Nuklear fission

Nuklear fission er processen med at opdele en atomkerne i to (sjældent tre) kerner med lignende masser, kaldet fissionsfragmenter. Som følge af fission kan der også opstå andre reaktionsprodukter: lette kerner (hovedsageligt alfapartikler ), neutroner og gammakvanter . Fission kan være spontan (spontan) og forceret (som følge af interaktion med andre partikler, primært med neutroner). Spaltningen af tunge kerner er en eksoterm proces , som et resultat af hvilken en stor mængde energi frigives i form af reaktionsprodukternes kinetiske energi samt stråling. Nuklear fission tjener som en energikilde i atomreaktorer og atomvåben .

Kort opdagelseshistorie

Næsten umiddelbart efter opdagelsen af neutronen i 1932 af James Chadwick begyndte forskningen i interaktionen mellem neutroner og kerner. Samme år lancerede Ernest Lawrence den første cyklotron i USA , og i England byggede John Cockcroft og Ernest Walton den første protonaccelerator, der var i stand til at spalte kerner.

I de kommende år udviklede flere videnskabsmænd - Niels Bohr , Yakov Frenkel og John Wheeler de vigtigste teoretiske modeller - dråbemodellen af kernen og den sammensatte kerne , som bragte dem meget tæt på opdagelsen af fission. I 1934 blev kunstig radioaktivitet opdaget af Irene Curie og Frederic Joliot , hvilket blev en alvorlig drivkraft på vejen til opdagelse. Samtidig udsatte Enrico Fermi og hans samarbejdspartnere forskellige elementer for neutronstrålebestråling. Blandt disse grundstoffer undersøgte de også uran , det tungeste grundstof, der findes i naturen. De konklusioner, som Fermi gjorde fra sine eksperimenter, blev reduceret af ham til opdagelsen af transuranelementer og førte heller ikke til en løsning på fissionsreaktionen, da yderligere eksperimentelle resultater for Fermi blev uforståelige og uventede.

Kun 4 år senere opdagede ansatte ved Kaiser Wilhelm Institute of Chemistry Otto Hahn og Fritz Strassmann processen med nuklear fission. Disse videnskabsmænd besluttede at teste de uforklarlige resultater af eksperimenter udført i Paris af Irene Curie og Pavel Savich [1] . Efter at have bestrålet uran med langsomme neutroner isolerede tyske fysikere et radioaktivt produkt, der udfældede i en kemisk reaktion på barium . Først antog de, at det isolerede grundstof var en isotop af radium, kemisk relateret til barium, men yderligere forskning førte dem til den konklusion, at det isolerede produkt var barium, og ikke et tungere grundstof med lignende egenskaber. Denne hypotese, offentliggjort i artiklen "Om beviset for forekomsten af jordalkalimetaller under bestråling af uran med neutroner og deres egenskaber" [2] , indeholdt en revolutionerende konklusion om, at bestråling af en urankerne ( Z = 92) med neutroner kan føre til dannelsen af en kerne med en masse ca. 2 gange mindre initial (for barium Z = 56).

Kort efter gav Otto Frisch og Lise Meitner en fysisk forklaring på fissionsprocessen af urankernen, som Frisch straks rapporterede til Bohr. I en snart udgivet artikel [3] brugte Frisch og Meitner først udtrykket "fission" ( engelsk fission ), foranlediget af Frisch af den amerikanske biolog Arnold .

I mellemtiden annoncerede Bohr på en berømt konference om teoretisk fysik i Washington den 26. januar 1939 opdagelsen af uranfission. Uden at vente på rapportens slutning begyndte fysikere én efter én at forlade mødet for at tjekke beskeden i deres laboratorier.

I sommeren 1939 præsenterede Bohr og Wheeler artiklen "The Mechanism of Nuclear Fission" [4] , som gav en forklaring på mekanismen ved nuklear fission baseret på dråbemodellen for kernen. Denne model, som kunne forudsige nuklear fission, begyndte at arbejde aktivt med at forklare dens mekanisme [5] [6] [7] [8] .

Opdelingsmekanisme

Fissionsprocessen kan kun forløbe, når den potentielle energi af spaltningskernens begyndelsestilstand overstiger summen af masserne af fissionsfragmenterne. Da den specifikke bindingsenergi af tunge kerner falder med stigende masse, er denne betingelse opfyldt for næsten alle kerner med massetal . $A>90$

Men som erfaringen viser, spalter selv de tungeste kerner spontant med meget lav sandsynlighed . Det betyder, at der er en energibarriere ( fissionsbarriere ), der forhindrer fission. Der bruges flere modeller til at beskrive processen med nuklear fission, herunder beregningen af fissionsbarrieren, men ingen af dem kan forklare processen fuldt ud.

Beskrivelse baseret på drypmodellen

Traditionelt betragtes fissionsmekanismen inden for rammerne af dråbemodellen af kernen , denne tilgang går tilbage til Bohrs og Wheelers arbejde i 1939 [4] .

For fission skal en tung kerne med stor sandsynlighed modtage energi udefra, der overstiger værdien af fissionsbarrieren. Efter vedhæftningen af en neutron har kernen således en excitationsenergi svarende til summen af separationsenergien [9] ( bindingsenergi [10] [11] [12] ) af neutronen og kinetisk energi af den fangede neutron . Denne ekstra energi kan være tilstrækkelig til, at kernen kan passere ind i en exciteret tilstand med intense svingninger.

En fysisk lignende situation kan opnås ved at placere en dråbe vand på en varm vandret overflade. Hvis overfladen er varm nok, så vil dråben flyde på et isolerende damplag , der holder den fri over overfladen. I dette tilfælde kan der forekomme udsving i formen af dråben, hvor den vil tage successivt sfæriske og ellipsoide former. En sådan oscillerende bevægelse er en tilstand af dynamisk ligevægt mellem inertibevægelsen af dråbens substans og overfladespændingen , som har tendens til at opretholde en sfærisk symmetrisk form af dråben. Hvis overfladespændingskræfterne er store nok, vil processen med at trække i dråben stoppe, før dråben skiller sig. Hvis den kinetiske energi af inertibevægelsen af dråbens substans viser sig at være stor, så kan dråben antage en håndvægtsform og under sin videre bevægelse opdeles i to dele [11] .

I tilfældet med kernen sker processen på samme måde, kun den elektrostatiske frastødning af protoner tilføjes til den, hvilket fungerer som en yderligere faktor mod de nukleare kræfter , der holder nukleoner i kernen. Hvis kernen er i en ophidset tilstand, udfører den oscillerende bevægelser forbundet med afvigelser af dens form fra sfærisk. Den maksimale deformation stiger med en stigning i excitationsenergien og kan ved en vis værdi overstige den kritiske værdi, hvilket vil føre til brud på det oprindelige fald og dannelsen af to nye. Oscillerende bevægelser er mulige under påvirkning af overfladespændingskræfter (analogt med kernekræfter i kernens dråbemodel) og Coulomb -kræfter . Den forklarende figur viser ændringen i potentiel energi og dens individuelle komponenter i processen med fission af en ladet dråbe. Overfladespændingsenergien stiger kraftigt med væksten af små deformationer (tilstande 1-3 ) og forbliver praktisk talt uændret, efter at dråben får en håndvægtsform ( 3-4 ) . Coulomb-interaktionens energi falder jævnt med stigende belastninger i næsten hele rækken af tilstande. Kernerne dannet efter fissionen af den oprindelige kerne spredes i modsatte retninger under påvirkning af Coulomb-kræfter, og den potentielle energi omdannes til kinetisk energi ( 4-5 ) . Som et resultat stiger den samlede potentielle energi indtil tidspunktet for dråbefission og falder derefter.

Spaltningsbarrieren er lig med forskellen mellem den maksimale værdi af den potentielle energi og dens værdi for starttilstanden; det er denne barriere, der forhindrer den spontane spaltning af tunge kerner. Forskellen mellem startværdien af den potentielle energi og dens mindste slutværdi er lig med energien fra fissionsreaktionen . ${\displaystyle W_{f))$ ${\displaystyle Q_{f))$

Spaltningen af tunge kerner er energetisk gunstig ( større end nul for næsten alle kerner c ). Værdierne af og afhænger af kernens massenummer. For kerner med en fissionsbarriere er ca. 40-60 MeV , med stigende værdi falder og for de tungeste kerner bliver ca. 6 MeV. For kerner med fissionsbarrieren er praktisk talt nul, så der er ingen sådanne kerner i naturen. Spaltningsreaktionsenergien stiger med stigende massetal fra negative værdier for c-kerner til omkring 200 MeV for c-kerner . Anslåede værdier og for nogle kerner: ${\displaystyle Q_{f))$ $A>90$ ${\displaystyle W_{f))$ ${\displaystyle Q_{f))$ $A\approx 100\div 200$ $EN$ ${\displaystyle W_{f))$ $A\approx 260$ ${\displaystyle Q_{f))$ $A\lesssim 90$ $A\approx 230\div 240$ ${\displaystyle Q_{f))$ ${\displaystyle W_{f))$

EN	16	60	100	140	200	236
${\displaystyle Q_{f))$ , MeV	−14.5	−16	13.5	44	135	205
${\displaystyle W_{f))$ , MeV	18.5	48	47	62	40	6

For at implementere fissionsprocessen med stor sandsynlighed skal kernen således modtage energi udefra, der overstiger værdien af fissionsbarrieren. Sådan energi kan overføres til kernen på forskellige måder (bestråling med gammastråler , partikelbombardement osv.). Af alle de mulige metoder har kun én fundet praktisk anvendelse - dannelsen af en exciteret sammensat kerne ved at fæstne en neutron til den oprindelige kerne, bidraget fra andre metoder til fission i atomreaktorer (inklusive fotofission med gamma quanta ) er mindre end 1 %. Fission med neutroner har en enorm fordel i forhold til andre af to grunde:

tærskelværdien for den kinetiske energi for en neutron er mindre end den for en gammakvante med omtrent den værdi (bindingsenergien af en neutron i en sammensat kerne), som følger af formlen for excitationsenergien for en sammensat kerne; $\varepsilon_{n}$
fission af kerner af neutroner er ledsaget af emission af neutroner, som skaber grundlaget for kædereaktionen af fission [13] .

Skal rettelser. Dobbeltpuklet fissionsbarriere

Beskrivelsen baseret på dråbemodellen er ikke i stand til at forklare nogle væsentlige træk ved fissionsprocessen, især asymmetrien af fragmentmasser [14] . Derudover indikerer parametrene for spontant fissile nukleare isomerer og arten af afhængigheden af fissionsreaktionstværsnittet af energien af neutronerne, der forårsager det, at fissionsbarrieren for tunge kerner ikke har én, men to maksima (dobbeltpuklet) fissionsbarriere), mellem hvilken der er en anden potentiel brønd . De nævnte isomerer (hvoraf den første blev opdaget 242m Am) svarer til det laveste energiniveau af kernen i den anden potentielle brønd [15] .

Disse træk ved fission forklares ved at tage højde for skalkorrektionerne til energien beregnet ved hjælp af dråbemodellen. Den tilsvarende metode blev foreslået af Strutinsky i 1966 [16] . Shell-effekter udtrykkes i en stigning eller et fald i tætheden af kerneenerginiveauer ; de er iboende i både sfærisk symmetriske og deformerede tilstande af kerner [17] . At tage højde for disse effekter komplicerer energiens afhængighed af deformationsparameteren i sammenligning med faldmodellen. For de fleste actinidkerner optræder en anden potentiel brønd i denne afhængighed, hvilket svarer til en kraftig deformation af kernen. Dybden af denne brønd er mindre end dybden af den første brønd (svarende til kernens grundtilstand) med 2-4 MeV [18] .

I det generelle tilfælde beskrives deformationen af en fissil kerne ikke af en, men af flere parametre. I et sådant rum med flere parametre kan kernen bevæge sig fra starttilstanden til diskontinuitetspunktet på forskellige måder. Sådanne baner kaldes fissionstilstande (eller kanaler) [19] . Således skelnes tre tilstande i spaltningen af 235 U af termiske neutroner [20] [21] . Hver fissionstilstand er karakteriseret ved sine egne værdier af asymmetri i masserne af fissionsfragmenter og deres totale kinetiske energi.

Stadier af fissionsprocessen

Fission begynder med dannelsen af en sammensat kerne. Efter cirka 10 −14 sekunder opdeles denne kerne i to fragmenter, som, accelererende under påvirkning af Coulomb-kræfter, spredes i modsatte retninger. Fragmenternes accelererede bevægelse slutter efter 10 −17 fra tidspunktet for deres dannelse. På dette tidspunkt har de en samlet kinetisk energi på omkring 170 MeV og er i en afstand på omkring 10 −8 cm fra hinanden , det vil sige i størrelsesordenen af et atoms størrelse.

En del af fissionsenergien går ind i excitationsenergien af fissionsfragmenter, der opfører sig som enhver exciterede kerner - enten går ind i grundtilstande, udsender gammakvanter, eller udsender nukleoner og bliver til nye kerner, som også kan være i en exciteret tilstand og deres adfærd vil svare til opførselen af kernerne dannet under fissionen af den oprindelige sammensatte kerne.

Emissionen af en nukleon fra kernen er kun mulig, når excitationsenergien overstiger bindingsenergien for nukleonen i kernen, så udsendes den med større sandsynlighed end et gammakvante, da sidstnævnte proces forløber meget langsommere (den elektromagnetiske interaktionen er meget svagere end den nukleare ). Den hyppigst udsendte nukleon er en neutron, da den ikke behøver at overvinde Coulomb-barrieren, når den forlader kernen, og for fissionsfragmenter er dette endnu mere sandsynligt, da de er overbelastet med neutroner, hvilket fører til et fald i bindingsenergien af sidstnævnte. Excitationsenergien af fissionsfragmenter er omtrent lig med 20 MeV, hvilket er meget højere end bindingsenergien for neutroner i fragmenter, og derfor kan en eller to neutroner udsendes af hvert af fragmenterne efter 10 −17 −10 −14 sekunder fra tidspunktet for deres dannelse. Som et resultat, næsten øjeblikkeligt efter fissionen af den sammensatte kerne, udsender fissionsfragmenter to eller tre neutroner, som almindeligvis kaldes prompt .

De resulterende kerner er stadig i exciterede tilstande, men i hver af dem er excitationsenergien mindre end neutronens bindingsenergi, så resten af excitationsenergien udsendes i form af gammakvanter efter 10 −14 −10 −9 sekunder fra det øjeblik, neutronerne blev udsendt, sådanne gamma-kvanter kaldes også instant .

I fremtiden er bevægelsen af fissionsfragmenter ikke forbundet med deres transformationer. Da de ikke bærer alle elektronerne fra det oprindelige atom med sig, dannes der flere ladede ioner af dem , hvis kinetiske energi bruges på ionisering og excitation af mediets atomer , hvilket forårsager deres deceleration. Som et resultat omdannes ioner til neutrale atomer med kerner i jordenergitilstandene . Sådanne atomer kaldes fissionsprodukter .

Fissionsprodukter har kerner med stadig et overskydende antal neutroner sammenlignet med stabile kerner i samme massetalsregion og er således β − - radioaktive, som hver tjener som begyndelsen på en række β − transformationer, der kun slutter når en stabil tilstand er nået. Kernerne i en serie udgør den såkaldte henfaldskæde , der i gennemsnit består af tre β - overgange, hvis hastighed afhænger af overskuddet af neutroner, falder, når den nærmer sig en stabil tilstand og er meget mindre end stadierne af fissionsproces betragtet ovenfor. β - henfald ledsages af emission af antineutrinoer .

Som et resultat af β − -henfald kan der dannes kerner i exciterede tilstande, som går over i grundtilstandene ved at udsende gammakvanter eller ekstremt sjældent transformeres til andre kerner ved at udsende neutroner. Sådanne neutroner kaldes forsinkede .

I fissionsprocessen er dannelsen af partikler, der ikke er nævnt ovenfor (for eksempel α-partikler ), eller mere end to fissionsfragmenter, mulig, men disse hændelser er så usandsynlige, at de normalt ikke overvejes i praksis [22] [ 23] .

Spontan opdeling

I nogle tilfælde kan kernen dele sig spontant uden at interagere med andre partikler. Denne proces kaldes spontan fission . Spontan fission er en af hovedtyperne af henfald af supertunge kerner.

Spontan nuklear fission i grundtilstanden

Spaltningen af kerner i grundtilstanden forhindres af fissionsbarrieren.

Det følger af overvejelse af fissionsmekanismen, at betingelsen for en høj sandsynlighed for fission (svarende til sandsynligheden for andre interaktioner mellem neutroner og en kerne) kan skrives som:

${\displaystyle E^{*}\geq W_{f))$ ,

dvs. excitationsenergien af den sammensatte kerne skal ikke være mindre end fissionsbarrieren for denne kerne. Fission er også mulig ved , men sandsynligheden for en sådan proces falder kraftigt med faldende excitationsenergi. ${\displaystyle E^{*}<W_{f))$

Mekanismen for denne proces er forklaret inden for rammerne af kvantemekanikken og ligner mekanismen for stråling af en α-partikel, der passerer gennem en potentiel barriere . Dette er den såkaldte tunneleffekt , af hvilken forklaring det følger, at permeabiliteten af enhver energibarriere er ikke-nul, selvom den aftager med stigende barrierebredde og -højde.

Sandsynligheden for spontan fission bestemmes primært af fissionsbarrierens permeabilitet. I den første tilnærmelse (inden for rammerne af dråbemodellen) falder fissionsbarrieren med stigende fissionsparameter, og forsvinder ved [24] Således stiger sandsynligheden for spontan fission med stigende nuklear ladning . For alle kerner, der findes i naturen, er sandsynligheden og følgelig hastigheden for spontan fission meget lille. Kun for de tungeste af dem stiger hastighederne så meget, at de kan bestemmes eksperimentelt. For 238 U og 239 Pu er halveringstiden for spontan fission for eksempel i størrelsesordenen 10 16 år, og for 235 U er den endnu længere. ${\frac {Z^{2}}{A}},$ ${\frac {Z^{2}}{A}}\ca. 50.$ $(Z\geq 90)$ $T_{1/2}(SF)$

Nucleus	$T_{1/2}(SF)$ , år [25]	$T_{{1/2}}$ , år [26]	Andel af spontan fission, % [26]
235 U	(1,0 ± 0,3)⋅10 19	(7,04 ± 0,01)⋅10 8	7⋅10−9 _
238 U	(8,2 ± 0,1)⋅10 15	(4,468 ± 0,003)⋅10 9	5,5⋅10 −5
239 Pu	(8 ± 2)⋅10 15	(2,411 ± 0,003)⋅10 4	3⋅10 −10
240 Pu	(1,151 ± 0,04)⋅10 9	(6,564 ± 0,011)⋅10 3	5,7⋅10 −6
246 cm _	(1,82 ± 0,02)⋅10 7	4760±40	2,62⋅10 -2
252 jfr	86±1	2,645±0,008	3,09
254 jfr	60,7 dage ± 0,2	60,5 dage ± 0,2	99,7

Det kan ses af tabellen, at intensiteten af spontan fission stiger meget kraftigt med stigende masse af kernen. Spontane spaltninger er af betydelig betydning som baggrundskilde for neutroner i reaktorer, der indeholder store mængder af 238 U og i reaktorer, hvori en betydelig mængde transuran akkumuleres, for eksempel i hurtige neutronreaktorer [27] [28] . For at studere egenskaberne ved spontan fission anvendes ofte tungere nuklider, primært 252 Jf . Ved den spontane fission af nuklider med , i modsætning til lettere kerner, hersker den symmetriske tilstand (med omtrent lige store masser af fissionsfragmenter) [29] . $Z=100\div 102$

Form isomerer

For nogle nuklider med et ladningstal fra 92 til 97 (fra uran til berkelium ) er der fundet exciterede tilstande med en kort spontan fissionshalveringstid. Sandsynligheden for spontan fission for disse tilstande er i gennemsnit 10 26 gange større end sandsynligheden for spontan fission for de tilsvarende kerners grundtilstande. Disse tilstande svarer til det lavere energiniveau af kernen i den anden potentielle brønd. De er karakteriseret ved en høj grad af deformation og kaldes formisomerer [30] .

Den høje sandsynlighed for spontan fission af formisomerer forklares med den meget mindre bredde af fissionsbarrieren - fission fra den anden potentielle brønd forhindres kun af den ydre top af fissionsbarrieren. Til gengæld forhindrer den indre top gamma-overgangen til kernens grundtilstand. Derfor er den vigtigste henfaldsmetode for formisomerer spontan fission - disse isomerer er kendt for 35 actinid nuklider (inklusive 233m Th opdaget i 1994 ), og kun to af dem ( 236m U og 238m U ) udviser en isomer gamma-overgang [31] .

Energien af formisomererne er fra 2 til 4 MeV, svarende til energiminimummet i den anden potentielle brønd. Halveringstider varierer fra nanosekunder til millisekunder. Den længste halveringstid, 14 ms, observeres for 242m Am, den første af isomererne af formen [32] [33] [34] [35] opdaget .

Fissile nuklider

Som det følger af teorien om den sammensatte kerne , er minimumsværdien af energien af den sammensatte kerne lig med neutronbindingsenergien i denne kerne , hvilket væsentligt afhænger af pariteten af antallet af neutroner i kernen: bindingsenergien af en lige neutron er meget større end bindingsenergien for en ulige neutron med omtrent lige store massetal af kernen. Lad os sammenligne værdierne af fissionsbarrieren for tunge kerner og neutronbindingsenergien i tunge kerner (den vigtigste fra et praktisk synspunkt): $E^{*}$ $\varepsilon_{n}$

Nucleus	${\displaystyle W_{f))$ , MeV	Nucleus	$\varepsilon_{n}$ , MeV
232th _	5.9	233. _	4,79
233 U	5.5	234 U	6,84
235 U	5,75	236 U	6,55
238 U	5,85	239 U	4,80
239 Pu	5.5	240 Pu	6,53

Tabellen for bindingsenergien viser kernerne dannet ved at fæstne en neutron til kernerne fra tabellen for fissionstærsklen, dog afhænger værdien af fissionsbarrieren svagt af kernens massetal og sammensætning, så en sådan kvalitativ sammenligning er acceptabelt.

Sammenligning af værdier fra disse tabeller viser, at for forskellige kerner:

$E^{*}>\varepsilon_{n}$ , hvilket betyder, at fission er mulig af neutroner med enhver vilkårlig lille kinetisk energi. Denne gruppe omfatter kerner med et ulige antal neutroner (den vedhæftede neutron er lige): 233 U, 235 U, 239 Pu, som almindeligvis kaldes fissile ;
$E^{*}<\varepsilon_{n}$ , betyder det, at fission kun er mulig af neutroner med en kinetisk energi, der overstiger en vis tærskelværdi. Denne gruppe omfatter kerner med et lige antal neutroner (den vedhæftede neutron er ulige): 232 Th, 238 U, som kaldes tærskelværdi . Tærskelenergierne er omtrent lig med 1,2 MeV for 232 Th og 1 MeV for 238 U.

For andre kerner, der ikke er opført i tabellen, er situationen den samme - kerner med et ulige antal neutroner er fissile med et lige tal - tærskel. Tærskelkerner kan ikke tjene som grundlag for en nuklear fissionskædereaktion .

Af de fem kerner diskuteret ovenfor findes kun tre i naturen: 232 Th, 235 U, 238 U. Naturligt uran indeholder ca. 99,3 % 238 U og kun 0,7 % 235 U. Andre fissile kerner, 233 U og 239 Pu, kan opnås kunstigt. Praktiske metoder til deres fremstilling er baseret på brugen af tærskelkerner 232 Th og 238 U i henhold til følgende skemaer:

${}_{90}^{232}{\textrm {Th}}+{}_{0}^{1}{\textrm {n}}\xrightarrow {} _{90}^{233} {\textrm {Th}}{\xrightarrow[{\text{22 min}}]{\beta ^{-}}}{}_{91}^{233}{\textrm {Pa}}{\xrightarrow[ {\text{27,4 dage}}]{\beta ^{-}}}{}_{92}^{233}{\textrm {U}}{\xrightarrow[{1{,}6\cdot 10 ^{ 5}{\text{år))}]{\alpha }}$

${}_{92}^{238}{\textrm {U}}+{}_{0}^{1}{\textrm {n}}\xrightarrow {} _{92}^{239} {\textrm {U}}{\xrightarrow[{\text{23,5 min}}]{\beta ^{-}}}{}_{93}^{239}{\textrm {Np}}{\ xrightarrow[ {\text{2,3 dage}}]{\beta ^{-}}}{}_{94}^{239}{\textrm {Pu}}{\xrightarrow[{2{,}4\ cdot 10 ^{4}{\text{år}}}]{\alpha }}$

I begge tilfælde fører processen med strålingsindfangning til dannelsen af radioaktive kerner. Efter to på hinanden følgende β − -henfald dannes fissile nuklider. Mellemliggende kerner har tilstrækkelig korte halveringstider, hvilket gør det muligt at anvende disse metoder i praksis. De resulterende fissile kerner er også radioaktive, men deres halveringstid er så lang, at kernerne kan betragtes som stabile, når de bruges i atomreaktorer.

I forbindelse med muligheden for at opnå fissile kerner fra tærsklen, der forekommer i naturen, 232 Th og 238 U, kaldes sidstnævnte sædvanligvis reproducerende . Moderne viden om nuklider tyder på, at fremtiden for kerneenergi er forbundet netop med omdannelsen af frugtbare materialer til fissile [36] [37] .

Fissionsenergi

Under fissionen af en tung kerne frigives cirka 200 MeV, og mere end 80 % af denne energi er den kinetiske energi af fissionsfragmenterne. Resten er fordelt på neutroner, gammakvanter, β - partikler og antineutrinoer. I dette tilfælde afhænger forholdet mellem de enkelte komponenter i fissionsenergien svagt af den fissile kerne og af neutronens energi, der forårsager fissionsprocessen.

Den energi, der omdannes til varme pr. fission (200 MeV), udtrykt i 1 g reageret 235 U, giver:

5⋅10 23 MeV = 1,94⋅10 10 cal = 8,1⋅10 10 J = 22,5 MW h ≈ 1 MW dag

Interessant nok bliver omkring 5% af al fissionsenergi båret væk med antineutrinoer og kan ikke bruges.

Energien fra fissionsfragmenter, prompte gamma-kvanter og neutroner bliver næsten øjeblikkeligt til varme. Energien af β − -henfald, som er cirka 7 % af den samlede fissionsenergi, frigives gradvist over lang tid, da β − -henfald sker meget senere end kernens fissionsmoment. Denne forsinkelse fører til den såkaldte restenergifrigivelse i en nedlukningsatomreaktor , som (i tilfælde af drift ved høj effekt) er så stor efter nedlukning, at der skal træffes foranstaltninger for at afkøle reaktoren . Desuden falder restenergifrigivelsen i begyndelsen ret hurtigt: en tredjedel på 1 minut, 60 % på 1 time, omkring 75 % på 1 dag. Derefter frigives energien langsommere og langsommere, hvilket resulterer i, at det nukleare brændsel, der bruges i reaktoren, har så høj en radioaktivitet og dermed restenergifrigivelse, at det kræver langvarig (adskillige år) eksponering i særlige kølebassiner [ 38] [39] .

Spaltningsenergifordeling, MeV:

Nucleus	Den kinetiske energi af fragmenter	Energi af øjeblikkelige gammakvanter	Energi af forsinkede gammakvanter	Neutron energi	Energi af beta-partikler	Antineutrino energi	total energi
233 U	160,5	7,0	7,0	5,0	9,0	ti	198,5
235 U	166,0	7.2	7.2	4.9	9,0	ti	204,1
239 Pu	171,5	7,0	7,0	5.8	9,0	ti	210,3

Fissionsprodukter

Fragmenteringskerner

Hovedartikel: Nuklear fissionsprodukt Hovedartikel: Fissionsproduktudbytte

Langt de fleste fissionsreaktioner ender i dannelsen af to kerner. En lille brøkdel, 0,2..0.4% af fissioner er triple fissioner , som et resultat af hvilke tre atomkerner dannes, mens den tredje kerne er let, såsom helium -4 (90% af triple fissions) eller tritium (7% ).

Spaltningen af 235 U af termiske neutroner producerer omkring 30 forskellige par af fragmenter, for det meste af uens masse. Den letteste af dem har et massetal på 72, den tungeste - 161. Den mest sandsynlige opdeling i fragmenter med et masseforhold på 3/2. Udbyttet af sådanne fragmenter når cirka 6 %, mens udbyttet af fragmenter med lige store masser når cirka 10-2 %. Denne karakter af fragmentmassefordelingen observeres for alle fissile nuklider, både ved spontan fission og ved fission af exciterede sammensatte kerner, uanset typen af partikler, der bombarderer de oprindelige kerner. Udbyttekurverne for fissionsfragmenter adskiller sig lidt for forskellige fissile kerner, hvilket indikerer, at asymmetrien i fordelingen af fragmenter er iboende i selve mekanismen for nuklear fission.

En sådan asymmetri af spaltningen af fragmenter er i modstrid med forudsigelserne af kernens dråbemodel , da en strukturløs dråbe højst sandsynligt bare skal dele sig i to lige store dele. Opdelingen i ulige dele er forklaret inden for skalmodellen af kernen som et resultat af den overvejende dannelse af kerner med fyldte skaller indeholdende 50 og 82 neutroner ( magiske tal ). Imidlertid aftager fissionens asymmetri med stigende excitationsenergi af fissionskernen og forsvinder ved høje værdier. For eksempel, i tilfælde af fission på 235 U af termiske neutroner, er sandsynligheden for symmetrisk fission ca. 0,01%, for neutroner med en energi på 14 MeV ca. 1%, og ved en neutronenergi på mere end 100 MeV er massen fordeling af fissionsfragmenter har et maksimum svarende til kernens symmetriske fission. Denne tendens er i overensstemmelse med ideen om anvendeligheden af nukleare modeller [40] [41] .

Da tunge kerner har et overskud af neutroner, er deres fragmenter også neutronoverdrevne. Det betyder, at fissionsfragmenter er ustabile og hovedsageligt oplever β −- henfald . Massetallet ændrer sig ikke i løbet af β − -transformationer; derfor kan vi antage, at massefordelingen af fragmenter praktisk talt ikke vil ændre sig, kun den kemiske sammensætning vil ændre sig.

Sammensætningen af fissionsprodukter i det generelle tilfælde ændrer sig konstant, men hvis fissionsprocessen fortsætter i tilstrækkelig lang tid med en konstant hastighed, opnås ligevægt i de fleste kæder af β - henfald, og den kemiske sammensætning af fissionsprodukter bliver uændret. Hvert element er repræsenteret af mange isotoper fra forskellige kæder. I en tilstand af ligevægt, af alle fissionsprodukter, ca.

25% - sjældne jordarters grundstoffer ,
15% - zirkonium ,
12% - molybdæn ,
6,5% - cæsium ,
16% - ædelgasser ( xenon og krypton ).

Antallet af fissionsprodukter er cirka 2 gange antallet af fissionerede kerner. Da størrelsen af alle atomer er omtrent ens, optager fissionsprodukterne et større volumen end atomerne i det fissile materiale, hvilket fører til strålingskvældning af nukleart brændsel, det vil sige dannelsen af porer i det fyldt med gasformige fissionsprodukter, eller en stigning i dens volumen [42] [43] .

Dataene i afsnittet er kun korrekte i tilfælde af enkeltopdelinger. Hvis fission finder sted i en atomreaktor eller i en anden intens kilde til neutroner, vil princippet om distribution af fissionsprodukter blive overtrådt af neutronfangster.

Neutroner

Emissionen af neutroner fra fissionsfragmenter er et af de vigtigste træk ved processen med fission af tunge kerner. Det er hende, der giver dig mulighed for under visse betingelser at skabe en fissionskædereaktion . Og tilstedeværelsen af forsinkede neutroner gør det muligt at gøre denne kædereaktion overskuelig.

Spørg neutroner

Disse er neutroner , der udsendes af fissionsfragmenter næsten umiddelbart efter fissionen af en sammensat kerne , i modsætning til forsinkede neutroner, der udsendes af fissionsprodukter nogen tid efter det. Antallet af neutroner, der udsendes i en fissionsbegivenhed, er en tilfældig variabel fordelt tilnærmelsesvis ifølge Gauss-loven omkring gennemsnitsværdien (2-3 neutroner pr. fissile kerne ). Prompte neutroner udgør mere end 99% af fissionsneutroner.

Det gennemsnitlige antal neutroner produceret under fission afhænger af typen af målkerne og energien af den indfaldende neutron. En mærkbar stigning observeres med en stigning i excitationsenergien af den fissile kerne. De eksperimentelle data er godt beskrevet af en lineær afhængighed af formen [44] [45] : $\nu _{{f}}^{{i}}$ $\nu _{{f}}^{{i}}$

\nu _{{f}}^{{i}}(E)=\nu _{{f0}}^{{i}}+E_{n}{\frac {d\nu _{{f}} ^{{i}}}{dE}}

hvor er værdien for E=0,025 eV. $\nu _{{f0}}^{{i}}$ $\nu _{{f}}^{{i}}$

Forsinkede neutroner

Disse er neutroner, der udsendes af fissionsprodukter efter nogen tid (fra nogle få millisekunder til flere minutter) efter fissionsreaktionen af tunge kerner, i modsætning til prompte neutroner, der udsendes næsten øjeblikkeligt efter fissionen af en sammensat kerne.

I meget sjældne tilfælde, i en kæde af β − -transformationer, dannes en kerne med en excitationsenergi, der overstiger neutronbindingsenergien i denne kerne. Sådanne kerner kan udsende neutroner, som kaldes forsinkede. Emissionen af en forsinket neutron konkurrerer med gammastråling, men hvis kernen er overbelastet med neutroner, vil en neutron være mere tilbøjelig til at blive udsendt.

På trods af deres lave udbytte spiller forsinkede neutroner en stor rolle i atomreaktorer. På grund af den store forsinkelse øger disse neutroner væsentligt, med omkring to størrelsesordener eller mere, levetiden for neutroner på én generation i en atomreaktor og skaber derved muligheden for at kontrollere en selvopretholdende fissionskædereaktion.

Kernen dannet ved emission af en forsinket neutron kan enten være i grundtilstand eller i exciteret tilstand. I sidstnævnte tilfælde fjernes excitationen ved gammastråling [46] [47] .

Ansøgning

Nuklear fission er en stærk energikilde, som menneskeheden har brugt i stor skala i mere end 50 år. Anvendelsen af egenskaben ved fission, som ligger i det faktum, at en fissionsreaktion under visse betingelser kan være kæde , førte til skabelsen af atomreaktorer , der anvender en kontrolleret kædereaktion til forskellige formål, og atomvåben , der anvender en ukontrolleret kædereaktion. Sammen med termonukleare våben er atomvåben den mest ødelæggende type våben . De største internationale organisationer inden for anvendelse af atomenergi er IAEA og WANO .

Atomreaktorer

En atomreaktor er en enhed, hvori en kontrolleret kernekædereaktion udføres , ledsaget af frigivelse af energi. Den første atomreaktor i verden, Chicago Pile -1 , blev lanceret under tribunen på universitetsstadionet i 1942 af ansatte ved University of Chicago under ledelse af Enrico Fermi , som en del af Manhattan-projektet til udvikling af atomvåben [48 ] . Fire år senere , i Laboratory No. _ _ _ Verdens første atomkraftværk i Obninsk med en AM-1 kraftreaktor blev opsendt i 1954 [50] .

Atomreaktorer er meget forskellige enheder med hensyn til design og anvendelser. I henhold til arten af brugen kan reaktorer betinget opdeles i:

forsknings- (eksperimentelle) reaktorer, hvis anvendelsesområde er meget bredt: for eksempel reaktorer, hvor neutron- og gammastrålestrømme skabt i kernen bruges til forskning og fysiske eksperimenter inden for kernefysik , faststoffysik , strålingskemi , biologi , til test af materialer beregnet til drift i intense neutronstrømme (herunder materialer til atomreaktorer) til fremstilling af isotoper;
isotopreaktorer (våben, industrielle) brugt til at producere isotoper , der anvendes i atomvåben, for eksempel 239 Pu , disse omfatter konverterreaktorer og forædlingsreaktorer ;
kraftreaktorer designet til at producere elektrisk og termisk energi anvendt i energisektoren samt til afsaltning af vand ;
transportreaktorer til at drive kraftværker af skibe og ubåde [51] [52] .

En sådan opdeling er ret betinget, da brugen af reaktorer ofte ikke er begrænset til kun én funktion. Forskningsreaktorer er de mest forskelligartede og højt specialiserede på grund af den brede vifte af opgaver, de løser [53] . Kraftreaktorer kan udover deres hovedfunktioner også udføre andre, for eksempel var kraftreaktoren til det første atomkraftværk i Obninsk hovedsageligt beregnet til eksperimenter, og hurtige neutronreaktorer kan både være strømgenererende og producere isotoper, der kan senere blive brugt som brændstof eller råmateriale til våben. Våbenreaktorer forsyner, udover deres hovedopgave, ofte deres arbejderbopladser med varme og elektricitet [54] .

Historien om atomenergi dækker en periode på mere end et halvt århundrede, og i løbet af denne tid er det allerede blevet en traditionel energiindustri , i øjeblikket når andelen af elproduktion på atomkraftværker i mange lande ret store værdier. Der er i øjeblikket 433 kraftreaktorer i verden med en samlet kapacitet på 366.590 GW og 65 under opførelse [55] . Verdens førende med hensyn til installeret kapacitet på atomkraftværker er USA (ca. 100 mio. kW ) og Frankrig (ca. 63 mio. kW), Frankrig tager føringen med hensyn til andelen af elproduktion på atomkraftværker, mens USA kun tager 18. plads. Fem lande efter kapacitet og andel af produktion [56] :

lande	Installeret kapacitet, mio. kW	lande	Andel af elproduktion på atomkraftværker, %
USA	101,2	Frankrig	74,1
Frankrig	63,1	Slovakiet	51,8
Japan	44,1	Belgien	51,2
Rusland	22.7	Ukraine	48,1
Sydkorea	20.5	Ungarn	42,1

Atomvåben

Atomvåben er masseødelæggelsesvåben af eksplosiv handling baseret på brugen af kerneenergi frigivet under en kædekernespaltningsreaktion af tunge kerner. Dette er den mest kraftfulde type våben skabt af mennesker, underlegen med hensyn til eksplosionens kraft kun til termonukleare våben og har mange skadelige faktorer .

Det Tredje Rige var aktivt engageret i udviklingen af atomvåben , men på trods af alvorlige succeser var han ikke i stand til at fuldføre arbejdet i denne retning. Den første test af et atomvåben ( Trinity-testen ) blev udført i 1945 i New Mexico , USA [57] . Samme år, for den eneste gang i historien, blev den brugt i de japanske byer Hiroshima ( 6. august ) og Nagasaki ( 9. august ) , blev Maly- og Fat Man -bomberne kastet af amerikanske tropper .

På trods af det faktum, at atomvåben kun er blevet brugt én gang, er deres eksistens, som normalt bekræftes af et atomprøveland , af stor politisk og militær betydning. De lande, der besidder atomvåben, er en del af den uformelle atomklub , og lederne af denne type våben, Rusland og USA , har holdt sig til doktrinen om nuklear paritet siden den kolde krig , mens de har rettet politiske bestræbelser mod ikke-spredning af atomvåben. våben . De fem bedste lande med det største antal nukleare sprænghoveder i brug [58] :

lande
Rusland
USA
Frankrig
Kina
Storbritanien

Det er interessant, at atomeksplosioner gentagne gange blev brugt til fredelige formål , hovedsageligt til minedrift eller omvendt intensivering af gas- og oliefelter , for hvilke der blev udviklet specielle industrielle nukleare ladninger [59] .

Noter

↑ Irene Joliot-Curie og Pavle Savic . Om karakteren af et radioaktivt grundstof med 3,5 timers halveringstid produceret i neutronbestrålingen af uran // Comptes Rendus : journal. - 1938. - Bd. 208 , nr. 906 . — S. 1643 .
↑ O. Hahn, F. Strassmann. Über den Nachweis und das Verhalten der bei der Bestrahlung des Urans mittels Neutronen entstehenden Erdalkalimetalle // Naturwissenschaften. - 1939. - T. 27 , nr. 1 . — S. 11−15 .
↑ Lise Meitner, OR Frisch. Disintegration of Uranium by Neutrons: a New Type of Nuclear Reaction (engelsk) // Nature . - 1939. - Bd. 143 , nr. 3615 . — S. 239−240 .
↑ 1 2 Bohr, Wheeler, 1939 .
↑ O. Frisch , J. Wheeler . Opdagelse af nuklear fission // Uspekhi Fizicheskikh Nauk . - Det Russiske Videnskabsakademi , 1968. - T. 96 . - S. 700-707 . (Russisk)
↑ P.S. Kudryavtsev. Kursus i fysikhistorie . - Moskva: Uddannelse, 1982. - S. 73.
↑ IRCameron, University of New Brunswick . nukleare fissionsreaktorer. - Canada, New Brunswick: Plenum Press, 1982.
↑ Cameron, 1987 , s. 43.
↑ Mukhin, bind 1, del I, 1993 , s. halvtreds.
↑ Bat et al., 1982 , s. 65.
↑ 1 2 Cameron, 1987 , s. 44.
↑ Klimov, 1985 , s. 112.
↑ Bat et al., 1982 , s. 62-65.
↑ Mukhin, bind 1, del II, 1993 , s. 125.
↑ Bjørnholm, Lynn, 1980 , s. 730-732.
↑ VM Strutinsky. Skalvirkninger i kernemasser og deformationsenergier // Kernefysik A . - 1967. - T. 95 , nr. 2 . — S. 420−442 .
↑ M. Brack, Jens Damgaard, AS Jensen, et al. Funny Hills: The Shell-Correction Approach to Nuclear Shell Effects and its Applications to the Fission Process // Anmeldelser af moderne fysik . - 1972. - T. 44 , nr. 2 . — S. 320−405 .
↑ Peter Möller, Arnold J. Sierk, Takatoshi Ichikawa, et al. Spaltningsbarrierer med tunge elementer // Fysisk gennemgang C . - 2009. - T. 79 , nr. 4 . - S. 064304 .
↑ Ulrich Brosa, Siegfried Grossmann og Andreas Müller. Nuklear videnskab // Fysik-rapporter . - 1990. - T. 197 , nr. 4 . — S. 167−262 .
↑ U. Brosa, H.-H. Strikker, T.-S. Fan et al. Systematik af fission-kanal sandsynligheder // Fysisk gennemgang C . - 1999. - T. 59 , nr. 2 . — S. 767−775 .
↑ C. Romano, Y. Danon, R. Block, et al. Fissionsfragmentmasse og energifordelinger som funktion af indfaldende neutronenergi målt i et spektrometer med sænkning af bly // Fysisk gennemgang C . - 2010. - T. 81 , nr. 1 . - S. 014607 .
↑ Bat et al., 1982 , s. 67-69.
↑ Klimov, 1985 , s. 113.
↑ Wagemans, 1991 , s. 36.
↑ Norman E. Holden og Darleane C. Hoffman. Spontane fissionshalveringstider for nuklid i grundtilstand (Teknisk rapport) // Ren og anvendt kemi . - 2000. - T. 72 , nr. 8 . - S. 1525−1562 .
↑ 12 Nudat 2.5 . Hentet 13. juni 2010. Arkiveret fra originalen 11. maj 2012. (ubestemt)
↑ Cameron, 1987 , s. 44-46.
↑ Bat et al., 1982 , s. 65-66.
↑ E.K. Hulet. Spontan fission i de tunge grundstoffer // Journal of Radioanalytical and Nuclear Chemistry. - 1990. - T. 142 , nr. 1 . — S. 79−99 .
↑ Mukhin, bind 1, del II, 1993 , s. 157-163.
↑ Singh et al., 2002 , s. 248.
↑ Mukhin, bind 1, del II, 1993 , s. 158, 163.
↑ Bjørnholm, Lynn, 1980 , s. 778-787.
↑ Singh et al., 2002 , s. 248, 523-553.
↑ V. Metag, D. Habs og HJ Specht. Spektroskopiske egenskaber ved fissionsisomerer // Fysikrapporter . - 1980. - T. 65 , nr. 1 . — S. 1−41 .
↑ Bat et al., 1982 , s. 66-67.
↑ Klimov, 1985 , s. 111-113.
↑ Bat et al., 1982 , s. 69-70.
↑ Klimov, 1985 , s. 114-115.
↑ Bat et al., 1982 , s. 70-71.
↑ Klimov, 1985 , s. 114-118.
↑ Bat et al., 1982 , s. 73-75.
↑ Klimov, 1985 , s. 116-117.
↑ Bat et al., 1982 , s. 72-73.
↑ Klimov, 1985 , s. 118-119.
↑ Bat et al., 1982 , s. 75-77.
↑ Klimov, 1985 , s. 119-120.
↑ E.Fermi . Udviklingen af den første kædereaktionsbunke (engelsk) // Proceedings of the American Philosophy Society. - 1946. - Iss. 90 .
↑ Larin Ivan Ivanovich. F-1-reaktoren var og bliver den første // Science and Life . - M. , 2007. - Udgave. 8 . (Russisk)
↑ Atomic Energy Museum (utilgængeligt link) . JSC "Bekymring Rosenergoatom" . Dato for adgang: 31. maj 2010. Arkiveret fra originalen 2. december 2007. (ubestemt)
↑ Cameron, 1987 , s. 172.
↑ Klimov, 1985 , s. 309-338.
↑ Klimov, 1985 , s. 333-337.
↑ Alexander Emelyanenkov. Groundhog Day i Krasnoyarsk // Rossiyskaya Gazeta . - 2010. - Udgave. 81 .
↑ Seneste nyheder relateret til PRIS og status for atomkraftværker . Power Reactor Information System . IAEA . Hentet 25. maj 2011. Arkiveret fra originalen 23. august 2011.
↑ Verdens atomkraftreaktorer og urankrav . World Nuclear Association (1. december 2010). Hentet 10. december 2010. Arkiveret fra originalen 28. januar 2012.
↑ The Trinity Test (engelsk) (utilgængeligt link) . The Manhattan Project (An Interactive History) . US Department of Energy . Hentet 31. maj 2010. Arkiveret fra originalen 29. september 2006.
↑ Status for verdens nukleare styrker . Federation of American Scientists . Dato for adgang: 31. maj 2010. Arkiveret fra originalen 28. januar 2012.
↑ Industriel brug af energien fra en atomeksplosion (utilgængeligt link) . Fredelige eksplosioner . RFNC-VNIITF . Hentet 31. maj 2010. Arkiveret fra originalen 19. maj 2007. (ubestemt)

Litteratur

Nuklear fission // Great Soviet Encyclopedia : [i 30 bind] / kap. udg. A. M. Prokhorov . - 3. udg. - M . : Sovjetisk encyklopædi, 1969-1978.
Nuklear fission - artikel fra Physical Encyclopedia
Bartolomey GG, Baibakov VD, Alkhutov MS, Bat' GA Grundlæggende teori og beregningsmetoder for atomkraftreaktorer. — M. : Energoatomizdat, 1982. — 512 s.
Cameron I. Atomreaktorer. - M. : Energoatomizdat, 1987. - 320 s.
Klimov A.N. Kernefysik og atomreaktorer. - M. : Energoatomizdat, 1985. - 352 s.
K. N. Mukhin. Eksperimentel kernefysik. - 5. udg. - M. : Energoatomizdat, 1993. - T. 1. Atomkernens fysik. Del I. Egenskaber ved nukleoner, kerner og radioaktiv stråling. — 376 s. — ISBN 5-283-04080-1 .
K. N. Mukhin. Eksperimentel kernefysik. - 5. udg. - M. : Energoatomizdat, 1993. - T. 1. Atomkernens fysik. Del II. Nukleare interaktioner. - 320 sek. — ISBN 5-283-04081-X .
Cyriel Wagemans. Nuklear fissionsprocessen. - 1. udg. - CRC Press, 1991. - 608 s. — ISBN 978-0849354342 .
Niels Bohr, John Archibald Wheeler. Nuklear fissions mekanisme // Fysisk gennemgang . - 1939. - Bd. 56, nr. 5 . - S. 426-450.
S. Bjørnholm, JE Lynn. Den dobbeltpuklede fissionsbarriere // Anmeldelser af moderne fysik . - 1980. - Bd. 52, nr. 4 . — S. 725−931.
Balraj Singh, Roy Zywina og Richard B. Firestone. Tabel over superdeformerede kernebånd og fissionsisomerer: Tredje udgave (oktober 2002) // Nukleare datablade . - 2002. - Bd. 97, nr. 2 . - S. 241-592. ( gratis fortryk )
Andre Michaudon. Fra alkymi til atomer. Fremstillingen af plutonium // Los Alamos Science. - 2000. - Nej. 26 . - S. 62-73 .
DOE Fundamentals Handbook: Nuclear Physics and Reactor Theory bind 1 (engelsk) . — US Department of Energy , 1993. Arkiveret 19. marts 2014 på Wayback Machine
DOE Fundamentals Handbook : Kernefysik og reaktorteori bind 2 . — US Department of Energy, 1993. Arkiveret 3. december 2013 på Wayback Machine

Links

Virkningerne af atomvåben
Kommenteret bibliografi for nuklear fission fra Alsos Digital Library
atomicarchive.com Nuklear fission forklaret
Nuklear Fission Animation

Ordbøger og encyklopædier

I bibliografiske kataloger
BNE : XX552438 BNF : 119778900 GND : 4130670-3 J9U : 987007536102605171 LCCN : sh85092983 NDL : 00562378

Nukleare teknologier

ingeniørarbejde

materialer

Atomkraft
_

Hovedemner	Atomreaktor Atom kraftværk radioaktivt affald Kontrolleret termonuklear fusion Atom kraftværk nuklear raketmotor Radioisotop termoelektrisk generator
Generationer af reaktorer	en 2 3 3++ fire
Reaktortyper	Efter krop Tank atomreaktor Kanal atomreaktor Homogen Ved regulering Vand - Superkritisk vandafkølet Vand-vand Kogende i saltopløsninger Heavy Water - Heavy Water Grafit - Grafit-gas Magnox med granuleret brændstof ultra høj temperatur Grafitvand (trykvand/kogende) på smeltede salte Selvregulering af det aktive stof Hurtig neutronreaktor med flydende metalkølevæske med bly På en løbende bølge gasafkølet SSTAR Integral inertisyntese

nuklear medicin

medicinsk billeddannelse	Positron emissionstomografi Single photon emission computed tomography (SPECT) gamma kamera
Terapi	Radiobiologi af tumorer Tomoterapi Protonterapi Brachyterapi Neutronindfangningsterapi

Atomvåben

Driftsprincipper	Atomeksplosion Skadelige faktorer ved en atomeksplosion Design termonukleare våben
Historie	Oprettelse af atomvåben USA USSR Tyskland Storbritanien Frankrig Kina Israel Indien Pakistan Nordkorea Argentina Brasilien Irak Iran Spanien Italien Sverige Sydafrika Sydkorea Japan atomkapløb atomklub
Atomvåben og samfund	Atomkrig atomprøvesprængning Liste Forsendelse Breder sig Fredelige atomeksplosioner USSR

Atomkraftreaktorer
Liste over atomkraftværker i verden
Atomreaktorer i Rusland
Strålingsulykker