В том же году Л. Майтнер и О. Р. Фриш предположили, что ядра урана делятся под действием нейтронов на два осколка, дали первое качественное объяснение этого явления и ввели понятие «деление ядра», а также отметили, что при этом выделяется значительно бóльшая энергия, чем во всех известных ядерных процессах. Вскоре Ф. Жолио-Кюри с сотрудниками и одновременно Э. Ферми с сотрудниками обнаружили, что при делении испускается несколько нейтронов (т. н. нейтроны деления). Это послужило основой для выдвижения идеи самоподдерживающейся ядерной цепной реакции и использования деления атомного ядра в качестве источника энергии. В 1939 г. Н. Бором и Дж. А. Уилером и независимо от них Я. И. Френкелем была построена первая теория деления ядер. В 1940 г. Г. Н. Флёров и К. А. Петржак открыли спонтанное деление ядер. Вторая мировая война и возможное военное применение деления атомного ядра привели к прекращению на долгое время публикаций по физике деления ядра.

Теория деления ядер

В рамках капельной модели ядра атомное ядро рассматривается как капля равномерно заряженной несжимаемой жидкости. На нуклоны действуют уравновешивающие друг друга ядерные силы притяжения и электростатические силы отталкивания (между протонами), стремящиеся разорвать ядро. В процессе деления ядро изменяет форму: из сферического оно деформируется в вытянутый эллипсоид, затем на экваторе эллипсоида образуется перетяжка. Возникает гантелеобразная фигура, и когда перетяжка рвётся, образуются осколки деления. Деформация ядра при делении сопровождается увеличением его поверхности; при этом, как и в жидкой капле, силы поверхностного натяжения возрастают, препятствуя дальнейшей деформации ядра. Конкуренция сил поверхностного натяжения и кулоновских сил в капельной модели определяется параметром делимости, который пропорционален $Z^2/A$ ($Z$ – атомный номер элемента, $A$ – массовое число). С увеличением параметра делимости растёт нестабильность атомного ядра относительно деления.

Для того чтобы ядро достигло формы, предшествующей его разрыву, необходима затрата определённой энергии для преодоления потенциального барьера, называемого барьером деления (рис.). Барьер деления и последовательность форм, принимаемых делящимся ядром. БРЭ. Т. 8.Барьер деления и последовательность форм, принимаемых делящимся ядром. БРЭ. Т. 8.Если эту энергию ядро получает извне, то такое деление называется вынужденным. Вынужденное деление является разновидностью ядерных реакций и может происходить под действием нейтронов, $\alpha$-частиц, протонов, $\gamma$-квантов и др. С ростом атомного номера $Z$ уменьшается стабильность ядра относительно процесса деления, что приводит к заметному самопроизвольному делению ядра из основного состояния (т. н. спонтанному делению ядра). Именно неустойчивость относительно спонтанного деления определяет невозможность существования ядер с большими $Z$, т. е. границу периодической системы химических элементов. Спонтанное деление ядра является разновидностью радиоактивного распада и характеризуется периодом полураспада, связанным с вероятностью спонтанного деления. В случае спонтанного деления происходит квантовое туннельное просачивание через барьер.

Капельная модель описывает лишь усреднённые (сглаженные) свойства ядер. В действительности же характер процесса деления атомного ядра может существенно зависеть от внутренней структуры ядра и состояния отдельных нуклонов. Например, барьер деления оказывается больше для ядер с нечётным числом нуклонов, чем для соседних чётно-чётных ядер (чётные числа протонов $Z$ и нейтронов $N$). Так, деление ядер $^{238}\text{U}$ под действием нейтронов становится достаточно вероятным лишь в том случае, когда кинетическая энергия нейтронов превышает некоторый порог. В случае же $^{235}\text{U}$ даже при захвате теплового нейтрона энергия возбуждения составного ядра $^{236}\text{U}$ превышает барьер деления и ядро делится с заметной вероятностью.

Значительное влияние на процесс деления оказывает структура ядра, что приводит к появлению эффектов, выходящих за рамки капельной модели. Существование ядерных оболочек в ряде случаев существенно изменяет форму барьера деления, который, в отличие от показанного на рисунке, может иметь не один, а два максимума. Такой «двугорбый» барьер приводит к возникновению т. н. изомеров деления. Оболочечные эффекты сильно влияют на вероятность деления и, в частности, ответственны за появление острова стабильности сверхтяжёлых элементов.

Осколки деления

Масса делящегося ядра больше суммы масс образующихся осколков. Разница в массах соответствует энергии, выделяемой при делении атомного ядра. Значительная часть этой энергии выделяется в виде кинетической энергии осколков, приблизительно равной энергии их электростатического отталкивания в момент деления. Суммарная кинетическая энергия осколков несколько увеличивается по мере возрастания $A$ делящегося ядра и составляет для урана и трансурановых элементов около 200 МэВ. Осколки быстро тормозятся в среде, вызывая ионизацию, нагревание и нарушая её структуру. Утилизация кинетической энергии осколков деления за счёт нагревания ими среды – основа использования ядерной энергии.

Осколки деления образуются в сильно деформированном состоянии, энергия деформации переходит в тепловое возбуждение осколков. В дальнейшем энергия возбуждения осколков уменьшается в результате испускания ими нейтронов (нейтроны деления). Когда энергия возбуждения становится меньше энергии, необходимой для отделения нейтрона от ядра, эмиссия нейтронов прекращается и начинается испускание $\gamma$-квантов. В среднем на один акт деления испускается 8–10 $\gamma$-квантов. В очень редких случаях осколки образуются в основных состояниях (т. н. холодное деление).

Масса, заряд и энергия возбуждения осколков, образующихся в отдельных актах деления, различны. Число нейтронов, испущенных в одном акте деления, также флуктуирует. При бомбардировке $^{235}\text{U}$ медленными нейтронами среднее число испускаемых нейтронов $\nu$ = 2,5. Для более тяжёлых элементов $\nu$ увеличивается. Именно превышение $\nu$ над 1 позволяет осуществить ядерную цепную реакцию. Осколки деления перегружены нейтронами и радиоактивны. Соотношение между числом протонов $Z$ и числом нейтронов $N=A-Z$ в осколках зависит от энергии возбуждения делящегося ядра. При достаточно высоком возбуждении оно в осколках остаётся тем же, что у делящегося ядра. При малой энергии возбуждения нейтроны и протоны распределяются между осколками так, что в дальнейшем происходит примерно одинаковое число $\beta$-распадов, прежде чем они превратятся в стабильные ядра. В отдельных случаях (приблизительно 0,7 % по отношению к общему числу делений) образующееся при $\beta$-распаде возбуждённое ядро также испускает нейтрон. Эмиссия этого нейтрона из возбуждённого ядра – процесс быстрый (порядка 10^–16 с), однако он запаздывает по отношению к моменту деления ядра на время, которое может достигать десятков секунд. Эти т. н. запаздывающие нейтроны применяют для регулирования работы ядерного реактора.

Деление атомного ядра называется асимметричным, если отношение масс наиболее часто возникающих осколков порядка 1,5. По мере увеличения энергии возбуждения ядра всё большую роль начинает играть симметричное деление на два осколка с близкими массами. Для некоторых спонтанно делящихся ядер ($\text{U}$, $\text{Pu}$) характерно асимметричное деление, но по мере увеличения $A$ деление приближается к симметричному. Наиболее отчётливо это проявляется у $^{258}\text{Fm}$. Кластерная радиоактивность, когда из ядра вылетают лёгкие ядра от $^{14}\text{С}$ до $^{34}\text{Si}$, также может рассматриваться как очень асимметричное деление на два осколка.

Значительно реже наблюдается тройное деление атомного ядра, т. е. деление на два осколка, сопровождающееся испусканием $\alpha$-частицы, $^6\text{Не}$, $^8\text{Не}$, $\text{Li}$, $\text{Ве}$ и других лёгких ядер, которые вылетают в основном из пространства между почти сформировавшимися осколками. Предельный случай – деление на три почти равных осколка – наблюдался при бомбардировке тяжёлых ядер ускоренными многозарядными ионами ($^{40}\text{Ar}$ и др.). Однако такие события объясняются двумя последовательными делениями на два осколка – первое асимметричное деление с отношением масс осколков 2 : 1 и второе симметричное деление тяжёлого осколка.