YaChudo

Поділ ядра

Переглядів: 0. Оновлено 25.10.2026.

Схематичне зображення поділу ядра 235U при поглинанні нейтрона

По́діл ядра́ — ядерна реакція, під час якої ядро важкого елемента розпадається на менші ядра, часто виділяючи при цьому гамма-кванти й вільні нейтрони.

Поділ ядра — екзотермічна реакція. Виділене під час поділу тепло набагато перевищує характерні енергії хімічних реакцій. Тому поділ використовують у ядерній енергетиці, а також у військовій справі для створення атомних бомб.

Поділ слід відрізняти від реакцій радіоактивного розпаду, під час яких виділяються гамма-кванти, альфа- і бета-частинки, а маса ядра та його атомний номер змінюються незначно, або зовсім не змінюються. Під час поділу первинне ядро розпадається на великі шматки і, як наслідок, виникають відносно важкі ядра із середини періодичної таблиці.

Причина розпаду ядер

Ядер, які мають здатність розпадатися, небагато. Найвідоміші з них — 235U і 239Pu. Це — важкі ядра із великою кількістю протонів. Позитивно заряджені протони відштовхуються один від одного за законом Кулона, і на характерних відстанях для ядра порядку 1 фемтометра це відштовхування дуже сильне. Однак протони утримуються у складі ядра завдяки сильній взаємодії між собою й нейтронами.

Існує кілька факторів які впливають на енергію звʼязку в ядрі: з одного боку, нуклони на поверхні ядра мають навколо себе менше інших нуклонів ніж ті які знаходяться в глибині ядра. Відповідно, чим менше співвідношення площі поверхні ядра до його обʼєму (а воно зростає зі збільшенням радіусу ядра), тим більша середня енергія притягання. Через це зі зростанням кількості нуклонів в ядрі, середня енергія сильної взаємодії – зростає. Проте з іншого боку, сильна взаємодія має дуже малий радіус, на відміну від кулонівського відштовхування – нуклон взаємодіє лише зі своїми найближчими сусідами, але кожен протон відштовхується від кожного іншого протона. Через це зі зростанням кількості протонів в ядрі сили відштовхування зростають необмежено, тоді як притягання має властивість насичення. Третій фактор повʼязаний з принципом заборони Паулі і зменшує енергію звʼязку у ядер з сильним дисбалансом протонів і нейтронів (через це не утворюються стабільні ядра з малою кількістю протонів і великою кількістю нейтронів)[1].

Комбінація цих факторів призводить до того, що енергія звʼязку легких ядер зростає до елемента 26, заліза, після чого кулонівське відштовхування починає зростати швидше ніж ядерне притягання. Через це, середня енергія зв'язку між нуклонами у важких ядер зменшується у порівнянні з ядрами атомів зі середини періодичної таблиці елементів, тобто дефект маси (різниця між сумарною масою окремих нуклонів ядра і цілого ядра) у важких ядер є меншим.

Таким чином, створюється ситуація, коли та сама кількість нуклонів мала б у сукупності меншу енергію, якби вони були згруповані у два ядра з меншими масами, а не в одне важке. Інакше кажучи, стан важкого ядра є збудженим квантовим станом. Збуджені стани не можуть існувати довго, й рано чи пізно відбувається ядерна реакція, коли ядро переходить у стабільніший стан.

Як наслідок, стабільність ядер, важчих за залізо падає зі зростанням кількості протонів у ньому.

Є кілька каналів реакцій розпаду: бета-розпад, альфа-розпад і поділ. Лише в нечисленних ядер поділ має найбільшу ймовірність.

Перебіг реакції

Розпад, викликаний захопленням нейтрона

Експерименти показують: якщо енергія збудження ядра досить велика, то його потенціальна енергія подібна до потенціальної енергії рівномірно зарядженої краплі.[2] Тобто, його поведінка після влучання нейтрона з достатньою для розпаду енергією подібна до розділення краплі води на дві: ядро починає сильно деформуватися, перетворюючись на еліпсоїд, витягатися, утворюючи тонку шийку з двома «кулями» на кінцях («гантелю»), після чого шийка розривається, і два уламки грушоподібної форми розлітаються, розігнані кулонівськими силами. Після відокремлення ядра-уламки повертаються до сферичної форми.[3] Цей процес супроводжується миттєвим (менш ніж за 4·10−14 секунди) «випаровуванням» нейтронів, які забирають із собою надлишок потенціальної енергії, а також випроміненням гамма-квантів. Нейтрони, що вилітають з ядра одразу, називають миттєвими.[4] Енергетичний спектр таких нейтронів неперервний із максимумом приблизно на 1 МеВ. Їх середня кінетична енергія складає 2 МеВ. У середньому, під час кожного поділу ядра випромінюється 2-3 нейтрони (2,47 для урану-235, 3,57 для каліфорнію-252).[5]

Важким ядрам характерна більша частка нейтронів у ядрі, тому утворені ядра часто мають значний надлишок нейтронів. Тому невдовзі після поділу вони зазнають кількох бета-розпадів, які можуть супроводжуватися випромінюванням нейтронів. Такі нейтрони називають запізнілими. Їх кількість становить ~1 % від усіх нейтронів, що виділяються під час реакцій поділу.[2]

Ймовірність поділу ядра через захоплення нейтрона значною мірою залежить від ймовірності захопити нейтрон (але завжди менша від неї, тому що, захопивши нейтрон, ядро може позбутися зайвої енергії й іншими способами, не розпадаючись), яка, у свою чергу, залежить від його кінетичної енергії. Така залежність є доволі нелінійною, з кількома резонансними піками.[6]

Для невеликих енергій збудження форма потенціального бар'єра складніша, він має кілька горбів, і через це процес поділу теж складніший. Ядро після захоплення нейтрона може, перейшовши через один із горбів бар'єра, залишитися в локальному мінімумі. У цьому стані ядро сильно деформоване, але не може повернутися до сферичного стану, випромінюючи квант, унаслідок малої проникності бар'єра, що відділяє його від цього стану. В такому випадку, ядро може деякий час перебувати в такому стані, а потім тунелювати через тонший бар'єр, що відділяє його від поділеного стану.[2] Ці відмінності викликані необхідністю враховувати поправки, спричинені оболонковими ефектами.

Розподіл продуктів поділу 235U за масою

Продукти поділу наперед визначити неможливо. З більшою або меншою ймовірністю утворюються різні атоми зі середини періодичної таблиці. Багато з них радіоактивні. З часом радіоактивні продукти реакції розпадаються (для основних продуктів поділу, період напіврозпаду становить від кількох годин до кількох років, доволі часто відбувається низка розпадів, перш ніж утворяться стабільні ядра[7]). Внаслідок приблизно рівного поділу утворюються два ядра з масами близько 115 а. о. м., проте зазвичай відбувається нерівний поділ, після якого одне з ядер має масу близько 90 а.о.м., а інше — близько 140 а.о.м. Діаграму розподілу продуктів розпаду за масою наведено на рисунку. Якщо енергію збудження збільшити, ймовірність симетричного розпаду зростає, і розподіл з двогорбого перетворюється на одногорбий.[2] Асиметрія в розпаді ядра також спричинена оболонковими ефектами — ядро намагається поділитися так, щоб якнайбільше ядер були магічними. З цих же причин, важчим ядрам характерне зростання маси легшого уламка, тоді як маса важчого майже не змінюється — бо найімовірнішим варіантом важкого уламка є двічі магічне ядро олова-132.[6]

Внаслідок розпаду ядра урану виділяється енергія ~200 МеВ. Частина цієї енергії припадає на кінетичну енергію дочірніх ядер, що розлітаються зі швидкістю, яка становить 3 % від швидкості світла. Внаслідок поділу зазвичай випромінюється кілька нейтронів з енергією близько 2 МеВ кожен (у середньому — 2,47 нейтрона за один поділ).

Передати ядру енергію, достатню для переходу через потенціальний бар'єр, може не тільки нейтрон. Деякі елементи з групи актиноїдів діляться під час фотоядерних реакцій, тобто, реакцій, зініційованих гамма-квантом.[8]


Спонтанний поділ

Спонтанним поділом називають розпад ядра, що не зумовлений ніякими зовнішніми чинниками. Щоб розпастися в такий спосіб, ядро має тунелювати через потенціальний бар'єр, тоді як під час розпаду, зумовленого захопленням нейтрона, енергію для перетинання цього бар'єра приносить захоплена частинка.

Для більшості ядер такий канал розпаду дуже малоймовірний — наприклад, уран-235 розпадається через альфа-розпад з імовірністю в сотні мільйонів разів більшою, ніж спонтанно. Проте зі збільшенням кількості протонів у ядрі, ця ймовірність зростає. Емпіричним критерієм, що дає змогу оцінити її є Z 2 / A {\displaystyle {\hbox{Z}}^{2}/{\hbox{A}}} , де Z {\displaystyle Z}  — кількість протонів у ядрі, а A {\displaystyle A}  — кількість нуклонів у ньому. Розпад ядра енергетично вигідний, а отже, принципово можливий, якщо цей показник більший від 17, а якщо ця величина дорівнює, або більша від 47, то ядро спонтанно розпадається швидше, ніж це можна зареєструвати найкращими сучасними приладами, і ймовірність розпаду саме за цим каналом прямує до одиниці — для таких важких ядер, висота потенціального бар'єра, що не дає ядру розпастися, прямує до нуля.[9] Для урану-235 цей показник дорівнює ~36. Також можна бачити, що зі зростанням Z {\displaystyle Z} ця ймовірність зростає. Таблиця дає уявлення про зростання ймовірності спонтанного поділу зі зростанням заряду ядра:

Ядро T 1 / 2 ( S F ) {\displaystyle T_{1/2}(SF)} ,
років 		T 1 / 2 {\displaystyle T_{1/2}} ,
років[10] 		Доля спонтанного
поділу, % [10]
235U (1,0 ± 0,3)× 1019 (7,04 ± 0,01)× 108 7× 10−9
238U (8,2 ± 0,1)× 1015 (4,468 ± 0,003)× 109 5,5× 10−5
239Pu (8 ± 2)× 1015 (2,411 ± 0,003)× 104 3× 10−10
240Pu (1,151 ± 0,04)× 109 (6,564 ± 0,011)× 103 5.7× 10−6
246Cm (1,82 ± 0,02)× 107 4760 ± 40 2,62× 10-2
252Cf 86 ± 1 2,645 ± 0,008 3,09
254Cf 60,7 діб ± 0,2 60,5 діб ± 0,2 99,7

Проте, цей емпіричний критерій не враховує оболонкові ефекти, що підвищують стабільність «магічних» ядер, тому існування важких ядер з Z 2 / A > 49 {\displaystyle {\hbox{Z}}^{2}/{\hbox{A}}>49} можливе (так званий «острів стабільності»)[3].

Деякі метастабільні збуджені ядра спонтанно розпадаються значно швидше (до 20 порядків), ніж звичайні.[11] Це явище пов'язують з тим, що, як показує оболонкова модель ядра, потенціальний бар'єр для поділу ядра має складну форму з кількома локальними мінімумами, що і відповідають за квазістаціонарні стани.[12]

Унаслідок спонтанного розпаду виділяється багато вільних нейтронів, тому саме він запалює ланцюгову реакцію поділу ядер, а отже, є основою усієї сучасної атомної енергетики. Також цей тип поділу має медичне значення: важкі ядра, для яких такий канал не є нехтуваним, наприклад, каліфорній-252 (3,1 % розпадів)[13] використовуються як джерела нейтронів, наприклад, для променевої терапії.[14]

Потрійний поділ

Бінарний поділ ядра є найімовірнішим, проте не єдиним. Приблизно у 2-4 випадках на 1000, ядро ділиться на три частини, а 3 рази на 10 000 поділів — на чотири. Такий канал поділу був відкритий у 1940-х роках.[15]

Середня кінетична енергія уламків при потрійному розпаді менша за енергію при подвійному поділі.[15] Так само як і подвійний, потрійний поділ ядра може супроводжуватись виділенням вільних нейтронів і гамма-квантів. Найлегше з ядер, що утворюється при потрійному розпаді, найчастіше є альфа-частинкою, проте, його маса може коливатись у діапазоні від водню до вуглецю.[16] Ймовірність потрійного розпаду при спонтанному поділі на 25 % більша, ніж при поділі, викликаному захопленням нейтрона.

Хоча ймовірність потрійного поділу доволі мала, він є основним джерелом утворення тритію у ядерних реакторах,[17] через що регулярно виникає необхідність в їх очищені.

Механізми потрійного поділу є подібними до механізмів подвійного, але на останньому етапі поділу відбувається фрагментація перетяжки між двома уламками ядра що ділиться.[15]

Ланцюгова реакція

Схематичне зображення ланцюгової реакції

При поділі ядер виділяються нейтрони. Їхня кількість залежить від конкретного сценарію поділу. Зазвичай виділяються 2-3 нейтрони. Ці нейтрони можуть захопитися іншими, ще неподіленими ядрами, й викликати їхній поділ, при якому знову ж таки виділяються нові нейтрони. Така реакція називається ланцюговою. Ланцюгова реакція характеризується коефіцієнтом розмноження нейтронів. Він залежить не тільки від кількості нейтронів, що виділяються при кожному акті поділу, а й від втрат нейтронів: частина нейтронів вилітає за межі області, де відбувається реакція і знаходяться здатні до поділу ядра, інша ж частина поглинається ядрами інших (стабільних)хімічних елементів і не викликає реакцій поділу. Якщо коефіцієнт розмноження більший за одиницю, виникає вибух. Такий сценарій використовується у атомних бомбах. Якщо коефіцієнт розмноження строго дорівнює одиниці, то реакція протікає стабільно. Такий сценарій використовується у ядерних реакторах.

Ймовірність поглинання нейтрона ядром залежить від енергії нейтрона. Для 235U ймовірність збільшується при зменшенні швидкості нейтронів. Тому у ядерних реакторах використовуються сповільнювачі нейтронів. Оскільки найважливішими для реакції поділу є теплові нейтрони, то коефіцієнт розмноження нейтронів залежить від температури у ядерному реакторі. Для управління реакцією у реактор вводять (або виводять) речовини, здатні поглинати нейтрони, таким чином зменшуючи (або збільшуючи) їхній потік.

Нукліди що діляться

Ілюстрація на тему розпаду урану-235.

Як випливає з теорії складеного ядра, мінімальне значення енергії складеного ядра   E ∗ {\displaystyle ~E^{*}} дорівнює енергії зв'язку нейтрона в цьому ядрі     ε n {\displaystyle ~\ \varepsilon _{n}} , яка суттєво залежить від парності кількості нейтронів у ядрі: енергія зв'язку парного нейтрона набагато більше енергії зв'язку непарного при приблизно рівних масових числах ядра. Порівняємо значення бар'єра поділу для важких ядер та енергії зв'язку нейтрона у важких ядрах (найважливіших з практичної точки зору):

Ядро   W f {\displaystyle ~W_{f}} , МеВ Ядро     ε n {\displaystyle ~\ \varepsilon _{n}} , МеВ
232Th 5,9 233Th 4,79
233U 5,5 234U 6,84
235U 5,75 236U 6,55
238U 5,85 239U 4,80
239Pu 5,5 240Pu 6,53

Слід зазначити, що в таблиці для енергії зв'язку наведені ядра, що утворюються шляхом приєднання нейтрона до ядер з таблиці для порога розподілу, однак величина бар'єра поділу слабо залежить від масового числа та складу ядра, тому таке якісне порівняння допустимо.

Порівняння величин з цих таблиць показує що для різних ядер:

  •   E ∗ >   ε n {\displaystyle ~E^{*}>\ \varepsilon _{n}} , це означає, що розподіл можливо нейтронами з будь як завгодно малої кінетичною енергією. До цієї групи відносяться ядра з непарною кількістю нейтронів (приєднується нейтрон — парний): 233U, 235U, 239Pu, які прийнято називати подільними ядрами;
  •   E ∗ <   ε n {\displaystyle ~E^{*}<\ \varepsilon _{n}} , це означає, що розподіл можливе лише нейтронами з кінетичною енергією, що перевищує якесь порогове значення. До цієї групи відносяться ядра з парною кількістю нейтронів (приєднується нейтрон — непарний): 232Th, 238U, які називають пороговими. Значення порогових енергій приблизно рівні 1,2 МеВ для 232Th і 1 МеВ для 238U.

Для інших, не зазначених в таблиці, ядер ситуація аналогічна — ядра з непарним числом нейтронів — подільні, з парним — порогові. Порогові ядра не можуть служити основою ланцюгової ядерної реакції поділу.

З п'яти розглянутих вище ядер тільки три є в природі: 232Th, 235U, 238U. Природний уран містить приблизно 99,3 % 238U і лише 0,7 % 235U. Інші діляться ядра, 233U та 239Pu, можуть бути отримані штучним шляхом. Практичні способи їх отримання засновані на використанні порогових ядер 232Th та 238U за такими схемами:

90 232   Th + 0 1   n   → 90 233   Th   → 22 m i n   β − 91 233   Pa   → 27 , 4 d a y s   β − 92 233   U   → 1 , 6   ⋅ 10 5 y e a r s   α {\displaystyle {}_{90}^{232}\ {\textrm {Th}}+{}_{0}^{1}\ {\textrm {n}}\ {\xrightarrow {}}_{90}^{233}\ {\textrm {Th}}\ {\xrightarrow[{22min}]{\ \beta ^{-}}}{}_{91}^{233}\ {\textrm {Pa}}\ {\xrightarrow[{27,4days}]{\ \beta ^{-}}}{}_{92}^{233}\ {\textrm {U}}\ {\xrightarrow[{1,6\ \cdot 10^{5}years}]{\ \alpha }}}

92 238   U + 0 1   n   → 92 239   U   → 23 , 5 m i n   β − 93 239   Np   → 2 , 3 d a y s   β − 94 239   Pu   → 2 , 4   ⋅ 10 4 y e a r s   α {\displaystyle {}_{92}^{238}\ {\textrm {U}}+{}_{0}^{1}\ {\textrm {n}}\ {\xrightarrow {}}_{92}^{239}\ {\textrm {U}}\ {\xrightarrow[{23,5min}]{\ \beta ^{-}}}{}_{93}^{239}\ {\textrm {Np}}\ {\xrightarrow[{2,3days}]{\ \beta ^{-}}}{}_{94}^{239}\ {\textrm {Pu}}\ {\xrightarrow[{2,4\ \cdot 10^{4}years}]{\ \alpha }}}

В обох випадках процес радіаційного захоплення призводить до утворення радіоактивних ядер. Після двох послідовних β--розпадів утворюються подільні нукліди. Проміжні ядра мають достатньо малі періоди напіврозпаду, що дозволяє використовувати ці способи на практиці. Утворені поділені ядра також радіоактивні, але їх періоди напіврозпаду настільки великі, що ядра можна розглядати як стабільні при використанні в ядерних реакторах.

У зв'язку з можливістю отримання ядер що діляться з порогових, що трапляються в природі, 232Th та 238U, останні прийнято називати відтворюючі. Сучасні знання про нукліда дозволяють припускати, що майбутнє ядерної енергетики пов'язано саме з перетворенням відтворюючих матеріалів у подільні[18][19].

238U

Найпоширеніший ізотоп урану 238U теж, як і 235U, здатний до поділу, однак поділ у ньому відбувається при зіткненні з нейтроном з енергією понад 1 МеВ. Нейтрони, які виділяються при такому поділі здебільшого мають меншу енергію, тому поділ 238U не викликає ланцюгової реакції. При зіткненнях 238U з повільними нейтронами, він поглинає їх, і стає 239U, який через бета-розпад перетворюється в 239Np, а потім у 239Pu. Таким чином виробляється Плутоній у реакторах на швидких нейтронах, зокрема в розмножувачах. Загалом, і в реакторах на теплових нейтронах 239Pu накопичується упродовж паливного циклу, і його розпад дає значний внесок у вироблення енергії, аж до половини загальної виділеної енергії.

При наявності зовнішнього джерела швидких нейтронів поділ 238U можна використати для отримання додаткової енергії. Зокрема 238U обкладають термоядерний заряд у деяких конструкціях термоядерної бомби, де потрібні нейтрони народжуються як наслідок реакції ядерного синтезу.

Ділення легких ядер (наприклад, Z={83, 82, 78, 73}) частинками надвисоких енергій має деякі особливості, ніж ділення урану повільними нейтронами[20].

Торієвий цикл

Ще одним здатним до поділу ізотопом є 233U. Його можна отримати при опроміненні нейтронами 232Th. У Торію є також здатний до поділу ізотоп 231Th, але його дуже мало. Реакція отримання 233U відбувається за схемою

n +   90 232 T h →   90 233 T h → β −   91 233 P a → β −   92 233 U . {\displaystyle \mathrm {n} +{}_{\ 90}^{232}\mathrm {Th} \rightarrow {}_{\ 90}^{233}\mathrm {Th} {\xrightarrow {\beta ^{-}}}{}_{\ 91}^{233}\mathrm {Pa} {\xrightarrow {\beta ^{-}}}{}_{\ 92}^{233}\mathrm {U} .}

Торію в природі більше, ніж урану, але для його використання потрібний початковий потік нейтронів, тобто потрібно використовувати або уран або плутоній для запалювання реакції. Крім 233U при опроміненні торію нейтронами утворюється також гамма-радіоактивний 232U.

Історія відкриття

Радіоактивність була відкрита Анрі Беккерелем у 1896 році при вивченні фосфоресценції солей урану. Дослідження радіоактивності продовжили П'єр Кюрі і Марія Склодовська-Кюрі із сполуками торію та солями урану. Ними було виділено високоактивні елементи полоній і радій. Вони виявили, що радіоактивні елементи випромінюють 3 види проникаючої радіації, α-, β- і γ- промені.

На початку ХХ століття величезний внесок у вивчення іонізуючих випромінювань і структури атомів зробив Ернест Резерфорд. У 1932 Ернест Волтон і Джон Кокрофт змогли вперше розщепити ядро атома літію.

Поділ ядра урану був відкритий у 1934 р. Отто Ганом[21]. За це відкриття він отримав Нобелівську премію з хімії у 1944 р. Опромінюючи уран нейтронами, Ган несподівано виявив, що одним із продуктів поділу є набагато легший барій. Спочатку, Ган припустив, що перед ним невідомий раніше ізотоп радію, хімічно подібний до барію, але пізніше, було показано, що це не так. Правильну інтерпретацію цьому дивному явищу дали тільки за кілька років, і результат було опубліковано у 1939-му. На той час висновок про поділ ядра вже знайшов підтвердження у експерименті Отто Фріша та Лізи Мейтнер[22].

У 1940 році радянськими фізиками Георгієм Фльоровим і Константином Петржаком був відкритий спонтанний поділ ядра.

Фредерік Жоліо-Кюрі зі співробітниками встановили, що при поділі урану виділяються нейтрони, що відкрило перспективи проведення ланцюгової реакції. Таким чином, відкривався шлях до використання ядерної енергії. Це відкриття змінило хід історії, дало нове потужне джерело енергії, призвело до появи ядерної зброї, до перегонів озброєнь і, загалом, до відносного миру у світі упродовж другої половини 20-го століття.

Див. також

Примітки

  1. ↑ nuclear binding energy(англ.)
  2. ↑ а б в г деление ядер [Архівовано 20 грудня 2016 у Wayback Machine.](рос.)
  3. ↑ а б Деление ядер [Архівовано 22 листопада 2016 у Wayback Machine.](рос.)
  4. ↑ Вакалюк, В. М. (2005). Ядерна фізика: Конспект лекцій (PDF). Івано-Франківськ: Факел. с. 76.
  5. ↑ Деление ядер. Архів оригіналу за 2 грудня 2016. Процитовано 5 грудня 2016.
  6. ↑ а б Осколки деления. Архів оригіналу за 20 листопада 2016. Процитовано 5 грудня 2016.
  7. ↑ FISSION PRODUCTNUCLEAR DATA [Архівовано 15 квітня 2019 у Wayback Machine.](англ.)
  8. ↑ фотоядерные реакции. Архів оригіналу за 19 жовтня 2016. Процитовано 6 грудня 2016.
  9. ↑ Introductory Nuclear Physics [Архівовано 1 лютого 2017 у Wayback Machine.](англ.)
  10. ↑ а б Nudat 2.5. Архів оригіналу за 14 липня 2018. Процитовано 6 грудня 2016.
  11. ↑ Спонтанно делящиеся изомеры [Архівовано 11 жовтня 2016 у Wayback Machine.](рос.)
  12. ↑ Деление атомных ядер [Архівовано 4 жовтня 2016 у Wayback Machine.](рос.)
  13. ↑ Chart of Nuclides. Архів оригіналу за 20 лютого 2017. Процитовано 6 жовтня 2016.
  14. ↑ Принципи забезпечення радіаційної безпеки медичного персоналу (PDF). Архів оригіналу (PDF) за 9 жовтня 2016. Процитовано 6 жовтня 2016.
  15. ↑ а б в Тройное деление ядер [Архівовано 20 грудня 2016 у Wayback Machine.](рос.)
  16. ↑ Ternary Fission Process [Архівовано 2 лютого 2017 у Wayback Machine.](англ.)
  17. ↑ Discovery That Nuclear Fission Produces Tritium [Архівовано 2 лютого 2017 у Wayback Machine.](англ.)
  18. ↑ Бать та ін., 1982.
  19. ↑ Климов, 1985.
  20. ↑ Э.Шпольский - Деление висмута, свинца, таллия, платины и тантала частицами высоких энергий.
  21. ↑ O. Hahn and F. Strassmann. Über den Nachweis und das Verhalten der bei der Bestrahlung des Urans mittels Neutronen entstehenden Erdalkalimetalle, Naturwissenschaften Volume 27, Number 1, 11-15 (1939).
  22. ↑ Lise Meitner and O. R. Frisch. «Disintegration of Uranium by Neutrons: a New Type of Nuclear Reaction», Nature, Volume 143, Number 3615, 239—240

Джерела

  • Булавін Л. А., Тартаковський В. К. Ядерна фізика. — Знання. — Київ : ВТД «Університетська книга», 2005. — 439 с. — ISBN 966-346-020-2.
  • Каденко І. М., Плюйко В. А. Фізика атомного ядра та частинок. — К. : ВПЦ «Київський університет», 2008. — 414 с.
  • Фрауэнфельдер Г., Хенли Э. Субатомная физика. — М. : Мир, 1979. — 736 с.

Джерело: стаття у Вікіпедії та історія редагувань (автори).