Fyzika atómu
Transkript
Fyzika atómu
Fyzika atómu Využitie energie jadra Štiepenie jadra: história tepelné neutróny: nie sú odpudzované Coulombovskou silou, ľahké ostreľovanie jadra ostreľovaním uránu tepelnými (E = 0,04 eV, E=kT) sa objavuje množstvo nových rádioaktívnych nuklidov (Hahn, Meitner, Straßmann), objavilo sa bárium (1938) Meitner a Frisch (1939): urán sa po absorpcii jedného neutrónu štiepi na ľahšie prvky Otto Hahn: Nobelova cena 1944 Otto Hahn Fritz Straßmann Lise Meitner 2 Otto Robert Frisch podíl neutron výtěžek (%) Štiepenie jadra: detailnejší pohľad výtěžek (%) výtěžek (%) 1 bezprostředně po štěpení mají jádra na proton vzniklé také přemění přibližně tent vzniklé bezp Pro odhad energie u 0,001 podíl neutronů k protonům. Stabilní nuklidy vvazební oblasti střed podíl neutron 70 80 90 100 110 120 130 140 150 160 1156 KAPITOLA 44 ENERGIE Z JÁDRA křivku energie hmotnostní číslo fragmentu A ních hmotnos ních hmotnostních čísel však mají tentožepoměr v interval pro nuklidy s vysoký Obr. 44.1 Závislost 1,3 až 1,4. Pri 0,1výtěžku fragmentů na jejich hmotnostním je hodnota vazební ener 235 1,3 až 1,4. Primární produkty jsou proto bohaté na neutron 0,1 čísle, získaná po analýze mnoha případů štěpení U. Všimněme (mají jich př na hmotnostním čísle. Nejvíce pravděpodobná hmotnostní si,Jak už jsme očekávali podle čl. 43.5, hmotnostní čísla fragnuklidy se středně v že svislá stupnice logaritmická. (mají jejich příliš mnoho) a budou protoPromít tendenci „od pařit“ několi ≈ 120) je to přibližně 8 čísla fragmentů dosahují přibližně 7 %; jsou soustředěna mentů (140 a 94) se při β-rozpadu nemění, zato atomová rozpadom prechodového zloženého jadra vznikajú nuklidy bohaté na neutróny, ktoré sa podle rov. (44 několik neutronů, například neutrony reakc 235 U tepelný dvaenergii jednohovvelkého Při typickém štěpení U absorbuje jádro 0,01 kolem A ≈ 95 a A ≈ 140. Je to s podivem, ale ani dnes ještě čísla (na pařit“ začátku 54 235 a 38) vzrostou o jedničku při každém na neutrony, menia β rozpadmi (předpokládejme stejný podle rov. takvysoce jsounabuzeném fragmenty štěpení příliš bohat neutron vytvoří složené jádro 236 UI ve neumíme vysvětlit „dvouhrbý“ tvar křivky na obr. 44.1. krokuarozpadové řady.(44.1). se přebytku 0,01 potom stavu. Ve skutečnosti to totoaby jádro, kteréstabilní. se štěpí a vytváří nana neutrony, Rozpad βrozdělit, nabízíje způsob, ja Pohled pásjestability v byly přehledu nuklidů na obr. 43.4 jádra přeměn dva fragmenty. Tyto fragmenty velmi rychle emitují dva 10 ProMeV) odha nám vysvětluje, proč jsou fragmentyzbavit štěpenítím, tak nestabilní. se 0,001 přebytku neutronů že se uvnitř samotnéh Q = 2(8,5 neutrony, takže jako produkty štěpení vzniknou v typickém 70 80 90 100 110 120 130 140 150 160 . křivku vazeb U, jádro štěpícíhmotnostní se protony. v reakci Nuklid140236 číslo popsané fragmentu Arov. (44.1), jádra =že 200 MeV. případě Xe (Z =přemění 54) a 94 Srna (Z = 38). Celkový popis pro nuklid má 92 protonů a 236 − 92, tedy fragmentů 144 neutronů, dává Obr. 44.1 Závislost výtěžku na jejichcož hmotnostním štěpné reakce je v tomto případě Pro odhad energie uvolněné přiU.štěpení můžeme použ je hodnota va 0,001 čísle, získaná po analýze mnoha1,6. případů štěpení 235 Všimněme Pečlivější výpočet v př. podíl neutronů/protonů přibližně Primární fragmenty 70 80 90 100 110 120 130 140 150 160 1 235 236 140 94 Pro je nuklidy křivku vazební energie obr. 43.6. této křivky viděs U + n → U → Xe + Srz+také 2n. přibližně (44.1) Z tento si, že svislá stupnice je logaritmická. s tímto hrubým odhadem vzniklé bezprostředně po štěpení mají hmotnostní číslo fragmentu A ≈ 120) je to že pro nuklidy s vysokým hmotnostním číslem (A ≈jedno 240 podíl neutronů k protonům. Stabilní nuklidy v oblasti středVšimněme si, žePři přitypickém vytvářeníštěpení i štěpení složeného 235 U energii absorbujejádra jádrose235 U tepelný ONTROLA 1: Char Obr. 44.1 Závislost výtěžku fragmentů na jejich hmotnostním K 236 zachovává počet protonů ivazební počet neutronů (aUpoměr tedy jejich ních hmotnostních čísel však mají tento v intervalu je hodnota energie na nukleon přibližně(předpokláde 7,6 MeV 235 neutron a vytvoří složené jádro ve vysoce nabuzeném čísle, získaná po analýze mnoha případů štěpení U. Všimněme 235 celkový a celkový náboj). jejsou Uje+po rozdělit, 1,3 až počet 1,4.Pro Primární produkty proto bohaté na neutrony 0,1 stavu. Ve skutečnosti to toto jádro, které se štěpí a vytváří nuklidy se středně velkým hmotnostním číslem (A ≈ 140 94 si, že svislá stupnice je logaritmická. V rov. (44.1) jsou oba fragmenty Xe a Sr vysoce dva fragmenty. Tyto fragmenty velmi emitují dva (mají jich≈ příliš mnoho) a budou proto mít rychle tendenci „od120) je to přibližně 8,5 MeV. Rozdíl v celkové vazebn Která z následující Q=2 nestabilní, takže prodělají řadu β-rozpadů (s přeměnou ne- v typickém neutrony, takže jako produkty štěpení vzniknou pařit“ několik neutronů, například dva neutrony v reakci 141 Xe a. 9 aobou Y: (a)fragment 140 94 Sr jádra utronu na proton a emisí elektronu a aneutrina), až38). se přeenergii jednoho velkého (A ≈ 240) a =2 Při typickém štěpení 235 U absorbuje jádro 235 U tepelný případě Xe (Z = 54) (Z = Celkový popis podle rov. (44.1). I tak jsou fragmenty štěpení příliš bohaté 79 121 a Ge; (d) In a 1 mění na stabilní konečný produkt. Pro xenon nastává tato 236 štěpné reakce je v tomto případě 0,01 (předpokládejme nukleonů), se můž neutron a vytvoří složené jádro U ve vysoce nabuzeném na neutrony, stabilní.stejný Rozpadpočet β nabízí způsob, jakna které Pečlivější vý rozpadová řada:aby byly 235 je potom 140 rozdělit, U +zbavit n → 236 U→ Xeuvnitř + 94 Srsamotného + 2n. (44.1) stavu. Ve skutečnosti je to toto jádro, které se štěpí a vytváří se 140 přebytku neutronů tím, že se s tímto hrubý 140 140 140 140 Xe → Cs → Ba → La → Ce jádra přemění na protony. PŘ dva fragmenty. Tyto fragmenty velmi rychle emitujíτ dva si,13žed při vytváření istabilní štěpení složeného jádra se . ONTROL 14 s Všimněme 64 s 40 h K=Q reakc Spočtěte Q počet = uvolněné 2(8,5 MeV)(120) − (7,6 MeV)(240) energie při štěpení můžeme použít (44.2) 0,001 takže jako produkty štěpení vzniknou v typickém Pro odhad zachovává protonů i počet neutronů (a tedy jejich energii neutrony, Z 54 55 56 57 58 70 80 90 100 110 120 130 140 150 160 rozpad fragmentů podle křivku vazební z obr. 43.6. Z této křivky je vidět, celkovýenergie počet. a celkový náboj). 140 94 hmotnostní číslo fragmentu A = rozpadová 200 MeV. (44.4 případě Xe (Z = 54) a Sr (Z = 38). Celkový popis 140 Xe a 94 Sr vysoce Pro pak ŘEŠENÍ: Energii reakc V snastává rov. (44.1) jsou obařada: fragmenty žestroncium pro nuklidy vysokým hmotnostním číslem (A ≈ 240) Obr. 44.1 Závislost hmotnostním Budeme Kteránásl z štěpné reakce je v výtěžku tomto fragmentů případě na jejich nestabilní, takže prodělají řadu (s přeměnou ne- potřebovat 94 94 na nukleon 94 β-rozpadů je hodnota vazební energie přibližně 7,6 MeV. 235 Sr → Y → Zr čísle, získaná po analýze mnoha případů štěpení U. Všimněme Pečlivější výpočet velektronu př. 44.1 souhlasíaž pozoruhodně dobř a Y: (a) utronu na proton a emisíhmotnostním a neutrina), se≈pře- 235 Pro nuklidy se středně velkým číslem (A τ 75 s 19 min stabilní U 235,043 235 236 140 94 79 si, že svislá stupnice a Ge; ( (44.3)nastává tato U + n je →logaritmická. U → Xe + Sr + 2n. (44.1) na stabilní konečný produkt. Pro xenon smění tímto odhadem. n 1,008 38 hrubým 40 ≈ 120) jeZ to přibližně 8,539MeV. Rozdíl v celkové vazební Při typickém štěpení 235 U absorbuje jádro 235 U tepelný rozpadová řada: velkého jádra (A ≈ 240) a obou fragmentů Všimněme si, že při vytváření i štěpení složeného jádraenergii se jednoho 140 140 140 140 140 štěpná reakce je ONTROLA 1: Charakteristická Xe → Cs → Ba → La → Cemůže 236 (předpokládejme stejný počet nukleonů), na které se neutron a vytvoří složené jádro U ve vysoce nabuzeném zachovává počet protonů i počet neutronů (a tedy jejich τ potom 14 s 64 s 13 d 40 h stabilní rozdělit, je Spočtěte ene stavu. Ve skutečnosti je to toto jádro, které se štěpí a vytváří (44.2) Z 54 55 235 U 56+ n → 57 X + Y 58 + 2n. celkový počet a celkový náboj). rozpad fragm dva fragmenty. Tyto fragmenty velmi rychle emitují94dva . 140 MeV)(120) − (7,6 MeV)(240) V rov.takže (44.1) oba fragmenty a Sr vysoce 3 Q = Pro2(8,5 stroncium pak nastává rozpadová řada: = ŘEŠENÍ: E neutrony, jakojsou produkty štěpení vzniknouXe v typickém K Väzbová energia: Weizsäckerova formula 2 2 Z (N − Z) Ev = a1 A − a2 A2/3 − a3 1/3 − a4 ± a5 A−1/2 A A objemový člen povrchový člen Coulumbovský člen 3 e2 a3 = 5 4π�0 r0 energia symetrie párovací člen + párno-párne - nepárno-nepárne 0 párno-nepárne a1 15,5 MeV a2 16,8 MeV a3 0,715 MeV a4 23 MeV a5 11,3 MeV z formuly pre väzbovú energiu môžeme nájsť jadro s najmenšou hmotnosťou pre dané A najstabilnejší izobar m(Z, A)c2 = Zmp c2 + (A − Z)mn c2 − Ev (Z, A) dm(Z, A) =0 dZ (mp c2 − mn c2 − 2a4 )A Z= 4a4 + a3 A2/3 A Z= 1, 972 + 0, 0150A2/3 4 Carl Friedrich Freiherr von Weizsäcker o vzrůst teploty. Zhruba pět až šest procent energie reakce však vázáno na neutrina emitovaná při β-rozpadu primárh fragmentů. Tato energie je odnášena mimo soustavu a je racena“. Štiepenie jadra: Bohrov-Wheelerov (kvapkový) model rozdelením 44.3 MODEL ŠTĚPENÍ 1157 y po objevu štěpení použili NielsJADERNÉHO Bohr a John Wheeler ektivní model jádra založený na analogii jádra a kapky ité vysvětlení jeho základních vlastnospro tekutiny pro neutron Obr. 44.2 znázorňuje, jak štěpení probíhá podle tohoto 235 U) absorbuje podelu. 4.5) Když těžké jádro (například ý (tepelný) neutron jako na obr. 44.2a, padne neutron do tože jádro terčíku 235 U vytvoří se jádro 236 U při pohybu se může enciálové jámy vytvořené silnou jadernou silou, která n ze absorbuje s nadbytkem energie, vytvořit útvar tepelný neutron dochází k divokým oscilacím s úzkým hrdlem mot- uvnitř obí jádra. Potenciální energie neutronu se pak (a) (b) (c) mění na vnitřní excitační energii jádra, jak znázorňuje 44.2b. Množství excitační energie, které přináší neu= jádru, je rovné práci potřebné pro oddělení neutronu r ádra, tedy vazební energii En neutronu. Obr. 44.2c, d ukazují, jak se u jádra, které se chová coulombovská síla dojde ke štěpení fragmenty se oddělí útvar napínákapka nabité tekutiny, vytvoří a odpaří se o výrazně kmitající krátké do délky několik neutronů dlo“ a začnou se oddělovat dvě nabité „kapky“. Je-li (d) (e) (f ) vě() trické odpuzování kapek tak silné,procesu že seštěpení hrdlo Obr. 44.2 Vývojobou jednotlivých stadií typického podle kolektivního (kapkového) který navrhli Bohrsi rhne, oba vzniklé fragmenty od modelu, sebe odletí a každý šina a Wheeler. ese ném část zbylé excitační energie (obr. 44.2e, f). Došlo akce těpení. (například 235 U a 239 Pu) dají snadno štěpit tepelnými nemár238 U utrony a proč jiné,model stejně hmotné nuklidy (například popis Až sem dává tento dobrý kvalitativní a je a 243 Am) nikoli? nou k překonání bariéry. Tato energie En nemusí přesahovat výšku potenciálové bariéry Eb vzhledem k možnosti tunelování v kvantové fyzice. Tab. 200 44.2 obsahuje srovnání podmínek pro štěpení tepelnými neutrony pro čtyřiE nuklidy s velkými hmotnostními b čísly, vybranými z desítek možných kandidátů. Pro každý Q 100 nuklid obsahuje tabulka jak výšku potenciálové bariéry Eb , tak excitační energii En . První hodnota byla spočtena podle Bohrova a 0Wheelerova porovnáním zná10modelu;20druhá 30 mých hmotností zeparametr vztahu Qdeformace = "mc2 . r (fm) 1. Pro při štěp reakce. úměrná cha pov vznikaj úměrný je a 3 ). díl unik reaktor krychli Tabulka 44.2 Schopnost u čtyř vývojových nuklidů Obr. 44.3 Potenciální energieštěpení v různých stadiích 2. Pro ŠTĚPENÍ procesu štěpení podle kolektivního modelu, navrženého Boštěpení UKLID ŠTĚPENÝ En Eb hrem a N Wheelerem. Jsou vyznačeny energie QTEPELNÝMI reakce (přibližně pení je TERČE NUKLID (MeV) (MeV) NEUTRONY? 200 MeV) a výška potenciálové bariéry Eb . ny. Ryc 235 U 236 U 6,5 5,2 ano že smíc 238 U 239 U 4,8 5,7 ne derátor 240 Pu toho,6,4 který je239zhruba mírou jak moc4,8se kmitající Pu ano jádro odutrony 244 Am 5,5 obr. 44.2d 5,8 ne chýlilo 243 odAm kulového tvaru. Na je naznačeno, jak v jádře je parametr r definován těsně před rozštěpením. Po odděVětšina Vidíme, že pro 235 U a 239 Pu je En > Eb . To znamená, a v Tem lení fragmentů je jednoduše roven vzdálenosti mezi jejich že pro tyto nuklidy můžeme předpokládat štěpení absorpcí středy.tepelných neutronů. Pro další dva nuklidy (238 U a 243 Am) ve vodě v kap. 1 máme E < E ; v tomto případě nedodá tepelný neutron n b Na obr. 44.3 je vyznačen rozdíl energie počátečního všechnu jádru dostatek energie na překonání bariéry nebo dostatečně a konečného stavu štěpícího se jádra, tj.Proto energie částice účinné tunelování potenciálovou bariérou. místoQ ště-reakce. John Archibald moderá Podstatné na grafu však to, že křivka potenciální pení jádro uvolníje excitační energii emisí fotonu γ -záření.energie Wheeler 5 hmotno 238 U a 243 Am však lze přimět ke štěpení, pokud absor- energie (MeV) • 44.3• (například 235 U a 239 Pu) dají snadno štěpit tepelnými neKAPITOLA 44 ENERGIE Z JÁDRA utrony1158 a proč jiné, stejně hmotné nuklidy (například 238 U a 243 Am) nikoli? nebo a tunelováním) než může dojít štěpení. To nám 0,7 % to Bohr Wheeler dříve, byli schopni tutokeotázku zodpovědět. připomíná α-rozpad (obr. 43.9), jehož vznik také omezuje který s Na obr. 44.3 je graf potenciální energie v různých stadiích potenciálová bariéra. výchoz tepelný neutrón excituje jadro na vyššiu energetickú hladinu štěpení jádra, odvozený jejichmůže modelu štěpné Z toho vidíme, že kezštěpení dojít pouze tehdy,reakce. uran s p dodá-li absorbovaný neutron energii En dostatečreaktor jadro môže pretunelovať alebo prekonať bariéru spojenú so silnouexcitační deformáciou až Energie je vynášena v závislosti na parametru deformace r, MODEL JADERNÉHO ŠTĚPENÍ Jadrový reaktor 44.4 JADERNÝ REAKTOR 1159 Řídicí tyče zasouváme do reaktoru, aby se snížila hladina (seminár Erik aby Bayerl) výkonu, a vysouváme, se hladinu výkonu zvýšila nebo aby se kompenzoval chod reaktoru v podkritickém režimu, když se v něm při dlouhodobém provozu hromadí produkty neutróny emitované pri štiepení indukujú (po spomalení) ďalšie štiepne reakcie: štěpení pohlcující neutrony. nů v typickém reJestliže vyjmeme velmi rychle jednu z řídicích tyčí, výkonu. Sledujme reťazová reakcia jak rychle vzroste výkon reaktoru? Tato odezva je ovlivházejících jedním může být pohlcen epelný záchyt). Je pelný neutron doé štěpení. ci) v jádře reaktonů štěpením jader ader 238 U, dohroch 1 000; všechny or při konstantním onů (370) ztracen evedou ke štěpení. kračuje v řetězové které byly v tomto kračují v řetězové dře reaktoru, který něna fascinující okolností, že malá část neutronů vznikající při štěpení neuniká okamžitě z nově vytvořených štěpných fragmentů, ale o něco později, když procházejí fragmenty β-rozpadem. Například z 370 „nových“ neutronů vytvořených při cyklu na obr. 44.4 je 16 zpožděno, protože jsou emitovány z fragmentů po β-rozpadech s poločasy rozpadu v intervalu od 0,2 s do 55 s. Těchto zpožděných neutronů je sice málo, ale způsobují takové zpomalení odezvy reaktoru, že je srovnatelná s prakticky dosažitelnými dobami mechanických operací. Na obr. 44.5 je blokové schéma elektrárny pracující s tlakovodním reaktorem (PWR), který se často používá v USA a je použit i v elektrárnách v České republice. V tomto typu reaktoru se voda používá jako moderátor i jako médium přenášející teplo. V primárním okruhu protéká nádobou reaktoru voda o vysoké teplotě i tlaku (třeba 600 K a 150 atm) a přenáší energii od horkého jádra reaktoru k parogenerátoru, který je součástí sekundárního okruhu. V parogenerátoru vzniká vypařováním vysokotlaká pára, pohánějící turbínu generátoru elektrického proudu. Sekundární okruh je zakončen kondenzátorem, kde se ochlazuje pára o nízkém tlaku a jako voda se vhání pumpou zpět do parogenerátoru. Pro lepší představu uvedeme funguje len s 235U, ktorého je obvykle len 0,7% zvýšenie koncentrácie na 3%: obohacovanie uránu Technické problémy: 1. únik neutrónov - úmerný povrchu, treba nadkritické množstvo metr reaktoru je 2.—príliš vysoká (nie tepelná) energia emitovaných neutrónov začátku určité geedchozí generace. - treba spomaliť: moderátor (napr. voda) 000 neboli přesně ckém režimu práce 3. (rezonančný) záchyt spomalovaných neutrónov: geometria ráci s konstantním navrhovány tak, že usporiadania s palivovými tyčami obklopenými moderátorom ežimu (k > 1); ná- u hodnotu (k = 1) u. Tyto tyče obsapohlcují neutrony. ru. em . ní; zátronů nem. únik tepelných neutronů tepelné záchyty rezonanční záchyty únik rychlých neutronů 1 050 tepelných neutronů 1 000 tepelných neutronů 1 000 tepelných neutronů 1 170 tepelných neutronů moderátor palivo 235 U 1 300 rychlých neutronů 1 330 rychlých neutronů 1 370 rychlých neutronů 238 U rychlé štěpení tepelné štěpení násobiaci faktor k: pomer počtu neutrónov indukujúcich štiepenie ku počtu neutrónov indukujúcich štiepenie v ďalšej generácii kritický režim: k = 1 plán reaktora: k > 1, regulácia regulačnými tyčami (Cd) 6 reaktor VVER Prírodný jadrový reaktor Oklo, Gabun, pred zhruba 2 mld rokov evidencia: • veľmi malá koncentrácia 235U • izotopové zloženie neodýmu a ruthénia 7 příliš málo. Naopak p nost termojaderné fúze nadějně. Přesto ale víme, že k termohodnota má tyto ene jaderné fúzi v nitru Slunce nejenom dochází, ale že fúze je Termojadrová příliš neprostupná. dominantní vlastností našeho Slunce i fúzia všech dalších hvězd. Tuto záhadu objasníme, vezmeme-li do úvahy dvě skuONTROLA 3: K tečnosti: (1) Energie určená z rov. (44.6) je energie čáspre ľahké prvky (A<56) je zlúčenie jadier exotermická reakcia, treba však prekonať jaderné fúze nebu tic s nejpravděpodobnější rychlostí, definovanou v čl. 20.7; Coulombovské odpudzovanie, 4 He + 4 He, (b) existuje ale protáhlý toto je možné pri veľmi vysokej teplotechvost částic s mnohem většími rych35 Cl + 35 Cl, (e) lostmi a tedy mnohem většími energiemi. (2) Výšky potenvazebních energi 7 ciálové bariéry, které uvažujeme, jsou spočteny z hodnoty teplota v Slnku: 1,5.10 K zodpovedá E = kT = 1,3 keV maxima odpovídající křivky. K tunelování bariérou může Coulombovská bariéra dva protóny je 400podstatně keV všakpre docházet i při energiích nižších, než jsou tato - túto bariéru prekonajú len najrýchlejšie z α-rozpadu termálneho rozdelenia maxima, jak jsme viděliprotóny v případě v čl. 43.4. K Považujme proton za tony jsou proti sobě gií Ek . (a) Jakou hodnotu mus vání coulombovskou s vzájemně „dotknou“? za vhodnou míru výšk ŘEŠENÍ: Protože v v klidu, přeměnila se trickou potenciální en a podle rov. (25.43) m kT n(Ek ) p(Ek ) 0 1 2 3 4 5 6 kinetická energie (keV) 7 Obr. 44.10 Křivka označená 8n(Ek ) udává koncentraci pro- 2Ek = Se známými hodnotam st tohoto jevu, odukce energie a tuto pomalost obrovský počet rávě popsaným 1 + 2(5,49 MeV) + 12,86 MeV = = 26,7 MeV. Termojadrová fúzia vo hviezdach Asi 0,5 MeV z této energie odnášejí ze Slunce obě neutrina z rov. (44.8); zbývající energie se ukládá v nitru Slunce jako tepelná energie. H + 1 H → 2 H + e+ + ν (Q = 0,42 MeV) e+ + e− → γ + γ 2 1 e+ + e− → γ + γ (Q = 1,02 MeV) H + 1 H → 3 He + γ 3 H + 1 H → 2 H + e+ + ν (Q = 0,42 MeV) 2 (Q = 5,49 MeV) (Q = 1,02 MeV) H + 1 H → 3 He + γ He + 3 He → 4 He + 1 H + 1 H (Q = 12,86 MeV) 9 (Q = 5,49 MeV) hem obtížnější. K dosažení tohoto cíle však velmi intentoru, pracujícího s d–t reakcí, je třeba mít budoucnosti, alespoň pokud jde o výrobu elektřiny. zívně směřuje úsilí v mnoha zemích světa, protože mnoho Proton–protonový řetězec z obr. 44.11 není vhodný pro Tato podmínka, známá jako krit 20 Lawsonovo −3 lidí považuje reaktor na principu termojaderné fúze za zdroj nτ > 10 s·m . pozemský reaktor, protože jeRiadená beznadějně pomalý. Na Slunci termojadrová říká, fúzia že musíme bu) udržet mnoho částic po k budoucnosti, alespoň pokud jde o výrobu elektřiny. probíhá reakce úspěšně pouze díky obrovské hustotě prointerval, nebo méně částic po delší dobu. Kr Proton–protonový řetězec z obr. 44.11 není vhodný pro podmínka, známá jako Lawsonovo kritér tonů v nitru Slunce. Nejvhodnější pro použití na Zemi se Tato podmínek kritéria je ještě dále nutné, aby tepl pozemský reaktor, protože je beznadějně pomalý. Na Slunci říká, že musíme bu) udržet mnoho částic po krát zdají být dvě reakce deuteron–deuteronové (d–d) byla dostatečně vysoká. probíhá reakce úspěšně pouze díky obrovské hustotě prointerval, nebo méně částic po delší studují dobu. Krom V současnosti se především dvě tonů v nitru Nejvhodnější pro použití na Zemi se 2 Slunce. 2 3 kritéria je uvolňování ještě dále nutné, aby teplota H +(rýchlejší) H → He proces, +n Q= +3,27 MeV, (44.9) podmínek využíva iný ako hviezdy dostat k řízenému jaderné energie. zdají být dvě deuteron–deuteronové (d–d) 2 reakce 2 3 1 vysoká. H + H → H + H Q = +4,03 MeV, (44.10) byla anidostatečně jedna z nich nebyla úspěšná, jsou stále rozv V současnosti se slibné, především studují dvě mo ce 2 2 3 proto, že jsou stále jednak také pro H + H → He + n Q = +3,27 MeV, (44.9) dostat k řízenému uvolňování jadernéenergetickýc energie. Ač a deuteron–tritonová* (d–t). důležitost řízené fúze při řešení 2 H + 2 H → 3 H + 1 H Q = +4,03 MeV, (44.10) anisvěta jednavzbudoucnosti. nich nebyla úspěšná, jsou stále rozvíje 2 H + 3 H → 4 He + n Q = +17,59 MeV. (44.11) proto, že jsou stále slibné, jednak také pro možn a deuteron–tritonová* (d–t). důležitost řízené Magnetické fúze při řešení udržování energetických světa v budoucnosti. Deuterium, které je v těchto reakcích zdroj deuteronů, V jednom z těchto přístupů se pro udržování pl 2 3 4 H + H → He + n Q = +17,59 MeV. (44.11) Podmienky, ktoré treba splniť: má izotopický výskyt jen 1 : 6 700, ale je dostupné v nedobě prstencového tvaru používá vhodně tva 1.omezeném vysoká hustota častíc, aby „sa dva deuteróny našli“ Magnetické udržování množství jako složka mořské vody. Zastánci netické pole. Zařízení se nazývá tokamak (zkr 2.využívání vysoká teplota plazmy, aby bola prekonaná Coulombovská bariéra Deuterium, které je v těchto reakcích zdroj deuteronů, z těchto přístupů se prosudržování plaz jaderné energie popisují naše možnosti v bu- V jednom názvu „toroida+naja kamera magnitnymi 3.doucnosti dlhá doba udržania, aby fúzovalo dostatočne paliva a uvolnilo tvaru sa dostatočne veľa tvarov má izotopický jen 1spálena : 6 700, ale je dostupné v ne-veľa prstencového používá vhodně —výskyt až budou všechna fosilní paliva — době Magnetické síly působí na nabité částice, kter energie omezeném množství jako složka mořské vody. Zastánci pole. nazývá tokamak jako volbu ze dvou možností: bu) „spalování kamení“ (ště- netické plazma, a Zařízení zabraňujísečásticím plazmatu (zkratk v dopa využívání jaderné energie popisují naše možnosti v bu„toroida+naja kamera s magnitnymi ka pení uranu získaného z rud), nebo „spalování vody“ (fúze názvu nádoby. Na obr. 44.13 je jedno takové zaříze doucnosti až budouz vody). spálena všechna fosilní paliva — Magnetické síly působíPrinceton na nabitéUniversity. částice, které t deuteria—získaného Physics Laboratory, jako volbu dvou možností: bu) „spalováníreaktoru kamení“musíme (štěplazma,Plazma a zabraňují částicímjednak plazmatu Prozeúspěšný návrh termojaderného je zahříváno tím, vžedopad jsou pení uranu získaného z rud), nebo „spalování vody“ (fúze Doteraz akoobr. potrebuje prevádzku. nádoby. Na 44.13proudy, je na jedno takové zařízení splnit třineexistuje podmínky: zariadenie, ktoré produkuje viac energie kovány elektrické jednak ostřelován deuteria získaného z vody). Physics Laboratory, University. zvnějšku svazkemPrinceton urychlených částic. První 1. Vysoká hustota částic n. Hustota interagujících částic Pro úspěšný návrh termojaderného reaktoru musíme Plazma je zahříváno jednak tím, že jsou v kusů je dosáhnout vyrovnání, které nastane (například počet deuteronů v jednotkovém objemu) musí splnit tři podmínky: 10 elektrické proudy, ostřelováním Lawsonova kritéria či přijednak jeho překročení. K být natolik vysoká, aby zajistila dostatečný počet d–d srá- kovány Riadená termojadrová fúzia: technické realizácie TOKAMAK Inerciálne udržiavanie uväznenie plazmy pomocou (modifikovaného) toroidálneho mg poľa Zahriatie paliva prudkým stlačením pomocou viacerých laserov Joint European Torus (JET) Lawrence Livermore Natl. Lab. terčíková komora NOVA laser International Thermonuclear Energy Reactor (ITER) 11