Barrera de fisión

Energía de activación necesaria para que el núcleo de un átomo experimente fisión.

Reacción de fisión inducida . Un núcleo se excita mediante algún proceso nuclear y luego se divide en elementos más ligeros ( productos de fisión ). Esto libera una pequeña cantidad de neutrones y provoca radiación gamma , seguida de la desintegración beta de los núcleos más ligeros con la liberación de radiación gamma adicional. ^[1]

En física nuclear y química nuclear , la barrera de fisión es la energía de activación necesaria para que el núcleo de un átomo experimente fisión . Esta barrera también puede definirse como la cantidad mínima de energía necesaria para deformar el núcleo hasta el punto en que esté irremediablemente comprometido con el proceso de fisión. La energía para superar esta barrera puede provenir del bombardeo de neutrones del núcleo, donde la energía adicional del neutrón lleva al núcleo a un estado excitado y sufre deformación, o a través de la fisión espontánea , donde el núcleo ya está en un estado excitado y deformado.

Es importante señalar que los esfuerzos para comprender los procesos de fisión aún están en curso y han sido un problema muy difícil de resolver desde que la fisión fue descubierta por primera vez por Lise Meitner , Otto Hahn y Fritz Strassmann en 1938. ^[2] Si bien los físicos nucleares comprenden muchos aspectos del proceso de fisión, actualmente no existe un marco teórico integral que brinde una explicación satisfactoria de las observaciones básicas.

Escisión

El proceso de fisión se puede entender cuando un núcleo con cierta deformación en equilibrio absorbe energía (a través de la captura de neutrones , por ejemplo), se excita y se deforma hasta una configuración conocida como configuración de "estado de transición" o "punto de silla". A medida que el núcleo se deforma, la energía de Coulomb nuclear disminuye mientras que la energía de superficie nuclear aumenta. En el punto de silla, la tasa de cambio de la energía de Coulomb es igual a la tasa de cambio de la energía de superficie nuclear. La formación y la desintegración final de este núcleo en estado de transición es el paso determinante de la velocidad en el proceso de fisión y corresponde al paso sobre una barrera de energía de activación a la reacción de fisión. Cuando esto ocurre, el cuello entre los fragmentos nacientes desaparece y el núcleo se divide en dos fragmentos. El punto en el que esto ocurre se llama "punto de escisión". ^[3]

Modelo de gota de líquido

A partir de la descripción del comienzo del proceso de fisión hasta el "punto de escisión", es evidente que el cambio de la forma del núcleo está asociado con un cambio de energía de algún tipo. De hecho, es el cambio de dos tipos de energías: (1) la energía macroscópica relacionada con las propiedades de volumen nuclear dadas por el modelo de gota líquida y (2) la energía mecánica cuántica asociada con el llenado de los orbitales del modelo de capas. ^[4] Para las propiedades de volumen nuclear con pequeñas distorsiones, las energías de superficie, , y de Coulomb, , están dadas por: ${\displaystyle E_{s}}$ ${\displaystyle E_{c}}$

${\displaystyle E_{s}=E_{s}^{0}\left(1+{\frac {2}{5}}\alpha _{2}^{2}\right)}$

${\displaystyle E_{c}=E_{c}^{0}\left(1-{\frac {1}{5}}\alpha _{2}^{2}\right)}$

donde y son las energías de superficie y de Coulomb de las gotas esféricas no distorsionadas, respectivamente, y es el parámetro de distorsión cuadripolar. Cuando los cambios en las energías de Coulomb y de superficie ( , ) son iguales, el núcleo se vuelve inestable con respecto a la fisión. En ese punto, la relación entre las energías de superficie y de Coulomb no distorsionadas se convierte en: ${\displaystyle E_{s}^{0}}$ ${\displaystyle E_{c}^{0}}$ ${\displaystyle \alpha _{2}}$ ${\displaystyle \Delta E_{c}=E_{c}^{0}-E_{c}}$ ${\displaystyle \Delta E_{s}=E_{s}^{0}-E_{s}}$

${\displaystyle x={\frac {E_{c}^{0}}{2E_{s}^{0}}}}$

donde se denomina parámetro de fisionabilidad. Si , la energía de la gota de líquido disminuye al aumentar , lo que conduce a la fisión. Si , entonces la energía de la gota de líquido disminuye al disminuir , lo que conduce a formas esféricas del núcleo. ${\displaystyle x}$ ${\displaystyle x>1}$ ${\displaystyle \alpha _{2}}$ ${\displaystyle x<1}$ ${\displaystyle \alpha _{2}}$

Las energías de Coulomb y de superficie de una esfera cargada uniformemente se pueden aproximar mediante las siguientes expresiones:

${\displaystyle E_{c}^{0}={\frac {3}{5}}{\frac {Z^{2}e^{2}}{R_{0}A^{1/3}}}=a_{c}{\frac {Z^{2}}{A^{1/3}}}}$

${\displaystyle E_{s}^{0}=4\pi R_{0}^{2}SA^{2/3}=a_{s}A^{2/3}}$

donde es el número atómico del núcleo, es el número másico del núcleo, es la carga de un electrón, es el radio del núcleo esférico no distorsionado, es la tensión superficial por unidad de área del núcleo, y . La ecuación para el parámetro de fisionabilidad se convierte entonces en: ${\displaystyle Z}$ ${\displaystyle A}$ ${\displaystyle e}$ ${\displaystyle R_{0}}$ ${\displaystyle S}$ ${\displaystyle a_{c}=3e^{2}/5R_{0}}$ ${\displaystyle a_{s}=4\pi R_{0}^{2}S}$

${\displaystyle x=\left({\frac {a_{c}}{2a_{s}}}\right)\left({\frac {Z^{2}}{A}}\right)=\left({\frac {Z^{2}}{A}}\right)/\left({\frac {Z^{2}}{A}}\right)_{critical}}$

donde la relación de la constante se denomina . La fisionabilidad de un núcleo determinado se puede categorizar en relación con . Por ejemplo, el plutonio-239 tiene un valor de 36,97, mientras que los núcleos menos fisionables, como el bismuto-209, tienen un valor de 32,96. ${\displaystyle \left(a_{c}/2a_{s}\right)^{-1}}$ ${\displaystyle \left(Z^{2}/A\right)_{critical}}$ ${\displaystyle \left(Z^{2}/A\right)}$ ${\displaystyle \left(Z^{2}/A\right)}$ ${\displaystyle \left(Z^{2}/A\right)}$

Para todos los núcleos estables, debe ser menor que 1. En ese caso, la energía de deformación total de los núcleos que experimentan fisión aumentará en una cantidad , a medida que el núcleo se deforma hacia la fisión. Este aumento en la energía potencial puede considerarse como la barrera de energía de activación para la reacción de fisión. Sin embargo, los cálculos modernos de la energía potencial de deformación para el modelo de gota de líquido implican muchas coordenadas de deformación además de y representan importantes tareas computacionales. ${\displaystyle x}$ ${\displaystyle (1/5)\alpha _{2}^{2}(2E_{s}^{0}-E_{c}^{0})}$ ${\displaystyle \alpha _{2}}$

Correcciones de shell

Para obtener valores más razonables para las masas nucleares en el modelo de gota líquida, es necesario incluir efectos de capa. El físico soviético Vilen Strutinsky propuso un método de este tipo utilizando la "corrección de capa" y correcciones para el emparejamiento nuclear en el modelo de gota líquida. ^[5] En este método, la energía total del núcleo se toma como la suma de la energía del modelo de gota líquida, , la capa, , y el emparejamiento, , correcciones a esta energía como: ${\displaystyle E_{LDM}}$ ${\displaystyle \delta S}$ ${\displaystyle \delta P}$

${\displaystyle E=E_{LDM}+\sum _{p,n}(\delta S+\delta P)}$

Las correcciones de las capas, al igual que la energía de la gota de líquido, son funciones de la deformación nuclear. Las correcciones de las capas tienden a reducir las masas del estado fundamental de los núcleos esféricos con números mágicos o casi mágicos de neutrones y protones . También tienden a reducir la masa del estado fundamental de los núcleos de la capa media en alguna deformación finita, lo que explica la naturaleza deformada de los actínidos . Sin estos efectos de las capas, no se podrían observar los núcleos más pesados, ya que se desintegrarían por fisión espontánea en una escala de tiempo mucho más corta que la que podemos observar.

Esta combinación de efectos de gota de líquido macroscópico y de capa microscópica predice que para los núcleos en la región U - Pu , se producirá una barrera de fisión de doble joroba con alturas de barrera iguales y un mínimo secundario profundo. Para núcleos más pesados, como el californio , se predice que la primera barrera será mucho más grande que la segunda barrera y el paso sobre la primera barrera es determinante de la velocidad. En general, hay amplia evidencia experimental y teórica de que la ruta de energía más baja en el proceso de fisión corresponde a tener el núcleo, inicialmente en una forma axialmente simétrica y simétrica de masa (reflexión) pasando sobre el primer máximo en la barrera de fisión con una forma axialmente asimétrica pero simétrica de masa y luego pasando sobre el segundo máximo en la barrera con una forma axialmente simétrica pero asimétrica de masa (reflexión). Debido al complicado carácter multidimensional del proceso de fisión, no existen fórmulas simples para las alturas de la barrera de fisión. Sin embargo, hay extensas tabulaciones de caracterizaciones experimentales de las alturas de la barrera de fisión para varios núcleos. ^{[4] [6]}

Véase también

• Portal de tecnología nuclear
• Portal de energía

• Fisión fría
• Fusión nuclear

Referencias

1. L. Yaffe (1968). "Fisión nuclear". Química nuclear . Vol. II. Nueva York: Academic Press. ASIN  B0066F5SQE.
2. HG Graetzer (1964). "Descubrimiento de la fisión nuclear". American Journal of Physics . 32 : 9–15. doi : 10.1119/1.1970127 .
3. BD Wilkins; EP Steinberg y RR Chasman (1976). "Modelo de punto de escisión de la fisión nuclear basado en efectos de capa deformada". Physical Review C . 14 (5): 1832–1863. doi :10.1103/PhysRevC.14.1832.
4. R. Vandenbosch y JR Huizenga (1974). Fisión nuclear . Nueva York: Academic Press. ASIN  B012YSETDY.
5. VM Strutinsky (1967). "Efectos de capa en masas nucleares y energías de deformación". Física nuclear A . 95 (2): 420–442. doi :10.1016/0375-9474(67)90510-6. ISSN  0375-9474.
6. C. Wagemans (1991). El proceso de fisión nuclear . Boca Raton: CRC Press. ISBN 9780849354342.