Spontane Spaltung (SF) ist eine Form des radioaktiven Zerfalls, bei der ein schwerer Atomkern in zwei oder mehr leichtere Kerne zerfällt. Im Gegensatz zur induzierten Spaltung gibt es kein auslösendes Teilchen, das den Zerfall bewirkt; es handelt sich um einen rein probabilistischen Prozess.

Spontane Spaltung ist der dominierende Zerfallsmechanismus superschwerer Elemente , wobei die Kernstabilität im Allgemeinen mit zunehmender Kernmasse abnimmt. Sie stellt somit eine praktische Grenze für die Nukleonenzahl schwerer Elemente dar. Schwerere Nuklide können zwar durch physikalische Prozesse, sowohl natürliche (über den r -Prozess ) als auch künstliche, spontan entstehen, zerfallen aber rasch zu stabileren Nukliden. Daher wird spontane Spaltung in der Natur – abgesehen von geringfügigen Zerfallszweigen primordialer Radionuklide – nicht beobachtet.

Die beobachteten Spaltungshalbwertszeiten reichen von 60 Nanosekunden (252 104Rf ) größer als das gegenwärtige Alter des Universums (232 90Th ). [ 1 ] [ 2 ] : 16

Geschichte

Nach der Entdeckung der induzierten Kernspaltung durch Otto Hahn und Fritz Strassmann im Jahr 1938 begannen die sowjetischen Physiker Georgi Flyorow und Konstantin Petrschak mit Experimenten zur Erforschung der Auswirkungen einfallender Neutronenenergie auf Urankerne. Ihre Geräte registrierten Spaltfragmente selbst dann, wenn keine Neutronen vorhanden waren, die den Zerfall hätten auslösen können. Dieser Effekt blieb sogar bestehen, nachdem die Geräte 60 Meter unter die Erde in die Tunnel der Moskauer Metrostation Dinamo verlegt worden waren , um sie vor kosmischer Strahlung zu schützen . Die Entdeckung der induzierten Kernspaltung selbst war überraschend, und es war kein anderer Mechanismus bekannt, der die beobachteten Zerfälle erklären konnte. Ein solcher Effekt ließ sich nur durch die spontane Spaltung der Urankerne ohne äußere Einwirkung erklären. [ 3 ]

Mechanismus

Spontane Kernspaltung entsteht durch das Zusammenspiel der anziehenden Kräfte der starken Kernkraft und der Coulomb-Abstoßung der Protonen. Die Kernbindungsenergie steigt proportional zur Massenzahl (A), während die Coulomb-Abstoßung mit dem Quadrat der Protonenzahl (Z) zunimmt. Bei hohen Massen- und Protonenzahlen überwiegt daher die Coulomb-Abstoßung die Kernbindungskräfte, und der Atomkern ist energetisch stabiler als zwei getrennte Fragmente als als ein einziges gebundenes System. [ 4 ] : 478–9

Spontane Kernspaltung ist üblicherweise ein langsamer Prozess, da der Atomkern nicht einfach in den energetisch niedrigeren (geteilten) Zustand springen kann. Stattdessen muss er eine Potentialbarriere durchtunneln , wobei die Wahrscheinlichkeit von der Höhe der Barriere abhängt. Eine solche Barriere ist energetisch für alle A  ≥ 93 möglich, obwohl ihre Höhe im Allgemeinen mit zunehmender Kernzahl Z abnimmt [ 4 ] : 433 und Kernspaltung praktisch nur für A  ≥ 232 beobachtet wird . [ 5 ]

Die Stabilität eines Nuklids gegenüber Spaltung wird als Verhältnis der Coulomb-Energie zur Oberflächenenergie ausgedrückt, welches empirisch als Spaltbarkeitsparameter x abgeschätzt werden kann: mit und . [ 6 ] : 3 Für leichte Kerne ist x klein, und es existiert eine beträchtliche Spaltungsbarriere. Mit zunehmender Kernmasse steigt auch der Spaltbarkeitsparameter und nähert sich schließlich dem Wert 1 an und überschreitet ihn , ab dem die Stabilität gegenüber Spaltung vollständig verloren geht. [ 7 ] : 4

Schaleneffekte und Nukleonenpaarungseffekte können die beobachteten Halbwertszeiten weiter beeinflussen. Der Zerfall von Nukliden mit ungerader Atomzahl (A) ist im Vergleich zu Nukliden mit gerader Atomzahl (A) um 3–5 Größenordnungen verlangsamt. [ 8 ] : 4 Die Spaltbarriere dürfte bei A  = 300 null sein, obwohl möglicherweise eine Stabilitätsinsel um Z  = 114 und N  = 184 existiert. [ 4 ] : 481–2

Bislang sind echte Ab-initio-Modelle, die den gesamten Spaltungsprozess beschreiben, nicht möglich. [ 8 ] : 3 Es wurden zwar computergestützte Theorien auf Basis von Hartree-Fock- oder Dichtefunktionaltheorie- Ansätzen entwickelt, doch die hohe Rechenkomplexität erschwert die vollständige Reproduktion des Verhaltens. [ 2 ] : 35 Das semiklassische Tröpfchenmodell liefert eine primär qualitative Beschreibung der Phänomenologie, indem es den Atomkern als klassischen Flüssigkeitstropfen behandelt, auf den Quantenkorrekturen angewendet werden können. Dieses Modell bietet ein nützliches Konzept, das teilweise mit experimentellen Daten übereinstimmt, jedoch einen Großteil der Quantennatur des Systems ignoriert und bei genaueren Vorhersagen versagt.

In diesem Modell wird, analog zu einem klassischen Flüssigkeitstropfen, ein Term für die Oberflächenspannung eingeführt, der die Kugelform des Atomkerns begünstigt. Demgegenüber wirkt die Coulomb-Abstoßung, die den Abstand zwischen sich abstoßenden Protonenpaaren vergrößert und so die Streckung des Kerns zu einer ovalen Form fördert. [ 6 ] : 3 Mit zunehmender Deformation des Kerns, insbesondere bei großen Kernen aufgrund ihrer stärkeren Coulomb-Abstoßung, kann sich ein dünner Hals ausbilden, der eine Brücke zwischen zwei Kernmaterieclustern bildet. Diese Brücke kann die Fähigkeit der Oberflächenspannung, die ursprüngliche Form wiederherzustellen, übersteigen, sodass der Kern schließlich am „Spaltpunkt“ in zwei Fragmente zerbricht. [ 2 ] : 15 Unter Berücksichtigung des Quantentunnelns besteht stets die Möglichkeit einer Kernspaltung, die mit zunehmender Deformation steigt und selbst dann erfolgen kann, wenn die Deformation nicht ausreicht, um den Hals vollständig zu reißen. Nach der Trennung sind beide Fragmente stark positiv geladen und gewinnen daher durch ihre gegenseitige Abstoßung bei der Beschleunigung voneinander weg eine beträchtliche kinetische Energie.

Formisomere (auch Spaltisomere genannt ) sind angeregte Kernzustände vor der Kernspaltung, die von der Kugelform abweichen und im Vergleich zum Grundzustand eine erhöhte Kerndeformation aufweisen können, ohne jedoch vollständig zu spalten. Diese Zustände sind metastabil: Ein Kern in diesem Zustand kann innerhalb von Nano- bis Mikrosekunden entweder durch Gammaemission in den Grundzustand zurückfallen oder die Spaltbarriere durchtunneln und zerfallen. Befindet sich der Kern in diesem Zustand, sei es durch Quantentunneln oder durch zufällige statistische Fluktuationen, ist die Spaltbarriere deutlich reduziert, da Formisomere stets ein höheres Energieniveau als der Grundzustand aufweisen und daher nicht mehr die gesamte Barriere durchtunneln müssen. Die daraus resultierende erhöhte Spaltwahrscheinlichkeit verkürzt die effektive Halbwertszeit des Nuklids. [ 4 ] : 494–7 Für einige Kernarten wurden dreigipflige Barrieren vorgeschlagen.228 90Th , wodurch sich die beobachtete Halbwertszeit weiter verkürzt. [ 9 ]

Produkte

Spaltfragmente sind üblicherweise neutronenreich und entstehen stets in angeregten Zuständen. [ 2 ] : 3 Daher erfolgen Tochterzerfälle unmittelbar nach der Spaltung. Zerfälle, die innerhalb von 10 −13  s nach der Spaltung auftreten, werden als „prompt“ bezeichnet und sind anfänglich von einer Reihe von Neutronenemissionen dominiert, die so lange den dominanten Zerfallsmodus darstellen, bis die Fragmentenergie auf die gleiche Größenordnung wie die Neutronentrennungsenergie (etwa 10⁻¹³ s) gesunken ist.Bei Energien von 7  MeV wird die Photonenemission konkurrenzfähig. Unterhalb der Neutronentrennungsenergie dominiert die Gammaemission, die durch ein ungeordnetes Gammaspektrum mit charakteristischen niederenergetischen Peaks gekennzeichnet ist. Diese Peaks entsprechen spezifischen Zerfällen, während das Tochterfragment die Yrast-Linie hinabsteigt [ 2 ] : 53–4. Jeder Zerfall führt überschüssigen Drehimpuls ab [ 7 ] : 8. Die durchschnittliche gesamte prompte Gammaemission ist beim leichteren Fragment um 30 % höher als beim schwereren, was darauf hindeutet, dass das schwerere Fragment mit einem höheren anfänglichen Drehimpuls erzeugt wird [ 7 ] : 19. Schließlich vervollständigen interne Konversion und Röntgenemission die prompten Emissionen [ 2 ] : 53–4 . Die durch prompte Zerfälle erzeugten Tochterfragmente sind oft instabil gegenüber Beta-Zerfall, und es ist mit weiteren Photonen- und Neutronenemissionen zu rechnen. Diese Emissionen werden als „verzögerte Emissionen“ bezeichnet und treten mit Halbwertszeiten im Bereich von Pikosekunden bis Jahren auf [ 2 ] : 3 .

Aufgrund der Vielzahl an Zerfallswegen, die einem spaltenden Atomkern zur Verfügung stehen, variieren die Endprodukte stark. Die Fragmentmassen sind normalverteilt um zwei Maxima bei A  ≈ 95 und A  ≈ 140. [ 4 ] : 484 Spontane Spaltung begünstigt keine Fragmente gleicher Masse, und es wurde bisher keine überzeugende Erklärung dafür gefunden. [ 4 ] : 484 In seltenen Fällen (0,3 %) können drei oder mehr Spaltfragmente entstehen. [ 10 ] Ternäre Produkte sind üblicherweise Alphateilchen, können aber auch so massereich wie Sauerstoffkerne sein. [ 2 ] : 46

Die gesamte Energiefreisetzung über alle Produkte hinweg beträgt ungefähr200 MeV , [ 6 ] : 4 wird hauptsächlich als kinetische Energie der Spaltfragmente beobachtet, wobei das leichtere Fragment den größeren Energieanteil erhält. [ 4 ] : 491–2 Für einen gegebenen Zerfallspfad ist die Anzahl der emittierten Neutronen nicht konstant, sondern folgt einer (diskretisierten) Gaußverteilung. Die Verteilung um den Mittelwert ist jedoch über alle Zerfallspfade hinweg konsistent. [ 4 ] : 486 Prompte Neutronen werden mit Energien emittiert, die durch eine Maxwell-Verteilung angenähert (aber nicht exakt beschrieben) werden , [ 7 ] : 17–8 mit einem Maximum zwischen 0,5 und 1 MeV und einer mittleren Energie von2 MeV und eine maximale Energie von ungefähr10 MeV . [ 11 ] : 4–5 Die prompte Gammaemission trägt weitere 8 MeV bei, während Beta-Zerfall und verzögerte Gammastrahlung weitere 10 MeV beitragen.19 MeV und7 MeV bzw. [ 4 ] : 492 Weniger als 1 % der emittierten Neutronen werden als verzögerte Neutronen emittiert. [ 12 ]

Anwendungen

Die häufigste Anwendung der Spontanspaltung ist die Nutzung als Neutronenquelle. Diese Neutronen können beispielsweise für Neutronenbildgebung eingesetzt werden oder weitere Kernreaktionen auslösen, darunter die induzierte Spaltung eines Targets, wie sie in Kernreaktoren und Kernwaffen üblich ist . Andererseits können Kernwaffen auf Basis von Plutonium-239 aufgrund der Anwesenheit von Spontanspaltungsneutronen versagen, wenn sie zu viel Plutonium-240 enthalten . Das daraus resultierende „ Fehlzünden “ wird durch die vorzeitige Zündung der nuklearen Kettenreaktion verursacht.

In Kristallen mit hohem Urananteil erzeugen Spaltprodukte, die durch spontane Spaltung entstehen, sogenannte Spaltspuren, wenn die Fragmente durch die Kristallstruktur zurückgeschleudert werden. Die Anzahl dieser Spuren kann zur Altersbestimmung einer Probe mittels Spaltspuren-Datierung genutzt werden .

Spontane Spaltungsraten

Spontane Spalthalbwertszeit verschiedener Nuklide in Abhängigkeit von ihrem Z₂ / A- Verhältnis . Nuklide desselben Elements sind durch eine rote Linie verbunden. Die grüne Linie markiert die obere Grenze der Halbwertszeit. Daten aus der französischen Wikipedia .
Spontane Spaltungsraten [ 13 ]
Nuklid Halbwertszeit (Jahre) Spaltungsverzweigungsverhältnis ( % der Zerfälle) Neutronen pro Spontane Halbwertszeit (Jahre) ⁠Z 2/A⁠
Fission Gramm-Sekunden
235U7,04·10 82,0·10 −71,86 0,0003 3,5·10 1736,0
238U4,47·10 95,4·10 −52.07 0,0136 8,4·10 1535,6
239Pu24100 4,4·10 −102.16 0,022 5,5·10 1537,0
240Pu 6569 5,0·10 −62.21 920 1,16·10 1136,8
250Cm 8300 [ 14 ]~ 74 3.31 1,6·10 101,12·10 436,9
252Vgl. 2,6468 [ 15 ]3.09 3,73 2,3·10 1285,7 38.1

Siehe auch

Anmerkungen

  1. ^ Khuyagbaatar, J.; Mosat, P.; Ballof, J.; et al. (21. November 2024). „Ein Schritt ins Meer der Instabilität: Der neue superschwere Sub-μs-Kern 252 Rf“ . Physical Review Letters .
  2. Schunck , Nicolas ; Regnier, David ( 1. Juli 2022). „ Theorie der Kernspaltung“ . Progress in Particle and Nuclear Physics . 125 103963. arXiv : 2201.02719 . Bibcode : 2022PrPNP.12503963S . doi : 10.1016/ j.ppnp.2022.103963 .
  3. ^ Petrzhak, Konstantin . "Wie die spontane Kernspaltung entdeckt wurde" (in Russisch).
  4. ^ a b c d e f g h i Krane, Kenneth S. (1988). Einführung in die Kernphysik . Hoboken, NJ: Wiley. ISBN 978-0-471-80553-3Die
  5. ^ „Was ist spontane Kernspaltung – Definition“ . Strahlendosimetrie . 14. Dezember 2019.
  6. Schunck , N .; Robledo , L. M. (1. November 2016). „ Mikroskopische Theorie der Kernspaltung: ein Überblick“. Reports on Progress in Physics . 79 (11). arXiv : 1511.07517 . Bibcode : 2016RPPh...79k6301S . doi : 10.1088/0034-4885/79/11/116301 . PMID 27727148 . 
  7. ^ a b c d Randrup, J.; Vogt, R. (3. Oktober 2012). Kernspaltung . Lawrence Livermore National Lab. (LLNL), Livermore, CA (Vereinigte Staaten). OSTI 1124864 . 
  8. ^ ein b Bender, Michael; Bernard, Rémi; Bertsch, George; Chiba, Satoshi; Dobaczewski, Jacek; Dubray, Noël; Giuliani, Samuel A; Hagino, Kouichi; Lacroix, Denis; Li, Zhipan; Magierski, Piotr; Maruhn, Joachim; Nazarewicz, Witold; Pei, Junchen; Peru, Sophie; Pillet, Nathalie; Randrup, Jørgen; Regnier, David; Reinhard, Paul-Gerhard; Robledo, Luis M; Ryssens, Wouter; Sadhukhan, Jhilam; Scamps, Guillaume; Schunck, Nicolas; Simenel, Cédric; Skalski, Janusz; Stetcu, Ionel; Stevenson, Paul; Umar, Sait; Verrière, Marc; Vretenar, Dario; Warda, Michał; Åberg, Sven (1. November 2020). „Die Zukunft der Kernspaltungstheorie“ . Journal of Physics G: Nuclear and Particle Physics . 47 (11): 113002. arXiv : 2005.10216 . doi : 10.1088/1361-6471/abab4f . hdl : 1885/224561 .
  9. ^ McDonnell, JD; Nazarewicz, W.; Sheikh, JA (22. Mai 2013). „Dritte Minima in Thorium- und Uranisotopen in einer selbstkonsistenten Theorie“ . Physical Review C. 87 ( 5) 054327. arXiv : 1302.1165 . Bibcode : 2013PhRvC..87e4327M . doi : 10.1103/PhysRevC.87.054327 .
  10. Ivanov, M. P.; Buklanov, G. V.; David, I.; Kushniruk, V. F.; Sobolev, Yu. G.; Fomichev, A. S. (1. Juli 2000). Gleichzeitige Emission zweier leichter geladener Teilchen bei der spontanen Spaltung von 248Cm und 252Cf ( PDF) . XIV. Internationaler Workshop über Kernspaltungsphysik.
  11. ^ Capote, R.; Chen, Y.-J.; Hambsch, F.-J.; Kornilov, NV; Lestone, JP; Litaize, O.; Morillon, B.; Neudecker, D.; Oberstedt, S.; Ohsawa, T.; Otuka, N.; Pronyaev, VG; Saxena, A.; Serot, O.; Schtscherbakow, OA; Shu, N.-C.; Smith, DL; Talou, P.; Trkov, A.; Tudora, AC; Vogt, R.; Vorobyev, AS (Januar 2016). „Neutronenspektren der sofortigen Spaltung von Aktiniden“ . Nukleare Datenblätter . 131 : 1– 106. Bibcode : 2016NDS...131....1C . doi : 10.1016/j.nds.2015.12.002 . OSTI 1239564 . 
  12. ^ Shultis, J. Kenneth; Faw, Richard E. (7. September 2007). Grundlagen der Nuklearwissenschaft und -technik . CRC Press. S. 148. ISBN 978-1-4398-9408-8Die
  13. ^ Shultis, J. Kenneth; Faw, Richard E. (2008). Grundlagen der Nuklearwissenschaft und -technik . CRC Press . S. 141 (Tabelle 6.2). ISBN 978-1-4200-5135-3Die
  14. ^ Eintrag auf periodictable.com
  15. ^ Eintrag auf periodictable.com