Автор: Любомудров А.А.
Теги: оружие вооружение артиллерийско-техническое имущество бронированные машины и специальные средства транспорта стрелковое оружие личное оружие боеприпасы и боевые отравляющие вещества управляемые и неуправляемые ракеты и реактивные снаряды физика военное оборудование военное дело ядерное оружие
ISBN: 978-5-94052-214-0
Год: 2013
Текст
А.А. Любомудров
ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ
к УСТРОЙСТВА
Ж ЯДЕРНОГО
W ОРУЖИЯ
А.А. Любомудров
ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ
УСТРОЙСТВА ЯДЕРНОГО
ОРУЖИЯ
ФМ.
Москва
Физматлит
2 0 13
ББК 22.38
Л 93
УДК 623.4(075) 539.3 539.17
ЛЮБОМУДРОВ А. А. Теоретические основы устройства ядерного ору-
жия. М.: Издательство физико-математической литературы, 2013.
320 с. ISBN 978-5-94052-214-0.
Излагаются принципы функционирования ядерных зарядов, физические
процессы, протекающие при взрывной реакции деления, ударное сжатие ве-
щества и термоядерные реакции в плазме, условия зажигания термоядерного
горючего. Рассматриваются процессы при производстве и воспроизводстве ядер-
ного горючего. Даются сведения о средствах доставки и характеристиках ядер-
ных боеприпасов — точности доставки к цели, эффективности, надежности,
стойкости, безопасности, массово-габаритных характеристиках и стоимости.
Написана на основе открытых материалов, опубликованных в отечественной
и зарубежной печати и на сайтах Интернета, и предлагается в качестве пособия
для студентов вузов, специализирующихся в области боеприпасов и средств по-
ражения. Может быть полезна курсантам военных институтов, слушателям и
адъюнктам военных академий, всем, кто желает получить начальные сведения
о ядерных боеприпасах и физических процессах при их функционировании.
Учебное издание
ЛЮБОМУДРОВ Александр Александрович
ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ УСТРОЙСТВА
ЯДЕРНОГО ОРУЖИЯ
Редактор Г. М. Красникова
Компьютерная графика М. Н. Грицук
Компьютерная верстка Г. М. Красникова
ИД № 01389 от 30.03.2000
Гигиеническое заключение № 77.99.10.953.Д.005466.07.03
от 25.07.2003
Подписано в печать 10.09.2012. Формат 60x90/16.
Бумага офсетная № 1. Печать офсетная.
Усл. печ. л. 20. Уч.-изд. л. 22.
Тираж 500 экз. Заказ №1044-13.
Издательство Физико-математической литературы
123182 Москва, ул. Щукинская, д. 12, к. 1
Отпечатано с готовых pdf-файлов
ООО «АЛЬТАИР»
(Орехово-Зуевская типография)
LSBN 978 5 9 1052-2I I О
© А.А. Любомудров, 2013
© Физматлит, 2013
ПАМЯТИ ВИЦЕ-АДМИРАЛА
ЮРИЯ СЕРГЕЕВИЧА ЯКОВЛЕВА,
ученого, работы которого внесли
существенный вклад в ядерно-
оружейный комплекс России
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие ................................................. 7
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия .... 9
В.1. Виды ядерных боеприпасов и их поражающее действие 9
В.2. Рождение и становление атомной физики.......... 14
В.З. На пороге создания атомной бомбы............... 25
В.4. Создание атомной бомбы в США................... 31
В.5. Работы в США по созданию термоядерного оружия .... 43
В.6. Создание атомной бомбы в СССР.................. 52
В.7. Работы в СССР по созданию термоядерного оружия .... 73
Глава 1. Принципы функционирования ядерных зарядов .... 90
1.1. Общая характеристика ядерных зарядов........... 90
1.2. Принципы функционирования атомных зарядов........ 91
1.3. Перевод заряда делящегося вещества в надкритическое
состояние.......................................... 96
1.4. Принципы функционирования термоядерных зарядов . . 103
1.5. Принципы функционирования системы инициирования
ядерного заряда ........................................ 108
Глава 2. Физика нейтронов и деление ядер ................ 111
2.1. Ядерные реакции под действием нейтронов............ 111
2.2. Диффузия нейтронов................................. 117
2.3. Замедление нейтронов .............................. 125
2.4. Деление ядер....................................... 130
2.5. Цепная реакция деления ядер........................ 136
2.6. Критическое состояние делящегося вещества.......... 144
Глава 3. Ядерное горючее................................. 152
3.1. Получение урана и его свойства..................... 152
3.2. Обогащение урана................................... 155
3.3. Ядерные реакторы................................... 158
3.4. Получение вторичного ядерного горючего............. 168
3.5. Расширенное воспроизводство ядерного горючего..... 172
3.6. Термоядерное горючее............................... 177
6 Оглавление
Глава 4. Ударное сжатие твердых тел ..................... 180
4.1. Ударная волна...................................... 180
4.2. Уравнение состояния вещества....................... 188
4.3. Особенности ударных волн в твердых телах........... 193
4.4. Детонация.......................................... 200
4.5. Центрально-симметричное обжатие.................... 205
Глава 5. Термоядерные реакции в плазме .................. 208
5.1. Плазма ядерного взрыва............................. 208
5.2. Излучение плазмы................................... 219
5.3. Энерговыделение при термоядерном синтезе........... 229
5.4. Условия, необходимые для протекания развивающейся
термоядерной реакции................................... 242
5.5. Инициирование взрывной термоядерной реакции....... 249
5.6. Радиационное сжатие................................ 254
5.7. Термоядерное усиление атомного взрыва.............. 264
Глава 6. Ядерные боеприпасы и средства доставки.......... 269
6.1. Точность доставки ядерных боеприпасов.............. 269
6.2. Траектории ядерных боеприпасов .................... 275
6.3. Компоновочные схемы ракет.......................... 278
6.4. Аэродинамические схемы ракет....................... 281
6.5. Головные части баллистических ракет................ 283
6.6. Крылатые ракеты.................................... 287
6.7. Зенитные управляемые ракеты........................ 290
6.8. Авиационные бомбы.................................. 292
6.9. Торпеды............................................ 294
6.10. Артиллерийские выстрелы........................... 295
Глина 7. Характеристики ядерных боеприпасов ............. 297
7.1 Эффективность...................................... 297
7.2 Нпдежиосп.......................................... 300
7.3 ГгоЛкогп........................................... 304
7 I Ih'.ioiihi'hocи................................ 306
7.5 Мни и i ппнри nii.ie характеристики................ 307
7(1 I гоимогп< 310
При нннснио .......................... 313
( uni по in iepn। vpi.i .......................... 315
ПРЕДИСЛОВИЕ
Ядерное оружие является одним из видов оружия массового по-
ражения, действие которого обусловлено внутриядерной энергией,
выделяющейся в результате взрывных процессов деления и син-
теза ядер. Ядерное оружие включает ядерные боеприпасы (ЯБП),
средства доставки их к цели и средства управления. В данном по-
собии рассматриваются только теоретические основы устройства
ядерных зарядов, виды ядерных боеприпасов и средства их до-
ставки.
Вначале единственными средствами доставки ЯБП на межко-
нтинентальные дальности были тяжелые бомбардировщики. По
мере совершенствования ядерных зарядов, повышения их удель-
ной мощности и увеличения дальности баллистических ракет, в
СССР на вооружение стали поступать ракеты большой дальности с
ядерной головной частью. Первая из них была принята на воору-
жение в 1956 г. (ракета Р-5М, максимальная дальность 1200км).
Пуск этой ракеты с ядерным зарядом был произведен 2 февраля
1956 г. с Ракетного испытательного полигона Капустин Яр в район
Аральска. Первой межконтинентальной ракетой с ядерной голов-
ной частью, поступившей на вооружение Советской армии в 1960 г.,
была ракета Р-7 с максимальной дальностью 8000 км.
Со времени испытаний первых образцов ядерных авиабомб в
СССР и в США были созданы и приняты на вооружение носители
ндерного оружия различных классов и типов, которые способны
в зависимости от предназначения доставлять ЯБП на различные
расстояния. В 1960-х годах ядерные боеприпасы были приняты
на вооружение во всех видах Вооруженных Сил СССР.
В настоящее время обладателями ядерного оружия являются
США, Россия, Великобритания, Франция, Китай, Израиль, Ин-
дии и Пакистан. В научно-техническом отношении к производству
ндерного оружия готовы свыше 30 стран.
Конкретные данные об образцах ядерных боеприпасов, ядер-
ных зарядов, их тактике-технические характеристики являются
сведениями высокой степени секретности. Вместе с тем физи-
ческие- принципы устройства и действия ядерных боеприпасов и
ядерных зарядов были хорошо известны, в основном, из зару-
бежных публикаций, не говоря уже о фундаментальных основах
8
Предисловие
функционирования ядерных зарядов нейтронной физике, фи-
зике плазмы и термоядерных реакций, физике взрыва. Следует от-
метить, что в последние годы и в отечественной литературе появи-
лись статьи, в которых содержатся сведения о принципах устрой-
ства ядерных зарядов (журнал «Успехи физических наук», журнал
«Атом», издаваемый ВНИИЭФ, сайты Интернета). Подтвержде-
нием этого является библиография, приведенная в конце книги.
Автор поставил задачу собрать и проанализировать этот раз-
бросанный по различным источникам материал и изложить в фор-
ме учебного пособия. При написании пособия использовались ис-
ключительно открытые публикации. Этим объясняется обширный
список использованной литературы. Список литературы дается по
главам. Это, по нашему мнению, позволит учащимся с меньшими
затратами времени более глубоко изучать, в зависимости от ин-
тересов или от выбранных тем курсовых или дипломных работ,
отдельные вопросы физики процессов, происходящих при работе
ядерных зарядных устройств и их элементов. Другой причиной,
побудившей автора дать литературу по главам, является до некото-
рой степени самостоятельность отдельных глав пособия, которая
выражается в том, что их можно изучать отдельно, независимо
одну от другой.
Первоначальные сведения о ядерных боеприпасах и принци-
пах функционирования ядерных зарядов излагаются во введении,
первой и шестой главах. Характеристикам боеприпасов посвящена
седьмая глава. Вторая, третья, четвертая и пятая главы рассчи-
таны на более подготовленного читателя. При их изучении необ-
ходимы твердые знания в области физики и математики в объеме
программ высшего технического учебного заведения.
Предлагаемое издание может использоваться в качестве посо-
бия для студентов высших учебных заведений, специализирую-
щихся в области боеприпасов и средств поражения. Оно может
быть полезно курсантам военных институтов, слушателям и адъ-
юнктам военных академий, всем, кто желает получить начальные
сведения о ядерных боеприпасах и физических процессах при их
функционировании.
Автор выражает глубокую благодарность доктору технических
наук М.В. Сахарову, внимательно прочитавшему рукопись и сде-
лавшему полезные замечания, которые были учтены при подго-
товке ее к изданию.
А. Любомудров
...Мир — рвался в опытах Кюри
Атомной, лопнувшею бомбой
На электронные струи
Невоплощенной гекатомбой1.
Андрей Белый. «Первое свидание».
Петроград, 1921 г.
ВВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЧЕСКИЙ ОЧЕРК СОЗДАНИЯ
ЯДЕРНОГО ОРУЖИЯ
В1. Виды ядерных боеприпасов
и их поражающее действие
Боеприпасом называется составная часть вооружения, непо-
средственно предназначенная для поражения живой силы и тех-
ники, разрушения сооружений и выполнения специальных задач.
Пдерными боеприпасами (ЯБП) называются боеприпасы, поража-
ющее действие которых основано на использовании энергии ядер-
ного взрыва. К ним относятся снаряженные ядерным зарядом го-
ловные (боевые) части ракет и торпед, авиационные бомбы, артил-
игрнйские снаряды, глубинные бомбы, мины и другие взрывные
устройства военного назначения. Ядерный боеприпас состоит из
корпуса и боевого снаряжения. Боевое снаряжение включает ядер-
пый заряд и систему автоматики.
Ядерным зарядом называется устройство, в котором осуще-
। пишется взрывной процесс освобождения ядерной энергии.
Корпус предназначен для размещения ядерного заряда и ch-
i’гемы автоматики. Он также предохраняет боевое снаряжение от
механического, а в некоторых случаях и от теплового воздействия
окружающей боеприпас среды. В ряде случаев (в головных частях
ракг! и торпед, авиабомбах, артиллерийских снарядах) корпус не-
гег пополнительные функции, связанные с обеспечением требуе-
мого характера движения.
Сиг гема автоматики обеспечивает взрыв ядерного заряда в за-
1ПШНЫЙ момент времени и исключает его случайное или прежде-
временное срабатывание. В общем случае она включает систему
Гекитомба (грсч. hekatombe) — большое жертвоприношение, массовое убий-
। inn или одновременная гибель множества людей.
10
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
датчиков подрыва, систему инициирования, систему предохране-
ния, систему самоликвидации и источники питания.
Система датчиков подрыва обеспечивает запуск системы ини-
циирования в требуемый момент времени. Она выдает команду
на запуск системы инициирования по сигналу датчиков подрыва.
Датчики подрыва (взрывательные устройства) могут быть кон-
тактного или дистанционного (неконтактного) типов. Контактные
датчики срабатывают в момент встречи боеприпаса с преградой,
а дистанционные на заданной высоте (глубине) от поверхности
земли (воды) или на заданном расстоянии от цели.
Дистанционные датчики в зависимости от типа и назначения
боеприпаса могут быть временными, инерционными, барометри-
ческими, гидростатическими, радиолокационными и др.
Система инициирования управляет подрывом атомного заряда.
Система предохранения предназначена для исключения ядер-
ного взрыва в нештатных ситуациях, таких как отказы компо-
нентов ядерного боеприпаса, аварийные воздействия (пожар, удар,
прострел и т.п.), несанкционированные (ошибочные или предна-
меренные) действия обслуживающего персонала или диверсанта.
Автономный источник питания обеспечивает электроэнергией
приборы системы автоматики. В качестве источников питания ис-
пользуются аккумуляторные батареи различных типов. Обычно
они обладают одноразовым действием и приводятся в рабочее со-
стояние непосредственно перед боевым применением ядерного бо-
еприпаса.
Некоторые ядерные боеприпасы (ядерные боевые части крыла-
тых ракет, торпед и зенитных управляемых ракет) могут пред-
ставлять собой ядерные зарядные устройства, устанавливаемые в
отсек боевой части ракеты (торпеды) и подключаемые к отдель-
ным элементам автоматики, установленными на корпусе ракеты,
например, к датчикам подрыва, задающим момент взрыва ядер-
ного боеприпаса.
Понятие «ядерное зарядное устройство» часто используется в
отечественной научно-технической литературе, посвященной ана-
лизу зарубежного ядерного вооружения. В данном случае под ядер-
ным зарядным устройством понимается устройство, состоящее из
сборки ядерного заряда и элементов, обеспечивающих иницииро-
вание и создание условий для протекания взрывных ядерных ре-
акций.
Поражающее действие ЯБП характеризуется мощностью его
ядерного заряда. Под мощностью ядерного заряда понимается его
энерговыделение, т. е. энергия, выделяющаяся при его взрыве. Эта
В. 1. Виды ядерных боеприпасов и их поражающее действие 11
энергия измеряется в тротиловом эквиваленте. Тротиловым экви-
валентом ядерного заряда называется масса такого заряда тро-
тила, энергия взрыва которого равна энергии ядерного взрыва.
Тротиловый эквивалент измеряется в тоннах, килотоннах или в
миллионах тонн. Количество энергии, выделяющейся при взрыве
одной тонны тротила, равно 4,19 • 109 Дж.
Взрыв ЯБЛ вызывает разрушение сооружений, выводит из
строя технику и живую силу в результате действия поражающих
факторов ядерного взрыва, основными из которых являются удар-
ная волна, световое излучение, проникающая радиация, электро-
магнитный импульс. При взрывах на больших высотах, более не-
скольких десятков километров, поражающее действие на высотные
и космические летательные аппараты может оказывать рентгенов-
ское излучение ядерного взрыва. Вследствие ядерных взрывов,
особенно в результате наземных взрывов, местность оказывается
загрязненной радиоактивными веществами. Это радиоактивное
загрязнение оказывает поражающее действие на людей и живот-
ных.
В большинстве случаев основным поражающим фактором ядер-
ного взрыва является ударная волна, которая представляет собой
область сильного сжатия воздуха, распространяющуюся со сверх-
звуковой скоростью во все стороны от центра взрыва. По своей
природе она подобна ударной волне обычного взрыва, но действует
более продолжительное время и обладает гораздо большей разру-
шительной силой. Ударная волна ядерного взрыва может на зна-
чительном расстоянии от центра взрыва наносить поражения лю-
днм, разрушать сооружения и повреждать боевую технику.
Световое излучение ядерного взрыва представляет собой поток
лучистой энергии, включающей ультрафиолетовое, видимое и ин-
фракрасное излучение. Источником светового излучения является
светящаяся область, состоящая из раскаленных продуктов взрыва
и раскаленного воздуха. Яркость светового излучения в первую
секунду в несколько раз превосходит яркость Солнца.
Поглощенная энергия светового излучения переходит в тепло-
вую энергию, что приводит к разогреву поверхностного слоя ма-
гериала. Нагрев может быть настолько сильным, что возможно
обусливание или воспламенение горючего материала и растрески-
вание или оплавление негорючего материала. Могут возникать
пожары.
Проникающая радиация представляет собой поток гамма-кван-
IIIB и нейтронов, испускаемых из зоны ядерного взрыва. Гамма-
г.ван гы и нейтроны распространяются в воздухе от центра взрыва
12 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
на сотни метров. С увеличением расстояния от взрыва количество
гамма-квантов и нейтронов, проходящее через единицу поверхно-
сти, уменьшается. При подземном и подводном ядерных взры-
вах действие проникающей радиации распространяется на рас-
стояния, значительно меньшие, чем при наземных и воздушных
взрывах, что объясняется поглощением потока нейтронов и гамма-
квантов окружающей средой.
Электромагнитный импульс излучается областью взрыва в диа-
пазоне радиочастот, создавая мощное импульсное электромагнит-
ное поле. Это поле воздействует прежде всего на радиоэлектронную
аппаратуру (пробой изоляции, выход из строя полупроводниковых
приборов и других элементов радиоэлектронных схем), а также
способно вызывать нарушение работы систем электроснабжения,
линий электропередачи и систем электросвязи.
Ядерные боеприпасы можно классифицировать по ряду призна-
ков. Эти признаки можно условно разделить на группы, в основу
деления которых могут быть положены характеристики боевого за-
ряда, характер решаемых боевых задач, а также принадлежность
к средству доставки ядерного боеприпаса к цели.
Характеристиками боевого заряда являются его мощность и
тип. По мощности ядерного заряда ядерные боеприпасы условно
делятся на ЯБП сверхмалой мощности (тротиловый эквивалент
до 1 тыс. т), малой мощности (1-10 тыс. т), средней мощности
(10-100 тыс. т), крупной мощности (100 тыс. т-1 млн т) и сверх-
крупной мощности (более 1 млн т). Ядерные боеприпасы могут
быть с переменным тротиловым эквивалентом. Установка тро-
тилового эквивалента может производиться перед подготовкой к
боевому применению боеприпаса или непосредственно перед его
применением.
В соответствии с типом ядерного заряда ядерные боеприпасы
могут быть атомными и термоядерными. В зависимости от реша-
емых боевых задач могут применяться также ЯБП с повышенным
выходом нейтронов, гамма-излучения, рентгеновского излучения
или электромагнитного импульсного излучения в области радио-
частот.
Термоядерными зарядами комплектуются боеприпасы сверх-
крупного, крупного и среднего калибров, ядерными — сверхма-
лого, малого и среднего калибров, нейтронными — сверхмалого и
малого калибров.
По характеру решаемых боевых задач ядерные боеприпасы
можно разделить на тактические, оперативно-тактические и стра-
тегические.
В.1. Виды ядерных боеприпасов и их поражающее действие 13
По принадлежности к средствам доставки ядерные боеприпасы
делятся на боевые части и головные части ракет, авиационные
бомбы, артиллерийские снаряды и мины, боевые части торпед,
инженерные мины (фугасы).
ЯБП, устанавливаемые на отделяющихся головных частях
межконтинентальных баллистических ракет, называются боевы-
ми блоками (в иностранной литературе — боеголовками).
Баллистические межконтинентальные ракеты и ракеты сред-
ней дальности могут быть оснащены головными частями с одним
или несколькими ядерными боеприпасами (боевыми блоками).
I оловные части с одним боевым блоком (ББ) называются моно-
блочными. Головные части с несколькими боевыми блоками на-
зываются разделяющимися головными частями (РГЧ).
По мере совершенствования ядерных зарядных устройств,
уменьшения их массы и габаритов, ядерными зарядами стали
оснащаться и другие средства их доставки. В настоящее время
основными средствами доставки ядерных боеприпасов к цели яв-
ляются управляемые ракеты. На вооружении ракетных войск
стратегического назначения, частей сухопутных войск, военно-
морских сил, авиации и войск противовоздушной и космической
обороны состоят ракеты различных классов.
По боевому назначению ракеты делятся на тактические, опера-
тивно-тактические и стратегические. К тактическим относятся
ракеты, применяющиеся в интересах общевойсковых соединений.
Они используются для поражения объектов, расположенных не-
посредственно на поле боя и в тактической глубине обороны про-
тивника. Оперативно-тактические ракеты предназначены для вы-
полнения задач и тактического, и оперативного характера. Стра-
гсгические ракеты предназначены для решения стратегических
задач. Иногда их условно делят на ракеты средней дальности и
межконтинентальные.
Ракеты классифицируются также по местоположению старта и
цели. По этому признаку все боевые ракеты делятся на следую-
щие основные классы: «земля-земля», «земля воздух», «земля-
корабль», «воздух-земля», «воздух-воздух», «воздух-корабль»,
корабль земля», «корабль воздух», «корабль-корабль». Иногда в
наименованиях классов ракет слова «земля» и «корабль» объеди-
няют словом «поверхность».
Класс «земля-земля» объединяет все стратегические, опера-
। инно-тактические и тактические ракеты, предназначенные для
поражения наземных целей с поверхности земли. Назначение
ракет «земля воздух» — поражение воздушных целей. Ракеты
14
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
класса «земля-корабль» стартуют с поверхности земли и служат
для поражения морских целей.
Ракеты класса «воздух-земля» стартуют с самолетов. Они мо-
гут решать не только тактические и оперативные, но и страте-
гические задачи. В класс «воздух-воздух» входят управляемые
авиационные ракеты воздушного боя.
Ракеты класса «воздух-корабль» являются оружием морской
авиации и предназначаются для уничтожения морских целей. В
класс «корабль-земля» входят ракеты надводных кораблей и под-
водных лодок, применяемые для нанесения ударов по береговым
объектам противника, а также по стратегическим целям, удален-
ным на значительные расстояния от прибрежных районов. Ра-
кеты класса «корабль-воздух» являются зенитными ракетами,
прикрывающими корабли от ударов авиации противника. Ракеты
класса «корабль корабль» служат оружием морского боя, но могут
применяться и для поражения прибрежных целей.
В зависимости от возможности управления полетом ракеты де-
лятся на неуправляемые и управляемые. К неуправляемым отно-
сятся ракеты, направление полета которых определяется в момент
старта положением пускового устройства. Точность стрельбы та-
кими ракетами ниже, чем управляемыми, поэтому группа упра-
вляемых ракет гораздо обширнее неуправляемых.
По типу используемого двигателя ракеты делятся на ракеты с
жидкостными ракетными двигателями (с ЖРД) и ракеты с двига-
телями твердого топлива (РДТТ). Компоненты жидкого топлива
горючее и окислитель — размещаются на борту жидкостной ра-
кеты в специальных емкостях (баках). Твердое топливо размеща-
ется непосредственно в камере сгорания ракеты с РДТТ.
Менее распространены ракеты с воздушно-реактивными дви-
гателями (ВРД). Такая ракета на борту имеет запас только горю-
чего, а в качестве окислителя использует кислород воздуха. Поэ-
тому потолок полета таких ракет ограничен пределами атмосферы.
В.2. Рождение и становление атомной физики
У гром 6 августа 1945 г. над просыпающимся японским городом
Хиросима на высоте 600м вспыхнул колоссальный огненный шар
и прогремел чудовищной силы гром. Легкие бамбуковые строения
моментально превратились в костры. Горели и гибли под облом-
ками зданий дети, старики, женщины, мужчины. Сброшенная на
город г бомбардировщика В-29 американских ВВС атомная бомба
не разбирала пола и возраста. Из 400 тысяч жителей Хиросимы
В.2. Рождение и становление атомной физики
15
было убито и пропало без вести около 200 тысяч человек, ранены
и подверглись радиоактивному облучению около 120 тысяч. В ра-
диусе четырех километров от эпицентра взрыва в течение многих
часов продолжались пожары. На площади 12 кв. км строения были
полностью разрушены, из 90 тысяч домов было уничтожено 62 ты-
сячи.
Через три дня, 9 августа, был произведен взрыв над Нагасаки.
Пересеченный характер местности и отклонение эпицентра на 2 км
от намеченной точки (центр города) несколько снизили потери и
разрушения. В результате взрыва в Нагасаки было убито и про-
пало без вести более 73 тысяч человек, позднее от облучения и
ранений умерло еще 35 тысяч.
Всего в результате атомных бомбардировок погибли около
трехсот тысяч человек, ранены и поражены радиацией около 250
тысяч. Таков итог первого, к счастью единственного, боевого при-
менения ядерного оружия.
Жертв и разрушений могло быть меньше, если бы японцы не
были введены в заблуждение. Обнаружив всего несколько самоле-
тов противника на большой высоте (более 10км), они отменили
воздушную тревогу. До этого Хиросима и Нагасаки практически
не подвергались бомбежке.
Вброшенные атомные бомбы имели вполне невинные назва-
ния. Первая, сброшенная на Хиросиму и снаряженная урановым
зарядом пушечного типа мощностью 15 тыс. т, получила имя «Ma-
п.я я». Бомба, сброшенная на Нагасаки, имела плутониевый заряд
имплозивного типа мощностью 21 тыс. т и была названа «Тол-
стяк».
Атомные удары по Хиросиме и Нагасаки не вызывались воен-
ной необходимостью: всем ходом Второй мировой войны и вступ-
пением Советского Союза в войну против Японии ее разгром был
предрешен. Правительство тогдашнего президента США Трумэна
преследовало прежде всего политические цели. Оно рассчитывало
продемонстрировать особое могущество вооруженных сил США,
рассматривая атомное оружие как главное средство давления на
СССР. Это был своего рода атомный шантаж в целях достижения
моровой гегемонии США.
Результаты полувековых исследований в области атома и атом-
ною ядра, выполненные лучшими представителями цивилизован-
ных слоев общества — учеными-физиками, привели к такому да-
нному от цивилизации способу ведения войны с практически по-
। прявшим способность к сопротивлению противником. А началось
все в конце девятнадцатого века.
16
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
В январе 1896 г. в европейских и североамериканских газетах
появились сообщения о сенсационном открытии профессором Вюр-
цбургского университета Вильгельмом Конрадом Рентгеном неви-
димых проникающих через тонкие преграды (стекло, станиоль,
бумагу) лучей. Вечером 8 ноября 1895 г. Рентген, как обычно,
работал в своей лаборатории, занимаясь изучением катодных лу-
чей излучения, испускаемого катодом при прикладывании к
электродам высокого напряжения. Уходя из лаборатории, Рент-
ген погасил свет и хотел было закрыть дверь, как вдруг заметил
в темноте свечение экрана из синеродистого бария. Откуда оно
могло появиться? Свет выключен, катодная трубка закрыта чех-
лом и должна быть выключена. Оказалось, что Рентген забыл
выключить трубку. Когда он выключил трубку, исчезло свечение
экрана. Включил рубильник, вновь появилось свечение. Следова-
тельно, свечение на экране вызывает работающая катодная трубка.
Причем лучи, вызывающие свечение экрана, проходят через че-
хол. Когда между трубкой и экраном Рентген поставил руку, то на
экране увидел силуэт ее костей. Стало очевидным, что обнаружены
неизвестные дотоле лучи. Эти лучи Рентген назвал Х-лучами.
Впоследствии они были названы в честь открывателя рентгенов-
скими лучами.
Первым человеком, кому Рентген продемонстрировал свое от-
крытие, была его жена Берта. Именно снимок ее кисти (точнее
костей) с обручальным кольцом на пальце, был приложен к ста-
тье Рентгена «О новом роде лучей», которую он 28 декабря 1895 г.
направил председателю Физико-медицинского общества универси-
тета. А 20 января 1896 г. американские врачи с помощью лучей
Рентгена впервые увидели перелом руки человека. За это откры-
тие в 1901 г. Рентген получил Нобелевскую премию и стал первым
Нобелевским лауреатом по физике.
Открытие рентгеновских лучей дало толчок новым исследова-
ниям. Их изучение привело к новым открытиям, одним из кото-
рых явилось открытие радиоактивности. В январе 1896 г. около 70
членов Парижской академии наук слушают сообщение А. Пуанкаре
об открытии Рентгена. Комментируя свое сообщение, Пуанкаре
высказывает гипотезу о том, что рентгеновские лучи испускаются
при фосфоресценции. Выслушав сообщение, А. Беккерель тут же
поспешил проверить гипотезу Пуанкаре. Для этого он клал ме-
таллические пластинки различной геометрической формы, покры-
тые солями урана, на фотопластинки. Давая четырехчасовую вы-
держку на солнечном свете и проявляя фотопластинку, Беккерель
обнаруживал на фотопластинках точные силуэты металлических
В.2. Рождение и становление атомной физики
17
фигурок. Все опыты, казалось бы, подтверждали гипотезу Пуан-
каре. Но как-то вследствие пасмурного дня Беккерель положил
заранее подготовленные фотопластинки вместе с урановой солью
и темный ящик стола. Через несколько дней Беккерель решил
проявить эти фотопластинки. Каково же было его удивление, ко-
гда он обнаружил на фотопластинках контуры урановых фигурок.
I ((‘сколько раз Беккерель повторял опыт, и каждый раз фигурки
появлялись. Он проводил опыты с другими солями урана, не-
способными фосфоресцировать. Результат тот же. Однако, если
на пластинки наносятся сернистые металлы, обладающие свойс-
твом фосфоресценции, а уран отсутствует, то на фотопластинках
изображение не появляется. Стало очевидным, что уран испус-
кает какое-то новое излучение. Интенсивность этого излучения
нс изменялась с течением времени. Оно было способно разряжать
наэлектризованные тела.
Открытое Беккерелем явление получило название радиоактив-
ности. Но это произошло позже. Беккерель же продолжал изучать
открытые им лучи. Однажды, демонстрируя своему гостю излу-
чение урановых образцов, он задал ему вопрос в виде просьбы:
Ведь Вы физик и химик одновременно. Проверьте, нет ли в этих
излучающих телах примесей, которые могли бы играть особенную
роль». И этот, казалось бы, частный вопрос стал научной програм-
мой исследований молодой четы. Этими гостями Беккереля были
Пьер Кюри и его жена Мария Кюри-Склодовская.
Работая над докторской диссертацией, Мария Кюри исследует
большое количество образцов минералов и солей для того, чтобы
выяснить, только ли уран обладает свойством излучать. Оказа-
лось, что торий подобно урану дает такое же излучение и примерно
такой же интенсивности. Следовательно, это свойство не только
урана, но и тория, а возможно, и других элементов. М. Кюри пред-
ложила назвать это явление радиоактивностью, а уран и торий —
радиоактивными элементами. 12 апреля 1898 г. на заседании Па-
рижской академии наук было сделано сообщение о результатах
них опытов. Муж Марии Кюри Пьер Кюри, поверив в перспек-
гиау поисков новых радиоактивных элементов, оставил исследо-
пание кристаллов и начал работать вместе с супругой. В 1898 г. на
заседании Парижской академии наук супруги Кюри сообщают об
открытии нового радиоактивного элемента, названного ими поло-
нием, и предсказывают существование еще одного радиоактивного
элемента радия. После четырех лет кропотливого труда радий
был накоплен в количестве одной десятой доли грамма. Но этого
х па шло для того, чтобы определить его атомную массу.
18
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
25 июня 1903 г. в Сорбонне Мария Кюри защищает докторскую
диссертацию. 13 ноября этого же года супруги Кюри одновременно
с Беккерелем получают Нобелевскую премию по физике за выда-
ющиеся открытия в области радиоактивности. В 1911 г. Марии
Кюри-Склодовской была присуждена вторая Нобелевская премия,
теперь уже по химии. Это единственный до сих пор случай, ко-
гда один человек стал Нобелевским лауреатом дважды. В 1935 г.,
уже после смерти Марии Кюри, стали Нобелевскими лауреатами ее
дочь Ирэн и зять Фредерик Жолио-Кюри за открытие искусствен-
ной радиоактивности. Таким образом, мы видим, что к началу
тридцатых годов XX века Франция добилась больших успехов в
области исследования радиоактивности.
В Англии на рубеже XIX-XX веков радиоактивные излучения
исследовал выдающийся ученый, воспитавший целую плеяду бле-
стящих физиков, Эрнест Резерфорд. Все основные работы Резер-
форда посвящены вопросам атомного ядра. В 1896 г., после года
работы над рентгеновскими лучами и лучами Беккереля, Резер-
форд приходит к выводу, что урановое излучение не подчиняется
законам световой оптики. Исследуя это излучение в магнитном
поле, Резерфорд установил, что оно состоит из двух видов лучей,
первый из которых легко поглощается листком бумаги, а другой
обладает значительно большей проникающей способностью. Оба
вида лучей отклоняются магнитным полем, но в противоположные
стороны. Первую составляющую Резерфорд назвал альфа-лучами
(а-лучи), вторую — бета-лучами (/3-лучи). Совместно с Ройдсом
Резерфорд доказывает, что а-частицы — это дважды ионизован-
ные атомы гелия, а /3-частицы — электроны. Еще одна составля-
ющая излучения урана, названная гамма-лучами (7-лучи), была
обнаружена позднее, в 1900 г., Вилларом.
В 1897 г. английский физик Дж. Дж. Томсоном открыл электрон
и определил его удельный заряд (отношение заряда к массе). Од-
нако ни заряд, ни масса электрона отдельно еще не были известны.
Заряд электрона был найден американским физиком Р. Миллике-
ном в результате тонких экспериментов, проводившихся в течение
1909 1914 гг. Идея этих опытов сводилась к наблюдению за паде-
нием заряженной капли масла в однородном электрическом поле
плоского конденсатора. Подобные опыты были проведены раз-
ными учеными, в том числе и отечественным физиком, впослед-
ствии действительным членом Академии наук СССР, Героем Соци-
алистического Труда академиком А.Ф. Иоффе. В результате всех
этих опытов в физике были установлены важнейшие физические
константы: заряд электрона е — —1,6-10—19 Кл, те = 9,1 • 10—31 кг.
В.2. Рождение и становление атомной физики
19
В 1903 г. Резерфорд совместно с Ф. Содди выдвинул совершенно
новую для того времени гипотезу о распаде атомов радиоактив-
ных веществ и выделении внутриатомной энергии. Эта гипотеза
рассматривала радиоактивность как спонтанное разложение атома
вещества, при котором он меняет свое место в периодической си-
стеме элементов, т.е. происходит превращение атомов одних эле-
ментов в другие. За исследование радиоактивности в 1908 г. Ре-
зерфорд получил Нобелевскую премию.
Изучая рассеяние а-частиц при прохождении их через веще-
ство, Резерфорд пришел к выводу, что в центре атомов существует
массивное положительно заряженное ядро. В 1911 г. он предло-
жил планетарную модель атома, представляющую собой подобие
Солнечной системы: в центре — положительно заряженное ядро,
вокруг него по орбитам движутся отрицательно заряженные элек-
троны.
Планетарную модель атома физики приняли не сразу. Она
была чревата внутренними противоречиями и не соответствовала
представлениям классической физики. Дело в том, что электрон,
двигаясь по орбите, имеет центростремительное ускорение. Со-
гласно законам классической электродинамики, такой электрон
должен непрерывно излучать электромагнитные волны. Из-за по-
гори энергии на излучение энергия электрона уменьшается, и он
в конечном итоге должен упасть на ядро. А это означает, что атом
прекращает свое существование. В действительности же этого не
происходит, поскольку атомы представляют собой весьма устой-
чивые системы.
Кроме того, так как в результате излучения электрон будет по
спирали приближаться к ядру, то частота его обращения вокруг
ядра, а следовательно, и частота излучения должны непрерывно
изменяться. Резерфорд не смог объяснить эти противоречия. И
как оказалось впоследствии, они вообще не могли быть решены
на основе классических представлений. Эти противоречия устра-
нены были учеником Резерфорда, выдающимся физиком XX века
датчанином Нильсом Бором. В результате работ Н. Бора появи-
лась модель атома Резерфорда -Бора, доработанная впоследствии
создателями квантовой механики Л. де Бройлем, Э. Шредингером,
В. Гейзенбергом.
Понимая, что в рамках классической теории разрешить проти-
воречия атомной модели Резерфорда не удастся, Бор решил приме-
нить к планетарной модели атома квантовые представления План-
ка и Эйнштейна. Суть теории Бора была выражена в трех посту-
латах:
20 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
1. Существуют некоторые стационарные состояния атома, на-
ходясь в которых он не излучает и не поглощает энергии. Этим
стационарным состояниям соответствуют вполне определенные
(стационарные) орбиты.
2. Орбита является стационарной, если момент импульса элек-
трона кратен Л/2тг, где h — постоянная Планка.
3. При переходе атома из одного стационарного состояния в
другое испускается или поглощается один квант энергии hvnm —
= Wn — Wm, где Wn, Wm — энергия атома в двух стационарных
состояниях, vnm — частота излучения. При Wn > Wm происходит
излучение кванта, при Wn < Wm — его поглощение.
Теория строения атома была опубликована Бором в трех ста-
тьях в течение 1913 г. В 1922 г. Нильс Бор за заслуги в исследо-
вании атома и атомного излучения стал Нобелевским лауреатом.
После работ Бора квантование, т. е. выражение физических ве-
личин через квант действия /г, получило широкое распростране-
ние и было применено ко многим явлениям. Развитие квантовых
представлений привело к возникновению квантовой механики -
науки о движении микрообъектов. Теория атома Бора не была
квантовой в полном смысле этого слова, потому что в ней сочета-
лись как квантовые, так и классические представления. Ведь Бор
полагал, что движение электрона по стационарной орбите опре-
делялось законами классической механики, а отбор разрешенных
из всех допустимых классической механикой физических величин
(энергии, импульса, момента импульса) производится на основе
правил квантования. Теория атома Бора могла быть применена
лишь к атому водорода, но оказалась совершенно бессильной при
создании теории атома гелия, не говоря уже об атомах с большим
числом электронов.
Сложная ситуация сложилась в этот период также и в теории
световых явлений. Еще в 1905 г. А. Эйнштейн создал основы кван-
товой теории света. По этой теории свет представляет собой поток
световых квантов — фотонов. При разработке теории излучения
атома, в соответствии с третьим постулатом Бора, фотону были
приданы все свойства материальной частицы:
£ hr h
энергия е = hv, масса т = -х, импульс р = — = —,
с2 с А
где v — частота света, А — его длина волны, с — скорость света.
Используя представление о кванте энергии и закон сохране-
ния энергии, Эйнштейн в 1905 г. написал уравнение фотоэффекта
hv = А + mv2/2, где А — работа выхода электрона из металла,
В.2. Рождение и становление атомной физики
21
mv2/2 — его кинетическая энергия. Этому уравнению следовали
все законы фотоэффекта.
В 1922 г. американский физик А. Комптон обнаружил, что при
рассеянии длина волны рентгеновских лучей увеличивается. Эф-
фект Комптона был объяснен на основе фотонной теории. Таким
образом, с одной стороны, в опытах световое излучение проявляло
корпускулярные свойства (фотоэффект, эффект Комптона), с дру-
гой, — волновые свойства (интерференция, дифракция, поляриза-
ция).
«В 1923 г. стало почти ясно, — писал Луи де Бройль, — что те-
ория Бора и старая теория квантов — лишь промежуточное звено
между классическими и какими-то очень новыми взглядами, по-
зволяющими глубже проникнуть в исследования квантовых явле-
ний». Новой теорией атомных процессов явилась квантовая меха-
ника.
Сегодня ни у кого в ученом мире не вызывает сомнений, что
свет есть одновременно и непрерывные электромагнитные волны,
и дискретные частицы. Эти два свойства — волновые и корпус-
кулярные — не исключают, а дополняют друг друга. С уменьше-
нием длины волны (увеличением частоты) все более ярко проявля-
ются квантовые (корпускулярные) свойства излучения. Напротив,
у длинноволнового излучения квантовые свойства проявляются в
меньшей степени и основную роль играют его волновые свойства.
В 1923 г. появились три статьи де Бройля, в которых вы-
двигалась совершенно новая идея — корпускулярно-волновой дуа-
лизм света переносился на любые частицы материи электроны,
атомы, молекулы. Де Бройль предположил, что соотношение для
импульса фотона р = h/X является универсальным, т. е. для лю-
бой частицы можно записать А = h/p, где р = mv, v — скорость
частицы, тп — ее масса.
Работы де Бройля положили начало волновой механике. Де
Бройль отмечал, что новая механика относится к прежней (клас-
сической) так же, как волновая оптика относится к геометриче-
ской. Так же, как волновая оптика по мере уменьшения длины
полны переходит в геометрическую, волновая механика по мере
уменьшения волны де Бройля (роста массы частицы) переходит в
классическую.
В 1921 г. Резерфорд высказал предположение о возможности су-
ществования нейтральной частицы — нейтрона, имеющего массу,
равную массе протона. В эти годы считалось, что ядро состоит
из протонов и электронов. Однако протонно-электронная гипотеза
привела к противоречию с опытом. Выходом из этого положения и
22 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
было предположение о существовании нейтрона. Нейтрон был от-
крыт в феврале 1932 г. учеником Резерфорда англичанином Джей-
мсом Чэдвиком, ставшим в связи с этим Нобелевским лауреатом.
Идеи де Бройля развил Э. Шредингер. Подобно тому, как Нью-
тон в свое время предложил основное уравнение динамики, полно-
стью описывающее движение макрочастиц, Шредингер в 1926 г.
написал волновое уравнение для движения микрочастиц. Из урав-
нения Шредингера следовало, что, обладая волновыми свойства-
ми, связанная микрочастица, например, электрон в атоме, может
Джэймс Чэдвик
Энрико Ферми
иметь только дискретные значения энергии, т. е. постулируемое
Бором положение о квантовании энергии теперь появилось как
следствие данного уравнения. Работы Шредингера придали строй-
ную форму волновой механике, которая, развиваясь, перешла в
квантовую механику.
В мае 1932 г. советский физик Д.Д. Иваненко опубликовал за-
метку, где высказал предположение о том, что ядра всех атомов
состоят из протонов и нейтронов. В июне этого же года, не-
зависимо от Д.Д. Иваненко, немецкий физик Вернер Гейзенберг
тоже опубликовал статью о протонно-нейтронной модели ядра. В
1933 г. на Ленинградской конференции по атомному ядру с докла-
дом о нейтронно-протонной модели ядра выступил Д.Д. Иваненко.
Им было четко сформулировано основное положение: ядра состоят
только из тяжелых частиц — протонов и нейтронов. Обе эти ча-
В.2. Рождение и становление атомной физики
23
стицы могут переходить одна в другую, испуская электрон или
позитрон.
После открытия в 1934 г. Ф. Жолио-Кюри и И. Кюри искус-
ственной радиоактивности работы по получению и исследованию
новых изотопов развернулись широким фронтом. Наиболее пло-
дотворными в этом направлении оказались опыты Энрико Ферми,
(фазу же после открытия искусственной радиоактивности Ферми
пришел к выводу, что нейтроны, не имеющие заряда, должны
быть наиболее эффективным орудием для получения радиоактив-
ных элементов, поскольку они не
В результате этих экспериментов
были получены более шестидесяти
новых радиоактивных изотопов и
о ткрыто замедление нейтронов. За
серию работ по получению радио-
активных элементов путем нейт-
ронной бомбардировки и за откры-
тие ядерных реакций под действи-
ем медленных нейтронов в 1938 г.
Э. Ферми была присуждена Нобе-
левская премия. Выехав за ее по-
лучением в Стокгольм вместе с се-
мьей, Ферми не вернулся в Ита-
лию, где фашистская диктатура
Муссолини покровительствовала
антисемитизму.
Большой вклад в становление и
будут отталкиваться ядрами.
развитие атомной физики внесли Абрам Фёдорович Иоффе
паши отечественные ученые. Сре-
||и них в первую очередь следует назвать А.Ф. Иоффе, В.А. Фока,
U.K. Тамма, Л.Д. Ландау, Я.И. Френкеля, Д.Д. Иваненко, И.В. Кур-
чатова.
В 1918 г. А.Ф. Иоффе вместе с М.И. Неменовым ставит перед
Народным комиссаром просвещения А.В. Луначарским вопрос об
организации исследовательского института по физике рентгенов-
ских лучей и их применению в медицине. 23 сентября 1918 г. был
подписан приказ об открытии Государственного рентгенологиче-
ского и радиологического института с четырьмя отделами: физи-
ки техническим, медико-биологическим, оптическим и радиевым.
Физико-технический отдел возглавил А.Ф. Иоффе.
Абрам Фёдорович Иоффе был в то время уже известным уче-
ным. Окончив в 1902 г. Петербургский технологический институт,
24 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
он с 1903 по 1906 годы — практикант, ассистент в лаборатории
В. Рентгена в Мюнхенском университете, где защищает доктор-
скую диссертацию. В 1906 г. Иоффе возвращается в Петербург,
работает в недавно открытом (1902 г.) Политехническом инсти-
туте лаборантом, а затем переходит ассистентом на кафедру фи-
зики, руководимую профессором В.В. Скобельцыным.
Заграничная степень доктора, соответствующая примерно те-
перешней кандидатской, в России во внимание ни принималась.
Поэтому Иоффе пришлось защищать и магистерскую и доктор-
скую диссертации. В 1913 г. им была блестяще защищена маги-
стерская диссертации на тему «Элементарный фотоэффект. Маг-
нитное поле катодных лучей», он становится руководителем ка-
федры физики в Петербургском Политехническом институте. В
1915 г. им защищена докторская диссертация на тему «Упругие
и электрические свойства кварца». В 1918 г. он избирается член-
корреспондентом Российской академии наук.
Физико-технический отдел рентгенологического и радиологи-
ческого института разместился в здании Политехнического инсти-
тута. Основой для комплектования физико-технического отдела
стали участники научного семинара, систематически проводимого
Иоффе на кафедре физики. В 1919 г. в Политехническом инсти-
туте по инициативе Иоффе был открыт физико-механический фа-
культет, выпускниками которого также пополнялся физико-техни-
ческий отдел.
В 1921 г. было принято решение на базе Рентгенологического
института организовать три отдельных института: Физико-техни-
ческий, Медико-биологический и Радиевый. Возглавил Физико-
технический институт (ФТИ) Иоффе. Кадры ФТИ пополнялись
наиболее способными студентами физико-механического факуль-
тета, которые проходили в нем стажировку и затем зачислялись в
его штат. Так в ФТИ оказались В.И. Кондратьев, Н.Н. Миролюбов,
А.В. Степанов, Ю.Б. Харитон, В.Г. Курдюмов, А.И. Шальников и
многие другие.
Ленинградский Физико-технический институт явился науч-
ным центром исследований в области атомной и ядерной физи-
ки и школой талантливых молодых ученых, многие из которых
впоследствии стали крупными учеными. В этом институте про-
шли научную школу те, которые принимали участие в исследова-
ниях и создании ядерного оружия. Среди них лауреат Нобелевс-
кой премии Н.Н. Семёнов, И.В. Курчатов, Ю.Б. Харитон, Я.В. Зель-
дович, А.П. Александров, А.И. Алиханов, Т.Н. Флёров и многие
другие.
В.З. Да пороге создания атомной бомбы
25
В 1932 г. в Физико-техническом институте начинает работать
семинар по ядерной физике. Организаторами этого семинара были
А.И. Алиханов, Д.Д. Иваненко, И.В. Курчатов, Д.В. Скобельцын. В
1933 г. в Ленинграде состоялась I Всесоюзная конференция по
атомному ядру. Председателем оргкомитета этой конференции
был И.В. Курчатов. Приход Курчатова в ядерную физику (до этого
он в ФТИ занимался исследованием диэлектриков, сегнетоэлек-
тричеством) значительно оживил работу в этой области.
В.З. На пороге создания атомной бомбы
В 1936 г. в немецком журнале появилась статья И. Нордак.
Автор указывала на то, что под действием нейтронов ядра рас-
щепляются на изотопы, не являющимися соседями бомбардиру-
емых элементов в периодической таблице Д.И. Менделеева. Но
физики и химики сочли это предположение Нордак абсурдным.
Однако в 1938 г. благодаря работам И. Кюри, П. Савича, О. Гана,
О. Штрассмана и Л. Мейтнер стало ясно, что Нордак была права.
Лизе Мейтнер
Отто Ган
Наиболее четкие выводы о том, что при облучении урана нейтро-
нами возникают щелочноземельные элементы — металлы, были
сделаны Ганом и Штрассманом в январе 1938 г., хотя сами они в
них выводах сомневались.
Оба исследователя после множества опытов в середине дека-
нрн 1938 г. убедились, что ядро урана-235 при облучении мед-
26 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
ленными нейтронами расщепляется на два более легких атомных
ядра. 22 декабря 1938 г. они закончили рукопись своего первого
сообщения и отдали в печать. Статья появилась в журнале «На-
турвиссеншафт» 6 января 1939 г.
Мейтнер, узнав о работах Гана и Штрассмана, вместе со своим
племянником О. Фришем окончательно разрешила этот вопрос:
ядро урана делится под действием нейтрона на два осколка, при-
обретающих энергию около 200 МэВ, что соответствовало энергии
дефекта массы. Наличие связи между массой и энергией было
установлено А. Эйнштейном. В небольшой статье, опубликованной
в 1905 г., Эйнштейн писал: «Масса тела есть мера содержащейся
в нем энергии». Так появилось в науке знаменитое соотношение
Е = тс2.
Заметка Мейтнер и Фриша о делении урана была опубликована
16 января 1939 г., а 26 января 1939 г. Н.Бор, выступая на кон-
ференции по физике в Вашингтоне, сообщил об открытии деления
урана.
Многочисленные опыты разных ученых в различных лабора-
ториях подтвердили деление урана. В 1939-1940 гг. появились
теоретические работы советского физика Якова Ильича Френкеля
Фредерик Жолио-Кюри
(СССР) и Нильса Бора совместно с
американским физиком Джоном Уил-
лером (США) по теории деления яд-
ра. В апреле 1939 г. Н. Бор отметил,
что под действием нейтронов любых
энергий делится лишь легкий изотоп
урана.
В марте 1939 г. Фредерик Жолио-
Кюри, Ганс Халбан и Лев Коварски в
Коллеж де Франс установили, что де-
ление ядра урана, вызванное одним
нейтроном, помимо образования про-
дуктов деления и высвобождения со-
ответствующей энергии сопровожда-
ется вылетом нескольких нейтронов.
Независимо от них это было устано-
влено венгерским физиком Лео Сцил-
лардом и Энрико Ферми в Нью-Йор-
ке. В том же году Л.И. Русинов и Г.Н. Флёров, работая в Ленин-
градском Физико-техническом институте, установили, что при
делении ядра урана испускается в среднем около трех вторичных
нейтронов. Это было открытие, позволяющее говорить об осуще-
В.З. На пороге создания атомной бомбы
27
ствлении цепной реакции деления ядер. Русинов и Флёров в этих
же опытах обнаружили, что захват нейтронов ядром основного
изотопа урана 238U не приводит к делению, а стало быть, обра-
зуется радиоактивное ядро 239U. Они установили, что наблюда-
ющееся на опыте деление урана тепловыми нейтронами следует
приписать мало распространенному изотопу урана 235U.
В 1939 г. французский физик Фрэнсис Перрен опубликовал пер-
вые оценки размеров уранового шара, нагреваемого за счет ре-
акции деления, и отметил, что возможность протекания цепной
реакции деления ядер зависит от критических объема и массы де-
ни щегося материала. Эти расчеты были очень грубы вследствие
отсутствия каких-либо точных сведениях о сечениях деления и
числе освобождающихся при делении нейтронов.
В 1940 г. Чэдвик рассчитал величину критической массы ура-
па-235.
В Советском Союзе центром исследований в области деления
и дер продолжал оставаться Ленинградский Физико-технический
институт. Велись такие исследования и в Физико-техническом ин-
ституте в Харькове, в Физическом
институте им. П.Н. Лебедева и в Ин-
ституте химической физики в Моск-
пе, в Радиевом институте и в Педаго-
ти песком институте в Ленинграде,
к также и в других исследователь-
ских организациях. Руководителем
работ в этой области выступал
II. В. Курчатов, работавший в Ленин-
। рпдском Физико-техническом инс-
। и туте.
В 1937 г. в Москве состоялась II
Всесоюзная конференция по атом-
ному ядру. Конференция показала,
'ио сделано многое, но слабым ме-
стом остается аппаратура для физи-
ческих экспериментов, в частности,
ускорители заряженных частиц для
Игорь Васильевич Курчатов
иозбуждения ядерных реакций. К этому времени в Англии Дж. Ко-
крофт на сконструированном им вместе с Э. Уолтоном высоко-
iio.iii.thom каскадном ускорителе уже осуществлял ядерные реак-
UIHI с искусственно ускоренными протонами.
II.В. Курчатов принимается за создание ускорителей. Эта ра-
но,выполняется не на пустом месте. В 1933 г. М.А. Еремеев в
28 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
Физико-техническом институте построил по поручению И.В. Кур-
чатова небольшой циклотрон, который давал слабый пучок про-
тонов с энергией около 530 кэВ. С 1937 г. в Радиевом институте
работал более мощный циклотрон. Но это не удовлетворяло физи-
ков. Ядерные исследования требовали получения ядер-снарядов с
более высокими энергиями.
В Академии наук СССР была создана комиссия по урановой
проблеме во главе с директором Радиевого института академиком
В.Г. Хлопиным. Правительством было принято решение постро-
ить в Физико-техническом институте новый, более совершенный
циклотрон. 21 июня 1941 г. в советских газетах было опублико-
вано сообщение, что работа над циклотроном близка к заверше-
нию. Его планировали запустить в 1942 г., но война помешала
это осуществить. Строительство завершилось уже после войны в
1949-1950 гг.
Ежегодно, в 1938, 1939, 1940 гг., проводились совещания по
атомному ядру. Основная тема деление ядер. В 1939 г. на
научном совещании наших физиков в московском Доме ученых
обсуждалась возможность возникновения цепной реакции деления
урана. Однако еще не хватало экспериментальных данных, а те,
которые имелись, были еще недостаточно точны. Поэтому опре-
деленно говорить о возможности самоподдерживающейся цепной
реакции деления ядер было еще рановато.
На совещании физико-математического отделения АН СССР в
Харькове 15-20 ноября 1939 г. по атомному ядру несколько до-
кладов было посвящено делению урана и тория. Ю.Б. Харитон
изложил проведенное с Я.Б. Зельдовичем детальное теоретическое
исследование течения цепной реакции в уране на быстрых и мед-
ленных нейтронах. Они пришли к выводу, что для осуществле-
ния цепной реакции деления необходимо обогащать уран легким
изотопом урана, ураном-235, что является очень трудной задачей.
Однако для надежного обоснования выводов не хватало значений
сечений деления на нейтронах разных энергий.
В 1940 г. ученик Курчатова Г.Н. Флёров вместе со своим студен-
том-дипломником К.А. Петржаком в лаборатории Физико-техниче-
ского института наблюдал деление ядер урана под действием внеш-
них нейтронов. Закончив работу, убрав источник нейтронов, они
собирались уже уходить из лаборатории, но вернулись, так как не
выключили прибор, детектирующий нейтроны деления. К их уди-
влению в отсутствии внешних нейтронов детектор продолжал счи-
тать. Деление продолжалось. Сразу пришло в голову, что эта «грязь»
вызвана радиационным фоном и космическими излучением.
В.З. На пороге создания атомной бомбы 29
Чтобы исключить их влияние, пришлось провести опыты на
глубине 40 м на станции метро «Динамо» в Москве. Деление в от-
сутствии внешних нейтронов не исчезло. Стало очевидным, что
уран испытывает самопроизвольное, так называемое спонтанное
пиление. В Москве в ноябре 1940 г. Флёров сделал доклад об этом
открытии и направил совместно с Петржаком сообщение в журнал
"Physical review». Письмо было опубликовано, но никаких откли-
ков мировой научной общественности не последовало. Не было
ак тивного обсуждения и незадолго до этого опубликованных работ
Яков Борисович Зельдович
Юлий Борисович Харитон
II 1>. Зельдовича и Ю. Харитона, где они впервые дали расчет цеп-
ной реакции деления урана, обогащенного легким изотопом урана,
vp;н юм-235 с замедлителем водой.
Уровень теоретических и экспериментальных работ советских
физиков, охватывавших как деление ядра, так и цепную реакцию
к пения, был настолько высок, что позволил Курчатову уже весной
19 10 т. заявить: «Цель реальна и жизненна». Эту мысль он по-
вторяет в сообщении на сессии отделения физико-математических
пнув ЛИ СССР 26-27 января 1940 г. На V Всесоюзной конференции
но атомному ядру, где Курчатов выступает с обзорным докладом,
ос тро встает вопрос об обращении к правительству за ассигнова-
нием больших средств для исследовательских работ. Становится
очевидным также военное значение цепной реакции деления. В
19 II) г. академик Н.Н. Семёнов, получивший Нобелевскую премию
30 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
за исследование цепных реакций, обращается с письмом в Нар-
комат тяжелой промышленности о появившейся возможности со-
здания на базе урана «фантастического» оружия, разрушительная
сила которого несравненна с тем, что человечество имело ранее.
Принципиальная возможность осуществления взрывной реак-
ции деления урана с освобождением колоссальной внутриядерной
энергии привела в ужас эмигрировавших из оккупированной фа-
шистами Европы физиков Сцилларда, Теллера, Вигнера, Вайскоп-
фа, Ферми и других. Они покинули Европу, когда к власти при-
шли фашисты и в Германии и в Италии начались преследования
Лео Сциллард
евреев, в том числе и деятелей на-
уки. Был страх, что немецкие фи-
зики сделают атомную бомбу.
Еще в феврале 1939 г., находясь
в Нью-Йорке, Сциллард обращается
ко всем ученым стран, возможных
союзников в приближающейся вой-
не, с предложением прекратить пу-
бликацию материалов по проблеме
ядерного деления. Но ученых, стре-
мящихся доказать свои приорите-
ты, не так-то просто удержать от
публикаций.
В октябре 1939 г. президенту
США Франклину Рузвельту были
вручены письмо Эйнштейна и до-
клад Сцилларда. Письмо датиро-
вано 2 августа 1939 г. Вот выдерж-
ки из этого письма.
«Сэр... Последняя работа Э. Ферми и Л. Сцилларда, результаты
которой мне сообщили в докладе, привели меня к убеждению, что
уран достаточно быстро может стать новым, важным источником
энергии в самое ближайшее время... Это новое явление может
также привести к созданию бомбы... Я знаю, что Германия пре-
кратила продажу урана из шахт в Чехословакии. Искренне Ваш,
Альберт Эйнштейн.»
Рузвельтом было решено создать Консультативный комитет по
урану. Однако этот комитет слабо руководил научными исследо-
ваниями.
В марте 1940 г. Эйнштейн вновь обращает внимание прези-
дента США на то, что в Германии после начала Второй мировой
войны резко возрос интерес к урану.
В.4. Создание атомной бомбы в США
31
В это время в США продолжаются работы по урановой про-
блеме. Многие результаты засекречиваются. В конце 1940 г. на
циклотроне Калифорнийского университета Глен Сиборг в сотруд-
ничестве с другими учеными показал возможность превращения
урана-238 под действием нейтронов в плутоний-239 и выделил не-
сколько микрограммов этого элемента. В 1941 г. Роберт Оппен-
геймер в Калифорнийском университете при определении крити-
ческой массы урана получил тот же результат, что и Чэдвик в
1940 г. Он также установил, что критическая масса плутония
меньше критической массы урана.
Летом 1941 г. Рузвельт мобилизует научно-исследовательские
силы. Он создает «Управление по развитию научно-исследователь-
ских работ» во главе с Ванневаром Бушем.
С началом Великой Отечественной войны в Советском Союзе
работы по делению урана фактически прекратились. Пустели ла-
боратории и институты. Все ценное оборудование упаковывалось
и отправлялось в тыл. Сотрудники, даже освобожденные от мо-
билизации на фронт, записывались добровольцами в ополчение.
Ушли в действующую армию Флёров и Петржак. И.В. Курчатов
вместе с А.П. Александровым на Черноморском флоте занимается
размагничиванием кораблей.
Международное содружество ученых распалось. Обмен инфор-
мацией прекратился. В США началась напряженная работа над
созданием атомного оружия. С некоторым отставанием, несмотря
на тяжелую войну, начались работы и в Советском Союзе. Каждый
сохранял свои работы в строжайшей тайне.
Теперь историю создания ядерного оружия следует рассматри-
вать отдельно в каждой из стран. Начнем с инициатора разра-
ботки США, единственного в мире государства, применившего
ндерное оружие по живым целям.
В.4. Создание атомной бомбы в США
В 1942 г. в США при Чикагском университете на базе суще-
ствовавших ранее групп ученых Ферми, Сцилларда (в Нью-Йорке)
и Сиборга (в Калифорнии) было создано научное объединение под
руководством американского физика Нобелевского лауреата Артура
Комптона с условным наименованием «Металлургический проект».
Программа работ этого объединения предусматривала осуществле-
ние управляемой цепной ядерной реакции в уране с графитовым
замедлителем и выявление возможностей метода химической экс-
тракции плутония, образующегося в процессе цепной реакции. В
Лесли Гровс
32 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
перспективе — создание атомной бомбы. На все эти работы от-
водилось три года. Самым выдающимся из подобранной группы
ученых был Ферми. Он был среди них главным идеологом, те-
оретиком и экспериментатором, что редко совмещается в одном
ученом. Тогда ему был 41 год.
Ядерный реактор создавался под трибунами стадиона Чикаг-
ского университета, на теннисных кортах. 2 декабря 1942 г. в
присутствии Ферми, Комптона и Сцилларда состоялся пуск ре-
актора, и он начал работать на начальной расчетной мощности
0,5 Вт. Через 12 дней его мощность была доведена до 200 Вт, по-
сле чего дальнейшее повышение мощности было сочтено рискован-
ным из-за генерируемого реактором ионизирующего излучения,
что было опасным для прохожих и людей, проживающих вблизи
спортивной площадки и на противоположной стороне улицы. Ре-
актор был перемещай за пределы города, в Аргоннскую лаборато-
рию. Здесь же для экспериментального изучения нейтронов были
построены еще два реактора. Реактор, построенный в 1943 г.,
был тоже с графитовым замед-
лителем и имел единственное
существенное отличие от пер-
вого. Если у первого реактора
активная зона имела форму
шара, то у второго она была
кубической формы. Другой ре-
актор был построен в 1944 г.,
где в качестве замедлителя
использовалась тяжелая вода,
что позволило значительно
уменьшить размеры реактора
по сравнению с предыдущим.
Для изготовления атомной
бомбы летом 1942 г. в США бы-
ла создана военная организа-
ция «Манхеттенский округ ин-
женерных войск». Осуществле-
ние этого проекта, известного
под названием «Манхеттенский проект» пошло полным ходом, ко-
гда во главе его стал бригадный генерал Лесли Гровс (впоследствии
генерал-лейтенант). Научным руководителем оставался Комптон.
Для выполнения проекта было выделено около 2 млрд долларов
(громадная по тем временам сумма). В конце 1942 г. началось
строительство трех объектов: в Ок-Ридже — два завода по разде-
к
В.4. Создание атомной бомбы в США
33
лению изотопов урана и первый экспериментальный графитовый
реактор с воздушным охлаждением; в Хэнфорде — три крупных
графитовых реактора для получения плутония; в Лос-Аламосе -
центр исследований (Лос-Аламосская лаборатория) и производство
ядерных боеприпасов.
В истории Манхеттенского проекта можно выделить три этапа,
имевшие следующие задачи: 1) строительство заводов по обогаще-
нию урана легким изотопом и получение урана с высоким содер-
жанием урана-235; 2) строительство заводов по получению вто-
ричного ядерного горючего — плутония-239; 3) создание атомной
бомбы. Работа по всем трем направлениям началась практически
одновременно.
Решение задачи первого этапа включала закупку урановой ру-
ды, получение урановых соединений, пригодных для проведения
процесса разделения изотопов и разделение изотопов. В преде-
лах Соединенных Штатов имелись только ограниченные запасы
бедной урановой руды. Основное месторождение урановой руды,
на которое обратили внимание руководители Манхеттенского про-
екта, находилось в Африке, в Бельгийском Конго, на расстоянии
тысяч километров от побережья океана. Эти залежи никогда не
разрабатывались на полную мощность. В Канаде, в районе Боль-
шого Медвежьего озера, также нашлись пригодные для разработки
залежи уранинита. Начались разработки урановых рудников. Но
Манхеттенский проект ураном уже был обеспечен еще до начала
разработок, поскольку свыше 1000 т очень богатой урановой руды,
составлявших половину предвоенных урановых запасов Бельгии,
было вывезено для сохранности в США. По заключенному в дека-
бре 1944 г. соглашению США обладали формальным правом за-
купки всего имеющегося в наличии урана в Бельгийском Конго.
Второй проблемой, которую нужно было решать, была разра-
ботка методов разделения изотопов. Разделять их можно было
только физическими методами, используя небольшое различие
массовых чисел, поскольку химические свойства обоих изотопов
одного химического элемента были, естественно, одинаковы. Из
всех известных тогда четырех методов разделения — газовая диф-
фузия, центрифугирование, термодиффузия и электромагнитный
метод — был выбран газодиффузионный. Завод по газодиффузи-
онному разделению изотопов был построен в долине реки Теннеси.
Ныне это место известно под названием Окридж. Когда завод, по-
лучивший условный индекс «К-25», заработал в 1944 г., для осуще-
ствления непрерывного процесса потребовалось 11 тысяч рабочих.
В Окридже были построены разделительные установки и других
34 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
типов. Построен был также опытный завод по производству плуто-
ния. В целом разделительные установки стоили 800 млн долларов
и в период их максимальной загрузки население Окриджа достигло
примерно 75 тысяч человек, город быстро вырос и стал третьим
по величине в штате Теннеси.
Плутоний-239 — элемент, делящийся под действием нейтро-
нов любых энергий и имеющий характеристики деления лучшие,
чем характеристики урана. Для его получения необходимо об-
лучать уран-238 (природный уран) нейтронами. Ядро урана-238
поглощает нейтрон и путем последовательных ядерных превраще-
ний образуется ядро плутония-239. Ядерный реактор, запущен-
ный под руководством Ферми 2 декабря 1942 г., показал реаль-
ную возможность получать в реакторе плутоний, используя для
бомбардировки урана нейтроны деления. Ученые приступили к
постройке нового реактора более высокой мощности, который вы-
рабатывал бы значительно больше плутония и вместе с тем слу-
жил опытным образцом будущих производственных предприятий
для производства оружейного плутония. Такой реактор был по-
строен в Окридже в течение одного 1943 г. Стал накапливаться
опыт работы с реактором, который в последующем помог решить
ряд проблем, возникающих в связи с постройкой промышленных
реакторов, нарабатывающих плутоний для атомного оружия.
Но сроки не позволяли ждать пуска опытного завода в Окридже.
Еще до пуска была закончена разработка проектов строительства
реакторов полной мощности. Проекты были закончены еще тогда,
когда полученная масса конечного продукта - - плутония — соста-
вляла несколько миллиграммов. Генерал Гровс, которому были
даны широкие полномочия и право единолично руководить Ман-
хеттенским проектом, принял решение — строить заводы по по-
лучению плутония в отдаленном районе штата Вашингтон вблизи
небольших тогда городков Хэнфорда и Ричланда, в том месте, где
река Якима впадает в многоводную Колумбию. Строительство на-
чалось ранней весной 1943 г. Первый из реакторов был пущен в
Хэнфорде в сентябре 1944 г. Это была первая из трех установок,
подлежащих вводу в эксплуатацию до конца года. Все они были в
основном одинаковыми по конструкции.
Одной из исключительно трудных задач была разработка хи-
мических процессов для выделения плутония из урановых стерж-
ней. Все работы должны были вестись дистанционно вследствие
высокой радиоактивности продуктов. Перед переработкой стерж-
ней давалось время на уменьшение радиоактивности. Все ра-
боты по выделению плутония производились в огромном бетонном
В.4. Создание атомной бомбы в США
35
«ущелье», где персонал работал под защитой толстых бетонных
стен.
Одновременно с решением задач первого и второго этапов осу-
ществлялся третий, завершающий этап Манхеттенского проек-
та — разработка конструкции и изготовление атомной бомбы. Для
этого была создана специальная лаборатория, которая должна бы-
ла стать научным, конструкторским и испытательным центром,
предназначенным для создания атомной бомбы. При выборе уча-
стка для строительства лаборатории, как и заводов, руководствова-
лись в первую очередь соображениями секретности. Решено было
строить лабораторию в уединенном месте. В ноябре 1942 г. для
строительства был выбран участок в Лос-Аламосе (штат Нью-
Мексико), расположенный на высоте около двух тысяч метров над
уровнем моря на живописном уединенном плато недалеко от Сан-
та-Фе. Преимущество этого места состояло в наличии большой
площади для проведения испытаний.
Окончательная разработка конструкции механизма, вызываю-
щего атомный взрыв, потребовала решения новых инженерных
задач в сочетании с разработкой теоретических вопросов. Необ-
ходимо было наладить тесное вза-
имодействие инженеров-практиков
с учеными-теоретиками, что было
не просто. Генерал Гровс тща-
тельно подбирал кандидатуру на
должность научного руководителя
такого сложного коллектива. Его
внимание привлек профессор Ка-
лифорнийского университета Оп-
пенгеймер, физик широкого про-
филя, занимавшейся в течение
нескольких лет ядерной физикой.
Роберт Оппенгеймер родился в
1904 г. в Нью-Йорке. Окончил
Гарвардский университет, совер-
шенствовал свои знания в Кемб-
риджском университете у Эрнеста
Резерфорда и в Гёттингенском
университете у Макса Борна. В 1
Роберт Оппенгеймер
г. возвратился в США. Он
еще с 1939 г. интересовался проблемой цепной ядерной реакции
и разделением изотопов урана. Работая в Калифорнийском уни-
верситете, Оппенгеймер существенно помог Эрнесту Лоуренсу в
разделении изотопов электромагнитным методом. Осенью 1941 г.
36
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
Комптон пригласил Оппенгеймера принять участие в работе спе-
циальной комиссии Национальной академии наук, которая обсу-
ждала проблемы использования атомной энергии в военных це-
лях. Летом 1942 г. Оппенгеймер собрал в Чикагском университете
небольшую группу физиков-теоретиков и обосновал возможность
создания атомной бомбы.
Гровс знал, что Оппенгеймер был женат на бывшей комму-
нистке, участвовал в различных мероприятиях, руководимых ком-
мунистами, и состоял в прошлом в прокоммунистических органи-
зациях. Несмотря на это, Гровс был убежден, что Оппенгеймер
необходим для успеха. Осенью 1942 г. генерал Гровс, начальник
Манхеттенского проекта, встретил Оппенгеймера в специальном
купе поезда, шедшего из Чикаго к тихоокеанскому побережью, и
предложил ему лично возглавить лабораторию в Лос-Аламосе.
Роберту Оппенгеймеру было только тридцать восемь лет. Он
опубликовал много трудов по самым различным вопросам совре-
менной физики и приложил много усилий для подготовки нового
поколения ученых. Но за ним не числилось ни одного подлинно
выдающегося открытия в отличие, например, от Ферми и многих
других заслуженно прославленных физиков, которым предстояло
работать непосредственно под началом Оппенгеймера. Поэтому,
когда Гровс сообщил о своем выборе, то, по его словам,он навлек
на себя ожесточенные нападки:
«Мне с укоризной говорили, что только лауреат Нобелевской
премии или, по крайней мере, достаточно пожилой человек, может
занимать подобное положение. Но я делал ставку на Оппенгей-
мера, и его успех подтвердил, что я был прав. Никто не смог бы
сделать того, что сделал он».
И, действительно, Оппенгеймер был самым подходящим чело-
веком для такого предприятия. Он обладал огромным достоин-
ством — сочетал в себе глубокую осведомленность с разносторон-
ностью. Не замыкаясь в рамках ни одного из специальных иссле-
дований, он досконально знал результаты каждого из них. Он не
только знал все, что было известно о расщеплении урана, он пред-
видел дальнейшие открытия и возможную связь между ними. Оп-
пенгеймер был прежде всего организатором и лидером; и то свой-
ственное ему обаяние, о котором свидетельствуют все, кто близко
с ним сталкивался, он поставил на службу конкретному делу. Он
сумел объединить усилия инженеров, конструкторов и ученых в
единый четко работающий научно-производственный коллектив.
В течение года Оппенгеймер привлек лучшие научные силы
страны, большинство из которых были эмигранты из Европы,
В.4. Создание атомной бомбы в США
37
которые боялись, что немецкие физики сделают атомную бомбу.
Позднее выяснилось, что эти опасения были напрасны, а амери-
канская разведка давала неправильные сведения. В ноябре 1944 г.
американцы в результате так называемой миссии «Алсос» захва-
тили немецких ученых и документы, касающиеся работы немцев
над расщеплением урана. На основании этих материалов удалось
установить, что вопреки всеобщим опасениям, оправдывающим и
стимулирующим усилия эмигрантов-физиков, работавших в США,
немцы были еще очень далеки от создания атомной бомбы.
Как только было налажено производство легкого изотопа урана
и плутония и стало очевидным, что заводы в Окридже и в Хэн-
форде произведут достаточное для атомной бомбы количество де-
лящегося вещества, физики переехали в Лос-Аламос. Самой слож-
ной проблемой было найти способ перевести заряд из исходного
в надкритическое состояние и удержать его от разлета в течение
времени, достаточного для того, чтобы произошел атомный взрыв
требуемой мощности. Для перевода заряда в надкритическое со-
стояние, когда количество нейтронов, вызывающих деление, бу-
дет превышать количество нейтронов, ушедших из зоны реакции
или поглощенных без деления, необходимо было соединить две
или несколько подкритических масс в одно целое. Этого можно
было достичь двумя способами — либо осевым соединением двух
подкритических масс, либо центральным соединением.
Способ осевого сближения по существу представляет собой
стрельбу из артиллерийского орудия. Стреляют «снарядом» из де-
лящегося вещества по «мишени», изготовленной из того же деля-
щегося вещества. В исходном состоянии «снаряд» и «мишень» на-
ходятся на противоположных концах ствола и отделенные друг от
друга длиной ствола находятся в подкритическом состоянии. Для
перевода в надкритическое состояние «снаряд» метательным заря-
дом «стреляет» по «мишени» и две подкритические массы соеди-
няются в надкритическую. Происходит атомный взрыв. По такой
схеме, названной «пушечной», была построена атомная бомба «Ма-
лыш», сброшенная на Хиросиму.
Второй способ был основан на сближении нескольких подкри-
тических масс силой направленного к центру взрыва. В исход-
ном состоянии заряд был похож на апельсин с отделенными друг
от друга дольками, строго расположенными относительно центра
сближения. Такой разделенный на дольки «апельсин» был окру-
жен шаровым слоем бризантного взрывчатого вещества. При под-
рыве взрывчатого вещества дольки устремлялись к центру, со-
единялись и еще дополнительно обжимались. Заряд переходил
38 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
в надкритическое состояние. По такой схеме, названной импло-
зивной, была построена атомная бомба «Толстяк», сброшенная на
Нагасаки. Имплозивный способ требовал высокой степени цен-
тральной симметрии обжатия и являлся более сложным для реа-
лизации. Однако в силу многих преимуществ он стал в последую-
щем основным способом перевода зарядов делящегося вещества в
надкритическое состояние. В последующем «апельсин с разделен-
ными дольками» заменили на сплошную шаровую оболочку.
В апреле 1945 г. стало ясно, что атомная бомба будет изго-
товлена. 12 апреля того же года умер президент Рузвельт и от-
ветственность за применение атомной бомбы взял на себя новый
президент США Трумэн, который был посвящен в секреты изгото-
вления бомбы только лишь 25 апреля 1945 г. Узнав о предстоящем
испытании, Трумэн заявил: «Если только она взорвется, а я ду-
маю, что это будет именно так, то я получу дубину, чтобы ударить
по этой стране». Так он говорил о Советском Союзе — своем буду-
щем партнере на предстоящей Потсдамской конференции.
Испытания атомной бомбы готовились в чрезвычайной спеш-
ке. Оппенгеймер позднее писал, в какой лихорадочной атмосфере
проходили последние дни работы над бомбой: «На нас оказывалось
немыслимое давление; требовалось завершить работу до Потсдам-
ской встречи».
Местом первого испытания первой атомной бомбы была вы-
брана площадка в пустынной местности вблизи авиационной базы
Аламогордо в штате Нью-Мексико. Первому испытанию дали еван-
гельское название «Тринити» (Троица).
Атомное взрывное устройство, имевшее форму яйца и содер-
жащее 5,4 кг плутония и более двух тонн бризантного взрывчатого
вещества, подняли на башню высотой 30 м. Длина этого изделия
составляла 3,5 м, максимальный диаметр 1,5 м. 16 июля 1945 г.
в 5ч 29мин 45с по местному времени вспыхнул ослепительный
огненный шар и стал медленно подниматься и гаснуть, превраща-
ясь в пылевое облако. Цель была достигнута. Успех был обеспе-
чен главным образом благодаря использованию достижений евро-
пейской науки в лице ученых, бежавших в США от фашистского
режима и расистских преследований, и совместной работой с уче-
ными Великобритании, для которых в январе 1943 г. решением
правительства Соединенных Штатов Америки были ограничены
рамки сотрудничества.
По-разному реагировали на взрыв атомной бомбы те, кто его
увидел. Когда Лоуренс спросил Оппенгеймера, что тот чувствовал
в момент взрыва, создатель атомной бомбы грустно посмотрел на
В.4. Создание атомной бомбы в США
39
него и процитировал слова из священной книги индусов «Бхагавад
Гита»:
Я становлюсь смертью, сокрушительницей миров.
Кен Бейнбридж, профессор Гарвардского университета, повер-
нувший ключ на пульте управления, дав команду на взрыв, глядя
на бледнеющее сияние огненного шара, сказал, обращаясь к Оп-
пенгеймеру: «Ну что ж, Оппи, теперь все мы стали сукиными сы-
нами...». Двадцать один год спустя Оппенгеймер напишет дочери
Бейнбриджа: «Это была лучшая фраза, которую кто-либо сказал
мне в то утро».
Не все присутствовавшие на испытании так думали. Многие
прыгали от радости и обнимали друг друга. Ферми по поводу
взрыва в Аламогордо воскликнул: «не надоедайте мне с вашими
терзаниями совести! В конце концов это — превосходная фи-
зика!» Когда произошел взрыв и рассеялся дым, окутавший мест-
ность, кто-то из ученых воскликнул: «Война окончена!» и услы-
шал слова генерала Гровса: «Да, но после того, как мы сбросим
бомбы на Японию».
Известие об успешном испытании было немедленно доложено
президенту Трумэну, который получил его в Потсдаме, где прохо-
дила конференция руководителей трех держав-победительниц. По
словам свидетелей, Трумэн решил сказать И. Сталину о прошед-
шем испытании нового вида оружия необычайно большой разру-
шительной силы. На Сталина сообщение не произвело ожидаемого
впечатления, и было воспринято им довольно безразлично. Это,
как заявил позже Трумэн, объяснялось неспособностью Сталина
понять значение сообщения. Однако это было далеко не так. Ста-
лин задолго до этого сообщения был информирован об успехах
США в области создания атомной бомбы, и для него сообщение
не было неожиданностью. Вскоре состоялся разговор Сталина с
Москвой, в ходе которого Курчатову было настоятельно рекомен-
довано всемерно ускорить работы по созданию советского атомного
оружия.
Предвидя соперничество государств в области ядерного воору-
жения, еще в августе 1944 г. Нильс Бор представил президенту
Рузвельту докладную записку, в которой предостерегал от «страш-
ной перспективы соперничества между государствами за облада-
ние столь грозным оружием». Он утверждал, что страна, кото-
рая в данный момент является единственной обладательницей
л ого оружия, должна немедленно выступить за заключение меж-
дународного соглашения, чтобы избежать гонки ядерного воору-
жения среди будущих победителей. Бор полагал, что «личные
40
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
связи между учеными различных стран могли бы послужить сред-
ством для установления предварительных, неофициальных кон-
тактов».
Среди ряда ученых — создателей ядерного оружия зрел про-
тест против планов применения атомной бомбы в войне. Они счи-
тали, что военное преимущество США, достигнутое путем внезап-
ного применения атомной бомбы против Японии, будет сведено к
нулю последующей потерей доверия, ужасом и отвращением, ко-
торыми будет охвачен весь мир. Ученые рекомендовали вначале
«продемонстрировать мощь нового оружия представителям всех
Объединенных Наций, организовав испытания в пустыне или на
необитаемом острове», а затем предъявить Японии «предваритель-
ный ультиматум». Если этот ультиматум будет отвергнут и «если
будет получена санкция Объединенных Наций и общественного
мнения в Соединенных Штатах», тогда и только тогда Соединен-
ным Штатам следует рассмотреть вопрос о военном использовании
атомной бомбы.
Еще в марте 1945 г. Сциллард, тот самый, который в 1939 г.
инициировал работы над созданием атомной бомбы, направил на
имя президента США Ф. Рузвельта меморандум, в котором про-
являл глубокое беспокойство по поводу возможной атомной бом-
бардировки японских городов. В меморандуме он с исключитель-
ной прозорливостью говорил о влиянии использования атомной
бомбы на будущее международное положение Соединенных Шта-
тов Америки, особенно перед лицом Советского Союза. Он ука-
зывал на опасность гонки атомного вооружения, в которой США
через несколько лет утратят свое господствующее положение из-
за уязвимости перед атомным нападением вследствие большой
концентрации промышленности и населенности крупных городов
Америки. Сциллард утверждал также, что только соглашение о
международном контроле избавит от гонки вооружений и предот-
вратит угрозу разрушительной войны.
«Поначалу мы торопились создать атомную бомбу из опасения,
что нас опередят немцы. Но вот война выиграна, и стало не-
понятно, ради чего мы работаем». Эти слова, сказанные весной
1945 г. одним из создателей атомной бомбы, Лео Сциллардом, от-
ражали сомнения многих его коллег-физиков.
В июне 1945 г. группа ученых во главе с Джемсом Франком,
Нобелевским лауреатом, ученым-физиком немецкого происхожде-
ния, представила военному министру доклад, в котором, ссылаясь
на аргументы Сцилларда о недолговечности американской монопо-
лии, предлагала показать всему миру грозную опасность нового
В.4. Создание атомной бомбы в США
41
оружия, использование которого может привести к образованию
пустынных зон на земном шаре.
Гражданские и военные власти США были убеждены в мате-
риальном превосходстве своей страны. Они считали, что Совет-
ский Союз овладеет атомной энергией не раньше, чем через де-
сять-пятнадцать лет, а Америка тем временем может главенство-
вать во всем мире. Ученые не могли проявлять такую же слепоту.
Многие из них, такие как Эйнштейн, Сциллард, Ферми, Юри и
Оппенгеймер, хоть и недооценивали советские исследования, как
это показало время, но знали, на каком высоком уровне они про-
водятся.
Ученые, подписавшие доклад Франка, пользовались таким ав-
торитетом, что Военное ведомство не могло просто положить их
петицию «под сукно». Военное министерство передало его четы-
рем ученым-атомщикам, входившим в состав Временного комите-
та А. Комптону, Р. Оппенгеймеру, Э. Ферми и Э. Лоуренсу. Эти
ученые 1 июня 1945 г. приняли предварительное решение сбро-
сить бомбу над Японией, хотя уже никто не сомневался в том,
Риг. В1. Американские атомные бомбы «Литтл бой» («Малыш») пушечного типа
ни основе урана-235 и «Фэт Мэн» («Толстяк») с использованием принципа им-
плозии на основе плутония-239, сброшенные на японские города Хиросима и
Нагасаки
что она будет разгромлена летом 1945 г. Начиная с апреля пред-
ставители японских вооруженных сил, находившиеся в Швейца-
рии, неоднократно пытались узнать, на каких условиях амери-
канцы примут капитуляцию Японии. В июле сам микадо попы-
гался начать переговоры через своего посла в Москве (СССР еще
не объявил войну Японии). Но американцы уклонялись от пере-
говоров.
42
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
По соглашениям, заключенным между СССР и США, Совет-
ский Союз должен был объявить войну Японии, а Объединенные
Нации — потребовать от Токио безоговорочной капитуляции. Вот
почему попытка представителей Японии не встретила никакого от-
клика; б августа над Хиросимой взошло «солнце смерти», а 9 авгу-
ста пришла очередь Нагасаки. По мнению не только советских, но
и многих зарубежных, в том числе американских, историков, изу-
чавших документы того периода, взрывая атомную бомбу, США
не только демонстрировали свою силу на пороге новой эры меж-
дународной политики; они хотели также, одержав молниеносную
победу, предупредить вступление Советского Союза в войну и тем
самым устранить его от окончательных решений по вопросу Даль-
него Востока.
Вот чему в итоге послужили труды Оппенгеймера и всего на-
учного коллектива, работавшего в Манхэттенском проекте.
«Для научной работы необходимо три условия: чувство, что
ты на правильном пути, вера в то, что твоя работа не только вы-
соко интеллектуальна, но и моральна, и ощущение солидарности
с человечеством» — так писал Сент-Дьердь, лауреат Нобелевской
премии 1937 г. После окончания войны у лос-аламосских ученых
не оказалось этих условий, и физики стали покидать атомные цен-
тры и уходить в университеты.
31 декабря 1946 г. Манхеттенский проект прекратил свое су-
ществование. Все его активы были переданы новой гражданской
Комиссии по атомной энергии. Для обеспечения комиссии кон-
гресс создал общий Консультативный комитет в составе девяти
гражданских лиц, назначаемых президентом. Президент Трумэн
назначил туда высококвалифицированных ученых, в том числе
нескольких лауреатов Нобелевской премии. Участие военных в
атомных делах осуществлялось через отдел военного применения
атомной энергии при Комиссии по атомной энергии. Кроме того,
был создан Военный комитет связи, состоящий из представителей
вооруженных сил.
Крупнейшие научно-исследовательские центры в Окридже,
Аргоне (близ Чикаго) и Лос-Аламосе продолжали действовать те-
перь уже под руководством Комиссии по атомной энергии. Часть
физиков возвратились к мирному применению своих знаний.
Ушел с поста директора Лос-Аламосской лаборатории и возвра-
тился к педагогической деятельности Роберт Оппенгеймер. Он
назначается председателем Консультативного комитета Комис-
сии по атомной энергии, доверенным советником политиков и во-
енных.
В.5. Работы в США по созданию термоядерного оружия
43
В.5. Работы в США по созданию термоядерного оружия
В августе 1949 г. снимки, сделанные в высоких слоях атмо-
сферы с американского бомбардировщика, позволили установить,
что в Советском Союзе взорвана атомная бомба. Для американ-
ских правящих кругов и военного руководства это было неожи-
данностью. Для сохранения военного превосходства руководители
Соединенных Штатов сделали ставку на ускоренную разработку
«супербомбы» водородной бомбы, взрыв которой обусловлен ре-
акциями синтеза легких ядер.
Идея использовать реакцию синтеза легких ядер в ядерном
взрыве была установлена в 1942 г. небольшой группой физиков,
объединившихся тогда вокруг Оппенгеймера. Однако изучение
проблем, связанных с созданием бомбы на основе реакций ядер-
ного синтеза, было отложено в связи с отсутствием в то время
средств для достижения температуры, необходимой для иници-
ирования этих реакций.
В октябре 1949 г. Консультативный комитет собрался под пред-
седательством Оппенгеймера, чтобы рассмотреть проект создания
термоядерной бомбы. Главным сторонником проекта был Эдвард
Теллер, но он не входил тогда в состав комитета. Все члены
комитета пришли к единодушному мнению, что создание термо-
ядерного оружия нанесет моральный ущерб положению США и не
поддержали проект. С призывом к ученым выступить против со-
здания термоядерного оружия обратился один из авторов теории
синтеза легких ядер, объяснивший происхождение солнечной энер-
гии, лауреат Нобелевской премии, физик-эмигрант из Германии
Ханс Бёте.
Несмотря на протесты видных ученых президент Трумэн в ян-
варе 1950 г. направил в Комиссию по атомной энергии директиву,
которой предписывал развернуть работы по созданию водородной
бомбы.
Теллер был доволен. Сразу же после появления решения Трум-
эна в печати он стал настойчиво призывать всех физиков США
немедленно взяться за создание супербомбы и не заботиться о по-
литической стороне проблемы. Он был ярым противником Совет-
ского Союза.
Теллер родился в Будапеште в 1908 г. в богатой адвокатской
семье. Окончил Лейпцигский университет, работал в Дании, в Ин-
ституте теоретической физики, которым руководил Бор. В 1935 г.
переехал в Соединенные Штаты. В 1942-1946 гг. работал в Ман-
хеттенском проекте. В связи с конфликтом Оппенгеймера с Телле-
44
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
Эдвард Тэллер
ром, который считал себя обиженным из-за того, что место главы
теоретического отдела было отдано не ему, а Нобелевскому лауре-
ату Хансу Бёте, Оппенгеймер отстраняет Теллера от проекта атом-
ной бомбы и переводит его на изучение возможностей создания
водородной бомбы.
Оппенгеймер пытался затормозить программу разработки аме-
риканской водородной бомбы: он считал, что в этом случае и СССР
не будет форсировать разработку своего термоядерного оружия.
Кроме того, Оппенгеймер считал, и вполне справедливо, что ат-
мосферные осадки после термоядерного взрыва могут содержать
важнейшую информацию о принципах устройства бомбы. Это под-
твердилось позже — британские специалисты, анализируя про-
дукты взрыва советской водо-
родной бомбы в 1955 г., узна-
ли ключевую идею устройства
нашей водородной бомбы.
Неизменным оппонентом
Оппенгеймера был Теллер. Он
утверждал, что только амери-
канская военная мощь может
сохранить могущество Соеди-
ненных Штатов. Именно по-
этому Теллер считал необхо-
димым, в противоположность
Оппенгеймеру, форсировать
создание американского тер-
моядерного оружия и продол-
жать ядерные испытания.
Теллеру удалось привлечь к
созданию нового оружия неко-
торых крупных ученых, чему помогла начавшаяся «холодная вой-
на» и война в Корее. В работу включились Э. Ферми, Д. фон Ней-
ман, Р. Фейнман, Г. Гамов, С. Улам, Н. Брэдбери, Д. Уилер (боль-
шинство из них эмигранты).
По мере развития холодной войны атмосфера доносов и подо-
зрений стала давить на американских ученых. В США это время
назвали «охотой за ведьмами». В конце 1953 г. Оппенгеймеру
предъявили обвинения в поддержании связей с коммунистами и
в том, что он в 1949 г., занимая пост председателя Консульта-
тивного комитета Комиссии по атомной энергии, решительно вы-
ступал против создания водородной бомбы. Он продолжал вести
агитацию против этого проекта и после того, как президент США
В.5. Работы в США по созданию термоядерного оружия
45
в 1950 г. дал приказ приступить к исследовательским работам,
необходимым для создания водородной бомбы. Решением разби-
рательства стало — лишить Оппенгеймера доступа к военным се-
кретам. Его контракт советника Комиссии по атомной энергии
был расторгнут.
Теллер выступал свидетелем в административном разбиратель-
стве по «делу Оппенгеймера» и был единственным среди всех вы-
ступивших ученых, кто поддержал обвинение. Решением, при-
нятым по делу Оппенгеймера, он был доволен — его конкурент
повержен.
Большинство американской научной общественности расцени-
ло это выступление Теллера и всю его позицию в целом как недопу-
стимое нарушение этических норм научного сообщества. Теллер,
по существу, был подвергнут в научной среде своего рода остра-
кизму, который еще дает себя знать в настоящее время.
В 1952 г. Теллером и Лоуренсом на окраине небольшого го-
родка Ливермора (Калифорния), в часе езды от Сан-Франциско,
была основана лаборатория ядерных исследований. Ныне она
носит название «Ливерморская лаборатория имени Эрнеста Ло-
уренса» (сокращенно «Три Л»), В настоящее время в этом мозговом
центре осуществляется до 80% американских ядерных исследова-
ний. Ливерморская лаборатория — продукт ожесточенной борьбы
между Теллером и Оппенгеймером за право определять будущие
пути развития ядерных вооружений. Борьба между Лос-Аламосом
и Ливерморской лабораторией за первенство в изобретении и про-
изводстве новейших образцов ядерного оружия идет и по сей день.
Сразу же после создания Ливерморской лаборатории в ней на-
чались интенсивные эксперименты по созданию водородной бом-
бы. Теллеровская концепция термоядерного оружия 1942-1950 гг.,
положенная в основу так называемой классической супербомбы
(или просто «супера»), сводилась к следующему. По Теллеру клас-
сическая супербомба представляла собой по существу цилиндриче-
ский контейнер с жидким дейтерием. Этот дейтерий при доста-
точно сильном нагреве должен был высвобождать огромное коли-
чество энергии в результате реакций термоядерного синтеза между
парами ядер дейтерия. При нормальных атмосферных условиях
(давлении и температуре) дейтерий представляет собой газ, но
при охлаждении до чрезвычайно низких температур превраща-
ется в жидкость, плотность которой, естественно, во много раз
больше плотности газа. В супербомбе часть дейтерия должна была
нагреваться до очень высокой температуры в результате взрыва
целящегося вещества атомной бомбы (локальный нагрев). Ядра
46 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
этого локально нагретого дейтерия, обладающие высокой энергией,
должны были бы вступать в реакцию синтеза, а выделяющаяся
при синтезе энергия передавалась бы близлежащим ядрам дейте-
рия. Если бы такой интенсивный поток тепловой энергии мог при-
вести к распространению термоядерного горения по всему цилин-
дру с дейтерием, то могла бы быть высвобождена энергия, эквива-
лентная, по меньшей мере, тысяче атомных бомб. Для приведения
супербомбы в действие необходимо было решить две задачи:
1) инициировать локальное воспламенение некоторого количе-
ства дейтерия;
2) обеспечить эффективное распространение горения по ос-
тальной части дейтерия.
Несмотря на гигантские температуры и плотности энергии при
атомном взрыве, первая задача оказалась довольно сложной. Око-
ло 80% энергии взрыва выделяется в виде мягких рентгеновских
лучей. Ионизированный водород практически прозрачен для них
(средняя длина пробега излучения составляет сотни метров). Та-
ким образом, рентгеновское излучение непосредственно не может
прогреть необходимую для зажигания локальную область дейте-
рия. Оставшиеся 20% энергии атомного взрыва представляют со-
бой кинетическую энергию электронов, нейтронов, гамма-излуче-
ния и осколков деления, которая переносится ударной волной, бы-
стрыми нейтронами и гамма-излучением. Из этой энергии лишь
часть поглощается термоядерным горючим. Оценки показали, что
необходим атомный заряд мощностью в сотни килотонн для за-
жигания дейтерия.
Вторая задача — устойчивое и эффективное термоядерное го-
рение — оказалась очень сложной для решения. Необходимо было
учесть множество факторов, влияющих на устойчивость горения:
выделение энергии, перенос энергии продуктами реакции, потери
энергии на излучение, комптон-эффект и многое другое.
Вскоре выяснилось, что прямой нагрев дейтерия не обеспечит
условий горения и что атомный взрыв недостаточно «горяч» для
этого. Обе проблемы — и инициирование, и распространение ре-
акции термоядерного синтеза — оставались нерешенными, более
того, становились все более непреодолимыми. Расчеты, ранее про-
веденные Теллером, дававшие ему уверенность в успехе, оказались
неверными.
Для зажигания дейтерия Клаусом Фуксом при участии Джона
фон-Неймана было предложено добавить в дейтерий тритий и по-
пытаться инициировать дейтерий-дейтериевую реакцию именно
в той части термоядерного горючего, в которой для начала про-
В.5. Работы в США по созданию термоядерного оружия
47
Клаус Фукс
изойдут не дейтерий-дейтериевые, а тритий-дейтериевые реакции.
Дело в том, что реакция синтеза дейтерия с тритием может проте-
кать при температурах, существенно ниже тех, чем реакция син-
теза в чистом дейтерии. Тритий должен был помочь инициировать
горение в супербомбе примерно так же, как небольшое количество
керосина или бензина помогают разжечь костер.
В 1944 г. фон-Нейман предложил внутри делящегося вещества
атомной бомбы поместить дейтерий-тритиевую смесь, рассчиты-
вая, что в условиях атомного взрыва в результате нагрева и ио-
низационного сжатия будет происходить термоядерное зажигание
смеси дейтерия с тритием, которое приведет к увеличению числа
делений в делящемся веществе.
Ионизационное сжатие состоит в том, что при многократной
ионизации повышается давление так как увеличивается концен-
трация свободных частиц. Чем тяжелее вещество, тем больше сво-
бодных электронов образуется при ионизации, тем больше давле-
ние. Следовательно, давление в ио-
низированной тяжелой оболочке, ок-
ружающей легкий дейтерий, будет
во много раз больше, чем давление
в самом дейтерии. Это и есть иони-
зационное давление.
Предложение фон-Неймана яви-
лось важным шагом на пути созда-
ния атомного заряда с термоядер-
ным усилением. Такие атомные
заряды называют форсированными
атомными зарядами, или атомными
зарядами с бустером.
Весной 1946 г. Фукс, работая над
улучшением условий инициирова-
ния «классического супера» и рас-
сматривая для этой цели примене-
ние атомного инициатора пушечного
типа с термоядерным усилением, предложил вынести DT-смесь
из урана-235 в прогреваемый излучением отражатель из окиси бе-
риллия. Он рассчитывал, что в таких условиях DT-смесь, подобно
тому, как это происходит в исходной конструкции, будет подвер-
гаться нагреву и ионизационной имплозии, так что будут обеспе-
чены условия ее термоядерного зажигания.
Для удержания излучения в объеме отражателя Фукс предло-
жил окружить систему кожухом, непрозрачным для излучения.
48 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
Поскольку сжатие DT-смеси в рассматриваемой системе должно
происходить в результате переноса излучения из активной зоны
атомного заряда в расположенную вне ее зону размещения термо-
ядерного горючего и вызываться этим излучением, то оно является
имплозией радиационной. Так весной 1946 г. произошло рождение
принципа радиационной имплозии.
С 1944 г. Фукс работал в Лос-Аламосе в составе английской
группы специалистов. 15 июня 1946 г. он выехал из Лос-Аламоса
в Великобританию.
Конфигурация Клауса Фукса — первая физическая схема, ис-
пользующая принцип радиационной имплозии, который только че-
рез пять лет был использован в схеме обжатия Улама-Теллера.
В конце августа 1946 г. Теллер предложил новую схему тер-
моядерной бомбы, которую он назвал «будильник». В соответ-
ствии со схемой конструкция представляла собой чередующиеся
сферические слои делящихся материалов и термоядерного горюче-
го. Быстрые нейтроны, рожденные при термоядерных реакциях
в слоях термоядерного горючего, должны были вызывать деления
в соседних слоях делящихся материалов, что должно было при-
водить к увеличению энерговыделения. В результате ионизаци-
онного сжатия термоядерного горючего в процессе взрыва должно
было происходить увеличение его плотности и возрастание ско-
рости термоядерных реакций. Однако оказалось, что и такая
схема требует атомного инициатора большой мощности, что вле-
кло за собой существенное увеличение размеров заряда. В сен-
тябре 1947 г. Э. Теллер предложил использовать в «будильнике»
дейтерид лития-6. Использование лития-6 должно было приво-
дить к увеличению наработки трития в процессе взрыва и тем
самым заметно увеличивать эффективность термоядерного горе-
ния. Однако проект «будильник» практически не разрабаты-
вался из-за, как считалось, непреодолимых проблем иницииро-
вания.
Вскоре после директивы Трумэна от января 1950 г. о разверты-
вании работ по созданию супербомбы математик Станислав Улам
и его помощник Корнелий Эверест независимо от Теллера про-
вели в Лос-Аламосской лаборатории расчеты по зажиганию три-
тием дейтерия. Они поставили перед собой задачу более точного
определения необходимого количества трития для супербомбы. Их
заключение сводилось к тому, что для супербомбы понадобится
гораздо больше трития, чем определил Теллер со своей группой,
причем такая потребность в тритии явно ставила под вопрос эко-
номическую эффективность водородной бомбы.
В.5. Работы в США по созданию термоядерного оружия
49
Тритий очень дорог. В природе он существует в очень неболь-
шом количестве, и получать его приходится путем облучения ней-
тронами в ядерных реакторах военного назначения ценой недо-
производства оружейного плутония. Один и тот же реактор за одно
и то же время работы способен наработать либо один килограмм
трития, либо примерно 70 кг плутония, из которого можно было
произвести около десяти атомных зарядов.
Работы по созданию водородной бомбы уже начались и вдруг
выяснилось, что выполненные Теллером оценки необходимого ко-
личества трития сильно занижены. Более того, теоретические
расчеты, проведенные Ферми и Уламом в 1950 г., показали, что
даже при использовании необходимого количества трития вероят-
ность распространяющейся термоядерной реакции чрезвычайно
мала. Оказалось, что та тепловая энергия, которая вносится в
зону горения термоядерными реакциями, рассеивается быстрее,
чем происходит пополнение энергии за счет последующих актов
термоядерного синтеза ядер дейтерия. Исследования зашли в
тупик.
Теллер письменно подтвердил, что расчеты Улама явились «до-
казательством того, что наши идеи насчет этой конструкции во-
дородной бомбы были неверны», что «мы оказались на неверном
пути, и конструкция водородной бомбы, считавшаяся нами най-
ду чшей, оказалась неработоспособной».
По этому поводу Ханс Бёте заметил: «Весьма детальные чи-
сленные расчеты на вычислительных машинах наряду с теорети-
ческим анализом, проведенным в 1950 г., показали, что все суще-
ственные пункты термоядерной программы 1946 г. были невер-
ными». И далее: «Никто не собирается обвинять Теллера в том,
что расчеты 1946 г. оказались неверными, особенно если учесть,
что тогда в нашем распоряжении еще не было надлежащих вычи-
слительных машин. Однако его реально обвиняют в том, что он
повлек Лос-Аламосскую лабораторию, а в итоге — всю страну в
авантюрную программу, основываясь на расчетах, неполнота ко-
торых должна была быть ему известна. Научно-технический ске-
птицизм, высказанный в октябре 1949 г. Консультативным ко-
митетом при Комиссии по атомной энергии, был обоснован даже в
гораздо большей степени, чем могли себе тогда представить члены
итого комитета».
Для выхода из тупика Улам предложил поджигать термоядер-
но!' горючее, предварительно обжав его до высоких плотностей.
Ныло далеко не очевидно, что обжатие может устранить препят-
ствия на пути к инициированию термоядерной реакции. При по-
50
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
стоянной температуре скорость реакций в горючем возрастает с
ростом степени сжатия по такому же закону, что и скорость рас-
сеяния энергии. Следовательно, казалось бы, баланс производства
и потерь энергии при сжатии не меняется. По этой причине Тел-
лер долго считал сжатие термоядерного горючего неэффективным
средством для решения проблемы «классического супера».
Однако не все физические процессы, влияющие на развитие
и протекание реакции горения, были учтены. В то время как про-
изводство и потери энергии изменяются линейно с плотностью,
размеры массы горючего изменяются обратно пропорционально
корню кубическому из степени сжатия. Вследствие этого умень-
шение размеров термоядерного горючего способствует зажиганию.
Кроме того, средний пробег нейтронов и фотонов значительно
уменьшается и повышается доля их энергии, поглощаемая в го-
рючем. В результате этого нейтроны разогревают тонкий слой,
помогая быстрому распространению области горения, а поглоще-
ние фотонов ведет к снижению потерь энергии на тормозное излу-
чение. Более высокая энергетическая эффективность, достигаемая
сжатием, компенсирует потребность в больших количествах три-
тия и тем самым способствует возникновению самоподдерживаю-
щейся реакции термоядерного синтеза в дейтерии. Идея сжатия
позволила найти радикально новый подход к созданию водородной
бомбы.
Улам предложил обжимать термоядерное горючее сходящейся
ударной волной атомного взрыва. Однако практически фокуси-
ровку ударной волны на заряд термоядерного горючего осущест-
вить было невозможно и энергии ударной волны оказалось недо-
статочно для требуемого повышения плотности. Тогда Улам пред-
ложил для обжатия использовать нейтроны. Теллер предпочел
другую схему, которая в литературе известна как схема радиаци-
онной имплозии (схема Улама-Теллера). Принимая во внимание,
что преобладающая часть энергии при атомном взрыве выделя-
ется в форме излучения, Теллер предложил использовать для об-
жатия не кинетическую энергию осколков деления или энергию
нейтронов, а энергию излучения, направив ее на термоядерное го-
рючее, т. е. радиационную имплозию. Рентгеновское излучение
взорвавшегося атомного инициатора направляется по специаль-
ному радиационному каналу и достигает капсулы, стенки которой
изготовлены из тяжелого материала (урана или свинца). Стенки
интенсивно поглощают излучение, вещество стенок превращается
в плазму и сильно сжимает термоядерное горючее, содержащееся в
капсуле (степень сжатия до 103). Очень важно предотвратить пре-
В.5. Работы в США по созданию термоядерного оружия
51
ждевременный нагрев горючего, так как это чрезвычайно снижает
предельно достижимую степень сжатия.
Однако даже в тысячу раз сжатом и разогретом до миллионов
кельвинов горючем еще не возникает горение даже в центре схо-
ждения волны сжатия. Температура зажигания не достигается.
Для зажигания горючего предлагалось разместить в нем воспла-
менитель в виде плутониевого стержня. После сжатия плутоний
переходит в надкритическое состояние, протекает реакция деле-
ния, выделяется дополнительная энергия и температура повыша-
ется до требуемого значения. Все это было изложено в 1951 г. в
совместном отчете Теллера и Улама.
Схема Улама-Теллера совершенно случайно была реализована
еще до появления работы Улама и Теллера. В мае 1951 г. был про-
ведено испытание «Джордж» (из серии испытаний «Гринхауз»). В
осевое отверстие конструкции взрывного устройства была поме-
щена ампула из оксида бериллия, в которой находилось неболь-
шое количество дейтерий-тритиевой смеси при криогенной тем-
пературе в жидком состоянии. Поглощение излучения стенками
ампулы приводило к их взрыву и сжатию дейтерия и трития. Вы-
ход энергии синтеза был невелик в сравнении с энергией взрыва
делящегося вещества. Тем не менее это был первый взрыв, при
котором была осуществлена взрывная термоядерная реакция. Во
время серии взрывов «Гринхауз» также была испытана бомба с
термоядерным усилением. Небольшой по мощности термоядер-
ный заряд в атомной бомбе являлся мощным внешним источни-
ком быстрых нейтронов, под действием которых делился обога-
щенный уран. Это удвоило силу взрыва.
Утром 1 ноября 1952 г. на коралловом рифе атолла Эниветок
был испытан водородный заряд мощностью 10,4 млн т с кодо-
вым названием «Майк» (масса взрывчатых веществ, взорванных
за время Второй мировой войны, — 5млн т). Это было первое
устройство, созданное по схеме Улама-Теллера. Оно имело массу
80 т и представляло собой куб размером с двухэтажный дом высо-
той 7,5 м. В качестве термоядерного горючего использовался жид-
кий дейтерий. Несмотря на большое количество дейтерия, 77%
выхода энергии (8 млн т) приходилось на деление уранового кор-
пуса и только 23% — на реакцию синтеза ядер. Тот факт, что это
не бомба, а гигантский «холодильник», в СССР тогда не знали.
Отобрав пробы воздуха после взрыва первой советской водо-
родной бомбы, в США убедились в том, что это был взрыв тер-
моядерной бомбы, но ядерная взрывчатка состояла из материалов,
отличных от тех, которые были применены американцами. Был
52
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
обнаружен в воздухе литий-6, и сразу вспомнили, что в дейте-
риде лития в единице объема не меньше дейтерия, чем в жидком
дейтерии, а тритий получается из лития-6 при облучении его ней-
тронами, рождающимися в реакции деления урана.
Политические круги Америки были серьезно обеспокоены по-
лученной информацией, свидетельствующей о том, что основой
успеха Советского Союза были оригинальные решения, найден-
ные советскими учеными. И только через семь месяцев, 1 марта
1954 г., на атолле Бикини США произвели взрыв термоядерной
бомбы, аналогичной советской, с применением в качестве термо-
ядерного горючего дейтерида лития. Мощность взрыва в 2,5 раза
превзошла ожидаемую и была эквивалентна 15 млн т тротила.
Масса заряда составляла Ют, длина — 456см, диаметр — 137см.
После первого испытания термоядерной бомбы в США после-
довала целая серия испытаний. Однако, поскольку американцы
довольно поздно (только в 1953 г.) осознали перспективность твер-
дого горючего — дейтерида лития, обогащенного легким изотопом
литием-6, то строительство завода по получению лития-6 нача-
лось в Окридже лишь в мае 1953 г. Вследствие этого ко времени
проведения испытаний в США наблюдалась нехватка дейтерида
лития-6. Поэтому часть испытанных зарядов содержала слабо обо-
гащенный дейтерид лития.
Впервые бомбометание термоядерного заряда в виде авиабомбы
было произведено в США только 21 мая 1956 г. (испытание «Че-
роки»).
В.6. Создание атомной бомбы в СССР
В Советском Союзе работы по освоению и использованию ядер-
ной энергии начались в самый разгар Великой Отечественной вой-
ны. В этой тяжелейшей обстановке советские ученые совершили
настоящий подвиг, решая урановую проблему и создавая атомное
и водородное оружие. Научным руководителем этих работ был
И.В. Курчатов, действительный член Академии наук СССР, три-
жды Герой Социалистического Труда, лауреат Сталинских и Ле-
нинской премий.
Игорь Васильевич Курчатов родился 12 января 1903 г. в по-
селке Симского завода на Южном Урале в семье помощника лес-
ничего и сельской учительницы. В 1923 г. он закончил Крымский
университет, а с 1925 г. начал работать в Ленинградском Физико-
техническом институте под руководством академика А.Ф. Иоффе.
Будучи еще молодым, Курчатов достиг замечательных результа-
тов в исследовании диэлектриков, которые в то время были мало
В.6. Создание атомной бомбы в СССР
53
изучены. Уже тогда им были созданы основы теории и положено
начало экспериментальному изучению нового класса диэлектри-
ков — сегнетоэлектриков. После открытия нейтрона резко возрос
интерес к ядерной физике, и Курчатов переключает руководимую
им лабораторию на исследования в этой области. Игорь Василье-
вич был одним из пионеров науки об атомном ядре в нашей стране.
Хотя многие видные ученые в то время считали, что эти работы
не будут иметь практического значения, Курчатов очень энергично
занимался новой областью.
В 1933 г. возглавляемая им группа сотрудников ЛФТИ ввела в
эксплуатацию высоковольтную установку и трубку, позволяющую
ускорять протоны до энергии 350 килоэлектронвольт. Затем Кур-
чатов руководит наладкой и пуском первого в СССР циклотрона в
Радиевом институте, сооружением крупнейшего по тем временам
в Европе циклотрона в ЛФТИ, организует работы по ядерной фи-
зике в Ленинградском политехническом институте. В 1935 г. он
открыл весьма важное явление ядерной изомерии.
У советских физиков к весне 1939 г. сформировалось четкое по-
нимание значения урановой проблемы. Ряд выполненных теоре-
тических и экспериментальных работ дал возможность Курчатову
поставить вопрос о военном применении исследований по делению
урана и о необходимости их быстрого развития.
Курчатов был талантливым организатором. Он обладал уди-
вительным редким даром объединения людей. Игоря Василье-
вича в шутку называли «генералом», потому что он вокруг слож-
ной важной задачи умел сплотить большой коллектив. Это была
отличительная черта его характера. Увлеченность, целеустремлен-
ность и организованность, умение найти каждому из коллег дело
по плечу, заинтересовать его и побудить трудиться в полную силу
сразу определили место Курчатова в организации исследований по
ядерной физике.
Научным руководителем работ по урановой проблеме Курчатов
был назначен распоряжением «Об организации работ по урану»,
подписанным И.В. Сталиным 28 сентября 1942 г. Это был труд-
нейший период войны с гитлеровской Германией.
Организации работ по урану предшествовал ряд важных со-
бытий.
В конце 1941 г. 28-летний курсант Военно-воздушной акаде-
мии Георгий Николаевич Флёров, известный физик и будущий
академик и Герой Социалистического Труда, обращается с пись-
мами сначала к Курчатову, а затем к уполномоченному Государ-
ственного Комитета Обороны (ГКО) по науке С.Ф. Кафтанову, убе-
54
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
ждан их в необходимости, не откладывая, развернуть в стране
работы по делению урана. В апреле 1942 г. Флёров пишет уже
непосредственно Сталину: «...Во всех иностранных журналах пол-
ное отсутствие каких-либо работ по этому вопросу. Это молчание
не есть результат отсутствия работы... Словом, наложена печать
молчания, и это-то является наилучшим показателем того, какая
кипучая работа идет сейчас за границей... Единственное, что де-
лает урановые проекты фантастическими — это слишком большая
перспективность в случае удачного решения задачи... В военной
технике произойдет самая настоящая революция... Если в отдель-
ных областях ядерной физики нам удалось подняться до уровня
иностранных ученых и кое-где даже их опередить, то сейчас мы
совершаем большую ошибку, добровольно сдавая завоеванные по-
зиции» .
Письма Флёрова, особенно последнее, сыграли свою роль. К
тому же появилась информация, почерпнутая из записной книжки
убитого партизанами немецкого офицера, в которой содержались
схемы ядерных превращений урана и записи, наводившие на
мысль о работах в Германии по созданию нового сверхмощного
оружия. Это подтверждалось сообщениями о вывозе немцами ура-
новой руды из Чехословакии и запрещении ее экспорта в другие
страны.
Примерно в это же время нам стало известно, что в США в усло-
виях строгой секретности ведутся работы по созданию «сверхору-
жия». Стало известно и об ожесточенной борьбе англо-американс-
ких союзников с немцами за овладение запасами тяжелой воды на
севере Норвегии.
В результате в сентябре 1942 г. за подписью члена ГКО Каф-
танова и академика Иоффе в ГКО было направлено предложение
о необходимости создания научного центра по проблеме ядерного
оружия. Много лет спустя Кафтанов вспоминал: «Докладывая во-
прос на ГКО, я отстаивал наше предложение. Я говорил: «Ко-
нечно, риск есть. Мы рискуем десятком или даже сотней мил-
лионов рублей... Если мы не пойдем на этот риск, мы рискуем
гораздо большим, мы можем оказаться безоружными перед лицом
врага, овладевшего атомным оружием». Сталин походил-походил
и сказал: «Надо делать». Флёров оказался инициатором принятого
теперь решения».
Встал вопрос о научном руководителе работ. В правитель-
стве рассматривались три кандидатуры на пост научного руково-
дителя уранового проекта - А.Ф. Иоффе и двух его учеников
А.И. Алиханова и И.В. Курчатова. Иоффе отказался, аргументируя
В.6. Создание атомной бомбы в СССР
55
тем, что нужен не столько знаменитый, сколько энергичный, мо-
лодой, решительный и обязательно специалист по атомному ядру
и рекомендовал Курчатова. Курчатов был назначен. 11 февраля
1943 г. было принято дополнительное специальное решение ГКО,
подписанное В.М. Молотовым, об организации научно-исследова-
тельских работ по использованию атомной энергии.
Общее руководство советским атомным проектом первое время
осуществлял Молотов. Обязанность повседневно следить за ходом
работ по использованию внутриатомной энергии и оказывать все-
стороннюю помощь была возложена на заместителя председате-
ля Совнаркома наркома химической промышленности М.Г. Перву-
хина.
В начале 1943 г. Курчатов приступает к организации нового
научного учреждения — Лаборатории №2 АН СССР (позже она
стала называться «Лабораторией измерительных приборов Ака-
демии наук СССР», сокращенно ЛИПАН, ныне Институт атом-
ной энергии им. И.В. Курчатова). По существу создавался научно-
исследовательский институт. Он строился на тогдашней окраине
Москвы у бывшего Ходынского поля, служившего много десятиле-
тий артиллерийским полигоном.
Курчатову были даны широкие полномочия. Правительство
разрешило приглашать специалистов со всего Советского Союза,
отзывать их из армии или переводить из других ведомств. На-
зываемых Курчатовым людей ГКО немедленно направлял в его
распоряжение независимо от того, где они находились. Начал
работу Курчатов с небольшой группой ученых. Вот их имена:
Л.П. Александров, А.И. Алиханов, Л.А. Арцимович, И.И. Гуревич,
В.А. Давиденко, В.П. Джелепов, Я.Б. Зельдович, И.К. Кикоин,
М.С. Козодаев, А. И. Лейпу некий, Л.М.Неменов, И.С.Панасюк,
И.Я. Померанчук, К.Д. Синельников, Ю.Б. Харитон, Г.Н. Флёров.
С фронта были вызваны и демобилизованы старший лейтенант
К. А. Петржак и рядовой К.И. Щёлкин, работавший до войны в Ин-
ституте химической физики и занимавшийся горением и взрывом.
Курчатову пока нужны были головы, умелые руки он планировал
найти потом.
Он составил план исследований, имевший три главные цели:
достичь цепной реакции на экспериментальном реакторе, работа-
ющем на естественном уране; разработать методы разделения изо-
топов; проработать конструктивные схемы бомб как из урана-235,
гак и из плутония.
Курчатов с помощью В.С. Фурсова стал проектировать ядерный
реактор с использованием графита в качестве замедлителя. Тео-
56 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
рию замедления нейтронов и захват нейтронов графитом иссле-
довали Гуревич, Зельдович, Панасюк, Померанчук. Реактором с
тяжеловодным замедлителем занимался Алиханов. Технологии
разделения изотопов разрабатывались по трем направлениям: те-
пловая диффузия (под руководством Александрова), газовая диф-
фузия (под руководством Кикоина), электромагнитное разделение
(под руководством Арцимовича).
Физические исследования в интересах решения атомной про-
блемы, в том числе отработка методов разделения изотопов урана,
были возложены также и на Сухумский физико-технический ин-
ститут, в котором работали крупные немецкие физики, давшие со-
гласие на эту работу. Среди них был Нобелевский лауреат Густав
Герц, ставший в Советском Союзе лауреатом Сталинской премии
(1951 г.) и иностранным членом АН СССР.
Радиевый институт под руководством его директора академика
В.Г. Хлопина расширил исследования в области радиохимии урана
и трансурановых элементов, стал разрабатывать технологию вы-
деления плутония из продуктов деления.
Однако ход работы по атомному проекту и ее организация на
первом этапе, в годы войны, не удовлетворяли Курчатова. В сен-
тябре 1944 г. он обращается к Л.П. Берии с просьбой дать указание
об усилении организации работ. Лаврентий Павлович Берия был
в то время заместителем председателя СНК, членом ГКО и нарко-
мом внутренних дел. В результате уже 3 декабря 1944 г. постано-
влением ГКО о лаборатории № 2 Берии было поручено «наблюдение
за развитием работ по урану». Берия энергично взялся за дело. К
лету 1945 г. в решении урановой проблемы были достигнуты су-
щественные результаты. Наркомат цветной металлургии наладил
производство металлического урана и графита необходимой чи-
стоты. Готовились эксперименты по созданию уран-графитового
реактора, по определению надкритических масс, разрабатывалось
бризантное взрывчатое вещество для ядерного заряда.
Многое в судьбе «атомщиков» будет связано с Берией. В инте-
ресах истории следует отметить, что этот страшный человек сде-
лал много полезного и внес своими организаторскими способно-
стями большой вклад в создание ядерного оружия (да и не только
ядерного, но и ракетного). Ю.Б. Харитон отмечал, что Берия бы-
стро придал всем работам по атомному проекту необходимый раз-
мах и динамизм. Этот человек, явившийся олицетворением зла в
новейшей истории страны, обладал одновременно огромной энер-
гией и работоспособностью. Наши специалисты, входя в соприкос-
новение с ним, не могли не отметить его ум, волю и целеустрем-
В.6. Создание атомной бомбы в СССР
57
ленность, убеждались, что он первоклассный организатор, умею-
щий доводить дело до конца. Может быть, покажется странным,
но Берия, не стеснявшийся проявлять порой откровенное хамство,
умел, по обстоятельствам, быть вежливым, тактичным и просто
нормальным человеком. Берия был быстр в работе, не пренебре-
гал выездами на объекты и лично знакомился с результатами
работ.
Существенное ускорение работ по советскому атомному про-
екту наступило после того, как 6 августа 1945 г. американцы сбро-
сили на Хиросиму свою первую атомную бомбу. Для советского
руководства пришло время решительных действий.
Менее чем через месяц после американских атомных бомбар-
дировок, по Постановлению Государственного Комитета Обороны
СССР № 9887 от 20 августа 1945 г. был создан Специальный (Осо-
бый) комитет при ГКО для руководства и координации работ по
созданию ядерного оружия, который возглавил заместитель Пред-
седателя Совнаркома СССР Л.П. Берия. Заместителем председате-
ля Специального комитета был назначен Борис Львович Ванников.
Ванников был одним из организаторов оборонной промышленно-
сти. В годы первых пятилеток он был директором ряда машино-
строительных заводов. До войны Ванников возглавлял Наркомат
вооружения. Перед войной был репрессирован по ложному обвине-
нию во вредительстве. Вскоре, перед самым началом войны, был
58 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
освобожден, принят Сталиным, который признал ошибочность об-
винений, и был назначен наркомом боеприпасов. На этом посту
он оставался в течение всей Отечественной войны вплоть до на-
значения его заместителем председателя Специального комитета.
Членами специального комитета стали Г.М. Маленков, Н.А. Во-
знесенский (председатель Госплана), А.П. Завенягин, П.Л. Капи-
ца, И.В. Курчатов, М.Г. Первухин. Секретарем комитета был на-
значен В.А. Махнев.
Настаивая на включении в комитет Маленкова, Сталин под-
черкнул: «Это дело должна поднять вся партия, Маленков — секре-
тарь ЦК, он подключит местные партийные организации». Этим
же Постановлением по предложению Берия был создан Техниче-
ский совет при Спецкомитете в составе: Б.Л. Ванников (председа-
тель), члены Технического совета — А.И. Алиханов (ученый сек-
ретарь), Н.А. Вознесенский, А.П. Завенягин, А.Ф. Иоффе, П.Л. Ка-
пица, И.К. Кикоин, И.В. Курчатов, В.А. Махнев, Ю.Б. Харитон,
В.Г. Хлопин.
При Техническом совете были созданы: Комиссия по элек-
тромагнитному разделению урана (руководитель А.Ф. Иоффе), Ко-
миссия по получению тяжелой воды (руководитель П.Л. Капица),
Комиссия по изучению плутония (руководитель В.Г. Хлопин), Ко-
миссия по химико-аналитическим исследованиям (руководитель
А.П. Виноградов). Секция по охране труда (руководитель В.В. Па-
рии). Накануне Сталин вызвал к себе наркома боеприпасов, од-
ного из будущих руководителей атомной промышленности СССР,
Б.Л. Ванникова. Вспоминая об этом разговоре, Ванников отметил:
«Сталин вкратце остановился на атомной политике США и затем
повел разговор об организации работ по использованию атомной
энергии и созданию атомной бомбы у нас, в СССР. Сталин упомя-
нул о предложении Берии возложить все руководство на Народный
комиссариат внутренних дел (НКВД) и сказал: “Такое предложе-
ние заслуживает внимания. В НКВД имеются крупные строитель-
ные и монтажные организации, которые располагают значитель-
ной армией строительных рабочих, хорошими квалифицирован-
ными специалистами, руководителями. НКВД также располагает
разветвленной сетью местных органов, а также сетью организаций
на железной дороге и на водном транспорте”». Однако затем, ви-
димо, учитывая и соображения Ванникова, Сталин посчитал, что
наилучший вариант — выйти за рамки НКВД и создать Специ-
альный комитет, который «должен находиться под контролем ЦК
партии и работа его должна быть строго засекречена... Комитет
должен быть наделен особыми полномочиями».
В.6. Создание атомной бомбы в СССР
59
Через десять дней после принятия Постановления ГКО 30 ав-
густа 1945 г. было образовано Первое главное управление при
Совете Народных Комиссаров СССР (знаменитое ПГУ). Это упра-
вление было призвано руководить организациями, которым пред-
стояло разрабатывать технологию производства делящихся мате-
риалов и деталей из них, разрабатывать конструкцию атомной
бомбы.
Для целевой координации всех ведущихся в стране разработок
в состав руководства ПГУ вошли:
Б.Л. Ванников — начальник ПГК, заместитель председателя
Специального комитета;
А.П. Завенягин — заместитель наркома внутренних дел, пер-
вый заместитель ПГУ;
П.Я. Антропов — заместитель члена ГКО по геологии;
А.Г. Касаткин — заместитель наркома химической промыш-
ленности;
Н.А. Борисов — заместитель председателя Госплана СССР;
П.Я. Мешик — заместитель наркома внутренних дел;
Е .П. Славский — заместитель наркома цветной металлургии;
В .С. Емельянов — заместитель наркома черной металлургии;
А.Н. Комаровский начальник Главпромстроя Наркомата
внутренних дел.
Была четко определена финансовая политика. Госплан СССР
материально-технические фонды начал планироваться отдельной
строкой. За финансовое обеспечение лично отвечал Н.А. Борисов.
9 апреля 1946 г. Совет Министров СССР 2 утвердил структуру
ПГУ с соответствующими управлениями, отделами и центральным
аппаратом. Так началась комплексная программа, определяю-
щая четко скоординированную деятельность многих министерств,
НИИ, лабораторий. Эта программа была тогда в стране програм-
мой № 1. П.Я. Антропов отвечал за геологическую разведку и орга-
низацию разработок урановых месторождений. Е.П. Славский
за обеспечение работ по организации получения графита для пер-
вого экспериментального реактора Ф-1 и промышленного реактора
для получения плутония для первой атомной бомбы. А.П. Завеня-
гин и А.Н. Комаровский обеспечивали ускоренное строительство
необходимых для атомной промышленности предприятий, инсти-
тутов, закрытых городов и специальных поселков. В.С. Емельянов
был назначен начальником управления исследовательских орга-
низаций ПГУ. Он вместе с научным руководителем комплексной
2 15 марта 1946 г. Совнарком был преобразован в Совет Министров СССР.
60
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
проблемы И.В. Курчатовым обеспечивал координацию и контроль
деятельности всех привлеченных институтов и конструкторских
бюро.
В последующем для руководства организациями, в задачи ко-
торых входили поиск урановых руд, их добыча и обогащение, а
также металлургия урана, было создано Второе главное управле-
ние при СНК СССР, которое возглавил П.Я. Антропов. Первое и
второе главные управления не входили в состав наркоматов. Ру-
ководство ими осуществлялось лично Сталиным через представи-
телей СНК СССР. Возглавлял эту группу представителей Авраамий
Павлович Завенягин, одновременно занимавший тогда должность
заместителя Министра государственной безопасности. В дальней-
шем оба главные управления объединились в Министерство сред-
него машиностроения.
После первых заседаний Специального комитета и Техниче-
ского совета Петр Леонидович Капица, человек независимых взгля-
дов, не боявшийся войти в острый конфликт даже с Берией, 3 ок-
тября 1945 г. обратился с письмом к Сталину. В письме Капица
писал, что «товарища Берия мало заботит репутация наших уче-
ных... Уже пора товарищам типа Берия начинать учиться уваже-
нию к ученым». 25 ноября 1945 г. Капица обратился к Сталину с
настоятельной просьбой освободить его от участия в работе Спе-
циального комитета и Технического совета. В своем пространном
письме он мотивировал просьбу тем, что «товарищи Берия, Ма-
ленков, Вознесенский ведут себя в комитете как сверхчеловеки».
В этом же письме Капица выдвигает ряд предложений по орга-
низации работ для решения атомной проблемы в СССР. Ученый
просил ознакомить Берию с письмом. 2 января 1946 г. Капица от-
правляет Сталину очередное письмо, в котором подчеркивает «не-
обходимость осознать наши творческие силы и возможности... Мы
должны делать по-своему и атомную бомбу, и реактивный дви-
гатель...». Капица не отказывает Берии в энергии, умении бы-
стро ориентироваться в сложных ситуациях, но тут же отмечает
его чрезмерную самоуверенность, которая помешала Берии при-
нять предложение академика помочь ему овладеть физикой. А за-
одно познать по первоисточникам историю техники. «Но для
этого нужно работать, — пишет Капица, а черкать карандашом
по проектам постановлений в председательском кресле — это еще
не значит руководить проблемой».
Ознакомившись с письмом, Берия позвонил Капице.
— Товарищ Сталин показал мне Ваше письмо. Надо погово-
рить. Приезжайте.
В.6. Создание атомной бомбы в СССР
61
- Мне с Вами говорить не о чем. Если Вы хотите поговорить
со мной, то приезжайте в институт.
Берия приехал. Он преподнес ученому богато инкрустирован-
ную тульскую двустволку, однако этот подарок, конечно, не мог
изменить мнение о шефе тайной полиции Берии, как о руководи-
теле атомного проекта.
4 апреля 1946 г. Сталин сообщил Петру Леонидовичу: «Тов.
Капица! Все Ваши письма получил. В письмах много поучитель-
ного — думаю как-нибудь встретиться с Вами и побеседовать о
них...». Однако Сталин и Капица так никогда и не встретились.
21 декабря 1945 г. Капица был освобожден от работы в Спецкоми-
тете и Техническом совете, а осенью 1946 г. снят с должности ди-
ректора Института физических проблем АН СССР и попал в опалу.
Спустя пять месяцев после решения ГКО, 25 января 1946 г.,
Сталин лично встретился с Курчатовым. Беседа продолжалась
приблизительно один час. Присутствовали Молотов и Берия. Кур-
чатов записал для себя: «Во взглядах на будущее развитие работ
т. Сталин сказал, что не стоит заниматься мелкими работами, а
необходимо вести их широко, с русским размахом, что в этом от-
ношении будет оказана самая широкая, всемерная помощь. Было
предложено написать о мероприятиях, которые были бы необхо-
димы, чтобы ускорить работу, кого из ученых следовало бы еще
привлечь к работе. Обсуждался вопрос об улучшении материально-
бытового обеспечения работающих в атомном проекте, о системе
премий. Были заданы вопросы об Иоффе, Алиханове, Капице и
Вавилове и целесообразности работы Капицы».
По существу в ходе беседы Сталин наделил Курчатова особыми
полномочиями. В результате были развернуты такие мобилиза-
ционные мероприятия, которые только и были под силу мощной
партийно-государственной системе, подчиненной единой воле и
жесткому контролю, той централизованной диктаторской машине,
которая господствовала в СССР. Для решения задачи были при-
влечены лучшие силы промышленности, конструкторских бюро,
исследовательских институтов, все звенья партийных органов и
управления, лучшие руководители и специалисты.
«Специальное правительственное внимание», которого давно
добивался Курчатов, стало фактом. Но одновременно увеличилась
и нагрузка. От программы научно-исследовательских работ Ла-
боратории № 2, весь коллектив которой к концу войны насчиты-
вал около 100 человек, надо было немедленно перейти к новому
масштабу работы — созданию крупнейших, не имеющих анало-
гов предприятий и комбинатов зарождающейся атомной отрасли с
62
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
тысячами сотрудников. Именно тогда стали закладываться целые
закрытые города, начало которым положил Арзамас-16. Выстра-
ивалась цепочка, включающая триаду: добычу уранового сырья,
производство оружейного плутония и урана, разработку и констру-
ирование атомных зарядов.
Решающие эксперименты проводились в Лаборатории № 2 под
непосредственным руководством Курчатова и его активном уча-
стии. К тому времени, когда советская промышленность осво-
ила выпуск первых партий графита и урана необходимой чистоты,
была рассчитана оптимальная геометрия уран-графитовой решет-
ки — шара из чередующихся слоев чистого графита и графита,
содержащего гнезда для урановых блоков. По расчетам, для по-
лучения уран-графитового шара критических размеров (диаме-
тром около 6 м) необходимо было произвести десятки тонн урана и
сотни тонн графита. На выделенной для испытаний территории в
Лаборатории № 2 к весне 1946 г. было возведено специальное зда-
ние с сильно заглубленным забетонированным котлованом. Оно
получило невинное название «Монтажные мастерские». Здесь и
начался монтаж первых уран-графитовых сборок, размеры кото-
рых еще не достигали критических. Несмотря на это, изучение
физики размножения нейтронов в таких подкритических систе-
мах позволяло получить важнейшие сведения о качестве получен-
ного урана и графита и, главное, экспериментально оценить кри-
тические размеры шара, к которым шаг за шагом приближались
исследователи.
В декабре 1946 г. кладка из 61 слоя в пятом эксперименте по-
казала, что реактор почти достиг критических размеров. 25 де-
кабря 1946 г., после того, как под усиленной защитой от внезап-
ного «разгона» реактора выложили 62-й слой, Курчатов с группой
сотрудников впервые на континенте Европы и Азии осуществили
цепную реакцию деления. Первый советский уран-графитовый ре-
актор заработал! Первые 100 Вт от цепной реакции деления были
получены.
Сталин высоко оценил завершение строительства и пуск в
СССР первого ядерного реактора и другие достижения того периода
в осуществлении советского атомного проекта. 9 января 1947 г.,
через две недели после пуска реактора, он принял в Кремле чле-
нов Специального комитета, ведущих ученых и специалистов —
участников советского атомного проекта — и заслушал доклады
о состоянии работ. Большая часть сотрудников, принимавших
участие в работах, получили правительственные награды и были
премированы.
В.6. Создание атомной бомбы в СССР
63
«Первый урановый котел» (Ф-1 — первый физический реактор)
еще не мог обеспечить получения плутония в количестве, необхо-
димом для бомбы: из котла не отводилась выделяющаяся энергия,
при пуске он быстро нагревался, а от излучения была защищена
только пультовая, да и то недостаточно. Но опыт эксплуатации
первого котла оказал огромную помощь в проектировании пред-
приятий атомной промышленности.
Разработку проектов завода по производству плутония начали
еще задолго до пуска Ф-1. Различные варианты обсуждались на
Техническом совете при участии многочисленных инженеров и фи-
зиков. Руководители работ И.В. Курчатов, Б.Л. Ванников, А.П. За-
венягин, В. А. Малышев вникали во все детали, но не могли сде-
лать окончательного выбора, так как расчеты еще не были под-
тверждены опытом. Прежде всего нужно было проверить, верен
ли расчет критических масс, затем научиться управлять котлом,
убедиться, что он не выходит из подчинения оператора и не угро-
жает самопроизвольным разгоном и взрывом.
В течение нескольких месяцев важнейшие свойства уран-гра-
фитовой системы были изучены и Курчатов мог уверенно подпи-
сать проекты промышленных атомных котлов, которые в после-
дующем стали называть ядерными реакторами.
За это время на Ф-1 были накоплены первые порции плуто-
ния. Из двух образцов урана, облученных на Ф-1, Б.В. Курчатов
и Г.Н. Яковлев в 1947 г. впервые в СССР выделили двумя раз-
личными способами две порции плутония-239 массой 6 и 17 мг
и изучили его химические свойства. Неохлаждаемый реактор
Ф-1 мог длительное время работать лишь на мощности несколь-
ко десятков ватт, а для производства 1 кг плутония в день мощ-
ность промышленного реактора должна составлять примерно
1000 МВт.
Надо было создавать соответствующее химическое производ-
ство плутония, разрабатывать технологию извлечения его из ура-
на. Б. А. Никитин и А.П. Ратнер в Радиевом институте под руко-
водством академика В.Г. Хлопина разработали технологию, поло-
женную в основу промышленного выделения плутония из урана.
Корпуса завода в то время уже строились.
В 1948 г. был пущен промышленный ядерный реактор и на-
чалось накопление ядерного взрывчатого вещества. Разработкой
промышленных реакторов под руководством А.И. Алиханова за-
нималась Лаборатория К» 3 (Теплотехническая лаборатория, со-
кращенно ТТЛ), впоследствии Институт теоретической и экспери-
ментальной физики АН СССР.
64
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
Форпостом нашей атомной промышленности был введенный
в действие в июне 1948 г. плутониевый комбинат № 817 на Юж-
ном Урале, (Челябинск-40, впоследствии Производственное объ-
единение «Маяк», г. Озерск). Директором комбината в это время
был Б.Г. Музруков, главным инженером Е.П. Славский. В состав
комбината входили уран-графитовые и тяжеловодный ядерные ре-
акторы (завод А), радиохимический завод для выделения плу-
тония, очищенного от продуктов деления (завод Б), а также за-
вод по изготовлению основных изделий из делящихся материалов
для атомной бомбы (завод В). ПО «Маяк» было первым предприя-
тием с промышленным реактором для наработки оружейного плу-
тония. Главным конструктором реактора был директор НИИхим-
маша Н.А. Доллежаль.
Входным продуктом завода Б была выходная продукция за-
вода А. Технология выделения плутония из продуктов деления для
радиохимического завода была разработана научными сотрудни-
ками Радиевого института АН СССР (РИАН), директором которого
был академик В.Г. Хлопин.
Продукция завода Б поступала на завод В. Завод по изгото-
влению изделий из делящихся материалов строился в две очереди
и был первым металлургическим заводом, работающим с деля-
щимися радиоактивными веществами. Задачей первой очереди
завода было получение высокочистого металлического плутония.
Вторая очередь завода подготавливалась>для металлургии урана-
235. Научное руководство разработкой металлургии плутония было
возложено на А.А. Бочвара.
На Среднем Урале были построены предприятия по получению
урана-235 с обогащением до 90%. В Средней Азии был создан пер-
вый комбинат уранодобывающей промышленности, обеспечиваю-
щий природным ураном атомные предприятия Южного и Среднего
Урала.
В апреле 1946 г. постановлением правительства при Лаборато-
рии № 2 была создана организация КБ-11 (вначале она носила ори-
гинальное название — «Приволжская контора Главпромстроя»),
которая должна была стать головной в разработке конструкции
первой атомной бомбы. (В 1966 г. КБ-11 было переименовано во
Всесоюзный научно-исследовательский институт эксперименталь-
ной физики ВНИИЭФ.) Директором КБ-11 был назначен гене-
рал Павел Михайлович Зернов, главным конструктором Юлий
Борисович Харитон. Позднее, в 1947 г., заместителем Главного
конструктора был назначен Кирилл Иванович Щёлкин, а Глав-
ным теоретиком КБ-11 — Яков Борисович Зельдович. Все эти
В.6. Создание атомной бомбы в СССР
65
руководители создаваемого фактически на пустом месте научно-
исследовательского и конструкторского центра были специалиста-
ми с богатым опытом. Павел Михайлович Зернов — инженер-
механик, с отличием закончивший Московское высшее техниче-
ское училище имени Баумана, оставленный в аспирантуре и на
преподавательской работе в МВТУ, кандидат технических наук,
до назначения директором КБ-11 работал заместителем министра
тяжелого машиностроения. Юлий Борисович Харитон, Кирилл
Иванович Щёлкин, Яков Борисович Зельдович — доктора наук,
известные специалисты в области горения и взрыва, прошедшие
школу Ленинградского Физико-технического института под руко-
водством академика А.Ф. Иоффе. Перед назначением все они ра-
ботали у Нобелевского лауреата академика Н.Н. Семёнова в Инсти-
туте химической физики АН СССР в Москве.
Выбирали место для секретного объекта двое: Харитон и Зер-
нов. Три фактора определили выбор: до Москвы не ближе 400 км
(это условие поставил Сталин), лес, который бы «укрывал» объект,
и какой-либо небольшой завод, который мог стать хоть какой-то
первоначальной механической и энергетической базой. Этим усло-
виям удовлетворяло место, где располагался завод Xs 550, принад-
лежавший ранее Министерству боеприпасов и выпускавший не-
управляемые реактивные снаряды типа «Катюша». Место это из-
вестно ныне как Арзамас-16, город Кремлев.
В июне 1946 г. Советом Министров СССР было принято поста-
новление о создании в КБ-11 «реактивного двигателя специаль-
ного» (РДС) и представлении вариантов РДС-1 и РДС-2 на испыта-
ния3. Под РДС-1 понимался аналог первой американской атомной
бомбы имплозивного типа на основе плутония, под РДС-2 — аналог
бомбы пушечного типа на основе урана4. Важной особенностью
требований к конструкциям РДС-1 и РДС-2 было то, что эти бомбы
должны были быть отработаны как реальные авиационные бомбы,
пригодные для сброса с самолета. Постановлением правительства
за подписью Сталина срок испытания плутониевой бомбы был на-
значен на начало 1948 г., а урановой — на середину 1948 г., но
эти сроки оказались нереальными.
В 1945 г. из данных разведки руководителям КБ-11 практи-
чески были известны примерные требования к деталям из деля-
щихся материалов, используемых в атомных бомбах США. Кроме
3 Позднее аббревиатуру «РДС» стали расшифровывать как «Россия делает
сама».
1 Разработка бомбы пушечного типа была позднее прекращена. Индекс РДС-2
был присвоен следующей разработке — бомбе имплозивного типа.
66 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
того, вскоре после испытаний в Нью-Мексико американцами был
опубликован так называемый «Отчет Смита» об испытаниях. Он
печатался в русском переводе в журнале «Британский вестник», из-
дававшемся до печально известной речи У. Черчилля в Фултоне о
Советском Союзе. Этот отчет позднее был издан отдельной кни-
гой в СССР под грифом «для служебного пользования». В этом
отчете содержались наряду с описанием поражающего действия
атомного взрыва сведения о методах разделения изотопов урана,
общая схема атомной бомбы, в том числе и принцип имплозии.
Конкретные данные в отчете, естественно, отсутствовали.
В то же время в материалах разведки приводились данные
не только о форме плутониевого заряда, но и сведения о других
частях, составляющих бомбу. Была подробно описана конструк-
ция полониево-бериллиевого источника нейтронов («инициатора»),
который вставлялся внутрь плутониевого заряда. Эти данные, а
также информация по ядерному реактору для наработки плутония
в течение 1943-1946 гг. систематически передавались в Москву
через наших резидентов К. Фуксом.
Клаус Фукс родился в 1911 г. в Германии. Его отец был пер-
вым священником, вступившим в социал-демократическую пар-
тию. Сам Фукс не интересовался политикой, пока не стал студен-
том Лейпцигского университета. Он вступил в социал-демократи-
ческую партию, но, не одобряя сотрудничества социал-демократов
с буржуазными партиями, перешел в коммунистическую партию.
С приходом Гитлера к власти Фукс был вынужден перейти на неле-
гальное положение, а затем переехать в Англию. В 1936 г. Фукс за-
щищает докторскую диссертацию и работает в лаборатории Макса
Борна в Эдинбурге. В мае Фукс как гражданин Германии был
интернирован и был отправлен в лагерь в Канаду, но поскольку
он был молодым многообещающим ученым ему разрешили вер-
нуться в Англию для продолжения научной работы. В связи с
программой работ по урану в 1942 г. Фукс получил английское
подданство и допуск к секретным работам. После нападения Ги-
тлера на СССР осенью 1941 г. Фукс посетил советское посольство в
Лондоне, где сообщил о своей причастности к работе по созданию
атомной бомбы. Он заявил о своей готовности безвозмездно пере-
давать материалы в Советский Союз. В конце 1943 г. Клаус Фукс
в составе английской группы прибыл в США для участия в амери-
канской программе «Манхеттенский проект». Так Фукс оказался в
Лос-Аламосе. В результате предательства советского шифроваль-
щика из советского посольства И. Гузенко и другой предательницы
Елизаветы Бентли Фукс был арестован в Англии и осужден. При-
В.6. Создание атомной бомбы в СССР
67
говор — 14 лет лишения свободы, максимальный срок по англий-
скому законодательству, предусмотренный за нарушение закона
о государственной тайне. После освобождения жил в Германской
Демократической Республике. С 1959 по 1978 годы был замести-
телем директора Центрального института ядерных исследований
в Россендорфе. Член АН ГДР.
Известными в настоящее время источниками информации по
атомным бомбам в 1945 г., кроме Фукса, были также Теодор Холл
и Давид Григлас.
К середине 1947 г. принципиальная схема атомного заряда,
в основу которой был положена схема американской бомбы «Тол-
стяк», была готова. Примерные размеры атомной бомбы и ее
элементов были вчерне определены и конструкторы вели более
подробную проработку всех ее узлов и деталей. Активным ма-
териалом атомной бомбы являлся плутоний. Заряд делящегося
вещества был изготовлен в виде полого шара, состоящего из двух
половин. Внешний диаметр шара составлял 80-90 мм, масса —
около 10 кг. В одном из полушарий имелось отверстие для ввода
нейтронного инициатора.
Основной, совершенно новой для всех специалистов по взрыву,
составной частью был сферический заряд бризантного взрывча-
того вещества, инициируемый одновременно в 32 точках по на-
ружной поверхности для получения сходящейся к центру сфери-
ческой детонационной волны. Волна должна производить цен-
трально симметричное обжатие сферического заряда делящегося
вещества с высокой степенью точности.
Разработка сферического заряда взрывчатого вещества велась
как теоретиками, так и экспериментаторами. Теоретические рас-
четы велись группой Зельдовича, в частности, выпускниками Во-
енно-воздушной академии им. Н.Е. Жуковского Е.И. Забабахиным
и Е.А. Негиным. В будущем они стали действительными членами
АН СССР, Героями Социалистического Труда, научными руководи-
телями больших коллективов, разрабатывающих новые образцы
ядерных боеприпасов.
Экспериментальная отработка заряда требовала проведения
большого количества экспериментов. Это была очень трудоемкая,
опасная работа, связанная с отстрелом зарядов взрывчатого веще-
ства различного состава и требующая соответствующей аппара-
туры, регистрирующей процесс распространения детонационной
волны. Нужны были высокоскоростные регистраторы и осцил-
лографы для измерения скорости продуктов взрыва за фронтом
детонационной волны. Таких приборов тогда еще не было и их
68
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
приходилось проектировать и изготовлять в процессе работы над
зарядом самим экспериментаторам. Большую роль здесь сыграла
специально созданная в КБ-11 рентгеновская лаборатория под ру-
ководством В. А. Цукермана. Элементы фокусирующего пояса за-
ряда бомбы были отработаны к апрелю 1949 г.
Значительные трудности возникали при изучении физико-ме-
ханических и химических свойств плутония. Одна из главных
состояла в том, что плутоний имелся в очень ограниченных ко-
личествах. Исследование свойств плутония велось силами Ра-
диохимического завода (завода Б) плутониевого комбината Челя-
бинск-40.
К началу 1949 г. все элементы шарового заряда, включая ней-
тронный запал и основной заряд делящегося вещества, были изго-
товлены и показали свою работоспособность. Ядерный заряд для
первой советской атомной бомбы был готов к испытаниям.
К работам по созданию атомной бомбы были привлечены и
военные. Их участие в этих работах особенно проявилось в ор-
ганизации подготовки к испытаниям. Выполнение мероприятий
по строительству полигона и оборудованию испытательных пло-
щадок возлагалась в основном на военных. Для руководства ра-
ботами, связанными с созданием образцов ядерного оружия и их
боевым применением 4 сентября 1947 г. в Генеральном штабе
Министерства обороны СССР был создан Специальный отдел. В
1949 г. на базе Специального отдела Генерального штаба было
создано Шестое управление Министерства обороны СССР, кото-
рому было поручено осуществлять руководство и контроль за про-
ведением мероприятий, связанных с созданием и испытаниями
образцов ядерного оружия. Начальником б-го управления был на-
значен генерал-майор Виктор Анисимович Болятко (впоследствии
генерал-полковник).
В 1947 г. был начат поиск места расположения полигона. Для
испытаний нужно было найти на территории СССР безлюдный
район без сельскохозяйственных угодий диаметром примерно
200 км. Причем, этот район должен был располагаться не далее
200 км от железнодорожной магистрали и действующего аэропорта,
быть доступным для автомобильного транспорта без строительства
специальных шоссейных дорог.
Такое место было найдено. Оно находилось на удалении от
города Семипалатинска (ныне столица Казахстана Астана) в за-
падном направлении на 160 км. Сама испытательная площадка
представляла собой равнину диаметром примерно 30 км, окружен-
ную с юга, запад и севера невысокими (до 200 м) горами. Здесь
В.6. Создание атомной бомбы в СССР
69
был образован «Учебный полигон 2 Министерства обороны СССР».
Начальником полигона был назначен генерал П.М. Романович, а
вскоре, после перемещения генерала Романовича на другую долж-
ность, — выпускник Артиллерийской академии им. Ф.Э. Дзержин-
ского генерал С.Г. Колесников, принявший на себя руководство по-
лигоном в самый ответственный период его функционирования.
Строительство было начато в 1947 г.
военными строителями, а к июлю
1949 г. в основном было закончено.
Всего за два года были выполнены
работы колоссального объема. С се-
редины июля 1949 г. Государствен-
ная комиссия под председательством
М.Г. Первухина начала приемку объек-
тов полигона у строителей и закончила
свою работу 10 августа. Полигон был
готов к проведению испытания и из-
мерений эффективности порамающего
действия бомбы.
План испытания предусматривал
окончательную сборку бомбы на поли-
гоне (без баллистического корпуса и
приборов, необходимых при сбрасыва-
нии бомбы с самолета и ее подрыва у
Виктор Анисимович Болятко
цели) и подрыв ее на башне высотой 33 м. Председателем Государ-
ственной комиссии был назначен Берия, научным руководителем
испытаний — Курчатов. Заместителями председателя комиссии
по различным вопросам назначались Харитон, Зернов и Мешик.
Внешний вид первой советской авиационной бомбы показан на
рис. В2.
Испытание РДС-1 состоялось 29 августа 1949 г. в 4 часа утра по
московскому времени и прошло успешно. Указом Президиума Вер-
ховного Совета СССР И.В. Курчатову и Ю.Б. Харитону в числе 33
ученых, специалистов и руководителей было присвоено звание Ге-
роя Социалистического Труда. Среди получивших это звание бы-
ли А.А. Бочвар, А.П. Виноградов, Н.А. Доллежаль, А.П. Завенягин,
Я.Б. Зельдович, П.М. Зернов, М.Г. Первухин, немецкий ученый
П.В.Риль, М.А. Садовский, Е.П. Славский, Г.Н. Флёров, В.Г. Хло-
пин, К.И. Щёлкин. Начальник ПГУ Б.Л. Ванников, директор ком-
бината № 817 Б.Г. Музруков и заместитель главного конструктора
КБ-11 Н.Л. Духов были награждены второй золотой медалью «Серп
и молот». Многие из участников разработки и испытаний ядерного
70
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
оружия были удостоены звания лауреатов Сталинской премии, им
было выдано бесплатно по автомашине «Победа» (Курчатову и Ха-
ритону ЗИС-110). Ведущим руководителям, ученым и специали-
стам предоставлялось пожизненное право бесплатного проезда по
Рис. В2. Первая советская атомная бомба РДС-1
всей стране любым видом транспорта для себя, жены и совершен-
нолетних детей. Детям предоставлялось право на обучение в лю-
бых учебных заведениях СССР за счет государства. Курчатову,
Харитону и ряду других руководителей проекта за счет государ-
ства были построены и переданы в собственность дома-особняки
и дачи с обстановкой. Курчатов и Харитон были награждены де-
нежной премией (1 млн руб. каждому) 5.
Орденами СССР было награждено 808 человек. Среди награ-
жденных орденом Ленина были А.П. Александров, Л.В. Альтшу-
лер, Е.И. Забабахин, Е.К. Завойский, С.Б. Кормер, С.Г. Кочарянц,
Л.Д. Ландау, Г.П. Ломинский, М.Г. Мещеряков, К.А. Семендяев,
Н.Н. Семёнов, С.Л. Соболев, Д.А. Франк-Каменецкий, В.А. Цукер-
ман.
В числе награжденных орденами СССР были и сотрудники со-
ветской разведки: Л.Р. Квасников, В.Б. Барковский, С.М. Семёнов,
А.С. Феклисов, А.А. Яцков.
° Тогда автомашина «Победа» стоила 16 тыс. руб.
В.6. Создание атомной бомбы в СССР
71
Как вспоминал Ю.Б. Харитон, Курчатов долгое время был в
затруднении с представлением участников проекта к наградам —
как определить долю участия каждого? Как эта проблема разре-
шилась в кабинете Берии, Курчатов рассказал:
«Я несколько дней ходил озадаченный. На очередной встрече
с Берией в его ведомстве он спросил, почему это я хмурюсь, ко-
гда дело сделано. Когда я рассказал, Берия подумал и вытащил
из своего хранилища какое-то номерное дело, в котором оказались
списки всех участвующих в оружейном проекте — по всем ведом-
ствам. Против каждой фамилии проставлена мера наказания (от
расстрела до стольких-то лет лагерей). На тот случай, если бы
бомба не взорвалась. При этом мера «ответственности» была уго-
тована каждому в строгом соответствии со степенью важности вы-
полняемых работ. «Так вот, — смеясь, сказал Берия, — по этим
спискам мы никого не пропустим и одновременно легко и опе-
ративно определим меру вознаграждения каждому». Так и было
сделано».
Еще в период работы над первым атомным зарядом РДС-1,
в основу которого была положена схема американской атомной
бомбы, стали видны его недостатки. В основном они касались кон-
струкции заряда делящегося вещества, фокусирующей системы
шарового заряда и принципа нейтронного инициирования ядерной
реакции. В связи с этим в июне 1948 г. по предложению Курча-
това, Ванникова и Харитона вышло постановление правительства
«О дополнении плана работ КБ-11», подписанное Сталиным. Этим
документом в планы работ КБ-11 на 1948 г. были включены зада-
ния, касающиеся создания новых зарядов РДС-3, РДС-4 и РДС-5.
Под РДС-3 в названном выше постановлении понималась атом-
ная бомба имплозивного типа с шаровым зарядом делящегося ве-
щества из плутония-239 и урана-235. Под РДС-4 и РДС-5 — атом-
ные бомбы имплозивного типа оболочечно-ядерной конструкции
(с полостью, внутри которой подвешено ядро) с использованием в
нервом изделии плутония-239, а втором — плутония-239 совместно
с ураном-235. Эти индексы использовались в постановлении до от-
мены испытания бомбы пушечного типа, имевшей индекс РДС-2.
После отмены испытания РДС-2 смысл обозначения РДС-2 и оха-
рактеризованный выше смысл обозначений РДС-3, РДС-4 и РДС-5
был изменен. Индексы РДС-2, РДС-3, РДС-4 и РДС-5 были ис-
пользованы для обозначения других, более совершенных атомных
бомб имплозивного типа, успешно испытанных в 1951 и 1953 гг.
Заряды РДС-2 и РДС-3 принципиально отличались от РДС-1,
построенной по схеме «Толстяк». Эти отличия заключались в
72
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
применении более совершенных схемно-конструкторских реше-
ний узлов с делящимися материалами и фокусирующей систе-
мой. Существенный вклад в разработку фокусирующей системы
внес Е.И. Забабахин. Это позволило с помощью более полного ис-
пользования энергии бризантного взрывчатого вещества повысить
степень сжатия делящихся материалов и уменьшить габариты и
массу зарядов. Система автоматики подрыва заряда взрывчатого
вещества была разработана группой под руководством С.Г. Коча-
рянца.
Заряды РДС-2 и РДС-3 были успешно испытаны в сентябре-
октябре 1951 г. Несмотря на то, что размеры и масса зарядов
уменьшились, их мощность увеличилась более чем в два раза.
Для инициирования цепной реакции в них применялся нейтрон-
ный запал, аналогичный запалу РДС-1. РДС-2, как и РДС-1, был
взорван на башне, бомба РДС-3 была сброшена с самолета Ту-4
на цель с высоты 10 км и взорвана на высоте примерно 400 м над
уровнем земли. Так впервые была испытана именно бомба, т. е.
ядерный боеприпас.
В 1951 г. В. А. Цукерман и А. А. Бриш с сотрудниками добились
успеха в создании нейтронного источника на основе малогабарит-
ной ускорительной трубки. В октябре 1954 г. были проведены
испытания двух разных атомных зарядов с применением нового
способа нейтронного инициирования — инициирование внешним
импульсным источником нейтронов, что позволило повысить мощ-
ность заряда в полтора раза и снизить габариты и массу системы
электроавтоматики. В дальнейшем существенный вклад в совер-
шенствование средств нейтронного инициирования внес ученик
А.А. Бриша Г.А. Смирнов.
В сентябре 1954 г. заряд РДС-2 был подорван во время Тоцких
войсковых учений.
Заряд РДС-4 был разработан для атомной бомбы к самолету
Ил-28. Требовалось, чтобы по своим габаритам и элементам под-
вески такая бомба соответствовала фугасной авиабомбе ФАБ-300.
23 августа 1953 г. эта атомная бомба была испытана на Семипала-
тинском полигоне путем сбрасывания с самолета Ил-28. Мощность
заряда соответствовала мощности РДС-2.
Модифицированный заряд РДС-4 использовался в качестве бо-
евого оснащения баллистических ракет средней дальности Р-5М
и фронтовой крылатой ракеты КС-7 с подвижным стартом.
В 1957 г. в габаритах РДС-4 был создан и испытан атомный
заряд имплозивного типа с применением в качестве делящегося
вещества только урана-235, без использования плутония. Этим
В.7. Работы в СССР по созданию термоядерного оружия
73
зарядом снаряжались тактическая пороховая неуправляемая ра-
кета «Филин» с дальностью стрельбы до 18км, баллистическая
жидкостная ракета Р-11М с максимальной дальностью стрельбы
150 км и морская ракета Р-11ФМ для подводных лодок и крей-
серов.
В 1953-1954 гг. для торпеды был разработан атомный заряд
РДС-9 меньших размеров, чем у РДС-4. Торпеда, оснащенная
этим зарядом, была взорвана в подводном положении на глубине
12 м в районе архипелага Новая Земля 21 сентября 1955 г. Это
был первый отечественный подводный атомный взрыв. Испы-
тание было вызвано необходимостью исследований воздействия
атомного взрыва на объекты Военно-морского флота и создания
теории боевого применения атомного оружия пой водой. (США к
тому времени уже провели подводный атомный взрыв в районе
атолла Бикини в Тихом океане.)
Для испытаний силами ВМФ на Новой Земле были построены
военно-морская база, аэродром, три жилых поселка и специальные
сооружения. Это было начало строительства и функционирования
Новоземельского морского полигона — «Полигона 700».
На основе заряда РДС-9 была впервые создана боевая часть
зенитной управляемой ракеты ЗУР-215. После успешных испы-
таний на зенитном полигоне 19 января 1957 г. боевая часть была
передана в войска. Зарядом РДС-9 комплектовались также такти-
ческие пороховые ракеты «Марс» и «Луна».
В 1954-1956 гг. впервые был разработан атомный заряд
РДС-41 для артиллерийского снаряда. Полигонные испытания за-
ряда в 1956 г. прошли успешно. Это был первый отечественный
атомный артиллерийский снаряд. В серийное производство заряд
РДС-41 передан не был, так как к этому времени на вооружении
уже состояли ракеты «Филин» и «Марс», оснащенные атомными
зарядами с примерно такой же дальностью стрельбы, как и у ар-
тиллерийских систем. Однако многие физические, газодинамиче-
ские и конструкторские решения, примененные в РДС-41, были
использованы в последующих разработках атомных зарядов вто-
рого поколения в 1958-1966 гг.
В.7. Работы в СССР по созданию термоядерного оружия
Первым из советских ученых, кто обратил внимание на воз-
мо?кность использования ядерного взрыва для возбуждения термо-
ядерных реакций, был ленинградский физик, член-корреспондент
ЛИ СССР Яков Ильич Френкель. В докладной записке на имя
74
Введение. Историческим очерк создания ядерного оружия
И.В. Курчатова от 22 сентября 1945 г. он писал, что «представля-
ется интересным использовать высокие — миллиардные — тем-
пературы, развивающиеся при взрыве атомной бомбы, для про-
ведения синтетических реакций (например, образование гелия из
водорода), которые являются источником энергии звезд и которые
могли бы еще более повысить энергию, освобождаемую при взрыве
основного вещества (уран, висмут, свинец)».
Несмотря на ошибочность в оценке величины температуры
при атомном взрыве и представления о возможности деления при
атомном взрыве ядер висмута и свинца изложенная в записке
мысль Я.И. Френкеля представляет интерес как первое возникшее
в СССР документально зафиксированное соображение о возмож-
ности освобождения с помощью атомного взрыва энергии легких
ядер. Направляя эту записку Курчатову, Френкель, конечно, не
мог знать, что Курчатов уже знает о проведении работ в этом на-
правлении в США. Сообщения об этом начали поступать в СССР
по разведывательным каналам в 1943 г., но они несли мало ин-
формации.
Однако в сентябре 1945 г. в распоряжение советской разведки
поступил конкретный материал, в котором содержались теорети-
ческие сведения о «классическом супере» и характеризовались осо-
бенности его возможных физических схем. В качестве основной
схемы рассматривалась комбинация из атомного заряда пушеч-
ного типа на основе урана-235 с отражателем из окиси бериллия,
промежуточной камеры с DT-смесью и цилиндра с жидким дейте-
рием. В документе приводились также данные о сечениях реакции
и о влиянии добавки трития на снижение температуры зажигания
термоядерной смеси.
В марте 1948 г. К. Фукс передал в Лондоне представителю на-
шей разведки А.С. Феклисову очень важный материал. Этот ма-
териал содержал конкретное описание проекта «классический су-
пер» с новой по сравнению с проектом 1945 г. системой иниции-
рования. Она представляла собой двухступенчатую конструкцию,
работающую по принципу радиационной имплозии. В качестве
первичного узла — атомного инициатора — по-прежнему исполь-
зовался урановый атомный заряд пушечного типа с отражателем
из окиси бериллия. Вторичным узлом являлась жидкая DT-смесь.
Для удержания излучения в объеме инициирующего отсека исполь-
зовался тяжелый кожух из непрозрачного для излучения мате-
риала. Инициирующий узел примыкал к длинному цилиндриче-
скому сосуду с жидким дейтерием. В начальном участке сосуда
к дейтерию был добавлен тритий. Был описан принцип работы
В.7. Работы в СССР по созданию термоядерного оружия
75
инициирующего узла системы. Документ содержал ряд графиков,
характеризующих работу инициатора.
Начались ли в США практические работы по созданию сверх-
бомбы и каковы их результаты, Фуксу было неизвестно, посколь-
ку он покинул Лос-Аламос в июне 1946 г., уехав в Великобрита-
нию.
Несмотря на поступающую из-за океана информацию, плано-
вые исследования до середины 1948 г. широким фронтом не ве-
лись. Сказывалась нехватка кадров, производственной базы и пер-
воочередность работ по атомному проекту. Тем не менее предва-
рительные исследования в области получения энергии при синтезе
легких элементов в Советском Союзе уже проводились. На заседа-
нии технического совета Специального комитета 17 декабря 1945 г.
было заслушано подготовленное по инициативе И.В. Курчатова
сообщение И.И. Гуревича, Я.Б. Зельдовича, И.Я. Померанчука и
Ю.Б. Харитона на тему «Использование ядерной энергии легких
элементов». В нем теоретически была рассмотрена возможность
возбуждения ядерной детонации в длинном цилиндре с дейте-
рием.
В Институте химической физики АН СССР с 1946 г. группа
теоретиков в составе А.С. Компанейца и С.П. Дьякова под руковод-
ством Я.Б. Зельдовича в рамках программы исследований вопро-
сов ядерного горения и взрыва начала рассматривать возможности
освобождения энергии легких элементов.
В 1947 г. А.С. Козырев высказал идею осуществления термо-
ядерного синтеза при сходящемся взрыве путем сжатия малых
масс термоядерного горючего. Это предложение было исторически
первым в направлении работ по термоядерному синтезу с инерци-
онным удержанием плазмы.
10 июня 1948 г. Совет министров СССР принял постановление
№ 1989-773 «О дополнении плана работ КБ-11». Это постановление
обязывало КБ-11 провести теоретическую и экспериментальную
проверку данных о возможности создания нескольких типов атом-
ных бомб усовершенствованной конструкции и водородной бомбы,
которой в постановлении был присвоен индекс РДС-6. Постано-
вление предписывало создать в КБ-11 специальную группу раз-
работки РДС-6. Принятое в тот же день постановление СМ СССР
№ 1990-774 определяло ряд мер, направленных на обеспечение вы-
полнения предыдущего постановления. В Физическом институте
АН СССР (ФИАН СССР) была образована специальная теорети-
ческая группа под руководством член-корреспондента АН СССР
Игоря Евгеньевича Тамма. В числе многих директивных пунк-
76
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
тов постановление предусматривало улучшение материального по-
ложения сотрудников группы.
В день принятия постановлений полученные от Фукса разве-
дывательные материалы в соответствии с указанием Берии были
направлены в КБ-11 Харитону для использования в работе. Пра-
во работы с ними среди физиков-теоретиков получил Зельдович.
Право работы с ранее поступившими разведывательными доку-
ментами по атомным бомбам и сверхбомбе среди физиков-теоре-
тиков, работавших в КБ-11, имели Я.Б. Зельдович и Д.А. Франк-
Каменецкий.
В июне 1948 г. специальная группа ФИАН СССР в составе
И.Е. Тамма, С.З. Беленького и А.Д. Сахарова приступила к работе.
В состав группы вскоре вошли В.Л. Гинзбург и Ю.А. Романов.
Группе Тамма, так же как и группе Зельдовича (за исключением
его самого), не был разрешен допуск к разведывательным материа-
лам. Группе Тамма была поставлена задача, независимо от группы
Зельдовича проверить и уточнить расчеты по проблеме ядерной де-
тонации дейтерия.
Учитывая данные разведки, прорабатывалась схема, подобная
схеме американского «классического супера». У советских физи-
ков эта схема получила название «труба». Тщательно проведен-
ные расчеты показывали, что зажечь дейтерий по принятой схеме
невозможно. Тем не менее работы над «супером» продолжались.
Тогда еще не было известно, что в 1950 г. С. Удам, К. Эверетт и
Э. Ферми своими расчетами доказали неработоспособность «клас-
сического супера». Таким образом, сведения, переданные Фук-
сом, вряд ли способствовали разработке водородной бомбы в на-
шей стране.
Участвуя в анализе расчетов, проводимых группой Зельдовича,
А.Д. Сахаров в сентябре-октябре 1948 г. начинает рассматривать
возможность осуществления комбинированной бомбы, в которой
дейтерий используется в смеси с ураном-238.
Андрей Дмитриевич Сахаров родился 21 мая 1921 г. в Москве
в учительской семье. Его отец был известным в педагогических
кругах преподавателем физики, кандидатом педагогических наук.
Андрей Дмитриевич, окончив физический факультет Московского
университета, сначала работал инженером на оборонных предпри-
ятиях, а затем поступил в аспирантуру в теоретический отдел Фи-
зического института АН СССР. Его научным руководителем был
Тамм. Вскоре после защиты кандидатской диссертации он был
привлечен к работе над «трубой», о чем уже было сказано выше.
Вся его дальнейшая активная научная деятельность была связана
В.7. Работы в СССР по созданию термоядерного оружия
77
Андрей Дмитриевич Сахаров
с разработкой и совершенствованием ядерного оружия. Вплоть до
того, как он покинул Арзамас-16 и был лишен допуска к секретным
материалам в связи с его правозащитной деятельностью.
Исследуя использование в термоядерной бомбе дейтерия в со-
четании с ураном-238, Сахаров, независимо от Теллера, приходит
к гетерогенной схеме заряда, состоящего из чередующихся слоев
дейтерия и урана-238, т.е. к схеме, аналогичной «будильнику».
Сжатие дейтерия должно было происхо-
дить за счет ионизационного давления,
создаваемого тяжелым многократно ио-
низированным ураном. Предложенная
Сахаровым схема получила название
«слойка».
Следует отметить, что предложению
А.Д. Сахарова предшествовала статья
Watson Davis’a в журнале «Science News
Letter» от 17 июля 1948 г. под назва-
нием «Сверхбомба возможна». В этой
статье были изложены общие соображе-
ния о возможности создания дейтерие-
вой бомбы. В статье имелся специаль-
ный раздел, названный «Комбиниро-
ванная бомба». В этом разделе содержа-
лось важное замечание о том, что «по-
скольку при одной из (D + В)-реакций
получается нейтрон, может оказаться целесообразной комбиниро-
ванная бомба. Каждый компетентный физик скажет, что для та-
кой цели могло бы применяться химическое соединение плутония
и дейтерия». Идея гетерогенной конструкции в статье отсутство-
вала.
20 января 1949 г. Сахаров выпустил свой первый отчет, посвя-
щенный предложенной им «слойке», озаглавленный «Стационар-
ная детонационная волна в гетерогенной системе уран-238 + тяже-
лая вода». Отчет содержал изложение идеи «слойки» и методов
расчета стационарной детонационной волны в «слойке» неограни-
ченного объема, состоящей из плоских слоев. Учитывая вторич-
ные реакции с участием трития, Сахаров полагал их сечения рав-
ными сечению (D + В)-реакции по одному из ее каналов. Он под-
черкивал, «...что реакции (D + T) и (Т + Т) экспериментально не
изучены и все суждения об их сечениях гадательны». Он отме-
чал также, что исследования стационарной детонационной волны
в «слойке» является необходимой предпосылкой к решению про-
78
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
блемы ее инициирования. Простейшей схемой инициирования,
которая должна математически исследоваться в первую очередь,
является помещение атомной бомбы в центр большой (практи-
чески бесконечной) сферической «слойки». Возможны и другие
схемы инициирования. Среди этих схем Сахаров называл исполь-
зование дополнительного заряда плутония для предварительного
сжатия «слойки». Фактически это была идея двухступенчатой кон-
струкции термоядерной бомбы. Но только через пять лет, в начале
1954 г., Сахаров вернулся к этой идее.
3 марта 1949 г. В.Л. Гинзбург выпустил отчет «Использование
6LiD в слойке». Оценивая эффективность применения дейтерида
лития в «слойке», он в этом отчете уже учитывал образование три-
тия при захвате нейтронов литием-6 и эффект деления урана-238
нейтронами с энергией 14 МэВ. Предполагая использование дей-
терида лития-6, Гинзбург не знал реальных значений сечений
(D + Т)-реакции и полагал их в своем отчете, как и Сахаров, рав-
ными сечениям (D + О)-реакции по одному из ее каналов.
17 марта 1949 г. Харитон, ознакомившись с результатами рас-
четов группы Тамма, обратился к Берии с просьбой допустить к
разведывательным данным по сечениям (D + Т)-реакций Тамма
и Компанейца. Рассмотрев просьбу в соответствии с поручением
Берии, Первухин и Мешик докладывают Харитону, что «переда-
вать разведывательные материалы Тамму и Компанейцу не сле-
дует, чтобы не привлекать к этим документам лишних людей».
Однако они считают, что им необходимо сообщить эксперимен-
тальные данные по сечениям (D + Т)-реакции без ссылки на ис-
точник. Такие данные были направлены Тамму и Компанейцу в
апреле 1949 г. Направление указанных данных практически со-
впало по времени с открытым опубликованием аналогичных дан-
ных в журнале «Physical Review» в номере от 15 апреля 1949 г.
Следует отметить, что Консультативный комитет США, руководи-
мый Р. Оппенгеймером, еще в октябре 1947 г. рекомендовал рас-
секретить все ядерные свойства трития.
После ознакомления с данными о сечениях (D + Т)-реакции
В.Л. Гинзбург пересмотрел свои оценки эффективности примене-
ния дейтерида лития-6 в «слойке». Оказалось, что эти сечения
во много раз превосходят сечения (D + О)-реакций. В связи с
этим преимущества «слойки» с дейтеридом лития-6 стали очевид-
ными.
В начале июня 1949 г. в соответствии с решением Специаль-
ного комитета в КБ-11 была проведена серия совещаний с уча-
стием Ванникова, посвященных рассмотрению состояния работ
В.7. Работы в СССР по созданию термоядерного оружия 79
по атомным бомбам и водородной бомбе РДС-6. В соответствии
с указанием Берии в КБ-11 для участия в совещании по РДС-6 и
ознакомления с работами КБ-11 был командирован Сахаров. Это
был его первый приезд в Арзамас-16. Ознакомление Сахарова с фи-
зической схемой подготавливающейся к испытаниям первой атом-
ной бомбы СССР РДС-1 способствовало переориентации основной
направленности дальнейших исследований группы Тамма на раз-
работку сферической слоистой системы, обжимаемой взрывом хи-
мического взрывчатого вещества. Принятый на совещании план
научно-исследовательских работ по РДС-6 на 1949-1950 гг. пре-
дусматривал проведение работ как по «слойке», так и по «трубе».
В начале декабря 1949 г. группы теоретиков Тамма и Зельдовича
были переведены из Москвы в КБ-11. С этого времени теоретиче-
ский отдел КБ-11 начинает непосредственно участвовать в работах
по «трубе».
Уже на четвертый день после директивы президента США от
31 января 1950 г. Специальный комитет рассмотрел вопрос «О ме-
роприятиях по обеспечению разработки РДС-6». В соответствии
с решением Специального комитета было принято Постановление
СМ СССР № 827-303 «О работах по созданию РДС-6». Постановле-
ние обязывало ПГУ при СМ СССР, Лабораторию № 2 АН СССР и
КБ-11 организовать расчетно-теоретические, экспериментальные и
конструкторские работы по созданию изделий РДС-бс («слойка») и
РДС-бт («труба»). В первую очередь должно было быть создано из-
делие РДС-бс с тротиловым эквивалентом 1 млн тис массой до 5 т.
Постановление предусматривало использование трития не только в
конструкции РДС-бт, но и в конструкции РДС-бс. Был установлен
срок изготовления первого экземпляра РДС-6 — 1954 г. Научным
руководителем работ по созданию изделий РДС-бс и РДС-бт был
назначен Харитон, его заместителями Тамм и Зельдович.
В части, касающейся РДС-бс, постановление обязывало изго-
товить к 1 мая 1952 г. модель изделия РДС-бс с малым количе-
ством трития и провести испытание этой модели для проверки и
уточнения теоретических и экспериментальных основ РДС-бс. К
октябрю 1952 г. должны быть представлены предложения по кон-
струкции полномасштабного изделия РДС-бс. Постановление пред-
писывало создать в КБ-11 расчетно-теоретическую группу для ра-
бот по РДС-6 под руководством Тамма. В тот же день было принято
Постановление СМ СССР № 828-304 «Об организации производства
трития». Вскоре были приняты постановления СМ СССР об орга-
низации производства дейтерида лития-6 и строительства специа-
лизированного реактора по наработке трития. В марте 1950 г. на
80 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
работу в КБ-11 прибыли А.Д. Сахаров и Ю.А. Романов, в апреле -
И.Е. Тамм.
Несмотря на успешный ход работ по РДС-бс, в 1951 г. стало
ясно, что проведение испытания модели РДС-бс в 1952 г. является
нереальным. Срок был перенесен на март 1953 г.
Когда работы по созданию модели РДС-бс успешно продвига-
лись вперед, США 1 ноября 1952 г. произвели испытание термо-
ядерного устройства большой мощности «Майк». В связи с этим
Л.П. Берия обратился к руководству ЛГУ и И.В. Курчатову с запис-
кой, в которой, в частности, говорилось: «И.В. Курчатову. Решение
задачи создания РДС-бс имеет первостепенное значение. Судя по
некоторым дошедшим до нас данным, в США проводились опыты,
связанные с этим типом изделий. При выезде с А.П. Завенягиным
в КБ-11 передайте Ю.Б. Харитону, К.И. Щёлкину, Н.Л. Духову,
И.Е. Тамму, А.Д. Сахарову, Я.Б. Зельдовичу, Е.И. Забабахину и
Н.Н. Боголюбову, что нам надо приложить все усилия к тому,
чтобы обеспечить успешное завершение научно-исследовательских
и опытно-конструкторских работ, связанных с РДС-бс. Передайте
это также Л.Д. Ландау и А.Н. Тихонову». Приведенная выдержка
из записки интересна тем, что в ней перечисляются ведущие
ученые, играющие главную роль в проекте создания водородной
бомбы.
15 июня 1953 г. Тамм, Сахаров и Зельдович подписали за-
ключительный отчет по разработке модели РДС-бс. Ожидаемая
мощность была оценена в (300 ± 100) тыс. т.
Испытания модели РДС-бс состоялись 12 августа 1953 г. на
Семипалатинском полигоне. Заряд был размещен на башне высо-
той 30 м.
Это испытание было четвертым в серии ядерных испытаний
СССР, начатых 29 августа 1949 г. Испытание термоядерного за-
ряда РДС-бс явилось важнейшим этапом в развитии ядерной ору-
жейной программы Советского Союза. Тротиловый эквивалент
взорванного заряда был равен 400 тыс. т. Он соответствовал
верхнему пределу предварительно оцененной мощности. Мощ-
ность атомного инициатора составляла 40 тыс. т, меньшая часть
энергии главного заряда (10-20%) выделялась за счет синтеза,
остальное — за счет деления урановых оболочек. Как видно, та-
кое энерговыделение, с одной стороны, на порядок превосходившее
мощность атомных боеприпасов первого поколения, а с другой, на
порядок меньшее, чем у американцев в испытаниях «Майк», было
достигнуто за счет деления урана-238. Несколько термоядерных
килотонн лишь поставляют нейтроны для делений ядер. Таким
В.7. Работы в СССР по созданию термоядерного оружия
81
образом, фактически реакции синтеза в испытанной «слойке» яв-
лялись только усилителями реакций деления. Поэтому существен-
но увеличить мощность в первую очередь из-за существования
верхнего предела количества делящегося вещества в виде критиче-
ской массы не представлялось возможным. Увеличить мощность в
два раза представлялось еще возможным, но довести ее до 10 млн т
было нереально, так как возросшие при этом габариты и масса не
позволят разместить такой заряд ни в самолете, ни в ракете. В
этом состояла бесперспективность схемы типа «слойка».
Вместе с тем важным было то, что заряд был выполнен в виде
транспортабельной бомбы, совместимой со средствами доставки,
т. е. являлся первым образцом реального термоядерного оружия.
Работами по РДС-бс был создан задел, который обеспечил дальней-
ший прогресс в области конструирования термоядерного оружия в
Советском Союзе.
Начались поиски реализации двухступенчатой схемы термо-
ядерного заряда, где первой ступенью являлся атомный инициа-
тор. Поиск этих путей начался еще в 1952 г., до проведения США
испытания термоядерного устройства «Майк». В план работ теоре-
тического сектора № 2 (сектор Зельдовича) на 1953 г., составлен-
ный в январе 1953 г., было включено исследование возможности
применения обычных РДС для обжатия РДС-бс большой мощно-
сти (атомное обжатие). Эти работы должны были проводиться со-
вместно с сектором, которым руководил Тамм и в котором работал
Сахаров. Работы по «трубе» были окончательно прекращены.
Мысль об использовании атомного взрыва для сжатия термо-
ядерного горючего и его зажигания выдвинул физик-эксперимента-
тор В.А. Давиденко еще в 1952 г. Обращаясь к теоретикам, в пер-
вую очередь к Зельдовичу и Сахарову, настаивал на том, чтобы они
вплотную занялись «атомным обжатием» и нарисовал физическую
схему подобного заряда, о чем вспоминали многие специалисты
КБ-11 старшего поколения. В связи с этим в январе 1954 г. Зель-
дович и Сахаров обратились в Харитону с запиской «Об использо-
вании изделия (имелся в виду атомный заряд типа РДС) для целей
обжатия сверхизделия РДС-бс». Записка содержала принципиаль-
ную схему и оценку работы двухступенчатого термоядерного за-
ряда. В записке предполагалось, что обжатие термоядерного узла
будет достигаться давлением газов, перетекающих при атомном
взрыве из отсека атомного инициатора в термоядерный узел. Та-
ким образом, здесь еще отсутствовало понимание возможности вы-
пуска излучения из атомного инициатора и использования его для
обжатия термоядерного горючего путем радиационной имплозии.
82
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
Новый механизм обжатия — обжатие второй ступени — со-
стоял в следующем. Рентгеновское излучение прогревает и ис-
паряет только поверхностный слой вещества, в котором плотность
становится меньше начальной, а по остальному веществу движется
ударная волна, сжимая его и увеличивая плотность.
За основу при дальнейшей работе была взята схема Зельдовича
и Сахарова, но рассматривался уже другой механизм передачи
энергии — распространение излучения. Незамедлительно были
направлены задания в отделение прикладной математики Мате-
матического института АН СССР по подтверждению возможности
выпуска излучения из атомного инициатора. Для подтверждения
работоспособности вторичного узла при использовании радиацион-
ной имплозии потребовалось решение ряда сложных уравнений,
описывающих физические процессы, происходящие при взаимо-
действии излучения с веществом. Здесь был велик вклад Саха-
рова, который нашел методы решения уравнений. Эти решения
позволили ему сделать оценки, которые указывали на возможность
создания двухступенчатой схемы, использующей радиационную
имплозию. Важные предложения для решения вопроса о конкрет-
ном механизме использования энергии излучения для эффектив-
ного обжатия термоядерного заряда были высказаны К).А. Трутне-
вым. Все эти идеи проходили обстоятельную обкатку через мно-
гочисленные коллективные обсуждения.
Работы над новым принципом конструирования, явившимся
аналогом концепции Теллера-Улама, шли в таком быстром темпе,
что уже в феврале 1955 г. была завершена разработка технического
задания на конструкцию опытного заряда на новом принципе, ко-
торый получил индекс РДС-37. Однако расчетно-теоретические
работы и уточнение конструкции заряда продолжались вплоть до
окончательной сборки и отправки изделия на полигон.
22 ноября 1955 г. водородная авиабомба с двухступенчатым за-
рядом РДС-37, сброшенная с самолета, была успешно испытана на
Семипалатинском полигоне. В качестве термоядерного горючего
использовался дейтерид лития-6. Тритий в заряде отсутствовал.
Вторичный узел представлял собой «слойку» из чередующихся сло-
ев урана-238 и дейтерида лития (в терминологии Сахарова пред-
ложенная им «слойка» — «первая идея»; использование дейтерида
лития — предложение Гинзбурга — «вторая идея»; сжатие вторич-
ного узла за счет отдачи при испарении вещества на его внеш-
ней поверхности — «третья идея»). Одной из особенностей заряда
РДС-37 было искусственное снижение его мощности для повыше-
ния безопасности населения городка, находившегося примерно в
В.7. Работы в СССР по созданию термоядерного оружия
83
70 км от места взрыва. Снижение тротилового эквивалента дости-
галось заменой части дейтерида лития на пассивный материал.
За счет этого мощность заряда была снижена примерно в два
раза по сравнению с номинальной, равной 3,6 Мт. Это испыта-
ние было, кроме всего прочего, исторически первым сбросом ме-
гатонной авиабомбы с бомбардировщика Ту-16, командиром кото-
рого был Ф.П. Головашко. (В США такое же испытание со сбросом
бомбы было проведено в 1956 п.)
Несмотря на сниженную мощность взрыва, его последствия
вышли за рамки прогноза. Точность прогноза распространения
ударной волны существенно зависит от полноты информации о
состоянии атмосферы. В данном случае при оценке параметров
ударной волны не была учтена температурная инверсия в атмо-
сфере. В результате ударная волна «прижалась» к земле и давле-
ние в ее фронте оказалось выше прогнозируемого. Погибла девочка
в обрушенном бомбоубежище и солдат, заваленный землей в тран-
шее. Обрушился потолок в женской больнице поселка, удаленного
на десятки километров от места взрыва (к счастью, обошлось без
смертельных исходов). В жилом городке полигона выбило все сте-
кла. Даже в Семипалатинске, расположенном в 175 км от взрыва,
выбитые оконные стекла на мясокомбинате попали в заготовлен-
ный мясной фарш.
Испытанию предшествовало событие, которое заставило из-
рядно поволноваться Государственную комиссию. Испытание бы-
ло назначено на двое суток ранее проведенного, но не состоялось.
Дело в том, что когда самолет с бомбой уже поднялся в воздух,
полигон неожиданно закрыла низкая облачность, сквозь которую
перестала быть видной цель бомбометания, и оптические приборы
на земле потеряли возможность регистрировать излучение взрыва.
Взрыв нужно было отменять. Создалась беспрецедентная обста-
новка — посадка самолета с ядерной бомбой на борту. Этого еще
никто в мире не совершал. Единственная посадочная полоса, при-
годная для тяжелого бомбардировщика с бомбой, была к тому же
лишь на аэродроме в непосредственной близости от Семипалатин-
ска. В случае взрыва при посадке разрушения в городе были бы
непредсказуемы. Военное руководство, прибывшее на испытания,
отказалось взять на себя ответственность и принять решение о
посадке самолета. Решение принял научный руководитель испы-
таний Курчатов. Он попросил Сахарова и Зельдовича написать
заключение о степени риска. Они написали, что риск практически
отсутствует. Курчатов распорядился задержать самолет в воздухе
и поехал на аэродром. И уже оттуда вызвал бомбардировщик на
84
Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
посадку. Под крылом самолета, когда самолет приземлился, Кур-
чатов поздравил командира с успешной посадкой. Трудно себе
представить, что пережили Курчатов, Сахаров, Зельдович за эти
несколько часов.
От испытания РДС-37 до создания серийных образцов термо-
ядерного оружия был пройден нелегкий путь конкретного констру-
ирования в ходе соревнования двух институтов: в Арзамасе-16
и в созданном в 1955 г. Челябинске-70 (ныне это Федеральный
ядерный центр ВНИИ технической физики (ВНИИТФ, г. Сне-
жинск)). Интересно отметить, что о существовании Челябинска-
70 американцы узнали только в 1988 г. «Сначала мы “обхари-
тонили” американцев, а затем их “забабахали”», — так шутят
физики, когда говорят об Арзамасе-16 и о Челябинске-70.
Научный руководитель ВНИИТФ академик Е.Н. Аврорин в бе-
седе с журналистом В.С. Губаревым рассказывает:
«Основу Челябинска-70 составили сотрудники Арзамаса-16.
Приехали на 21-ю площадку, где раньше работал Тимофеев-Ре-
совский в так называемой «лаборатории Б». До войны там нахо-
дился санаторий, а во время войны госпиталь. В двух зданиях
санатория мы и расположились, а вокруг появились небольшие
коттеджи. Очень живописное хорошее место — узкий перешеек
между двумя озерами. Сначала появились теоретики и матема-
тики, потом радиохимики и физики-экспериментаторы. Большая
группа специалистов оставалась в Арзамасе, хотя они уже счита-
лись сотрудниками Челябинска-70. Там располагалась экспери-
ментальная база, различные лаборатории. До 1959 года они ра-
ботали там. Затем Челябинск-70 начал вполне самостоятельную
жизнь...
Площадка выбрана по инициативе нашего первого директора
Дмитрия Ефимовича Васильева. Вообще первые руководители
были очень интересные люди — Васильев и Щёлкин. Щёлкин
стал научным руководителем и главным конструктором.
Это был дублер Арзамаса-16. Они и задумывались таким обра-
зом. Для того чтобы было соревнование между двумя центрами,
своеобразная конкуренция. Хотя назывались и другие причины.
В.С. Губарев: две из них я знаю. О них говорят. Первая
связана с национальностью. Мол, в правительстве считают, что
слишком много евреев работает в Арзамасе-16, и надо, чтобы по-
явился «русский» центр. Конечно, это предложение звучит дико,
но, тем не менее, эта проблема обсуждалась «наверху». И второе —
опасались, что в случае какой-либо аварии и катастрофы, страна
останется без создателей оружия.
В.7. Работы в СССР по созданию термоядерного оружия
85
Аврорин: 0 шовинистических и националистических выска-
зываниях я слышал, антисемитские настроения были это ре-
альность. Но не физиков и специалистов, они характерны для чи-
новников... Создать чисто «русский» центр не удалось. А о второй
причине (аварии) я не слышал.»
Вскоре после создания Челябинска-70 его сотрудниками была
создана конструкция термоядерной бомбы, которую можно было
ставить на вооружение. Ее основными разработчиками были
Е.И. Забабахин, Ю.А. Романов и Л.П. Феоктистов. Основной про-
дукцией Челябинска-70 были заряды для ВМФ.
После ухода К.И. Щёлкина по болезни Е.И. Забабахин стал на-
учным руководителем Челябинска-70. Под руководством Забаба-
хина появились самые современные образцы ядерного оружия, ко-
торые состоят сегодня на вооружении нашей армии.
Забабахин 25 лет был научным руководителем в Челябин-
ске-70. Будучи адъюнктом Военно-воздушной академии им.
Н.Е. Жуковского, он нашел оригинальное решение для сходящейся
детонации. Его руководитель Д.А. Вентцель, начальник кафедры
баллистики, хотя и не имел допуска к оружейной тематике, по-
нимал важность работы и показал ее известному газодинамику
К.П. Станюковичу, а тот Я.Б. Зельдовичу. Зельдович тут же за-
брал Забабахина к себе, в Институт химической физики. Спустя
несколько лет Зельдович, искренне уважая научные достижения
К.П. Станюковича, говорил, что самое крупное его изобретение
Е.И. Забабахин.
Успешное испытание заряда РДС-37 положило начало разра-
ботке серии двухступенчатых термоядерных зарядов с целью со-
здания боевого оснащения межконтинентальной баллистической
ракеты Р-7, стратегической ракеты средней дальности Р-12, мор-
ской ракеты Р-13, межконтинентальных крылатых ракет «Буран»,
«Буря».
Разработка заряда для ракеты Р-7 была правительственным
заданием. Технически облик конструкции заряда определялся со-
вместно с ОКБ-1, возглавляемым С.П. Королёвым, и КБ-25. Для
максимального снижения массы головной части ракеты конструк-
ция была выполнена по принципу совмещения элементов корпуса
ракеты ГЧ и заряда.
Важнейшей вехой в развитии физических схем атомных заря-
дов явилось открытие бустерного режима, который позволяет су-
щественно повысить выгорание делящихся материалов и, соответ-
ственно, уменьшить их исходную массу. Бустерный режим пред-
полагает использование в атомном заряде термоядерного усиления
86 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
энерговыделения за счет мощного внешнего источника нейтронов,
которым является реагирующая дейтерий-тритиевая смесь. Пер-
вое испытание такого форсированного атомного заряда с реализа-
цией бустерного режима было проведено 28 декабря 1957 г.
Советское правительство щедро наградило разработчиков водо-
родного оружия. Один из физиков-теоретиков Герой Социалисти-
ческого Труда Ю.А. Романов вспоминает, что начало 50-х годов
ознаменовалось большими успехами КБ-11 в оружейной тематике.
После каждого успешного испытания в институт привозился «боль-
шой мешок» наград. В 1953 г. сразу после успешного испытания,
на смотровой площадке, маршал Василевский досрочно присвоил
звание подполковника Забабахину.
За разработку первого одноступенчатого водородного заряда
РДС-бс большая группа разработчиков во главе с А.Д. Сахаровым
была удостоена звания Героя Социалистического Труда, в том
числе академик И.Е. Тамм, начальник теоретического отдела
Е.И. Забабахин, начальник конструкторского отдела В.Ф. Гречиш-
ников. Лауреатами Сталинской премии стали десять человек, в
том числе И.Е. Тамм и уже дважды лауреат Е.И. Забабахин. Орде-
нами и медалями СССР были награждены 16 конструкторов. Два-
жды Героями Социалистического Труда стали Я.Б. Зельдович и
К.И. Щёлкин.
Успешные испытания первой двухступенчатой термоядерной
бомбы РДС-37 также были отмечены правительством. А.Д. Саха-
ров был награжден второй звездой Героя Социалистического Тру-
да, Я.Б. Зельдович и К.И. Щёлкин третьей. Вместе с И.В. Кур-
чатовым, Ю.Б. Харитоном и Я.Б. Зельдовичем А.Д. Сахаров был
удостоен Ленинской премии. Героем Социалистического Труда
стал также Е.А. Негин. Командиру самолета-носителя Ф.П. Голо-
вашко было присвоено звание Героя Советского Союза.
А.Д. Сахарова справедливо называют «отцом советской водо-
родной бомбы». Его работа оценена по заслугам. К концу успеш-
ного решения проблемы водородного оружия он был осыпан награ-
дами, на него обрушились все почести, которые были в то время
в Советском Союзе: орден Ленина, Сталинские премии, Ленинская
премия, три золотые медали «Серп и Молот». «Со времени Галилео
Галилея ни один ученый не удостаивался таких почестей, как Са-
харов, — напишет (вероятно, с иронией) другой «отец водородной
бомбы» Э. Теллер о своем сопернике. - По моему мнению, Сахаров
заслуживает больше уважения, чем великий итальянец».
В отличие от Теллера, который рьяно выступал за военное
противостояние США и СССР, был типичным «ястребом», Саха-
В.7. Работы в СССР по созданию термоядерного оружия
87
рова обоснованно беспокоили проведение ядерных испытаний, их
бессмысленность как с технической точки зрения, так и с точки
зрения их биологических последствий. Однако он не учитывал
еще одну точку зрения — политическую. Блестящий физик, он
отдавал свои знания и талант росту военного могущества Отече-
ства. О своем отношении к работе над ядерным оружием он гово-
рил: «Я тоже прилагал огромные усилия, потому, что считал: это
нужно для мирного равновесия. Понимаете, я и другие думали, что
только таким путем можно предупредить третью мировую войну».
Вместе с тем он неоднократно призывал прекратить производство
и испытания ядерного оружия, забывая о том, что это возможно
лишь в том случае, если наш вероятный противник поступит так
же. Однако этого не происходило. Инициативы нашей страны
часто не находили и не находят поддержки за океаном.
Сразу же после объявления о состоявшемся в СССР первом ис-
пытании атомной бомбы Советское правительство официально за-
явило о готовности запретить применение и производство атомного
оружия. А.Я. Вышинский в 1949 г. на Генеральной ассамблее ООН
призывал США от имени советского правительства раскрыть атом-
ные секреты и совместно начать использование ядерных взры-
вов для промышленности. В ответ на это в 50-х годах, в разгар
схолодной войны», США планировали превентивное применение
ндерного оружия против СССР, когда у нас ядерный боезапас со-
ставлял всего около десятка боезарядов. Так, по одному из них
(план «Дропшот») предусматривалось сбросить 300 атомных бомб
на 100 советских городов. Авиация США была способна поднять
в воздух более 700 таких бомб.
Попытки А.Д. Сахарова, честного человека, крупного физика,
но, к сожалению, наивного во взаимоотношениях противостоя-
щих государств, встречали, естественно, отрицательное отноше-
ние представителей власти. Об этом он сам пишет в воспоми-
наниях. Весной 1958 г. советское правительство объявило в од-
ностороннем порядке о моратории на испытания ядерного ору-
жия, но США продолжали испытывать свои заряды. Осенью СССР
решил возобновить испытания, в связи с чем Сахаров высказал
II.С. Хрущёву свои сомнения в правильности решения. Реакция
была следующей: «Я был бы последний слюнтяй, а не Председа-
тель Совета Министров, если бы слушался таких, как Сахаров!»
Другой приводимый в воспоминаниях случай касается неболь-
шого банкета, устроенного Председателем государственной комис-
сии Главным маршалом артиллерии М.И. Неделиным сразу после
одного из успешных испытаний на Семипалатинском полигоне.
88 Введение. Исторический очерк создания ядерного оружия
Присутствовавший на банкете Сахаров, которому предоставили
произнести тост первым, предложил выпить за то, чтобы «наши
изделия взрывались так же успешно, как сегодня, над полигонами,
но никогда — над городами». Далее он вспоминает: «За столом на-
ступило молчание, как будто я произнес нечто неприличное. Все
замерли. Неделин усмехнулся и, тоже поднявшись с бокалом в
руке, сказал:
Разрешите рассказать одну притчу. Старик перед иконой
с лампадкой, в одной рубахе, молится: «Направь и укрепи, на-
правь и укрепи». А старуха лежит на печке и подает оттуда голос:
«Ты, старый, молись только об укреплении, направить я и сама
сумею!» Давайте выпьем за укрепление». /
То, что направлять оружие ученым давать опаснб, Андрей
Дмитриевич подтверждает следующим эпизодом. Из его воспо-
минаний: «После испытаний «большого» изделия меня беспоко-
ило, что для него не существует хорошего носителя (бомбарди-
ровщики не в счет, их легко сбить) — т. е. в военном смысле мы
работаем впустую. Я решил, что таким носителем может явиться
большая торпеда, запускаемая с подводной лодки. Я фантазиро-
вал, что можно разработать для такой торпеды прямоточный водо-
паровой реактивный двигатель. Целью атаки с расстояния не-
сколько сот километров должны стать порты противника. Война
на море проиграна, если уничтожены порты — в этом нас заве-
ряют моряки. Корпус такой торпеды может быть сделан очень
прочным, ей не будут страшны мины и сети заграждения. Ко-
нечно, разрушение портов — как надводным взрывом «выскочив-
шей» из воды торпеды со 100-мегатонным зарядом, так и подвод-
ным взрывом — неизбежно сопряжено с очень большими челове-
ческими жертвами.
Одним из первых, с кем я обсуждал этот проект, был контр-
адмирал Ф. Фомин (в прошлом — боевой командир, кажется, Ге-
рой Советского Союза). Он был шокирован «людоедским» харак-
тером проекта, заметил в разговоре со мной, что военные моряки
привыкли бороться с вооруженным противником в открытом бою
и что для него отвратительна сама мысль о таком массовом убий-
стве. Я устыдился и больше никогда ни с кем не обсуждал своего
проекта». Комментарии, как говорится, излишни.
В XXI веке, а возможно, и позже нас будет окружать крайне
противоречивый, бурно и быстро меняющийся, чреватый не толь-
ко приятными сюрпризами мир. Число стран, обладающих ядер-
ным оружием, может возрастать. И трудно предсказывать, как
будут развиваться международные отношения со странами, отно-
В.7. Работы в СССР по созданию термоядерного оружия 89
сящимися к новым великим державам XXI века, или тем более с
державами, стремящимися стать таковыми.
Первый научный руководитель ВНИИЭФ Юлий Борисович Ха-
ритон в беседе с одним из наших журналистов сказал: «...Очень
страшное это оружие, оно необходимо для того, чтобы сохранить
мир на планете. Я убежден, что без ядерного сдерживания ход
истории был бы иным, наверное, более агрессивным. По моему
убеждению, ядерное оружие необходимо для стабилизации, оно
способно предупредить большую войну, потому что в нынешнее
время решиться на нее может только безумец...».
В заключение хочется закончить этот исторический очерк ла-
коничным высказыванием академика Е.И. Забабахина: «Потому
не было третьей мировой войны, что есть мы».
Глава 1
ПРИНЦИПЫ ФУНКЦИОНИРОВАНИЯ
ЯДЕРНЫХ ЗАРЯДОВ
1.1. Общая характеристика ядерных нарядов
Ядерным зарядом называется устройство, ъ котором осуще-
ствляется взрывной процесс освобождения ядерной энергии. Ядер-
ный заряд содержит совокупность компонентов из специальных
ядерных материалов, основной заряд химического бризантного
взрывчатого вещества (БВВ), средства его инициирования и дру-
гие устройства, обеспечивающие условия осуществления взрывной
ядерной реакции. В американской литературе используется тер-
мин warhead, под которым понимается ядерное зарядное устрой-
ство, представляющее собой герметичную сборку, содержащую
ядерный заряд и систему автоматики с электронными и электро-
механическими приборами, предназначенными для управления
состоянием заряда и обеспечения его безопасности в обращении.
К специальным ядерным материалам относятся делящиеся ма-
териалы, дейтерий, тритий, дейтерид лития (обогащенный лег-
ким изотопом лития 6Li), а также другие вещества, ядра которых
вступают в процессе ядерного взрыва в ядерные реакции, способ-
ствующие наиболее полному использованию ядерного горючего и,
соответственно, повышению выделяющейся при взрыве энергии
(например, вещества, отражающие нейтроны).
Основной заряд БВВ (по американской терминологии high ex-
plosive main charge) является совокупностью компонентов из хи-
мических взрывчатых веществ, предназначенных для перевода
заряда делящегося вещества из подкритического состояния в над-
критическое, в котором возможно протекание развивающейся цеп-
ной реакции деления ядер.
Одной из основных характеристик ядерного заряда является
его энерговыделение, под которым понимается количество энергии,
выделяющейся при взрыве ядерного заряда. Количество энергии,
выделяющейся при взрыве нормально функционирующего ядер-
ного заряда, называется мощностью ядерного заряда, которая вы-
ражается в тротиловом эквиваленте.
1.2. Принципы функционирования атомных зарядов
91
По последовательности протекающих при взрыве ядерных ре-
акций, являющихся источником энерговыделения, ядерные заря-
ды можно разделить на однофазные, двухфазные и трехфазные.
В однофазных ядерных зарядах энергия выделяется в результате
протекающих реакций деления ядер. В двухфазных ядерных за-
рядах энергия выделяется в две фазы — в результате реакций
деления (первая фаза) и в результате слияния легких ядер — ре-
акций синтеза (вторая фаза). В трехфазных зарядах энергия вы-
деляется в трех фазах — при делении легких изотопов урана или
плутония-239, при синтезе легких ядер и при делении природного
или обедненного урана, который делится под действием быстрых
нейтронов, испускаемых при реакциях синтеза. В соответствии
с этим говорят, что ядерный заряд функционирует по принципу
«деление», «деление-синтез» или «деление-синтез-деление».
1.2. Принципы функционирования атомных зарядов
Ядерный заряд, основная доля энергии которого обусловлена
протеканием цепной ядерной реакции деления в заряде деляще-
гося вещества, называется атомным зарядом. Атомный заряд
является однофазным зарядом. Он может иметь систему термо-
ядерного усиления, которая повышает коэффициент полезного ис-
пользования делящихся веществ. Система термоядерного усиле-
ния содержит смесь дейтерия и трития и играет роль усилителя
мощности взрыва. В этом случае атомный заряд называют фор-
сированным. В терминах ядерной энергетики система термоядер-
ного усиления является бустером (усилителем).
Коэффициент полезного использования делящихся веществ ра-
вен отношению разделившегося при ядерном взрыве количества
делящихся веществ к общему количеству делящихся веществ, за-
ложенному в ядерный заряд.
Принцип функционирования атомного заряда с термоядерным
усилением иллюстрируется на рис. 1.1. Атомный заряд с термо-
ядерным усилением включает в себя делящееся вещество, смесь
дейтерия с тритием и отражатель. В качестве делящихся веществ
используются вещества, ядра которых могут делиться под дей-
ствием нейтронов любых энергий. Такие ядра атомов являются
четно-нечетными, т. е. имеют четное число протонов и нечетное
число нейтронов.
К веществам, делящимся под действием нейтронов любых
энергий, относятся изотопы урана ^U, ^U, изотопы плутония
'^’Рн, 2g|Pu, 2g|Pu и трансплутониевые элементы с четно-нечет-
92
Гл. 1. Принципы функционирования ядерных зарядов
ними ядрами. Четно-четные ядра могут делиться только на ней-
тронах с энергией более ~ 1 МэВ.
В природном уране содержится 99,3% изотопа и толь-
ко 0,7% ^U. Под действием нейтронов любых энергий делится
только легкий изотоп урана U-235, в то время как тяжелый изотоп
U-238 делится только под действием быстрых нейтронов, энергия
которых более 1 МэВ.
Для использования урана в качестве делящегося материала
в атомном заряде природный уран обогащают легким изотопом
U-235.
Отражатель нейтронов содержит ядра, которые эффективно
рассеивают нейтроны или под действием быстрых нейтронов де-
Рис. 1.1. Принцип действия атомного заряда с термоядерным усилением: 1 —
заряд делящегося вещества, 2 — смесь дейтерия с тритием, 3 — отражатель из
природного урана
ления вступают в ядерные реакции, приводящие к увеличению
количества нейтронов, часть из которых возвращается в зону ре-
акции деления.
В качестве отражателя и в то же время размножителя нейтро-
нов могут использоваться природный уран или изотоп бериллия
дВе. В первом случае протекает реакция деления на быстрых ней-
тронах, во втором — реакция (п, 2п).
Взрывная ядерная реакция в делящемся веществе создает
поток быстрых нейтронов в направлении отражателя и сопрово-
ждается выделением энергии, которая вызывает повышение тем-
пературы делящегося вещества и смеси трития с дейтерием. На-
чинается реакция синтеза трития с дейтерием, которая также
1.2. Принципы функционирования атомных зарядов 93
сопровождается выделением энергии:
?D + ?Т -> ^Не + In + 17,6 МэВ.
При этом образующиеся нейтроны имеют энергию 14 МэВ. Эти
нейтроны взаимодействуют с ядрами делящегося вещества и от-
ражателя. Прирост нейтронов в цепной реакции деления, кото-
рая происходит в делящемся веществе, вызывает дополнительное
увеличение выделяющейся энергии. Если отражатель изготовлен
из природного урана, то его деление под действием сверхбыстрых
нейтронов приводит к дополнительному выделению энергии при
делении ядер урана-238. Оболочка из природного урана, деляща-
яся под действием нейтронов, испускаемых при взрыве заряда
делящегося вещества и предназначенная для увеличения энер-
гии взрыва, в американской литературе получила название blanket
(одеяло, попона, покров).
В атомном заряде происходит неуправляемая цепная реакция
деления ядер в делящихся материалах, содержащих уран-235,
уран-233, или изотопы плутония. В принципе можно использо-
вать и изотопы трансплутониевых элементов, однако они могут
быть получены лишь в незначительных количествах и чрезвы-
чайно дороги.
Термин «цепная реакция» заимствован из химии. Под цеп-
ной реакцией понимается такая реакция, в которой процесс раз-
множения активных частиц (атомов, радикалов, нейтронов) вы-
зывает ряд последовательных превращений неактивных молекул
или ядер. То есть в цепной реакции воспроизводится, и притом
в большем количестве, одно из исходных реагирующих веществ,
которое вновь вступает в такую же реакцию. В результате этого
вещество вновь воспроизводится, но в еще большем количестве. В
цепной реакции деления воспроизводятся нейтроны.
Реальные условия протекания цепной реакции деления ядер
определяются отношением вероятностей процессов разветвления
реакции и ее обрыва. Преобладание разветвления обеспечивает
существование самоподдерживающегося цепного процесса, преоб-
ладание обрыва означает затухание или отсутствие цепной реак-
ции.
К разветвлению ядерной цепной реакции приводит только деле-
ние, в то время как обрыв цепей (т. е. исчезновение нейтронов без
появления новых) может происходить при различных побочных
ядерных реакциях с ядрами как самого делящегося вещества, так
и других веществ, присутствующих в системе, а также вследствие
вылета нейтронов за пределы системы (утечка нейтронов).
94
Гл. 1. Принципы функционирования ядерных зарядов
Вероятность того, что нейтрон не уйдет из активной зоны, за-
висит от состава, размеров и формы активной зоны, а также от
среды, окружающей активную зону. Если эта среда возвращает
нейтроны обратно в активную зону, то такая среда называется
отражающей. При использовании отражателя вероятность того,
что нейтрон не покинет зону, увеличивается. Поскольку число
образующихся в процессе реакции нейтронов пропорционально ко-
личеству делящихся ядер в системе, т. е. объему и плотности де-
лящегося вещества, а число выходящих из системы нейтронов
пропорционально площади ее поверхности, то наиболее выгодной
геометрической формой размножающей системы является форма
шара. Действительно, именно у шара отношение площади поверх-
ности к объему — наименьшее, чем у всех других геометрических
тел. Поэтому заряд делящегося вещества в надкритическом, «ра-
бочем», состоянии имеет форму шара.
Нейтроны в среде вызывают не только деление ядер, но и за-
хватываются последними, не производя деление, но испуская гам-
ма-кванты, т. е. вступают в реакцию радиационного захвата (п, 7).
Взрывная реакция деления начинается после перевода заряда
из подкритического состояния в надкритическое. В процессе взры-
ва в результате быстрого выделения энергии происходит резкое по-
вышение давления и температуры вещества заряда, и оно расши-
ряется. Плотность делящегося вещества убывает, заряд переходит
в критическое, а затем и в подкритическое состояние. Выделение
энергии прекращается.
Критическое состояние делящегося вещества характеризуется
критической массой и критическими размерами. Критической
массой называется минимальная масса делящегося вещества, при
которой возможна самоподдерживающаяся стационарная цепная
реакция деления ядер. Критическими размерами называются раз-
меры заряда делящегося вещества, при которых возможна само-
поддерживающаяся стационарная цепная реакция деления ядер.
Как уже говорилось, наиболее выгодной формой поверхности за-
ряда является сфера. Поэтому применительно к шаровому заряду
критическим размером является критический радиус.
Критическая масса зависит не только от геометрической фор-
мы заряда, но и от состава делящегося вещества. Чем большее ко-
личество нейтронов испускается в среднем при делении одного яд-
ра, тем меньше критическая масса. Для чистых U-235 и Рн-239
среднее число нейтронов р, испускаемых при одном делении, равно
соответственно 2,46 и 2,88. Поэтому критическая масса U-235
больше, чем критическая масса Рн-239.
1.2. Принципы функционирования атомных зарядов 95
Критическая масса зависит также и от чистоты делящегося
вещества. Наличие примесей увеличивает критическую массу.
Чем чище делящееся вещество, тем меньше критическая масса
заряда. Расчет показывает, что критическая масса шара из чи-
стого U-235 нормальной плотности равна 45,68 кг, а из чистого
Рн-239 — 9,35 кг.
В ядерных зарядах США используется оружейный уран (oral-
loy), который обогащен U-235 до 93,5%. Критическая масса ша-
ра из оружейного урана нормальной плотности равна 49 кг. Ору-
жейный плутоний содержит 93,5% Рн-239. Критическая масса
оружейного плутония нормальной плотности составляет величину
около 12,5 кг. Большинство ядерных зарядов США содержит смесь
U-235 и Рн-239.
На величину критической массы влияет оболочка, окружающая
заряд делящегося вещества. Если выбрать материал оболочки та-
кой, что попадающие в оболочку нейтроны будут возвращаться
обратно в заряд, то критическая масса станет меньше, чем в от-
сутствие оболочки. За счет такого отражателя нейтронов крити-
ческая масса может быть уменьшена в несколько раз. Эффектив-
ными являются отражатели, содержащие бериллий, вольфрам или
природный уран. В качестве отражателей может использоваться
также и комбинация этих материалов.
Таблица 1.1. Критические параметры изотопов урана и плутония
оружейной чистоты и нормальной плотности
Изотоп Отражатель Критические параметры
Материал Толщина, см Масса, кг Радиус, см
U-235 Отсутствует - 49 8,5
U-235 Бериллий 10 14 5,6
U-235 Природный уран 10 18 6,1
Ри-239 Отсутствует - 12,5 5,3
Ри-239 Бериллий 5,2 5,4 4,0
Ри-239 Бериллий 32 2,5 3,1
Ри-239 Природный уран 5 6,4 4,2
Ри-239 Природный уран 24 4,4 3,7
В табл. 1.1 приведены значения критических масс и радиусов
зарядов из урана и плутония оружейной чистоты нормальной плот-
ности в случае использования отражателей различной толщины.
96 Гл. 1. Принципы функционирования ядерных зарядов
Чем больше плотность р делящегося вещества, тем меньше
критическая масса Л/кр. Действительно, количество уходящих из
шарового заряда нейтронов пропорционально площади его поверх-
ности, а количество образующихся нейтронов его объему. Если
шаровой заряд не окружен оболочкой, отражающей вылетающие из
заряда нейтроны и возвращающей их обратно в зону реакции, то
критическая масса делящегося вещества обратно пропорциональна
квадрату его плотности р, 7Икр ~ 1/р2.
1.3. Перевод заряда делящегося вещества
в надкритическое состояние
Процесс перевода заряда делящегося вещества из подкритиче-
ского состояния в надкритическое основывается на зависимости
критической массы от размеров, формы заряда и его плотности.
В соответствии с этим известны два основных способа перевода
заряда в надкритическое состояние:
— изменение размеров и формы заряда путем соединения под-
критических масс в надкритическую;
- изменение плотности и размеров заряда в виде полой сфе-
рической оболочки путем ее центрально-симметричного обжатия.
Ядерные заряды, использующие первый способ, относятся к за-
рядам так называемого пушечного типа. В них две (или больше)
подкритические массы быстро соединяются друг с другом, обра-
зуя надкритическую массу. Соединение происходит путем мета-
ния подкритических масс взрывом бризантного взрывчатого веще-
ства. Достоинством схемы пушечного типа является возможность
создания малогабаритных зарядов удлиненной формы для снаря-
дов ствольной артиллерии, устойчивых к действию возникающих
при выстреле механических нагрузок, простых в эксплуатации и
слабо подверженных влиянию окружающей среды. К недостаткам
зарядов пушечного типа относятся малый коэффициент полезного
использования делящихся веществ и необходимость применения
либо U-235, либо плутония с малым содержанием изотопа Ри-240.
Последнее связано с тем, что присутствующий в оружейном плу-
тонии изотоп Ри-240 имеет высокую активность спонтанного де-
ления. Поэтому соединение подкритических масс должно быть
настолько быстрым, чтобы не произошло преждевременного ини-
циирования нейтроном, испущенным Ри-240. Бризантные взрыв-
чатые вещества не позволяют получить скорость метания, дос-
таточную для исключения преждевременного случайного иници-
ирования цепной реакции деления. В связи с этим в зарядах
пушечного типа приходится использовать уран.
1.3. Перевод заряда в надкритическое состояние
97
Заряды пушечного типа использовались в артиллерийских сна-
рядах калибра 155 мм армии США, а также в атомной бомбе «Ма-
лыш», сброшенной американцами на Нагасаки. Заряд «Малыша»
содержал 60 кг высокообогащенного урана, имел тротиловый экви-
валент 12-15 тыс. т и коэффициент полезного использования ядер-
ного горючего всего около 1,3%.
В настоящее время широкое применение получил второй спо-
соб перевода атомного заряда в надкритическое состояние, путем
центрально-симметричного обжатия сферической оболочки из де-
лящегося вещества.
Центрально-симметричное обжатие достигается сходящейся к
центру сферической ударной волной. Эффект концентрации энер-
гии в определенном направлении или в определенном месте назы-
вается кумуляцией. Термин кумуляция происходит от латинского
cumulate (накапливаю) и дословно означает увеличение или уси-
ление какого-либо эффекта за счет сложения или накопления не-
скольких однородных с ним эффектов. Если при обычном взрыве
энергия «разбрасывается» во все стороны, то при кумулятивном
она «собирается» в некотором направлении.
При центрально-симметричном обжатии сферической оболочки
происходит концентрация энергии в ее центре. При идеальной
симметрии энергия и, соответственно, плотность в центре должны
возрасти теоретически до плотности ядер. Однако в силу неиз-
бежного отклонения от центральной симметрии образуется область
сжатия конечных размеров, тем меньших, чем меньше асимме-
трия обжатия. Процесс центрально-симметричного обжатия обо-
лочки был назван специальным термином имплозия.
В зависимости от того, в результате какого внешнего воздей-
ствия происходит обжатие оболочки, различают химическую, ио-
низационную и радиационную имплозии. Часто, говоря о хими-
ческой имплозии, прилагательное «химическая» отпускают, что
в дальнейшем и мы часто будем делать. Химическая имплозия
вызывается взрывом шарового слоя химического бризантного
взрывчатого вещества, которое окружает обжимаемую сферичес-
кую оболочку. При обжатии оболочка «схлопывается», превращаясь
в сплошной шар, и при дальнейшем обжатии сжимается, радиус
шара уменьшается, а плотность увеличивается. Атомные заряды,
использующие такой способ перевода заряда в надкритическое со-
стояние, относятся к атомным зарядам имплозивного типа.
Химическая имплозия в силу недостаточных энергетических
возможностей не может быть использована для сжатия термоядер-
ного горючего, достаточного для его взрыва.
98
Гл. 1. Принципы функционирования ядерных зарядов
В термоядерных зарядах для обжатия термоядерного горючего
используется ионизационная и радиационная имплозия. Процесс
ионизационной имплозии состоит в следующем. При повышении
температуры происходит увеличение концентрации п числа ча-
стиц При этом возрастает давление, поскольку давление р = nkT,
где к — постоянная Больцмана, Т — температура. Если вещество,
окружающее обжимаемый шар или оболочку, тяжелое и его атомы
имеют большое зарядовое число и, соответственно, большое коли-
чество электронов, то при многократной ионизации концентрация
частиц существенно возрастает. Увеличивается и давление. В то
же время в легком обжимаемом термоядерном горючем концентра-
ция при ионизации возрастает примерно в два раза. Происходит
обжатие ионизационным давлением.
Радиационная имплозия происходит под действием на обжи-
маемый заряд излучения высокой плотности. Излучение погло-
щается в тонком поверхностном слое заряда. В результате этого
происходит очень быстрый нагрев этого слоя и его испарение. Вы-
летевшие в результате испарения молекулы приобретают большие
скорости и в соответствии с законом сохранения импульса на по-
Рис. 1.2. Имплозивный способ перевода заряда делящегося вещества в надкри-
тическое состояние
верхность заряда действует реактивный импульс давления, обжи-
мающий заряд. Такое действие излучения называется термомеха-
ническим.
Перевод атомного заряда в надкритическое состояние путем
центрально-симметричного обжатия иллюстрируется рис. 1.2. Кри-
1.3. Перевод заряда в надкритическое состояние
99
тический радиус обратно пропорционален плотности делящегося
вещества в первой степени, RKp ~ р, в то время как радиус
обжимаемого заряда R3 ~ р-1/3. Критический радиус с повыше-
нием плотности уменьшается быстрее, чем геометрический радиус
заряда, и в некоторый момент времени радиус заряда достигает
критического значения. При дальнейшем повышении плотности
заряд переходит в надкритическое состояние.
Перевод заряда в надкритическое состояние должен происхо-
дить достаточно быстро, чтобы в результате выделяющейся энер-
гии делящееся вещество не успело расшириться и разлететься до
того, как прореагирует его значительная часть. Для удержания за-
ряда от разлета в течение некоторого времени его можно поместить
в массивную оболочку из вещества высокой плотности, которая за
счет своих инерционных свойств будет способствовать удержанию
заряда.
Чрезвычайно важное значение имеет то, в какой момент вре-
мени начнется процесс деления, т. е. время начала цепной реакции
деления. Начало реакции должно происходить в момент времени,
когда заряд будет находиться в состоянии, близком к заданной
падкритичности, достигаемой в процессе обжатия заряда.
Позднее начало реакции приведет к тому, что за время нахо-
ждения заряда в сжатом состоянии не успеет разделиться коли-
чество ядер, необходимое для выделения требуемого количества
энергии. Раннее начало реакции приведет к преждевременному
выделению энергии, разогреву делящегося вещества и повышению
давления, что приведет его к преждевременному разлету. Таким
образом, как позднее, так и раннее начало реакции деления при-
водит к снижению энергии, выделяющейся при атомном взрыве.
Отсюда следует, что инициирование реакции деления должно
осуществляться нейтронами, облучающими делящееся вещество
в строго заданный момент времени, синхронизированный с на-
чалом процесса сферического обжатия. Нейтронное инициирова-
ние, т. е. «впрыск» нейтронов в заряд, должен быть задержан отно-
сительно момента инициирования шарового заряда ВВ на время
задержки, равное сумме времени движения волны детонации по
взрывчатому веществу и времени обжатия заряда делящегося ве-
щества до требуемой плотности. Для надежного нейтронного ини-
циирования атомного заряда используется специальный источник
нейтронов. Нейтронный импульс можно получить либо с помощью
радиоактивного источника альфа-частиц, которые в нужный мо-
мент времени начинают бомбардировать ядра бериллия, либо ис-
пользовать вакуумную импульсную ускорительную трубку, в кото-
100 Гл. 1. Принципы функционирования ядерных зарядов
рой ускоренный до высоких энергий (более 100 кэВ) пучок дейто-
нов бомбардирует тритиевую мишень. В первом случае нейтроны
испускаются при реакции ^Не + ^Ве —> 1|С + цП, во втором —
при реакции синтеза дейтерия и трития |Т + > ^Не + Jn. В
настоящее время используется второй способ.
Инициирование заряда делящегося вещества, находящегося в
надкритическом состоянии, может произойти случайно в резуль-
тате действия нейтронного фона, создаваемого в основном нейтро-
нами спонтанного деления. Вероятность такого инициирования
должна быть практически сведена к нулю. Свойство атомного за-
ряда, заключающееся в способности нормально функционировать
при наличии постоянного внутреннего нейтронного фона, называ-
ется фоноустойчивостью. Количественно фоноустойчивость можно
характеризовать вероятностью того, что за время нахождения за-
ряда в надкритическом состоянии не произойдет преждевремен-
ного инициирования взрывной реакции деления.
Случайный процесс появления нейтронов спонтанного деления
описывается законом распределения плотности вероятностей Пуас-
сона. В соответствии с этим законом вероятность того, что за
промежуток времени Д/ перевода заряда из исходного в рабочее
состояние в заряде появится Дф нейтронов, равна
Р(Дф,(Дф)) = ^^е-№>. (ы)
/’ф!
Среднее число нейтронов фона (7Уф), появляющихся за проме-
жуток времени Д£, равно
{Nф) = Д/ Г'гШгД, (1.2)
(*)
где i>i — среднее число нейтронов, испущенных при одном акте де-
ления ядра г-го изотопа, содержащегося в заряде, mi — масса г-го
изотопа, А/ — его массовая удельная активность по спонтанному
делению.
Не все нейтроны фона являются инициирующими. Часть их
поглощается в заряде без деления. Поэтому количество иницииру-
ющих нейтронов связано с нейтронами фона соотношением
Мш =
где Sy, Sa — усредненные по энергиям нейтронов фона и изо-
топному составу заряда делящегося вещества макроскопические
сечения деления и поглощения нейтронов.
1.3. Перевод заряда в надкритическое состояние
101
Вероятность того, что за время At появится N„H инициирую-
щих нейтронов:
Р(ЛГин, (ЛГин)) =
^ИН
а того, что не появится ни одного нейтрона:
S/ —
Ф = Р(0, (7УИН)) = е = exp -At=r 52
z.x
(1-3)
a
Из формулы (1.3) следует, что имеется два пути повышения
фоноустойчивости — уменьшение времени перевода заряда деля-
щегося вещества из исходного в рабочее состояние (At) и умень-
шение доли изотопов, имеющих высокую активность спонтанного
деления.
Время перевода заряда в надкритическое состояние жестко свя-
зано со свойствами используемого бризантного взрывчатого веще-
ства и конструктивной схемой заряда. Вследствие этого единствен-
ным практически реализуемым способом повышения фоноустой-
чивости является уменьшение в атомном заряде доли изотопов,
имеющих высокую активность по спонтанному делению. Поэтому,
в частности, в оружейном плутонии, применяющемся в США для
изготовления атомных зарядов, содержание изотопа Ри-240 огра-
ничивается несколькими процентами.
Обеспечение фоноустойчивости накладывает определенные ог-
раничения на состав используемых в заряде делящихся изотопов,
активность которых по отношению к спонтанному делению вли-
яет на вероятность случайного инициирования. Изотопы плуто-
ния с массовыми числами 238, 240, 242, 244 в случае их замет-
ного присутствия в заряде делящегося вещества могут создавать
довольно значительный нейтронный фон, который может приве-
сти к преждевременному началу цепной реакции деления. Особую
опасность в этом отношении представляет плутоний-240, который
накапливается в плутонии при получении ядерного взрывчатого
вещества — плутония-239 в ядерных реакторах. Оценки показы-
вают, что 1% плутония-240 в 1 кг материала дает 104 нейтрона в
секунду.
Схема атомного заряда имплозивного типа может быть пред-
ставлена в виде, показанном на рис. 1.3. В заданный момент вре-
мени производится подрыв электродетонаторов 6, равномерно рас-
пределенных по поверхности шарового заряда бризантного взрыв-
чатого вещества (БВВ). Возникает распространяющаяся к центру
102
Гл. 1. Принципы функционирования ядерных зарядов
детонационная волна. Здесь большую роль играет величина раз-
броса во времени срабатывания детонаторов. Этот разброс дол-
жен быть минимально возможным для того, чтобы на внутренней
поверхности слоя взрывчатого вещества
2 сформировалась сходящаяся к центру
ударная волна с высокой степенью цен-
тральной симметрии.
Рис. 1.3. Схема атомного заряда имплозивного
типа: 1 — оболочка; 2 — взрывчатое вещество;
3 — поршень; — отражатель; 5 — делящееся
вещество; 6 — детонатор
После того, как волна детонации распространилась по ВВ и до-
стигла поверхности поршня 5, начинается вышедшей из ВВ удар-
ной волной обжатие полой сферической оболочки. До схлопывания
полости, т. е. до того, как оболочка превратилась в сплошной шар,
существенного повышения плотности оболочки не происходит. Эта
стадия, называемая стадией фокусировки, связана главным обра-
зом с приобретением оболочкой кинетической энергии. В момент
схлопывания приобретенная кинетическая энергия расходуется на
приращение внутренней энергии схлопнувшейся оболочки. Про-
исходит ее сжатие, которое продолжается до тех пор, пока израс-
ходованная на обжатие энергия не станет равной энергии сжатого
вещества.
Наибольшее сжатие при заданной энергии обжатия Е0^ж мо-
жет быть достигнуто в том случае, когда процесс сжатия является
изоэнтропическим, а внутренняя полость слабо нагрета. В этом
случае внутренняя энергия вещества определяется только рабо-
той внешних сил, а потери на преодоление противодавления ве-
щества, находящегося внутри сжимаемой полости, малы. Вну-
тренняя энергия практически равна тепловой энергии вещества
которая при адиабатическом сжатии связана с занимаемым
объемом V и начальными параметрами вещества E?q и Vq следу-
ющим соотношением:
где 7 = Ср/Су — показатель адиабаты; для идеального газа 7 =
= 5/3.
1.4. Принципы функционирования термоядерных зарядов 103
Следовательно, чем меньше Еро (ниже начальная температура
сжимаемого вещества), тем более высокую степень сжатия можно
получить при той же затраченной энергии Ео^ж.
При реальном сжатии в веществе протекают процессы, приво-
дящие к росту энтропии. Так, ударные волны, распространяю-
щиеся по веществу, приводят к его нагреву. В сильной ударной
волне приблизительно половина энергии идет на нагрев, а поло-
вина — на движение вещества за фронтом ударной волны. На
фронте сильной ударной волны р/ро = (7 + 1)/(т — 1), т. е. в слу-
чае идеального газа максимальная степень сжатия в ударной волне
равна четырем.
Как показывают расчеты, при сжатии шара сильной ударной
волной его плотность во фронте волны сжатия возрастает в 4 раза
с последующим «дожатием» в 15 раз по сравнению с начальной
плотностью. Отраженная от центра ударная волна приводит к
дополнительному сжатию, так что в конце процесса отношение ко-
нечной плотности к начальной может достигнуть 33. Как следует
из иностранной литературы, в современных атомных зарядах им-
плозивного типа достигаемая степень сжатия лежит в пределах от
8 до 27 [10].
Энергия обжатия, а следовательно, и давление, действующее
на заряд, необходимые для получения заданной степени обжатия,
можно рассчитать лишь на основании уравнения состояния сжи-
маемого вещества. Нахождение уравнения состояния при высоких
степенях сжатия представляет значительные трудности. Плотно-
сти, достигаемые в сходящейся ударной волне, столь велики, что
физические свойства металлов нельзя уже рассматривать только
как результат взаимодействия внешних электронов атомов. Урав-
нение состояния определяется всеми электронами. Вклад в урав-
нение состояния электронов различных оболочек атомов не оди-
наков. На уравнение состояния влияет перекрытие электронных
оболочек и их деформация.
L.4. Принципы функционирования термоядерных зарядов
Термоядерный заряд является зарядом, энергия взрыва кото-
рого обусловлена как реакциями деления, так и реакциями син-
теза. Доля выделяющейся при взрыве энергии, обязанной своим
происхождением термоядерным реакциям, характеризуется коэф-
фициентом термоядерности. Коэффициент термоядерности есть
отношение энерговыделения термоядерных реакций к полному
энерговыделению термоядерного заряда.
104 Гл. 1. Принципы функционирования ядерных зарядов
На рис. 1.4 показана последовательность процессов, протека-
ющих при функционировании трехфазного термоядерного заряда,
работающего по принципу «деление-синтез-деление». Термоядер-
ный заряд содержит делящееся вещество, смесь дейтерия с три-
тием, урановый отражатель и дейтерид лития (6LiD). Дейтерий-
тритиевая смесь размещается внутри полости оболочки деляще-
гося вещества. Дейтерий и тритий при «схлопывании» оболочки и
Рис. 1.4. Принцип действия термоядерного заряда: 1 — заряд делящегося веще-
ства; 2 — дейтерид лития (6LiD); 3 — смесь дейтерия с литием; 4 — тритий,
образованный из лития; 5 — отражатель из природного урана
развитии атомного взрыва вступают в реакцию синтеза. Это при-
водит к увеличению энерговыделения вследствие деления ядер в
делящемся веществе под действием испускаемых при синтезе бы-
стрых нейтронов, повышению температуры и зажиганию основ-
ного термоядерного горючего — дейтерида лития.
Взрыв заряда делящегося вещества влечет за собой выделение
энергии и испускание нейтронов, частично возвращаемых в за-
ряд отражателем. Нейтроны взаимодействуют с литием, образуя
тритий по реакции:
®Li + Jn -э- 2Йе + ?Т + 4,7 МэВ.
Повышение температуры вызывает протекание реакций син-
теза дейтерия с тритием и испускание сверхбыстрых нейтронов.
Часть нейтронов направляется к урановому отражателю и вызы-
1.4. Принципы функционирования термоядерных зарядов 105
вает в нем деление ядер, в то время как другие нейтроны, отража-
ясь, ускоряют реакцию деления в заряде делящегося вещества.
Происходит дальнейшее повышение температуры и увеличение
скорости протекания реакций деления и синтеза. В результате
этих процессов выделяется большое количество энергии, основ-
ными источниками которой являются деление ядер урана в отра-
жателе и синтез дейтерия с тритием, образованным из лития.
Часть термоядерного заряда, являющаяся основным источни-
ком энергии взрыва, называется главным зарядом.
В описанных процессах заряд делящегося вещества играет
роль «запала», инициирующего протекание взрывных реакций в
главном заряде. Поэтому его можно назвать атомным или пер-
вичным ядерным инициатором (в американской литературе pri-
mary — первичный узел). Главный заряд может быть назван
вторичным узлом (в американсой литературе secondary).
Оболочка из тяжелого природного урана играет роль не только
отражателя и мощного источника энергии, выделяющейся при де-
лении его ядер сверхбыстрыми нейтронами, но и роль своеобраз-
ного поршня. Действительно, в результате повышения темпера-
туры урановая оболочка превращается в ионизованный газ. Атомы
урана оказываются многократно ионизованными и на каждый
атом урана приходится несколько десятков свободных электро-
нов. Поскольку давление газа равно р = nkT, где п — концен-
трация частиц, к — постоянная Больцмана, Т — температура,
давление в урановой плазме оказывается намного выше, чем давле-
ние в водородно-литиевой плазме, на каждый атом которой при-
ходится в среднем при полной ионизации всего около двух элек-
тронов. Следовательно, за счет такого ионизационного давления
урановая оболочка сжимает термоядерное вещество. Имеет ме-
сто ионизационная имплозия, скорость термоядерной реакции по-
вышается и в течение некоторого времени заряд удерживается от
разлета. В американской литературе для оболочки из природного
или обедненного урана, окружающей заряд как термоядерного, так
и делящегося вещества, имеется специальный термин — tamper
(поршень).
Типовой схемой термоядерного заряда является двухступен-
чатая схема. Заряд состоит из корпуса, в котором размещены
две ступени; первая (primary stage) представляет собой атомный
инициатор, второй ступенью (secondary stage) является главный
заряд, в котором протекают реакции «деление-синтез-деление».
Схематически устройство термоядерного заряда, как это описано
в зарубежной литературе [10], представлено на рис. 1.5.
106 Гл. 1. Принципы функционирования ядерных зарядов
Атомный инициатор отделен от основного заряда толстым ура-
новым радиационным экраном. Коническая поверхность экрана в
сочетании с поверхностью капсулы позволяет направить мягкое
рентгеновское излучение (его энергия составляет 80% от всей вы-
делившейся энергии атомного взрыва) из области взрыва атомного
инициатора на главный заряд и осуществить его осевое обжатие
Рис. 1.5. Схема термоядерного заряда: 1 — корпус; 2 — атомный инициатор;
3 — конический радиационный экран; 4 — канал вывода нейтронов; 5 — вос-
пламенитель; 6— главный заряд (чередующиеся слои дейтерида лития и урана
в капсуле)
вследствие радиационной имплозии. Механизм радиационного об-
жатия состоит в том, что в результате быстрого испарения тонкого
поверхностного слоя главного заряда при поглощении в нем рент-
геновского излучения возникает направленный внутрь реактив-
ный импульс давления, который и сжимает главный заряд. Два
остальных возможных источника давления — тепловое давление
плазмы и давление рентгеновских фотонов — меньше давления
радиационной имплозии и практически не оказывают влияния на
обжатие.
Экран предохраняет преждевременный нагрева излучением
дейтерида лития и имеет канал для выхода нейтронов из области
атомного взрыва, которые, распространяясь по каналу, достигают
воспламенителя {sparkplug).
Воспламенитель представляет собой стержень из оружейного
урана или плутония диаметром 2-3 см, находящийся в подкрити-
ческом состоянии. Воспламенитель окружен коаксиальными ци-
линдрическими чередующимися слоями термоядерного горючего
(6LiD) и урана (обогащенного или природного), которые образуют
«слойку». Тяжелая урановая «обертка» {«wrapper») в «слойке» игра-
1.4. Принципы функционирования термоядерных зарядов 107
ет роль поршня и в то же время защищает термоядерное горючее
от нагрева излучением.
Все оставшееся внутри корпуса свободное пространство запол-
няется пластмассой.
Срабатывание термоядерного заряда происходит в следующей
последовательности. После взрыва атомного инициатора рентге-
новское излучение, испускаемое из области реакции деления, опе-
режая расширяющиеся остатки делящегося вещества, скорость
которых около 1000 км/с, распространяется по пластмассовому на-
полнителю. Отражаясь от внутренней многослойной поверхно-
сти корпуса, оно фокусируется на капсуле главного заряда и об-
жимает его. Пластмассовый наполнитель является прозрачным
для рентгеновского излучения, так как основные составляющие
пластмассы — атомы углерода и водорода — при высокой темпе-
ратуре полностью теряют свои электроны. Поэтому фотоны рент-
геновского излучения не испытывают ни поглощения путем фо-
тоэффекта, ни комптоновского рассеяния. Прозрачная углеродно-
водородная плазма тормозит расширение корпусов главного заряда
и термоядерного заряда в целом, сохраняя канал для распростра-
нения рентгеновского излучения от перекрытия его тяжелыми ато-
мами конструкции корпусов.
Воспламенитель при сжатии переходит в надкритическое со-
стояние. Одновременно нейтроны, испускаемые при взрыве атом-
ного инициатора и проходящие по каналу через радиационный
экран к воспламенителю, инициируют в нем взрывную реакцию
деления. Делящийся воспламенитель нагревает сжатый дейте-
рид лития, а испускаемые воспламенителем нейтроны, взаимо-
действуя с литием, образуют тритий. Протекающие реакции син-
теза дейтерия с тритием приводят к дальнейшему росту темпе-
ратуры, а выделяемые при этом быстрые нейтроны вызывают, в
свою очередь, образование трития из лития и деление ядер урано-
вой «обертки».
Деление урана приводит к дальнейшему нагреву и сжатию тер-
моядерного горючего, образованию трития и повышению скорости
термоядерных реакций. Этот лавинообразно развивающийся про-
цесс «деление-синтез-деление» охватывает всю вторую ступень и
она взрывается. Корпус капсулы препятствует выходу теплового
излучения за ее пределы, существенно увеличивая скорость горе-
ния. При этом тяжелая капсула инерционно удерживает горючее
от разлета до тех пор, пока не прореагирует существенная часть
термоядерного горючего. Протекание взрывного процесса проис-
ходит за несколько сотен наносекунд. Для срабатывания этой
108 Гл. 1. Принципы функционирования ядерных зарядов
схемы чрезвычайно важными являются согласованность в после-
довательности и во времени протекания процессов, выполнение
условия симметрии заряда и соблюдение условий эффективной ра-
диационной имплозии.
Мощность термоядерного заряда практически не ограничена.
Увеличение мощности может быть достигнуто размещением за
второй ступенью третьей ступени аналогичной конструкции. В
этом случае вторая ступень, имеющая по оси канал выпуска ней-
тронов, служит инициатором взрыва третьей ступени. В принципе
количество ступеней в термоядерном заряде может быть любым.
1.5. Принципы функционирования системы
инициирования ядерного заряда
Подрыв атомного заряда состоит из последовательно протека-
ющих процессов инициирования заряда химического взрывчатого
вещества, обжатия заряда делящегося вещества до достижения им
заданной надкритичности и нейтронного инициирования начала
реакции деления. Эти процессы должны быть строго синхрони-
зированы.
Для управления подрывом атомного заряда и обеспечения его
безопасности в эксплуатации служит система автоматики с элек-
Рис. 1.6. Структурная схема ядерного боеприпаса
тронными и электромеханическими приборами. На рис. 1.6 при-
ведена структурная схема ядерного боеприпаса, где показана си-
стема автоматики и ее связь с атомным зарядом [1].
1.5. Функционирование системы инициирования ядерного заряда 109
Система инициирования выполняет две основные функции:
1) подрыв заряда бризантного взрывчатого вещества; при этом
энергия взрыва обеспечивает переход атомного заряда в состояние,
при котором может развиваться цепная реакция деления ядер;
2) инициирование начала цепной реакции деления ядер с
помощью интенсивного облучения импульсным потоком нейтро-
нов.
В соответствии с этими двумя функциями система иницииро-
вания состоит из двух систем:
- системы формирования подрывного импульса и передачи
его к детонаторам (автоматика подрыва);
— системы генерирования нейтронного импульса.
Основой системы формирования подрывного импульса явля-
ется цепь подрыва. Поскольку подрыв детонаторов должен быть
произведен с наименьшим разбросом во времени срабатывания,
то инициирующий импульс должен иметь крутой передний фронт,
передать энергию детонаторам за короткое время и для надежного
инициирования иметь амплитуду, в несколько раз превышающую
величину, необходимую для возбуждения детонации.
Вследствие этого цепь подрыва должна содержать накопитель
энергии и коммутационный прибор для передачи энергии из на-
копителя в нагрузку. Длительность переднего фронта импульса
подрыва зависит от инерционности входящих в нее элементов, в
первую очередь от способности накопителя быстро отдавать на-
копленную энергию и от скорости срабатывания коммутирующего
прибора.
Для подрыва детонаторов можно использовать явления раз-
личной физической природы — электрический взрыв проволоки,
электрическая искра, лазерный луч и др. В соответствии с этим
могут использоваться мостиковые электродетонаторы, искровые
электродетонаторы, светодетонаторы. В качестве накопителей
энергии для инициирования одновременного взрыва группы Элек-
тр одетонаторов целесообразно использовать конденсаторы как ис-
точники тока, обладающие большой электроемкостью и малым
внутренним сопротивлением. Могут также использоваться маг-
нитные, пьезокристаллические и емкостные взрывные генераторы
[6]. Во взрывомагнитных генераторах электрический импульс ге-
нерируется при движении магнитного сердечника, ускоренного
взрывом, в магнитном поле соленоида. В пьезокристаллических
взрывных генераторах взрывная волна сжимает пьезокристалл, в
результате чего генерируется электрический импульс. В емкост-
ных взрывных генераторах электрический импульс генерируется
по
Гл. 1. Принципы функционирования ядерных зарядов
при взрывном сжатии и сближении пластин конденсатора и соот-
ветствующем сжатии электрического поля.
Для подрыва светодетонаторов можно применить оптические
квантовые генераторы с накачкой взрывом.
В качестве быстродействующих коммутаторов обычно исполь-
зуются вакуумные искровые разрядники.
В системе нейтронного инициирования в первых ядерных за-
рядах для генерирования нейтронов применялись полоний-берил-
лиевые нейтронные источники. В настоящее время используются
импульсные нейтронные источники, представляющие собой ми-
ниатюрные высоковольтные вакуумные приборы, являющиеся ли-
нейными ускорителями ионов.
Ионы дейтерия, ускоренные до энергии порядка 100 кэВ, уда-
ряют в тонкую мишень из гидрида циркония, где в качестве во-
дорода использован тритий [9]. Дейтерий вступает в ядерную ре-
акцию с тритием, сопровождающуюся испусканием быстрых ней-
тронов, имеющих энергию 14 МэВ. Источником дейтонов может
служить металл, абсорбирующий водород, например, титан. При
электрическом разряде между титановыми электродами титан, на-
сыщенный дейтерием, нагревается и десорбирует тяжелый водо-
род, атомы которого ионизируются в разряде, ускоряются электри-
ческим полем и фокусируются на тритиевую мишень.
Работа схемы управления нейтронным источником синхрони-
зирована с работой схемы автоматики подрыва и вырабатывает
нейтронный импульс в момент максимального сжатия заряда.
Электрическая схема управления нейтронным генератором пост-
роена аналогично схеме формирования импульса подрыва Элек-
тр одетона торов на основе разряда накопительной емкости. Кроме
того, схема управления содержит устройство задержки нейтрон-
ного импульса относительно времени подачи импульса подрыва на
детонаторы.
Глава 2
ФИЗИКА НЕЙТРОНОВ И ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР
2.1. Ядерные реакции под действием нейтронов
Нейтрон является нейтральной частицей с массой, близкой
к массе протона. Масса покоя нейтрона равна тп = 1,6749 х
х1СГ27кг = 1,00866 а.е.м., в то время как масса протона тр —
= 1,6726 • 10-27кг = 1,00727а.е.м. Масса нейтрона больше масс
протона и электрона. Поэтому свободный нейтрон /3-активен. Он
распадается на протон, электрон и антинейтрино. Период полу-
распада нейтрона равен 11,7 мин.
Нейтроны взаимодействуют с ядрами атомов. Вероятность
взаимодействия зависит от энергии нейтрона Еп и имеет неко-
торые особенности в отдельных областях энергии. Поэтому весь
возможный диапазон энергий нейтронов разбивают на три обла-
сти, характеризующиеся своими особенностями взаимодействия:
область быстрых, область промежуточных и область тепловых ней-
тронов. Границы между областями условные, и процессы, харак-
терные для одной какой-то области, не исключаются в других:
— область быстрых нейтронов — более 0,1 МэВ;
— область промежуточных нейтронов — (0,2-105) эВ;
— область тепловых нейтронов — менее 0,2 эВ.
Ядерные силы действуют на расстоянии ~ 10-13 см. Если в
зоне действия ядерных сил появляется нейтрон или другая ча-
стица (протон, дейтон, альфа-частица и другие ядра), то между
ядром и частицей происходит ядерная реакция. В ядерной реак-
ции сохраняются число нуклонов и заряд. Во время протекания
реакции происходит только перераспределение заряда и числа ну-
клонов между ядрами и частицами.
Ядерную реакцию записывают в виде уравнения. В левой ча-
сти уравнения указывают бомбардирующую частицу а и ядро-
мишень %Х справа записывают продукты реакции — ядро ^Y
и вылетающую частицу Ь:
jX + a^pY + b.
Z/1
112
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
Краткая запись ядерной реакции:
В ядерных реакциях выполняются законы сохранения энергии
и импульса. Полная энергия ядер и частиц, участвующих в реак-
ции, равна их энергии покоя и кинетической энергии. Поэтому
уравнение баланса энергии в ядерной реакции ^X(a,b)^Y будет
иметь вид
А)с2 + тас2 + Ея + Ea = Mi(Zi, AQc2 + rnbc2 + Ei + Eb.
Индексами «а»и «Ь» обозначены величины, относящиеся к соот-
ветствующим частицам, индексами «я» и «1» обозначены значения
масс и кинетической энергии ядра-мишени /.X и ядра-продукта
Y реакции. Сгруппируем энергии покоя в левой части равенства,
а кинетические энергии — в правой:
[M„(Z, Л) + ma — Mi(Zi, Al) — mft]c2 = Ei + Eb — (Ея + Еа).
Изменение кинетической энергии в реакции, равное по абсо-
лютному значению изменению энергии покоя, называют энергией
реакции (тепловым эффектом) и обозначают буквой Q. По опреде-
лению
Q = [Мя(7, А) + та - Mi(Zi, Ai) - mb]c2 = ХМс2.
В экзоэнергетической (экзотермической) реакции (Q > 0) про-
исходит преобразование части энергии покоя ядра-мишени и бом-
бардирующей частицы в кинетическую энергию продуктов реак-
ции. В эндоэнергетической (эндотермической) реакции (Q < 0)
суммарная масса покоя ядра-мишени и бомбардирующей частицы
меньше массы покоя продуктов реакции. Необходимо к исход-
ной массе покоя добавить массу ХМ = —Q/с?. Это прираще-
ние массы происходит в результате преобразования кинетической
энергии ядер в энергию покоя. Эндоэнергетические реакции про-
текают при кинетической энергии частицы а, большей пороговой
-Е^пор- Поэтому их называют пороговыми реакциями. Пороговая
энергия обеспечивает в ядерном процессе увеличение массы ис-
ходных частиц на величину ХМ. Если кинетическая энергия
бомбардирующей частицы ниже пороговой, то эндоэнергетическая
реакция не наблюдается.
Закон сохранения импульса в ядерной реакции на неподвиж-
ном ядре-мишени имеет вид
та va = M„va + m6v6,
2.1. Ядерные реакции под действием нейтронов
113
где v — вектор скорости; индекс указывает частицу, к которой
относится скорость.
Используя закон сохранения импульса, можно получить связь
пороговой энергии Епор с энергией Q в пороговой реакции. По-
сле столкновения частицы с ядром-мишенью образуется составное
ядро, масса которого Мс — Мя + ma. При покоящемся ядре-
мишени импульс составного ядра равен импульсу бомбардирую-
щей частицы а. Так как скорости частицы а и составного ядра С
имеют одно и то же направление, то
mava = Mcvc.
Кинетическая энергия составного ядра
Ес —
Mcv2c _ma
~ ~ м~сЕа-
Кинетическая энергия частицы, преобразующаяся в энергию
покоя составного ядра, равна разности кинетических энергий ча-
стицы и составного ядра. Если принять, что Ma(Z, А) = Аа.е.м.,
та = Аа а.е.м., то получим
ДМс2 = Еа — Ес —
А + АаЕ(
Минимальный прирост массы, необходимый для протекания
пороговой реакции, равен ДМ = —Q/с2, при этом кинетическая
энергия Еа частицы равна пороговой, Епор. Подставим в последнее
уравнение
ДАТ2 = |Q|, Еа = Епор.
Тогда получим
/? ~ А + Аа р
-^пор — д ^а-
Если Аа <g. А, то Епор = |Q|.
В написанных выше формулах знак приближенного равенства
присутствует не случайно. Дело в том, что мы принимали массы
ядер и частиц равными массовым числам (в атомных единицах
массы). При расчете AM и Q этого делать нельзя. Такое прибли-
жение приводит к неправильным результатам.
Было выдвинуто несколько теоретических объяснений процес-
сов ядерных превращений. Теория, удовлетворительно объясняю-
щая ядерные превращения при энергиях бомбардирующих частиц
до 50 МэВ, была предложена Нильсом Бором в 1936 г. Согласно
114
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
этой теории ядерная реакция протекает в две стадии. На первой
стадии ядро %Х захватывает частицу а. В результате этого обра-
зуется составное ядро С в возбужденном состоянии:
jX + а -> С*
(звездочка указывает на возбужденное состояние ядра). Энергия
возбуждения WB составного ядра складывается из энергии связи
Еа частицы а в составном ядре и части кинетической энергии ча-
стицы Еа, преобразующейся в энергию составного ядра:
Wb = £а + а +
Если Аа < А, то WB = еа + Еа.
В сильных взаимодействиях нуклонов энергия возбуждения
практически мгновенно распределяется почти равномерно между
нуклонами. Допустим, что энергия возбуждения составного ядра
достаточна для выброса частицы Ь, однако этому препятствует рас-
пределение энергии по всем нуклонам. Многочисленные столкно-
вения нуклонов могут привести к передаче всей энергии возбужде-
ния частице Ь, находящейся в поверхностном слое составного ядра.
После этого наступает вторая стадия реакции — распад составного
ядра на частицу Ь и ядро
С* —> ^У + Ь.
Время жизни составного ядра больше времени, за которое ча-
стица а пролетает расстояния, сравнимые с размером ядра. Дли-
тельное существование составного ядра приводит к тому, что его
образование и распад являются независимыми событиями. Способ
распада составного ядра определяется только энергией возбужде-
ния.
Теория составного ядра применима к ядерным реакциям под
действием нейтронов.
Вероятность процессов взаимодействия нейтронов с ядрами
зависит главным образом от энергии нейтронов и от типа ядер
(массовое число, заряд). Эту вероятность количественно характе-
ризуют эффективным сечением взаимодействия (сокращенно се-
чением взаимодействия). Под эффективным сечением ст принято
понимать площадь круга, мысленно описанного вокруг ядра-мише-
ни, при попадании нейтрона в который осуществляется реакция
данного типа.
2.1. Ядерные реакции под действием нейтронов
115
Если моноэнергетические нейтроны с плотностью потока Фп,
падают на пластинку толщиной d площадью S, а концентрация
ядер сорта i в ней равна пя{, то число реакций j-ro типа равно
TVj — ^nnni(^ij Sd,
где CTij — эффективное сечение ядерной реакции типа j на ядрах
сорта i.
Поскольку
Nj
V ФгаП«5Д’
то величина эффективного сечения представляет собой вероят-
ность j-ro типа взаимодействия нейтрона с веществом при усло-
вии, что на единицу площади облучаемой поверхности приходится
одно ядро сорта i. Эффективное сечение измеряется в единицах
площади. Единицей измерения является барн, 1 барн = 10-28 м2 =
= 10-24 см2.
Полное эффективное сечение взаимодействия с ядрами сорта i
обозначают стц или просто щ. Оно представляет собой сумму эф-
фективных сечений всех видов взаимодействия с ядрами данного
сорта.
Наряду с эффективным сечением взаимодействия нейтронов с
веществом, для расчета ослабления плотности направленных по-
токов нейтронов при их прохождении через различные материалы
используется макроскопическое сечение. Макроскопическое сече-
ние Ец j-ro типа взаимодействия с ядром сорта i равно произведе-
нию соответствующего эффективного сечения (Jij на концентрацию
ядер этого сорта i в веществе, т. е. Е^ = щстрр
Величина, обратная макроскопическому сечению, называется
длиной свободного пробега Л нейтрона в веществе, А = 1/S. Чи-
словое значение величины свободного пробега равно толщине слоя
вещества, при прохождении через который плоскопараллельный
поток нейтронов ослабляется в е раз. Поэтому ослабление плотно-
сти потока параллельного пучка моноэнергетических нейтронов на
пути х происходит по закону
Фп = Фпое-^- (2.1)
Основными ядерными реакциями под действием нейтронов яв-
ляются упругое и неупругое рассеяние, поглощение нейтронов, ре-
акция (п, 2п) и деление ядер. Деление ядер мы рассмотрим позд-
нее и более подробно. Остановимся на первых трех реакциях.
116
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
Упругое рассеяние. Эта реакция аналогична упругому
столкновению двух шаров. Между нейтроном и ядром при упру-
гом рассеянии происходит перераспределение кинетической энер-
гии без изменения внутреннего состояния ядра. Если кинети-
ческая энергия нейтрона больше кинетической энергии ядра, то
рассеянный нейтрон замедляется, а ядро ускоряется, и наоборот.
Упругое рассеяние нейтронов подразделяют на потенциальное
и резонансное. В процессе потенциального упругого рассеяния
главную роль играют его волновые свойства. Нейтрон, как волна,
отражается от поверхности ядра. Резонансное упругое рассеяние
нейтрона происходит через промежуточный процесс — образова-
ние составного ядра. Эффективное сечение упругого рассеяния
нейтрона <rs = crsn + crsp, где crsn и trsp — сечения потенциального
и резонансного упругих рассеяний нейтрона. В области резонанс-
ных пиков trsp <тяп? а вдали от них <rsn сг8р.
Эффективное сечение потенциального рассеяния <rsn в области
энергий быстрых нейтронов стремится к геометрическому сече-
нию ядра 7гг^.
Эффективное сечение упругого рассеяния as большинства ве-
ществ зависит от энергии нейтронов только в быстрой области, а
в тепловой и промежуточной областях почти постоянно. Исключе-
нием является водород. В тепловой области сечение упругого рас-
сеяния водорода резко падает (от 80 до 20барн), в промежуточной
области остается постоянным, а в быстрой области снова падает
до 4-5 барн.
Неупругое рассеяние. Быстрые нейтроны могут испы-
тывать не только упругое, но и неупругое рассеяние:
%Х + п-+ фО* + п.
В результате реакции ядро-мишень переводится в возбужден-
ное состояние. В процессе неупругого рассеяния нейтрон передает
ядру часть своей кинетической энергии, равной энергии возбужде-
ния ядра. Затем возбужденное ядро переходит в основное состоя-
ние, испуская гамма-кванты.
Неупругое рассеяние — пороговая реакция. Энергия порога
А + 1
.Епор = ———Wi, где Wi — энергия первого возбужденного уровня
ядра. Величина W± уменьшается с ростом массового числа от не-
скольких миллионов электронвольт до 100 кэВ и ниже. Следова-
тельно, неупругое рассеяние нейтронов происходит только в бы-
строй области и преимущественно на тяжелых ядрах.
2.2. Диффузия нейтронов
117
Эффективное сечение неупругого рассеяния (обозначается <7jn)
становится отличным от нуля при превышении энергии порого-
вого значения и достигает максимального значения для энергий
10-15 МэВ.
Поглощение нейтронов. В реакции (п,5) нейтрон по-
глощается, а вместо него образуется новая частица Ь. Поглощение
нейтронов происходит в реакциях (п,7), (п, а), деления, (п, 2п) и
других. Учитывая все возможные процессы, в которых поглоща-
ется нейтрон, эффективное сечение поглощения аа можно пред-
ставить в виде
<^а ~ + (Уf + (Т2п +
где <т7 — сечение радиационного захвата, сга — сечение реакции
(п, а), <ту — сечение деления, сг2п — сечение реакции (п, 2п).
До энергии 5 МэВ у большинства ядер наблюдается только ра-
диационный захват. Однако на ядрах 19В и 3Ы нейтроны погло-
щаются с испусканием альфа-частицы. У ядра радиационный
захват конкурирует с делением.
Сечение поглощения в тепловой области для большинства ядер
изменяется обратно пропорционально скорости нейтрона.
В промежуточной области энергий нейтронов кривая измене-
ния сечения поглощения у тяжелых ядер имеет резонансный ха-
рактер, т. е. в некоторых интервалах энергий сечение сначала рез-
ко возрастает, достигает максимального значения, а затем также
резко падает.
Реакция (тг, 2п). Реакция может происходить в том случае,
если энергия возбуждения составного ядра равна или превышает
энергию связи двух нейтронов в этом ядре. Так, например, энерге-
тический порог реакции 9Ве(п, 2п)8Ве равен 1,75 МэВ. Для боль-
шинства ядер энергия порога лежит в пределах от 8 до 10 МэВ.
Эффективное сечение (J2n изменяется аналогично сечению не-
упругого рассеяния <тггг, только <У2п начинает отличаться от нуля в
более высокой области энергий, чем сечение
2.2. Диффузия нейтронов
Свободные нейтроны, появляющиеся в среде в результате ядер-
ных превращений, многократно сталкиваются с атомными ядрами
и в каждом столкновении рассеиваются под разными углами от-
носительно направления своего движения до столкновения. В ре-
зультате движение нейтронов представляет собой хаотическое блу-
ждание в среде.
118
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
Если Sj — макроскопическое сечение какого-либо вида взаи-
модействия, то средняя длина пробега по отношению к этому виду
взаимодействия равна А, = 1/Sj. Так, длина рассеяния нейтронов
равна As = 1/Ss, а длина поглощения Аа = 1/Sa.
Полная длина пробега нейтрона А, если рассеяние и поглоще-
ние являются единственными видами взаимодействия, находится
из равенства
1 _ i 1
А Аз Аа
В лабораторной системе координат, когда рассеивающее ядро
неподвижно, рассеяние нейтронов не является изотропным, рав-
новероятным по углам, а направлено в среднем преимущественно
вперед, в направлении ударяющего в ядро нейтрона. Чем легче
рассеивающие ядра, тем меньше средний угол рассеяния и, сле-
довательно, тем сильнее от изотропии отличается распределение
направлений скоростей рассеянных нейтронов.
Случай несимметричного (анизотропного) рассеяния может
быть приведен к случаю изотропного рассеяния, если считать
рассеиваемые нейтроны перемещающимися на расстояние Ajr,
которое называется длиной переноса, или транспортной длиной.
Длина переноса Xtr представляет собой смещение нейтрона в на-
правлении движения до следующего акта рассеяния, которому со-
ответствует поворот траектории на угол тг/2.
При пренебрежении поглощением нейтронов число последую-
щих столкновений как угодно велико, и учет поправки во всех
столкновениях приводит к выражению
А —
tT 1 — cos в
Следовательно, А<г есть длина рассеяния As, исправленная на
анизотропию рассеяния.
Так как каждой длине пути нейтрона до соответствующего вза-
имодействия можно сопоставить макроскопическое сечение, то
транспортное сечение равно
Str = — = Ss(l - cos#).
Af.r
Средний косинус угла рассеяния зависит только от массового
числа рассеивающего ядра А:
(2-2)
(2-3)
_____ 2
cos в = —-.
ЗА
2.2. Диффузия нейтронов 119
Наибольшая анизотропия рассеяния имеет место на водороде.
С ростом массового числа величина cos# стремится к нулю, по-
этому рассеяние на ядрах с массовыми числами А > 10 прибли-
женно можно считать изотропным.
Все эти выводы относятся к нейтронам, энергия которых боль-
ше средней энергии теплового движения. В тепловой области си-
стемы координат центра масс и лабораторной совпадают и А<г =
= Xs, как при сферически симметричном рассеянии в системе
центра масс.
Если плотность нейтронов п(х) непостоянна по сечению веще-
ства, то происходит перетекание нейтронов из областей с большей
плотностью в области с меньшей плотностью. Плотность нейтро-
нов в малом интервале расстояний вблизи Xi больше, чем в ин-
тервале около а?2, а поскольку все нейтроны движутся, то и число
Рис. 2.1. Ток нейтронов J
рассеиваемых нейтронов из Х[ в х% больше, чем из х? в х±. На
рис. 2.1 показано изменение плотности нейтронов с изменением
координаты х.
Самопроизвольное проникновение и перемещение частиц при
наличии градиента плотности называется диффузией. Различие
в плотности нейтронов является причиной возникновения диффу-
зионного тока нейтронов. Таким образом, ток нейтронов предста-
вляет собой направленное перемещение нейтронов из областей с
более высокой нейтронной плотностью в сторону областей с более
низкой плотностью. Это смещение направлено против градиента
плотности. В теории ядерных реакторов под током нейтронов J
120
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
понимают количество нейтронов, проходящих в единицу времени
через единицу площади, перпендикулярной направлению потока.
Ток нейтронов векторная величина.
Явление диффузии подчиняется закону Фика. Согласно закону
Фика составляющая вектора тока нейтронов вдоль оси х пропорци-
ональна скорости изменения плотности потока нейтронов по оси х:
X
Xt^d^p _ dip
3 дх дх
(2.4)
Плотностью потока нейтронов <р называется количество ней-
тронов, проникающих в сферу единичного поперечного сечения в
единицу времени. Если п — плотность нейтронов, v — их ско-
рость, то <р = nv. Плотность потока — величина скалярная.
Знак «—» в формуле (2.4) показывает, что ток нейтронов на-
правлен в сторону уменьшения плотности потока нейтронов.
Коэффициент D называется коэффициентом диффузии среды
по отношению к нейтронам. Коэффициент диффузии зависит от
свойств среды. Он обратно пропорционален числу рассеивающих
столкновений нейтронов в среде на единицу длины:
D = —.
3
С учетом других координатных направлений, результирующий
вектор тока в соответствии с (2.4) можно переписать в следующем
виде:
J = —D
.dip .dip dip
1 J л—k T”
dx dy dz
или
J = —-Dgradyx
(2-5)
Таким образом, через единичную неподвижную площадку, рас-
положенную в среде, проходит разностный (результирующий) ток
нейтронов в сторону полупространства с меньшей плотностью ней-
тронного потока.
Найдем утечку нейтронов из элементарного объема dV за счет
тока нейтронов вдоль оси х. Пусть dV имеет прямоугольную фор-
му с площадью торцевой поверхности 1 см2 и толщиной dx. Утечка
нейтронов из единичного объема в единицу времени определится
разностью выходящего из объема тока нейтронов J(x + dx) и вхо-
дящего тока J(x), отнесенной к этому объему:
дп(х) _ J(x + dx) — J(x) _ dJ(x) _ d2tp(x)
dt dV dx dx2
2.2. Диффузия нейтронов 121
При получении этого выражения коэффициент диффузии и рас-
сеивающие свойства среды были приняты постоянными. С учетом
всех трех координатных направлений получим утечку из объема:
=_
dt
где Д — оператор Лапласа в прямоугольной системе координат
д2 д2
дх2 + ду2 + dz2
Выведем уравнение диффузии тепловых нейтронов. Рассмо-
трим однородную среду, в которой в единицу времени в единице
объема генерируется Sn нейтронов. Найдем изменение плотности
нейтронов п в единицу времени. Будем исходить из уравнения
баланса нейтронов:
дп
— = рождение-утечка-поглощение,
dt
или, используя (2.6),
— = Sn + Db<p-<pZa. (2.7)
dt
В стационарном случае dn/dt = 0 и
Sn + Dktp — фТ.а = 0.
Уравнение (2.7) является уравнением диффузии тепловых ней-
тронов, или, сокращенно, диффузионным уравнением. Это урав-
нение записано в диффузионном приближении, которое приме-
нимо только к моноэнергетическим нейтронам и при расстояниях
от источников, стоков нейтронов и от границ между разнородными
средами, во много раз большими, чем средняя длина свободного
пробега нейтрона в среде.
В случае сильной анизотропии рассеяния нейтронов уравнение
(2.7) неприменимо. Сильная анизотропия потока нейтронов имеет
место в среде с большим сечением поглощения или в среде на ма-
лых расстояниях (порядка средней длины свободного пробега ней-
трона) от ее границы. Диффузионное приближение будет давать
также неверные результаты, если сечения взаимодействия нейтро-
нов резко изменяются на расстоянии порядка средней длины сво-
бодного пробега нейтрона.
Диффузионное уравнение (2.7) является уравнением второго
порядка и поэтому, кроме начального условия, должны быть за-
122
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
даны граничные (краевые) условия, содержащие две постоянные.
Граничные условия задаются исходя из физической природы за-
дачи. Обычно ставят следующие граничные условия:
1. Плотность нейтронного потока р должна быть конечной и
неотрицательной (но может быть равна нулю). Это условие не
выполняется вблизи источников и стоков нейтронов.
2. На границе раздела между двумя средами (г = гд) с различ-
ными диффузионными свойствами диффузионный ток нейтронов
непрерывен. Непрерывна и плотность нейтронного потока, т. е.
^l(ro) = ^(^о),
D1
dpi
dr
= D2
r=ro
dp2
dr
r=TQ
3. Вблизи границы между диффузионной средой и вакуумом
плотность потока р изменяется таким образом, что при линейной
экстраполяции р обращается в нуль на определенном расстоянии
от границы. Действительно, на внешней поверхности среды не-
возможно рассеяние нейтронов обратно в среду. Поэтому ток ней-
тронов в направлении внутрь среды равен нулю.
При приближении к границе уже на расстояние порядка Xtr на-
блюдается недостаток нейтронов, движущихся внутрь диффузион-
ной среды, так как пустота не отражает нейтроны. Это означает
нарушение изотропии диффузии в пограничном слое и неприме-
нимость диффузионного уравнения. Точное решение может быть
получено лишь как решение газокинетического уравнения Больц-
мана.
Плотность нейтронного потока обращается в нуль на некоторой
условной границе. Рассмотрим внешнюю поверхность диффузион-
ной среды, граничащую с вакуумом (рис. 2.2). Если диффузион-
ная среда граничит с вакуумом, то обратный ток нейтронов из
вакуума в диффузионную среду отсутствует, но ток из диффузион-
ной среды в вакуум отличен от нуля.
На рис. 2.2 через Rr обозначен геометрический радиус диффу-
зионной среды, 7?э — так называемый экстраполированный ра-
диус, который находится путем линейной экстраполяции зависи-
мости р(г) по прямой, касательной в точке, соответствующей 7?г,
проведенной до пересечения с осью абсцисс. Разность R3 — Rr = d3
является длиной линейной экстраполяции плотности нейтронного
потока в диффузионном приближении. Она равна расстоянию, на
котором плотность нейтронного потока, а следовательно, и плот-
ность нейтронов, принимаются равными нулю. Расчет показы-
вает, что d3 = 0,71Агг.
2.2. Диффузия нейтронов
123
В качестве иллюстрации решения диффузионного уравнения
найдем плотность нейтронного потока, создаваемую плоским ней-
тронным источником в бесконечной гомогенной диффузионной
Рис. 2.2. К определению условия на границе «диффузионная среда-вакуум»
(2-8)
среде. Источник представляет собой бесконечную плоскость, ис-
пускающую Sn нейтронов с единицы площади в единицу времени.
В среде справа и слева от источника нет распределенных источни-
ков нейтронов. Поэтому уравнение диффузии имеет вид
D^-<pLa = 0,
dxz
или, так как D = Xtr/3, то
Atr d2<p
Td^~vS‘ = 0-
Введем обозначение %2 = 3Sa/Afr. Тогда получим
d2<P 2 п
Уравнение (2.9) имеет решение
<р(х) = А1е*х + А2е~*х.
Поскольку при х -> оо ф должно стремиться к нулю, то = 0.
Следовательно,
(2-9)
4>(х) = А2е-^, = -А2хе~хх.
ах
124
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
Так как при х = 0 ток нейтронов равен
^tr f dip \ Sn
3 \cLr/0 2 ’
то для определения второй постоянной получаем
^Чг . Sn
Отсюда
л _ 3 sn
А2 - 2Л'
Таким образом, мы нашли плотность потока нейтронов, созда-
ваемую плоским источником:
<^(ж) =
3 Sn С~ХХ
2 X^tr
(2.10)
Плотность нейтронного потока уменьшается экспоненциально
с увеличением расстояния от плоского источника нейтронов. Рас-
стояние, на котором плотность нейтронного потока падает в е раз,
называется длиной диффузии Lp.
Lp =
1
X
(2.И)
Длина диффузии является мерой среднего смещения нейтрона
от точки, где он стал тепловым после замедления, до точки, где он
поглотился.
Таким образом, (2.10) можно записать в следующем виде:
(2.12)
В качестве примера рассчитаем длину диффузии в графите,
если микроскопическое сечение рассеяния crs = 4,8 барн, а микро-
скопическое сечение поглощения сга = 4,5 барн. Считая плотность
графита р = 1,6г/см3, получим:
2.3. Замедление нейтронов
125
число атомов углерода в 1 см3
pNA 1,6 • 6,02 • 1023 опс 1п22 1
пс = —г- =---------тт;------= 8,05 • 1022 —у,
А 12 см3
= — = —-— = —-— = 2,71 см.
Ss rice's 0,368
1 _ 1
У о. ПССГа
1
3,62 10“4
= 2,76 • 103 см,
Xtr =-----s = 2,75 см,
1 — COS 0
Xfr^a rn
Ln = \ -------= 50 см.
V 3
Из примера мы видим, что вследствие зигзагообразности тра-
ектории нейтрона фактическое расстояние Ла, пройденное нейтро-
ном, значительно превосходит длину диффузии.
Установленное выше уравнение диффузии нейтронов приме-
нимо только к моноэнергетическим нейтронам. Однако при замед-
лении энергия нейтронов изменяется. Следовательно, уравнение
диффузии (2.7) должно быть записано в этом случае для диффе-
ренциальной плотности нейтронов пе = dn/dE и для дифферен-
циальной плотности потока нейтронов ре = d<p/dE.
2.3. Замедление нейтронов
При взаимодействии со средой нейтроны теряют свою кинети-
ческую энергию при упругом и неупругом рассеянии, т. е. замед-
ляются. При неупругом рассеянии нейтроны замедляются интен-
сивнее, но только в быстрой области, вследствие существования
энергетического порога неупругого рассеяния. В ядерной энерге-
тике большая часть ядерных реакторов работает на тепловых ней-
тронах. Для замедления быстрых нейтронов деления до тепловых
энергий используется их упругое рассеяние.
Так как при упругом рассеянии с уменьшением массы рас-
сеивающего ядра увеличивается кинетическая энергия, теряемая
нейтроном при столкновении, то в качестве замедлителя предпо-
чтительнее использовать вещества, содержащие легкие ядра. Если
сечение поглощения нейтронов мало, то в начале процесса замед-
ления в основном протекает реакция неупругого рассеяния, а за-
126
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
тем реакция упругого рассеяния. Нейтроны деления уже после
нескольких столкновений с легкими ядрами теряют такое коли-
чество энергии, что рассеяние в системе центра масс становится
сферически симметричным.
Если угол рассеяния нейтрона в системе центра масс обозна-
чить в, то
Ei _ А2 + 2А cos 0 + 1
Ж " (А+Т)2 ’ ( ’
где Eq и Ei — энергия нейтрона до и после столкновения; А -
массовое число рассеивающего ядра.
Для скользящего столкновения 0 = 0, cos0 = 1 и Ei = Eq.
Для лобового столкновения 0 = тг, cos0 = — 1 и
А-1\
А+1)
(2-14)
что соответствует максимально возможной потере энергии в ре-
зультате одного столкновения. Для углерода А = 12 и максималь-
ная относительная потеря энергии на одно столкновение соста-
вляет 0,28. Для водорода А = 1 и лобовое столкновение приводит
к полной остановке нейтрона.
Вероятность того, что рассеянный нейтрон обладает энергией
в интервале от Ei до Ei + dE равна
p(Ei) dE =
dE
E0(l - a)
0
при chEq El Eq,
при Ei < aEo, Ei > Eq.
(2.15)
Таким образом, распределение рассеянных нейтронов по энер-
гиям является равномерным.
Потеря энергии нейтроном при некотором k-м по счету столк-
новении в среднем равна
{Ек_1 - Ек) = {ЬЕк) = (2.16)
и составляет всегда одну и ту же долю энергии до столкновения.
Это означает, что пока значение Ек велико (число произошедших
столкновений мало) потеря энергии нейтрона при упругом рассея-
нии происходит большими порциями. Однако чем ниже энергия,
тем соответственно меньше количество теряемой энергии.
Величиной (A-Efc) при расчете замедления нейтронов пользо-
ваться неудобно, так как она зависит от текущего значения энер-
2.3. Замедление нейтронов
127
гии замедляющегося нейтрона. На практике используют среднюю
логарифмическую потерю энергии на одно столкновение:
е = /1п^\. (2.17)
Параметр замедления £ называется средним логарифмическим
декрементом энергии на одно столкновение.
Логарифм отношения среднего значения начальной энергии
нейтронов в момент их образования Eq к текущей энергии за-
медляющегося нейтрона называется летаргией нейтронов:
, (Ео)
(£?)
Отношение Ek-i/Ek зависит только от массового числа А рас-
сеивающего ядра замедлителя и не зависит от энергии, а следова-
тельно, и £ не зависит от энергии нейтрона.
В результате расчета можно получить формулу для среднего
логарифмического декремента энергии на одно соударение:
е = 1 + Ina, (2.18)
1 — a
где величина а определяется формулой (2.14).
Для А > 10 можно использовать приближенное выражение
4 А+ 2/3
Для водорода эта формула верна с точностью до 20%.
Таким образом, £ зависит только от массы рассеивающего ядра
и не зависит от начальной энергии нейтрона, т. е. в замедлителе
нейтрон теряет в среднем при каждом столкновении одну и ту же
долю своей энергии, которой он обладал до столкновения.
Независимость £ от энергии нейтрона позволяет рассчитать
среднее число столкновений к при замедлении нейтрона от энер-
гии Eq до Е^:
fc=|ln^. (2.19)
Q Ek
Следовательно, среднее значение энергии нейтрона с началь-
ной энергией Eq, испытавшего к соударений, равно (Ek) = Еое~к^.
На единице пути нейтрон сталкивается с ядрами замедлителя
в среднем Ss = 1/AS раз, где — макроскопическое сечение рас-
сеяния, As — средняя длина свободного пробега нейтрона по отно-
шению к рассеянию (длина рассеяния). При этом потеря энергии
128
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
нейтроном на единице пути составляет
_=Е0(1-е^.
Величина ££s характеризует потерю энергии нейтрона на еди-
нице пути в замедлителе и называется замедляющей способностью
вещества.
Наиболее полной характеристикой замедлителя является коэф-
фициент замедления, равный отношению его замедляющей спо-
собности к макроскопическому сечению поглощения:
#эам = (2.20)
Если замедлитель состоит из атомов различного сорта, при-
чем концентрация ядер г-го сорта равна п», сечение рассеяния —
(jsi, декремент — £j, то замедляющая способность такого вещества
равна 'EsTiiCTsi^i, где суммирование производится по всем сортам
входящих в замедлитель атомов.
Усредненное по всем ядрам значение среднего логарифмиче-
ского декремента энергии на одно столкновение будет уже зависеть
от энергии замедляющихся нейтронов, так как от энергии зависят
сечения рассеяния.
В качестве примера рассчитаем, сколько в среднем требуется
столкновений с ядром углерода (А = 12) для уменьшения энергии
нейтрона с 2 МэВ до 0,03 эВ. Так как А > 10, можно использовать
приближенную формулу для £:
s 1,5.4+1
Летаргия нейтронов
1 Ео 2 - 106 1О
U = In —— = In-----;г = 18.
Ek 3IO”2
Следовательно, среднее число столкновений равно k = и/£ =
= 114.
При делении образуются быстрые нейтроны, которые, двига-
ясь в замедлителе и испытывая рассеяние, теряют свою энергию
и замедляются вплоть до тепловых нейтронов, находящихся в тер-
модинамическом равновесии с окружающей средой. Найдем закон
изменения энергии нейтронов при замедлении.
Обозначим через Е текущее значение энергии нейтрона, v —
его скорость, Eq — его начальную энергию. В процессе диффузии
2.3. Замедление нейтронов
129
нейтрон, замедляясь, за время dt пройдет расстояние v dt и ис-
пытает в среднем vdt/Xs соударений, приводящих к рассеянию.
Если процесс замедления считать непрерывным, то уменьшение
логарифма энергии за это количество столкновений будет равно
, / dE\ & ,
In I 1 + — I = — dt
\ E J Xs
или, выражая скорость нейтрона через его энергию и раскрывая
дифференциал логарифма, после преобразований получаем
= /I. (2.21)
dt Xs V m
После интегрирования уравнения (2.21) находим закон изме-
нения энергии нейтрона со временем:
Среднее расстояние от источника, на котором быстрые ней-
троны замедляются до энергии Е, характеризуется длиной замед-
ления нейтронов LS(E).
Смещение быстрого нейтрона от источника зависит от трех
величин: коэффициента диффузии, замедляющей способности ве-
щества и начальной энергии нейтрона. Чем меньше коэффициент
диффузии, тем труднее быстрым нейтронам уйти от источника
на большие расстояния. С увеличением замедляющей способно-
сти вещества £Ss путь торможения быстрых нейтронов становится
короче. С увеличением начальной энергии замедляющегося ней-
трона растет длина замедления.
Если сечение рассеяния среды слабо зависит от энергии ней-
трона, то длина замедления нейтронов от энергии Eq до энергии
Е равна
L, = (2.23)
Так как коэффициент диффузии обратно пропорционален, а ма-
кроскопическое сечение прямо пропорционально плотности веще-
ства р, то квадрат длины замедления L2 ~ 1/р2. Отсюда следует
связь длин замедления Lsq и Ls в одном и том же веществе, но с
различными плотностями р$ и р\
Ls = Lso—.
Р
130
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
Нейтроны, перемещаясь в среде, удаляются от точки рождения
на некоторое расстояние. Быстрые нейтроны сначала замедля-
ются и становятся тепловыми, а затем перемещаются до тех пор,
пока не поглотятся средой. Среднее расстояние, проходимое ней-
троном в среде по прямой между точками рождения и поглощения,
пропорционально длине миграции:
M=^L} + Ll.
(2.24)
Длина миграции характеризует утечку нейтронов из объема
конечных размеров. Чем больше длина миграции, тем толще
поверхностный слой среды, из которого происходит утечка нейт-
ронов.
2.4. Деление ядер
Делением ядер называется процесс, при котором из одного
атомного ядра возникают два (реже три) ядра — осколка деления,
близких по массе. Деление ядра может происходить в результате
взаимодействия с ним гамма-кванта, нейтрона или какой-нибудь
другой частицы. При захвате частицы ядром образуется состав-
ное возбужденное ядро, которое затем может либо разделиться на
осколки и испустить нейтроны, либо перейти из возбужденного в
основное состояние, испустив гамма-кванты.
Механизм деления был объяснен советским физиком Я.И. Фре-
нкелем, исходя из представления о ядре как о жидкой капле боль-
шой плотности (капельная модель ядра). В обычных условиях
ядро-капля имеет более или менее сферическую форму радиуса
R. При захвате таким ядром нейтрона в результате сильного
возбуждения происходит значительное отклонение от шарообраз-
ной формы. Это приводит к уменьшению поверхностной энер-
гии ядра (Впов), способствующей сохранению сферической формы
ядра. Одновременно с уменьшением Епоъ происходит увеличение
электростатической (кулоновской) энергии отталкивания поло-
жительных ядер (2Гкул). Поэтому отношение электростатической
энергии отталкивания протонов, стремящейся разорвать ядро-кап-
лю, к энергии поверхностного натяжения, стремящейся удержать
ядро-каплю в прежнем состоянии, может служить в некоторой сте-
пени мерой устойчивости ядер к делению:
Екул (Ze)2 1 Z2
— ~ ———-——— const--,
ЕаОъ R 4тгЯ2<7 А
(2.25)
2.4. Деление ядер
131
где <т — поверхностное натяжение, R = гоА1/3 — радиус ядра, Z
и А зарядовое и массовое числа ядра.
Как видно, отношение энергий зависит только от величины
Z2/А. Эта величина получила название параметра деления. Ока-
залось, что условием устойчивости ядра к делению является вы-
полнение неравенства Z'2/А < 46.
Минимальная энергия, которую необходимо сообщить ядру,
чтобы оно разделилось, называется критической энергией деле-
ния, или энергией активации. В рамках капельной модели энер-
гия активации может быть оценена по следующей приближенной
формуле:
/ с/2 \
Еакт = 0,555 46 - — , МэВ. (2.26)
\ /
В 1940 г. советские ученые Г.Н. Флёров и К. А. Петржак обна-
ружили, что ядра наиболее тяжелых элементов могут делиться
спонтанно (самопроизвольно) без всякого внешнего воздействия и
сообщения ядру энергии. Этот процесс осуществляется с очень ма-
лой вероятностью его протекания и соответственно периоды полу-
распада ядер по спонтанному делению велики. Значения периодов
полураспада Тсп по отношению к спонтанному делению, среднего
числа нейтронов щ испущенных при делении ядра, и удельной
активности Асп некоторых изотопов приведены в табл. 2.1.
Таблица 2.1. Характеристики спонтанного
деления изотопов
Изотоп Тсп, лет Асп, 1/с-кг и
230 гр 1,5 • 1017 0,37 1,24
233 и 3 1017 0,19 -
235 -[j 1,9-1017 0,29 -
238 pj 8 • 1015 6,8 2,30
238ри 4,9- Ю10 1,1 106 2,28
239Ри 5,5 • 1015 10 -
24°ри 1,2 1011 4,5 • 10б 2,23
242Ри 6,8 Ю10 7,8 • 105 2,28
Существование процесса спонтанного деления ядер не может
быть объяснено с помощью модели ядра как капли жидкости.
Спонтанное деление происходит за счет туннельного эффекта, т. е.
132 Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
путем проникновения осколков сквозь потенциальный барьер, так,
как это имеет место при альфа-распаде ядра.
Наибольший интерес представляет деление тяжелых ядер ней-
тронами, так как в результате каждого акта деления появляются
новые свободные нейтроны, способные вызвать последующие акты
деления. Таким образом, имеется принципиальная возможность
осуществления самоподдерживающейся цепной реакции деления.
При поглощении нейтрона ядром образуется составное ядро с
массовым числом на единицу больше ядра-мишени. Это составное
ядро находится в возбужденном состоянии и может разделиться в
том случае, когда энергия его возбуждения EBO3q > Еак.г. Если ки-
нетическая энергия нейтрона равна Еп, а энергия связи нейтрона
в составном ядре равна Есв. то условие, которое должно быть вы-
полнено для того, чтобы ядро разделилось, будет иметь вид
+ Есв > Еакт. (2.27)
Минимальная кинетическая энергия нейтрона, при которой
становится возможным деление ядер, называется пороговой энер-
гией деления на нейтронах Епор:
ЕпОр = Еакт — Есв. (2.28)
Посмотрим, как выполняется условие деления для изотопов
урана 235U и 238U. При захвате нейтрона ядрами этих изотопов
образуются составные ядра 236U и 239U. Энергия активации для
236U, как можно ее оценить по формуле (2.26), равна 5,7МэВ, а
для 392U — 5,9 МэВ.
Энергия связи нейтрона в ядре вычисляется по известной из
ядерной физики формуле:
Есв = 931,4{[M(Z, А - 1) + mn] - M(Z, А)}, МэВ,
где M(Z, А) масса атома в а.е.м. с зарядовым числом Z и мас-
совым числом А. Если подставить значение масс: тп = 1,00867,
М(92,235) = 235,04393, М(92,236) = 236,04573, М(92,238) =
= 238,05076 и М(92,239) = 239,05423, то получим, что энергия
связи нейтрона в ядре 236U равна 6,4МэВ, а в 239U — 4,8 МэВ.
Сравнивая полученные значения с соответствующими значени-
ями энергии активации, получаем, что пороговое значение энергии
деления ядра 238U равно 1,1 МэВ, а у ядра 235U энергетический
порог деления отсутствует. Таким образом, 238U делится под дей-
ствием нейтронов, энергия которых более 1,1 МэВ, a 235U делится
под действием нейтронов любых энергий, в том числе и энергий
2.4. Деление ядер
133
тепловых нейтронов, находящихся в равновесии с окружающей
средой. Точно так же можно убедиться, что изотопы 233U и 239 Ри
делятся под действием нейтронов любых энергий.
Наряду с делением может происходить процесс захвата ней-
трона ядром без деления с последующим испусканием гамма-кван-
та. Эта реакция называется радиационным захватом. Микро-
скопические сечения деления оу и радиационного захвата <т7 для
тепловых нейтронов, а также сечения, усредненные по энергетиче-
скому спектру нейтронов деления, приведены в табл. 2.2. Там же
приведены значения среднего числа нейтронов, испущенных при
одном делении.
Таблица 2.2. Сечения взаимодействия
нейтронов (барн)
а7 V
Тепловые нейтроны
233jj 525 53 2,62
235jj 582 101 2,54
238 jj - 2,82 -
239ри 742 286 3,02
Быстрые нейтроны
233ц 1,953 0,073 2,62
235 и 1,289 0,108 2,57
238 0,315 0,084 2,79
239Рн 1,860 0,067 3,09
Энергии нейтронов деления различны и лежат в пределах от
0,5 до 15 МэВ. Среднее значение энергии нейтронов деления 235 U
равно 2 МэВ.
В последующем, при неупругом и упругом рассеянии, нейтро-
ны снижают кинетическую энергию вплоть до энергии теплового
движения атомов и молекул окружающей среды.
Главная особенность области быстрых нейтронов состоит в
том, что, поскольку сечение поглощения здесь очень мало, пол-
ное сечение взаимодействия crt есть сечение рассеяния os, пред-
ставляющее собой сумму сечений упругого <jnn и неупругого апп'
рассеяния.
Главной особенностью области промежуточных энергий явля-
ется резонансный характер зависимости сечения радиационного
134 Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
захвата сг7 от энергии нейтронов. В этой области находятся са-
мые высокие резонансные сечения <т7 для тяжелых ядер и ядер
средней массы.
В тепловой области велики сечения поглощения, так как они
изменяются большей частью обратно пропорционально скорости
нейтрона. Хотя ширина энергетической области тепловых нейтро-
нов ничтожно мала, ее роль существенна. Достигшие теплового
равновесия нейтроны больше не изменяют свою среднюю энер-
гию и, следовательно, накапливаются в тепловой области, где в
итоге поглощаются. Высокое значение сечения деления 235U в
тепловой области позволяет осуществить самоподдерживающуюся
цепную реакцию деления в природном уране, несмотря на то, что
природный уран содержит всего 0,712% делящегося на тепловых
нейтронах изотопа. Остальное составляют 238U (99,282%) и 234U
(0,006%).
Процесс деления не протекает по какой-то определенной схеме;
имеется много различных каналов деления, каждый из которых
сопровождается образованием различных пар осколков деления.
Рис. 2.3. Выход осколков на одно деление в зависимости от массы
Реализуются эти каналы статистически. На рис. 2.3 приведен вы-
ход осколков различной массы при делении в зависимости от
массовых чисел осколков.
2.4. Деление ядер
135
Нейтроны и гамма-кванты, испускаемые образовавшимися при
делении возбужденными осколками, называются мгновенными.
При делении испускается также нейтрино.
После торможения в среде возбужденные осколки деления пре-
вращаются в нейтральные атомы с ядрами в основных энерге-
тических состояниях и называются продуктами деления. Пос-
кольку устойчивые тяжелые ядра имеют в своем составе избыток
нейтронов по сравнению с устойчивыми ядрами средних массо-
вых чисел, продукты деления пересыщены нейтронами и явля-
ются /3-активными. Первичных атомов-продуктов образуется очень
много, около сорока различных пар осколков, и каждый из них в
среднем претерпевает по три /3-распада прежде чем превращается
в стабильное ядро. В редких случаях /3-распада испускаются за-
паздывающие нейтроны. Их доля в общем числе нейтронов соста-
вляет при делении урана-235 всего 0,64%, при делении плутония
239 — 0,21%, а при делении природного урана — 1,57%. Общий
баланс выделяемой при делении ядра 235U энергии приведен в
табл. 2.3.
Таблица 2.3. Энергетический баланс деления
Продукты деления Энергия, МэВ
ОСКОЛКИ 168
мгновенные 7-кванты 7
/3-частицы распада 5
у-кванты при /3-распаде 5
нейтроны деления 5
нейтрино 10
Всего 200
Осколки деления и /3-частицы передают свою энергию веще-
ству непосредственно вблизи точки деления тяжелого ядра, тогда
как нейтроны и 7-кванты переносят энергию на большие рассто-
яния. Энергия осколков деления и мгновенных 7-квантов и ней-
тронов превращается в тепло сразу же после процесса деления.
Энергия же /3-распада выделяется постепенно, скорость ее выде-
ления определяется накоплением и распадом большого количества
радиоактивных ядер.
Превращающуюся в тепло энергию обычно округляют до
200 МэВ на один акт деления, что в пересчете на 1 г разделив-
136
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
шегося 235U дает: 5 1023 МэВ = 8,1 1О10 Дж = 22,5 МВт • ч =
= 0,937 МВт • сутки.
Испускаемые при /3-распаде некоторых продуктов деления за-
паздывающие нейтроны, несмотря на очень малую долю в полном
числе образованных при делении нейтронов, играют определяю-
щую роль в управлении цепной самоподдерживающейся реакцией
деления.
Обычно выделяется шесть групп запаздывающих нейтронов с
усредненными периодами полураспада и выходами. Их усреднен-
ные периоды полураспада лежат в пределах от десятых долей до
десятков секунд, а времена запаздывания составляют единицы-
десятки секунд.
2.5. Цепная реакция деления ядер
Цепная реакция деления ядер может быть самоподдерживаю-
щейся, развивающейся или затухающей. Характеристикой раз-
вития цепной реакции деления в данной размножающей системе
является коэффициент размножения нейтронов к, равный отно-
шению общего числа нейтронов в каком-либо поколении к поро-
дившему их общему числу нейтронов в предыдущем поколении.
Под поколением нейтронов деления понимают нейтроны деления,
принадлежащие к одному из последовательных актов деления ядер
цепной реакции деления. При к = 1 реакция является самопод-
держивающейся, протекающей на постоянном уровне выделяемой
мощности. При к > 1 реакция становится развивающейся. При
к < 1 реакция затухает.
Примем идеальные условия для протекания цепной реакции
деления, состоящие в том, что размножающая нейтроны среда
имеет бесконечные размеры (утечка нейтронов через поверхность
отсутствует) и каждый из нейтронов рано или поздно захваты-
вается ядром и вызывает его деление с образованием в среднем
к = v новых нейтронов, которые мы будем называть нейтронами
первого поколения.
Эти v нейтронов в свою очередь вызовут деление v ядер; в ре-
зультате появится к2 — и2 нейтронов второго поколения. Далее в
результате деления к2 ядер появится А:3 нейтронов третьего поко-
ления, и т. д. Таким образом, если в первом поколении было IVi
нейтронов, то их число в п-м поколении будет Nn = Nikn, где к —
коэффициент размножения нейтронов.
При к = 1 реакция деления стационарна, т. е. число нейтронов
во всех поколениях одинаково — размножения нейтронов нет. Со-
2.5. Цепная реакция деления ядер
137
ответствующее состояние системы называется критическим. При
k > 1 число Nn растет с увеличением п; такое состояние называ-
ется надкритическим. При к < 1 число Nn убывает с увеличением
п; такое состояние называют подкритическим.
В нашем идеализированном случае к = v. В действительно-
сти же не все нейтроны участвуют в протекании цепной ядерной
реакции деления.
Во-первых, реальная размножающая система (активная об-
ласть или зона) имеет конечные размеры и часть нейтронов, вы-
ходя с ее поверхности, покидает систему. Вероятность того, что
нейтрон не уйдет из активной зоны, зависит от ее состава, раз-
меров и формы, а также от среды, окружающей активную зону.
Если такая среда отражает нейтроны обратно в активную зону,
то эта вероятность увеличивается. Среда, снижающая утечку ней-
тронов через внешнюю поверхность активной зоны, называется
отражающей.
Во-вторых, нейтроны в активной, размножающей среде вы-
зывают не только деление ядер, но также захватываются послед-
ними, не производя деление, но испуская гамма-кванты, т. е. всту-
пают в реакцию радиационного захвата (н, 7). Пусть cry — сечение
деления, а <т7 — сечение радиационного захвата. Тогда среднее
число испущенных вторичных нейтронов, приходящееся на один
акт захвата нейтрона способным к делению ядром, будет
у = —. (2.29)
cry + СГ7
Все величины, входящие в эту формулу, зависят от энергии
нейтронов, так что сама формула относится к моноэнергетическим
нейтронам, т. е. к нейтронам, имеющим одну и ту же энергию.
Если среда состоит только из способных к делению ядер и
имеет бесконечные размеры, то коэффициент размножения ней-
тронов такой среды равен ту. Природная смесь изотопов урана при
любых размерах и форме системы без каких-либо посторонних
добавок — всегда подкритическая.
Взаимодействуя с ядрами 238U, нейтроны деления с преоблада-
ющей вероятностью не вызывают новых актов деления, а испыты-
вают неупругое рассеяние, отчего их энергия становится ниже ми-
нимальной, необходимой для деления 238U (около 1 МэВ). Поэтому
развитие цепной реакции деления природного урана на быстрых
нейтронах невозможно. Разветвление начинает преобладать над
обрывом цепей в природной смеси изотопов урана лишь при весьма
малых энергиях нейтронов, близких к энергии их теплового дви-
138 Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
жения (около 0,025 эВ при комнатной температуре). При таких
энергиях нейтронов сечение деления 235U уже столь велико, что
деление 235U, несмотря на его малое содержание в смеси, оказы-
вается преобладающим процессом.
В процессе замедления в уране нейтроны теряют энергию
столь малыми порциями, что почти наверняка попадают в та-
кую область энергий, где сечение радиационного захвата нейтро-
нов ядрами 238U имеет один из резонансных максимумов и очень
велико. Такие нейтроны с большой вероятностью поглощается и
дальше в ядерной цепной реакции не участвуют.
Ядерные цепные реакции на медленных нейтронах осуществ-
ляются в ядерных реакторах, в которых природный уран или
уран, обогащенный изотопом 235U, расположен в виде отдельных
блоков или равномерно распределен в объеме замедлителя (воды,
тяжелой воды, графита). При столкновениях с легкими ядрами по-
теря энергии нейтронов происходит гораздо большими порциями,
чем при столкновениях с ядрами урана, и поэтому вероятность
того, что нейтрон деления в ходе замедления до тепловых энергий
избежит радиационного захвата ядрами 238U в присутствии за-
медлителя гораздо больше. Замедлители как бы доставляют ней-
троны в тепловую область в обход «опасной» области резонансных
максимумов сечений радиационного захвата в 238U.
При поглощении ураном одного нейтрона в среднем в смеси
изотопов 238U и 235U испускается т] нейтронов:
_ ^35^35 + 1/238(1 -х)а238
x(a235 + а233) + (1 - Ж)(<7238 + ст238) ’ 1
где х — доля 235U в смеси изотопов урана.
При делении на тепловых нейтронах о^38 = 0 и
XOj35
7 дет235 + (1 — х) О'238
Через сто = <7j + (т7 обозначено сечение поглощения нейтро-
нов. Для природного урана и тепловых нейтронов сг^35 = 582 барн,
<т235 = 101 барн, ст238 = 2,82 барн, v — 2,5, т] = 1,35.
Проследим за судьбой тц быстрых нейтронов первого поколе-
ния, образовавшихся в результате деления 235U под действием те-
пловых нейтронов. Некоторые из этих быстрых нейтронов обла-
дают энергией достаточно высокой, чтобы вызвать деление ядер
2.5. Цепная реакция деления ядер 139
238U; кроме того, незначительный вклад в процесс деления на бы-
стрых нейтронах вносят ядра 235U.
Таким образом, благодаря тому, что небольшая часть быстрых
нейтронов до замедления успевает разделить ядра 238U, гц увели-
чивается в е раз (в большинстве реакторов £ = 1,03). Коэффици-
ент е равен отношению общего числа быстрых нейтронов, образу-
ющихся в результате деления под действием нейтронов всех энер-
гий, к числу быстрых нейтронов, образующихся в результате
деления на тепловых нейтронах, и называется коэффициентом
размножения на быстрых нейтронах.
Быстрые нейтроны в количестве ще замедляются до тепло-
вых энергий вследствие столкновений с ядрами замедлителя. Во
время этого процесса замедления они могут быть подвержены ре-
зонансному захвату до тех пор, пока их энергия не упадет ниже
~ 5 эВ. Вероятность достижения быстрым нейтроном тепловых
энергий без захвата ядрами 238U называется вероятностью избе-
жать резонансного захвата. Обозначим эту вероятность буквой
ip. Таким образом, n^Eip нейтронов достигают тепловых энергий,
причем некоторые из них поглощаются замедлителем, теплоноси-
телем и другими вредными поглотителями, а часть их в поглоща-
ется делящимся веществом.
Коэффициент в называется коэффициентом использования те-
пловых нейтронов. Он определяется как отношение числа тепло-
вых нейтронов, поглощенных делящимся веществом, к общему
числу тепловых нейтронов, поглощенных в результате любых про-
цессов.
Для гомогенного реактора, где активная зона представляет со-
бой равномерно распределенное делящееся вещество и замедли-
тель, каждая часть реактора подвергается действию одинакового
потока нейтронов. В этом случае коэффициент использования те-
пловых нейтронов равен
удел
« = + V +£,+ • <2'31>
+ ^а1 + ^а2 + • •
В гетерогенной среде делящийся нуклид, замедлитель, кон-
струкционные материалы и теплоноситель разделены в объеме ак-
тивной зоны. Нейтронные сечения, и прежде всего сечения погло-
щения каждого из этих материалов, могут сильно различаться.
Естественный, а тем более обогащенный уран имеет достаточно
высокие значения сечений поглощения, тогда как замедлители
это легкие вещества с малым поглощением. Распределения ней-
140
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
тронов по разнородным объемам всегда различны. Нейтронов все-
гда меньше там, где велико поглощение, и больше в области с
малым поглощением, а число поглощенных нейтронов определя-
ется не только макроскопическим сечением вещества, но и реаль-
ным потоком нейтронов. Так как плотности потоков в уране и
замедлителе оказываются различными, коэффициент использова-
ния тепловых нейтронов в гетерогенной среде должен зависеть не
только от отношения макроскопических сечений, но и от соотно-
шений потоков тепловых нейтронов.
Если на каждый захват теплового нейтрона 235U испускается в
среднем т) быстрых нейтронов, то число образовавшихся быстрых
нейтронов второго поколения должно составлять щетрт/.
Поскольку коэффициент размножения к является отношением
числа нейтронов любого поколения к соответствующему числу
нейтронов предыдущего поколения, то
= =
П1
Это значение к^ относится к системе бесконечных размеров,
так как мы не учли потерю нейтронов вследствие утечки.
Равенство (2.32) называется часто формулой четырех сомно-
жителей. Эта формула определяет условия, при которых в реак-
торе бесконечных размеров устанавливается самоподдерживающа-
яся цепная реакция. Значение ту и е зависят только от свойств
топлива и не поддаются регулировке. Таким образом, возмож-
ность осуществления цепной реакции зависит от значений ip и в,
которые зависят от геометрии, состава элементов реактора и от
отношения массы топлива к массе замедлителя.
В формуле (2.32) не учтено, что часть нейтронов вылетает из
среды через ее поверхность и не участвует в цепной реакции. По-
этому в действительности коэффициент размножения нейтронов
системы конечных размеров равен некоторому эффективному зна-
чению А:;,ф, которое меньше к^.
Плотность нейтронов уменьшается не только вследствие вы-
лета нейтронов деления через поверхность системы, но и из-за
утечки нейтронов в процессе замедления и диффузии тепловых
нейтронов. Связь коэффициентов А'Эф и к^ записывается в следу-
ющем виде:
кэф = koopip2, (2.33)
где р\ доля быстрых нейтронов, замедляющихся в системе до
тепловых энергий, р% — доля тепловых нейтронов, поглощенных
в системе.
2.5. Цепная реакция деления ядер 141
С увеличением объема размножающей системы утечка нейтро-
нов уменьшается. При этом значения р\ и р% стремятся к единице,
а эффективный коэффициент размножения стремится к кх.
Поскольку утечка нейтронов пропорциональна площади поверх-
ности размножающей системы, а число рождаемых нейтронов про-
порционально ее объему, то чем больше размер систем, тем мень-
ше относительная утечка нейтронов. Если размер системы таков,
что А:эф = 1, то размер системы называется критическим, а масса
системы такого размера называется критической массой. В кри-
тической массе число нейтронов, образующихся в результате де-
ления, точно уравновешивается числом нейтронов, теряемых за
счет утечки, захвата изотопом 238U и других процессов.
Выясним характер зависимости критической массы от геоме-
трической формы, характеристик делящегося вещества и плотно-
сти. Зависимость от геометрической формы мы рассмотрели ра-
нее (см. гл. 1) и выяснили, что наиболее выгодной геометрической
формой размножающей системы является шаровая.
Развивающаяся цепная реакция деления происходит в том слу-
чае, если скорость увеличения концентрации нейтронов пп в дан-
ном объеме вследствие деления превышает скорость уменьшения
их концентрации вследствие вылета через поверхность массы де-
лящегося вещества. Для шара условие превышения прихода ней-
тронов над расходом за одну секунду можно записать следующим
образом:
> 0,5nnvS.
Коэффициент 0,5 перед nnvS учитывает долю нейтронов, выходя-
щих наружу. Следовательно,
= Я>|^-ч= = Якр. (2-34)
S 3 2n„<jfV 2 пяцfU
В формулах приняты следующие обозначения: пп — плотность
нейтронов; v — скорость нейтронов; пя, <jf концентрация и
сечение деления ядер делящегося вещества; v - среднее количе-
ство нейтронов, испускаемых в результате одного деления; V, S —
объем и площадь поверхности шара радиусом R. Плотность деля-
щегося вещества связана с концентрацией ядер через число Аво-
Дпя
гадро 7Уд и массовое число А следующей зависимостью: р = —
Поэтому критическая масса равна
/ А \3 1
Мкр = Зтг ------- (2.35)
\NA<TfvJ р2
142
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
Такой приближенный расчет дает для плутония нормальной
плотности (р = 18,7г/см3) при оу = 2барна, и = 3 критическую
массу 11кг, что близко к действительному значению.
Если масса делящегося вещества имеет форму сферической
оболочки с радиусом R, а ее толщина АЛ -С R, то аналогичное
рассмотрение прихода и расхода нейтронов приводит к следую-
щему условию подкритичности:
2пясгуп 2N&pcTfV
Важный вывод, который можно сделать из проведенных рас-
четов, заключается в том, что критический радиус убывает с уве-
личением плотности по закону 1/р.
Критическая масса зависит и от чистоты делящегося вещества.
Наличие примесей увеличивает критическую массу. Чем чище де-
лящееся вещество, тем меньше критическая масса заряда. Расчет
показывает, что критическая масса шара из чистого U-235 нор-
мальной плотности равна 45,68 кг, а из чистого Ри-239 — 9,35 кг.
В ядерных зарядах США используется оружейный уран (oral-
loy), который обогащен U-235 до 93,5%. Критическая масса шара
из оружейного урана нормальной плотности равна 49 кг. Оружей-
ный плутоний содержит 93,5% Ри-239. Критическая масса ору-
жейного плутония нормальной плотности составляет величину
около 12,5 кг. Большинство ядерных зарядов США содержит смесь
U-235 и Ри-239.1
На величину критической массы влияет оболочка, окружающая
заряд делящегося вещества. Если выбрать материал оболочки та-
кой, что попадающие в оболочку нейтроны будут возвращаться
обратно в заряд, то критическая масса станет меньше, чем в от-
сутствие оболочки. За счет такого отражателя нейтронов крити-
ческая масса может быть уменьшена в несколько раз. Эффектив-
ными являются отражатели, содержащие бериллий, вольфрам или
природный уран. В качестве отражателей может использоваться
и комбинация этих материалов.
Взрывная реакция деления в ядерном заряде осуществляется
быстрыми нейтронами деления, часть из которых либо потеряла
свою энергию в результате неупругого рассеяния, либо поглотилась
в результате радиационного захвата при взаимодействии с ядрами
делящегося вещества. Поэтому для обеспечения условий развития
взрывной реакции деления необходимо использовать либо плу-
1 The New York Times. 1988, March 21.
2.5. Цепная реакция деления ядер 143
тоний, либо уран, в сильной степени обогащенный изотопом ура-
на-235. В зарядах делящегося вещества изотоп U-235 может ис-
пользоваться в сочетании с U-233 и Ри-239, свойства которых по
отношению к реакции деления аналогичны свойствам U-235.
Сила взрыва в значительной степени зависит от скорости вы-
деления энергии. Оценим среднее значение этой скорости. При
делении одного ядра выделяется энергия £дел около 200 МэВ =
= 3,2 10-11 Дж, из которой около 3 • 10-11 Дж выделяется непо-
средственно при делении ядра. Остальная часть энергии испуска-
ется в процессе распада продуктов деления, в течение нескольких
суток или даже лет. Средняя скорость нейтронов деления около
2 • 107 м/с, и они проходят в делящемся веществе несколько сан-
тиметров до того, как захватятся ядром. Следовательно, среднее
время т между двумя последовательными делениями, иначе го-
воря, время жизни одного поколения нейтронов, составляет вели-
чину порядка 10~8 с.
Возьмем для примера v = 2 и завышенное значени среднего
времени жизни одного поколения 10~7 с. Тогда уже через 10-5 с
после начала реакции (если плотность делящегося вещества в те-
чение этого времени постоянна) появятся нейтроны сотого поколе-
ния в количестве 210 = 1,27 • 1О30. Всего за это время произойдет
2,54 1()30 делений. При этом выделяется энергия в количестве
около 8 • 1019 Дж. Таким образом, средняя скорость выделения
энергии составит 8 • 1024 Дж/с.
В действительности скорость выделения энергии в начале цеп-
ной реакции резко возрастает. Если в некоторый момент времени
в активной зоне образовалось N свободных нейтронов, то по про-
шествии времени жизни одного поколения число нейтронов станет
равным k3*,N, а приращение за время цикла составит М\кэф — 1).
Следовательно, изменение числа нейтронов в единицу времени
,,аВН° dN N
^- = -(^-1), (2.37)
at т
а скорость выделения энергии будет равна
ДЕ' _ dN _ Едел(&эф — 1)М) Иэф — 1,1
~dt ~ - т ехр
(А;Эф - 1)2VO
Величина a = ——----------характеризует скорость протекания
реакции. По данным [10] скорость деления для чисто атомных
зарядов лежит в пределах (20-200) • 106с-1. Для форсированных
зарядов эта величина может увеличиваться до 109с-1.
144
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
При оценке скорости выделения энергии предполагалось, что в
процессе цепной ядерной реакции коэффициент размножения ней-
тронов остается постоянным. В действительности он убывает по
мере разлета заряда делящегося вещества. Реакция прекраща-
ется, когда вследствие разлета плотность уменьшается настолько,
что состояние заряда становится подкритическим. По порядку ве-
личины время разлета сопоставимо со временем распространие-
ния волны разрежения по заряду от центра к поверхности шара.
Скорость этой волны равна скорости звука а, и поэтому время ги-
дродинамического разлета по порядку величины равно ir.p. = L/a,
где L характерный размер заряда.
В процессе развития взрыва выделяется большое количество
энергии, и внутренняя энергия нагретого взрывом вещества во
много раз превосходит энергию связи атомов. При этом вещество
полностью испаряется и ведет себя при разгрузке как газ. Скорость
звука растет с температурой как Г1/2:
I'yRT
а = \ ----’
V М
где у отношение теплоемкости газа при постоянном давлении
к теплеем кости газа при постоянном объеме; R — универсальная
газовая постоянная, R = 8,31 Дж/(моль - К); р — молярная масса
газа, кг. Для урана имеем а и 15Т1//2м/с и при размере заряда
в несколько сантиметров и Т = 108 К время £г.р. гидродинамиче-
ского разлета составит величину порядка десятых микросекунды.
Для увеличения времени, в течение которого происходит разлет
заряда, его можно окружить оболочкой из тяжелого материала. В
качеств!' такого тяжелого материала может быть выбран свинец
или уран. Природный уран использовать предпочтительнее, так
как он делится под действием быстрых нейтронов деления, что
приводи г к увеличению концентрации нейтронов в активной зоне
и к увеличению скорости протекания цепной реакции деления.
2.6. Критическое состояние делящегося вещества
Получить условие критичности для размножающей системы
без замедлителя можно, решая уравнение диффузии в одногруп-
повом приближении, заменив спектр нейтронов деления нейтро-
нами, имеющими одинаковую энергию. Этот случай соответствует
тому, когда система состоит из однородной смеси ядер тяжелого
и легкого изотопов урана. Действительно, поскольку масса ядер
урана гораздо больше массы нейтрона, то потеря кинетической
2.6. Критическое состояние делящегося вещества
145
энергии нейтрона при столкновении с ядром урана очень мала и
замедления практически не происходит. Реакция деления ядер
происходит на быстрых нейтронах.
Если в размножающей среде идет самоподдерживающаяся цеп-
ная реакция деления на постоянном уровне выделяющейся мощ-
ности, то размножающая среда находится в стационарном состоя-
нии, т. е. плотность потока нейтронов при отсутствии внешних ис-
точников не меняется со временем. Сколько нейтронов возникает
при делении, столько же нейтронов теряется в результате поглоще-
ния и утечки. Система в этом случае находится в критическом со-
стоянии, эффективный коэффициент размножения нейтронов ра-
вен единице.
Наша задача будет состоять в том, чтобы найти условия, при
которых система становится критической.
Для стационарного состояния, когда dip/dt — 0, уравнение ба-
ланса нейтронов принимает вид
Sn + -д~Л<р - 9?Sa = 0.
О
Источник нейтронов Sn установим из следующих соображе-
ний. Поскольку замедление отсутствует, то процессы образования,
диффузии и поглощения нейтронов происходят при одном уровне
энергии. Если к^ — коэффициент размножения нейтронов в де-
лящемся веществе, то каждый захват нейтрона приводит к обра-
зованию коо нейтронов. Поэтому Sn = к^ф^а- Таким образом,
+ ^Д<£ - = 0,
О
или
Д<^ + В2^ = 0, (2.39)
2 3(^00 1)Еа
в = -------А------
Atr
^ОО 1
l2d
(2.40)
Для определенной геометрии системы можно решить уравне-
ние (2.39) и получить соотношение между критическими разме-
рами размножающей системы и свойствами веществ, находящих-
ся в этой системе.
Рассмотрим наиболее простой, одномерный случай, когда раз-
множающая система имеет форму бесконечной пластины толщи-
ной а (рис. 2.4).
Уравнение (2.39) в одномерном случае приобретает вид
^ + В2<р = 0. (2.41)
ахЛ
146
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
Рис. 2.4. Размножающая система в форме бесконечной пластины
Поскольку kao > 1 (в противном случае самоподдерживающа-
яся реакция в системе конечных размеров протекать не может),
то В2 > 0. Тогда уравнение (2.41) по виду совпадает с уравне-
нием незатухающих свободных колебаний. Его решение хорошо
известно:
tp = Ai cos Вх + А<2sinBx.
Наложим на это решение краевые условия. Из условий симме-
трии следует, что плотность нейтронного потока максимальна при
х — 0:
dp
— — —Ai В sin Вх + А^В cos Вх = 0.
dx
Отсюда следует, что А% = 0, поскольку В не может быть равно
нулю. Таким образом,
(р = Ai cos Вх. (2.42)
Кроме того, р = 0 при х — ±жо/2, где жо/2 — половина
фактической толщины пластины плюс длина экстраполяции d3 =
= 0,71 Xfr. Подставив это значение в уравнение (2.41), получаем
л Вх° л
Ai cos —— = 0.
2
Следовательно,
Bxq тг Зтг 5тг тг Зтг 5тг
~ = 2’ Т’ Т’ = х^х^х^"'
2.6. Критическое состояние делящегося вещества 147
Подставив эти значения в уравнение (2.41), получаем
. 7ГЖ . Здж Л 5тг.т
= Ли cos-----1- Ai3 cos----1- Ai5 cos---h ... (2.43)
Xq
Значения В, удовлетворяющие краевым условиям, называются
собственными значениями для данной задачи. Наименьшее зна-
чение В отвечает основному решению, а все значения, превыша-
ющие основное, — гармоникам. Для подкритического реактора
с дополнительным источником нейтронов все коэффициенты Ац,
А1з, ^415, • • могут быть отличны от нуля. Для критического реак-
тора все гармоники обращаются в нуль, и остается только основное
решение:
<p = AcosBx, (2.44)
где
В = —, (2.45)
хо
а индекс при постоянной А теперь за ненадобностью опущен.
Следует отметить, что условия задачи удовлетворяются неза-
висимо от значения произвольной постоянной А, которая остается
неопределенной. Причиной этого является то, что задача была
поставлена для размножающей системы, находящейся в стаци-
онарном критическом состоянии. В этом случае было принято
dtp/dt — 0, и условия для определения постоянной А не хватило
из-за ограничения еще по одной переменной времени, в по-
следующем не фигурирующей в уравнениях. Поэтому неопреде-
ленную константу А надо рассматривать как следствие того, что
начальное условие не использовалось. Плотность нейтронного по-
тока в критическом состоянии может быть любой и зависит от ее
значения в начальный момент времени, когда система достигла
критичности, т.е. когда d(p/dt = 0. Абсолютное значение А при-
менительно к ядерному реактору определяется уровнем его мощно-
сти. Это означает, что при постоянных температуре и давлении в
системе мощность реактора, достигшего критического состояния,
может быть увеличена до любого рабочего уровня без использова-
ния дополнительного топлива.
Сопоставим теперь формулы (2.40) и (2.45). С одной стороны,
параметр В2 определяется свойствами вещества размножающей
системы (2.40), а с другой, — геометрическими размерами си-
стемы (2.45). Первый параметр, определяемый из (2.40), назы-
вается материальным параметром, обозначим его Вт, а второй,
I 18
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
определяемый из (2.45), — геометрическим параметром Вд. По-
скольку уравнения (2.40) и (2.45) должны удовлетворяться одно-
временно, то в критическом состоянии геометрический параметр
должен быть равен материальному, т. е.
Вд — Вт,
(2.46)
Следовательно, экстраполированная толщина пластины, соот-
ветствующая критическому состоянию, будет равна
= «о + 2</э = 7Г
^tr
(2.47)
^(Aloo — l)Sa
Если Вд > Вт. то система находится в подкритическом состо-
янии. Распределение плотности потока нейтронов в пространстве
определяется суммой гармоник (2.43). Если же Вт > Вд, то ch-
i'гема находится в надкритическом состоянии и получить стацио-
нарное распределение плотности нейтронного потока невозможно.
Для шара уравнение (2.39) записывается! в сферических коор-
динатах:
d?<p 2 dip <>
-^ + -/ + В\> = 0.
г dr
(2.48)
Решая это уравнение, после применения граничных условий
для сферической размножающей системы в критическом состоя-
нии можно получить
А . irr
ср = — sin —,
Г Го
го = В,2 = Bl = 3(\~ 1)S“. (2.49)
Вд . Atr
Здесь го — экстраполированный радиус шара, го = a + d3, a —
геометрический радиус. Критический объем шара выражается че-
рез материальный параметр:
4 / л \3 _ 130
(2.50)
В качестве примера вычислим критические размеры шара из
чистого 235U. В этом случае коо = г/ = 2,1. Принимая плотность
235U равной р — 18,9 г/см3, crs = 4барна и Sy = 0,1см-1, получим
2.6. Критическое состояние делящегося вещества
149
концентрацию ядер урана пя = N^p/A = 4,85 • 1022 см-3. Тогда
Ss = пя<т8 = 0,194 см-1, Xtr = Xs = 1/Ss = 5,15 см. Далее полу-
чаем: В^п — 6,47 • 10-2 см-2, Вт = 0,254 см-1, г + 0 — 12,4 см.
Длина экстраполяции d3 = 0,71Ajr = 3,7 см, и фактический (гео-
метрический) радиус критического шара равен 8,7 см.
Коэффициент размножения нейтронов системы конечных раз-
меров (эффективный коэффициент размножения А;Эф) меньше ко-
эффициента размножения системы бесконечных размеров к^,.
Плотность нейтронов уменьшается не только вследствие вылета
нейтронов деления через поверхность системы, но и из-за утечки
нейтронов в процессе замедления и диффузии тепловых нейтро-
нов. Связь коэффициентов кЭф и записывалась в следующем
виде:
&эф — кооР1Р2>
где pi — доля быстрых нейтронов, замедляющихся в системе до
тепловых энергий, — доля тепловых нейтронов, поглощенных в
системе. Определим pi и р2 Для плоской размножающей системы
в виде пластины толщиной xq с площадью поверхности S.
Можно получить, что доля быстрых нейтронов pi, замедляю-
щихся в пластине до тепловых энергий, равна
Pi = е b2l°
(2.51)
Величина pi зависит от геометрического параметра В и длины
замедления Ls. Быстрые нейтроны, движущиеся в более удален-
ных от поверхности слоях, превращаются в тепловые на некотором
расстоянии от поверхности пластины. С увеличением xq значение
Pl стремится к единице.
Найдем теперь р2- В единице объема пластины ежесекундно
поглощается в среднем Sap тепловых нейтронов (р — средняя
плотность потока тепловых нейтронов по толщине пластины). Во
всем объеме пластины V поглощается SapV нейтронов. Через
единицу поверхности вытекает из пластины J нейтронов в секунду
(ток нейтронов). Полная утечка через поверхность S равна JS
тепловых нейтронов.
Доля тепловых нейтронов, поглощаемых в активной зоне, рав-
на отношению числа поглощенных нейтронов к суммарному числу
тепловых нейтронов, израсходованных на поглощение и утечку:
= КрУ
Р2 ^apV + JS'
150
Гл. 2. Физика нейтронов и деление ядер
Разделим числитель и знаменатель на Уа<рУ:
1
Р2 ~ " rsr
+ ZaV<p
Отношение S/V в пластине (с учетом длины экстраполяции)
равно ®о- Ток нейтронов в соответствии с законом Фика и с учетом
(2.44) равен
J = —D^- = -D-^-(AcosBx) = DBAsmBx.
dx dx
Плотность нейтронного потока усредненная по размножаю-
щей пластине, равна
хо хо/2
1 г 2 [' А
<р =— / ip(x) dx = — / A cos Bxdx =------sinBxo-
а?о J x0 J Bx0
о о
Подставим S/V, J и 7p в выражение для и заменим D/S
квадратом длины диффузии Тогда получим
и = TZW- (2-52)
Такова доля тепловых нейтронов, которые поглощаются в
размножающей системе. Величина B2L2D, пропорциональная
(Lo/sq)2, показывает, из какой части объема происходит утечка
тепловых нейтронов. Тепловые нейтроны могут вытекать только
из граничного слоя пластины толщиной, равной длине диффузии
Lp. Если нейтроны движутся на более далеких расстояниях, то
по пути к поверхности они поглощаются в пластине.
Подставим выражения для р\ и р2 из предыдущего параграфа
в уравнение для эффективного коэффициента размножения:
k p~b2l2s
J _ коое 3
эф~ l + B2!2/
Условие критичности реактора
ь p~b2lI
** - тАзчъ -L (2М)
Уравнение (2.53) называют критическим. Оно используется
для расчета активной зоны ядерного реактора, где происходят
2.6. Критическое состояние делящегося вещества
151
процессы деления ядер, замедления и диффузии нейтронов. Для
известного состава активной зоны рассчитывают значения к^,
Ls и Lp. Затем из уравнения (2.53) находят В2р. Для этого
на одном графике строят две функции: ВДВ2) = 1 + B2L2D и
Вг(В2) = коо ехр (—В2В?), в зависимости от В2. Обе функции
пересекаются в точке В2 = В2р и по формулам, связывающим
найденный таким образом критический геометрический параметр
В2 с геометрическими размерами размножающей системы, рас-
считывают критические размеры реактора.
Глава 3
ЯДЕРНОЕ ГОРЮЧЕЕ
3.1. Получение урана и его свойства
Под ядерным горючим мы будем понимать делящиеся нукли-
ды, используемые для осуществления цепной ядерной реакции де-
ления.
К ядерному горючему относятся такие нуклиды, которые при
взаимодействии с нейтронами делятся с испусканием не менее
двух нейтронов и, кроме того, обладают ядерно-физическими свой-
ствами, обеспечивающими создание критической массы в реаль-
ных геометрических размерах активной зоны реактора. Требо-
ваниям, предъявляемым к ядерному горючему, удовлетворяют
четно-нечетные ядра актиноидов (с четным числом протонов и не-
четным числом нейтронов), в том числе природный легкий изотоп
урана 235U. К четно-нечетным ядрам относятся также искусствен-
ные изотопы 233U, 239Рн, 241 Рн, 243Рн, которые делятся во всем
спектре энергий нейтронов, начиная с тепловых, и способны под-
держивать цепные реакции деления.
Содержание легкого изотопа урана 235U в природном уране
чрезвычайно мало. Природный уран содержит всего 0,7202%
235-jj
Уран, элемент с порядковым номером 92, самый тяжелый из
встречающихся в природе металл серебристо-белого цвета. В чи-
стом виде он немного мягче стали, ковкий, гибкий, обладает не-
большими парамагнитными свойствами. Уран имеет три алло-
тропные формы: альфа-фаза (стабильна до температуры 667,7°C),
бета-фаза (стабильна при температуре от 667,7 до 774,8 °C) и гам-
ма-фаза (существует от 774,8 °C до точки плавления). В гамма-
фазе уран наиболее удобен для обработки.
Химически уран очень активен. Быстро окисляясь на воздухе,
он покрывается радужной пленкой оксида. Мелкий порошок урана
самовоспламеняется на воздухе, он зажигается при температуре
(150-175)°С, образуя UgOg.
3.1. Получение урана и его свойства
153
Основные физические свойства урана приведены ниже:
— температура плавления 1132,2°C;
— температура кипения 3818 °C;
— плотность 18,95г/см3 (в альфа-фазе);
— удельная теплоемкость 27,8 Дж/(моль-°C);
— удельная прочность на разрыв 450 МПа.
Уран имеет 14 изотопов, при этом только три из них встре-
чаются в природе: уран-238 (период полураспада 4,51 млрд лет;
процентное содержание в природном уране 99,2742%), уран-235
(710млн лет; 0,7202%), уран-234 (347тыс. лет; 0,0055%). Все три
изотопа испытывают альфа-распад.
Среднее содержание урана в земной коре довольно велико и оце-
нивается в (3-4) • 10~4%. Урана приблизительно в 103 раз больше,
чем золота, в 330 раз больше, чем серебра, и примерно столько же,
сколько свинца и цинка. Для урана характерна значительная рас-
сеянность в земной коре, почти повсеместная распространенность
в горных породах, почвах, воде морей и океанов (около Зг/л). Од-
нако лишь незначительная часть урана сконцентрирована в ме-
сторождениях, где содержание его в 102-103 раз превышает его
среднее содержание в земной коре.
Содержание урана в урансодержащих рудах, добывавшихся на
территории бывшего Советского Союза, составляло (0,05-0,1)%.
Лишь около 30% урансодержащих руд бывшего СССР находится
теперь на территории России — освоенные и разработанные
Стрельцовское (Читинская обл.) и Ставропольское месторожде-
ния. Кроме того, в России расположено шесть разведанных, но не
разработанных рудоносных районов с урановыми месторождени-
ями Онежский, Витимский, Зауральский, Западно-Сибирский,
Енисейско-Забайкальский и Дальневосточный.
При изготовлении первых советских атомных бомб использо-
валась урановая руда из Чехословакии и ГДР.
Урановые руды отличаются разнообразием состава. Известно
около 200 урановых и урансодержащих минералов. Наиболее рас-
пространенный минерал — смоляная руда, которая состоит из
окислов урана UO2 и UO3. Она представляет собой тонкозерни-
стое вещество черного цвета. Наибольшее практическое значение
имеют уранинит, настуран, урановые черни, карнотит, уранторит
и уранапатит.
В настоящее время считают экономически целесообразным пе-
рерабатывать руды с содержанием закиси-окиси урана U3O8 более
(0,005-0,007)%. Переработка руды производится с целью отделить
154
Гл. 3. Ядерное горючее
полезные минералы от пустой породы и получить химические кон-
центраты урана.
Обязательными стадиями переработки руды являются:
— дробление и измельчение исходной руды (кроме случаев под-
земного выщелачивания);
— выщелачивание (перевод урана из руды в раствор);
— селективное выделение урана из растворов.
Очень часто руду перед выщелачиванием обогащают, т. е. уве-
личивают содержание урана различными физическими методами.
Наиболее часто применяются три метода обогащения руды:
- радиометрический, основанный на свойстве радиоактивно-
сти урана и продуктов его радиоактивного распада;
- флотационный, основанный на различии в смачиваемости
материалов;
гравитационный, использующий разницу плотностей ура-
новых минералов (6,5 10,5 г/см3) и минералов пустой породы
(2,5-2,7 г/см3).
При добыче руд с содержанием урана, например, 0,1%, для
получения одной тонны U3 Og необходимо извлечь из недр около
1000 т руды, не считая колоссального количества пустой породы от
вскрытых и проходческих выемок. Очевидно, что такую огромную
массу руды лучше всего перерабатывать в непосредственной бли-
зости от рудника, поскольку это позволяет снизить транспортные
расходы. Поэтому обычно гидрометаллургические заводы, перера-
батывающие руду, сооружаются рядом с урановыми рудниками и
открытыми карьерами.
Полной очистки урановых химических концентратов достичь
не удается. Некоторые концентраты содержат всего 60-80%, дру-
гие 95-96% закиси-окиси урана, а остальное — различные при-
меси. Поэтому следующей обязательной стадией получения чи-
стого природного урана является дополнительная очистка соеди-
нений урана от примесей аффинирование, или аффинаж. Под
аффинированием в горнодобывающей промышленности понима-
ется процесс отделения металлов от примесей или друг от друга.
При аффинировании урана завершается очистка соединений урана
от примесей и особенно от элементов, обладающих большим сече-
нием захвата нейтронов (гафний, бор, кадмий, европий, гадоли-
ний, самарий и т.п.).
Прокаливание полученных при аффинаже осадков урановых
солей позволяет получить чистые оксиды урана UO3, U3O8 и
UO2 — важнейшие промежуточные продукты уранового произ-
водства.
3.2. Обогащение урана
155
3.2. Обогащение урана
Из всех естественных изотопов урана только уран-235 делится
медленными нейтронами. Современная ядерная энергетика с ре-
акторами на тепловых нейтронах в преобладающем большинстве
базируется на слабо обогащенном (2-5% урана-235) урановом топ-
ливе. В реакторах на быстрых нейтронах, а также в исследова-
тельских и транспортных реакторах используется уран с высоким
содержанием урана-235 (до 93% и выше). Следовательно, прежде
чем изготавливать топливо природный уран необходимо обогатить
легким изотопом.
Единственной возможностью промышленного получения ура-
на-235 является извлечение его из природного урана путем раз-
деления изотопов. Поскольку все изотопы урана обладают одина-
ковыми химическими свойствами, для их разделения могут быть
использованы лишь методы, которые основаны на небольшом раз-
личии в поведении молекул, имеющих разные массы. К основ-
ным методам разделения изотопов относятся методы газовой диф-
фузии, центрифугирования, жидкостной термо диффузии, электро-
магнитный и испарение с использованием лазера.
Методы газовой диффузии и термодиффузии используют раз-
личие в скоростях движения различных по массе молекул. Цен-
трифугирование основано на зависимости центробежной силы от
массы частицы. Электромагнитное разделение основано на зависи-
мости радиуса кривизны траектории заряженных частиц, движу-
щихся в магнитном поле, от массы частицы. Метод разделения с
использованием лазера основан на том, что у некоторых изотопов
коэффициент поглощения света различен для определенной длины
волны. Таким образом, при помощи лазера можно избирательно
ионизировать атомы какого-либо определенного изотопа. Получив-
шиеся ионы можно легко отделить, например, магнитным полем.
Производительность метода разделения изотопов характеризу-
ется коэффициентом разделения. Под коэффициентом разделения
понимается отношение концентрации легких и тяжелых молекул
до и после прохождения одного разделительного элемента.
В настоящее время в промышленности используется метод
центрифугирования.
Метод газовой диффузии вследствие своей сложности и высо-
кого энергопотребления используется реже. Для получения урана
высокой степени обогащения может дополнительно, на завершаю-
щей стадии обогащения, использоваться электромагнитный метод
разделения.
156
Гл. 3. Ядерное горючее
Установки по изотопному разделению центробежным и газо-
диффузионным методами состоят из набора элементов, в кото-
рых соединения урана разделяется на фракцию, обогащенную 235U
(урановый передел), и отвальную фракцию (или просто отвал),
обедненную 235U.
Для разделения изотопов урана необходимо использовать его
газообразное соединение. Единственным газообразным соедине-
нием урана, имеющим высокую упругость пара при умеренных
температурах, является гексафторид урана UFg. Фтор имеет лишь
один изотоп, поэтому различие в массах молекул UFg определя-
ется только атомными массами входящих в молекулы изотопов
урана. Недостатком использования гексафторида урана является
его токсичность и высокая химическая активность, проявляюща-
яся в коррозии соприкасающегося с ним металла и в реакции с
водой с образованием твердых соединений.
Сущность метода газовой диффузии состоит в следующем. Ес-
ли стенки сосуда, содержащего смесь газов, представляют собой
пористый фильтр, то легкие молекулы будут чаще, чем тяжелые,
ударяться о стенку, проникать в поры фильтра и выходить из со-
суда. В результате газ, прошедший через фильтр, будет содержать
относительно большее число легких молекул по сравнению с газом,
первоначально заполнявшим сосуд.
Однако нельзя допускать, чтобы этот процесс продолжался до
тех пор, пока давление с обеих сторон пористой перегородки выров-
няется, так как вследствие обратного диффузионного тока состав
газа по обе стороны перегородки станет одинаковым. Следова-
тельно, процесс диффузии должен быть прерван на сравнительно
ранних стадиях, а газ, прошедший через перегородки, удален.
Разделение изотопов урана газодиффузионным методом осуще-
ствляется в специальных камерах, разделенных пористой перего-
родкой (фильтром) на две части. В этих камерах, называемых
разделительными элементами, или ступенями, входной поток по-
ступающего газообразного гексафторида урана разделяется на два
выходных потока различного состава.
Метод центрифугирования состоит в использовании для разде-
ления изотопов центробежной силы. Основной частью центрифуги
является ротор (барабан), вращающийся с большой скоростью во-
круг своей оси, благодаря чему создается поле центробежных сил
(перегрузки до 350000). Центробежная сила равна Fu.6. = mw'2r,
где т — масса частицы, ш — угловая частота вращения ротора,
г — радиус ротора. Более тяжелые частицы, испытывая действие
большей центробежной силы, смещаются дальше от оси враще-
3.2. Обогащение урана
157
ния, чем легкие. Коэффициент разделения, а также производи-
тельность центрифуги зависит от фактора разделения cu2r/g, где
д — ускорение свободного падения. Для повышения коэффици-
ента разделения и производительности центрифуги увеличивают
ш в пределах, допускаемых прочностью ротора. Типичные ли-
нейные скорости вращающихся роторов 250-350 м/с и до 600 м/с
в усовершенствованных центрифугах. Коэффициент разделения
при этом составляет 1,01 1,1.
Большое преимущество центрифугирования состоит в зависи-
мости коэффициента разделения от абсолютной разницы в массе, а
не от отношения масс. Центрифуга одинаково хорошо работает и с
легкими и с тяжелыми элементами. По сравнению с газодиффузи-
онным метод центрифугирования имеет меньшее энергопотребле-
ние, большую легкость в наращивании мощности. В настоящее
время центрифугирование газообразного соединения урана явля-
ется наиболее распространенным методом разделения изотопов.
Один или несколько разделительных элементов (газодиффу-
зионных или центробежных), соединенных параллельно между
собой, называют разделительной ступенью. Необходимое обога-
щение урана достигается многократным соединением нескольких
ступеней. Такая компоновка называется разделительным каска-
дом. На разделительных заводах в основном используются про-
тивоточные каскады, в которых отвал одной ступени используется
как исходный продукт для предыдущей ступени (последовательно-
возвратное включение ступеней). Так как коэффициент разделе-
ния одной ступени очень мал, для получения обогащенного урана
требуется огромное число ступеней каскада. Так, например, для
получения высокообогащенного (90% 235U) урана газодиффузион-
ным методом требуется от 3000 до 5000 ступеней
Количество природного урана, необходимого для получения за-
данного количества обогащенного урана, можно найти из двух
уравнений баланса, описывающих процесс разделения изотопов
(потерями продукта пренебрегаем):
— уравнение материального баланса
Мпр = Моб Т -Л^ОТВ? (3'1)
- уравнение баланса 235U
Cg5Mnp = С2635МО6 + С^вмотв. (3.2)
В уравнениях (3.1) и (3.2) введены следующие обозначения:
УИ|1р, МОб, Мот — массы природного, обогащенного урана и отвала
158
Гл. 3. Ядерное горючее
соответственно, С235, С^5, — относительные концентрации
235U в природном, обогащенном уране и отвале.
Решая совместно (3.1) и (3.2), получаем: количество природ-
ного урана, необходимое для получения обогащенного урана мас-
сой Моб
/-<235 _£235
^пр = М* °2б35 °™; (з.з)
'“'пр ^отв
масса обедненной фракции (отвала)
£<235 _ £<235
Мотв = М0б £<235 _ £<235 • (3 • 4)
^пр ^отв
При заданных величинах МОб и С^5 требующееся количество
природного урана зависит только от относительной концентрации
урана-235 С™.
Чем меньше (723в, тем меньше природного урана необходимо
взять для получения заданного количества обогащенного урана
требуемой степени обогащения. Однако при этом возрастает стои-
мость разделительных работ. До настоящего времени (девяностые
годы) содержание 235U в отвалах разделительных заводов США
составляло 0,25-0,30%. Газодиффузионные заводы США исполь-
зовали в качестве исходного материала частично обедненный уран
(до 0,6% 235U), полученный после плутониевого производства.
3.3. Ядерные реакторы
Ядерными реакторами называются устройства, в которых мо-
жет протекать самоподдерживающаяся цепная реакция деления
ядер некоторых тяжелых элементов, вызываемая нейтронами и
сопровождаемая выделением энергии. Составными частями лю-
бого ядерного реактора являются: активная зона с ядерным топли-
вом, обычно окруженная отражателем нейтронов; теплоноситель;
система регулирования цепной реакции; радиационная (биологи-
ческая) защита; система дистанционного управления.
Если активная зона, кроме ядерного топлива (природный или
обогащенный уран), содержит замедлитель нейтронов (графит,
вода и другие вещества, содержащие легкие ядра), то основная
часть делений происходит под действием тепловых нейтронов. В
ядерном реакторе на тепловых нейтронах может быть использо-
ван природный уран, не обогащенный ураном-235, однако в насто-
ящее время в таких реакторах в большинстве случаев используют
обогащенный уран.
3.3. Ядерные реакторы
159
Если замедлителя в активной зоне нет, то основная часть деле-
ний вызывается быстрыми нейтронами с энергией нейтрона более
10 кэВ. Такие ядерные реакторы называются реакторами на бы-
стрых нейтронах. Возможны также реакторы на промежуточных
нейтронах с энергией 1 1000 эВ. Подавляющее большинство энер-
гетических реакторов в настоящее время работает на тепловых
нейтронах.
По характеру размещения ядерного топлива и замедлителя в
активной зоне ядерные реакторы делятся на гетерогенные и гомо-
генные. В гомогенных реакторах ядерное топливо и замедлитель
представляют однородную смесь. Такие реакторы до настоящего
времени практически не используются как энергетические из-за
ряда присущих им трудностей эксплуатации. В гетерогенных ре-
акторах ядерное топливо распределено в активной зоне дискретно
в виде блоков, между которыми находится замедлитель нейтронов.
Состояние реактора характеризуется реактивностью р:
^-эф 1
^-эф
(3-5)
Если Агэф > 1, то цепная реакция нарастает во времени и ре-
активность реактора р > 0; если /гЭф < 1, то реакция затухает, ре-
актор подкритичен, р < 0; при А:эф = 1 р = 0, реактор находится
в критическом состоянии, идет стационарный процесс, скорость
реакции деления и выделяемая мощность постоянны во времени.
Реактивность является относительным отклонением А:Эф от
единицы, что физически представляет собой долю изменения ко-
личества нейтронов (делений) в новом поколении по отношению
ко всем нейтронам (делениям) нового поколения.
Следует различать понятия «реактивность» и «запас реактивно-
сти». Реактивность — это степень отклонения реактора от крити-
ческого состояния. Поскольку в этом случае /гЭф близок к единице,
то р = /сЭф — 1 = Зкэф. Запас реактивности рзап — это макси-
мально возможная реактивность при полностью извлеченных из
активной зоны поглотителях, управляющих величиной кЭф, а сле-
довательно, и ходом реакции деления. В этом случае, когда погло-
тители удалены, А,'Эф, как правило, существенно больше единицы
и поэтому <5/сЭф не равно рзап-
Очевидно, что для вывода ядерного реактора на мощность не-
обходимо, чтобы эффективный коэффициент размножения мог
изменяться относительно единицы в большую сторону, для чего
необходимо освободить часть запаса реактивности. Избыточная
160
Гл. 3. Ядерное горючее
реактивность реактора необходима также для компенсации отри-
цательного влияния повышения температуры на А:эф, а также для
компенсации снижения А:Эф вследствие выгорания ядерного горю-
чего и загрязнения его продуктами деления.
Для остановки реактора коэффициент размножения нейтронов
должен стать меньшим единицы, т. е. реактивность необходимо
уменьшить. Кроме того, необходимо иметь возможность сниже-
ния А;Эф при его случайном превышении единицы, так как в про-
тивном случае возможно быстрое возрастание мощности реактора
(его «разгон») с последующим разрушением и тяжелыми послед-
ствиями.
Таким образом, реактор должен быть управляемым.
Для управления ядерным реактором служит система управле-
ния и защиты (СУЗ). Органы управления СУЗ делятся на: аварий-
ные, автоматические регуляторы и компенсирующие. Аварийные
органы СУЗ уменьшают реактивность, вводя в ядерный реактор
отрицательную реактивность при появлении аварийных сигналов.
Автоматические регуляторы поддерживают постоянную мощность
реактора. Компенсирующие органы СУЗ компенсируют влияние
на работу реактора выгорания ядерного горючего, отравления
продуктами деления и температурных эффектов. В большинстве
случаев органами управления реактором являются стержни, вво-
димые в активную зону (сверху или снизу) из веществ, сильно
поглощающих нейтроны (кадмий, бор и др.). Доля нейтронов,
поглощаемых стержнем, зависит от глубины его погружения.
На случай непредвиденного, катастрофического развития цеп-
ной реакции, а также возникновения других аварийных режимов,
связанных с энерговыделением в активной зоне, в каждом реак-
торе предусмотрено экстренное прекращение цепной реакции, осу-
ществляемое сбрасыванием в активную зону специальных аварий-
ных стержней. Аварийные стрежни изготавливаются из матери-
ала, поглощающего нейтроны. Они сбрасываются под действием
силы тяжести, иногда с ускорением, в центральную часть актив-
ной зоны, где плотность потока нейтронов наибольшая, а следова-
тельно, и наиболее велика отрицательная реактивность, вносимая
в реактор стержнем. Аварийных стержней, как и регулирующих
стрежней, несколько, однако в отличие от регуляторов они должны
связывать возможно большую величину реактивности.
Ядерный реактор оснащается системой приборов, информиру-
ющих оператора о состоянии ядерного реактора: о потоке ней-
тронов в разных точках активной зоны, о расходе и температуре
теплоносителя, об уровне ионизирующих излучений в различных
3.3. Ядерные реакторы
161
частях ядерного реактора и во вспомогательных помещениях, о
положении органов СУЗ и др.
Упрощенная схема энергетического гетерогенного реактора на
тепловых нейтронах показана на рис. 3.1. Вода здесь является од-
новременно и замедлителем, и теплоносителем (водо-водяной ре-
актор). Теплоноситель с помощью насосов (обычно называемых
Рис. 3.1. Гетерогенный реактор на тепловых нейтронах: 1 — стержни с ядер-
ным горючим; 2 — замедлитель и теплоноситель; 3 — регуляторы (стержни,
поглощающие нейтроны); — отражатель нейтронов
циркуляционными) прокачивается через реактор и затем через те-
плообменник поступает на турбину, где теряет часть своей энергии
на выработку электричества. Из турбины теплоноситель поступает
в конденсатор для пара, чтобы в реактор теплоноситель поступал
с нужными для оптимальной работы параметрами.
В реакторе имеются исполнительные органы системы управле-
ния реактором (5), которые представляют собой стержни, состо-
ящие из материала, сильно поглощающего нейтроны, обычно из
соединений бора. Диаметр стержней составляет несколько санти-
метров, а длина сопоставима с высотой активной зоны. Стержни
располагаются в специальных каналах и могут быть подняты или
опущены в реактор. В поднятом состоянии они способствуют раз-
гону реактора, в опущенном — заглушают его.
Приводы стержней регулируются независимо друг от друга, по-
этому с их помощью можно конфигурировать активность реакции
в различных частях активной зоны. Для уменьшения утечки ней-
тронов из активной зоны реактора используется отражатель ней-
тронов (^), например, графит.
162
Гл. 3. Ядерное горючее
Активная зона с твердым замедлителем (графитом) собрана
из блоков замедлителя с отверстиями по продольным осям. В
отверстия вставлены металлические трубки, которые называются
технологическими каналами. Канал заполнен содержащими уран
или его соединения тепловыделяющими элементами ТВЭЛами.
Содержащееся в них ядерное топливо покрыто защитной оболоч-
кой, предохраняющей топливо от взаимодействия с теплоносите-
лем и задерживающей внутри ТВЭЛов продукты деления. ТВЭЛы
объединяются в конструкционные узлы, готовые к монтажу в ак-
тивной зоне, — тепловыделяющие сборки (ТВС). Размещенные в
замедлителе каналы образуют пространственную решетку.
Основной характеристикой ядерного реактора является его
мощность. Мощность ядерного реактора пропорциональна коли-
честву делений ядер в активной зоне в единицу времени. Исходя
из общей зависимости, определяющей скорость ядерных реакций
ш в единице объема среды с концентрацией ядер пя при плотности
потока нейтронов 99, можно написать:
а> = (рЕ = </?сгия.
(3.6)
Тогда среднюю мощность ядерного реактора с моноэнергетиче-
ским спектром нейтронов можно определить по формуле
F = <pSfEfV = g^Yois кВт = кВт-
с
где р — средняя плотность потока нейтронов в активной зоне,
нейтр/м2-с; Sy — макроскопическое сечение деления горючего,
м-1; V — объем активной зоны, исходя из которого определя-
ется концентрация горючего, м3; £у — превращающаяся в те-
пловую энергия деления одного ядра, МэВ; с — количество де-
лений в секунду, соответствующее мощности 1 кВт. Если принять
Ef = 200МэВ, то с = 3,1 • 1013 дел/(кВт-с). Перейдя к единицам,
чаще употребляемым в ядерной физике (от метров к сантиметрам),
получим
P = 3,2-10-14^S/Vr, кВт.
Важными характеристиками энергонапряженности ядерного
реактора является удельная топливная мощность и удельная объ-
емная мощность. Удельной топливной мощностью называется
мощность, приходящаяся на единицу массы урана:
Р _ tpEfV (p'SfVx
-*ТОПЛ - -------- ---------- OQK Ч
тур crriyp ст™
(3-8)
3.3. Ядерные реакторы
163
где Шур — масса загруженного в активную зону урана, х — обо-
гащение урана изотопом 235U (т235 = жтур).
Удельной объемной мощностью (плотностью тепловыделения)
называется мощность, приходящаяся на единицу объема активной
зоны:
Ру = — = (3.9)
Плотность тепловыделения в современных водоводяных энер-
гетических реакторах - порядка 100МВт/м3; для ядерных реак-
торов на быстрых нейтронах плотность тепловыделения в 4-5 раз
выше. Мощность на единицу массы горючего зависит от его обо-
гащения и типа реактора.
Найдем закон изменения мощности реактора в предположе-
нии, что реактивность скачком увеличилась от 0 до некоторого
значения р 1 в некоторый момент времени, который примем
за начало отсчета, to = 0. Обозначим Pg — мощность реактора
при to — 0, а Гц — длительность цикла деления, т. е. время жизни
поколения нейтронов. Мощность реактора растет со временем по
закону
P(i)-P0<u. (3.10)
или
In = — m Л'эф.
Ро Гц
Учитывая, что р 1, р — кЭф — 1, получим
1п/сэф = In (р + 1) = р.
Следовательно, вместо (3.10) будем иметь
P(i) = Ро exp f—V (3-11)
\тц/
Через время Т = ти/р мощность реактора увеличивается в е
раз. Величина Т называется периодом реактора.
Длительность цикла деления равна среднему времени жизни
нейтрона <ж в реакторе на тепловых нейтронах. Примем t,K —
тц — 5 • 10-4 с и р = 0,0025. В этом случае период реактора
равен 0,2 с и за одну секунду мощность реактора увеличивается в
150 раз. Автоматическое регулирование реактора при таких ско-
ростях изменения мощности практически невозможно. Реактор
разрушится раньше, чем сработают автоматы управления.
164
Гл. 3. Ядерное горючее
Однако при делении кроме мгновенных испускаются также за-
паздывающие нейтроны. Количество мгновенных нейтронов на
одно деление равно (1 — /З^п, а остальную часть /Зи составляют
запаздывающие нейтроны. Для урана-235 /3 = 0,0073. Сред-
нее время запаздывания «выхода» запаздывающих нейтронов тзап
равно среднему времени жизни осколков деления, являющихся
источниками запаздывающих нейтронов, тзап = 12,4 с. Время
жизни запаздывающих нейтронов после испускания осколками де-
ления мало отличается от времени жизни мгновенных нейтронов.
Поэтому запаздывающие нейтроны поглощаются в реакторе и вы-
зывают деление в среднем через время г = тзап + £ж ~ тзап, так
как тзап.
Таким образом, одна часть нейтронов имеет время жизни по-
коления мгновенных нейтронов. Эта часть равна 1 — /3 от всего
количества нейтронов. Другая же, /3-я, часть нейтронов имеет
время жизни поколения запаздывающих нейтронов. С учетом вы-
ходов каждой составляющей нейтронов средняя длительность ци-
кла деления, или среднее время жизни поколения всех нейтронов,
равно:
ти — (1 (3)1Ж + /Зтзап.
Так как (Зтзап » (1 - /3)£ж, то
тп = /Зтзап. (3.12)
Подставляя тзап = 12,4 с, (3 = 0,0073, получаем тц = 0,09 с, что
гораздо больше времени жизни поколения мгновенных нейтронов.
Период реактора в этом случае становится равным уже не 0,2 с,
а 36 с. Мощность за одну секунду возрастает только на 2,8% и
реактор легко поддается регулированию.
Таким образом, именно увеличение длительности цикла деле-
ния за счет запаздывающих нейтронов и является причиной за-
медления нарастания числа нейтронов и, соответственно, числа
делений со временем в надкритическом состоянии реактора. Но
это справедливо лишь тогда, когда реактор поддерживается в та-
ком режиме, что без малой добавки запаздывающих нейтронов он
подкритичен. Время среднего нейтронного цикла деления тц отно-
сится к точно критическому состоянию. С превышением /сЭф над
единицей доля размножающихся в данный момент запаздываю-
щих нейтронов снижается и тц приближается ко времени, соот-
ветствующему времени жизни мгновенных нейтронов. Однако в
некотором легко контролируемом интервале изменения реактивно-
сти длительность цикла деления остается много больше времени
3.3. Ядерные реакторы
165
жизни мгновенных нейтронов, что и используется для управления
цепной реакцией деления с помощью запаздывающих нейтронов.
Определим, в каком интервале реактивности запаздывающие
нейтроны в надкритическом реакторе способны влиять на разви-
тие цепной реакции. После поглощения в активной зоне N ней-
тронов первого поколения рождается /сЭф(1 — /3)N мгновенных ней-
тронов и кЭф(ЗЫ запаздывающих нейтронов.
Эффективный коэффициент размножения можно представить
в виде суммы
кэф = + кэф{3 — кМГК + кзал, (3.13)
где /смгн — коэффициент размножения мгновенных нейтронов,
к-лап — коэффициент размножения запаздывающих нейтронов,
кмгн — ^эф(1 /5), ^зап — кэф^.
Если Агмгн < 1, то протекание цепной реакции деления зависит
как от мгновенных, так и от запаздывающих нейтронов. В этом
случае без делений, вызываемых запаздывающими нейтронами,
происходило бы затухание цепной реакции. Если же кМГ11 > 1, то
цепная реакция развивается на одних мгновенных нейтронах без
помощи запаздывающих. При этом условии время жизни поколе-
ния определяется временем жизни мгновенных нейтронов. Мощ-
ность реактора растет с громадной скоростью, и реактор стано-
вится неуправляемым.
Реактор с кмгн = 1 называют мгновенно критическим.
Поскольку А:мгн = /сЭф(1 — /?) = 1, то в мгновенно критическом
реакторе
^эф = I — /3 ~ 1
Так как &Эф = 1 + р, то при реактивности р = [3 реактор ста-
новится мгновенно критическим и даже при незначительном уве-
личении /сЭф оказывается неуправляемым. Поэтому для безопас-
ного вывода реактора на определенный уровень мощности для ис-
ключения его «разгона» выбирают р (3. Если же сделать р = О,
то очевидно, что повысить мощность реактора, вывести его на за-
данный уровень мощности, невозможно. Отсюда видно, что вели-
чина реактивности реактора играет исключительно важную роль
как в управлении мощностью реактора, так и в обеспечении его
безопасности.
В процессе работы реактора на величину реактивности может
оказывать влияние температура. Нагревание или охлаждение ре-
166
Гл. 3. Ядерное горючее
актора сопровождается изменением физических свойств реактор-
ных материалов и, соответственно, поведения нейтронов в актив-
ной зоне. Это приводит к изменению реактивности реактора.
Изменение запаса реактивности, обусловленное изменением
температуры всех компонентов активной зоны от значения до
называется температурным эффектом:
й=й(ф - Pl(t?) =
гьэф1 ‘ ^эф2
Изменение реактивности, соответствующее изменению темпе-
ратуры активной зоны на 1°С, называется температурным коэф-
фициентом реактивности:
____ dpt 1 с^^эф 1
at dt кЭф dt° ' °C
Отрицательный коэффициент at обеспечивает устойчивую и
безопасную работу реактора в стационарном режиме. Иначе го-
воря, отрицательный температурный коэффициент реактивности
в диапазоне рабочих температур обеспечивает саморегулирование
ядерного реактора, что заключается в способности реактора без
системы регулирования изменять тепловую мощность в соответ-
ствии с ее потреблением.
Действительно, пусть в стационарном режиме температура рав-
на fg и реактивность р = 0. Если мощность реактора по каким-
либо причинам увеличивается, то за этим следует повышение
температуры реактора (t° > ig). Реактивность становится отри-
цательной, и мощность возвращается к исходному уровню. При
снижении уровня мощности реактор охлаждается, появляется по-
ложительная реактивность и заданная мощность восстанавлива-
ется.
Совершенно по-другому ведет себя реактор с положительным
температурным коэффициентом реактивности. Случайное повы-
шение мощности ведет к появлению положительной реактивности
и дальнейшему росту мощности реактора, а понижение мощно-
сти — к выключению реактора. Ядерные реакторы с положитель-
ным at неустойчивы в работе, плохо регулируются. Поэтому во
время проектирования стремятся найти вариант реактора с отри-
цательным температурным коэффициентом реактивности в обла-
сти рабочих температур.
Работа ядерного реактора сопровождается многими физически-
ми процессами, влияющими на его энергетические возможности
и маневренные качества. Главными из них являются выгорание
3.3. Ядерные реакторы
167
и воспроизводство горючего, шлакование и отравление изотопами
ксенона-135 (135Хе) и самарияя-149 (149Sm).
Выгорание — это процесс уменьшения содержания делящегося
нуклида (ядер горючего) в ядерном топливе в процессе работы ре-
актора. С течением времени концентрация 235U снижается вслед-
ствие двух процессов деления и радиационного захвата нейт-
ронов:
—> ^U* —> 7 + осколки,
292U + О™ -> 292U* U + 7.
При выгорании ядерное горючее превращается в неделящиеся
нуклиды-шлаки. Определим количество разделившегося урана-
235 за время работы реактора t на мощности Р. Обычно время
измеряется в сутках (сут), а мощность — в МВт. Произведение
Q = Pt (мВт • сут) называется энерговыработкой реактора. Та-
ким образом, энерговыработка равна энергии, которая выделилась
в реакторе в результате деления ядер за определенное время ра-
боты. Энергия в 1 Дж выделяется при делении 3,1 • 1О10 ядер
урана-235. Поэтому при делении 1 кг урана-235 с концентрацией
ядер 2,56 1024кг-1 выделится энергия, равная 8,2 • 1013 Дж, или
948 МВт • сут. Отсюда следует, что для получения энерговыработки
1 МВт • сут необходимо разделить 1,05 • 10-3 кг/(МВт • сут).
Итак, масса разделившегося урана-235 при энерговыработке Q
равна:
тдел = 1,05 10“3Q, кг, (3-14)
где Q — в МВт сут.
Количество образовавшегося урана-236 вследствие радиацион-
ного захвата нейтронов ураном-235 равно:
ш7 = ( — ) Шдел = 1,05 • 10“3O!7Q кг, (3.15)
W//
где параметр а7 = <т7/оу зависит от энергии нейтронов.
Количество выгоревшего, т. е. разделившегося и претерпевше-
го радиационный захват, урана-235 при работе реактора на мощ-
ности Р МВт в течение t суток равно:
твыг — ПТ-дел + ТПу = 1,05(1 + а7) • 10-3Pt =
= 1,05 • 10“3(1 + a7)Q кг. (3.16)
В реакторе на тепловых нейтронах для урана-235 а7 = 0,17,
следовательно,
твыг = 1,23 • 10~3Q кг.
168
Гл. 3. Ядерное горючее
Для плутония
mRKTr = 1,52 • 10-3Q кг.
Характеристикой работоспособности активной зоны является
глубина выгорания. Глубину выгорания выражают как отноше-
ние выгоревшего делящегося изотопа к загруженному топливу.
Удельное выгорание фактически определяет массу выгоревшего
горючего и накопившихся осколков на одну тонну загруженного
топлива.
Основным вопросом, решаемым при проектировании ядерного
реактора, является вопрос о том, как обеспечить критичность ре-
актора при больших выгораниях топлива. Предельно допустимая
глубина выгорания, при которой в активной зоне может протекать
цепная ядерная реакция, зависит от материала ТВЭЛов. Для ме-
таллического урана она составляет 3000 3500 МВт • сут на тонну.
Чем выше предельно допустимая глубина выгорания, тем больше
кампания реактора и тем экономичнее ядерная энергетическая
установка с заданным топливом. Однако большая глубина вы-
горания возможна только с обогащенным ураном, который дороже
природного.
Во время работы ядерного реактора образуется около 200 ну-
клидов продуктов деления (часть — непосредственно как осколки
деления, часть — как продукты радиоактивного распада осколков).
Продукты деления не исчезают ни при радиоактивном распаде, ни
при захвате нейтронов — они просто превращаются в другие ну-
клиды. Накопление продуктов деления в активной зоне отрица-
тельно влияет на реактивность, уменьшая ее. Ядра с высоким
сечением поглощения нейтронов особенно сильно влияют на реак-
тивность и называются отравителями, а процесс их накопления
в активной зоне называется отравлением реактора. К отравите-
лям относятся два нуклида — ^Хе и ^Sm (изотопы ксенона и
самария). Наиболее сильным отравителем является ксенон. Ядра
134Хе имеют сечение поглощения тепловых нейтронов 3,6-106 барн.
Отравление имеет значение только для реакторов на тепловых
нейтронах.
3.4. Получение вторичного ядерного горючего
Любой ядерный реактор не только вырабатывает тепловую
энергию, но и производит также новые делящиеся вещества, ко-
торые могут быть использованы в ядерном топливе. При опреде-
ленных условиях количество вновь образованных делящихся ну-
клидов может превышать количество первичных, выгоревших в
3.4. Получение вторичного ядерного горючего
169
реакторе, т. е. происходит расширенное воспроизводство ядерного
горючего. Реакторы, предназначенные для наработки вторичного
ядерного горючего, называются реакторами-размножителями, или
бридерами. Активную зону в таких реакторах окружает воспроиз-
водящая зона из урана-238, облучаемая нейтронами.
Четно-четные ядра актиноидов (природные изотопы 238U,
232Th, искусственные изотопы 232U, 234U, 236U, 240Pu, 242Pu и др.)
в процессе нейтронного захвата способны превращаться в делящи-
еся нуклиды. Таким образом, открывается реальная возможность
воспроизводства ядерного горючего и возвращения его в ядерное
топливо.
Наибольшее значение для воспроизводства ядерного горючего
имеют природные изотопы 238U, 232Th, которые при поглощении
нейтронов образуют несуществующие в природе изотопы 239Ри и
233 U (вторичное, или оборотное ядерное горючее). Запасы 238U и
232 Th в ПрИрОде в двести с лишним раз больше, чем делящегося
изотопа 235U.
Делящееся вещество можно получать в двух циклах — урано-
вом и ториевом. В урановом цикле получают 2g9Pu, в ториевом —
^U. Принципы получения вторичного ядерного горючего и в том,
и в другом циклах сходны. Рассмотрим урановый цикл.
Ядерное сырье, содержащее уран-238, загружают в зоны вос-
производства (активная зона и отражатели). В конце кампании
отработанное ядерное топливо и элементы из урана-238 с накоп-
ленным плутонием удаляются из реактора и проходят химиче-
скую переработку. Выделенный плутоний идет на изготовление
ТВЭЛов, а при производстве оружейного плутония идет и на до-
полнительную очистку (главным образом от плутония-240).
Образование плутония происходит по реакции
238тт , 1„ . 239тт fi . 239т\т . 239р
92U + 0n-> 92и23,5 мин > 93Np2,3cyT-> 94PU.
По мере работы реактора количество Ри-239 растет, растет
также его участие в поддержании цепной реакции деления. На-
ряду с делением плутоний-239 поглощает нейтроны без деления с
образованием Ри-240.
Ядра Ри-240 делятся только быстрыми нейтронами. Нейтроны
меньших энергий поглощаются путем радиационного захвата. Уже
при выгорании около 3500 МВт сут/т количество плутония-240 в
составе вторичного ядерного горючего достигает 20%. Порог деле-
ния плутония-240 около 0,2 Мэв, а начиная с 1 МэВ сечение деле-
170
Гл. 3. Ядерное горючее
ния его даже выше, чем у урана-235. Поэтому, если рассматри-
вать плутоний-240 как ядерное горючее для реакторов на быстрых
нейтронах, его накопление не является недостатком. Однако плу-
тоний даже с небольшим содержанием изотопа 240 Рн оказывается
непригодным в качестве оружейного, поскольку присутствие в де-
лящемся веществе плутония-240 может вызывать повышенное те-
пловыделение и преждевременное инициирование цепной разви-
вающейся реакции деления при переводе ядерного заряда в над-
критическое состояние. Как уже говорилось, плутоний-240 имеет
очень высокую удельную активность по спонтанному делению. Са-
мопроизвольно (спонтанно) делится 4,6 • 105 ядер в секунду в 1 кг
этого изотопа. Каждый акт деления сопровождается в среднем
испусканием 2,2 свободного нейтрона, т. е. в каждом килограмме
плутония-240 ежесекундно рождается около 106 нейтронов. При
этом происходит значительное выделение тепла (7,1Вт/кг).
В реакторах атомных электростанций плутоний вырабатыва-
ется при глубоких выгораниях, содержит относительно много плу-
тония-240 и пригоден только для использования в мирных целях
как ядерное горючее реакторов АЭС.
Поэтому реакторы, предназначенные для получения оружей-
ного плутония, имеют малые глубины выгорания, что обеспечи-
вает низкий процент содержания плутония-240 в нарабатываемом
плутонии.
Эти реакторы работают на быстрых или надтепловых нейтро-
нах и на уране с высокой степенью обогащения.
Доля плутония-240 увеличивается при повышении температу-
ры активной зоны реактора, так как при этом возрастает темпе-
ратура тепловых нейтронов, а величина си7 = Для 239Ри
растет при приближении энергии нейтронов к энергии первого ре-
зонансного пика при 0,3 эВ. Низкая температура активной зоны
реактора приводит к низкому коэффициенту полезного действия
энергетической установки.
Таким образом, условия работы реакторов для мирных и во-
енных целей оказывается различными. Полученный в урановом
цикле плутоний должен быть отделен от урана и осколков. Отра-
ботанные урановые стержни должны быть выдержаны в течение
длительного срока перед своей переработкой (90-120 суток). Вы-
держка необходима в первую очередь для того, чтобы ионизирую-
щие излучения стержней не оказывали вредного действия на ис-
пользуемые при химической переработке органические реагенты.
Применяя специальные методы, выдержку можно уменьшить до
10—20 дней.
3.4. Получение вторичного ядерного горючего
171
Извлечение плутония может производиться селективной экс-
тракций органическими растворителями, фракционной перегон-
кой или пирометаллургическим способом (высокотемпературные
процессы). В последнем случае выдержка отработанных стержней
не требуется.
Выделение плутония-239 из смеси изотопов производится на
центрифугах. Применяется двухкаскадный процесс центробежного
разделения. В первом каскаде происходит отделение плутония-240
и более тяжелых изотопов с концентрированием плутония-239 и
плутония-238. Во втором каскаде отделяется плутоний-238.
Плутоний — очень тяжелый блестящий с голубым отливом бе-
лый металл. При температуре от комнатной до 641 °C (темпера-
тура плавления) может существовать в шести аллотропических
модификациях (фазах). Аллотропные превращения плутония со-
провождаются скачкообразным изменением плотности (табл. 3.1).
Таблица 3.1. Плотность и температурный диапазон фаз плутония
Фаза Плотность, г/см3 Диапазон существования, °C
альфа 19,84 (20°C) стабильна ниже 122
бета 17,8 (122°C) 122-206
гамма 17,2 (206°C) 224-300
дельта 15,9 (319°C) 319-476
эпсилон 17,0 (476 ° С) 476-641
жидкая 16,65 (641 °C) 641-3232 (точка кипения)
Плутоний — химически активный элемент в гораздо большей
степени, чем уран. Он быстро окисляется и подвергается коррозии
даже в присутствии незначительной влажности. При температуре
300 °C плутоний самовозгорается на воздухе.
Получение делящегося вещества 233U в ториевом цикле, где
сырьем является изотоп тория с массовым числом 232, происходит
но реакции
232г™ , 1 . 233г™ /3 233р @ . 233тТ
90Th + 0n^ 90Th23,5 92U.
В металлическом виде торий в природе не встречается, а только
и рудах (торит, монацит) в виде соединения ТЬОг- В торите со-
держится до 77% ТЬОз, а в монаците до 10%. Общее содержание
тория в земной коре в три-четыре раза больше, чем урана.
172
Гл. 3. Ядерное горючее
В ториевом цикле во избежание потери урана-233 из-за непол-
ного распада протактиния-233 необходима длительная выдержка
облученного исходного сырья (200 дней, чтобы потери урана-233
составили менее 0,5%). Ядерный реактор, предназначенный для
наработки урана-233, как и в случае уранового цикла, работает
на быстрых нейтронах и на высокообогащенном ядерном топ-
ливе.
3.5. Расширенное воспроизводство ядерного горючего
Расширенным воспроизводством ядерного горючего называет-
ся процесс, в результате которого образуется больше вторичного
ядерного горючего, чем сгорает.
Относительное количество получаемого вторичного ядерного
горючего характеризуется коэффициентом воспроизводства (КВ).
Коэффициентом воспроизводства называется отношение количе-
ства ядер делящегося вещества, образованных из воспроизводя-
щего материала (уран-238, торий-232), к количеству ядер выго-
ревшего делящегося вещества:
Kg _ Матор
-Маыг
Поскольку массы вторичного и выгоревшего ядер практически
одинаковы, то
кв==
твыг
где твтор, твыг — массы вторичного и выгоревшего ядерного го-
рючего. Если воспроизводство расширенное, то КВ > 1.
Назовем циклом воспроизводства процесс пропускания ядер-
ного топлива через реактор (от загрузки до выгрузки) с целью
получения вторичного ядерного горючего. Ядерное топливо, обо-
гащенное вторичным делящимся веществом, проходит последова-
тельно второй цикл в реакторе, третий цикл и т. д. Пусть в первом
цикле воспроизводства выгорает твыг делящегося вещества. В
этом же цикле получается (КВтвыг) нового делящегося вещества
(вторичного ядерного горючего). Сжигание обогащенного ядерного
топлива во втором цикле дает (КВ)2шВЬ1Г вторичного ядерного го-
рючего. В п-м цикле количество вторичного ядерного горючего
составит (КВ)"твыг, а общая масса израсходованного в п циклах
топлива составит
М = [(КВ) + (КВ)2 + ... + (КВ)п]твыг.
3.5. Расширенное воспроизводство ядерного горючего
173
Сумма в квадратных скобках является суммой геометрической
прогрессии, так что
м = т.ы|.ОЦ1. (3.17)
Если КВ < 1, то даже при бесконечном увеличении числа ци-
клов масса переработанного ядерного горючего будет всегда мень-
ше выгоревшего:
Из (3.18) следует, что при КВ < 1 для наработки вторич-
ного ядерного горючего можно использовать только часть исход-
ного ядерного горючего. Так, например, если КВ = 0,8, то количе-
ство сожженного в реакторе ядерного горючего в пять раз больше
полученного вторичного. Приведенные рассуждения не учитывали
того, что ядра вторичного ядерного горючего в реакторе также де-
лятся.
При КВ > 1 можно использовать все ядерное топливо и, со-
ответственно, первичное ядерное горючее, что видно из формулы
(3.17), где при КВ > 1 ип-> сю масса М стремится к бесконеч-
ности.
Рассмотрим, какие значения коэффициента воспроизводства
можно получить при работе реактора на тепловых и на быстрых
нейтронах. В среднем на одно поглощение нейтрона испускается
нейтронов. Один нейтрон расходуется на поддержание цепной ре-
акции деления. Некоторая часть £ нейтронов уходит из активной
зоны, поглощается элементами конструкции реактора и не исполь-
зуется для воспроизводства ядерного горючего. Таким образом,
КВ = 77-1-С (3.19)
В тепловой области г/ — 1 > 1 (для U-233 г/ = 2,29; для U-235
г/ = 2,07; для Ри-239 г) = 2,12) и КВ в принципе может стать боль-
шим единицы. То есть теоретически возможен реактор-размножи-
тель на тепловых нейтронах. Однако в тепловой области 7/ — 1 не
настолько превышает единицу, чтобы компенсировать потери ней-
тронов и позволить получить г) — 1 — £ > 1. Этого можно добиться
только при использовании в качестве исходного делящегося веще-
ства урана-233, и то только в том случае, если С, < 0,29. Для
174
Гл. 3. Ядерное горючее
реактора на природном уране расчет по формуле (3.19) дает значе-
ние коэффициента воспроизводства равное 0,8. Это означает, что
при сгорании в реакторе на тепловых нейтронах десяти килограм-
мов урана-235 в целях выработки энергии попутно нарабатывается
8 кг плутония-239.
В области быстрых нейтронов т) — 1 существенно больше. Так,
для U-235 разность г] ~ 1 — 1,38.
Главную роль в повышении коэффициента воспроизводства в
реакторе на быстрых нейтронах по сравнению с реактором на те-
пловых нейтронах играет снижение доли радиационного захвата
у делящихся ядер в активной зоне реактора. Кроме того, в области
быстрых нейтронов происходит заметное число делений урана-
238, что увеличивает число нейтронов, участвующих в переработке
ядерного сырья, а следовательно, увеличивает КВ. Причем, это уве-
личение существенно, так как реакторы на быстрых нейтронах не
содержат замедлителя и доля ядер U-238 в объеме активной зоны
велика. В результате число делений ядер U-238 может составлять
около четверти всех делений в реакторе (в реакторе на тепловых
нейтронах это увеличение составляет всего 0,03). Следовательно,
четвертая часть мощности реактора обязана выгоранию неделяще-
гося материала, что само по себе может быть выгодным. Наконец,
отсутствие замедлителя в реакторе на быстрых нейтронах сни-
жает долю поглощений нейтронов без деления, а следовательно,
еще несколько увеличивает КВ в сравнении с реактором на тепло-
вых нейтронах.
В экспериментах с чисто плутониевой активной зоной, окру-
женной толстым слоем урана-238, в несколько раз превышающим
пробег нейтронов, было получено значение КВ = 2,5. Эту вели-
чину коэффициента воспроизводства следует рассматривать как
предельное значение для реактора на быстрых нейтронах. Ре-
ально в реакторах-размножителях на быстрых нейтронах КВ мо-
жет достигать двух.
Следует еще раз отметить, что в реакторе получают не чистый
Ри-239, а изотопную смесь Ри-239 и Ри-240; порог деления по-
следнего равен примерно 10 кэВ. Если плутоний длительное время
находится в реакторе, то его свойства как делящегося материала
ухудшаются, так как часть Ри-239 перерабатывается в Ри-240.
Итак, мы убедились, что для расширенного воспроизводства
ядерного горючего необходимо использовать быстрые нейтроны.
Поэтому расширенное воспроизводство осуществляется в ядерных
реакторах на быстрых нейтронах. Получение самоподдерживаю-
щейся цепной реакции деления ядер на быстрых нейтронах воз-
3.5. Расширенное воспроизводство ядерного горючего 175
можно только в обогащенном уране. Здесь используется сильно
обогащенный уран (до 93%).
Принципиальная схема реактора-размножителя приведена на
рис. 3.2. Эти реакторы имеют зону воспроизводства из воспроиз-
водящего материала (природного урана, отвала, тория-232), кото-
Активная зона:
тепловыделитель плутоний
теплоноситель расплав натрия
Рис. 3.2. Принципиальная схема реактора-размножителя
рая окружает активную зону. В зоне воспроизводства накаплива-
ется большое количество плутония (или урана-233, если воспроиз-
водящим материалом является торий-232). При работе реактора
часть энергии деления используется для промышленных и быто-
вых нужд, что удешевляет наработку делящихся материалов.
Энергетический спектр нейтронов в реакторе на быстрых ней-
тронах не совпадает со спектром деления вследствие некоторого
замедления нейтронов даже в отсутствие веществ-замедлителей.
Быстрые нейтроны замедляются тяжелыми ядрами при неупру-
гом рассеянии, прежде всего ядрами урана-238. Кроме того, на
нейтронный спектр влияет замедление при упругом рассеянии на
ядрах кислорода и углерода, если в качестве ядерного топлива ис-
пользуется двуокись урана (UO2) или монокарбид урана (UC). Чем
меньше содержание урана-238 и легких элементов в ядерном го-
рючем, тем жестче спектр нейтронов и выше коэффициент воспро-
изводства.
Теплоносителем в реакторах на быстрых нейтронах обычно
является жидкий натрий (расплав натрия), который, имея до-
вольно большое массовое число (23), в отличие от воды слабо за-
медляет нейтроны. Жидкие металлы имеют теплоемкость мень-
176
Гл. 3. Ядерное горючее
ше, чем у воды, но превосходят ее по теплопроводности. Натрий
имеет низкое давление насыщенного пара, ему не нужен корпус
высокого давления. Однако эксплуатация реактора с натриевым
теплоносителем усложняется, поскольку в данном случае стано-
вятся необходимыми три контура отвода тепла, а также система
разогрева натрия и контуров, очистка натрия от окислов и конту-
ров после слива натрия, борьба с возгоранием и др.
Трехконтурная схема содержит первый и второй контуры с
натриевым теплоносителем и третий, внешний, контур с водой.
Промежуточный (второй) натриевый контур включается в схему
теплообмена из соображений ядерной безопасности. Натрий силь-
но активируется нейтронами, а попадая в воду, бурно с ней реа-
гирует. Следовательно, при случайном повреждении или разруше-
нии теплообменника неизбежен выброс во внешнюю среду натрия.
Если натрий окажется радиоактивным (из-за наведенной нейтро-
нами активности), это повлечет аварию с тяжелыми последстви-
ями. Такая авария должна быть полностью исключена. Этой цели
и служит промежуточный контур, в котором натрий не радиоак-
тивен.
Промежуточный контур необходим еще по следующей причине.
В последнем контуре вода находится под высоким давлением и при
аварии теплообменника в отсутствие промежуточного контура мо-
жет вытеснить натрий и попасть в активную зону, содержащую
сильно обогащенный уран. Замедление нейтронов в воде, сопро-
вождающееся увеличением сечения деления в сотни раз, вызовет
такое возрастание реактивности, что может начаться развиваю-
щаяся цепная реакция деления.
Элементы управления в реакторах на быстрых нейтронах из-
готовляются из делящегося вещества или вещества, интенсивно
рассеивающего нейтроны. Элемент управления из делящегося ве-
щества выполняет ту же функцию, что и поглотитель нейтронов
увеличивает реактивность реактора при ее снижении в процессе
работы реактора. Однако в отличие от поглотителя такой элемент
регулирования в начале работы реактора находится за пределами
активной зоны, а затем, по мере расходования запаса реактивно-
сти, вводится в активную зону.
В качестве элементов управления реактором используются так-
же так называемые выгорающие поглотители. К выгорающим по-
глотителям относятся вещества, ядра которых имеют высокое се-
чение поглощения нейтронов. После захвата нейтронов эти ядра
превращаются в слабо поглощающие. Наиболее распространен в
качестве выгорающего поглотителя бор-10. Во время работы ре-
3.6. Термоядерное горючее
177
актора бор-10 постепенно выгорает, вследствие чего освобождается
реактивность, используемая для поддержания цепной реакции де-
ления.
3.6. Термоядерное горючее
К термоядерному горючему, которое можно использовать в
ядерных зарядах, относятся тритий, дейтерий и дейтерид лития.
Сверхтяжелый водород — тритий (^Т) в природе существует в ни-
чтожных количествах. Он образуется в верхних слоях атмосферы
под действием космических лучей. Основной реакцией образова-
ния трития является взаимодействие быстрых нейтронов косми-
ческого излучения с азотом воздуха.
Тритий бета-активен и распадается с периодом полураспада
12,26 лет. Максимальная энергия испускаемых тритием бета-час-
тиц равна 18 кэВ.
Получают тритий путем облучения легкого изотопа лития (gLi)
медленными нейтронами в ядерных реакторах, помещая литий в
часть компенсирующих стержней. При этом тритий образуется по
реакции
fLi + ?n -> ^Не + ?Н.
Получающийся в реакторе тритий частично растворяется в ли-
тии и образует с ним химическое соединение — гидрид лития
(LiT). Выделить тритий из облученного лития трудно, так как
LIT является весьма устойчивым соединением. Поэтому в реак-
торах облучают химически инертную соль лития — фтористый
литий или сплавы лития с магнием, из которых тритий легче вы-
делить. Хотя содержание лития-6 в природном литии составляет
всего 7,4%, часто отказываются от облучения обогащенного ли-
тия и облучают естественную смесь изотопов. Это не увеличивает
существенно пространство, занимаемое в каналах реактора лити-
евыми мишенями [10].
Получение трития в ядерных реакторах сопряжено с умень-
шением производства плутония, так как введение лития с целью
получения трития вызывает дополнительный расход ядерного го-
рючего без соответствующего образования плутония. Производство
в ядерном реакторе 1 кг трития вызывает уменьшение производ-
ства плутония примерно на 80 кг.
В период начала работ по созданию термоядерного оружия в
США один килограмм трития стоил 500млн долларов. Для полу-
чения 1кг трития требовалось 11-12т металлического урана; для
ежедневного производства 2 г трития нужно было 10 кг урана-235
178
Гл. 3. Ядерное горючее
и реактор мощностью 1 МВт. Постепенно стоимость производства
трития снижалась [8].
Дейтерий присутствует в природной воде, где в водороде со-
держится обычно 0,014% дейтерия. Поскольку запасы воды неис-
черпаемы, то она является самым удобным сырьем для получе-
ния дейтерия. Для получения дейтерия в чистом виде необходимо
разделение изотопов. Эта задача является простой в сравнении
с разделением изотопов тяжелых элементов, поскольку дейтерий
тяжелее обычного водорода в два раза. В связи с этим ряд физиче-
ских свойств (плотность, теплопроводность и др.) соединений тя-
желого и легкого водорода заметно отличаются друг от друга. Так,
например, плотность тяжелой воды D2O равна 1,1079г/см3, тем-
пература кипения равна 101,42°C, температура замерзания выше
нуля и равна 3,802 °C.
Благодаря такому различию тяжелая вода может быть отделена
от обычной воды перегонкой, а также электролизом, поскольку
обычная вода Н2О гораздо легче разлагается электрическим то-
ком, чем тяжелая вода. Как перегонка, так и электролиз тре-
буют большого количества потребляемой энергии и неэкономичны.
Электролизом целесообразно разлагать воду, уже частично обога-
щенную дейтерием.
Наиболее целесообразным методом получения дейтерия явля-
ется химический. Этот метод основан на том, что дейтерий из га-
зообразного водорода, где его атомы соединены в пары с атомами
легкого водорода, стремится соединиться с кислородом и перейти
в воду (HDO) по реакции
HD + Н2О -> Н2 + HDO.
Эта реакция имеет высокую скорость при температуре 500 °C,
а в присутствии катализаторов даже при 100 °C. В качестве катали-
заторов применяют металлический палладий, платину, нанесен-
ную на уголь или никель с окисью хрома. Обогащенная дейтерием
вода подвергается электролизу.
По сообщениям американской печати, к моменту начала пер-
вых испытаний термоядерного оружия один килограмм тяжелой
воды стоил около 5 тыс. долларов. С течением времени цена значи-
тельно снижалась К концу пятидесятых годов эта стоимость упала
до 200 долларов за килограмм, а один килограмм газообразного
дейтерия стоил 1000 долларов.
Литий представляет собой серебристо-белый металл, при на-
личии загрязнений имеющий обычно желтоватый оттенок. Плот-
ность лития при температуре 20 °C равна 0,534г/см3. Темпе-
3.6. Термоядерное горючее
179
ратура плавления 180,5 °C. Литий — активный элемент; с ки-
слородом и азотом соединяется при обычной температуре, а с
водородом — при нагревании. Литий легко растворяется в ки-
слотах и энергично разлагает воду с выделением водорода.
Наиболее распространенные в природе минералы, содержащие
литий — сподумен и лепидолит. Наиболее богатые месторожде-
ния этих минералов находятся в Родезии, Канаде и США. В России
месторождения литиевых руд имеются в Забайкалье и на Урале.
Из руд литий выделяют сплавлением литиевых минералов с из-
вестью, в результате чего получается едкий литий (LiOH), либо
прокаливанием литиевых минералов при температуре 1100 ° С с
последующей обработкой серной кислотой. В последнем случае
получается растворяющийся в воде сернокислый литий. После об-
работки содой получают нерастворимый в воде углекислый литий.
Соединения лития могут быть легко переведены в соль LiCl,
которая при нагревании плавится и разлагается электролизом на
металлический литий и хлор. Для выделения ®Li можно приме-
нять те же методы, которые применяются для разделения изотопов
водорода.
Получение гидрида лития из дейтерия и трития не вызывает
особых трудностей, поскольку литий легко соединяется с водоро-
дом при нагревании. Плотность гидрида природного лития соста-
вляет около 0,82 г/см3 и зависит от содержания в гидриде легкого
изотопа лития.
Глава 4
УДАРНОЕ СЖАТИЕ ТВЕРДЫХ ТЕЛ
4.1. Ударная волна
Обжатие оболочки заряда делящегося вещества осуществля-
ется направленной к центру сферической ударной волной, обра-
зованной при взрыве шарового заряда бризантного взрывчатого
вещества. Ударной волной называется волна сжатия, на передней
границе которой параметры среды (давление, плотность, темпе-
ратура, энтропия) изменяются скачком, т. е. терпят разрыв. По-
верхность, на которой термодинамические параметры среды тер-
пят разрыв, называется фронтом ударной волны. Фронт ударной
волны распространяется в среде со сверхзвуковой скоростью. На
фронте ударной волны должны выполняться определенные гра-
ничные условия, вытекающие из законов сохранения механики —
законов сохранения массы, импульса и энергии.
Образование ударной волны можно пояснить на примере уско-
ренного движения поршня в трубе. Пусть поршень начал дви-
гаться и сжал газ перед собой. Это возмущение газа распростра-
няется по невозмущенному газу со скоростью звука. По мере дви-
жения поршня, вызванные им волны сжатия распространяются в
среде, которая уже возмущена предыдущими волнами сжатия. Эти
волны распространяются со скоростью, превышающей скорость
звука в невозмущенной среде. Мало того, скорость распростра-
нения волн сжатия растет, поскольку скорость звука пропорцио-
нальна корню квадратному из температуры. Поэтому возмущения
из волн сжатия догоняют ее переднюю границу и складываются,
образуя поверхность скачка давления от давления невозмущенного
газа до давления в скачке. Эта поверхность является фронтом
ударной волны.
Установим основные количественные зависимости для описа-
ния параметров ударных волн. Хотя давление р, плотность р и
скорость v газа при переходе через поверхность разрыва испыты-
вают скачок, соответствующие им потоки газа должны быть не-
прерывны. Это следует из законов сохранения массы, импульса и
энергии.
4.1. Ударная волна
181
Рассмотрим элемент поверхности фронта ударной волны, пер-
пендикулярной потоку, и свяжем с этим элементом систему коор-
динат с осью X, направленной по нормали к нему (рис. 4.1) (ска-
чок неподвижен, поток вещества движется вдоль оси X навстречу
скачку). Тогда вследствие закона сохране-
ния массы плотность потока должна быть
одинаковой по обе стороны от поверхности
разрыва, т. е.
Рис. 4.1. Элемент по-
верхности разрыва
p0v0 = pv.
(4-1)
условие непрерывности к
Применим
плотности потока импульса на поверхности
разрыва. Импульс единичного объема ве-
щества равен pv, а плотность потока им-
пульса в направлении движения вещества равна [(рп)п]. В соот-
ветствии со вторым законом Ньютона изменение импульса массы
вещества равно импульсу силы, действующей на эту массу.
Следовательно, для плотности потока импульса можно напи-
сать:
2 2
pv - Povo = р0-р.
Отсюда получаем условие непрерывности плотности потока им-
пульса
Povl + ро = pv2 + р. (4.2)
Используем теперь закон сохранения энергии. Изменение пол-
ной энергии вещества, равной сумме внутренней и кинетической
энергий этого вещества, при отсутствии тепловых потерь в окру-
жающую среду должно равняться произведенной над веществом
работе. Пусть £ — внутренняя энергия единицы массы вещества.
Кинетическая энергия единицы массы равна и2/2. Разность по-
токов энергии через поверхность разрыва равна работе внешних
сил. Поэтому изменение плотности потока полной энергии
= pv -povo,
или
Povo
+ PqVq = pv
+ pv.
(4-3)
Поскольку wq есть скорость вещества относительно поверхно-
сти разрыва, то скорость перемещения самой поверхности разрыва
182
Гл. 4. Ударное сжатие твердых тел
относительно невозмущенного вещества всегда равна —г?о, т. е. ско-
рость скачка D = —vq. Величина D называется скоростью фронта
ударной волны.
Скорость фронта ударной волны и скорость движения веще-
ства за фронтом ударной волны определяются непосредственно из
уравнений (4.1) и (4.2). Из уравнения (4.1) получаем выражение
для V2 и подставляем в (4.2). Тогда имеем:
v
2
о
Л2 Р ~ И)
° Vo-V’
где V = 1/р — удельный объем. Так как D — —г>о, то скорость
распространения фронта ударной волны равна
D = V0
Р-Ро
Vo-V'
(4-4)
Комбинируя формулы (4.1) и (4.2), получим
v2 = у2Р-Р0
Ио- V
(4-5)
Так как величина w2 — величина положительная, то должны
одновременно выполняться неравенства: р > ро, Vq > V. Таким
образом, давление в веществе за скачком выше, чем перед скачком.
То же самое относится и к плотности вещества (р > ро).
До этого мы рассматривали процесс в системе координат, свя-
занной с движущимся со скоростью D скачком. Поэтому скорость
вещества за фронтом волны относительно неподвижных коорди-
нат будет равна
u = D — V.
Подставляя выражения для D и v, получим
и = У(р -Ро)(4о - У).
(4-6)
В системе координат, в которой невозмущенная среда поко-
ится, после сжатия единица ее массы приобретает кинетическую
энергию
о
y-^(Vo-V). (4.7)
4.1. Ударная волна
183
Сравнивая формулы (4.4) и (4.6), находим, что
£ = v°
и Уо-V
В ударной волне, где Vo > И) — V, всегда будет D > и.
Путем аналогичных алгебраических преобразований можно
убедиться, что внутренняя энергия возрастает за скачком (е > £о):
E-eo = ^^(Vb-V). (4.8)
Подчеркнем, что соотношения (4.4) (4.8) справедливы для лю-
бого сжимаемого вещества при отсутствии внутреннего трения, по-
скольку при их выводе агрегатное состояние вещества не учиты-
валось.
Уравнение (4.8) в теории ударных волн называют уравнением
ударной адиабаты, а соответствующую кривую p(V) — ударной
адиабатой, или адиабатой Гюгонио. В отличие от адиабаты Пуас-
сона, которая описывает адиабатический процесс статического
(изоэнтропийного) сжатия газа при постоянной энтропии, удар-
ная адиабата Гюгонио лишь показывает, в какие состояния может
перейти вещество из данного исходного состояния (ро, Vo) путем
однократного ударного сжатия, но не описывает процесс сжатия.
Напомним, что адиабата Пуассона описывается уравнением и
описывает процесс сжатия при постоянной энтропии:
рУу = p0Vj,
где 7 — отношение теплоемкости при постоянном давлении к те-
плоемкости при постоянном объеме, 7 = Ср/Су.
Уравнение адиабаты Гюгонио для среды, описываемой моде-
лью идеального газа, может быть представлено еще в другой фор-
ме. Воспользуемся уравнением состояния идеального газа, связы-
вающим давление р, объем V и температуру газа Т. Для одного
моля газа pV — RT, где R = Ср — Су = Су (-у — 1) — газовая
постоянная, равная 8,31 Дж/(моль • К).
Поскольку
pV
Е = СуТ=
7-1
вместо (4.8) получим
_РГ _ Ро^_ = И±£(уо_у).
7—1 7 — 1 2
184
Гл. 4. Ударное сжатие твердых тел
Отсюда можно вывести следующие формы уравнения адиабаты
Гюгонио:
Р _ (7 + 1)? + (7 - 1)Р0 (4
Ро (7- 1)Р + (7 + 1)Ро’
Р_ = (7 + 1)р-(7~1)Ро
Ро (7 + 1)ро-(7-1)р‘ 1 }
Ударная адиабата в координатах (р, V) является гиперболой,
исходящей из начальных параметров ро> И). На рис. 4.2 предста-
влены ударная адиабата и адиабата Пуассона для идеального газа.
Приращение внутренней энергии единицы массы ударно сжимае-
мого вещества в соответствии с уравнением (4.8) равно площади
Рис. 4.2. Ударная адиабата (АВ) и адиабата Пуассона (А'В)
трапеции VBAVq. Кривая А!В является адиабатой Пуассона, по
которой расширяется сжатый газ из состояния В в состояние А',
характеризуемое давлением ро, равным давлению невозмущенного
газа, и удельным объемом Vq > V. Следовательно, после про-
хождения ударной волны плотность газа становится меньше на-
чальной плотности, поэтому газ оказывается после прохождения
ударной волны нагретым.
Наличие необратимых потерь на нагревание среды означает,
что ударная волна по мере распространения будет ослабляться за
счет необратимых тепловых потерь. Энтропия в скачке возрастает,
и чем сильнее ударная волна, тем значительнее. Соответственно,
и тепловые потери растут с увеличением интенсивности ударной
волны.
4.1. Ударная волна
185
Возрастание энтропии свидетельствует о том, что в ударной
волне происходят необратимые, диссипативные процессы, связан-
ные с существованием вязкости и теплопроводности вещества. По-
скольку при выводе уравнений ударной волны вязкость и тепло-
проводность не учитывались, толщина слоя скачкообразного изме-
нения параметров среды была нулевой. В действительности она
имеет толщину порядка средней длины пробега молекул.
Анализируя уравнение ударной адиабаты на диаграмме (р, V),
можно геометрически интерпретировать выводы о свойствах удар-
ных волн, сделанные выше при анализе трех основных соотноше-
ний (4.4), (4.6) и (4.8).
Пусть точка А на рис. 4.2 соответствует исходному состоянию
ударно сжимаемого вещества, а точка В конечному. Тангенс
р — ро
угла наклона прямой ABi tgaii = —----Тангенс угла наклона
касательной в точке А равен:
где «о = \/dp/dp — скорость звука
в невозмущенной среде.
Из рис. 4.2 видно, что
Др Р~Ро
ИрI 2 Vp-V’
или
Др
/2 Р - Ро
° Vp —V’
Др < D.
(4-11)
Отсюда следует, что скорость распространения ударной волны
больше скорости звука в невозмущенной среде. При этом скорость
ударной волны тем выше, чем эта волна сильнее, т. е. чем больше
Р-Ро-
Сравним теперь тангенсы углов наклона хорды АВ и касатель-
ной в точке В, соответствующей состоянию вещества во фронте
ударной волны. Из рис. 4.2 видно, что
а2 Р~Ро
V2 Ио- V’
Р~Ро
Vo- V
(4-12)
Учитывая соотношения для скорости фронта ударной волны,
получим следующее равенство:
I Р~Ро
У Vo-v
= D — v.
186
Гл. 4. Ударное сжатие твердых тел
Поэтому
v + a>D, a > D — a. (4.13)
Это означает, что скорость распространения фронта ударной
волны относительно сжатого вещества D — v меньше скорости
звука а в сжатом веществе или, что то же самое, скорость звука
в веществе, сжатом ударной волной, превышает скорость волны
относительно сжатого вещества.
Выполнение условия (4.13) зависит от вида кривой изоэнтро-
пического процесса — адиабаты Пуассона, в частности, от того,
выпукла ли адиабата Пуассона вниз или вверх. «Нормальными» ве-
ществами считаются такие, у которых адиабата Пуассона при од-
нократном сжатии обращена выпуклостью вниз; «ненормальными»
считаются такие вещества, у которых адиабата Пуассона выпукла
вверх. Для «нормальных» веществ уравнению ударной адиабаты
удовлетворяет только волна сжатия р > р$. Условие (4.13) выпол-
няется только для «нормальных» веществ, что легко проверить.
Соотношение между скоростью ударной волны и скоростью
звука определяет механическую устойчивость волны. Скорость
распространения ударной волны должна быть больше скорости
звука в веществе, подвергающемся ее действию, для того, чтобы
вызываемое ударной волной возмущение, распространяющееся со
скоростью звука, не опередило ударную волну. Необходимо, чтобы
ударная волна распространялась относительно сжатого вещества
со скоростью, меньшей скорости звука в сжатом веществе, так как
только в этом случае можно представить себе причинную связь
между возмущением, вызывающим ударную волну, и распростра-
нением волны, поскольку перенос возмущения от его источника к
фронту волны совершается через слой сжатого вещества.
В случае сильной ударной волны, когда р ро, уравнение
адиабаты принимает вид
Р = 7 + 1
Ро 7~1
Следовательно, максимальное однократное сжатие ударной
7+1
волной возможно лишь в ----- раз. Для идеального газа 7 = 5/3
7-1
и предельное сжатие (степень сжатия), достигаемое для плоской
ударной волны в однокомпонентном газе, равно 4.
В существовании предельного значения степени сжатия веще-
ства ударной волной состоит отличие ударного сжатия от адиаба-
тического, протекающего по адиабате Пуассона, для которого при
р —> оо р —> оо. Отличие ударного сжатия от адиабатического
(4-14)
4.1. Ударная волна
187
заключается также в том, что при адиабатическом сжатии сте-
пень сжатия не зависит от того, каким образом достигнута вы-
сокая плотность и высокое давление либо путем однократного
сжатия, либо путем последовательного ступенчатого повышения
давления. В то же время при ударном сжатии сильной ударной
волной плотность возрастает:
7 + 1
— при однократном сжатии в ----- раз,
7-1
/ । 1 \ 2
/ 7 + 1 \
при двукратном сжатии в ----- раз,
\7- 1/
/ । 1 \ з
( 7 + 1 \
при трехкратном сжатии в ----- ) раз и т. д.
\7 - М
Чем на большее число отдельных процессов ударного сжатия
разбить процесс повышения давления, тем процесс ближе к изо-
энтропическому (по адиабате Пуассона).
Покажем, как можно использовать ударные волны для сжатия,
близкого к изоэнтропическому, до высокой плотности. Для этого
вернемся к рассмотрению (рУ)-диаграммы для ударной адиабаты
Гюгонио (рис. 4.2) и разобьем ее на несколько отдельных одно-
кратных сжатий (рис. 4.3). Так как слабая ударная волна является
Рис. 4.3. Сжатие с помощью нескольких ударных волн: 1 — однократная удар-
ная волна; 2— многократная волна
хорошим приближением изоэнтропийной акустической волны, то
для получения приближения изоэнтропийного сжатия можно ис-
пользовать большое число слабых ударных волн. Это приближе-
ние показано на рис. 4.3. Итак, при одном и том же конечном
188
Гл. 4. Ударное сжатие твердых тел
давлении использование большого числа ударных волн позволяет
сжать вещество до значительно большей плотности, чем при ис-
пользовании единственной ударной волны, причем для этого необ-
ходимо затратить значительно меньше работы, вычисленной как
площадь под кривыми p(V).
С другой стороны, как уже было показано выше, для плоской
ударной волны максимальное сжатие для однокомпонентного газа
равно четырем. Поэтому, подвергая этот газ действию второй удар-
ной волны, можно получить сжатие 42 = 16. Продолжая мно-
гократно сжимать газ такой последовательностью ударных волн,
получаем еще более высокую плотность.
4.2. Уравнение состояния вещества
Три уравнения (4.4), (4.6) и (4.8) содержат пять неизвестных
(Р, u, р, V и е), и, следовательно, однозначной связи между ними
без дополнительных данных установлена быть не может. Для
установления такой связи необходимо привлечь уравнение состо-
яния вещества и задать дополнительные условия, например, да-
вление р на фронте ударной волны.
Уравнение состояния это уравнение, связывающее давление
р, объем V и температуру Т физически однородного тела в состоя-
нии термодинамического равновесия. Для идеального газа уравне-
ние состояния описывается уравнением Клапейрона-Менделеева:
pV = —RT,
V
где тп — масса газа, р — его молярная масса. Модель идеаль-
ного газа не учитывает взаимодействие молекул (кроме упругих
столкновений) и собственный объем молекул. Естественно, что
к твердым телам такая модель совершенно неприменима (за ис-
ключением очень высоких плотностей и температур, о чем будет
сказано ниже). Это обусловлено следующими особенностями твер-
дых тел как физических объектов.
1. Атомы, молекулы и ионы являются структурными едини-
цами твердого тела, т. е. энергия взаимодействия между ними мала
по сравнению с энергией, которую нужно затратить на разруше-
ние самой структурной единицы (молекулы на атомы, атомы на
ионы и электроны, ядра на нуклоны). В то же время потенци-
альная энергия взаимодействия этих структурных единиц гораздо
больше кинетической энергии теплового движения. Отсюда выте-
кает необходимость описания поведения твердого тела с позиций
квантовой механики.
4.2. Уравнение состояния вещества
189
В тех случаях, когда энергия теплового движения оказывается
порядка или больше энергии взаимодействия между структурными
единицами твердого тела, в нем происходит перестройка струк-
туры (фазовый переход).
2. Согласно классическим законам, средняя энергия теплово-
го движения частицы пропорциональна кТ, где к — постоянная
Больцмана, к = 1,38 • 10-23 Дж/К. Следовательно, энергия воз-
буждения твердого тела пропорциональна NkT, где N — число
частиц, составляющих твердое тело. К твердому телу распределе-
ние Максвелла по энергиям частиц неприменимо. В данном случае
поведение частиц в твердом теле описывается статистикой Ферми-
Дирака. Уменьшение энергии твердого тела с понижением его тем-
пературы происходит быстрее, чем это описывает классическая
физика: дискретный характер энергетического спектра твердого
тела приводит к «вымораживанию» движений при стремящейся к
нулю термодинамической температуре Т.
3. В кристаллическом твердом теле возможны статические воз-
бужденные состояния, когда положение частиц отклоняется от
устойчивого положения, соответствующего минимуму потенциаль-
ной энергии. Такие нарушения в размещении атомов, называе-
мые «дефектами», приводят к существенному превышению энер-
гии взаимодействия атомов вблизи дефектов, однако в устойчивом
состоянии таких дефектов относительно немного.
4. В большинстве случаев при определенной температуре все
степени свободы атомных частиц в твердом теле можно разделить
на две категории. Для одних степеней свободы кТ велико в срав-
нении с величиной энергии их взаимодействия (i7B3), Для дру-
гих мало. Степени свободы, для которых кТ 5> UB3, могут быть
описаны моделью «газа частиц»; степени свободы, для которых
кТ UB3, находятся на низком уровне возбуждения, благодаря
чему соответствующие им движения могут быть описаны путем
искусственного введения так называемых квазичастиц, слабо вза-
имодействующих друг с другом. Таким образом, в большинстве
случаев свойства твердого тела могут быть «сведены» к свойствам
газов — либо частиц, либо квазичастиц. При этом квазичастицы
существуют не в свободном пространстве, как в реальных газах,
а в кристаллической решетке, которая накладывает ограничения
на поведение квазичастиц.
Повышение давления в металле приводит к изменению рассто-
яния между атомами, что может существенно изменить межатом-
ные силы различной природы и, соответственно, кристалличе-
скую структуру твердого тела. В результате могут образовываться
190
Гл. 4. Ударное сжатие твердых тел
различные кристаллические модификации, отличающиеся физи-
ческими свойствами. При высоких давлениях, когда изменения
межатомных и межмолекулярных расстояний становятся сравни-
мыми с величиной этих расстояний, атомы теряют свою индиви-
дуальность и вещество превращается в сильно сжатую электронно-
ядерную плазму. Величины таких давлений порядка величины
модулей упругости.
На характер распределение давления в твердом теле влияет
длительность приложенного давления. Длительно действующее
давление называется статическим, кратковременно действующее
давление — динамическим и вызывает ударное сжатие.
Оценим значения предельных внутренних напряжений в иде-
альных кристаллических телах, т. е. в бездефектных монокри-
сталлах. Рассмотрим предельную механическую прочность иде-
альных ионных кристаллов [2]. Внутреннее давление/?, характе-
ризующее разрыв тела, соизмеримо с концентрацией энергии связи
его частиц. Действительно, р = пкТ, где п — плотность числа ио-
нов в теле, кТ — с точностью до множителя порядка единицы
энергия частицы. В кристалле энергия частицы равна средней
энергии взаимодействия (U) одной пары ионов. Для однозаряд-
ных ионов с противоположными знаками (U) ~ е2/г, е — заряд
электрона, г — расстояние между ионами. Расчет дает для (U)
величину порядка {U) ~ 10~18 Дж. Так как п ~ 1028 ионов в
кубическом метре, то р ~ 10 ГПа.
Полученные значения механической прочности превышают
прочность реальных тел в К)2-103 раз. Причиной таких расхо-
ждений теоретических оценок и реальных измерений является
наличие дефектов в реальной кристаллической структуре.
Уравнения состояния твердых тел находятся в большинстве
случаев экспериментально. При статическом нагружении верхний
предел давлений, которые можно получить экспериментально, ле-
жит в области нескольких ГПа и ограничен прочностью аппара-
тов высокого давления. Более высокие давления получают при
ударном сжатии. При ударном сжатии определяют ударную сжи-
маемость твердых тел. Под сжимаемостью понимают способность
вещества изменять свой объем под действием всестороннего давле-
ния. Величину сжимаемости характеризуют коэффициентом сжи-
маемости /3, который выражает уменьшение единичного объема V
(или плотности тела р) при увеличении давления р на единицу:
1 dV 1 dp
V dp pdp
4.2. Уравнение состояния вещества
191
Динамическая сжимаемость вещества - это зависимость меж-
ду двумя параметрами, плотностью р и давлением р, полученная
в условиях ударного сжатия вещества (ударная адиабата). Ис-
пользуя экспериментальные соотношения р = р(р), можно опре-
делить зависимость между давлением, плотностью и температу-
рой или внутренней энергией, т. е. уравнение состояния вещества:
Р = р(р, Т), или р = р(р, е).
Твердые вещества, подвергаемые объемному сжатию, претер-
певают качественные изменения, тем более глубокие, чем выше
приложенное давление. Так, если при р ниже 1 ГПа каких-либо
изменений в структуре вещества не наблюдается и относительное
изменение объема вещества еще пропорционально давлению, то
при давлениях в диапазоне 1-10 ГПа уже наблюдаются заметные
отклонения от линейного закона сжимаемости и обнаруживаются
фазовые полиморфные переходы, связанные с изменениями атом-
ной структуры. При давлениях 102 -103 ГПа происходят электрон-
ные переходы; возможны также разрушение электронных оболо-
чек и частичная потеря атомами индивидуальных свойств.
При высоких степенях сжатия, когда энергия теплового движе-
ния превышает энергию связи атомов в твердом веществе, это ве-
щество можно рассматривать как идеальный газ. Соответственно
и ударная адиабата твердого тела в этих условиях не отличается
от ударной адиабаты идеального газа. Отсюда следует, что для
твердого тела, как и для идеального газа, существует предельное
сжатие в ударной волне. Если принять показатель адиабаты рав-
ным показателю адиабаты одноатомного идеального газа (5/3),
то предельная степень однократного сжатия в соответствии (4.14)
равна четырем.
Ударное сжатие вещества сопровождается приращением его
внутренней энергии, т. е. повышением температуры. Полное при-
ращение внутренней энергии, как это видно из рис. 4.4, на кото-
ром изображена ударная адиабата Гюгонио (кривая О А), равно
площади треугольника О АВ (см. формулу (4.8)):
Ро+Р,т/ т/ч
£ - £о = —-—(Го ~ V).
Это приращение разделяется на упругую (холодную) составля-
ющую Д£ж, заключенную между осью абсцисс и кривой px(V) хо-
лодного сжатия, и тепловую составляющую энергии Де^, изобра-
женную площадью криволинейного треугольника О АС (р 3> ро)-
Разогрев вещества приводит к увеличению тепловой составля-
ющей давления pT(Vi), возникающей в результате теплового возбу-
192
Гл. 4. Ударное сжатие твердых тел
ждения атомов и электронов. При давлениях до 10 ГПа отклонение
ударной адиабаты p(V) от кривой холодного сжатия (изотермы)
Рх(У) является незначительным. Однако с ростом давления эта
разница проявляется все более отчетливо. При давлениях порядка
Рис. 4.4. Упругая и тепловая составляющие приращения внутренней энергии
твердого тела при сжатии
100 ГПа и более тепловая часть давления существенно возрастает
и становится сравнимой с полным давлением. Дальнейшее увели-
чение давления ведет к полному разрушению электронных оболо-
чек и вырождению свойств: вещество превращается в электронно-
ядерный газ.
Вопрос об уравнениях состояния конденсированных сред, к ко-
торым относятся твердые тела, в строгой постановке еще не выяс-
нен. Однако для решения инженерных задач используются доста-
точно точные формулы, полученные расчетно-экспериментальным
путем. При этом исходят из того, что для ударной волны в твердых
телах, когда р 3> ро, соотношения для скорости ударной волны и
массовой скорости за фронтом ударной волны приобретают вид
D = u = ~ (4-15)
V Го — V
Перемножив почленно эти выражения, получим р = pouD.
Отсюда следует, что для расчета уравнения состояния необхо-
димо знать зависимость скорости фронта ударной волны от мас-
совой скорости. Совершенно очевидно, что для каждого вещества
в не очень широком диапазоне давлений такая однозначная за-
висимость должна существовать. Опыт показывает, что эта за-
висимость является линейной, т. е. D = А + Ви, где А и В -
некоторые постоянные, характеризующие данное вещество.
4.3. Особенности ударных волн в твердых телах
193
Эти постоянные могут быть определены экспериментально для
того или иного диапазона давлений. Следовательно, расчетную
формулу, связывающую давление во фронте ударной волны с ее
массовой скоростью, можно записать в виде
р = р0(А + Bu)u.
(4-16)
Вместо (4.16) удобнее использовать закон ударной сжимаемо-
сти вещества, полученный экспериментально, — так называемый
закон ударной сжимаемости в форме Тэта:
Г / \ ТП
Р = А М -1
Дро/
(4-17)
где А и m экспериментальные константы. Значения констант
для некоторых материалов приведены в табл. 4.1 [4]. В послед-
нем столбце таблицы приведены пределы давления, в границах
которых можно использовать при расчетах значения постоянных
А и т.
Таблица 4.1. Константы закона ударной сжимаемости
Вещество ро, г/см2 А, ГПа т р, ГПа
Бериллий 1,84 37,5 3,2 0-35
Алюминий 2,79 19,7 4,2 0-50
Железо 7,84 21,5 5,5 25-100
Уран 19,0 440 4,0 0-400
4.3. Особенности ударных волн в твердых телах
Рассмотрим подробнее особенности формирования и распро-
странения ударных волн в твердых телах. Как уже отмечалось,
основной характерной чертой, отличающей конденсированное со-
стояние вещества от газообразного и определяющей поведение
твердых и жидких веществ при сжатии их ударными волнами,
является сильное взаимодействие атомов или молекул тела друг с
другом. Радиус действия межатомных сил в твердых телах весьма
ограничен. Он порядка размеров самих атомов и молекул, т.е. по-
рядка ИГ8 см. В разреженном газе, где среднее расстояние между
частицами много больше размеров частиц, взаимодействие про-
является в основном только лишь при столкновениях, в момент
тесного сближения атомов и молекул.
194
Гл. 4. Ударное сжатие твердых тел
Давление в газе имеет тепловое происхождение. Оно связано с
переносом импульса частицами, участвующими в тепловом движе-
нии, и всегда пропорционально температуре. Для того чтобы силь-
но сжать газ, требуются сравнительно небольшие давления. Пре-
дельное сжатие газа в ударной волне, определяемое законами со-
хранения, достигается при давлениях за ее фронтом в 106-107 Па,
так что ударная волна такой амплитуды уже может рассматри-
ваться как сильная.
Иначе ведет себя по отношению к сжатию конденсированное
вещество. В твердом и жидком веществах атомы и молекулы на-
ходятся на близких расстояниях друг от друга и сильно взаимо-
действуют. Это взаимодействие, в частности, и удерживает атомы
в теле. Для того чтобы развести атомы на большие расстояния,
необходимо преодолеть силы сцепления и затратить энергию, рав-
ную энергии связи, которая для металла имеет порядок несколь-
ких электронвольт на атом. Сжимаемость металлов при нормаль-
ных условиях имеет порядок 10-6 на одну атмосферу (105Па).
Для того чтобы сжать холодный металл на 10%, необходимо
приложить к нему внешнее давление порядка 10 ГПа. Сжимае-
мость обычно уменьшается при повышении давления.
Таким образом, при сильном сжатии твердого тела в нем раз-
вивается колоссальное внутреннее давление даже в отсутствие на-
гревания только за счет отталкивания атомов друг от друга. Суще-
ствование этого давления нетеплового происхождения, совершенно
несвойственного газам, и определяет основные особенности пове-
дения твердых тел при сжатии их ударными волнами.
В ударных волнах очень большой амплитуды происходит так-
же и сильное нагревание вещества, приводящее к появлению да-
вления, которое связано с тепловым движением атомов и электро-
нов. Это давление называют «тепловым» в отличие от упругого,
или «холодного» давления, обусловленного силами отталкивания
(см. рис. 4.4). При ударных волнах с давлениями во фронте в
сотни ГПа давления обоих типов сравнимы друг с другом. В ме-
нее сильных волнах, с давлением порядка 10 ГПа и ниже, упругое
давление преобладает. Мала в этом случае и тепловая энергия
вещества, сжатого ударной волной. Вся внутренняя энергия, при-
обретаемая веществом в волне, затрачивается на преодоление сил
отталкивания при сжатии тела и сосредоточена в форме потенци-
альной упругой энергии.
В связи с изложенным различны и величины давлений, ха-
рактерные для сильных ударных волн в газах и в твердых телах.
В газах мерой интенсивности ударной волны служит отношение
4.3. Особенности ударных волн в твердых телах
195
давлений по обе стороны фронта. Предельное сжатие в несколько
раз достигается тогда, когда это отношение равно нескольким де-
сяткам или сотням. При этом скорость распространения ударной
волны значительно превышает скорость звука в исходном газе и
газ за фронтом разгоняется до скоростей, близких к скорости удар-
ной волны. Если газ вначале находился при атмосферном давле-
нии, то ударная волна с амплитудой в сотни атмосфер является
уже сильной. В конденсированных средах ударная волна с ампли-
тудой даже в сто тысяч атмосфер является слабой. Такая волна
мало отличается от акустической: она распространяется со скоро-
стью, близкой к скорости звука, сжимает вещество всего на не-
сколько процентов и сообщает ему скорость за фронтом, в десятки
раз меньшую скорости распространения самой волны.
Если характеризовать интенсивность ударной волны отноше-
нием ее скорости к скорости звука в невозмущенном веществе,
то для твердых тел сильными являются волны с давлениями не
менее десятков или сотен миллионов атмосфер.
Законы сохранения потоков массы, импульса и энергии на
фронте ударной волны остаются в силе независимо от агрегат-
ного состояния вещества, по которому распространяется ударная
волна. Поскольку даже в очень слабых ударных волнах в твердом
теле давления измеряются сотнями МПа, начальным давлением в
невозмущенной среде всегда можно пренебречь, считая его равным
нулю. Поэтому в конденсированной среде зависимости скорости
фронта ударной волны D и скорости вещества и во фронте волны
от давления будут иметь вид (4.15).
Приращение внутренней анергии вещества, описываемое удар-
ной адиабатой, вычисляется по формуле
2
Р(у0_у)“ (4.18)
Формула (4.18) показывает, что полная энергия, приобретаемая
единицей массы конденсированного вещества в результате удар-
ного сжатия, распределяется поровну между кинетической и вну-
тренней энергиями. Изменение внутренней энергии, в свою оче-
редь, складывается из упругой и тепловой анергии.
Полиморфные превращения, происходящие в твердых телах
при сжатии ударными волнами, приводят к особенностям удар-
ного сжатия вещества. В некотором диапазоне давлений по телу,
способному испытывать полиморфные превращения, распростра-
няется не одна, а две ударные волны, следующие одна за другой,
т. е. ударная волна состоит из упругой волны — предшественника
196 Гл. 4. Ударное сжатие твердых тел
и волны пластического течения. В некоторых плотных веществах
(например, в железе) экспериментально обнаружены даже трехвол-
новые структуры. Наличие третьей волны в железе обусловлено
структурной перестройкой кристаллов этого металла при давле-
нии порядка 13 ГПа. Такое «расщепление» волны связано с ано-
мальным ходом ударной адиабаты вещества в области фазового
перехода.
Рассмотрим более подробно указанное явление. Учитывая, что
при не слишком больших давлениях в ударной волне происходит
незначительное увеличение энтропии, будем исходить из адиа-
баты Пуассона, описывающей адиабатический процесс. Адиабата
вещества, испытывающего полиморфное превращение, схемати-
чески показана на рис. 4.5, причем на рис. 4.5а она изображена
при отличной от нуля температуре вещества, а на рис. 4.56 - при
абсолютном нуле.
При сжатии от нормального объема по достижении некоторого
состояния А начинается переход из фазы I в фазу II. Кристалли-
ческая решетка перестраивается таким образом, что новые равно-
весные положения атомов соответствуют меньшим межатомным
Рис. 4.5. Адиабата вещества, испытывающего полиморфные превращения
расстояниям, поэтому сокращение объема в области перехода тре-
бует гораздо меньшего увеличения давления, чем в фазе I. Если бы
перестройки не было, кривая давления продолжалась бы от точки
А вверх так, как это показано на рис. 4.5 пунктиром. В области АВ
вещество находится в двухфазном состоянии. Полная перестройка
решетки и полное превращение вещества из фазы I в фазу II за-
канчивается к моменту В, после чего адиабата фазы II круто идет
вверх. Сжимаемости вещества в разных фазах различны, так что
4.3. Особенности ударных волн в твердых телах
197
и наклоны, соответствующие однофазному состоянию в точках А
и В, в общем случае различны.
Пусть к поверхности тела, вещество которого имеет описанную
выше ударную адиабату, в начальный момент приложено постоян-
ное давление р. Если давление р ниже давления рд, при котором
начинается фазовый переход, по телу распространяется обычная
ударная волна, состояние вещества в которой соответствует точке,
лежащей на нижней ветви ударной адиабаты (на рис. 4.6 точка С);
Рис. 4.6. К пояснению «расщепления» ударной волны
скорость распространения ударной волны определяется наклоном
прямой, проведенной из точки начального состояния О в точку
конечного состояния на ударной адиабате:
D = V0
Р-Ро
Vo- V
Непосредственное ударное сжатие приводит к промежуточному
состоянию М, которое лежит на экстраполированной ударной
адиабате I, отвечающей отсутствию фазового перехода. Затем на-
чинается фазовый переход. Рассмотрим промежуточный случай,
когда приложенное к телу давление заключено между рд и ре
(точка N на рис. 4.6). Скорость ударной волны, определяемая на-
клоном прямой ON, теперь меньше, чем скорость ударной волны
с меньшим давлением рд, которая определяется наклоном более
круто идущей прямой О А. Поэтому волна с давлением рд обго-
няет волну с давлением р^.
При промежуточном значении давления Ре > Р > РА происхо-
дит расщепление ударной волны на две независимые волны, ко-
198
Гл. 4. Ударное сжатие твердых тел
торые следуют одна за другой. В первой ударной волне вещество
сжимается от исходного состояния О до состояния А, соответству-
ющего началу фазового перехода, причем скорость распростране-
ния первой ударной волны по невозмущенному веществу опреде-
ляется наклоном прямой О А в соответствии с формулой
А = И)
РА ~Р0
Vo-Уд-
За первой волной следует вторая ударная волна, в которой ве-
щество сжимается от состояния А до конечного состояния N. Ско-
рость распространения этой волны по сжатому и движущемуся
веществу, пребывающему в состоянии А, определяется наклоном
прямой AN:
D2 = Va
PN - РА
Va-Vn
Вторая волна не догоняет первую, т. е. комбинация двух удар-
ных волн является устойчивой. Действительно, скорость распро-
странения первой волны относительно вещества
= УА
РА ~Р0
Vo-Va
Поскольку наклон прямой О А больше наклона прямой AN,
имеем:
РА - Ро PN - РА ., п
V^V~A>VT^' А>Р2’
т. е. первая волна распространяется по веществу быстрее, чем вто-
рая по тому же самому веществу. Во фронте второй ударной волны
происходит фазовый переход. В начальном состоянии А вещество
находилось в первой фазе, а в конечном N находится либо во вто-
рой, если pn > рв, либо в двухфазном состоянии, еслирдг < рв. В
силу замедленности фазового превращения фронт второй ударной
волны оказывается сильно размытым в отличие от резкого фронта
первой волны.
Расщепление сильных волн сжатия в твердом теле может про-
исходить также и в результате перехода вещества из упругого в
пластическое состояние. Диаграмма состояния сжимаемого веще-
ства, аппроксимированная ломаной прямой, в координатах (р, У)
приведена на рис. 4.7. При малых деформациях и давлениях (в
области упругости) состояние описывается законом Гука. Когда
4.3. Особенности ударных волн в твердых телах
199
Рис. 4.7. Диаграмма состояния сжимаемого твердого тела
давление превышает критическое ркр, а изменение объема превы-
шает (ДУ)кр/У, тело становится текучим и наклон прямой p(V)
меняется (точка А на рис. 4.7).
Если внешнее давление р < ркр, по телу будет распростра-
няться одна «упругая» волна со скоростью аупр (рис. 4.8а). Если
Рис. 4.8. Расщепление волны сжатия в твердом теле
же приложенное давление р > ркр, то в теле достигается состояние
2 на диаграмме (p,V). В этом случае по телу распространяется
200
Гл. 4. Ударное сжатие твердых тел
уже не одна, а две волны: «упругая» с амплитудой ркр и состоя-
нием 1', а вслед за ней «пластическая» с состоянием за фронтом 2
(см. рис. 4.86).
Поскольку всегда скорость распространения звука в пластиче-
ской среде апл < «упр, пластическая волна не догоняет упругую,
так что комбинация двух волн устойчива. Пластическая волна рас-
пространяется по незначительно сжатому веществу, которое дви-
жется со скоростью цкр. Эта скорость мала. Так, в железе отно-
сительное объемное сжатие в упругой волне составляет 5 10“4, а
критическая скорость ?/,кр — 3,6 м/с. Относительно невозмущен-
ного вещества массовая скорость равна и' + ?/,кр.
Если рассматривать волны сжатия большой амплитуды, а тем
более ударные волны с давлениями в сотни тысяч атмосфер и
выше, то эффектами предварительного сжатия вещества упругой
волной до одной-двух тысяч атмосфер и разгона его до скорости
порядка нескольких метров в секунду можно пренебречь, считая,
что пластическая волна распространяется по неподвижному невоз-
мущенному веществу со скоростью, соответствующей апл.
Ударные волны достаточно большой амплитуды распростра-
нятся со скоростью, заметно превышающей апл. Если скорость
ударной волны D > аупр, то двух волн вообще не образуется.
4.4. Детонация
Детонацией называется процесс превращения взрывчатого ве-
щества, сопровождающийся освобождением энергии и распростра-
няющийся по веществу в виде волны от одного слоя к другому
со сверхзвуковой скоростью. В химическом взрывчатом веществе
происходят химические превращения — под действием иницииру-
ющего импульса в очаге инициирования разрываются межатомные
связи молекул вещества и происходит превращение этого веще-
ства в другие, более устойчивые, преимущественно газообразные
вещества, и выделяется энергия. При ядерном взрывчатом пре-
вращении нарушаются не внутримолекулярные, а внутриядерные
связи и, соответственно, выделяется гораздо большее количество
энергии.
Химические взрывчатые вещества, используемые в боеприпа-
сах, относятся к бризантным ВВ. Этот тип взрывчатых веществ,
названный бризантным вследствие его дробящего действия \ в от-
личие от инициирующих ВВ не детонируют от таких простых на-
1 От фр. briser — дробить, разламывать.
4.4. Детонация
201
чальных импульсов, как электрическая искра или луч пламени.
Для возбуждения в них детонации необходим начальный импульс
в виде небольшого количества инициирующего взрывчатого веще-
ства.
Распространение детонации в химическом взрывчатом веще-
стве обусловлено действием ударной волны, которая движется по
исходному веществу, интенсивно сжимая и разогревая его, в ре-
зультате чего создаются условия для возбуждения чрезвычайно
быстро протекающих экзотермических реакций химического пре-
вращения. Энергия этих реакций частично передается во фронт
волны сжатия (ударной волны), не давая ей затухать, следствием
чего и является саморегулирование параметров процесса детона-
ции, в том числе постоянства скорости движения детонационной
волны. Обеспечивается устойчивый стационарный режим волны
детонации.
После прохождения детонационной волны сильно сжатые про-
дукты реакции быстро расширяются, происходит взрыв.
Давление во фронте волны детонации пропорционально ква-
драту скорости детонации D. Следовательно, скорость детонации
D существенно влияет на давление, оказываемое на преграду. Ско-
рость детонационной волны в твердых бризантных взрывчатых
веществах (ВВ) достигает 8-9 км/с, а давление на фронте распро-
страняющихся в них волн детонации составляет 10 ГПа.
От скорости детонации взрывчатого вещества зависит скорость
процесса взрывчатого превращения, а следовательно, и время, в
течение которого выделяется вся энергия, заключенная во взрыв-
чатом веществе. Вместе с количеством выделившейся энергии
длительность взрывчатого превращения характеризует мощность
взрыва.
Перенос энергии ударной волной со сверхзвуковой скоростью
отличает детонацию от другого экзотермического превращения -
горения, при котором распространение пламени обусловлено мед-
ленными процессами диффузии и теплопроводности.
Структура плоской детонационной волны показана на рис. 4.9.
Важнейшим свойством детонационной волны, как уже указыва-
лось, является постоянство скорости распространения. Это озна-
чает, что передняя граница зоны химической реакции А~А имеет
ту же скорость, что и задняя граница Б Б; в противном случае эта
зона с течением времени должна была бы деформироваться, т.е.
стационарный режим был бы невозможен. Таким образом, в зоне
химической реакции реализуется режим течения промежуточных
продуктов взрыва, когда скорость волны во всех сечениях одина-
202
Гл. 4. Ударное сжатие твердых тел
кова, а давление и, соответственно, плотность уменьшаются. На
рис. 4.9 штриховой линией показана кривая, которая характери-
зовала бы изменение давления за фронтом ударной волны, если
Рис. 4.9. Структурная схема и распре-
деление давления в плоской детонаци-
онной волне: 1 — исходное взрывча-
тое вещество; 2 — зона химических
превращений; 3 — продукты детона-
ции; А-А — фронт ударной волны;
Б Б — задняя зона первичных хими-
ческих реакций; ро — начальное да-
вление; х — пространственная коор-
дината; штриховая линия — волна в
инертном веществе
бы заряд, по которому она распространяется, представлял собой
инертное вещество, в котором бы не протекали экзотермические
реакции.
Сплошной линией изображено давление, реализующееся при
наличии энерговыделения в зоне химических реакций. Точка
излома этой кривой характеризует давление на задней границе
зоны химических реакций, которая называется плоскостью Чеп-
мена-Жуге (на рис. 4.9 этой точке соответствует сечение Б-Б).
Аналогично будет выглядеть зависимость плотности от коорди-
наты.
Скорость детонации может быть рассчитана как скорость рас-
пространения ударной волны по заряду взрывчатого вещества.
При переходе от ударных волн к детонационным основные
уравнения для ударной волны (4.4) - (4.7) остаются справедливы-
ми, в уравнении (4.8) для приращения энергии следует учесть
энерговыделение экзотермических реакций.
Уравнение (3.8) принимает вид
£_£o = ^±^(Vo-y) + Qv, (4.19)
где первое слагаемое правой части уравнения представляет собой
изменение внутренней энергии, обусловленное сжатием вещества
ударной волной, а второе слагаемое — избыток энергии за счет
теплоты химической реакции.
4.4. Детонация
203
Кроме уравнений (4.2), (4.4) и (4.19) и уравнения состояния
продуктов детонации, из постоянства скорости детонационной вол-
ны следует еще одно уравнение:
D = u + a = const, (4.20)
где и — скорость продуктов детонации, a — скорость звука в про-
дуктах детонации за фронтом волны.
Система уравнений (4.2), (4.4), (4.19) и (4.20) при извест-
ном уравнении состояния или известной зависимости между да-
влением и плотностью продуктов детонации позволяет полностью
определить все параметры детонационной волны, поскольку в этом
случае имеется пять уравнений для определения пяти неизвест-
ных (Л, и, р, р, е). Было показано, что для газов, находящихся
под давлением свыше 10 ГПа, что характерно для продуктов дето-
нации конденсированных взрывчатых веществ в момент их обра-
зования, уравнение состояния имеет вид уравнения Пуассона:
pV~f = const, (4-21)
где показатель адиабаты 7 = Ср/Су — 3.
Решая совместно эту систему уравнений, принимая уравнение
состояния (4.21) и р ро, получим
р _ 7 + 1 _ D
Ро 7 U 7 + 1 ’
D = v/2(72 - l)Qv-
7+1
При 7 = 3 плотность во фронте детонационной волны на треть
больше нормальной плотности, а давление равно:
PoD2
В качестве примера рассчитаем детонационное давление для
заряда тротила плотностью 1,6 • 1()3 кг/м3. Скорость детонации
такого заряда равна 7000 м/с. Подставив эти значения в формулу
для давления, получим р « 20 ГПа.
Возбуждение взрыва химического ВВ происходит лишь в том
случае, если скорость детонационной волны и соответствующие
ей давление и температура окажутся достаточными для возбужде-
ния во взрывчатом веществе интенсивной химической реакции,
способной поддержать стационарность процесса. Скорость детона-
ции зависит от физико-химических свойств взрывчатого вещества,
204
Гл. 4. Ударное сжатие твердых тел
наличия или отсутствия оболочки и от диаметра его заряда. С
увеличением диаметра заряда скорость детонации монотонно воз-
растает, достигая своего максимального значения Dmax, как это
показано на рис. 4.10. Если же диаметр заряда меньше </кр, то
Рис. 4.10. Зависимость скорости детонации от диаметра заряда
самораспространение стационарного детонационного процесса во-
обще невозможно. В этих условиях взрывчатое превращение, даже
будучи возбужденным от мощного источника, постепенно затухает,
причем участок затухания тем короче, чем меньше отношение диа-
метра заряда Дзар к критическому диаметру </кр. Невозможность
стационарного режима при Дзар < dKp обусловлена действием бо-
ковой зоны разрежения, возникающей при взрыве заряда и пере-
хватывающей зону химических превращений. Вследствие этого
во фронт ударной волны, предшествующей зоне химических ре-
акций, поступает не вся энергия этих реакций, а лишь некоторая
ее часть.
Естественно, что чем меньше Дзар, тем больше доля потерь вы-
деляющейся энергии и, следовательно, тем слабее детонационная
волна. При Дзар < dKp эти потери столь значительны, что стацио-
нарная детонация вообще невозможна.
Для возбуждения детонации в бризантных взрывчатых веще-
ствах применяются устройства, называемые капсюлями-детонато-
рами. Взрыв капсюля-детонатора может быть вызван различными
способами. Наиболее распространенным способом возбуждения
детонации в зарядах боевых частей ракет является электровзры-
вание, при котором взрыв инициируется пламенем электровоспла-
менителя. Такие устройства называются электордетонаторами.
Электродетонатор состоит из двух проводов, соединенных тонким
4.5. Центрально-симметричное обжатие
205
проводом, называемым мостиком. Мостик окружен воспламени-
тельным составом. При протекании электрического тока мостик
разогревается. Возникает вспышка воспламенителя. Происходит
взрыв электродетонатора.
4.5. Центрально-симметричное обжатие
Идея использования ударной волны для сжатия ядерного го-
рючего основана на схлопывании волны при сферической импло-
зии, что приводит к умножению сжимающего давления и соответ-
ствующему повышению степени сжатия. Рассмотрим качественно
процесс центрально-симметричного обжатия шаровой оболочки.
Этот процесс происходит при имплозивном переводе заряда де-
лящегося вещества в надкритическое состояние.
Процесс центрально-симметричного обжатия делится на две
стадии: стадию фокусировки шаровой оболочки и стадию ее не-
посредственного обжатия.
Процесс фокусировки заканчивается в момент схлопывания
внутренней полости. В течение фокусировки плотность вещества
р изменяется незначительно и ее можно считать постоянной.
Закон изменения скорости вещества и по радиусу г в случае
постоянной плотности непосредственно следует из уравнения не-
разрывности течения
г2
4тгг214 = const, н(г) = Нвнутр внУтр, (4.22)
где и.внутр и гВНуТр — скорость и радиус внутренней поверхности
оболочки. Скорость непрерывно растет, причем скорость внутрен-
них слоев выше скорости внешних. Таким образом, происходит
«перекачка» кинетической энергии из внешних слоев во внутрен-
ние.
Если давление на внутренней поверхности оболочки при вы-
ходе из ВВ детонационной волны равно ро, а радиус внутренней
полости равен Т?ВНутр5 то начальная энергия полости равна
4 з
Е'о g ^"^внутрРО •
Из простейших размерных соображений следует, что в про-
цессе схлопывания давление р и скорость границы полости v =
= иВНутр изменяются с изменением радиуса по законам
Ео 2 Eq 1
Р ~ 73 ’ ^внутр ~ ТГгЗ ’
'внутр Г 'внутр
206
Гл. 4. Ударное сжатие твердых тел
В результате при rBHyTp -> 0 (схлопывание полости) движе-
ние внутренней границы и давление неограниченно возрастают.
Вместе с ростом давления происходит концентрация (кумуляция)
плотности энергии.
Задача о схлопывании пустой сферической полости связана
с задачей о сильном взрыве в атмосфере, возбужденном «точеч-
ным» источником. При решении задачи о сильном взрыве в ат-
мосфере предполагается, что давление во фронте ударной волны
гораздо больше давления невозмущенной среды. Под «точечным»
источником понимают такой взрываемый заряд, масса которого
гораздо меньше массы вовлеченного в ударную волну воздуха, а
размеры заряда бесконечно малы по сравнению с расстоянием
от центра взрыва. Процесс схлопывания является обращением
во времени процесса распространения фронта ударной волны при
сильном взрыве. Поэтому рассмотрим задачу о сильном взрыве и
перенесем ее решение на схлопывание полости.
Распространение сильных ударных волн от «точечного» источ-
ника в атмосфере (например, при ядерном взрыве) подчиняется
закону подобия. Это следует понимать так, что если, например,
радиус образующейся при взрыве сферической ударной волны уве-
личивается вдвое или втрое, то распределение всех газодинамиче-
ских величин внутри волны остается тем же самым, если принять
соответствующие величины на фронте волны за единицы измере-
ния. В связи с этим говорят, что движение сильных ударных волн
является самоподобным, или автомодельным.
Найдем закон распространения сильной ударной волны, т. е.
зависимость радиуса фронта волны R от времени t при заданных
параметрах: энергия взрыва Е и плотность во фронте ударной
волны р, т.е. зависимость R(t, Е, р). Плотность р является пара-
метром, так как в случае сильной ударной волны, согласно (4.14),
Р = 7 + 1
Ро 7-1
и при 7 = const плотность остается постоянной.
Найдем R = f(t, Е, р). Левая и правая части равенства должны
иметь одинаковую размерность — метры. Составим безразмерную
R
комбинацию ——- из указанных величин R, t, Е и р. Так как раз-
tEp
мерность энергии [Дж] =
[ сх J * ‘ Lm°J
то в искомое соотношение энергия Е и плотность р должны вхо-
кг • м
с2
.2-
- , размерность плотности
М'
4.5. Центрально-симметричное обжатие
207
дить так, чтобы килограммы сократились. Естественно поэтому
составить отношение
Е м
Р с2
Безразмерная комбинация получится умножением этого отно-
шения на t2/R2:
Et2
~ а,
pR5
(4.23)
где а — безразмерная постоянная. Поскольку такая безразмерная
комбинация единственная, которую можно составить, то это обес-
печивает выполнение закона подобия при распространении силь-
ных ударных волн от точечного источника. Из (4.23) следует, что
с точностью до постоянного множителя
/ р1 \ 1/5
R ~ ( - ) t2/5. (4.24)
\Р/
Для скорости распространения фронта ударной волны находим
p = ^~f^Vr3/5 (4 25)
at \ р /
Процесс схлопывания является обращением во времени про-
цесса распространения фронта ударной волны при сильном взры-
ве;. Если через to обозначить длительность процесса фокусировки
(от начала действия ударной волны на оболочку до схлопывания),
то можно считать, что радиус полости изменяется со временем как
РЕ\
Гвнутр - ( — ] (*о - i)2/5, (4.26)
а скорость границы полости
/ 77» \ 1/5
«внутр- (to-i)’3/5. (4.27)
Глава 5
ТЕРМОЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ В ПЛАЗМЕ
5.1. Плазма ядерного взрыва
Плазмой называется вещество, находящееся в ионизованном
состоянии, атомы или молекулы которого (все или значительная
их часть) потеряли по одному или по несколько принадлежащих
им электронов и превратились в положительные ионы. В резуль-
тате «прилипания» электронов к нейтральным атомам и молеку-
лам в плазме могут возникать и отрицательные ионы. В общем
случае плазма представляет собой смесь трех компонентов: сво-
бодные электроны, положительные и отрицательные ионы и ней-
тральные атомы (или молекулы).
Плазменное состояние — наиболее распространенное состоя-
ние вещества в природе. Солнце и звезды можно рассматривать
как гигантские сгустки горячей плазмы. Внешняя поверхность
земной атмосферы покрыта плазменной оболочкой — ионосферой.
За пределами ионосферы в околоземном пространстве находятся
радиационные пояса, которые представляют собой своеобразные
плазменные образования. В земных условиях с плазмой мы встре-
чаемся при взрывах в сильных ударных волнах, при различных
газовых разрядах (молния, искровой и дуговой разряды и т.п.),
при горении в пламени.
Переход газа в состояние плазмы связан с различными процес-
сами взаимодействия между частицами. Эти процессы происходят
при столкновении частиц между собой или при взаимодействии их
с излучением. Чтобы перевести вещество в состояние плазмы не-
обходимо оторвать хотя бы часть электронов от атомов или моле-
кул, превратив эти атомы или молекулы в ионы. Такой отрыв элек-
тронов от атомов называется ионизацией. Ионизация происходит
в основном двумя способами: в плотной плазме — при соударении
электронов с атомами и ионами, в сильно разреженной плазме -
действием излучения (видимого света, ультрафиолетовых, рент-
геновских, гамма-лучей или других видов ионизирующего излу-
чения). При очень высоких скоростях возможна ионизация при
столкновении атомов друг с другом.
5.1. Плазма ядерного взрыва
209
Ионизация процесс пороговый: энергия сталкивающихся
частиц или светового кванта должна быть выше порога, равного
энергии ионизации атома. Энергия ионизации, или работа иониза-
ции, характеризуется ионизационным потенциалом Ji. Потенциал
ионизации выражается в вольтах. В этом случае работа иониза-
ции в электрон-вольтах равна eJi. Энергия, необходимая для от-
рыва электрона от однократно заряженного иона, характеризуется
так называемым вторым потенциалом ионизации. Энергия образо-
вания трехкратно ионизованного атома характеризуется третьим
потенциалом ионизации и т. д.
Процесс, обратный ионизации, называется рекомбинацией (со-
единение иона и электрона с образованием нейтрального атома
или молекулы). При рекомбинации выделяется избыточная энер-
гия. В зависимости от того, что является носителем этой вы-
деляющейся энергии, различают рекомбинацию с излучением и
рекомбинацию при тройных столкновениях. В первом случае из-
быточную энергию атом излучает в виде кванта света, во втором —
при рекомбинации с ионом должны одновременно столкнуться два
электрона: один присоединяется к иону, другой уносит избыточ-
ную энергию. В разреженной плазме основное значение имеет
рекомбинация с излучением. В плотной плазме, характерной для
ядерного взрыва, рекомбинация происходит в основном при трой-
ных столкновениях.
Из других элементарных процессов, протекающих в плазме,
большое значение имеет перезарядка, при которой ион, сталки-
ваясь с атомом, отбирает у него электрон. При этом ион превра-
щается в атом, а атом — в ион. Перезарядка — основной канал
потерь энергии заряженных частиц за счет превращения высоко-
энергетических ионов в нейтральные атомы.
В плотной плазме возможны еще и другие, менее существенные
элементарные процессы. Так, некоторые атомы способны захва-
тывать электрон и превращаться в отрицательные ионы.
В зависимости от способов, которыми достигается отрыв элек-
тронов от атомов (молекул), различают следующие основные виды
ионизации:
1) ионизация путем нагрева вещества — термическая иони-
зация;
2) ионизация под действием излучений;
3) ионизация электрическим разрядом.
Плазма ядерного взрыва образуется в результате нагрева веще-
ства и является плотной высокотемпературной плазмой. Рассмо-
трим ионизацию вещества при его нагревании — термическую
210
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
ионизацию. Пусть в замкнутом объеме находится некоторое ко-
личество какого-либо вещества. Начнем нагревать вещество, по-
степенно повышая его температуру. Если первоначально вещество
было в твердом состоянии, то при возрастании температуры оно
в некоторый момент начнет плавиться, а при еще более высокой
температуре испарится и образовавшийся газ равномерно запол-
нит весь объем. Когда температура достигнет достаточно высо-
кого уровня, все молекулы газа (если это молекулярный газ, как,
например, водород, азот или кислород) диссоциируют, т. е. распа-
даются на отдельные атомы. В результате внутри объема будет
содержаться газообразная смесь элементов, из которых состоит
вещество. Атомы этих элементов будут быстро беспорядочно дви-
гаться, испытывая случайные столкновения между собой. Сред-
няя скорость такого хаотического теплового движения атомов ра-
стет пропорционально квадратному корню из абсолютной темпе-
ратуры газа. Она тем больше, чем меньше атомный вес вещества.
Величину средней квадратичной скорости атома можно найти с
помощью формулы
~ = 3ДТ,
2 2 ’
где тп — масса атома; к — постоянная Больцмана, Т — термоди-
намическая температура плазмы.
Подставляя численное значение к = 1,38 • 10-23 Дж/град и вы-
ражая m через атомную массу А, получим среднюю квадратичную
скорость
= гз
скорость выражена в м/с. Из формулы следует, например, что
при Т — 103 К средняя скорость атомов водорода составит около
4 103 м/с, а средняя скорость атомов свинца — всего лишь 2,8 х
х 101 м/с.
При изменении температуры от нескольких до нескольких ты-
сяч кельвинов практически любое вещество проходит через все
три состояния — твердое, жидкое и газообразное. В случае даль-
нейшего нагревания при поддержании объема вещества постоян-
ным уже при 3000-5000 К в веществе начнут возникать новые про-
цессы, которые связаны с изменением свойств самих атомов. Для
этой стадии нагревания вещества будет характерным отрыв элек-
тронов от атомов, причем, в первую очередь тех электронов, кото-
рые слабее связаны с ядром — электронов внешних слоев оболочки
5.1. Плазма ядерного взрыва 211
атомов. В газе появляются положительные ионы и свободные элек-
троны, оторванные от атомов. Образуется плазма.
При температуре несколько десятков тысяч кельвинов практи-
чески все атомы оказываются однократно ионизованными. Обыч-
но ионизация следующей кратности начинается еще до полного
окончания ионизации предыдущей, так что в газе присутствуют
многократно ионизованные ионы. Зная потенциалы ионизации
различных веществ, можно оценить значения температуры плаз-
мообразования.
В условиях, когда нагретое вещество находится в тепловом
равновесии с окружающей средой при температуре в несколько де-
сятков тысяч кельвинов, подавляющая часть атомов в любом газе
ионизирована, и нейтральные атомы практически отсутствуют.
Это означает, что можно говорить о полной ионизации газа. Од-
нако отсюда не следует, что при дальнейшем повышении темпе-
ратуры процесс ионизации не будет продолжаться, так как при
температурах (2-3) • 104 К положительные ионы еще сохраняют
значительную часть электронов внутренних слоев оболочек. Чем
больше порядковый номер элемента в периодической системе Мен-
делеева, тем больше число электронов в атоме и тем прочнее свя-
заны электроны внутренних слоев оболочки с атомным ядром.
Поэтому отрыв всех электронов атомов тяжелых элементов про-
исходит только при очень высоких температурах (миллионы или
даже десятки миллионов кельвинов). В тяжелом газе при полном
отрыве электронов от атомов (электронно-ядерная плазма) на каж-
дый положительный ион будет приходиться столько же свободных
электронов, сколько их первоначально находилось в связанном со-
стоянии в атоме. При этом газ в целом остается нейтральным,
так как процессы ионизации сами по себе не создают избытка в
зарядах того или другого знака.
Определим количество энергии, которым обмениваются при
столкновении частицы, и установим условие ионизации. Для про-
стоты предположим, что происходит прямое центральное («лобо-
вое») столкновение движущейся частицы, имеющей массу гп, с
неподвижным атомом массы М. Рассмотрим вначале упругое со-
ударение. По закону сохранения энергии имеем
mvrnO = MvMl , mvml
2 2 2
Индексы «О» и «1» относятся к скоростям vm атома и vm частицы
до и после удара соответственно.
(5-1)
212
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
При прямом и центральном ударе закон сохранения импульса
записывается в скалярном виде, поскольку скорости до удара и
после него направлены по линии, соединяющей центры частиц:
mvm0 = Mvmi + mvml. (5.2)
Решим систему уравнений (5.1) и (5.2). Выражая vm\ через
vmi и vmi из (5.2), исключим ее из (5.1). Тогда получим
УтО _ 1 т + М Mv2M1 _ 4 m
vmi 2 т ' М
Аналогично можно получить отношение скоростей налетающей
частицы:
Vmi _ т - М
УтО т + М'
(5-4)
Как следует из (5.3), при упругом электронном ударе, когда
т М, электрон может передать атому только незначительную
часть своей кинетической энергии.
Рассмотрим теперь неупругий удар, когда часть А кинетиче-
ской энергии ударяющей частицы переходит в потенциальную
энергию атома. Эта потенциальная энергия может привести к воз-
буждению атома или его ионизации. В этом случае уравнение со-
хранения импульса имеет прежний вид (5.2), а закон сохранения
энергии будет выражен уравнением
mvm0 ... MvMl , mvml , д (55)
Подставляя vmi из (5.2) в (5.5), получим выражение, содержа-
щее только скорость частицы и энергию А:
УтО = Ут1 + ^(^0 ~ + 2“- (5-6)
При заданном vmo из уравнения d/±.ldvm\ = 0 можно найти
скорость частицы после соударения, при котором А принимает
максимальное значение Атах:
Птоиг
— ™ I Л/Г’
т + М
Подставляя полученное для vmi выражение в (5.6) и обозна-
чая кинетическую энергию частицы до столкновения через Ктц =
= тп^0/2, получим
. (5.7)
Кто т + М
5.1. Плазма ядерного взрыва
213
(5-8)
Если тп <С М, как это имеет место в случае столкновения элек-
трона с атомом, то отношение максимальной полученной атомом
потенциальной энергии к кинетической энергии электрона близко
к единице. Это означает, что практически вся кинетическая энер-
гия электрона переходит в потенциальную энергию атома. Сле-
довательно, кинетическая энергия электрона может переходить в
потенциальную энергию атома при однократном неупругом столк-
новении и, если кинетическая энергия ударяющего электрона пре-
вышает энергию ионизации, то может произойти вырывание элек-
трона из атома. Таким образом, условием ионизации атома явля-
ется KmQ eJi.
При термодинамическом равновесии в газе средняя кинетиче-
3
ская энергия электрона равна Следовательно, условие иони-
зации в газе состоит в выполнении неравенства
гр > 2 KmQ
3~k~
В действительности ионизация молекул и атомов начинается
уже при значениях температуры, меньших, чем значения, опре-
деленные из условия (5.8). Это происходит вследствие того, что
часть электронов в соответствии с законом распределения частиц
3
по скоростям имеет энергии, большие, чем
Аналогично можно рассмотреть ионизацию атома при соуда-
рении с атомом или ионом. Если массы соударяющихся частиц
равны, то Дтах = К0/2.
Количество образованных ионов характеризуется степенью ио-
низации а. Степенью ионизации плазмы а называется отношение
числа ионизированных атомов к полному их числу в единице объ-
ема. Для характеристики степени ионизации плазмы может также
использоваться отношение концентрации электронов к первичной
концентрации атомов в неионизированном газе:
пе
= ?
по
а для характеристики кратности ионизации атомов в плазме —
относительное число s-кратно ионизированных атомов:
ns
as = —.
п0
Положительные ионы, сталкиваясь с атомами и молекулами,
могут производить как ионизацию, так и их возбуждение. Однако
214
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
эффективность ионизации и возбуждения при соударении поло-
жительного иона с нейтральной частицей газа мала. Это объясня-
ется тем, что количество энергии положительного иона, передан-
ное нейтральной частице, в два раза меньше, чем при ионизации
электроном. Кроме того, вследствие малой скорости движения по-
ложительного иона и нейтральная частица, и ион за все время
соударения подвергаются воздействию лишь медленно изменяю-
щегося (по сравнению с соударением электрона с атомом) электри-
ческого поля. Поэтому в большом числе случаев при начавшемся
удалении иона от частицы их электронные системы возвращаются
в нормальное состояние, а временно приобретенная избыточная
потенциальная энергия вновь переходит в кинетическую энергию
их относительного движения.
Наряду с ионизацией происходит образование отрицательных
ионов и рекомбинация заряженных частиц. Оба этих процесса
приводят к исчезновению свободных электронов. Отрицательные
ионы образуются в результате присоединения (прилипания) сво-
бодного электрона к атому. Для того чтобы отрицательный ион
был устойчив, энергия его нормального состояния должна быть
меньше, чем энергия нормального состояния пары «нейтральный
атом-свободный электрон». Разность энергий между нормальны-
ми состояниями атома и иона называется сродством атома к элек-
трону.
Атомы с неполными внешними электронными оболочками, у
которых оболочки ближе всего к заполнению (фтор, хлор, бром
и йод), образуют наиболее устойчивые отрицательные ионы. В
воздухе образуются устойчивые отрицательные ионы кислорода.
Для ионизованной плазмы важнейшей термодинамической за-
дачей является нахождение степени ионизации. При этом необхо-
димо помнить, что термодинамика описывает процессы в равно-
весных термодинамических системах. В замкнутой системе, изо-
лированной от окружающей среды, стационарное состояние всегда
совпадает с состоянием термодинамического равновесия. Но со-
всем иначе обстоит дело в случае открытых систем. В открытой
системе стационарное состояние ионизации может не совпадать с
состоянием термодинамического равновесия.
При рассмотрении открытых систем основное значение имеет
принцип детального равновесия. Он гласит, что каждому прямому
процессу отвечает обратный процесс, совершающийся по тому же
пути, и что в состоянии термодинамического равновесия скорости
прямого и обратного процессов равны. Отсюда следует, что ста-
ционарное состояние совпадает с состоянием термодинамического
5.1. Плазма ядерного взрыва
215
равновесия, если прямой и обратный процессы совершаются по
одному и тому же пути. Поясним этот принцип на примере дина-
мического равновесия ионизации. Будем считать, что основными
процессами ионизации являются:
— ионизация электронным ударом:
Д Д- е —А + 2е ;
- ионизация излучением с энергией фотона hw.
А + hv -> А+ + е~.
Каждому из этих процессов отвечает обратный процесс реком-
бинации. Для ионизации электронным ударом обратным процес-
сом является рекомбинация при тройных столкновениях
А+ Н- 2е —А 4- е ,
в которой избыточную энергию уносит второй электрон. Для вто-
рого процесса ионизации обратным процессом является рекомби-
нация с излучением
А+ + е~ —> А + hv.
Общий вид условия равновесия ионизационно-рекомбинацион-
ных процессов можно получить из элементарных соображений.
Пусть ионизация происходит при электронном ударе, а рекомби-
нация — при тройных столкновениях. Скорость ионизации
Q1 = кгпдПе.
Скорость рекомбинации
Q2 =
где п,д, пр пе — концентрации атомов, ионов и электронов соответ-
ственно. Коэффициенты к] и к2 (константы скоростей) являются
функциями температуры, но не зависят от концентраций. В состо-
янии равновесия скорости прямого и обратного процессов должны
быть равны к^пдПе — к2ПгП?е, откуда
= *> = К. (5.9)
ПА к2
Соотношение (5.9) в физической химии называется законом
действующих масс. Величина К носит название константы рав-
новесия. Приближенное выражение для константы равновесия в
функции температуры для процесса термической ионизации было
216 Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
получено индийским физиком Саха. Приближенность вывода со-
стояла в том, что не учитывались распределение электронов по
различным состояниям в атомах газа, а также процессы возбу-
ждения атомов. Формула Саха имеет вид
Щ+1Пе gegi+i (2ктекТ)3/2 / eJA
------ =-------------Г5----ехР — ттд (5.10)
Щ gi h3 1 \ кТ J
В формуле (5.10) щ, rii+i — концентрации г-кратно и (г + 1)-
кратно заряженных ионов, те — масса электрона, h — постоян-
ная Планка, h = 6,63 10~34 Дж • с, eJi — работа ионизации, ge, gi,
5г+1 — статистические веса электронов, г-кратно и (г -Г 1)-кратно
заряженных ионов. Напомним, что в квантовой механике стати-
стическим весом называется число состояний с одинаковой энер-
гией, различающихся внутренними степенями свободы. Иначе
говоря, статистический вес есть кратность вырождения уровня
энергии 1.
Установление термодинамического равновесия при диссоциа-
ции, возбуждении и ионизации атомов требует некоторого вре-
мени, масштабом которого служит так называемое время релак-
сации. Времена релаксации для установления диссоциации, воз-
буждения и ионизации различны. Поэтому в газе может уста-
новиться равновесная для данной температуры концентрация
диссоциированных молекул, в то время как равновесная иониза-
ция еще не установилась. Быстрее всего устанавливается равно-
весие за счет столкновений при поступательном движении частиц,
т. е. при их тепловом движении. Если в начальный момент вре-
мени существовало какое-то произвольное распределение атомов
или молекул по скоростям, то уже после немногих соударений ча-
стиц с близкими по величине массами распределение этих частиц
по скоростям становится максвелловским. Чем чаще столкнове-
ния, тем быстрее устанавливается равновесие, поскольку обмен
энергией идет интенсивнее.
Когда говорят о термодинамическом равновесии ионизации,
диссоциации, возбуждения, имеют в виду, что распределение энер-
гии (и концентраций соответствующих компонентов газовой сме-
си) находится в соответствии с максвелловским распределением
частиц по энергиям.
В общем случае плазма является смесью различных компо-
нентов частиц (электроны, ионы, нейтральные частицы) с раз-
1 См., например, Савельев И.В. Курс общей физики. Т. 3.—М.: Наука. Глав-
ная редакция физико-математической литературы, 1987.
5.1. Плазма ядерного взрыва
217
личными для каждого компонента температурами. Так, напри-
мер, в противоположность обычной газовой смеси, все частицы
которой независимо от их принадлежности к тому или другому
компоненту имеют одинаковую среднюю кинетическую энергию
беспорядочного теплового движения, у электронов, ионов и ней-
тральных атомов плазмы газового разряда средняя кинетическая
энергия различна. Электроны, как правило, обладают гораздо бо-
лее высокими энергиями, чем ионы, а кинетическая энергия ио-
нов может превышать энергию нейтральных атомов и молекул.
Из-за этого различия в величине средней кинетической энергии
вместо одной общей температуры плазмы существуют три различ-
ных температуры трех компонентов — электронная Те, ионная
Ti и нейтральных частиц Тп. Различие в электронной и ионной
температуре обусловлено существенным различием в величинах
массы электрона и иона. При каждом отдельном столкновении
из-за большого различия в массах легкий электрон передает иону
лишь небольшую часть своей кинетической энергии.
Таким образом, плазму можно уподобить некоему многокомпо-
нентному газу, каждый из компонентов которого характеризуется
своей концентрацией частиц, давлением и температурой.
Характерные времена (времена релаксации) установления рав-
новесных значений концентраций атомов, молекул, ионов, элек-
тронов и их температур различаются между собой.
Рассмотрим вначале процесс установления концентрации. Не-
зависимо от природы все релаксационные процессы обладают
некоторыми общими чертами, а именно: приближение к состо-
янию термодинамического равновесия в данном процессе (диссо-
циация, ионизация и т.п.) происходят по экспоненциальному за-
кону. Пусть n(t) — число частиц данного сорта в единице объема.
Тогда при данных температуре Т, плотности р и элементном со-
ставе газа можно написать уравнение
dn _ Прр - n(t)
dt т
где Поо — равновесная концентрация частиц данного сорта; т -
некоторая величина, характеризующая скорость приближения к
равновесному состоянию и имеющая размерность времени.
Примем начальное условие: при t = 0 n = ng. Тогда, решая
уравнение (5.11), получим
n(t) = пое^т + Поо(1 - (5.12)
218
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
откуда видно, что т является временем релаксации для данного
процесса.
Вообще говоря, кинетика физико-химических процессов дале-
ко не всегда описывается линейным уравнением написанного
выше типа. Однако в стадии приближения к равновесию, когда
|^оо — и| Поо, уравнение (5.12) справедливо как первое прибли-
жение.
Количественная оценка времени установления состояния тер-
модинамического равновесия производится исходя из среднего
времени между двумя последовательными столкновениями. Время
перехода в равновесное состояние по порядку величины равно вре-
мени обмена энергией между частицами. Если частицы имеют
равные или близкие друг к другу массы, то для установления рав-
новесия в этом компоненте частиц достаточно всего нескольких
столкновений друг с другом и равновесие по энергиям достигается
за промежуток времени, примерно в десять раз превышающий
среднее время между двумя последовательными столкновениями
частиц («время столкновений»).
Для времени установления равновесия в электронном (тее) и
ионном (tji) компонентах плазмы могут быть получены прибли-
женные формулы (в международной системе единиц СИ; Z — за-
рядовое число):
Тее
тЗ/2
=*3-104—,
Пе
3 • 104Т)3/2 Гт~
Zfrii у те
Поскольку тц тее, то обмен энергией между ионами и элек-
тронами происходит гораздо медленнее, чем установление равно-
весия в каждом из компонентов. Поэтому до того, как полное рав-
новесие установится во всей плазме, энергии электронов и ионов
распределены по Максвеллу, но при двух различных температу-
рах.
Выравнивание температур электронов и ионов происходит по
закону
dT Too — Ti .
Л = -Г- <5-13»
Уравнение (5.13) справедливо не только при малых \Тоо — Т\,
но и при больших значениях этой разности.
Решение уравнения (5.13) при начальном условии Т = Tq
имеет вид
Т = Toe~t/Tr + Тоо(1 - е"*/Тр), (5.14)
5.2. Излучение плазмы
219
где Тод — равновесная температура, тр — время установления
термодинамического равновесия («термализации») происходящего
путем электрон-ионных столкновений. В уравнении (5.13) тр при-
нималось не зависящим от температуры. В действительности
2,52 • 108ЛТе3/2
ТР" ‘
Таким образом, установление термодинамического равновесия
происходит вначале внутри компонентов плазмы, затем в плазме
в целом. Время установления равновесия растет с повышением
температуры и уменьшением плотности. Следовательно, плотная
низкотемпературная плазма находится, как правило, в состоянии
термодинамического равновесия. Плотная высокотемпературная
плазма может длительное время находиться в неравновесном со-
стоянии. Разреженная полностью ионизованная высокотемпера-
турная плазма имеет большое время установления термодинами-
ческого равновесия. Так, например, при щ = 2,7 1019 м~3,
Те = 105 К, Z = 1, А = 1 время термализации составляет 3-10—4 с,
что гораздо больше тц и, тем более, тее. В плотной плазме, харак-
терной для ядерного взрыва (конструкция не успела разлететься) и
высокой температуре в области взрыва время термализации, хотя
и гораздо меньше рассчитанного выше, тем не менее может ока-
заться соизмеримым или меньшим времени начальной фазы раз-
вития ядерного взрыва.
5.2. Излучение плазмы
Любое вещество с температурой, отличной от абсолютного ну-
ля, испускает тепловое излучение. Излучают возбужденные атомы.
Возбужденный атом, переходя из возбужденного состояния на низ-
ший энергетический уровень, испускает фотон, передавая ему
энергию возбуждения. Таким образом, световые кванты излуча-
ются и поглощаются при переходах электронов в атомных систе-
мах (атомах, молекулах, ионах) из одного энергетического состоя-
ния в другое. Лучеиспускательная способность газа тем выше, чем
больше число возбужденных атомов, т. е. чем выше температура.
Все электронные переходы подразделяют на три группы по
признаку непрерывности или дискретности энергетического спек-
тра начального и конечного состояний атомной системы: на свя-
занно-связанные, связанно-свободные и свободно-свободные. Свя-
занно-связанными переходами называют переходы электронов с
220
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
одного дискретного энергетического уровня атома на другой, т. е.
и до перехода, и после него электрон остается связанным с атомом.
Связанно-свободные переходы являются переходами электрона
с дискретного энергетического уровня в свободное состояние, т. е.
сопровождается «освобождением» электрона из атома. Связанный
в атоме электрон становится свободным.
Свободно-свободные переходы электронов из одного энергети-
ческого состояния в другое происходят при взаимодействии сво-
бодных электронов между собой или с частицами другого сорта.
Связанно-свободные и свободно-свободные переходы характе-
ризуются тем, что при таких переходах электрон может терять
или приобретать любое значение энергии, ограничиваемое зако-
ном сохранения энергии. Энергетический спектр непрерывен.
В случае связянно-связанных переходов изменение энергии
электронов дискретно и определяется разностью энергий энерге-
тических уровней атома в его начальном и конечном состояниях.
При связанно-связанных переходах испускаются и поглощаются
линейчатые спектры. В молекулах, когда одновременно с элек-
тронным переходом происходит изменение состояния колебатель-
ного и вращательного движений, испускается излучение с полоса-
тым спектром.
Связанно-свободные и свободно-свободные переходы дают не-
прерывный спектр поглощения и излучения.
В ионизованном газе свободный электрон, пролетая в электри-
ческом поле иона, может испустить квант, не потеряв при этом
всей своей кинетической энергии и оставаясь свободным. Такие
свободно-свободные переходы называются тормозными, так как
электрон тормозится в поле иона, излучая при торможении в со-
ответствии с законами электродинамики электромагнитную энер-
гию. Тормозные процессы дают непрерывный спектр излучения и
поглощения.
При захвате свободного электрона ионом с образованием ней-
трального атома или иона с меньшим зарядом испускается реком-
бинационное излучение.
При низких температурах в слабо ионизованном газе основную
роль играет дискретное излучение. С повышением температуры
возрастает роль непрерывного спектра сначала рекомбинацион-
ного, а при еще более высоких температурах — тормозного излуче-
ния. Если в газе все электроны оторваны от атомов, то дискретные
линии вообще исчезают.
Мощность рекомбинационного и тормозного излучений резко
возрастает с увеличением заряда иона. Следовательно, присут-
5.2. Излучение плазмы
221
ствие в газе многозарядных ионов повышает потери энергии на
излучение. Поэтому потери энергии на излучение плазмы, содер-
жащей только легкие атомы (например, водород, тритий или дей-
терий) оказываются, при прочих равных условиях, меньшими,
чем в плазме, состоящей из тяжелых частиц. Плазму, состоящую
из легких атомов, легче нагреть и довести температуру до той,
которая необходима для протекания термоядерных реакций, чем
плазму, содержащую тяжелые многозарядные ионы.
Любое тело тем сильнее поглощает излучение, чем в большей
степени оно способно к испусканию излучения такой же длины
волны. Тело, поглощающее всю падающую на него лучистую энер-
гию независимо от длины волны излучения и температуры, назы-
вается абсолютно черным телом. Излучение абсолютно черного
тела является термодинамически равновесным. Термодинамиче-
ское равновесие излучения характеризуется тем, что количество
лучистой энергии или число квантов, испускаемых веществом в
единицу времени в единице объема в данном интервале частот
(р, и + dp) и в данном направлении dQ, равно числу поглощаемых
квантов или количеству поглощаемой веществом лучистой энергии
в тех же интервалах dv и dQ. Поле равновесного излучения изо-
тропно, т. е. не зависит от направления и от конкретных свойств
среды, являясь универсальной функцией частоты и температуры.
Поглощательная способность тела характеризуется коэффици-
ентом поглощения и обратной ему величиной длиной про-
бега излучения 1У, или сокращенно «пробег излучения». Индекс
«р» показывает, что эти характеристики поглощательной способно-
сти излучающего тела зависят от частоты излучения v, р,у = \/1у.
Для того чтобы все испускаемое телом излучение полностью по-
глощало собственное излучение, необходимо, чтобы длины пробега
излучения во всем спектре частот были гораздо меньше размеров
излучаемого тела. В этом случае излучение из области излучения
выходит лишь из поверхностного слоя, толщина которого порядка
длины пробега излучения. Такое излучение часто называют «за-
пертым». Оно находится в термодинамическом равновесии с ве-
ществом. Плазма излучает как абсолютно черное тело.
Напротив, область плазмы, в которой пробег излучения больше
или соизмерим с ее размерами, прозрачна для излучения. Из та-
кой области излучение выходит незначительно ослабленным. Оно
является объемным, термодинамическое равновесие отсутствует
как между излучением и веществом, так и между ионами, электро-
нами и нейтральными атомами. Чем больше плотность плазмы,
гем меньше его прозрачность. В плотной плазме даже тонкий слой
222
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
«оптически толст», в разреженной плазме — даже геометрически
толстый слой «оптически тонок».
Равновесное излучение можно рассматривать как «фотонный
газ» и описывать распространение излучения как диффузию фо-
тонов. Следует, однако, учесть, что между диффузией атомов и
«диффузией» фотонов имеется принципиальное различие в физи-
ческой сущности процессов. При диффузии атомов (как и молекул,
электронов, ионов) они не исчезают, а лишь меняют направление
своего движения (произвольным образом в случае изотропного рас-
сеяния); длина пробега есть длина пробега по отношению к столк-
новениям. Фотон же, пройдя в среднем расстояние/^, поглощается
веществом. В месте поглощения испускаются новые фотоны раз-
ных частот в произвольных направлениях. Рассматривая процесс
«диффузии» фотонов данной частоты, мы выделяем среди вновь
рожденных только фотоны той же самой частоты. Процесс идет
так, как будто бы фотон летел, поглотился, а затем снова «ро-
дился», причем после «рождения» с равной вероятностью может
лететь в любом направлении, что и соответствует процессу изо-
тропного рассеяния атомов при столкновениях.
В бесконечной среде с постоянной температурой в установив-
шемся состоянии излучение термодинамически равновесно, ин-
тенсивность его не зависит от направления. В любую точку про-
странства приходят фотоны, рожденные в окрестности этой точки
на расстояниях менее нескольких пробегов излучения. Фотоны,
излучаемые на более далеких расстояниях, не доходят до дан-
ной точки, поглощаясь на пути распространения. Следовательно,
в создании равновесной интенсивности в данной точке участвует
только ее непосредственная окрестность. Даже если температура
вдали и отлична от температуры этой окрестности, это практиче-
ски не сказывается на интенсивности излучения в рассматрива-
емой точке. Значит, если в достаточно протяженной, оптически
толстой среде температура не постоянна, но меняется достаточно
медленно с расстоянием так, что изменения ее малы на расстоя-
ниях порядка пробега излучения, то интенсивность в какой-либо
точке пространства будет очень близка к равновесной, соответству-
ющей температуре данной точки. При этом интенсивность будет
тем ближе к равновесной, чем меньше меняется температура на
расстояниях порядка длины пробега фотона. В частности, излу-
чение будет ближе к равновесному для тех частот, которые погло-
щаются сильнее и для которых меньше.
Если изменения температуры малы на протяжении 1У для всего
спектра излучаемых частот, играющих значительную роль в рав-
5.2. Излучение плазмы
223
новесном излучении данной температуры, то излучение будет
практически равновесным во всем спектральном интервале, ха-
рактерном для температуры данной точки. Интенсивность излу-
чения в зависимости от частоты в этом случае будет описываться
функцией Планка с температурой этой точки.
О таком состоянии, когда излучение в каждой точке среды с
переменной температурой весьма близко к равновесному, соответ-
ствующему температуре точки, говорят как о локальном термоди-
намическом равновесии излучения с веществом. Условие суще-
ствования локального равновесия — малость градиентов в про-
тяженной, оптически толстой среде — служит в то же время и
условием применимости диффузионного приближения при рассмо-
трении переноса излучения.
Спектральная функция плотности равновесного излучения и„р
(спектральная плотность лучистой энергии) была выведена План-
Рис. 5.1. Спектральная функция плотности энергии равновесного излучения
ком. Спектральная плотность лучистой энергии, равная количе-
ству энергии равновесного излучения частоты v в единице объема,
приходящемуся на единичный интервал частот, равна
(5.15)
ekT - 1
где с — скорость света.
Распределение плотности энергии равновесного излучения по
частотам, даваемое функцией Планка («планковский» спектр), изо-
бражено на рис. 5.1. Максимум этого распределения приходится
на энергию квантов hv = 2,822кТ.
224
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
При повышении температуры максимум смещается в сторону
более высоких частот. Поскольку длина волны излучения свя-
зана с частотой соотношением А = с/р, то максимум спектральной
плотности излучения приходится на длину волны
Соотношение (5.16) носит название закон смещения Вина. Та-
ким образом, с повышением температуры доля коротковолнового
излучения в спектре увеличивается.
При ядерном взрыве, в начальной его фазе, максимум спек-
тральной плотности излучения приходится на рентгеновское из-
лучение. Действительно, если принять температуру взрыва по-
рядка 106 К, то максимум спектра приходится на длины волн
порядка единиц нанометров. (К рентгеновскому излучению от-
носится электромагнитное излучение в области длин волн от 102
до 10-3 нм, или энергий фотонов от 10 эВ до нескольких МэВ.)
Полная плотность энергии равновесного излучения получается
интегрированием спектральной плотности лучистой энергии по ча-
стотам от нуля до оо:
00 л
Г 4<jT4
Up= U„pdv=—, (5.17)
о
где ст = 5,67 • 1СГ8 Дж/(м2 • с • К4) — постоянная Стефана-Больц-
мана.
Можно показать, что давление излучения, рассматриваемое как
давление фотонного газа, связано с плотностью энергии излучения
зависимостью
Р„ = (5.18)
Для характеристики количества лучистой энергии, испуска-
емой излучателем, вводят понятия спектральной интенсивности
излучения и спектральной излучательной способности. Под спек-
тральной интенсивностью излучения понимают количество лучи-
стой энергии частоты р, приходящееся на единичный интервал
частот, протекающее в единицу времени через единичную пло-
щадь, перпендикулярную направлению распространения энергии,
в единице телесного утла.
Спектральной излучательной способностью абсолютно черного
тела Т) называется количество лучистой энергии, излучае-
5.2. Излучение плазмы
225
мой с единицы площади поверхности тела за единицу времени в
единичном интервале частот.
В силу изотропии спектральная интенсивность равновесного
излучения равна
сС/рр _ 2/щ3 1
4тг с2 4т 1
ekt — 1
(5.19)
Установим связь между £I/p(p, Т) и Uup. Поскольку излучение
изотропно, то из каждой точки излучающей полости исходит по-
ток энергии, равномерно распределенный по всем направлениям,
с
Плотность потока энергии на единицу телесного угла равна —
4д
На единицу площади поверхности полости за единицу времени под
углом в к нормали в телесном угле dQ = 27rsin6M0 падает поток
энергии
С с
Ucos 6 dd — -UypSmO cosO d3.
4д 2
В равновесном состоянии такое же количество энергии излу-
чается. Интегрируя написанное выше выражение, получим спек-
тральную излучательную способность абсолютно черного тела:
тг/2
Е„Р(у,Т) = (-Uyp I sin0cos0d0 = ^Uvp(v,T). (5.20)
о
Соответственно, полная (интегральная) излучательная способ-
ность абсолютно черного тела равна
ОО
£р(Т) = I E„p(v,T) = |[7р = <тТ4. (5.21)
о
Соотношение (5.21) выражает один из основных законов излу-
чения абсолютно черного тела — закон Стефана-Больцмана.
Рассмотрим энергию, которую излучает плазма. Мерой этой
энергии является плотность мощности излучения, т. е. энергия,
излучаемая газом в единицу времени единицей объема. Часть
этой энергии поглощается в самом газе, а часть уносится наружу и
составляет потери на излучение. Для плазмы в отсутствие магнит-
ного поля характерно три вида излучения: тормозное, рекомбина-
ционное и дискретное. При наличии магнитного поля возникает
еще один вид излучения — бетатронное, которое мы учитывать
не будем.
226
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
Остановимся подробнее на первых трех из перечисленных ви-
дов излучений. Начнем с тормозного излучения (свободно-свобод-
ные переходы). Пролетая в электрическом поле иона заряда Zi,
свободный электрон во время взаимодействия с полем изменяет
направление и величину своей скорости, что приводит к возник-
новению электромагнитного излучения. Энергия фотона hv мо-
жет составить любую долю первоначальной кинетической энергии
электрона. Предельное значение энергии фотона (/iz/)max равно
энергии электрона We. Поскольку hv может принимать любое
значение от 0 до We, то излучение, возникающее благодаря та-
кому «радиационному» торможению электронов, имеет непрерыв-
ный спектр частот от нуля до We/h (в отличие от излучения возбу-
жденных атомов, состоящего из отдельных спектральных линий
с определенными длинами волн). В полностью ионизованной вы-
сокотемпературной плазме в отсутствие сильных электрических и
магнитных статических полей основным источником излучения
является тормозное излучение.
В плазме с электронной температурой Те частоты электромаг-
нитных волн, принадлежащих к тормозному излучению, будут ле-
жать в очень широких пределах, но в среднем наибольшая доля
излучаемой энергии будет приходиться на фотоны с частотой по-
рядка kTe/h. Поэтому тормозное излучение плазмы с Те = 104К
будет в основном принадлежать к инфракрасной и видимой части
спектра, а при Те = 108 К основную долю излучения плазмы будут
составлять рентгеновские лучи. Общая мощность тормозного из-
лучения плазмы на единицу объема должна быть пропорциональна
числу соударений между электронами и ионами, происходящих
за одну секунду, а эта величина, в свою очередь, пропорциональна
произведению концентраций электронов и ионов (пещ). Кроме
того, мощность излучения должна сильно зависеть от заряда ио-
нов, так как вероятность возникновения фотона во время столк-
новения должна быть тем выше, чем сильнее электрическое поле,
действующее на электрон и вызывающее изменение его скорости.
Суммарное тормозное излучение, испускаемое плазмой, можно
приближенно оценить, исходя из следующих физических сообра-
жений. Ускорение электрона а, вызываемое силой Кулона со сто-
роны иона, в соответствии с законом Ньютона равно
_ ezj
4-7ГЕотет2 ’
где г — расстояние между ионом и электроном, те — масса элек-
трона, Zi — заряд иона, Eq — электрическая постоянная.
5.2. Излучение плазмы
227
Согласно законам электродинамики электрон, движущийся с
ускорением а, излучает энергию с мощностью, пропорциональной
квадрату ускорения:
е2а2
Ре-----§-•
с?
Поэтому мощность излучения электрона с точностью до числовых
размерных коэффициентов
e4z2
4тгЕо"г2’'4с3'
Как видно из выше написанного соотношения, мощность тормоз-
ного излучения довольно резко растет с увеличением заряда иона.
Мощность излучения на единицу объема получается интегри-
рованием ре по объему от минимального расстояния rmjn, где еще
справедлив закон Кулона для точечных зарядов, до бесконечно-
сти и умножением на концентрации электронов и ионов. В силу
принципа неопределенности электрон нельзя локализовать в про-
извольно малом объеме и тормозное излучение нельзя рассматри-
вать как излучение точечного заряда на расстояниях, меньших
длины волны де Бройля. Поэтому за минимальное расстояние
’"min следует принять волну де Бройля:
~ _L
rmin — X
2тгр
где р = \/текТе — импульс электрона.
После интегрирования и подстановки значений физических
констант получим энергию тормозного излучения, испускаемого
единицей объема плазмы:
Рторм — AniTleZ^ \/кТе.
Постоянная А является размерным постоянным коэффициен-
том, включающим универсальные физические постоянные тпе, е,
h, с, к и электрическую постоянную.
При наличии ионов с различной кратностью ионизации произ-
ведение zjni должно быть заменено суммой где инДекс
(*)
«к» относится к ионам к-й кратности ионизации.
Если плотность мощности выражена в Вт/см3, концентрация
частиц в см-3, а кратность заряда иона Z,, то
Рторм = 1,5 • ПГ34^^2^. (5.22)
228 Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
В качестве примера приведем значение мощности тормозного
излучения водородной плазмы, находящейся при температуре
108 К с концентрацией электронов (а соответственно и ионов), рав-
ной 1019см~3. Для водородной плазмы Zj = 1. Согласно (5.22),
каждый литр такой плазмы будет генерировать рентгеновское из-
лучение мощностью около 150 МВт. Еще более высокая мощность
будет излучаться при той же электронной температуре и концен-
трации, если плазма содержит ионы тяжелых атомов.
Можно ожидать, что ускорение, связанное с взаимодействием
электронов друг с другом, так же как и электрон-ионное взаимо-
действие, должно приводить к возникновению тормозного излуче-
ния. Но из анализа взаимодействия двух электронов вытекает, что
их ускорения равны по величине, но противоположны по напра-
влению. Следовательно, в первом приближении излучаемые ими
поля взаимно уничтожаются. Тормозное излучение электронов на
электронах начинает проявляться только в очень горячей плазме
(Те более 5 • 108 К).
Рекомбинационное излучение возникает при рекомбинации
электрона с ионом, когда освобождается энергия, равная сумме
кинетической энергии свободного электрона и его энергии связи.
Так, например, если электрон с кинетической энергией We за-
хватывается протоном и в результате образуется атом водорода,
потенциал ионизации которого равен 13,6 эВ, то полученная про-
тоном энергия составит (We + 13,6) эВ. Общая интенсивность ре-
комбинационного излучения, очевидно, должна быть пропорцио-
нальна произведению (п^пе). В противоположность тормозному
излучению рекомбинационное излучение является тем интенсив-
нее, чем меньше энергия электронов, и поэтому оно увеличивается
при уменьшении электронной температуры. Плотность мощности
рекомбинационного излучения в Вт/см3 можно оценить по формуле
PpeK = 5-10-29^^. (5.23)
В (5.23) обозначения и единицы измерения те же, что и в фор-
муле (5.22).
До температур порядка 107 К мощность рекомбинационного из-
лучения превышает мощность тормозного излучения. В более го-
рячей плазме главная роль принадлежит тормозному излучению.
Если в плазме присутствуют ионы с большими зарядами, то ррек
резко возрастает, приблизительно пропорционально четвертой сте-
пени заряда иона на каждый элементарный акт рекомбинации.
5.3. Энерговыделение при термоядерном синтезе
229
При высоких температурах (и небольшом содержании приме-
сей) основную роль в лучистой теплоотдаче и потерь энергии во-
дородной плазмы играет тормозное излучение на ионах самого во-
дорода (дейтерия, трития). В частности, оно ограничивает снизу
область температур, при которых возможна самоподдерживающа-
яся термоядерная реакция: для дейтериевой плазмы термодина-
мическая температура 6 должна быть более 32 кэВ, а для дейтерий-
тритиевой плазмы 9 > 5 кэВ. 2 *
5.3. Энерговыделение при термоядерном синтезе
Реакции ядерного синтеза сопровождаются выделением ог-
ромной энергии. Энергия связи ядер, приходящаяся на один
нуклон, резко увеличивается при переходе от ядер тяжелого во-
дорода (дейтерия (Ни трития |Т) к литию ®Li и особенно к ге-
лию. Следовательно, реакции синтеза легких ядер в более тя-
желые должны сопровождаться выделением большого количества
энергии. При реакции синтеза ядер энергия, выделяемая на один
нуклон, значительно больше, чем в реакциях деления тяжелых
ядер. Так, например, если при делении ядра выделяется
примерно 0,84 МэВ на один нуклон, то в реакции синтеза дей-
терия и трития эта величина равна 3,52 МэВ. Соответственно, и
тротиловый эквивалент, рассчитанный на единицу массы ядер-
ного взрывчатого вещества, составляет для делящегося вещества
20 тыс. т/кг, для равнокомпонентной дейтерий-тритиевой сме-
си — 80 тыс. т/кг и для реакции синтеза в дейтериде лития
(LiD) — 50 тыс. т/кг.
Реакции ядерного синтеза протекают при высоких энергиях
исходных ядер, а следовательно, требуют нагрева исходной реа-
гирующей смеси до высоких температур. Поэтому их называют
термоядерными. Требуемая высокая энергия реагирующих ядер
обусловлена необходимостью преодоления ядрами кулоновских сил
отталкивания при сближении их на расстояния, на которых дей-
ствуют ядерные силы и возможно протекание ядерных реакций.
Наличие кулоновского барьера приводит к тому, что сечение ядер-
ных реакций между заряженными частицами достигает заметной
величины только при достаточно большой начальной энергии стал-
2 Температура, измеряемая в электрон-вольтах, равна величине, обратной по-
стоянной Больцмана (выраженной в эВ/K), умноженной на температуру в кель-
винах. Температура в электрон-вольтах иногда называется термодинамической
температурой. Если мы в дальнейшем будем пользоваться термодинамической
температурой, то будем обозначать ее буквой в. Один электрон-вольт термоди-
намической температуры соответствует 1,5 • 104 К.
230
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
кивающихся частиц. Оценим на примере реакции синтеза ядер
дейтерия и трития температуру ее протекания. Для соединения
этих ядер их необходимо сблизить до расстояния ~ 2 10-15м,
равного радиусу действия ядерных сил, преодолевая при этом по-
тенциальный барьер — потенциальную энергию кулоновского от-
талкивания, равную е2/4тгбо^ ~ 0,7МэВ. Так как на долю каждого
сталкивающегося ядра приходится половина этой энергии, то сред-
ней энергии теплового движения, равной 0,35 МэВ, соответствует
температура, равная 2,6 • 109 К.
Однако оказывается, что для протекания реакции синтеза ядер
достаточно температуры порядка 107 К. Это связано с двумя фак-
торами.
1. Энергия частиц в плазме неодинакова, а распределена по
некоторому закону. Если плазма находится в состоянии термо-
динамического равновесия, то частицы распределены по энергиям
в соответствии с распределением Максвелла. Поэтому всегда име-
ется некоторое число ядер, энергия которых значительно превы-
шает среднее значение и достаточна для преодоления кулоновского
барьера.
2. Синтез ядер может происходить вследствие туннельного эф-
фекта.
Необходимость преодоления сил кулоновского отталкивания
заставляет при выборе исходных реагирующих веществ ограни-
чиваться элементами с малым порядковым номером в периодиче-
ской таблице Менделеева (малым зарядом). Поэтому наибольший
практический интерес в качестве источников термоядерной энер-
гии представляют две термоядерные реакции синтеза:
с равной
вероятностью ’
?D + fT -> ^Не + In + 17,6 МэВ.
Из 17,6 МэВ энергии, выделяющейся в последней реакции,
14 МэВ уносится нейтроном, остальная энергия приходится на
сг-частицу.
Сечения ядерных реакций быстро растут с увеличением энер-
гии частиц. Зависимость сечения ст от энергии частиц для двух
написанных выше реакций показана на рис. 5.2.
Сечение реакции (d, t) достигает максимального значения, рав-
ного примерно 5 барнам при 125 кэВ. Из приведенных кривых
видно, что даже при энергиях порядка сотен кэВ (температура
ijHe + Jn + 3,27 МэВ
?Т + {р + 4,03 МэВ
5.3. Энерговыделение при термоядерном синтезе
231
~ 109 К) сечения реакций не превышают нескольких барн, в то
время как сечения процессов возбуждения и ионизации имеют во
много раз большие значения.
Рассмотрим вопрос о скорости ядерных реакций синтеза в пла-
зме. Пусть температура плазмы Т, а концентрации взаимодей-
ствующих частиц равны ni и п^. Если скорость одного иона от-
носительно второго равна щг, то вероятность того, что этот ион
прореагирует за единицу времени с каким-либо из ионов второго
сорта равна стищиг-
Если все ионы первого сорта обладают одной и той же скоро-
стью wi2, то общее число реакций, происходящих в единице объема
плазмы за единицу времени, будет равно
Q12 = nin2<TH12-
Когда взаимодействуют одинаковые частицы (например, дейте-
рий с дейтерием), то формула для скорости реакции в единице
объема примет вид
Q12 = 0,5п2(оч7).
Коэффициент 0,5 появился в формуле вследствие того, что одни
и те же частицы не должны подсчитываться дважды.
В случае максвелловского распределения величина (сгй) может
быть рассчитана для известной зависимости <т(п). Примерный
232
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
вид зависимостей (сги) от температуры для реакций (d, d) и (d, t)
приведен на рис. 5.3.
Для температур, не превышающих 108 К, можно написать сле-
дующие приближенные выражения для числа реакций в единице
объема в единицу времени:
реакция (d,d):
„ п 1П-Ю V? С 4,25-103\ 1
Qdd ~ 7 ’ 0 Т2/3 ехр ( Т1/3 ) ’ см3 • с;
реакция ((/,£):
( 4,52-103\ 1
Ол = 1’6'10 75/3^175-Д
Графики на рис. 5.3 показывают, что значения av для реакции
(d, t) примерно на два порядка выше соответствующих значений
для реакции (d,d). Уже при нескольких кэВ скорость реакции
((/, i) имеет заметное значение, в то время как скорость реакции
(d, d) в 30 раз меньше. Быстрый рост сечения со скоростью приво-
дит к тому, что в величине сги при усреднении по максвелловскому
распределению основную роль играют столкновения с наиболее
быстрыми частицами. Поэтому при температурах менее 108 К ве-
личина av значительно превышает произведение, вычисленное в
предположении, что все частицы обладают одной и той же скоро-
стью, совпадающей со средней квадратичной.
Взаимодействие нейтронов с литием представляет весьма эф-
фективный источник трития. При захвате нейтрона ядром |Li
5.3. Энерговыделение при термоядерном синтезе
233
идет экзотермическая реакция с образованием трития и а-час-
тицы:
®Li + Jn -Э \Т + gHe + 4,8 МэВ.
Поскольку каждый акт реакции приводит к образованию од-
ного нейтрона и одной а-частицы, реакция нейтрона с литием
дает возможность производить тритий, используя в качестве ис-
точника нейтронов реакции синтеза. Это означает реальную воз-
можность использования смеси дейтерия с тритием в качестве
термоядерного горючего, поскольку требуемый для термоядерных
реакций тритий образуется в результате захвата нейтрона лити-
ем. В природном литии легкий изотоп Li содержится в достаточно
большом количестве (7,5%), вследствие чего стоимость его неве-
лика.
Носителями энергии, выделяющейся при термоядерном син-
тезе дейтерия и трития, являются нейтроны и а-частицы. Удель-
ная мощность реагирующей термоядерной смеси руд (плотность
мощности, мощность на единицу объема) может быть получена
умножением числа реакций, происходящих ежесекундно в единице
объема, на энергию £о, выделяющаяся при каждом акте реакции.
Таким образом,
рУд = Aeqti2ov, (5-24)
где n = nd + nt — концентрация ядер дейтерия и трития, А — ко-
эффициент, равный 0,25 для равнокомпонентной смеси дейтерия
с тритием. Величина руд зависит как от плотности плазмы, так и
от ее температуры.
Расчет по формуле (5.24) показывает, что для реакции (с?, t)
в твердой несжатой смеси DT (плотность рот — 0,9 г/см3, п —
= 5 • 1022 см-3, Т = 108 К, сги = 10-16 см3/с) удельная мощность
составит около 1О20 кВт/м3.
Рассмотрим идеализированный случай, когда дейтерий-трити-
евая смесь представляет собой мгновенно сжатую сферу радиусом
R из чистого твердого дейтерия и трития, которая мгновенно и
равномерно нагревается в результате выделяющейся мощности.
Предполагаем, что в этом состоянии дейтерий с тритием реаги-
руют с постоянной скоростью в течение времени гидродинамиче-
ского разлета смеси, а затем тотчас разлетаются с прекращением
реакции. В соответствии с такой идеализацией полная энергия ре-
акции есть произведение удельной мощности на объем сферы и на
время распространения волны разрежения от центра к поверхно-
сти сферы. Скорость этой волны равна скорости звука, и поэтому
234
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
время гидродинамического разлета равно
-
trp - •
a
Скорость звука а зависит от температуры и для плотности твердого
DT при п — 5 • 1022 см-3 равна
Тогда
104Я , п ,
£гр — , с. (5.25)
При 108 К скорость звука составляет 108см/с и время гидро-
динамического разлета для шара радиусом 1 см равно 10~8 с.
Используя (5.24), получим полную энергию, выделившуюся
при реакции в идеальных условиях:
3 a
Для реакции (d, t) получим
2--
Е°я = 2,8 Ю-16Я4^, (5.27)
где энергия измеряется в Дж, радиус сферы — в см, a av — в
см3/с.
В действительности нагревание длится конечное время, а раз-
лет начинается замедленно. Кроме того, термоядерная смесь мо-
жет только частично состоять из дейтерия и трития, а любое сжа-
тие или расширение вследствие нагревания будет изменять плот-
ность смеси.
Введем следующие обозначения: <5 — степень сжатия, опреде-
ляемая как отношение плотности в начале реакции к плотности
перед нагреванием; £ — объемная доля DT в смеси; £ — пара-
метр удержания, определяемый как отношение действительного
времени реакции к идеализированному trp и учитывающий ре-
альное пространственно-временное изменение скорости реакции.
Считая, что сфера нагревается мгновенно и что время реакции
ограничено приходом первой волны разрежения, можно показать,
что £ = 0,25.
Используя введенные параметры, можно определить действи-
тельную энергию реакции. Плотность мощности реакции руд, в
5.3. Энерговыделение при термоядерном синтезе 235
6‘2 раз отличается от идеального случая, объем DT в реагирую-
щем состоянии в раз отличается от объема полной сферы, а
действительное время реакции в р раз отличается от идеализи-
рованного времени. Таким образом, в действительности энергия
реакции
2--
ЕТЛ = 2,8 • 10-16Д4^^- (5-28)
Удельное энерговыделение в расчете на единицу массы горюче-
го равно
2 __
е„ = 6,7 IO""(5.29)
\№Т / VT г
При написании (5.29) использовалось соотношение между кон-
центрацией атомов в DT-смеси и ее плотностью:
Ж
П = --PDT,
№т
где ЛС\ = 6,02 • 1023 — число Авогадро; //dt, Pdt — молекулярная
масса и плотность (г/см3) смеси дейтерия с тритием.
При прочих равных условиях удельное энерговыделение, а сле-
довательно, и эффективность использования термоядерного горю-
чего тем выше, чем больше произведение pmR- Это означает,
что при одинаковых значениях po^R, но при большей плотности
/>DT можно получить такое же энерговыделение в меньшей массе
горючего. Действительно, для заданного постоянного значения
Pdt-R отношение масс шаров с плотностями />dti и />dt2 равно
mpTi _ Д1 = Ррт2(РРТ1Д1)2
mDT2 Д-2 (°DT1 (PDT2 RlY
Таким образом, увеличение плотности в некоторое число раз
влечет за собой уменьшение необходимой массы термоядерного го-
рючего в то же число раз в квадрате. Поэтому для повышения
эффективности использования термоядерного топлива его необхо-
димо сжимать.
Наибольший выход термоядерной энергии можно получить при
сферическом сжатии, так как в этом случае возрастает не только
PDT, но и произведение />птД, поскольку плотность растет бы-
стрее, чем уменьшается радиус сжимаемой сферы.
Количественная оценка параметров 5, £ и £, входящих в (5.29),
является сложной задачей вследствие быстротечности и, как след-
ствие этого, нестационарности протекающих процессов, когда со-
PDT2
(5.30)
236
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
став реагирующей смеси, ее плотность, температура и давление
изменяются в течение времени, которое соизмеримо или даже
больше времени реакции.
При горении термоядерной смеси энергия от источников ее
выделения передается окружающей среде тремя механизмами:
1) конвективной теплопроводностью, т.е. непосредственной пере-
дачей энергии от частиц, обладающих большей энергией, частицам
с меньшей энергией (перенос энергии столкновениями); 2) лучи-
стой теплопроводностью; 3) продуктами термоядерной реакции.
Из всех этих механизмов уноса энергии из зоны реакции главную
роль играет тот, для которого время передачи энергии на расстоя-
ние, равное радиусу шара из дейтерий-тритиевой смеси, наимень-
шее. Рассмотрим процессы передачи выделяющейся энергии и
оценим время ее передачи.
Конвективную теплопроводность, происходящую путем пере-
дачи энергии быстрыми частицами медленным при столкновени-
ях, будем, для подчеркивая роли столкновений, условно называть
«столкновительной» теплопроводностью. Этот тип теплопроводно-
сти при условии, что относительное изменение температуры Т на
расстоянии средней длины свободного пробега частиц I мало, опи-
сывается законом Фурье: плотность теплового потока q пропорци-
ональна градиенту температуры:
qT = — A gradТ,
(5.31)
где А — коэффициент теплопроводности, или просто теплопровод-
ность, не зависит от gradT.
В соответствии с молекулярно-кинетической теорией идеаль-
ного газа для А справедливо следующее выражение:
А =
О
где р плотность газа, су — теплоемкость единицы массы газа
при постоянном объеме V, v — средняя квадратичная скорость
теплового движения частиц. Поскольку скорость электронов го-
раздо больше скорости ионов, то столкновительная теплопровод-
ность является электронной. Характерное время передачи энергии
электронной проводимостью в системе единиц СИ равно
те = 1,9 1044
7(7 + 1)Д2
г/упТ3/2
(5.32)
В формуле (5.32) г/т — множитель, равный 0,226 для Z = 1
и приближающийся к единице при больших Z. Для радиуса
5.3. Энерговыделение при термоядерном синтезе
237
R = 1 см, Т = 108 К, Z — 1 при п = 5 • 1022 см-3 время пе-
редачи энергии электронной проводимостью составляет 3 • 10~8 с,
что по порядку величины совпадает со временем гидродинамиче-
ского разлета £гр, которое оценивалось выше.
Лучистая теплопроводность играет существенную, а при значе-
ниях температуры, характерных для начальной стадии ядерного
взрыва, главную роль в механизмах теплопроводности.
В предыдущем параграфе говорилось, что в случае термоди-
намического равновесия, когда длина пробега излучения гораздо
меньше размеров среды, можно рассматривать перенос излучения
в диффузионном приближении. В этом приближении плотность
потока энергии излучения пропорциональна градиенту плотности
энергии излучения:
SpP = grad и„р, (5.33)
где s^p — спектральная плотность потока излучения.
Если разделить обе части равенства на энергию фотона, полу-
чим связь плотности потока фотонов данной частоты v с их
плотностью nv\
фу = - -х- grad Пу. (5.34)
О
Полученная зависимость описывает диффузию частиц с коэф-
фициентом диффузии Dy = lvc/3. Коэффициент диффузии фото-
нов аналогичен коэффициенту диффузии атомов, молекул, нейтро-
нов или заряженных частиц (с — скорость «движения» фотонов).
Если проинтегрировать (5.32) по всему спектру излучения, то по-
лучим плотность полного потока энергии излучения:
оо
<5Р = У SyP du = —grad Up =
о
Ipc MpcT3 JrT1 ZcocX
= —grad---------- =-----f----grad T. (5.35)
3 c 3
Через Ip обозначена средняя по спектру длина свободного про-
бега излучения. Индекс «р» подчеркивает, что все написанное
здесь относится к равновесному излучению.
Плотность потока энергии излучения пропорциональна гради-
енту температуры, т. е. перенос излучения носит характер тепло-
проводности, которая, в отличие от конвективной, называется лу-
238
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
чистой теплопроводностью, а уравнение (5.35) — уравнением лу-
чистой теплопроводности с коэффициентом теплопроводности
, 16<тЕсТ3
Существенным отличием лучистой теплопроводности от кон-
вективной является зависимость коэффициента лучистой тепло-
проводности от температуры. Вследствие этого уравнение лучис-
той теплопроводности (5.35) является нелинейным. Коэффициент
лучистой теплопроводности кр резко зависит от температуры
явно, как Т3, и через зависимость пробега излучения от темпе-
ратуры. Эта зависимость имеет вид /р = АТт. Для полностью
ионизованного газа, когда все ионы обладают одинаковым заря-
дом, а механизм излучения света тормозной,
Г7/2
/р = 4,8 • 102%---, см, (5.36)
Zzn,ine
где гц, пе — концентрации положительных ионов и электронов в
см-3, z — заряд иона, выраженный в зарядах электрона.
В случае неравновесного излучения, когда пробег излучения
соизмерим или больше размеров излучателя, зависимость (5.36)
остается справедливой, если числовой коэффициент заменить дру-
гим числовым коэффициентом:
Т7/2
1нр = 1,53 • 102%---, см. (5.37)
ZzTline
При значениях температуры термоядерного взрыва дейтерий-
тритиевая смесь прозрачна для своего собственного излучения и
излучает значительную часть выделяющейся энергии, которая мо-
гла бы идти на дополнительный разогрев и повышение доли проре-
агировавшего горючего. Время, необходимое для излучения всей
энергии такого объемного излучателя, равно
<ИзЛ = 1,5-Ю11(1^^- (5.38)
Коэффициент G учитывает механизм переходов атомов из воз-
бужденных в основные состояния, сопровождающиеся излучени-
ем. Для плазмы с большим Z он может достигать десяти. Для
термоядерной плазмы G = 1.
Время излучения всей энергии при Т8К и hdt = 5 • 1022 см-3
равно 6 10-8 с, что по порядку величины соизмеримо с временем
5.3. Энерговыделение при термоядерном синтезе 239
гидродинамического разлета и временем электронной теплопро-
водности.
Перейдем к передаче энергии продуктами реакции. Несмо-
тря на то, что в реакции (d, t) большая часть энергии переда-
ется нейтронам (14МэВ), они слабо поглощаются термоядерным
горючим, так как пробег нейтронов гораздо больше размеров реа-
гирующей смеси. Энергия а-частиц, передаваемая горючему, за-
висит от его температуры. Плазма относительно прозрачна для
а-частиц, особенно при высокой температуре. Казалось бы, что
высокоэнергетичные (3,6 МэВ) а-частицы должны передавать свою
энергию холодным электронам, энергия которых всего несколько
килоэлектрон-вольт. Однако ввиду малой массы даже относитель-
но холодные электроны движутся быстрее а-частиц и передача
энергии от медленной частицы к быстрой невозможна. Поэтому
а-частицы практически взаимодействуют лишь с той частью элек-
тронов максвелловского распределения, которые двигаются мед-
леннее а-частиц.
При электронных температурах свыше ~ 4 • 108 К передача
энергии а-частиц происходит как электронам, так и ионам. В
этой области температур пробег а-частиц может быть определен
по формуле
тЗ/2
Aq = 5-1O10—-—, см, (5.39)
п
где п — плотность всех частиц (электронов и ионов) в плазме,
см-3.
В дейтерий-тритиевой несжатой плазме (п = 5 • 1022 см-3) при
Те = 108 К Ха = 1 см.
Доля передаваемой а-частицами энергии приблизительно ра-
вна
где В. — радиус дейтерий-тритиевого шара.
Если R = 1 см, то в зоне реакции поглощается только половина
энергии а-частиц. Однако, если смесь сжать в 100 раз, то энергия
а-частиц будет поглощена полностью.
При высоких температурах энергия термоядерной смеси су-
ществует в основном в двух формах — тепловой (тепловое дви-
жение частиц) и излучения. При установившейся температуре
полностью ионизованной дейтерий-тритиевой равнокомпонентной
240
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
плазмы плотность тепловой энергии
3
wp — 2n-kT = 3nkT,
где коэффициент 2 учитывает, что на каждое ядро изотопа во-
дорода в полностью ионизованной плазме приходится один элек-
трон.
При Т = 108 К, п = 5 • 1028 м-3 плотность тепловой энергии
составит 2,1 • 1014 Дж/м3. Это очень большая энергия. При такой
ее плотности из плазмы будут уходить значительные потоки тепла.
Рис. 5.4. Возрастание плотности энергии дейтерий-тритевой смеси с ростом тем-
пературы
Если излучение находится в равновесии с веществом, то объ-
емная плотность энергии излучения равна
гсизл = —Г4 = 7 • IO’16 Дж/м3.
с
Как тепловая энергия, так и энергия излучения растут с повы-
шением температуры, однако плотность энергии излучения растет
значительно быстрее. Изменение w? и шизл (штриховая линия) с
температурой для п = 5 1022 см-3 показано на рис. 5.4.
5.3. Энерговыделение при термоядерном синтезе
241
Приравнивая wp = юизл можно получить значение темпера-
туры, выше которого шизл 3* Wp:
= з Зпкс
V 4<т
(5-41)
Для плазмы с плотностью п = 5 • 1022 м-3 Т* — 1,5 107 К.
Зависимость Т* от концентрации частиц в плазме слабая и для
плазмы, образованной из твердого DT, практически во всем диа-
пазоне достижимых степеней сжатия Т* ~ 107 К. При Т < Т*
энергия в плазме содержится в основном в тепловой форме, а при
Т > Т* в форме излучения.
Для поддержания реакции термоядерного горения большое
значение имеет снижение энергии, уходящей из зоны реакции,
поскольку главной трудностью, с которой сталкиваются при по-
пытках получения очень горячей плазмы, является не столько со-
общение плазме необходимого запаса энергии, сколько ликвида-
ция потоков энергии, уходящих из плазмы. Эти потери энергии
происходят вследствие теплопроводности и излучения. Оценим
скорости этих процессов и сравним, при каких температурах пре-
обладает тот или иной механизм потери энергии.
При конвективной теплопроводности плотность потока тепла в
соответствии с (5.31) определится по формуле
(5-42)
\dT
QT =
ах
Установим зависимость плотности теплового потока от темпе-
ратуры.
Коэффициент теплопроводности А зависит от температуры,
средней квадратичной скорости и длины пробега частиц. Сред-
няя квадратичная скорость v пропорциональна Т1/2. Средняя
длина свободного пробега частиц I = l/(ns), где .5 — эффектив-
ное сечение частицы для столкновений. Это сечение определяется
кулоновским взаимодействием частиц. Это означает, что мини-
мальное расстояние, на которое могут сблизиться две заряженные
частицы при лобовом столкновении, преодолевая потенциальный
_ const ,
барьер, определится из соотношения ---- = кТ. Поэтому, при-
г
нимая s — дт2, получим, что А = ВТ5/2. Заменяя приближенно
<lT/dx &Т/х вместо (5.42) получим
Г7/2
ар к. В----
х
242
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
Вычисления дают для коэффициента В значение 1,2 • 10 6.
Таким образом, плотность теплового потока равна
«г7/2
дт « 1,2 • 10-6--. (5.43)
х
Тепловые потоки достигают громадных значений уже при тем-
пературах порядка 106 К, вследствие чего необходима термоизоля-
ция — подавление уходящих из зоны реакции эффективных по-
токов тепла и возвращение их обратно в зону.
Потери энергии из зоны термоядерной реакции за счет излу-
чения зависят от того, является ли пробег излучения в плазме
гораздо меньшим размеров зоны реакции или он соизмерим либо
больше ее размеров. Если плазма непрозрачна во всем спектре
(что мы в сущности уже предположили, говоря о равновесном те-
пловом излучении), то она излучает, как абсолютно черное тело,
и интегральное излучение выражается законом Стефана-Больцма-
на — энергия, излучаемая в единицу времени с единицы поверх-
ности светящегося тела £р — &Т.
При температуре 108 К это излучение составит 5,7- 1О20 Вт/см2.
В случае оптически тонкой дейтерий-тритиевой плазмы, когда
длина пробега излучения в плазме велика и гораздо больше разме-
ров плазмы, равновесие излучения с плазмой отсутствует и энер-
гетические потери определяются только тормозным излучением
электронов плазмы в кулоновском поле ядер, так как линейчатый и
рекомбинационный спектры для чисто водородной плазмы в обла-
сти высоких температур исчезают.
Средняя энергия фотонов тормозного излучения примерно со-
впадает со средней энергией теплового движения электронов и для
области термоядерных температур лежит в диапазоне мягких
рентгеновских лучей. Полная удельная мощность тормозного из-
лучения в случае чисто водородной плазмы согласно (5.22) выра-
жается формулой
ризл = 1,5 • 10“34п2Т1/2, Вт/см3. (5.44)
5.4. Условия, необходимые для протекания
развивающейся термоядерной реакции
Для установления условий, необходимых для протекания раз-
вивающейся термоядерной реакции синтеза, следует рассмотреть
процессы зажигания, выделения энергии, ее поглощения в зоне
реакции и уноса энергии из зоны реакции.
5.4. Необходимые условия развивающейся термоядерной реакции 243
Сравнение энерговыделения с потерями энергии дает возмож-
ность установить нижние пределы температуры и времени удер-
жания плазмы, которые необходимо обеспечить для того, чтобы
поглощение выделяющейся энергии в реагирующей термоядерной
плазме превышало уход энергии. Только в этом случае скорость
реакции будет возрастать, и реакция будет развивающейся.
Произведем грубую оценку значения температуры Тт;п, на-
чиная с которой энерговыделение в дейтерий-тритиевой плазме
покрывает потери на излучение и превышение которой необхо-
димо обеспечить для зажигания термоядерного топлива. При этом
динамическим переносом энергии вследствие разлета плазмы и
вследствие столкновительной теплопроводности будем пренебре-
гать. Для начального процесса зажигания это допустимо, так как
длительность процесса зажигания гораздо меньше времени гидро-
динамического разлета и уноса тепла вследствие столкновитель-
ной теплопроводности.
Будем также считать, что продукты реакции, являющиеся но-
сителями выделяющейся энергии, остаются в плазме. Это спра-
ведливо, если размеры реагирующей смеси гораздо больше пробе-
гов продуктов реакции.
При этих допущениях значение температуры Tmjn можно по-
лучить, решая уравнение ризл = руд, т. е.
1,5 • 10~34n2\/Tmin = АвопРсги, (5.45)
где <5Т для плазмы данного состава есть известная, быстро расту-
щая функция температуры. Плотность плазмы из окончательного
выражения выпадает и Тщт от нее не зависит.
Значения Тт;п, получаемые из численного решения уравнения
(5.45), составляют около 3 • 108 К для реакции (d,d) и 5,8 • 107 К
для реакции (d, £) при равнокомпонентной смеси DT. По достиже-
нии Tmjn температура быстро повышается, выделяемая мощность
начинает значительно превосходить потери на излучение, что при-
водит к горению термоядерного топлива.
Значение Tmin зависит от чистоты водородной плазмы. При на-
личии в плазме даже небольшого количества чужеродных атомов и
ионов интенсивность излучения резко возрастает. Увеличивается
мощность тормозного излучения, растет мощность рекомбинаци-
онного излучения. Если атомы примеси ионизированы не полно-
стью, то в области мягкого рентгеновского излучения появляется
линейчатый спектр, обусловленный переходами в атомах остав-
шихся сильно связанных электронов. Так, например, добавление
244
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
нескольких процентов азота или кислорода к дейтериевой плазме,
нагретой до 108 К, увеличивает мощность излучения в несколько
раз. При температуре ~ 1()7 К и выше начинают играть все боль-
шую роль в потерях энергии на излучение многократно ионизован-
ные ионы атомов тяжелых элементов, которые могут поступать в
плазму из окружающей ее тяжелой оболочки, препятствующей ее
разлету.
Приведенная выше оценка температуры Tmin дает значение
температуры зажигания термоядерного горючего для плазмы бес-
конечно больших размеров, когда вся энергия продуктов реакции
поглощается в реагирующей среде. В действительности продукты
реакций синтеза, которые являются носителями выделяющейся
энергии, отдают в конечном объеме радиуса Го лишь часть своей
энергии. Для зажигания термоядерной смеси и ее последующей
детонации необходимо, чтобы энергия, выделяющаяся в зоне ре-
акции в единицу времени была по крайней мере равна или больше
потери энергии на излучение за это же время, при условии, что в
течение процесса зажигания будет обеспечено удержание плазмы
от разлета. Будем считать, что это последнее условие выполняется.
Оценим энергию зажигания и температуру зажигания равноком-
понентной дейтерий-тритиевой смеси.
Плотность выделяющейся мощности дается формулой (5.24).
Для равнокомпонентной дейтерий-тритиевой смеси
руд = 0,25£0^2оч7 = eoQd,t,
где п — суммарная концентрация частиц в плазме обоих компо-
нентов (дейтерия и трития).
Зависимость скорости реакции от температуры приведена
в § 5.3. Используя эту зависимость, получим энергию, выделя-
ющуюся в единицу времени в сферическом объеме радиусом tq,
заполненном реагирующей равнокомпонентной DT-смесью:
4 з . in—19 п2 А 4,52 103\
р = -7гг0 1,14 10 ехр -------J .
Мощность выражена в Вт, го — в см, концентрация — в см-3.
Энергия, поглощаемая в единицу времени в сфере радиусом tq,
равна Рпогл = р(ж)Руд- Через р(ж) обозначена вероятность того,
что продукты реакции останутся внутри сферы. Эта вероятность
зависит от х = го/А — отношения радиуса сферы к средней длине
свободного пробега продуктов реакции.
Поскольку пробег нейтронов обычно слишком велик, чтобы
дать заметное поглощение энергии в реагирующем объеме, то при
5.4. Необходимые условия развивающейся термоядерной реакции 245
оценке поглощенной энергии следует учитывать только а-частицы.
Тогда х = ro/Xa. Следовательно, рпогл — 0,2р(т)руд. Множитель
0,2 учитывает долю энергии синтеза, приходящуюся на си-частицу.
Тогда условие зажигания с учетом (5.44) запишется в следую-
щем виде:
0,2р(ж) 1,14 • 10-10^з ехр (-4’5Д/3Х-0- ) = 1,5 • 10“34п2Т1/2,
или
1,5 • 10147/(ж)Т-7/6 ехр (-4,5^'/3103) - 1 = 0. (5.46)
Вероятность р(ж) того, что а-частица останется внутри сферы
радиусом го, как показывает расчет, равна
, . , 3 Г 2 1 /1 \ _2 ‘
,W = 1“S3 I1 “2+(2+1Г .
Уравнение (5.46) позволяет определить температуру зажига-
ния Тзж для равнокомпонентной дейтерий-тритиевой смеси огра-
ниченных размеров. При этом следует учитывать, что параметр
х = tq/Aq зависит от температуры и плотности, поскольку от
Рис. 5.5. Зависимость температуры зажигания дейтерий-тритиевой смеси от ее
размеров
них зависит пробег а-частицы. Решение уравнения (5.46) дает
функцию Тзж(го), связывающую температуру зажигания и радиус
сферы, при которых начинается горение DT-плазмы. На рис. 5.5
246
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
представлена такая зависимость для твердой дейтерий-тритиевой
смеси нормальной плотности (п = 5 • 1022 см-3).
При го —> оо т](х) стремится к единице и Тзж не зависит от
плотности смеси, стремясь к вычисленной ранее Tmjn = 5,8-107 К.
Энергия зажигания равна энергии, которую нужно подвести к
сфере извне, чтобы нагреть ее до температуры зажигания
Езж — 4птгкТзжГц. (5.47)
График £?зж(г0) Для и = 5 • 1022 см-3 приведен на рис. 5.6.
При определении значения го энергия зажигания имеет наи-
меньшее значение. В частности, при п = 5 1022 см-3 она со-
ставляет 1,1 • 107 Дж при го = 0,21см. Для такого радиуса Тзж =
= 1,4-108 К и тДж) = 0,1, т.е. 90% энергии продуктов реакции син-
теза уносится в окружающую среду. Время гидродинамического
Рис. 5.6. Зависимость энергии зажигания равнокомпонентной DT-смеси от ее
размеров
разлета может быть увеличено окружением термоядерной смеси
оболочкой из тяжелого вещества с большим зарядовым числом Z.
В этом случае время разлета определяется скоростью звука в этом
веществе, которая при температуре порядка 107 К не превышает
107 см/с.
Окружение смеси DT оболочкой с большим Z уменьшает также
потери энергии вследствие теплопроводности. Это происходит
вследствие того, что большая часть продуктов синтеза поглоща-
ется в тонком слое окружающего вещества с высоким Z. Образу-
5.4. Необходимые условия развивающейся термоядерной реакции 247
ющийся таким образом горячий слой действует как естественный
теплоизолятор, существенно уменьшая тем самым потери на те-
плопроводность.
Как показывает вышеприведенный график Езж(го), даже при
значении го, соответствующим минимуму кривой, величина энер-
гии зажигания при нормальной плотности твердого DT значи-
тельна. Существенного снижения Езж можно достичь увеличе-
нием плотности горючего. Действительно, равенство (5.47) можно
записать в следующем виде:
k 1
Езж = 47г^-Тзж(№тг0)3 —. (5.48)
P-DT PdT
При больших степенях сжатия pdtH) есть величина постоян-
ная, так как высокоэнергетические а-частицы поглощаются вну-
три самой активной области и рот?'о = PDT^a — const. Следо-
вательно, энергия зажигания обратно пропорциональна квадрату
плотности горючего.
При электронной температуре 108 К массовый пробег а-частиц
с энергией 3,6 МэВ равен 0,3 г/см2. Сфера из жидкого DT с таким
значением pdtAq имеет массу Зги требует энергии зажигания
3 • 109 Дж для нагрева до 108 К. При плотности в 102 раз большей,
чем плотность жидкого DT, и таком же pdtAq требуемая энергия
зажигания уменьшается в 101 раз.
Установим теперь минимально необходимое время удержания
термоядерного горючего, которое требуется для того, чтобы энер-
говыделение за счет реакций синтеза по крайней мере оказалось
равным энергетическим потерям плазмы вследствие ее ухода из
зоны реакции и за счет излучения.
Введем понятие «среднее время удержания частиц в плазме» и
обозначим это время т. Физический смысл времени удержания за-
ключается в следующем. За единицу времени из единицы объема
плазмы будет уходить в среднем п/т частиц каждого знака. Таким
образом, для обеспечения горения термоядерной смеси с постоян-
ной скоростью в зону реакции необходимо ежесекундно в единицу
объема инжектировать п/т частиц. Для компенсации энергети-
ческих потерь подводимое топливо должно подаваться с энергией,
превышающей тепловую энергию потока покидающих плазму ча-
стиц на величину потерь, обусловленных тормозным излучением.
Следовательно, чтобы термоядерная плазма служила источником
энергии и скорость развития реакции увеличивалась, необходимо
выполнить следующее неравенство:
Руд > РТ + Риэл, (5.49)
248 Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
где руд иризл определяются формулами (5.22), (5.24) и (5.44) соот-
ветственно, а рт — скорость потерь энергии, уносимой частицами,
уходящими из единицы объема плазмы:
ЗпкТ
Рт — -----
т
Подставляя в (5.49) выражения для руд и ризл, получим
Руд = Ason2(сйи)т > ЗпкТ + Cn^ZlrVr, (5.50)
где А и С — постоянные.
Выразим из (5.50) произведение пт:
пт
"Т > = ЯП («Ч
Величина f(T) для выбранного сорта топлива (смеси дейтерия
с тритием или чистого дейтерия) есть вполне определенная функ-
ция температуры, имеющая минимум при некотором значении Т.
Минимальное значение пт впервые было вычислено Лоусоном для
реакции (d,t) и температуры 9-10' К, соответствующей минимуму
f(T). Это значение оказалось равным 1014с/см3. Неравенство
(5.51) часто в литературе называют критерием Лоусона, а мини-
мальное время, полученное из этого условия, обозначают т^.
Из неравенства (5.51) следует, что для того, чтобы равноком-
понентная дейтерий-тритиевая плазма генерировала энергию, не-
обходимо нагреть ее до температуры (6-9) • 107 К и удерживать в
течение времени не менее того, которое определяется неравенством
(пт)д > Ю14с/см3. Для чисто дейтериевой плазмы (пт)м >
> 1018 с/см3.
Из критерия Лоусона также следует, что если плотность плаз-
мы мала, то ядерные столкновения являются редкими событиями.
Чтобы они успели произойти, плазму необходимо сохранить в ис-
ходном состоянии достаточно продолжительное время. Если же
плазма плотная, то имеют место условия, близкие к неуправляе-
мому термоядерному синтезу — термоядерному взрыву.
Минимальное время удержания плазмы ть является харак-
терным временным масштабом, с которым необходимо сравни-
вать скорость протекающих при термоядерном горении физиче-
ских процессов. Так, в частности, длительность нагрева плазмы
до температуры зажигания должна быть, конечно, меньше т^, а
уход из зоны реакций горячей плазмы должен происходить за
время, превышающее т^. При плотности твердой DT-смеси п =
= 5 • 1022 см-3 время ть для реакции (Д, t) составляет величину
5.5. Инициирование взрывной термоядерной реакции 249
порядка 10-9 с. За это время при 108 К дейтрон (его тепловая ско-
рость порядка 108 см/с) удалится от зоны нагрева на расстояние
в несколько миллиметров.
В настоящее время известно два метода удержания плазмы
удержание магнитным полем и инерционное удержание.
Для магнитного удержания плазмы используют неоднородное
магнитное поле определенной конфигурации. При этом, чем выше
плотность плазмы, тем в соответствии с критерием Лоусона мень-
ше значение требуемого времени удержания. Максимальная плот-
ность частиц, которую можно удержать этим методом, составляет
величину порядка 1015 см-3. Эта максимальная, предельная
плотность определяется технически достижимой напряженностью
магнитного поля, прочностью материалов, используемых для удер-
жания, и требованиями к устойчивости плазмы. При таких весь-
ма низких концентрациях частиц в плазме реакции синтеза про-
текают относительно медленно, поэтому для получения заметной
энергии требуется время удержания в доли секунд.
Метод инерционного удержания плазмы может быть применен
для импульсного процесса горения. Время протекания реакции
определяется разлетом термоядерного горючего при высоком да-
влении реагирующей смеси, иначе говоря, временем гидродина-
мического разлета frp. Расширение области реакций сдержива-
ется только инерцией горючего и окружающих его оболочек. При
инерционном удержании должно быть выполнено условие
ю4я
irp = » IX- (5-52)
5.5. Инициирование взрывной термоядерной реакции
Проблема инициирования взрывной термоядерной реакции в
заряде термоядерного горючего заключается в создании условий
для зажигания термоядерной смеси и обеспечения ее горения, пе-
реходящего во взрыв. Для этого необходимо создать очаг горе-
ния, при котором часть выделяющейся энергии, поглощенная в
термоядерном горючем, была бы, по крайней мере, равна энер-
гии, необходимой для поддержания горения и распространения
его по массе горючего со сверхзвуковой скоростью. Иначе говоря,
должна сформироваться и распространиться по горючему детона-
ционная волна. Для этого необходимо сжать горючее, нагреть его
до температуры, превосходящей температуру зажигания, и удер-
жать термоядерный заряд от расширения в течение определенного
времени.
250
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
Сжатие необходимо по следующим причинам.
Во-первых, как было показано ранее, увеличение плотности
термоядерного горючего повышает эффективность его использо-
вания.
Во-вторых, с повышением степени сжатия термоядерной смеси
скорость термоядерной реакции растет пропорционально квадрату
плотности. Чем выше скорость, тем большее количество горючего
сможет прореагировать за время удержания смеси в сжатом состо-
янии до ее разлета. Так, например, если термоядерная реакция
протекает в дейтериде лития, то он должен быть сжат в 15-30 раз
[12].
В сильно сжатом, но холодном термоядерном горючем также
возможно эффективнее горение, переходящее в детонацию, при
местном, локальном его зажигании и дальнейшем распростране-
нии волны детонации по остальному горючему. Этот процесс мо-
жет происходить, если горючее способно к локальному зажиганию
в небольшом объеме, определяемом пробегом продуктов реакции,
и может возместить энергетические потери при движении волны
горения в окружающее холодное горючее.
Пробег определяется механизмом потерь энергии а-частиц на
ядрах дейтерия и трития, а также на электронах. Потери энер-
гии на ядрах не играют существенной роли, поскольку потери на
электронах преобладают. Однако потери на электронах при нагре-
вании становятся значительно меньше, чем в холодном веществе.
В среднем электроны при столкновениях могут отбирать энергию
а-частицы в случае, если они движутся медленнее, чем а-частица.
С повышением температуры скорости электронов растут, и ко-
личество передаваемой электронам энергии уменьшается. Пробег
а-частиц растет и оказывается существенно больше, чем это сле-
дует из обычного соотношения между пробегом и энергией час-
тицы при нормальных условиях. Для уменьшения пробега а-час-
тиц нужно повышать плотность вещества, т. е. сжимать его.
Если горючее локально зажглось и температура в этой обла-
сти DT-смеси поднялась до 108-1О10 К, то скорость термоядер-
ной реакции становится очень высокой. Плазма становится более
проницаемой для а-частиц, которые могут теперь большую часть
своей энергии передавать в окружающую, первоначально холод-
ную область. Эта область зажигается, и в окружающую плазму
движется сферически распространяющаяся волна горения.
Последовательность зажигания и распространения волны го-
рения показана на рис. 5.7а и 5.75 соответственно. В момент пи-
кового сжатия центральной области шара фокусировка ударных
5.5. Инициирование взрывной термоядерной реакции
251
волн при их схождении значительно увеличивает температуру в
центре. Амплитуды ударных волн должны быть такими, чтобы
нагрев достиг температуры зажигания 5,8 107 К в области с раз-
мером порядка пробега а-частиц. Сжатая DT-смесь нагревается
благодаря поглощению энергии а-частиц, и скорость реакции бы-
стро растет. Она увеличивается на два порядка при росте темпе-
ратуры от 5,8 • 107 К до 4,5 • 108 К. При нагревании горючего пробег
а-частиц увеличивается и энергия начинает поглощаться внутри
Рис. 5.7. Зажигание и распространение волны сжатия
относительно холодного окружающего слоя DT, который, в свою
очередь, загорается. В результате возникает сферический фронт
волны горения, который распространяется со сверхзвуковой ско-
ростью в окружающее горючее и зажигает его прежде, чем может
произойти заметное гидродинамическое движение.
Энергетические требования при локальном зажигании значи-
тельно слабее по сравнению со случаем прогревания всей смеси,
поскольку требуется только малая порция энергии для нагрева от-
носительно малого объема до температуры зажигания. Главные
энергетические затраты связаны в этом случае с энергией, необхо-
димой для сжатия относительно холодной DT-смеси.
Рассмотрим зависимость вкладываемой в DT-смесь энергии
Евх, требующейся для сжатия и зажигания, в зависимости от сте-
пени сжатия. Обозначим энергию сжатия DT-смеси Есж. Тогда
Евх — Есж + Евж. Изменение энергии Евх в зависимости от сте-
пени сжатия DT-смеси (относительно плотности рот = 0,19 г/см3)
показано на рис. 5.8. Энергия зажигания приблизительно равна
энергии, требуемой для нагревания горючего до Т = 5,8 • 107 К
в области размером порядка пробега а-частицы с энергией 5 кэВ
252
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
(энергия, соответствующая температуре 5,8 107 К). Поэтому энер-
гия зажигания не зависит от полной массы DT.
На приведенных кривых отмечены массы горючего тот и пол-
ный выход термоядерной энергии Евых в расчете на выгорание
одной трети горючего. Анализ кривых показывает, что по срав-
нению со случаем однородного прогревания сферы требования к
Рис. 5.8. Энергия, требующаяся для сжатия и зажигания равнокомпонентной
DT-смеси
расходу энергии снижаются в 5-6 раз при сжатии в 103 и в 12 раз
при сжатии в 104 раз. При высоких степенях сжатия (для рис. 5.8
при степени сжатия более 104) вкладываемая энергия практически
равна энергии сжатия.
Давление, которое сжимает DT до плотностей выше плотно-
сти твердого тела при температурах порядка 107 К, можно полу-
чить при нагревании тяжелых материалов до таких температур.
Действительно, давление пропорционально плотности частиц всех
видов, следовательно, пропорционально 1 + Z, где единица соот-
ветствует иону, a Z — числу свободных электронов. Множитель
1 + Z может превышать 50 для тяжелых атомов при температурах,
при которых большинство электронов оторвано от атомов. Следо-
вательно, создается «ионизационное» давление, превышающее в
25 раз давление твердого DT (у водорода 1 + Z = 2), если водород
находится в тяжелой оболочке, нагретой до температуры несколько
десятков миллионов кельвинов. Имеет место ионизационная им-
плозия.
Поглощение энергии зажигания Е-^ в термоядерном горючем
происходит за время £зж ~ r/wcp, где г — размер области зажи-
5.5. Инициирование взрывной термоядерной реакции
253
гания, vcp — средняя скорость продуктов реакции. Величина г
соизмерима с длиной свободного пробега продуктов реакции Ха и,
поскольку цср не зависит от плотности вещества р, а Ха ~ 1/р, то
^зж __ РО
^зжО Р
(5.53)
Так как энергия зажигания обратно пропорциональна квадрату
плотности, то
__ Ро
-Ё'зжО Р^
и мощность зажигания удовлетворяет соотношению
(5.54)
(5.55)
' зж _ РО
РзжО Р
а поверхностная плотность мощности зажигания (плотность по-
тока энергии)
^зж ^зж^о -^зж-^аО Р
ТГзжО ^зжО^ -РзжО-^а РО
(5.56)
Соотношения (5.53)-(5.56) являются основными законами по-
добия для термоядерного взрыва.
Оценим мощность поджигающего импульса. Если степень сжа-
тия достигает 100 [11, 13, 14], то длина Ло уменьшается от не-
скольких единиц до сотых долей сантиметра. Следовательно, им-
пульс энергии для локального зажигания должен быть сфокусиро-
ван в пределах такого малого размера. Так как тепловая скорость
частиц при термоядерных реакциях составляет по крайней мере
величину ит ~ 107см/с, то поджигающий импульс должен иметь
длительность порядка A/vT ~ 10-9 с или менее. Следовательно,
если энергия зажигания равна 106 Дж, то мощность в импульсе
должна составлять 1015 Вт. Более точные расчеты дают мощность
на порядок меньшую [14]. Такие мощности могут быть получены
лишь при взрыве атомного инициатора.
Имеется всего несколько микросекунд для развития термо-
ядерного взрыва перед тем, как взрыв атомного инициатора при-
ведет к разлету термоядерного горючего. Поэтому время, прошед-
шее от момента взрыва атомного инициатора до окончания обжа-
тия заряда термоядерного вещества и начала процесса синтеза,
должно быть мало, а скорость развития термоядерных реакций
велика.
254
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
Для осуществления термоядерного взрыва требуется получить
существенно большие значения времени удержания плазмы, чем
минимальное значение тр, полученное из критерия Лоусона. Для
удовлетворения критерия Лоусона важно, чтобы термоядерные ре-
акции шли на легких ядрах (малая величина Z), а температура
была бы выше температуры полной ионизации. В этом случае
излучение реагирующей термоядерной смеси является неравно-
весным, термоядерное вещество оптически прозрачно и излучает
меньшее количество энергии, чем выделяется в результате ядер-
ных реакций. Таким образом, создаются условия для образования
детонационной волны в термоядерном заряде.
Потерявшие связь с ядром электроны перестают принадлежать
атому при температуре порядка 10Z2 эВ или давлении порядка
102Z5M6ap. В результате вещество превращается либо в полно-
стью ионизованную электронно-ядерную плазму, либо в идеаль-
ный металл, решетка которого построена из «голых» ядер [5]. Тем-
пература полной ионизации Тп.и. водородной плазмы должна удо-
влетворять условию кТп,и, eUi, где Uj = 13,6 В — потенциал
ионизации атома водорода; Тп.и. 1,6 • 105 К, что выполняется
при инициировании атомным взрывом.
Более сложной задачей является поддержание необходимой
температуры в течение времени развития термоядерной реакции,
поскольку температура атомного взрыва растет медленнее, а па-
дает быстрее, чем это необходимо для инициирования реакций
синтеза в 6LiD, а тем более реакций (</,</).
5.6. Радиационное сжатие
Радиационное сжатие термоядерного горючего осуществляется
вследствие термомеханического действия излучения. Термомеха-
ническое действие обусловлено реактивным импульсом, который
возникает в результате мгновенного испарения тонкого поверх-
ностного слоя облучаемого вещества при мгновенном поглощении
в этом тонком слое практически всей энергии излучения. Термо-
механический эффект тем сильнее, чем тоньше слой, в котором
поглощается вся энергия излучения.
При взрыве атомного инициатора 80% энергии выделяется в
форме излучения. Спектр его приходится на область мягкого рент-
геновского излучения, сильно поглощаемого веществом, особенно
тяжелым, таким, как уран, присутствующий в термоядерном за-
ряде. Большая доля энергии, испускаемой в виде рентгеновского
излучения, его сильное поглощение в веществе и привели к идее
использовать радиационное обжатие.
5.6. Радиационное сжатие
255
Использование фотонов позволяет получить значительно более
высокую плотность потока энергии на поверхности термоядерного
заряда, чем в случае действия ударной волны. Действительно,
плотность потока энергии частиц типа «г» равна
где щ — плотность частиц типа «г» в потоке, Vj — скорость ча-
стицы, Ei — ее энергия. В случае фотонов их скорость равна ско-
рости света и плотность потока энергии фотонов
7Гф — С7?-ф£ф.
При взрыве атомного инициатора энергетическое распределе-
ние квантов теплового излучения обычно простирается в рентге-
новскую область за 10 кэВ. Однако основная доля их энергии при-
ходится на мягкую область. Энергетический состав рентгеновских
квантов аппроксимируется спектром излучения абсолютно черного
тела с некоторой эффективной температурой ТЭф. Для типового
заряда ТЭф = 1,6 кэВ = 1,8 • 107 К [8]. При такой температуре
7Гф — 6 • 1017 Вт/см2.
Оценим давление, действующее на поверхность сжимаемого
вещества вследствие радиационного сжатия. Если на единицу по-
верхности падает ^фo рентгеновских квантов и коэффициент по-
глощения их поверхностью равен Аф, то на глубине х концентра-
ция энергии излучения будет равна
ЛГф(ж) = Аф-УфоСфв-*1®,
/I — линейный коэффициент поглощения, £ф — энергия рентге-
новского кванта. Концентрация поглощенной энергии в слое на
глубине х равна
юф = . (5.57)
Полная энергия, поглощенная единицей поверхности полубес-
конечного слоя, найдется интегрированием (5.57) по глубине х\
ТУф = АфМроЕф- (5.58)
Толщина слоя, в котором поглощается практически вся энер-
с 1
гия, составляет максимум 0 = 5—.
М
Приведенные соотношения записаны для моноэнергетического
спектра излучения. В действительности спектр, естественно, не
является моноэнергетическим и необходимо интегрирование по
256
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
всему спектру. В дальнейшем для упрощения, имея в виду учеб-
ные цели излагаемого материала, мы будем заменять реальный
спектр моноэнергетическим и вследствие этого получим весьма
грубые оценки. Для типового заряда примем £ф = 1,6кэВ [8].
Линейный коэффициент поглощения рентгеновского излуче-
ния растет с увеличением длины волны, а следовательно, умень-
шается с ростом энергии рентгеновских квантов. В области мяг-
кого (1 < А < 30 нм) и ультрамягкого (30 < А < 100 нм) рентге-
новского излучения для твердых материалов р ~ (10-105) см-1.
Примем коэффициент поглощения р = К)1 см1 (материал, близ-
кий по свойствам свинцу). Тогда вся энергия излучения будет
поглощена в слое ~ 5 • 10~4 см и средняя концентрация энергии
составит
— О^/гЛфТУфоЕф.
Если толщина слоя вещества, в котором поглощается основная
доля энергии излучения, мала по сравнению с толщиной облуча-
емого тела, а длительность настолько мала, что механизм тепло-
проводности еще не успевает проявиться, то происходит испарение
тонкого поверхностного слоя.
Будем считать распределение энергии в нагреваемом слое рав-
номерным. Тогда средняя скорость разлета при испарении и и
импульс давления Дд будут определяться следующими приближен-
ными соотношениями:
jp, — у^2(1Тф С^л'Щ-исп )^-ИСП:
(5.59)
(5.60)
где Qs — удельная теплота испарения, щисп = — масса испа-
рившегося с единицы поверхности слоя, р — плотность вещества.
Поскольку Wф 3> Qsmacn, то
Jp — ^/21Тф?писп.
(5.61)
(5.62)
Давление можно грубо оценить, разделив импульс давления на
время действия излучения: р = JA/tU3Jl. Если плотность потока
ИЗЛучеНИЯ 7Гф = 6- 1017 Вт/CM2, ТО РИф = ТГф^изл и ПРИ ^изл = Ю"9 с
поглощенная энергия на единицу площади Wф = 6 • 1012 Дж/ м2.
5.6. Радиационное сжатие
257
Масса тисп = р8, 6 = 5- 10-6 м, р = 1,9 • 104 кг/м3. В результате
получим 7д = 106кг/(м-с). Соответственно, давление составит
= 1015 Па, или = 104 Мбар, что в несколько раз больше теплового
давления, которое при температуре 1,8 • 107 К в случае пятикрат-
ного сжатия и кратности ионизации 50 равно 3,2 • 103 Мбар.
Эффективное использование этого излучения для радиацион-
ного обжатия связано с решением двух серьезных проблем. Пер-
вая заключается в необходимости получения максимальной плот-
ности излучения в области взрыва атомного инициатора. Вторая
проблема состоит в необходимости выпуска излучения из области
атомного взрыва в направлении термоядерного заряда без замет-
ного ослабления и фокусирования излучения на термоядерный за-
ряд для всестороннего его обжатия путем радиационной имплозии.
Решение первой проблемы — достижение максимальной плот-
ности излучения в области взрыва атомного инициатора — тре-
бует, чтобы плазма находилась в состоянии термодинамического
равновесия. Для этого необходимо определенное время, которое
было оценено ранее (см. §5.1). Следовательно, требуется удержать
в течение времени установления термодинамического равновесия
атомный инициатор от разлета. Такая же проблема стоит и при
конструировании обычного атомного заряда, и решается она инер-
ционным удержанием плазмы. Время инерционного удержания
увеличивается при окружении заряда тяжелой оболочкой.
Вторая проблема — выпуск излучения из области взрыва атом-
ного инициатора в направлении к термоядерному заряду и его
фокусировка — может решаться путем заполнения пространства
между атомным инициатором и главным зарядом веществом, со-
держащим большой процент атомов водорода, и созданием покры-
тий, отражающих рентгеновское излучение и фокусирующих его
на главный заряд.
Водородосодержащим веществом для заполнения пространства
между атомным инициатором и главным зарядом может служить
плексиглас. При высокой температуре легкие атомы плексигласа
практически полностью ионизированы, и среда состоит из свобод-
ных электронов и ядер. Поскольку испускаемое атомным взрывом
рентгеновское излучение может взаимодействовать главным обра-
зом со связанными электронами, число которых мало, оно практи-
чески беспрепятственно проходит через этот «электронный газ» и
доходит до второй ступени заряда — главного заряда.
Направленность излучения и его фокусировка обеспечиваются
отражающими покрытиями, нанесенными на внутреннюю поверх-
ность корпуса, форма которого близка к эллипсоиду вращения.
258
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
Отражение и преломление рентгеновских лучей подчиняется
законам геометрической оптики и все закономерности взаимодей-
ствия на границах сред для видимой области спектра справедливы
и для области рентгеновского излучения. Однако среда, прозрач-
ная для излучения в оптическом диапазоне, является непрозрач-
ной для диапазона рентгеновского излучения. Отсюда вытекает
особенность геометрической оптики в рентгеновском диапазоне.
Эта особенность заключается в очень низкой отражательной спо-
собности рентгеновского излучения от поверхностей всех извест-
ных веществ при больших углах падения, что создает серьезные
технические трудности в решении проблемы передачи излучения.
Одним из путей повышения отражения рентгеновского излуче-
ния на границе раздела сред является использование скользящих
лучей, падающих на поверхность под углами падения, незначи-
тельно отличающимися от 90°, т. е. использование так называе-
мой скользящей оптики. Поэтому для удобства оценок оперируют
не углом падения, а углом скольжения tp = л/2 — а.
Для передачи рентгеновского излучения от атомного инициа-
тора к главному заряду можно использовать эффект полного вну-
треннего отражения. Полное внутреннее отражение наблюдается
при переходе луча из среды оптически более плотной в среду с
меньшей оптической плотностью. Оптическую плотность среды
характеризует ее показатель преломления п. Чем больше показа-
тель преломления, тем больше оптическая плотность среды.
Поскольку среда для рентгеновского излучения является по-
глощающей, то показатель преломления света п в рентгеновской
области является мнимой величиной и равен [2]
n = 1 - +
где 6 и /3 — так называемые рентгеновские оптические константы.
Значения 6 и /3 для различных веществ, находящихся в нормаль-
ных условиях, изменяются от ~ 10“6-10-5 в области жесткого
рентгена до ~ 10“2 -10“1 в области ультрамягкого рентгеновского
излучения. По порядку величины {3 связана с р соотношением
/3 = Хр/(4лТ). Если пренебречь поглощением рентгеновских кван-
тов, которое обусловлено их взаимодействием с электронами вну-
тренних оболочек атомов путем фотоэффекта, то
п = 1 — S.
Расчет показывает, что для рентгеновского излучения декремент
показателя преломления веществ при нормальных условиях равен
_ e2neA2 e^N^X2 pZ
2'ктс2 2тгтс2 А
5.6. Радиационное сжатие
259
где Л — длина волны, е/(тпс2) — ге — классический радиус элек-
трона, пе — концентрация электронов, М\ — число Авогадро,
Z — атомный номер, А — атомная масса, р — плотность веще-
ства.
Для чистых металлов величину 6 можно оценить по формуле
6 = 2,7- Ю10^Л2,
А
где длина волны выражена в см, плотность — в г/см3.
Величина 6 не зависит от химического объединения атомов в
молекулы, а зависит только от числа электронов в единице объема
пе и от длины волны А.
Таким образом, в отличие от оптической области, где декремент
показателя преломления 6 < 0, в рентгеновской области он поло-
жителен. Поэтому п < 1. Это означает, что для рентгеновского
излучения любая среда является менее плотной, чем вакуум.
В то же время в оптическом диапазоне длин волн любая среда,
прозрачная для излучения, является оптически более плотной по
сравнению с вакуумом (n > 1). Следовательно, при падении опти-
ческого излучения из вакуума на образец направление преломлен-
ного луча ближе к нормали, чем направление падающего. При
пересечении лучом границы двух сред, когда луч переходит из
более плотной среды в менее плотную, мы имеем обратную кар-
тину — направление преломленного луча дальше от нормали, чем
направление падающего. Угол падения «пред, при котором угол
преломления равен 90° и происходит полное внутреннее отраже-
ние, определяется отношением показателя преломления среды ме-
нее плотной п-2 к показателю преломления среды более плотной
ni, в которой распространяется луч:
п2
ЭШСИпред — — ^21.
711
При a > аПред луч не проникает в среду с меньшей оптической
плотностью.
В рентгеновском диапазоне длин волн значения показателей
преломления различных сред незначительно отличаются друг от
друга и угол полного внутреннего отражения сиПред близок к пря-
мому. Поэтому условие полного внутреннего отражения целесо-
образно записывать для угла скольжения ср, а само явление в
рентгеновской оптике называется полным внешним отражением.
Условие полного внешнего отражения запишется в виде
п2 1 — ^2
COS (/-’пред — — ^21 — Т
711 1 — 01
260
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
Угол </9пред называется критическим углом полного внешнего
отражения. При <р < <рпред луч не проникает в среду с меньшей
оптической плотностью и полностью отражается. Следовательно,
угол (/’пред — такой максимальный угол скольжения, при котором
излучение не проникает из среды более оптически плотной (ni) в
среду с меньшей оптической плотностью (пг).
Поскольку показатели преломления отличаются друг от друга
незначительно, то угол (/’пред очень мал и составляет для большин-
ства сред десятые-сотые доли градуса. При этом (/’пред зависит от
длины волны, с увеличением Л он увеличивается.
Для отражения рентгеновского излучения под большими угла-
ми (до угла скольжения близкого к 90°) используют специальные
многослойные микроструктуры (зеркала); коэффициент отраже-
ния такого зеркала достигает нескольких десятков процентов. От-
ражение рентгеновских лучей от многослойных микроструктур
обусловлено явлением интерференции волн. Рассмотрим интер-
ференцию падающих и отраженных лучей при облучении тонкого
слоя. Явление интерференции состоит в сложении колебаний,
имеющих одинаковую частоту и некоторую постоянную разность
фаз. Такие колебания называются когерентными. В случае коге-
рентных колебаний разность фаз в точке, где происходит сложе-
ние колебаний, зависит лишь от разности хода лучей. Если свет
распространяется в однородной среде, разность хода равна разно-
сти оптических длин пути световых волн. Под оптической длиной
пути L понимают его геометрическую длину Z, умноженную на
показатель преломления L — nl.
Пусть разность оптических длин двух световых волн Д =
= (Zi — /г)и равна целому числу длин волн. Тогда фазы колебаний
в конечных точках лучей будут одинаковы, если они одинаковы в
начальных.
Если оптическая разность хода двух световых волн равна чет-
ному числу полуволн, т. е. фазы складываемых колебаний в точке
наблюдения одинаковы, то происходит усиление света. В этом слу-
чае говорят, что в данной точке наблюдается интерференционный
максимум. Условие интерференционного максимума имеет вид
Атах —
где т = 0,1, 2,... — порядок интерференционного максимума.
Если оптическая разность хода двух световых волн равна не-
четному числу полуволн, т. е. фазы складываемых колебаний в
точке наблюдения противоположны, то происходит ослабление
5.6. Радиационное сжатие
261
света. В этом случае говорят, что в данной точке наблюдается
интерференционный минимум. Условие интерференционного ми-
нимума имеет вид
Amin — (2m +
Рассмотрим отражение рентгеновского излучения от тонкого
слоя. Пусть монохроматический пучок рентгеновского излучения
падает из среды с показателем преломления пх под малым углом
скольжения (ро на тонкий гомогенный слой, нанесенный на плос-
кую идеально гладкую массивную подложку. Показатель прелом-
ления слоя П2- Пусть материал подложки оптически менее плотен,
Рис. 5.9. Отражение рентгеновского луча от тонкого слоя на подложке
чем материал слоя. Тогда при углах, близких к углу полного внеш-
него отражения происходит процесс, схема которого представлена
на рис. 5.9.
Оптическая разность хода лучей I и II равна (АВ + ВС) — DC,
поскольку AD является фронтом волны и фазы колебаний лучей
в точках А и D одинаковы. Из геометрии лучей получим, что их
оптическая разность хода будет равна
д 2g? 2d
Л. = П2 —----П1-----COS ipo
sm <р tg р
Представим полученную оптическую разность хода лучей Д как
функцию угла <ро- Учитывая, что cosc^o = t^cosc/?, получим
А = , „ 2d =(^2 - «1 cos2 ¥?о)- (5.63)
\J «2 — COSZ IflQ
Поскольку по принятому условию отражение происходит от по-
верхности оптически менее плотной среды, то фаза колебаний ос-
тается неизменной. Поэтому интерференционному максимуму бу-
262
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
дет соответствовать условие
A max = 2т ИЛИ
2d
у/п^ — COS2
(«2 — ni c°s2 ‘/’о) = 2т.
(5.64)
Интерференционные минимумы возникают, когда разность
хода равна нечетному числу длин полуволн падающего излучения:
/ 9 =(п2-nicos2y?0) = (2т +1)^. (5.65)
у П2 ~ cos То
Если подложка является оптически более плотной средой по
сравнению со слоем, то на границе «слой-подложка» фаза колеба-
ний меняется на 7Г (происходит потеря половины длины волны). В
результате условие (5.64) становится соответствующим интерфе-
ренционному минимуму, а условие (5.65) — интерференционному
максимуму.
Поскольку уравнения (5.64) и (5.65) имеют смысл только при
То > ‘/’пред, то интерференционная картина наблюдается только в
этой области. Для достижения максимальной величины интерфе-
ренционного сигнала необходимо, чтобы существенная часть па-
дающего излучения проникла в слой и одновременно возможно
большая часть проникшего в слой излучения отразилась от поверх-
ности «слой-подложка». По крайней мере, должно выполняться
условие
^0,с > У’пред^ И </?сп < ^пред.сгп
где <£>сп — угол скольжения преломленного луча на поверхности
«слой-подложка», «с» и «сп» относятся к поверхности слоя и гра-
нице «слой-подложка» соответственно. Проведенное рассмотрение
слоя на подложке позволяет сделать заключение о возможности ин-
терференции рентгеновского излучения при многослойных струк-
турах, состоящих из различных слоев, материал которых изотро-
пен и однороден. Таким способом создаются рентгеновские зер-
кала с многослойными покрытиями (МСП). В отличие от зеркал
скользящего типа зеркала с МСП могут работать при любых углах
вплоть до нормального падения. МСП представляет собой перио-
дическую структуру (рис. 5.10) из чередующихся слоев веществ
с различным значением диэлектрической проницаемости £i и £2,
нанесенных на подложку таким образом, что период d изменя-
ется по определенному закону. Такие слоистые структуры обычно
являются последовательностью двойных слоев толщиной d.\ и d%
5.6. Радиационное сжатие
263
с периодом d = di + d? с альтернативно низким и высоким ко-
эффициентами преломления. Отражение от таких периодических
многослойных структур происходит по известному из курса общей
физики закону БрэгговВульфа.
Усиление интенсивности в результате интерференции проис-
ходит, когда различие хода рентгеновских лучей, отраженных от
Рис. 5.10. Схема отражения рентгеновского излучения от зеркала с МСП
двух соседних плоскостей составит целое число длин волн. Можно
показать, что при этом условии отражение излучения определяется
уравнением
2(cZi + с?2) sin у? = тпХ. (5.66)
Кроме отражения от МСП, рентгеновское излучение может пе-
реизлучаться при соответствии частот падающего излучения ли-
ниям характеристического рентгеновского спектра вещества слоя.
Происходит «резонансное» отражение. В соответствии с законом
Мозли длина волны линий характеристического рентгеновского
излучения обратно пропорциональна квадрату зарядового числа Z.
Так, для Ка-линии длина волны равна А = 9,1 • 10-11/(Z — 1)2,м.
Следовательно, излучение с длиной волны А будет резонансно
отражаться от поверхности материала с атомным номером Z —
= (9,1 • 10“п/А)1/2 + 1.
Мы рассмотрели возможные механизмы отражения рентгенов-
ского излучения и записали основные расчетные соотношения
только для монохроматического излучения. Однако необходимо
учесть весь спектр испускаемого рентгеновского излучения. Кроме
того, нужно иметь в виду, что более жесткое излучение проникает в
более глубокие слои. Поэтому, чтобы обеспечить интерференцион-
ное и «резонансное» отражение во всей области спектра излучения
атомного инициатора, многослойное покрытие должно состоять из
264
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
слоев с различным периодом d и веществ с различным атомным
номером. Слои, лежащие ближе к поверхности, состоят обычно из
легких веществ, начиная с Z = 10. Глубокие слои содержат тяже-
лые вещества с Z порядка 100 [14]. В этом случае будет охвачена
значительная часть спектра рентгеновского излучения. Для сни-
жения значения Z можно сместить спектр излучения в сторону
более длинных волн путем покрытия внутренней поверхности эл-
липсоида слоем тяжелого вещества, например, свинца. В этом слу-
чае первичный поток рентгеновских квантов поглощается в тонком
слое поглотителя, который, нагреваясь, переизлучает рентгенов-
ские кванты, но уже имеющие меньшую энергию [12].
5.7. Термоядерное усиление атомного взрыва
Система термоядерного усиления предназначена для увеличе-
ния полезного использования делящихся веществ атомного заряда
путем повышения скорости цепной ядерной реакции деления ней-
тронами, образующимися в термоядерных реакциях синтеза дей-
терия с тритием и, как следствие, повышения температуры взрыва
атомного инициатора [4].
Принцип термоядерного усиления атомного взрыва заключа-
ется в следующем [12]. В центре заряда делящегося вещества при
его срабатывании возникает область высокого давления и темпера-
туры. Эти условия оказываются достаточными для инициирова-
ния реакций синтеза дейтерия и трития в термоядерном горючем,
помещенном в полость шарового заряда. При термоядерных реак-
циях появляются высокоэнергетические нейтроны, которые дают
начало цепочкам делений в дополнение к самопроизвольно разви-
вающейся цепной реакции деления. Происходящее в результате
этого увеличение скорости выделения энергии приводит к даль-
нейшему ускоренному росту температуры и давления, что, в свою
очередь, приводит к ускорению протекающих термоядерных ре-
акций. Таким образом, осуществляется обратная связь между
реакциями деления и синтеза. В результате повышается коэффи-
циент полезного использования делящегося вещества и увеличива-
ется мощность взрыва. Процесс термоядерного усиления в амери-
канской литературе обозначается словом boosting (форсирование),
соответственно атомные заряды с термоядерным усилением мо-
гут быть названы форсированными атомными зарядами. В США
под системой термоядерного усиления (boosting system) понимают
совокупность устройств, которые включаются в состав атомного
заряда для повышения его мощности благодаря делению ядер де-
5.7. Термоядерное усиление атомного взрыва
265
лящегося вещества быстрыми нейтронами, образующимися при
реакциях синтеза дейтерия и трития, в стадии гидродинамиче-
ского разлета конструкции [4].
Оценим возможность инициирования термоядерных реакций
в полости атомного заряда при его срабатывании. Концентрация
выделившейся при делении энергии равна
Q — ^дел™пи£дел.
(5.67)
где Пдел — концентрация ядер в делящемся веществе, кпи — ко-
эффициент полезного использования делящегося вещества, едел
энергия, освобождаемая при делении одного ядра.
Выделившаяся при делении энергия поглощается в заряде и
переходит в тепловую энергию (кинетическую энергию теплового
движения частиц) и энергию излучения. Плотность энергии выде-
ляющейся энергии q = £т + U. (5.68)
Тепловая энергия ЗпкТ . ет = (5.69)
где к = 1,38 • 10-23 Дж/К — постоянная Больцмана.
Поскольку при температурах, соответствующих начальной фа-
зе атомного взрыва, область взрыва можно считать абсолютно чер-
ным телом, плотность энергии излучения U соответствует плотно-
сти равновесного излучения. Чтобы убедиться в этом, сравним
пробег излучения 1р с размерами заряда. Примем, что ядра де-
лящегося вещества в среднем пятидесятикратно ионизованы, а
делящееся вещество пятикратно сжато относительно нормальной
плотности с концентрацией атомов по = 5 • 1022 см-3.
Согласно формуле (5.36) пробег излучения
1Р = 4,8 • 1024
Г7/2
72щпе
см
и при температуре Т = 5 • 107 К составляет величину порядка
5 мм, что существенно меньше размеров обжатого заряда. Сле-
довательно,
4<тТ4
U = Up =-------, (5.70)
с
где с — скорость света.
266
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
Подставляя (5.67), (5.69) и (5.70) в (5.68), получим уравнение
для нахождения температуры в области взрывной реакции деле-
ния:
дел^пи^дел = 4“ ~ Т • (^-71)
с
Примем, как и выше, пдел = 5по, п = 51по, а коэффициент
полезного использования равным кП1Л = 0,1. Тогда решение урав-
нения (5.60) дает температуру атомного взрыва Т = 1,7 108 К.
Тепловое давление, соответствующее этой температуре, равно
рт = пкТ = 3 • 1016 Па = 3 • 105 Мбар,
а давление излучения
Ризл = хЦэ = 2 • 1017 Па = 2 106 Мбар.
О
Полученная температура атомного взрыва выше температу-
ры зажигания равнокомпонентной дейтерий-тритиевой смеси в
твердом состоянии нормальной плотности бесконечно больших
размеров, для которой температура зажигания Тзж = 5,8 • 107 К.
С уменьшением размеров заряда дейтерий-тритиевой смеси темпе-
ратура зажигания повышается. Однако, если термоядерная смесь
помещена в центральную полость заряда делящегося вещества, то
продукты реакций синтеза оставляют всю свою энергию в области
взрыва, вследствие чего условия испускания и поглощения энергии
соответствуют бесконечным размерам термоядерного горючего.
Оценка температуры зажигания чистого твердого дейтерия
нормальной плотности дает значение Тзж = 5 108 К, вследствие
чего реакции синтеза в чистом дейтерии
?D + + 4 МэВ,
f D + |D —>• :jHe + дП 4~ 3,25 МэВ
не могут быть инициированы атомным взрывом.
Реакции в дейтериде лития:
fT + iD -> ^Не + цП + 17,6 МэВ —> ®Li + —►.
К—--------?Т + ^Не + 4,8 МэВ -*-----------▼
не являются чисто термоядерными. Одна из них — реакция за-
хвата нейтрона. Поэтому оценки температуры зажигания, которые
использовались для DT- или DD-горючего в этом случае исполь-
зовать нельзя. Расчеты показывают, что температура зажигания
5.7. Термоядерное усиление атомного взрыва
267
дейтерида лития имеет величину порядка 108 К [14]. Таким обра-
зом, при использовании дейтерида лития в качестве реагента в си-
стеме термоядерного усиления нет гарантии его надежного зажига-
ния атомным взрывом и использовать его в чистом виде для фор-
сирования атомного заряда вряд ли целесообразно. Кроме того,
изотоп Li-б в реакции ®Li(n, а)|Т поглощает нейтроны, которые
необходимы для развития реакции деления.
Следовательно, наиболее выгодным с энергетической точки
зрения является применение в системе термоядерного усиления
смеси дейтерия с тритием. Использование жидких дейтерия и
трития представляет технические трудности, поскольку в этом
случае требуется глубокое охлаждение смеси. Поэтому удобнее
использовать газообразную смесь, хотя содержать ее в атомном
заряде тоже технически непросто, так как накладываются опре-
деленные требования к конструкции емкости, содержащей газо-
образные водород и тритий, и к внутренней полости заряда деля-
щегося вещества, которая должна быть герметичной, обеспечивать
наполнение газом под высоким давлением, а поверхность полости
должна сохранять свои свойства в атмосфере водорода, в частно-
сти, быть стойкой к водородному охрупчиванию. Недостаток
использования трития заключается также в том, что тритий ра-
диоактивен и распадается, испуская /3-частицы с периодом полу-
распада 12,262 года. Вследствие этого количество трития, находя-
щегося в системе термоядерного усиления, необходимо периодиче-
ски пополнять. Кроме того, тритий дорог.
Заполнение дейтерий-тритиевой смесью полости атомного за-
ряда, находящегося в исходном состоянии, не позволяет разме-
стить в ней внутренний искусственный источник нейтронов для
нейтронного инициирования при переходе заряда в надкритиче-
ское состояние. Поэтому в тех конструкциях атомных зарядов, где
предусмотрено применение внутреннего нейтронного источника,
использовать систему термоядерного усиления затруднительно.
Дейтерий-тритиевую смесь необходимо вводить в полость не-
посредственно перед началом реакции деления, а лучше сразу же
после ее начала.
В этом случае смесь использовалась бы наилучшим образом —
до создания условий для протекания термоядерных реакций и под-
держания синтеза термоядерная смесь в полости отсутствует. При
этом газовый резервуар и система создания давления для накачки
полости располагались бы вне полости [12].
Как следует из американской литературы, типичное давление в
резервуаре, содержащем газовую смесь дейтерия с тритием, соста-
268
Гл. 5. Термоядерные реакции в плазме
вляет величину порядка сотни атмосфер. В полость обычно инжек-
тируется несколько граммов дейтерия и трития. Реакции синтеза
в форсированном атомном заряде непосредственно не вносят суще-
ственный вклад в общий энергетический выход и повышают его
только за счет полноты протекания реакций деления путем ней-
тронного размножения, т.е. играют роль мощного нейтронного
источника, влияющего на скорость протекания цепной реакции
деления.
Форсированные атомные заряды США легче обычных и имеют
мощность до нескольких сотен тысяч тонн, превышая нижний
предел мощности термоядерных зарядов. Теоретически форсиро-
ванные заряды деления могут иметь мощность до 1 млн т. Ско-
рость реакции деления форсированных зарядов в несколько раз
больше скорости деления зарядов без системы термоядерного уси-
ления. Так, у последних скорость роста числа поколений лежит в
пределах (20-200) мкс-1, в то время как у форсированных заря-
дов эта величина может достигать тысячи за микросекунду. В на-
стоящее время в США форсирование используется в большинстве
атомных зарядов малой мощности и во всех атомных инициато-
рах термоядерных зарядов.
Глава 6
ЯДЕРНЫЕ БОЕПРИПАСЫ И СРЕДСТВА ДОСТАВКИ
6.1. Точность доставки ядерных боеприпасов
При оценке точности доставки ядерных боеприпасов принима-
ются те же самые показатели, что и в практике стрельбы раке-
тами, артиллерийской стрельбы и бомбометания с применением
обычных средств поражения. Для определенности под средством
доставки будем понимать ракету, хотя все изложенное полностью
относится к любым средствам доставки.
При стрельбе одинаковыми ракетами при неизменных усло-
виях пуска отклонение ракет от цели будет носить случайных ха-
рактер и координаты точки подрыва заряда будут в большей или
в меньшей степени разбросаны относительно заданных.
Обозначим через dP(x,y,z) вероятность того, что подрыв бо-
евого заряда произошел в объеме dV = dx dy dz с координатами в
пределах х + dx, у + dy, z + dz. Если отклонения точек подрыва в
пространстве по координатам х, у и z — события независимые, то
dP(x,y,z) = Ф(х,у, z) dx dy dz = (pi (ж)^>2(у)</’з(^) dx dy dz,
где /х(ж), /2(2/), /з(г) — плотности распределения (плотности ве-
роятности) случайных величин х, у, z — координат точек под-
рыва.
Вероятность того, что подрыв боевого заряда произойдет в объ-
еме V, равно
Pv = УУУ (pi(x)<p2(y)<P3(z)dxdydz.
v
При большом числе случайных факторов, влияющих на полет
ракеты, распределение точек подрыва в пространстве подчинено
нормальному закону распределения плотности вероятности. Нор-
мальный закон распределения характеризуется плотностью веро-
ятности вида
/ х 1 ( (х-тх)2\
(х) =----у== ехр------—2--- . (6.1)
(Jx у \ /
270
Гл. 6. Ядерные боеприпасы и средства доставки
Плотности распределения <^2(у) и <^з(,г) имеют вид такой же,
как и отличаются лишь значениями параметров распреде-
ления (тпу, (Ту-, mz, crz). Величина m есть математическое ожида-
ние случайной координаты точек подрыва боевого заряда (центр
Рис. 6.1. Нормальный закон распределения
рассеивания точек подрыва), a a — среднее квадратичное отк-
лонение этой случайной величины. Вид (/Дж) показан на рис. 6.1.
Кривая распределения плотности вероятностей случайной ве-
личины, распределенной по нормальному закону, имеет колоколо-
образную форму. Максимальная ордината кривой, равная —у=,
соответствует точке х = тгг, по мере удаления от точки m плот-
ность распределения падает, и при х —> ±оо кривая асимптотиче-
ски приближается к оси абсцисс.
Непосредственно из формулы (6.1) видно, что центр рассеи-
вания является центром симметрии кривой распределения. Дей-
ствительно, при изменении знака разности х — m на обратный
выражение (6.1) не меняется. Если изменять центр рассеива-
ния т, кривая распределения будет смещаться вдоль оси х, не
изменяя своей формы. Центр рассеивания характеризует положе-
ние распределения на оси абсцисс. Размерность центра рассеи-
вания такая же, что и размерность случайной величины. Вели-
чина т является систематическим отклонением и определяется
ошибками, возникающими вследствие подготовки исходных дан-
ных (ошибки в определении положения цели, в прицеливании). В
дальнейшем мы будем считать подготовку исходных данных иде-
альной и полагать т = 0.
Параметр ст характеризует не положение, а саму форму кривой
распределения. Эта величина является характеристикой рассеива-
ния. Величина максимума кривой 'р(х) обратно пропорциональна
ст; при увеличении ст максимальная ордината уменьшается. Так
как площадь кривой распределения должна оставаться равной еди-
6.1. Точность доставки ядерных боеприпасов
271
нице, то при увеличении ст кривая распределения становится более
широкой, растягиваясь вдоль оси абсцисс; напротив, при умень-
шении а кривая распределения вытягивается вверх, одновременно
сжимаясь с боков, и становится более острой.
На рис. 6.2 показаны три кривые нормального распределения.
Кривая 1 соответствует самому малому, а кривая 3— самому боль-
шому значению ст. Изменение параметра ст равносильно измене-
нию масштаба кривой распределения — увеличению масштаба по
Рис. 6.2. Кривые нормального распределения при различных значениях <т
одной оси и такому же уменьшению по другой. Размерность ст со-
впадает с размерностью случайной величины. Среднеквадратич-
ное отклонение является одним из показателей точности доставки
ядерных боеприпасов к цели.
Рассмотрим площадь поражения. В этом случае закон распре-
деления плотности вероятности будет зависеть от двух координат
и вероятность того, что подрыв боевого заряда произойдет в пре-
делах площади dS = dxdy равна dP = Ф(ж, у) dx dy. Если слу-
чайные отклонения X и Y независимы и тх = ту = 0, то
dP(x, у) = Ф(ж, у) dx dy = (?/) dx dy dz —
1
----------ехр
2тг<7хо‘.у
dx dy.
Поверхность, описываемая уравнением
Ф(ж,?/) == —-----------ехр
2/K(Jx(Jy
% Г
2<т2 20-2
dxdy,
(6-2)
показана на рис. 6.3. Эта поверхность имеет вид палатки.
272
Гл. 6. Ядерные боеприпасы и средства доставки
Определим геометрическое место точек равного распределения.
Полагая Ф = const, из (6.2) найдем
ax2 + by2 = с, (6-3)
где
1 . 1 1 f и
2о-2 2сг2 \2ахауФ J
Учитывая, что максимальное значение Фтах = —т=- получим
<ту2тг
с = 1. Таким образом, имеем уравнение эллипса в каноническом
виде:
Уравнения (6.3) и (6.4) являются уравнениями эллипса с ося-
ми, совпадающими с осями координат. Семейство «горизонта-
Рис. 6.3. Поверхность, описываемая функцией распределения Ф(х,у)
лей» поверхности Ф(х,у) представляет собой семейство эллипсов
рассеивания. Если стх = сгу, эллипс обращается в круг.
Кроме среднеквадратичного отклонения по осям ж, у, z (сгх,
ау, &z) за показатель точности доставки боеприпаса часто прини-
мают отрезки осей эллипса, внутри которого при большом числе
опытных пусков укладывается половина точек падения боеприпа-
сов, т. е. «эллипса лучшей половины». Значения половины этих
отрезков называются вероятными отклонениями по соответствую-
щим осям, или срединными отклонениями. Вероятным, или сре-
динным отклонением называется половина длины участка, симме-
тричного относительно центра рассеивания, вероятность попада-
ния в который равна половине. Графически вероятное отклонение
6.1. Точность доставки ядерных боеприпасов 273
Е есть половина длины участка оси абсцисс, симметричного от-
носительно центра рассеивания, на который опирается половина
площади кривой распределения (рис. 6.4).
Объяснение частого применения в практике стрельбы термина
«срединное отклонение», вместо термина «вероятное отклонение»
Рис. 6.4. Вероятные отклонения на кривой распределения
заключается в следующем. Вероятность того, что случайная ве-
личина X отклонится от центра рассеивания тх меньше, чем на
Ех, по определению вероятного отклонения равна половине:
Р(\Х - тх\ < Ех) = 0,5.
Вероятность того, что это отклонение будет больше Ех, также
равна половине:
Р(\Х - тх\ > Ех) = 0,5.
Таким образом, при большом количестве опытных пусков ра-
кет в среднем половина значений случайной величины коорди-
наты X будет отклоняться от центра рассеивания больше, чем на
Ех, а половина — меньше; отсюда и термин «срединное отклоне-
ние». Все сказанное относится не только к отклонениям по оси х
(отклонения по дальности), но и к отклонениям по оси у (боковые
отклонения), и отклонениям по оси г (отклонения по высоте).
Вероятное отклонение связано со среднеквадратичным откло-
нением зависимостью Е = 0,675сг.
В ракетно-артиллерийской практике срединные отклонения со-
кращенно обозначаются русскими буквами: Вд = Ех — срединное
отклонение по дальности; Bg = Еу — срединное боковое отклоне-
ние; Вв = Ez — срединное отклонение по высоте.
Кроме рассмотренных показателей точности доставки боевого
заряда — среднеквадратичного и срединного отклонений, в ряде
случаев оказывается необходимым использовать и такой показа-
тель, как вероятность того, что случайное отклонение X (то же
274
Гл. 6. Ядерные боеприпасы и средства доставки
относится к Y, Z) будет находиться в пределах отрезка [а;/3]. Эта
вероятность определяется равенством
(6-5)
Интеграл, написанный в правой части равенства, «неберугций-
ся». Его можно вычислить приближенно для конкретных зна-
чений а, /3, ст и т. Но делать это специально для различных
сочетаний значений этих четырех параметров, естественно, не-
целесообразно. Указанный интеграл можно преобразовать также
в «неберущийся» интеграл, но содержащий всего один параметр.
Для этого нужно сделать замену переменной: х — т = at. Тогда
получим
(J3—ni)/a {a—rn)/<r
1 Г _tl 1 Г _tl
Р(а < X < Д) = —f= / е 2 dt--------j= / е 2 dt.
у2ж J J
о о
(6-6)
Видно, что если мы введем функцию
1 Г
Ф(т) = —== е 2 dt,
о
то искомая вероятность выразится как разность значений этой
функции:
Р(а<Х«/3)=ф(^)-ф(^1).
\ 67 / \ 67 /
(6-8)
Функция Ф(ж) называется интегралом вероятности, или функ-
цией Лапласа. Из определения (6.7) следует, что Ф(ж) равна веро-
ятности попадания стандартной нормальной величины в промежу-
ток [0;ж]. Из этой же формулы (6.7) видно, что Ф(.т) — монотонно
возрастающая нечетная функция:
Ф(—х) = —Ф(ж).
Составлены таблицы значений Ф(ж). Пользуясь ими и фор-
мулой (6.8), можно вычислить вероятность Р(а X /3) для
заданной нормальной случайной величины с параметрами т, а и
промежутка [а; (3].
6.2. Траектории ядерных боеприпасов
275
В частном случае, если отрезок [а; /3] симметричен относи-
тельно т, т. е. если a = m — е, /3 = m + е, £ > 0, то из формулы
(6.8) получаем
Р[(т — е) X (т + е)] = Р[|Х — т| е] =
(£ \ / £ \ /F\
-) -Ф(--) =2Ф(-) . (6.9)
<7 / \ СТ/ \<Т/
С помощью формулы (6.9) вычисляется вероятность того, что
случайная величина X уклонилась от своего математического
ожидания не больше, чем на е. Так как Ф(ж) растет с ростом аргу-
мента, то из (6.9) видно, что вероятность попасть в е-окрестность
т тем больше, чем меньше ст. Это вполне согласуется со смыслом
ст и характером нормального закона.
В качестве е — величины отклонения от математического ожи-
дания т — берут обычно число, кратное ст: ст, 2сг, Зег. Вычислив
по таблице соответствующие значения Ф, из (6.9) получим
Р[|Х - т| < ст] = 2Ф(1) = 0,683,
Р[|Х - т| 2ст] = 2Ф(2) = 0,954,
Р[\Х - т| < За] = 2Ф(3) = 0,997.
Эти равенства наглядно иллюстрируют особенности нормаль-
ного закона распределения вероятности. Первая из них утвер-
ждает, что значения нормальной случайной величины с вероят-
ностью приблизительно равной 0,7 отклоняются от центра рассе-
ивания не более, чем на ст. Аналогично, из второго равенства
следует, что вероятность отклонения не более, чем на 2ст, равна
0,954. Наконец, третье равенство говорит о том, что практически
все значения лежат в промежутке от т — Зег до т + Зег. Вследствие
этого Зст называют предельным отклонением.
6.2. Траектории ядерных боеприпасов
Траектория ракеты — это пространственная кривая, которую
описывает центр масс ракеты с момента старта и до встречи с це-
лью. Характер ее определяется действием всех сил, действующих
на ракету в процессе ее движения. По траектории полета разли-
чают баллистические и крылатые ракеты.
К баллистическим ракетам относят ракеты, полет которых по-
сле прекращения работы ракетного двигателя происходит по бал-
листической траектории. У баллистической ракеты отсутствуют
несущие поверхности (планёр). В некоторых случаях она имеет
276
Гл. 6. Ядерные боеприпасы и средства доставки
лишь небольшие стабилизаторы, чтобы обеспечить устойчивый
полет в плотных слоях атмосферы.
Крылатая ракета имеет несущие поверхности — планёр (кры-
лья).
Траектории ракет различных типов показаны на рис. 6.5. Тра-
ектория баллистической ракеты с наклонным стартом (7) харак-
терна для ракет малой и средней дальности стрельбы. На актив-
ном участке ОА на ракету действуют сила тяги, сила тяжести, аэ-
родинамические и управляющие (если есть система управления)
Рис. 6.5. Траектории ракет: 1 — баллистической ракеты с наклонным стартом;
2— самолета-снаряда; 3— крылатой ракеты (пикирующей ракеты); 4 ~ бал-
листической ракеты с вертикальным стартом; 5 — граница атмосферы; О А —
активный участок; АЦ1 —пассивный участок; Т—вершина траектории; ОТ—
стартовый участок подъема; ГС — горизонтальный полет; СЦз — участок пи-
кирования; ВЦз — участок планирования
силы. На пассивном участке АЦ ракета летит по баллистической
кривой. От точки А до вершины траектории Т скорость ее убы-
вает, а на отрезке ТЦ] — возрастает. Нисходящая ветвь траекто-
рии круче, чем восходящая.
Траектория самолета-снаряда (£) целиком активная. Состоит
она из трех участков: подъема ОГ, горизонтального полета ГС
и пикирования СЦ?. На участке подъема, состоящем из двух
отрезков ОК и КГ, самолет-снаряд разгоняется соответственно
сначала стартовым, а затем маршевым двигателями. В некото-
рых конструкциях оба двигателя могут работать одновременно. В
6.2. Траектории ядерных боеприпасов
277
это время подъемная сила больше, чем сила тяжести. В точке
Г самолет-снаряд переводится автоматом системы управления в
горизонтальный полет. Маршевый двигатель обеспечивает посто-
янную скорость движения, подъемная сила уравновешивает силу
тяжести. В точке С самолет-снаряд переходит в режим пикирова-
ния на цель Ц}-
Траектория крылатой ракеты (5) включает активный участок,
участок полета по баллистической траектории и участок плани-
рования. После выключения двигателя в точке А траектории ра-
кета еще некоторое время может двигаться с набором высоты, пока
подъемная сила превосходит силу тяжести. За пределами атмо-
сферы, между точками Б и В, ракета летит по баллистической
траектории. После прохождения точки В аэродинамические по-
верхности вновь оказывают влияние на полет ракеты, ракета под
действием подъемной силы и силы тяжести планирует на цель Ц%.
Баллистические межконтинентальные ракеты стартуют верти-
кально (^). Такой старт возможен тогда, когда сила тяги двига-
теля превосходит на вертикальном участке траектории ()11\ сумму
сил тяжести и лобового сопротивления. Отрезок траектории ГЦ А
называется участком выведения. После точки ГЦ скорость ракеты
существенно возрастает, система управления начинает разворачи-
вать ракету в сторону цели. Этот разворот длится до достижения
точки Лз, т. е. до тех пор, пока угол тангажа1 не достигнет за-
данного значения. Ракета разгоняется до расчетной скорости, и в
точке А заканчивается активный участок траектории. Двигатель
выключается.
На активном участке, пока ракета летит в пределах атмосферы,
на нее в числе прочих сил действуют аэродинамические силы. В
безвоздушном пространстве прекращается действие аэродинами-
ческих сил. Управлять движением ракеты можно только органами
газодинамического типа: рулевыми двигателями, газоструйными
рулями и т. п.
Точка А — начало пассивного участка. В этот момент от по-
следней ступени,'если ракета составная, отделяется головная
часть. Полет ракеты и головной части после этого происходит по
самостоятельным траекториям. На участке АЕ головная часть ле-
тит, беспорядочно вращаясь около своего центра масс. В точке Е
1 Углом тангажа называется угол, который составляет продольная ось ракеты
с горизонтом. Угол тангажа не следует отождествлять с углом атаки, который
равен углу между продольной осью ракеты и направлением скорости. Угол тан-
гажа равен углу атаки только в том случае, когда угол бросания, т. е. угол между
касательной к траектории и местным горизонтом, равен нулю.
278 Гл. 6. Ядерные боеприпасы и средства доставки
начинают вновь действовать аэродинамические силы. Полет го-
ловной части стабилизируется. К цели она подлетает вершиной
конуса вперед.
6.3. Компоновочные схемы ракет
Каждый конкретный тип ракеты имеет свои специфические
конструктивные особенности. Вместе с тем все ракеты имеют со-
ставные части, которые совершенно обязательны для этого вида
оружия. В назначении и взаимном расположении этих главных
составных частей есть определенные закономерности, которые по-
зволяют выделить несколько характерных компоновочных схем
ракет.
На рис. 6.6 представлены варианты компоновочных схем бал-
листических ракет. По числу ступеней баллистические ракеты де-
лятся на одноступенчатые и многоступенчатые. Многоступенча-
тыми (составными) ракеты конструируют для достижения боль-
Рис. 6.6. Компоновочные схемы баллистических ракет: a — неуправляемая ра-
кета: 1 — головная часть; 2 — ракетная часть; 3 — перо стабилизатора; б —
жидкостная управляемая ракета: 1 — головная часть; 2 — бак с окислителем;
3 — бак с горючим; 4 — отсек с приборами системы управления; 5 — отсек
ракетного двигателя; 6— перо стабилизатора; 7— воздушный руль; в — упра-
вляемая ракета на твердом топливе: 1 — головная часть; 2 — отсек приборов
системы управления; 3 — приборы запуска и выключения РДТТ; 4 — отсек
ракетного двигателя; 5 — воздушный руль; 6 — газоструйный руль
ших скоростей полета. Ступени соединяются между собой такими
узлами, которые обеспечивают их отделение в полете. Отделение
каждой ступени от последующих, продолжающих полет, происхо-
дит по мере израсходования топлива.
6.3. Компоновочные схемы ракет
279
После использования топлива работающей ступени и выключе-
ния ее двигателя происходит отделение ступени или ее части, на-
пример, топливных баков или двигательной установки. Масса
оставшейся части ракеты уменьшается и ей может быть сообщена
более высокая скорость по сравнению со скоростью одноступенча-
той ракеты той же начальной массы при одинаковом запасе топ-
лива и массе головной части.
На рис. б.б показаны одноступенчатые баллистические ракеты.
В одноступенчатой неуправляемой ракете можно условно выделить
две основных части: головную и ракетную. В головной части
размещается боевое снаряжение с датчиками подрыва. Ракетная
часть содержит ракетный двигатель с топливом. Обычно двига-
тель неуправляемой ракеты работает на твердом топливе.
Компоновка управляемых баллистических ракет, естественно,
сложнее. Наиболее сложная компоновка у ракеты с ЖРД. В мо-
ноблочной головной части жидкостной ракеты размещено боевое
снаряжение с датчиками подрыва.
В разделяющейся головной части находятся боевые блоки с
системой разделения. За головной частью следуют топливные
отсеки, в которых размещаются баки с окислителем и горючим.
Иногда между ними могут находиться отдельные агрегаты и узлы
системы подачи топлива в камеру сгорания. Далее расположен
приборный отсек с аппаратурой системы управления. В послед-
нем, самом нижнем, хвостовом отсеке размещены камера сгора-
ния и агрегаты системы подачи компонентов топлива. Хвостовой
отсек несет на себе хвостовое оперение, воздушные и газоструй-
ные рули и силовые приводы к ним.
Для ракет, стартующих вертикально, хвостовой отсек является
силовым опорным элементом при установке ракеты на пусковое
устройство.
Компоновочная схема управляемой баллистической ракеты с
РДТТ проще, чем ракеты с ЖРД. Наибольший объем ракеты за-
нимает ракетный двигатель с топливом.
Для аппаратуры запуска и выключения РДТТ отводится спе-
циальный отсек 3, как это показано на рис. 6.бе. Но чаще всего
аппаратуру помещают в пространство между передним днищем
двигателя и задним (нижним) днищем приборного отсека. Испол-
нительными органами могут быть воздушные рули, но они могут
и отсутствовать. В атмосфере и на внеатмосферном участке траек-
тории ракета управляется газоструйными рулями — исполнитель-
ными органами, помещенными в газовую струю, истекающую из
сопла двигателя.
280
Гл. 6. Ядерные боеприпасы и средства доставки
На рис. 6.7 и 6.8 приведены варианты компоновочных схем
крылатых ракет. Основными конструктивными элементами кры-
латых ракет являются планёр, стартовый и маршевый двигатели,
система управления и боевая часть ракеты. Планер состоит из кор-
пуса (фюзеляжа), а также несущих (крыло), управляющих (рули)
и стабилизирующих поверхностей. Внутри корпуса (или на внеш-
ней подвеске) устанавливаются маршевый двигатель (может быть
несколько), топливные баки, система управления и боевая часть.
Наибольшее распространение получили две компоновочные схемы:
крылатые ракеты по схеме с крестооб-
разным крылом и оперением (крестооб-
разная схема) и по самолетной схеме с
плоским крылом (самолетная схема или
«самолет-снаряд»).
Рис. 6.7. Компоновочная схема жидкостной уп-
равляемой крылатой ракеты (крестообразная
схема): 1 — головной обтекатель; 2 — прибор-
ный отсек; 3 — воздушный руль; 4 — боевая
часть; 5 — бак с горючим; 6 — бак с окислите-
лем; 7— крыло; 8 — элерон; 9 — двигательный
отсек
Ракеты с крестообразным крылом являются высокоманеврен-
ными и предназначены для поражения воздушных целей. Крыла-
тые ракеты с плоским крылом являются маломаневренными, по-
лет их происходит на небольших высотах, летят они с дозвуковой
скоростью и предназначены для поражения наземных целей.
На рис. 6.7 изображена ракета крестообразной компоновочной
схемы. Эта ракета имеет четыре взаимно перпендикулярных кры-
ла — несущие поверхности. Кроме них на ракете обычно устана-
вливаются еще две пары управляющих поверхностей - воздуш-
ные рули. В данном случае они находятся в районе приборного
отсека, но могут располагаться и ближе к хвостовому оперению.
За приборным отсеком располагается отсек с боевым снаряжением
(боевая часть).
Далее в трех отсеках подряд находятся компоненты жидкого
топлива и двигательная установка. Элероны совместно с рулями
создают управляющие моменты, а крылья и корпус — подъемную
силу. Элероны обеспечивают также стабилизированный полет ра-
6.4. Аэродинамические схемы ракет
281
кеты. Аэродинамическая схема «утка» характерна для большин-
ства авиационных ракет воздушного боя (класса «воздух-воздух»)
и зенитных ракет (класса «земля-воздух»).
Крылатая ракета, имеющая самолетную компоновку, показана
на рис. 6.8. Она имеет жестко закрепленные или складывающиеся
несущие плоскости (крылья). Исполнительные органы ее системы
Рис. 6.8. Компоновочная схема управляемой крылатой ракеты (схема «само-
лет-снаряд»): 1 — головной обтекатель; 2— приборный отсек; 3— боевая часть;
4 — топливный отсек; 5— крыло; 6— элерон; 7— отсек воздушно-реактивного
двигателя; 8 — хвостовое оперение; 9 - руль управления; 10 — руль высоты;
11 — воздухозаборник; 12 — стартовый ускоритель
управления действуют подобно элеронам, рулям высоты и напра-
вления самолета. Продольный корпус (фюзеляж) ракеты с кры-
льями и хвостовым оперением образует единую конструкцию -
планёр. Фюзеляж условно делится на отсеки: головной, прибор-
ный, боевой части, горючего, двигательный.
Крылатые ракеты типа «самолет-снаряд», запускаемые с назем-
ной или корабельной установки, снабжаются двумя двигателями.
Один из них (стартовый) служит для первоначального разгона ра-
кеты. Иногда его называют стартовым ускорителем. Он работает
на твердом топливе и после его выгорания сбрасывается. Другой
двигатель — маршевый, воздушно-реактивного типа, поддержи-
вает необходимую скорость полета до цели. В качестве окисли-
теля используется кислород атмосферы, который подается через
воздухозаборник.
6.4. Аэродинамические схемы ракет
Все ракеты независимо от конструкции и предназначения
имеют характерные очертания корпуса и определенное располо-
жение несущих и управляющих поверхностей. В зависимости
от того, какими поверхностями управляется полет боеприпаса и
в каком месте корпуса они расположены, различают три основные
аэродинамические схемы ракет: нормальная, «утка» и поворот-
282
Гл. 6. Ядерные боеприпасы и средства доставки
ное крыло. Ракеты, выполненные по этим схемам, показаны на
рис. 6.9.
В ракете, выполненной по нормальной схеме, рули располага-
ются в хвостовой части (рис. 6.9а). Крылья размещаются впереди
рулей. При нормальной схеме крылья могут быть совмещены с
рулями. Такая схема без хвостового оперения называется «бес-
Рис. 6.9. Аэродинамические схемы ракет: а — нормальная; б — нормальная
без хвостового оперения («бесхвостка»); в — «утка»; г — поворотное крыло; 1 —
головной отсек; 2 — корпус цилиндрической части; 3 — крыло; 4 — рули; 5 —
хвостовой обтекатель
хвосткой» (рис. 6.96). Такие совмещенные поверхности, выпол-
ненные по типу «крыло + руль», могут устанавливаться в различ-
ных частях корпуса. Преимуществом «бесхвостки» является ком-
пактность.
В схеме «утка» (рис. 6.9в) рули располагаются в передней ча-
сти корпуса, а крылья — в задней. Такая аэродинамическая схема
обладает рядом преимуществ, главное из которых состоит в том,
что необходимые управляющие моменты можно получить даже
при незначительной поверхности рулей, так как они работают в
«незатененном» воздушном потоке и могут допускать большие углы
поворота.
Аэродинамическая схема «поворотное крыло» характеризуется
тем, что крылья выполняют одновременно и роль несущих по-
верхностей, и роль рулей (рис. 6.9г). Хвостовое оперение играет
6.5. Головные части баллистических ракет
283
второстепенную роль; оно обеспечивает главным образом устойчи-
вость полета. При такой аэродинамической схеме ракета способна
быстро совершать маневр без значительных отклонений корпуса.
Тем самым повышается устойчивость ракеты в полете.
6.5. Головные части баллистических ракет
Первые межконтинентальные баллистические ракеты имели
значительную стартовую массу и, соответственно, большую массу
полезной нагрузки. На них размещалось по одному боевому блоку
с мощностью заряда от 3 до 10 млн т. Необходимость в боевых бло-
ках такой большой мощности определялась тем, что ракеты имели
низкую точность стрельбы и для обеспечения надежного пораже-
ния целей требовались очень мощные ядерные заряды. Впервые
ракетный пуск с ядерным зарядом в Советском Союзе был произ-
веден 2 февраля 1956 г. при пуске ракеты Р-5М с Ракетного испы-
тательного полигона (Капустин Яр) в район Аральска (наземный
взрыв мощностью 300 т).
В последующем точность стрельбы была повышена, а межкон-
тинентальные баллистические ракеты стали оснащаться разделя-
ющимися головными частями с боевыми блоками индивидуаль-
ного наведения. В связи с этим в настоящее время типичными
для межконтинентальных баллистических ракет Ракетных войск
стратегического назначения являются боевые блоки с ядерными
зарядами мощностью 300 400 тыс. т [6].
Основным направлением совершенствования боевых блоков ра-
кет стратегического назначения являлось повышение их удель-
ной мощности — отношения мощности заряда к массе боевого
блока. Для современных межконтинентальных баллистических
ракет удельная мощность при тротиловом эквиваленте 500 тыс. т
составляет около 2,5 тыс. т на один кг массы боевого блока.
Стратегические ракеты, как правило, являются многоступен-
чатыми с вертикальным стартом. После выработки топлива и до-
стижения расчетной точки траектории последняя ступень отделя-
ется от головной части. Сбрасывается и обтекатель головной части.
Компоновочная схема моноблочной головной части баллистической
ракеты показана на рис. 6.10, а компоновочные схемы разделяю-
щейся головной части (РГЧ) и управляемого боевого блока (ББ)
индивидуального наведения приведены на рис. 6.11 и 6.12 [2, 7, 9].
Головной обтекатель закрывает боевые блоки и другие элемен-
ты головной части, предохраняя их от аэродинамического и тепло-
вого воздействия при движении на активном участке траектории
284 Гл. 6. Ядерные боеприпасы и средства доставки
в плотных слоях атмосферы. На внеатмосферном участке траек-
тории головной обтекатель сбрасывается и боевой блок входит в
атмосферу. Боевой блок работает в очень напряженных условиях.
Он должен выдерживать динамические нагрузки, включая вибра-
ционные, основным источником которых являются ракетные дви-
Рис. 6.10. Компоновочная схема моноблочной головной части баллистической
ракеты большой дальности: 1 — корпус головной части (обтекатель); 2— стык
секций обтекателя; 3 — полезный груз; 4 — секции обтекателя при разделении;
5 — последняя ступень ракеты; б — стрингеры; 7 — шпангоуты
Рис. 6.11. Схема размещения ББ и РГЧ: 1 ББ; 2— корпус РГЧ; 3— прибор-
ный отсек РГЧ
Рис. 6.12. Компоновочная схема управляемого ББ: 1 — корус; 2— боевой заряд;
3 — система управления; 4 — рулевая машинка; 5 — аэродинамический руль
гатели. После сбрасывания обтекателя головной части при входе
в атмосферу боевой блок испытывает аэродинамические нагрузки.
Аэродинамические силы появляются на поверхности корпуса бое-
вого блока при обтекании его потоком воздуха. Обшивка корпуса
6.5. Головные части баллистических ракет
285
воспринимает местные аэродинамические нагрузки, передавая их
на стрингеры и шпангоуты в виде нормальных сил. При этом
обшивка работает на поперечный изгиб и растяжение.
При входе боевого блока в плотные слои атмосферы в резуль-
тате обтекания его воздушным потоком происходит нагрев кор-
пуса. Для защиты боевого заряда от нагрева при входе боепри-
паса в атмосферу со скоростями до 2-3 км/с достаточно иметь
слой внутренней теплоизоляции. При входе в атмосферу со скоро-
стями от 3 до 5 км/с, что характерно для моноблочных головных
частей оперативно-тактических ракет, требуется тепловая защита
не только боевого заряда, но и самого корпуса головной части. Для
боевых блоков головных частей межконтинентальных ракет, обла-
дающих скоростью полета свыше 5 км/с, сильный нагрев корпуса
является важнейшим фактором, определяющим их форму и кон-
струкцию.
Для ракет малой дальности, порядка 200-400 км, скоростной
напор на активном участке траектории примерно равен скорост-
ному напору в конце пассивного участка, при входе в плотные слои
атмосферы. Прочность ракеты, обусловленная величиной нагрузок
на активном участке, оказывается поэтому достаточной и для усло-
вий входа в плотные слои атмосферы. Головная часть с боевым
зарядом такой ракеты представляет собой одно целое с корпусом
ракеты и летит вместе с ним до цели. В этом случае ракета должна
иметь достаточно большие стабилизаторы для обеспечения устой-
чивости в конце пассивного участка, когда система автоматической
стабилизации не работает.
Для ракет с большой дальностью величина максимального ско-
ростного напора на активном участке увеличивается незначитель-
но, так как разгон их происходит на больших высотах. Но при
входе такой баллистической ракеты в плотные слои атмосферы
скоростной напор будет в несколько раз больше, чем на активном
участке. Прочность ракеты при таких нагрузках уже оказывается
недостаточной. Так как корпус ракеты с двигательной установкой
и приборами уже сыграл свою роль на активном участке, выведя
ракету на расчетную траекторию, целесообразно непосредственно
после активного участка отделить от ракеты ее головную часть.
Смысл отделения головной части заключается в том, что одну ее
легче защитить от нагрева при входе в атмосферу и сделать до-
статочно прочной для перенесения нагрузок, в несколько раз пре-
восходящих нагрузки на ракету при полете на активном участке.
Таким образом, отделение головной части весьма целесообразно,
так как отпадает необходимость обеспечивать для всей ракеты пе-
286
Гл. 6. Ядерные боеприпасы и средства доставки
ренесение тяжелых условий входа в атмосферу, что позволяет су-
щественно сэкономить массу конструкции ракеты.
Силовыми элементами конструкции моноблочной головной ча-
сти и боевых блоков РГЧ, их «скелетом», являются стрингеры и
шпангоуты. Стрингеры — это продольные элементы конструк-
ции. Они вместе с обшивкой воспринимают изгибающие моменты
и осевые нагрузки, действующие на корпус. Помимо осевых уси-
лий стрингеры испытывают и поперечные нагрузки. Шпангоуты
являются опорами для стрингеров и представляют собой тонко-
стенные кольца определенного сечения, обеспечивающие форму по-
перечного сечения боевого блока.
Возможная конструкция боевого блока межконтинентальной
баллистической ракеты (МБР) показана на рис. 6.13 [9]. Боевой
блок состоит из наконечника 3, корпуса 10, стабилизатора 13 и
Рис. 6.13. Конструкция боевого блока межконтинентальной баллистической ра-
кеты: 1 — корпус наконечника; 2— теплозащитное покрытие наконечника; 3—
наконечник; 4 — опорное кольцо; 5 — стыковочные болты наконечника с кор-
пусом БВ; 6 — оболочка (обшивка) корпуса ВВ; 7 — промежуточный шпангоут
ВБ; 8— теплозащитное покрытие корпуса ББ; 9 и 12 — усиленные шпангоуты
корпуса ББ; 10 — корпус ББ; 11 — боевой заряд; 13 — стабилизатор; 14 — про-
межуточный шпангоут стабилизатора; 15— стыковой шпангоут стабилизатора;
16 — теплоизолирующее покрытие днища; 17— днище
днища 17. Наконечник предназначен для уменьшения тепловых
потоков к корпусу ББ при входе в плотные слои атмосферы и на-
ходится в наиболее тяжелых температурных условиях.
Наконечник, выполненный в виде сферической поверхности,
состоит из стального корпуса 1 и теплозащитного покрытия 2. Он
6.6. Крылатые ракеты
287
соединяется с корпусом боевого блока с помощью болтов 5, рав-
номерно распределенных по периметру стыкового сечения. Корпус
боевого блока состоит из опорного кольца силовых шпангоутов 9
и 12, промежуточных шпангоутов 7 и оболочки 6. Опорное кольцо
имеет отверстия для болтов крепления наконечника к корпусу.
Силовые шпангоуты 9 и 12 предназначаются для крепления
боевого заряда Промежуточные шпангоуты повышают несущую
способность оболочки. Стабилизатор представляет собой тонко-
стенную усеченную коническую оболочку, подкрепленную попереч-
ным набором — промежуточным Ц и стыковочным 15 шпанго-
утами. Стыковочный шпангоут служит для стыковки головной
части с ракетой. В нем имеются отверстия для установки раз-
рывных болтов, соединяющих боевой блок с последней ступенью
ракеты.
В нижней части стабилизатора устанавливают экран или дни-
ще для герметизации и защиты внутренней полости и установлен-
ной в ней аппаратуры от теплового воздействия частиц нагретого
воздуха и раскаленных газов, уносимых с оболочки боевого блока.
Корпус, стабилизатор, днище и внутренние узлы боевого блока за-
щищаются от воздействия высоких температур при полете покры-
тием 8 и 16, нанесенным на наружную поверхность корпуса, ста-
билизатора и днище.
В США на вооружении находятся стратегические баллисти-
ческие ракеты наземного и морского базирования. Межконтинен-
тальная баллистическая ракета наземного базирования Минитмен
3-А несет разделяющуюся головную часть МК-12А индивидуаль-
ного наведения (МИРВ). В головной части размещены три бое-
головки типа W-78 мощностью более 300 тыс. т каждая. Межко-
нтинентальные баллистические ракеты Трайдент-2 D-5, базиру-
ющиеся на подводных лодках, оснащены головной частью МК-5
МИРВ с восемью боеголовками типа W-88 индивидуального наве-
дения мощностью около 500 тыс. т каждая. Дальность стрельбы
обеих ракет более 10тыс. км [6, 10].
6.6. Крылатые ракеты
Крылатые ракеты в зависимости от назначения могут быть вы-
полнены по нормальной аэродинамической схеме, по схеме «утка»
или по схеме «поворотное крыло». На крылатой ракете могут ис-
пользоваться двигатели на твердом топливе (РДТТ), жидкостные
реактивные двигатели (ЖРД), прямоточные воздушно-реактив-
ные (ПВРД), турбореактивные (ТРД) и пульсирующие воздушно-
реактивные (ПуВРД) двигатели.
288
Гл. 6. Ядерные боеприпасы и средства доставки
Системы управления крылатых ракет делятся на автономные,
телеуправления, самонаведения и комбинированные. Автоном-
ные системы (инерционные, астронавигационные) размещаются
на борту крылатой ракеты и после пуска вырабатывают команды
наведения в соответствии с заданной программой. Телеуправляе-
мые системы управления наводятся по командам с пункта упра-
вления или по лучу (радио, лазерному). При самонаведении ко-
манды управления вырабатываются на борту ракеты головкой са-
монаведения. Комбинированное наведение строится на сочетании
указанных систем управления, при этом на конечном участке тра-
ектории применяется, как правило, самонаведение, а на начальном
и среднем — автономный способ или телеуправление.
Крылатые ракеты наземного и воздушного базирования, пред-
назначенные для поражения наземных (надводных) целей обычно
Рис. 6.14. Компоновочная схема авиационной крылатой ракеты «воздух-поверх-
ность»: 1 — аппаратура системы наведения; 2 — боевая часть; 3 — топливные
баки; 4 складывающиеся консоли крыла; 5 — турбореактивный двигатель;
6 — твердотопливный стартовый ускоритель; 7— хвостовой стабилизатор; 8 —
воздухозаборник двигателя
имеют складывающиеся крылья и твердотопливный стартовый
ускоритель. Компоновочная схема авиационной крылатой ракеты
«воздух-поверхность» изображена на рис. 6.14 [1].
Крылатые ракеты используются и для воздушного боя. Кон-
структивная типовая схема авиационной управляемой ракеты
класса «воздух-воздух» изображена на рис. 6.15. Небольшие кре-
стообразно расположенные крылья сильно скошены назад и со-
здают вместе с корпусом необходимую подъемную силу. Вместе с
рулями они обеспечивают хорошие аэродинамические свойства и
высокие маневренные качества ракеты.
Корпус ракеты состоит из нескольких соединенных в единое
целое отсеков. Каждый из них предназначен для размещения
6.6. Крылатые ракеты
289
определенного агрегата, узла или аппаратуры. Отсеки располо-
жены в следующем порядке: головной, боевой части, управления,
двигательный или крыльевой и стартового ускорителя.
В головном отсеке располагаются элементы системы управле-
ния (например, координатор цели) и приводы рулей. Снаружи
Рис. 6.15. Ракета воздушного боя: 1 — координатор цели; 2 — воздушный
руль; 3 — привод руля; 4 — боевая часть; 5— аппаратура системы управления;
6 — бортовые источники питания; 7— крыло; 8 — маршевый двигатель; 9 —
стартовый двигатель; 10 — несущая плоскость стартового двигателя
корпус несет две пары воздушных рулей. Если координатор цели
радиолокационный, то обтекатель головной части выполняется из
радиопрозрачного материала.
В боевой части размещается ядерное зарядное устройство.
Датчики подрыва размещаются чаще всего в головном отсеке и
являются неконтактными. Наибольшее распространение в зару-
бежных авиационных ракетах класса «воздух-воздух» получила
система самонаведения, обеспечивающая сближение с целью без
участия бортовой аппаратуры самолета.
В большинстве своем это инфракрасные (тепловые) и радио-
локационные головки самонаведения, координатор цели которых
осуществляет захват цели еще до пуска ракеты. Это значит, что
уже в то время, когда ракета находится на направляющей, она
«видит» цель и после пуска наводится на нее без вмешательства
стреляющего.
В таких ракетах широко применяются двигатели на твердом
топливе. Они позволяют быстро разогнать ракету до скорости,
в несколько раз превышающей скорость звука. Управляемая ра-
кета может снабжаться и стартовым двигателем (ускорителем). Он
устанавливается на одной оси с маршевым и обеспечивает ракете
быстрый набор скорости. Для его снаряжения используется топ-
ливо, обладающее высокой скоростью горения. После отработки
топлива ускоритель сбрасывается.
Бортовая аппаратура управления ракеты обычно располагается
в специальном отсеке. Здесь же могут размещаться источники пи-
290
Гл. 6. Ядерные боеприпасы и средства доставки
танин: аккумуляторная батарея и преобразователи, предназначен-
ные для получения напряжения переменного тока.
Ракеты подвешиваются к самолету, как правило, на внешних
пусковых установках, поскольку выдвижные (скрытые) установки
из-за больших размеров ракет применить трудно.
6.7. Зенитные управляемые ракеты
Зенитные управляемые ракеты (ЗУР), так же, как и ракеты
класса «воздух-воздух» в большинстве случаев имеют аэродина-
мическую форму типа «утка». Однако они отличаются своими
летными характеристиками: дальностью, высотой полета, скоро-
стью, маневренностью. Возможные конструктивные схемы зенит-
ных управляемых ракет схемы показаны на рис. 6.16 (ВРД
воздушно-реактивный двигатель, РДТТ ракетный двигатель на
твердом топливе).
Рис. 6.16. Конструктивные схемы зенитных управляемых ракет: a — жидкост-
ная со стартовой ступенью с РДТТ; б— твердотопливная; в — жидкостная с ВРД
и стартовым РДТТ; г — схема расположения крыльев и рулей: 1 — корпус; 2 —
взрыватель; 3 — воздушный руль; 4 — боевая часть; 5 — приборы управления;
6 — бак горючего; 7 — арматура подачи топлива; 8 — крыло; 9 — бак оки-
слителя; 10 — элерон; И — камера сгорания; 12 — газоструйные рули; 13 —
механизм отделения ускорителя; Ц — воспламенитель; 15 — заряд твердого
топлива; 16 — стабилизатор стартовой ступени; 17— воздухозаборник; 18 —
радиопрозрачный обтекатель; 19 — головка самонаведения; 20 — воздухопро-
вод; 21 — камера сгорания ВРД; 22 — стабилизатор маршевой ступени
6.7. Зенитные управляемые ракеты
291
Конструкция ракеты получается весьма экономичной и мане-
вренной благодаря тому, что в полной мере реализуется исполь-
зование аэродинамической подъемной силы крыльев и управляю-
щих поверхностей.
Подавляющее большинство современных зенитных управляе-
мых ракет обладает сверхзвуковыми скоростями полета. Поэтому
на всех частях планёра ракеты появляются скачки уплотнения,
которые тормозят полет. Для снижения неблагоприятного дей-
ствия этих скачков головные части ракет, передние кромки кры-
льев и рулей делаются заостренными, а сами поверхности тон-
кими.
Некоторые ракеты имеют многоступенчатую конструкцию (две
ступени). Первая ступень является стартовой и играет роль уско-
рителя. На рис. 6.16а и в изображены ЗУР двухступенчатого типа.
Двигатели первой ступени обеих ракет работают на твердом топ-
ливе (РДТТ). Это характерно, так как ЗУР — высокоскоростной
летательный аппарат, он должен быстро набирать большую мар-
шевую скорость.
Следует отметить, что двигатель стартовой ступени может рас-
полагаться не только позади маршевой и на одной оси с ней, как
это показано на рисунке. Он иногда состоит из нескольких камер,
подвешиваемых симметрично вокруг маршевой ступени, которая
в общем случае может быть снабжена не только жидкостным ре-
активным двигателем (ЖРД), но и РДТТ. В этом случае камера
стартового РДТТ заполняется быстрогорящим топливным заря-
дом, а камера РДТТ маршевой ступени — медленногорящим, не-
обходимым для поддержания высокой скорости полета.
После выгорания топлива стартовые РДТТ сбрасываются. Для
их отделения предусматриваются специальные механизмы.
Маршевые двигатели ЗУР работают на жидком или твердом
топливе, как ракетные. Вместе с тем нашли применение и воздуш-
но-реактивные двигатели: прямоточные и компрессорные. Воз-
душно-реактивные двигатели экономичнее ракетных и они уста-
навливаются на ЗУР большой и средней дальности.
Разновидностью управляемой зенитной ракеты, используемой
в комплексе противоракетной обороны страны, войск и флота для
поражения на траектории полета ракет стратегического, оператив-
но-тактического и тактического назначения и их головных частей,
является противоракета. Ее конструктивная схема показана на
рис. 6.17. В отличие от противосамолетных зенитных ракет про-
тиворакеты обладают более высокими скоростями полета, в не-
сколько раз превышающими скорость звука.
292
Гл. 6. Ядерные боеприпасы и средства доставки
Противоракета состоит из следующих элементов: планёра, ре-
активных двигательных установок (ДУ) и боевой части (БЧ); в
некоторых образцах противоракет имеются одна стартовая и две
маршевые двигательные установки, как это показано на рис. 6.17.
Рис. 6.17. Компоновочная схема противоракеты: 1 — взрыватель; 2 — боевая
часть; 3 — подвижные аэродинамические поверхности (рули); — бортовые
средства наведения; 5 — маршевый двигатель третьей ступени; 6 — маршевый
двигатель второй ступени; 7— стартовый двигатель; 8— неподвижные аэроди-
намические поверхности (крылья)
Изменение направления полета в плотных слоях атмосферы осу-
ществляется за счет отклонения аэродинамических поверхностей
или газодинамическими рулями. На противоракете, как правило,
применяются ДУ на твердом топливе, которые обеспечивают необ-
ходимую скорость на всей траектории полета.
Система управления служит для наведения противоракеты на
цель. Наиболее распространенной является командная система с
раздельным слежением за целью и противоракетой.
В США длительное время состояли на вооружении ЗУР «Найк
Геркулес» с ядерной боевой частью М-97, имеющей максимальную
мощность 2 тыс. т (переменный тротиловый эквивалент) и проти-
воракета «Спартан» с ядерной боевой частью Х-217, переменный
тротиловый эквивалент до 5 млн т.
6.8. Авиационные бомбы
Авиационные бомбы являются средством поражения, сбрасы-
ваемым с летательного аппарата. Они предназначаются для нане-
сения ударов по различным наземным и морским целям.
Типовая упрощенная компоновочная схема авиационной бом-
бы свободного полета (неуправляемой) с тормозным парашютом
показана на рис. 6.18. Конструкция бомбы состоит из трех от-
секов: головного отсека, отсека боевого заряда и хвостового от-
сека. В головном отсеке размещены антенна 1, взрыватель 2 и
6.8. Авиационные бомбы
293
приборный блок 3. В приборном блоке размещаются механизмы
предохранения, взведения и самоликвидации, часть приборов си-
стемы автоматики боевого заряда, источники питания, а также,
если бомба управляемая, то приборы управления и наведения на
цель. В отсеке боевого заряда 4 размещается ядерное зарядное
устройство. В хвостовом отсеке находятся парашютная система 7
и взрыватели 9. Парашютная система увеличивает время падения
Рис. 6.18. Компоновочная схема авиационной бомбы: 1 — антенна; 2 — взры-
ватель; 3 — приборный блок; 4 — боевой заряд; 5 — электронный замок; 6 —
подвесная система; 7— парашютная система; 8— стабилизаторы; 9—взрыва-
тель
бомбы для того, чтобы самолет-носитель успел удалиться на бе-
зопасное расстояние от взрыва. Подвесная система 6 служит для
подвески бомбы к самолету, а электронные замки 5 снимают одну
из ступеней предохранения при отрыве бомбы от самолета. Ста-
билизаторы 8 обеспечивают устойчивый полет бомбы в воздухе
после сбрасывания с летательного аппарата. Стабилизаторы мо-
гут иметь перистую, перисто-цилиндрическую или коробчатую
форму.
Корпус авиабомбы соединяет все элементы бомбы в единую
конструкцию и предохраняет ее внутреннее снаряжение от внеш-
них воздействий.
Первая советская атомная бомба была испытана на Семипала-
тинском полигоне 29 августа 1949 г. Первое испытание термоядер-
ной бомбы было произведено в СССР 12 августа 1953 г., в США —
1 марта 1954 г.
Управляемой авиационной бомбой называется управляемый в
полете боеприпас, предназначенный для сбрасывания с летатель-
294
Гл. 6. Ядерные боеприпасы и средства доставки
Рис. 6.19. Компоновочная схема авиационной управляемой бомбы: 1 -— головка
самонаведения; 2 — руль; 3 — боевая часть; 4 — крыло
них аппаратов и доставляемый к цели за счет планирования. Ком-
поновочная схема управляемой авиационной бомбы приведена на
рис. 6.19.
6.9. Торпеды
Торпедой называется самодвижущийся, самоуправляемый под-
водный снаряд, несущий боевой заряд. Она предназначается для
поражения надводных кораблей, подводных лодок и судов; может
также применяться для разрушения расположенных у уреза воды
сооружений. Торпеды состоят на вооружении подводных лодок,
крейсеров, противолодочных кораблей, эскадренных миноносцев,
торпедных катеров, противолодочной авиации и могут также ис-
пользоваться в качестве боевых частей противолодочных ракет
(ракеты-торпеды).
На вооружении флотов мира находится большое число торпед
различных типов, которые отличаются друг от друга: а) габа-
ритами (калибром); б) назначением — противолодочные, против
надводных кораблей и судов, универсальные; в) носителями -
корабельные, авиационные; г) энергетическими установками -
парогазовые, электрические, реактивные и т.п.; д) системами уп-
равления — самонаводящиеся, маневрирующие по программам
и т. п.
Вариант конструктивной схемы торпеды показан на рис. 6.20.
Торпеды состоят из боевого зарядного отделения (головной части),
в котором размещаются излучатели и приемники системы само-
наведения 1, взрыватели 2 и боевое снаряжение 5; средней ча-
сти, где находятся источники энергии (аккумуляторные батареи
или топливо и окислители) двигатель 5, приборы управления
6: хвостовой части, предназначенной для размещения приводов
рулевых машинок, гребных винтов, наружного оперения с рулями
глубины (в авиационных торпедах и стабилизаторы) и направле-
ния и т. п. Авиационные торпеды дополнительно имеют стабили-
зирующие устройства и парашюты.
6.10. Артиллерийские выстрелы
295
В США были поставлены на вооружение ракеты-торпеды (про-
тиволодочные управляемые ракеты, ПЛУР) «Асрок» и «Саброк».
Боевые части этих торпед имели ядерные зарядные устройства с
Рис. 6.20. Компоновочная схема торпеды: 1 — приемо-излучающее устройство
в обтекателе; 2 — взрыватели; 3 — боевое снаряжение; 4 — блок аппаратуры
самонаведения; 5 — блок аппаратуры системы управления с гироскопом и гидро-
статом; 6 — отделение энергозапасов (топливо, окислитель или аккумуляторная
батарея
переменным тротиловым эквивалентом. Максимальная мощность
«Асрок» составляла 1 тыс. т, максимальная мощность «Саброк» -
5 тыс. т. Была разработана также дальноходная электрическая
торпеда Мк-45 с ядерной боевой частью мощностью 10 тыс. т и
с дальностью хода 20 км. Однако из-за высокой стоимости была
произведена и передана флоту лишь небольшая партия этих ра-
кет [4].
6.10. Артиллерийские выстрелы
Артиллерийским выстрелом называется совокупность элемен-
тов, необходимых для производства выстрела из орудия и требу-
емого действия снаряда у цели. К этим элементам в первую оче-
редь относятся снаряд и боевой заряд, давление пороховых газов
которого при воспламенении заряда приводит в движение снаряд
по каналу ствола. Кроме этих элементов в состав артиллерийского
выстрела входят воспламенитель боевого заряда, взрыватель и не-
которые вспомогательные элементы боевого заряда. Внешний вид
артиллерийского снаряда показан на рис. 6.21.
По способу заряжания артиллерийские выстрелы делятся на
выстрелы патронного заряжания и выстрелы раздельного заря-
жания, которые, в свою очередь, бывают раздельного гильзового
заряжания и раздельного картузного заряжания. Выстрел раз-
дельного картузного заряжания не имеет гильзы и капсюльной
втулки. Боевой заряд состоит из основного заряда (пакета) и не-
296
Гл. 6. Ядерные боеприпасы и средства доставки
скольких навесок пороха («пучков») в картузах. Вес боевого заряда
может изменяться в некоторых пределах, в зависимости от требу-
емой дальности поражения.
Преимущество патронного заряжания состо-
/ Ж ит в том, что заряжание орудия осуществляется
й/I Ш 1 В один пРием- Однако снаряды крупного кали-
ш Ий ' бРа’ в том числе и ядерные, имеют крупные га-
I I Щ бариты и большую массу. Поэтому в орудиях
| j|| 2 калибром свыше 100 мм применяется раздельное
В fcZZJ ИИ заряжание.
^3
I ==j Ж . 4
Ш____ЛИ Рис. 6.21. Артиллерийский снаряд: 1 — головная часть;
Imr''''' & % — центрующее утолщение; 3 — цилиндрическая часть;
W____ШШ 4 — ведущий поясок; 5 — запоясная часть
В США были разработаны артиллерийские снаряды с ядерным
снаряжением к гаубицам калибра 280 мм, 203,2 мм и 155 мм.
В США разработан и был принят в 1981 г. на вооружение
активно-реактивный снаряд М753 к 203,2 мм гаубице с форсиро-
ванным атомным пушечным плутониевым ядерным зарядным
Рис. 6.22. Активно-реактивный артиллерийский снаряд: 1 — корпус; 2— при-
винтная головка; 3— боевой заряд; 4— взрыватель; 5 — пороховой реактивный
двигатель; 6 — центрирующее утолщение; 7— ведущие пояски
устройством W-79 с переменным тротиловым эквивалентом. При-
менение активно-реактивного снаряда позволило увеличить даль-
ность стрельбы с 14 до 30км. На рис. 6.22 представлена компоно-
вочная схема активно-реактивного артиллерийского снаряда.
Глава 7
ХАРАКТЕРИСТИКИ ЯДЕРНЫХ БОЕПРИПАСОВ
7.1. Эффективность
Основными характеристиками ядерных боеприпасов являются
тротиловый эквивалент, тип ядерного заряда, эффективность по-
ражающего действия по цели, надежность, стойкость к нерегла-
ментированным воздействиям, безопасность в обращении, массо-
габаритные характеристики и стоимость.
Эффективность поражающего действия зависит от тротилового
эквивалента, определение которому было дано выше. Классифика-
ция боеприпасов по типу боевого заряда также была дана ранее.
Поэтому перейдем к рассмотрению эффективности поражающего
действия. Будем называть ее могуществом действия боеприпаса.
Этот термин используется в литературе по боеприпасам.
От могущества действия боеприпаса зависит вероятность пора-
жения цели. Поражение цели является сложным событием, пред-
ставляющим собой последовательность осуществления следующих
случайных независимых событий:
— событие, заключающееся в том, что цель будет обнаружена.
Это событие оценивается вероятностью обнаружения Pi;
— событие, состоящее в том, что боеприпас, средства наведе-
ния и пуска будут исправны к моменту подготовки средства до-
ставки к пуску. Это событие оценивается вероятностью F2, опре-
деляемой надежностью соответствующих элементов системы ору-
жия;
- событие, определяемое тем, что средство доставки и все
устройства, влияющие на пуск средства доставки, будут безотказно
работать за время подготовки к пуску и на траектории. Это собы-
тие оценивается вероятностью безотказной работы F3 за указанное
время (величина F3 характеризует надежность системы оружия);
— событие, состоящее в том, что противник не поразит сред-
ства доставки, пуска и наведения. Вероятность этого события F4.
Полная вероятность поражения цели с учетом независимости
этих событий будет равна произведению вероятностей F1F2F3F4 W,
где W — вероятность поражения цели боеприпасом. Вероятность
298 Гл. 7. Характеристики ядерных боеприпасов
поражения цели W характеризует случайность этого сложного со-
бытия и зависит от вероятностей двух случайных событий — ве-
роятности того, что в момент подрыва боеприпаса он будет нахо-
диться в точке с координатами (т, у, г), и вероятности того, что
при условии подрыва боеприпаса в точке с координатами (ж, у, г)
цель будет поражена.
Вероятность поражения цели боеприпасом в этом случае выра-
жается в виде
ш
W =
G(x, у, z)ip(x, у, z) dx dy dz.
(7-1)
В формуле (7.1) интегрирование ведется по бесконечному объ-
ему и введены следующие обозначения:
— функция G(x, у, z) — вероятность поражения цели боепри-
пасом при условии, что взрыв произошел в точке с координа-
тами (x,y,z). Функция G(x,y,z) называется координатным за-
коном поражения. Координатный закон поражения является ко-
личественной характеристикой могущества действия ядерного
боеприпаса;
— функция <p(x,y,z) является дифференциальным законом
распределения точек срабатывания взрывателя относительно
цели.
Как показали исследования, координатные законы поражения
имеют разный вид в зависимости от характера цели, калибра бое-
припаса и других условий. При рассмо-
трении этих законов можно выделить
три различных области, расположенные
вокруг центра цели. На плоскости, в
координатах (X, У), эти области пока-
заны на рис. 7.1. Одна из этих обла-
стей (I) характеризуется тем, что взрыв
боеприпаса в любой ее точке практиче-
ски всегда приводит к поражению цели.
Эту область называют областью досто-
верных поражений. За ней следует об-
ласть 2, где подрыв боеприпаса не обя-
Рис. 7.1. Области подрывов зательно приводит к поражению цели.
Такую область называют областью не-
достоверных поражений. Затем располагается область, в которой
подрыв боеприпаса не наносит ущерба цели; ее называют областью
безопасных подрывов.
7.1. Эффективность
299
Вид координатного закона поражения можно упростить, ис-
кусственно расширив соответствующим образом область достовер-
ных поражений за счет области недостоверных поражений. Полу-
ченную расширенную область достоверных поражений называют
приведенной зоной поражения, а ее размеры — приведенными
размерами цели. Для всех точек приведенной зоны поражения
в соответствии с ее определением G(x,y,z) = 1, а вне этой зоны
G(x, у, z) = 0. Следовательно, в этом случае координатный закон
поражения имеет ступенчатый вид.
Размеры действительных зон достоверных и недостоверных
поражений существенно зависят от вида, мощности, высоты взры-
ва боеприпаса, а также от характера цели. Для ядерных боепри-
пасов площади зон достоверных поражений велики. При воздуш-
ных взрывах они могут достигать 40% от площади приведенных
зон поражения и составлять несколько десятков квадратных ки-
лометров. Для ядерных боеприпасов при наземных и воздушных
взрывах приведенная зона поражения наземных целей имеет вид
круга с площадью S = тг/?^р, где 7?пр — радиус приведенной зоны
поражения. Радиус приведенной зоны поражения определяется по
каждому из мгновенно действующих поражающих факторов ядер-
ного взрыва — по ударной волне, сейсмовзрывной волне, свето-
вому излучению и другим.
В результате взрыва боеприпаса объекту (цели) наносят какой-
либо ущерб. Для групповых и площадных объектов этот ущерб
может быть полным, частичным или нулевым. Естественно, при
взрыве боеприпаса ставится задача добиться наибольшего ущерба,
или ущерба не менее заданного.
При применении боеприпаса по элементарной (точечной) цели
частичный ущерб обычно не рассматривают и стремятся обеспе-
чить только заданное повреждение цели. В зависимости от по-
ставленной задачи это повреждение (разрушение) может соответ-
ствовать либо уничтожению цели, либо выведению ее из строя на
некоторый промежуток времени (подавление).
Событие, состоящее в нанесении ущерба площадной или груп-
повой цели не менее заданного, является событием случайным, как
и уничтожение элементарной цели. Следовательно, оценивая до-
стоверность этих событий, необходимо использовать теорию веро-
ятностей. Из теории вероятностей известно, что наиболее полное
представление о случайной величине дает закон ее распределения.
При этом удобно пользоваться не законами распределения, а их
числовыми характеристиками: средним значением (математиче-
ским ожиданием) и средним квадратичным отклонением случай-
300
Гл. 7. Характеристики ядерных боеприпасов
ной величины, вероятностью того, что случайная величина будет
равна или больше заданного значения, и другими числовыми ха-
рактеристиками (параметрами) распределения.
Величину числовой характеристики распределения ущерба в
результате взрыва ядерного боеприпаса при условии, что боепри-
пас был взорван в данной точке пространства и в данный момент
времени, принимают за показатель эффективности боеприпаса.
При оценке эффективности ядерных боеприпасов используются та-
кие же показатели, как и при оценке эффективности боеприпасов
с обычным снаряжением. Эти показатели следующие [14]:
1) при поражении элементарной цели — вероятность Р пора-
жения цели;
2) при поражении группового объекта:
— среднее значение Мп и среднее квадратичное отклонение
сгп числа п пораженных элементарных целей,
— вероятность Rn поражения не менее заданного числа п эле-
ментарных целей объекта;
3) при поражении площадного объекта:
среднее значение Ms и среднее квадратическое отклонение
crs относительной пораженной площади s объекта,
— вероятность Ps поражения не менее заданной относительной
пораженной площади s объекта;
4) при поражении N площадных объектов — среднее значе-
ние Л4дг и среднее квадратическое отклонение <туу относительной
пораженной площади объектов.
Если М — средний ущерб, а <т — среднее квадратичное от-
клонение ущерба, то практически все возможные случайные зна-
чения ущерба находятся в интервале М ± 3<т. Чем меньше <7,
тем с большей вероятностью случайный результат взрыва будет
приближаться к среднему ожидаемому значению.
7.2. Надежность
Оценка боевой эффективности системы оружия включает оцен-
ку надежности вооружения, противодействия противника и готов-
ности системы к боевому применению. Показатель эффективности
ядерного боеприпаса входит в выражение боевой эффективности
системы оружия, куда входит боеприпас в качестве подсистемы.
Поэтому надежность боеприпаса, как и эффективность его поража-
ющего действия, является характеристикой, влияющей на боевую
эффективность ядерного оружия.
7.2. Надежность
301
В общем случае под надежностью объекта понимается его свой-
ство выполнять заданные функции, сохраняя во времени значе-
ния установленных эксплуатационных показателей в заданных
пределах, соответствующих заданным режимам и условиям ис-
пользования, технического обслуживания, ремонтов, хранения и
транспортирования. Надежность является комплексным свойст-
вом, которое в зависимости от назначения объекта и условий его
эксплуатации может включать безотказность, долговечность, ре-
монтопригодность и сохраняемость в отдельности или определен-
ное сочетание этих свойств как для объекта, так и для его частей.
Ядерный боеприпас в условиях боевого применения можно от-
нести к невосстанавливаемой системе однократного применения.
Его надежность можно характеризовать безотказностью, т. е. спо-
собностью непрерывно сохранять работоспособность в течение оп-
ределенного времени в заданных условиях боевого применения.
Для оценки надежности служат показатели надежности. Чи-
сленные значения показателей называют количественными харак-
теристиками надежности. Одним из основных показателей надеж-
ности является вероятность безотказной работы р. т. е. вероят-
ность того, что параметры, характеризующие работоспособность,
будут находиться в границах заданных допусков в течение тре-
буемого интервала времени в реальных условиях эксплуатации.
При расчетах можно пользоваться как вероятностью безотказной
работы, так и величиной, ей противоположной — вероятностью от-
казов q. Поскольку отказ и отсутствие отказа составляют полную
группу событий, то вероятность безотказной работы р и вероят-
ность отказа q связаны соотношением р = 1 — q.
При решении практических задач обычно указывают не только
точечное значение оценки вероятности события, но и некоторый
интервал с соответствующим ему уровнем доверительной вероят-
ности. Доверительная вероятность есть вероятность того, что ве-
роятность наступления события находится в определенных пре-
делах. Пусть, например, уровень безотказности боеприпаса равен
0,999 с доверительной вероятностью 0,998. Это значит, что в сред-
нем из одной тысячи боеприпасов с вероятностью, не превышаю-
щей 0,2%, один боеприпас будет негоден к боевому применению.
Иначе говоря, с вероятностью 0,998 можно утверждать, что веро-
ятность безотказной работы лежит в пределах 0,999 С р 1.
При расчете надежности систем пользуются как аналитичес-
кими зависимостями, так и структурными представлениями. Для
оценки надежности боеприпаса удобнее пользоваться структурны-
ми представлениями. Структурная схема позволяет более нагляд-
302 Гл. 7. Характеристики ядерных боеприпасов
но и просто получить связь между характеристиками надежности
элементов и блоков.
Составление структурных схем надежности и, в частности, бе-
зотказности имеет некоторые особенности. Структурная схема
представляет совокупность элементов, имеющих входы и выходы,
соединенные определенным образом линиями передачи информа-
ционных сигналов. Характеристикой элемента является вероят-
ность безотказной работы, которая может находиться в пределах
от нуля до единицы. Безотказность линий считается идеальной,
т. е. равной единице. Идеально ненадежным элементов считается
элемент, имеющий безотказность, равную нулю. Отказ соответ-
ствует разрыву пути передачи через данный элемент информаци-
онного сигнала.
Простейшей формой структурной схемы безотказности явля-
ется параллельно-последовательная структура. На ней в последо-
вательную цепочку соединяются такие элементы, отказ каждого из
которых приводит к отказу всего объекта. Параллельно соединя-
ются те элементы, совместный отказ которых приводит к отказу
объекта.
На рис. 7.2 представлен вариант последовательно-последова-
тельной структуры. Объект состоит из пяти элементов.
Отказ объекта наступает тогда, когда откажет либо элемент 5,
либо узел, состоящий из элементов 1 4- Узел может отказать то-
гда, когда одновременно откажет цепь, состоящая из элементов 3,
Рис. 7.2. Последовательно-параллельная структурная схема безотказности
4, и узел, состоящий из элементов 1, 2. Цепь 3, 4 отказывает,
если откажет хотя бы один из составляющих ее элементов, а узел
1, 2 — если откажут оба элемента, т. е. элемент 1 и элемент 2
одновременно. В последнем случае говорят, что элемент 1 заре-
зервирован элементом 2 (или наоборот, элемент 2 зарезервирован
элементом 1).
7.2. Надежность
303
В качестве примера рассмотрим гипотетическую структурную
схему безотказности некоторого боеприпаса, изображенную на
рис. 7.3. Схема является нерезервированной, последовательной
1 —* 2 —* 3 —* 4 —» 5 —* 6 —* 7
Рис. 7.3. Вариант структурной схемы безотказности боеприпаса: 1 — корпус
боеприпаса; 2 — система датчиков подрыва; 3 — боевой заряд; 4 — система
подрыва; 5 — система предохранения и взведения; 6 — система самоликвидации;
7 — источник питания
и отказ каждого элемента схемы вызывает отказ всего боепри-
паса. Учитывая независимость отказов отдельных элементов, по
теореме умножения вероятностей вероятность безотказной работы
боеприпаса равна произведению вероятностей безотказной работы
его элементов:
7
Tfell =
г=1
где Pi — вероятности безотказной работы каждого из элементов
структурной схемы.
Примем теперь, что система подрыва и система предохранения
и взведения зарезервированы. Тогда структурная схема безотказ-
ности будет иметь вид, показанный на рис. 7.4.
Вероятность отказа есть величина, противоположная безот-
казности. Поэтому вероятность отказа элемента ^-7 равна <74.1 =
= 1— Р4-1, а вероятность отказа элемента 4~2 равна <74.2 = 1 — Р1-2-
Вероятность одновременного отказа этих двух элементов, посколь-
Рис. 7.4. Вариант структурной схемы безотказности боеприпаса с резервирова-
нием
ку эти события независимы, <74 = (1 — p4-i)(l — Pi-2)- Такое же ра-
венство можно записать и для элемента 5-7, = (1— p5-i)(l— Рб-г)-
Тогда вероятность безотказной работы боеприпаса будет
-?БП =Р1Р2Рз[1 - (1 -P4-l)(l -P4-2)][1 - (1 ~Р5-1)(1 -Р5-2)]Р6Р7-
304
Гл. 7. Характеристики ядерных боеприпасов
Легко убедиться на расчетном примере, что резервирование по-
вышает безотказность работы объекта. Аналогично определяется
безотказность объектов при многократном резервировании боль-
шего числа элементов. При этом, естественно, структурная схема
безотказности и расчет усложняются.
7.3. Стойкость
Стойкость боеприпаса является его свойством, заключающим-
ся в способности сохранять свою работоспособность в условиях
нерегламентированных организованных воздействий противобор-
ствующей стороны, направленных на уничтожение или вывод из
строя боеприпаса, или в экстремальных условиях окружающей
среды. Нерегламентированными воздействиями могут быть
стрельба обычными средствами поражения по боеприпасу, дивер-
сионные акты, воздействие поражающих факторов ядерного взры-
ва, пожар, авария транспортного средства с боеприпасом и т. п.
Количественным показателем стойкости является вероятность
сохранения работоспособности боеприпаса при определенном виде
воздействия данного уровня и соответствующая доверительная ве-
роятность. Основой математического аппарата оценки стойкости,
так же, как и оценки надежности, является теория вероятности.
В общем случае любое устройство характеризуется совокупно-
стью N параметров, а его работоспособность математически опре-
деляется с помощью системы N неравенств, определяющих гра-
ницы допустимых значений этих параметров. Вероятность ра-
ботоспособности устройства соответствует вероятности того, что
N-мерный вектор попадет в ту область JV-мерного пространства
параметров, где выполняются одновременно все указанные выше
неравенства. Эта область называется областью работоспособности
устройства.
При вероятностной оценке стойкости удобно использовать мо-
дель «нагрузка-прочность». В рассматриваемом нами случае на-
грузкой является нерегламентированное воздействие, а прочно-
стью — стойкость боеприпаса. Пусть X — случайная величина,
характеризующая уровень нерегламентированного воздействия
данной физической природы, a Y — случайная величина, характе-
ризующая уровень стойкости к данному виду воздействия. Обыч-
но уровень стойкости в количественном выражении имеет ту же
физическую природу, что и воздействие, и они имеют одинако-
вую размерность. Это могут быть избыточное давление во фронте
ударной волны, температура поверхности боеприпаса, перегрузка
и т. п.
7.3. Стойкость
305
Получение распределений уровней воздействий и уровней стой-
кости при наличии исходных данных может быть осуществлено
аналитическими методами либо методами статистической обра-
ботки результатов испытаний. Для наглядности значения уровней
воздействия и стойкости удобно совмещать на одной оси так, как
х, у * х, у
Рис. 7.5. Кривые распределения уровней воздействия и стойкости
это показано на рис. 7.5. Запас стойкости определяется как раз-
ность между значениями уровня стойкости и уровня воздействия.
(В дальнейшем для краткости слово «уровень» будем опускать.)
При оценке запаса стойкости боеприпаса практический интерес
представляют два случая.
1. Кривые распределения воздействия /в и стойкости /с прак-
тически не пересекаются и не имеют общей площади над осью
абсцисс, как это показано на рис. 7.5а.
2. Кривые распределения воздействия /в и стойкости /с пере-
секаются, что характеризует возможность появления воздействия,
превышающего стойкость боеприпаса (рис. 7.56).
В первом случае вероятность работоспособности боеприпаса
практически равна единице. Во втором случае вероятность выхода
из строя является заметной величиной, определяемой величиной
общей площади кривых распределения.
Законы распределения воздействия и стойкости могут быть
различны. Не нарушая общности рассуждений, будем считать их
нормальными с математическими ожиданиями Мв, Мс и сред-
ними квадратичными отклонениями <тв, сгс. Пусть кривые распре-
деления пересекаются, из чего следует, что появляется область, где
воздействие может превысить стойкость боеприпаса.
Запас стойкости определяется разностью между фиксирован-
ными значениями уровней стойкости и воздействия (у — х). Слу-
чайные величины Y и X распределены по нормальному закону
306
Гл. 7. Характеристики ядерных боеприпасов
и являются независимыми. Поэтому запас стойкости также под-
чинен нормальному закону распределения с параметрами Мзс =
= Мс- Мв, <тзс = ст2 + oj.
Вероятность работоспособности Рст равна вероятности того,
что данный уровень воздействия не превысит допустимую стой-
кость, что определяется выражением
ОС
Р - 1 /\YTJ 1 Г(*-(МС-МВ))21'1
л/2тг(а2 + а2) ./ 2[ а2 + а2 JJ V
Возможны случаи, когда боеприпас подвергается как одновре-
менно, так и последовательно нескольким воздействиям различ-
ной физической природы, например падение и пожар, воздействие
нескольких поражающих факторов ядерного взрыва. В этих слу-
чаях оценка стойкости значительно усложняется, так как необхо-
димо учитывать накопление ущерба и знать распределение стой-
кости к комплексному (совместному) нерегламентированному воз-
действию.
7.4. Безопасность
Под ядерной безопасностью понимается система технических
и организационных мероприятий по предотвращению ядерного
взрыва боеприпаса в экстремальных ситуациях (катастрофа, ава-
рия и т. п.), преднамеренного (злоумышленного) или непреднаме-
ренного (случайного) взведения, запуска, сбрасывания или под-
рыва ядерного боеприпаса, а также по исключению захвата или
хищения ядерного боеприпаса [12].
В конструкциях американских ядерных боеприпасов для до-
стижения необходимого уровня ядерной безопасности предусма-
тривается ряд конструкционных мер непосредственно в ядерном
заряде и в системе автоматики ядерного боеприпаса. В ядерном за-
ряде используется взрывчатое вещество, имеющее низкую чувст-
вительность к внешним воздействиям, устанавливаются специаль-
ные электродетонаторы, выбираются соответствующие закладки
активных материалов, устанавливаются пожаропрочные экраны.
В США используется взрывчатое вещество типа IHFs, имеющее
низкую чувствительность к огню, действию стрелкового оружия
и падениям. Этим не исчерпываются все конструктивные при-
емы и решения задачи обеспечения безопасности, но в зарубежной
научно-технической литературе чаще всего упоминаются перечи-
сленные выше.
7.5. Массо-габаритные характеристики
307
В системе автоматики боеприпаса для предотвращения послед-
ствий экстремального воздействия окружающей среды использу-
ются устройства, обладающие способностью выдерживать воздей-
ствие экстремальных условий в течение более длительного вре-
мени, чем критические компоненты ядерного боеприпаса, или до
тех пор, пока боеприпас физически не будет приведен в состояние,
исключающее возможность ядерного взрыва. Под критическими
компонентами понимаются устройства или элементы ядерного бо-
еприпаса (средства доставки, носителя), которые, будучи задей-
ствованными, зашунтированными или поврежденными, могут вы-
звать случайное или умышленное взведение, запуск, сбрасывание
или подрыв ядерного заряда.
Принцип использования устройств, исключающих реакцию
критических компонентов на экстремальные условия окружающей
среды или несанкционированные воздействия на ядерный боепри-
пас, положен в основу так называемой концепции слабых и проч-
ных звеньев (КСПЗ). В соответствии с этой концепцией слабые
звенья (критические компоненты), являющиеся необходимыми
для нормального функционирования ядерного боеприпаса, выхо-
дят из строя в экстремальных условиях при меньших уровнях
воздействия, чем прочные звенья. Прочными звеньями являются
устройства предохранения (датчики параметров окружающей сре-
ды и специальные переключатели), которые обеспечивают изоля-
цию критических компонентов и включаются при заданных пара-
метрах окружающей среды.
Конструкционными мерами, направленными на предотвраще-
ние несанкционированных действий и доступа к ядерному боепри-
пасу, являются выделение так называемой зоны недоступности
(запрета) и установка устройств вывода из строя. Зона недоступ-
ности включает ступень подрыва, детонационную систему ядер-
ного заряда и устройства безопасности. Доступ к этим элементам
запрещен. В случае несанкционированной попытки проникнуть в
эту зону ядерный боеприпас автоматически блокируется или выво-
дится из строя. В США часть этих задач выполняют устанавлива-
емые в ядерных боеприпасах предохранительные устройства типа
PAL, сочетающие ручное управление с электронным [12].
7.5. Массо-габаритные характеристики
Масса ядерного боеприпаса, головной (боевой) части и их гео-
метрические формы определяются средством доставки ядерного
заряда к цели. Боевое снаряжение должно быть скомпоновано
таким образом, чтобы «вписаться» в предоставляемый ему объем
308
Гл. 7. Характеристики ядерных боеприпасов
и не повлиять на летно-технические характеристики средства до-
ставки. Поэтому главной задачей является разработка ядерного
заряда с массой и геометрическими характеристиками, находя-
щимися в пределах, заданных средством доставки. Безусловно,
эта задача должна решаться комплексно, путем согласования ха-
рактеристик всех подсистем оружия. При этом масса и габариты
заряда могут накладывать существенные ограничения на харак-
теристики других систем носителей и средств доставки.
Ядерный заряд вносит основной вклад в массу боевой части.
Приближенно оценить массу атомного заряда можно, если принять
его схему с конкретными геометрическими размерами составля-
ющих его частей, например, одну из моделей атомного заряда,
использованной в [3].
При равном тротиловом эквиваленте урана-235 требуется боль-
ше, чем плутония-239. Хотя плутоний-239 дороже урана-235,
его использование позволяет получить более высокую удельную
мощность атомного заряда при меньшей массе заряда и мень-
ших размерах. Большинство ядерных зарядов США содержат как
уран-235, так и плутоний-239 [21].
Сами по себе масса и геометрические характеристики еще не
дают полного представления о совершенстве конструкции ядерного
боеприпаса. Об этом можно судить по удельной мощности, плот-
ности компоновки и коэффициенту заполнения.
Удельной мощностью называется отношение тротилового экви-
валента к массе боеприпаса: q = q/M^n- Тротиловый эквивалент
можно отнести также и к ядерному заряду, получив удельную мощ-
ность ядерного заряда.
Плотность компоновки равна отношению массы боеприпаса
(заряда) к его объему: р — М/V.
Коэффициентом заполнения называется отношение объема бо-
евого снаряжения и других блоков и узлов, размещенных в бое-
припасе, к объему боеприпаса.
Наиболее существенной характеристикой для боеприпасов
стратегических ракет с разделяющимися головными частями яв-
ляется удельная мощность. Повышение удельной мощности бо-
евых блоков стратегических ракет является основным направле-
нием их совершенствования. На рис. 7.6 представлены графики,
показывающие как по мере совершенствования конструкций ядер-
ных зарядов снижались их масса и размеры [16]. Для современ-
ных межконтинентальных баллистических ракет удельная мощ-
ность при тротиловом эквиваленте 500 тыс. т составляет около
2,5 тыс. т на один кг массы боевого блока [7].
7.5. Массо-габаритные характеристики
309
Рис. 7.6. Изменение относительной массы и габаритов зарядов при постоянной
мощности
На рис. 7.7 показано снижение массы и габаритов системы ав-
томатики ядерных зарядных устройств, Из графиков видно, что
за тридцать пять лет ее габариты снизились в десять, а масса в
Рис. 7.7. Изменение относительной массы и габаритов системы автоматики
пять раз. И это при том, что объем задач, решаемых системой
автоматики, постоянно возрастал [16].
Для боеприпасов, призванных решать оперативно-тактические
и тактические задачи, для зенитных управляемых ракет, торпед
часто большее значение имеют плотность компоновки и коэффи-
циент заполнения боевой (головной) части. Для таких ракет тро-
тиловый эквивалент ядерного заряда, необходимый для надежного
поражения цели и в то же время исключающий опасные послед-
ствия ядерного взрыва для своих войск или обороняемого рай-
310
Гл. 7. Характеристики ядерных боеприпасов
она (в случае применения зенитных или противоракет), может
быть ниже возможного реализуемого в данной конструкции зна-
чения. О значениях плотности компоновки и коэффициента за-
полнения можно составить грубое представление, если восполь-
зоваться справочными данными о характеристиках ядерных бое-
припасов США [11]. В табл. П.1 приложения приведены взятые из
справочника [11] характеристики ядерных боеприпасов и ядерных
зарядных устройств США.
Комиссия по атомной энергии опубликовала минимальные
размеры ядерных взрывных устройств цилиндрической формы
[22]: при 10 тыс. т максимальный диаметр равен 304,8 мм, при
100 тыс. т — 457,2 мм.
7.6. Стоимость
Стоимость ядерного боеприпаса составляет существенную
часть стоимости системы оружия. По данным [25] не менее 10-
20% стоимости системы оружия приходится на ядерную боего-
ловку. Так, например, стоимость новой головной части для ра-
кеты ГЛСМ была оценена в 1,1 млн долларов, что составляло при-
близительно 17% стоимости программы разработки всей системы
оружия ГЛСМ. Стоимость артиллерийского снаряда в 1973 г. соста-
вляла 400 тыс. долларов для калибра 203,2 мм и 462 тыс. долларов
для калибра 155 мм. Стоимость ГЧ «Минитмен 3» — около 900 тыс.
долларов [17].
Особенно дорогими являются нейтронные боеприпасы. Про-
изводство нейтронного заряда мощностью 1 тыс. т дороже, чем
производство атомного заряда мощностью 10 тыс. т. Разработка
нового ядерного зарядного устройства W-82 с повышенным выхо-
дом радиации для артиллерийского снаряда ХМ-785 для 155-мм
гаубицы стоила более 3 млн долларов.
Имеется ряд оценочных соотношений между тротиловым экви-
валентом ядерного боеприпаса и его стоимостью. В [22] приво-
дится график зависимости стоимости вновь разработанных ядер-
ных зарядных устройств от их тротилового эквивалента. Этот
график воспроизведен на рис. 7.8. Заметим, что зависимость сто-
имости от мощности ядерного зарядного устройства логарифми-
ческая. Это означает, что стоимость единицы тротилового эк-
вивалента боеприпасов крупного калибра меньше, чем малого.
Изображенный на рис. 7.8 график приближенно описывается зави-
симостью Сябп = Aqn, где q — тротиловый эквивалент в тыс. т,
Сявп — стоимость ядерного боеприпаса в тыс. долларов, А = 370,
7.6. Стоимость
311
Тротиловый эквивалент, тыс. тонн
Рис. 7.8. Зависимость стоимости создания ядерных зарядных устройств от тро-
тилового эквивалента
п = 0,06. В [1, 15] приводятся другие значения коэффициента А
и показателя степени п (А = 2 • 103, п = 0,2).
В 1964 г. Комиссия по атомной энергии США опубликовала
перечень ядерных зарядов, используемых в мирных целях, и их
стоимость (табл. 7.1) [26, 29]. Эти заряды включают собственно
заряд и систему автоматики. Отмечается, что боевые заряды до-
роже тех, которые используются в мирных целях.
Таблица 7.1. Зависимость стоимости ядерных зарядов от мощности
Мощность ядерных зарядов, тыс. т 10 20 50 70 100 2000
Стоимость ядерных зарядов, тыс. долларов 350 390 425 450 475 600
Стоимость ядерного заряда вносит основной вклад в стоимость
ядерного боеприпаса. Согласно [30], 90% его стоимости составляет
стоимость ядерного зарядного устройства. В то же время стои-
мость ядерного зарядного устройства определяется главным обра-
зом стоимостью использованных в нем ядерных материалов.
В официальном портале Федерального Агентства по атомной
энергии [27] сообщалось, что в конце 2006 г. цена природного урана
достигла 159 долларов за килограмм и имеет тенденцию к росту.
В 2007 г. цена его колебалась в пределах от 187 до 287 долларов за
килограмм [11]. Топливный (энергетический) уран (обогащение
около 4%) в 1994 г. стоил 1250 долларов за килограмм [2], а уран
с обогащением 17% — 8670 долларов за килограмм [18].
312
Гл. 7. Характеристики ядерных боеприпасов
В газете «Финансовые известия» за 16.01.1997 г. сообщалось,
что одна тонна проданного Россией США высокообогащенного ура-
на оценивалась примерно в 24 млн долларов. Степень обогащения
не указывалась. Оружейный уран стоит более 5000 долларов за
килограмм.
В 1998 г. изотопное отделение Ок-Риджской лаборатории по-
ставило уран 93% обогащения по цене 53 доллара за грамм.
Прогноз, сделанный в 1998 г. [4], показывает, что стоимость
одного грамма добытого в мире урана-235 в 2000 г. должна была
составлять 70 долларов США, в 2010 г. — ПО, а в 2030 г. — уже
310 долларов США.
Стоимость энергетического плутония (плутония-240 не более
21%) по данным 2003 г. равна 8000 долларов за килограмм [5].
Стоимость оружейного плутония (Рн-240 не более 6%, Рн-238 ме-
нее 0,007%) — 40 тыс. долларов за килограмм. Цена на чистый
(99,99%) плутоний-239, установленная изотопным отделением Ок-
Риджской Национальной лаборатории в сентябре 1998 г., соста-
вляла 4,65 доллара за миллиграмм. Трансплутониевые делящи-
еся изотопы, имеющие малую критическую массу, чрезвычайно
дороги. Так, утверждается, что цена одного грамма калифорния
составляет 10 млн долларов [23].
Стоимость дейтерида лития зависит от содержания изотопа
|Li в природной смеси изотопов лития. Природная смесь, содер-
жащая 7,5% -jLi и 92,5% jLi, стоит в среднем около 70 долларов
за килограмм. В различных типах зарядов содержание легкого
изотопа лития может быть различным. Так, например, при термо-
ядерном взрыве в аттоле Бикини 1 марта 1954 г. в твердом дейте-
риде лития содержалось 40% лития-6. В авиационной бомбе В-83
(ВВС США) процентное содержание |Li составляло 95%, а в тре-
тьей ступени ее заряда содержался высокообогащенный уран [20].
Один килограмм дейтерида лития, обогащенного легким изотопом,
стоит около 20 тыс. долларов.
Тритий является очень дорогим изотопом. Стоимость грамма
этого изотопа достигает 50 тыс. долларов [28]. Дейтерий гораздо
дешевле. Стоимость одного килограмма дейтерия составляет не-
сколько сотен долларов.
Ядерные материалы, непосредственно не относящиеся к ядер-
ным взрывчатым веществам, стоят гораздо дешевле. Так, на-
пример, цена одного килограмма бериллия, используемого в каче-
стве отражателя нейтронов, составляет 150 долларов [30]. Октоген
стоит около 10 долларов за килограмм, а килограмм тротила —
всего около одного доллара [6].
и
s
w
re
о
re
s
(X
и
Ядерное зарядное устройство ^maxj СМ 1 1 1 1 30 30 СО 32
L, см 1 1 1 1 80 08 о оо 107
М, кг 1 1 1 1 120 123 123 399
Q, ТЫС. Т 170 475 о о со 100 О ю 200, пере- менный 200, пере- менный переклю- чаемый 5; 10; 20; 50
Тип ГР-62, термо- ядерный ГР-88, термо- ядерный оо W-76 00 £ О 1 оо . • ч ГР-80 мод. 0 ГР-85 термо- ядерный
Боеприпас g * бЗ е 52,5 1 55 1 30 о со со 1
L, см 163 1 175 1 104 1 1 1
М, кг 318 1 220- 260 164 132 132 132 726
Тип Боеголовка ГР-62 Боеголовка ГР-88 Боеголовка ТР-87 БЧ W-76 00 [Г БЧ ГР-80 мод. 1 БЧ ГР-80 мод. 0 ГЧ М-266
Средство доставки РГЧ МК-12 типа МИРВ МБП Минитмен-3, дальность 11000 км, масса полезной нагрузки 1010 кг, 3 боеголовки РГЧ МК-5 типа МИРВ БРПЛ Трайдент-2 D-5, дальность 10 500 км, масса полезной нагрузки 2350 кг, 8 боеголовок РГЧ МК-21 типа МИРВ МБП MX «Пискипер», дальность 13 000 км, масса полезной нагрузки 3430 кг 10 боеголовок РГЧ МК-4 БРПЛ Трайдент-2 8 боеголовок КРИВ ГЛСМ, дальность до 2600 км, масса полезной нагрузки 132 кг КРВБ АЛСМ, дальность до 2600 км, масса полезной нагрузки 132 кг КРМБ «Томахок», дальность до 2600 км. масса полезной нагрузки 132 кг БРСД «Першинг-2», дальность 1300-2500 км, масса полезной нагрузки 630 кг
Таблица П.1 (окончание)
Ядерное зарядное устройство ^max, СМ 1 1 1 со СО 35 1 1 46
L, см 1 / 1 1 1 1 1 1 1
М, кг 1 1 227 1 о 1 771
д, тыс. т переклю- чаемый 1; 50; 100 5000 40, атомный с термояд, усилением ю 5, атомный импло- зивный 1,5, атомный импло- зивный 1200
Тип Ж-70 мод. 0 и-м TV-31 мод. 2 Ю LO £ хг £ СО со О] 00 СО 00 st
Боеприпас 1 X ей S С) СО ю 1 1 со со ю со 203 мм 155 мм СО
L, см 245 1 1 1 1 940 мм 871 мм 366
М, кг 211 о о 00 о о ю 305 127 110 43 1090
Тип ГЧ М-234 (А, В, С) БЧ ХМ- 217 EI БЧ М-97 Отделяемая ГЧ МК-55 Отделяемая ГЧ МК-17 Арт. снаряд М-422 Арт. снаряд ХМ-785 Авиабомба В 83
S и и СО н о о « н tt О) ft о УР «Ланс», дальность 5-130 км масса полезной нагрузки 211кг Противоракета «Спартан», дальность перехвата 160-750 км, высота перехвата до 55 км ЗУР «Найк Геркулес», дальность перехвата 11-160 км, высота перехвата 0,3-30 км Противолодочная управляемая ракета «Саброк» Противолодочная управляемая ракета «Асрок» 203-мм гаубица Ml 10, дальность стрельбы 18—30 км 155-мм гаубица М109А1, дальность стрельбы до 30 км Бомбардировщики В-52, FB-111A, В-1В, штурмовик А-7, истребители F-4, F-16, F-111
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
К введению
1. Адамский В.Б., Смирнов Ю.Н. Еще раз о создании советской водо-
родной бомбы /УФН, письма в редакцию. 1997. Т. 167, № 8.
2. Бомба / Журналисты студии «Некое». «Русские сенсации».—М.: ИздАТ,
1993. 80 с.
3. Губарев В. С. Арзамас-16.—М.: ИздАТ, 1992. 112 с.
4. Губарев В. С. Челябинск-70.—М.: ИздАТ, 1993. 96 с.
5. Верховцев В. И. Ядерное обеспечение Вооруженных сил РФ // Российское
военное обозрение. 2007. № 8. С. 24, 25.
6. Воронов В.М., Яковлев Е. Д. От атомного проекта к атомной мощи
страны // «Атом». 2005. № 30. ВНИИЭФ.
7. Гернек Ф. Пионеры атомного века.—М.: Прогресс, 1974. 372с.
8. Гольдшмидт Б. Атомная проблема.—М.: Атомиздат, 1964. 378с.
9. Головин И.И. И.В.Курчатов.—М.: Атомиздат, 1978. 136с.
10. Гончаров Г. А. Основные события истории создания водородной бомбы в
СССР и США /УФН. 1996. Т. 166. № 10. С. 1095-1104.
11. Гуревич И.И., Зельдович Я.Б., Померанчук И.Я., Хари-
тон КГБ. Использование ядерной энергии легких элементов / УФН. 1991.
Т. 161. № 5. С. 171-175.
12. Ж у чих ин В. Первая атомная.—М.: ИздАТ, 1993. 112 с.
13. Иойрыш А.И. Ядерный джин.—М.: ИздАТ, 1994. 388с.
14. Круглов А.К. Как создавалась атомная промышленность в СССР.—М.:
ЦНИИатоминформ, 1995. 380 с.
15. Лэпп Р. Новая сила. Об атомах и людях,—М.: ИЛ, 1954. 224с.
16. Рузе М. Роберт Оппенгеймер и атомная бомба.—М.: Госатомиздат, 1963.
150 с.
17. Сахаров А. Д. Воспоминания / Знамя. 1990. № 10-12.
18. С и винце в Ю.В. И.В. Курчатов и ядерная энергетика.—М.: Атомиздат,
1980. 32 с.
19. Слово о Забабахине.—М.: ЦНИИатоминформ, 1995. 180 с.
20. Смирнов Ю.Н. Сталин и атомная бомба / Вопросы истории естествозна-
ния и техники (РАН). 1994. № 2. С. 125-130.
21. Создание первой советской ядерной бомбы.—М.: Энергоатомиздат, 1995.
448 с.
22. Советский атомный проект.—Н. Новгород-Арзамас-16.: Изд-во «Нижний
Новгород», 1995. 206 с.
316
Список литературы
23. Сухой В. В. Ливермор: мундир вместо мантии.—М.: Политиздат, 1988.
78 с.
24. Харитон Ю.Б., Адамский В. Б., Смирнов Ю. Н. О создании совет-
ской водородной (термоядерной) бомбы // УФН. 1996. Т. 166, № 2. С. 201-205.
25. Хирш Д., Мэтьюз У. Водородная бомба: кто же выдал ее секрет? /УФН.
1991. Т. 161, № 5. С. 153-169.
26. Ядерное разоружение, нераспространение и национальная безопасность
/Под ред. акад. РАН В.Н. Михайлова.—М.: http:/www.iss/riiit.rubook.
К главе 1
1. Всероссийский научно-исследовательский институт автоматики имени
Н.Л. Духова.—М.: ВНИИА им. Н.Л. Духова, 2004. 132с.
2. Ганев И. X. Физика и расчет реактора. —М.: Энергоиздат, 1981. 368с.
3. Кириллов В.М. Физические основы радиационной и ядерной безопасно-
сти.—М.: Ракетные войска стратегического назначения, 1993. 244с.
4. Краткий терминологический словарь по ядерному оружию / Под ред.
Н.Н. Радаева.—М.: РВСН, 1996. 144с.
5. Кузнецов В.М. Основные проблемы и современное состояние безо-
пасности предприятий ядерного топливного цикла Российской Федера-
ции /Российский Зеленый Крест. Центр журналистики войны и мира.—М.,
2002. 264 с.
6. Любомудров А.А. Физика высоких плотностей энергии. Изд. 2-е.—М.:
Академия военных наук. Центр проблем стратегических ядерных сил, 1998.
386 с.
7. Шабалин Е.П. Импульсные реакторы на быстрых нейтронах.—М.: Гос-
атомиздат, 1976. 248 с.
8. Наука и всеобщая безопасность. 1991. Т. 1, вып. 2.
9. Новости космонавтики. Форум журнала. 10.07.2006.
10. Hansen Ch.U.S. Nuclear Weapons Secret History.—Arlington, Texas:
Aerofax Inc., 1988.
11. Le Monde. 1968. № 7346. 27 Aout.
12. Nuclear Radiation in Warfare. Stockholm. International Peace Research
Institute.—London: Taylor & Francis Ltd, 1981.
13. Nuclear Weapons Databook.—Cambridg, Massachusets: Ballinger Publishing
Company, 1984.
14. The New York Times. 1988, 21 March.
15. http/wwww.nuclear — weapons.nm.ru/theory.
К главе 2
1. Ганев И. X. Физика и расчет реактора.—М.: Энергоиздат, 1981. 368с.
2. Глесстон С., Эдмунд М. Основы теории ядерных реакторов.—М.: ИЛ,
1954. 458 с.
Список литературы
317
3. Левин В.Е. Ядерная физика и ядерные реакторы.—М.: Атомиздат, 1975.
284 с.
4. Любомудров А. А. Физические основы ядерной энергетики.—М.: ВА
РВСН, 2004. 180 с.
5. Палмер Р., Платт А. Реакторы на быстрых нейтронах.—М.: Госатом-
издат, 1963. 116 с.
6. Стефенсон Р. Введение в ядерную технику. -М.: ГИТТЛ, 1956. 536с.
К главе 3
1. Атомная энергетика в терминах. Краткий словарь / Под ред. проф. Л.В. Кон-
стантинова.—М.: ИздАТ, 1992. 96 с.
2. Вейнберг А., Винер Е. Физическая теория ядерных реакторов.—М.:
ИЛ, 1961. 732 с.
3. Ганев И.Х. Физика и расчет реактора. М.: Энергоиздат, 1981. 368с.
4. Глесстон С., Эдмунд М. Основы теории ядерных реакторов.—М.: ИЛ,
1954. 458 с.
5. Левин В.Е. Ядерная физика и ядерные реакторы.—М.: Атомиздат, 1975.
284 с.
6. Любомудров А.А. Физические основы ядерной энергетики.—М.: ВА
РВСН, 2004, 180 с.
7. Митенков Ф. Реакторы на быстрых нейтронах и их роль в становлении
«большой» атомной энергетики / Наука и жизнь. 2005. № 3.
8. Нейман М.Б., Садиленко К.М. Термоядерное оружие.—М.: Воениздат,
1958. 237с.
9. Парафонова В. Взрывная энергетика вместо управляемого ядерного син-
теза Ц Наука и жизнь. 2002. А® 7.
10. Тупицын И.Ф. Тяжелые изотопы водорода дейтерий и тритий.—М.: Гос-
атомиздат, 1961. 38 с.
11. Холмовский Ю.А. Толковый словарь по атомной науке и технике,- М.:
ЦНИИ атоминформ, 1995. 344 с.
12. Ядерная энциклопедия.—М.: Благотворительный фонд Ярошинской, 1996.
656 с.
13. ht t р/ dvoika. net /mulit /plutonium. htm.
14. http:/www.nuclear — weapons.nm.ru/theory.
К главе 4
1. Эпов Б. А. Основы взрывного дела.—М.: Воениздат, 1974. 224с.
2. Иванов Б.Н. Законы физики.—М.: Высшая школа, 1986. 335с.
3. Любомудров А. А. Физика высоких плотностей энергии. Изд. 2-е.—М.:
Академия военных наук. Центр проблем стратегических ядерных сил, 1998.
386 с.
318
Список литературы
4. Физика взрыва /Под ред. Л.П.Орленко. Изд. 3-е. Т. 1.—М.: Физматлит,
2002. 832 с.
5. Физика взрыва /Под ред. Л.П.Орленко. Изд. 3-е. Т. 2.—М.: Физматлит,
2002. 656 с.
К главе 5
1. Аркадьев В.А., Коломийцев А.И., Кумахов М.А., Понома-
рёв И.Ю., Ходеев И. А., Сертов Ю.П., Шахпаронов И.М. Широко-
полосная рентгеновская оптика с большой угловой апертурой /УФЫ. 1989.
Т. 157, № 3. С. 530-537.
2. Блохин М. А. Физика рентгеновских лучей.—М.: ГИТТЛ, 1957. 518с.
3. Дюдерштадт Дж., Мозес Г. Инерциальный термоядерный синтез.—
М.: Энергоатомиздат, 1984. 304 с.
4. Краткий терминологический словарь по ядерному оружию / Под ред.
Н.Н. Радаева.—М.: РВСН, 1996. 144 с.
5. Любомудров А.А. Физика высоких плотностей энергии. Изд. 2-е.—М.:
Академия военных наук. Центр проблем стратегических ядерных сил, 1998.
386 с.
6. Павлинский Г. В. Преломление и отражение рентгеновского излучения:
Методическое пособие.—Иркутск.: ИГУ, 2003. 46с.
7. Физика высоких плотностей энергии /Под ред. П.Кальдиролы и Г.Кноп-
феля.— М.: Мир, 1974. 484 с.
8. Физика ядерного взрыва. В 2-х т. Т. 1 /МО РФ ЦФТИ.—М.: Наука; Физ-
матгиз, 1997. 528 с.
9. Хирш Д., Мэтьюз У. Водородная бомба: кто же выдал ее секрет? /УФН.
1991. Т. 161, № 5. С. 153-169.
10. Холин С. А. Неслучайное открытие / Атом. 2005. № 29. ВНИИЭФ. С. 32, 33.
11. Bell G. Nucleosynthesis in Sttars and Bombs / Rev. Mod. Phys. 1967. V. 39.
12. Hansen Ch. U. S. Nuclear Weapons Secret History.—Arlington, Texas:
Aerofax Inc., 1988.
13. Nuclear Weapons Databook.—Cambridg, Massachusets: Ballinger Publishing
Company, 1984.
14. Win ter berg F. The Physical Principles of Thermonuclear Explosive
Devices.—N.Y.: Fusion Energy Foundation, 1981.
К главе 6
1. Авиационное высокоточное оружие.—М.: РВСН, 1996. 240с.
2. Белов Г.В., Зоншайн С.И., Оскерко А.П. Основы проектирования
ракет.—М.: Машиностроение, 1974. 255 с.
3. Гильдерман Ю.И. Закон и случай.—Новосибирск.: Наука; Сиб. отд-е,
1991. 200с.
4. Дородных В.П., Лобашинский В.А. Торпеды.—М.: ДОСААФ, 1986.
96 с.
Список литературы
319
5. Князьков В. С., Рожков В.В. Боевые ракеты.—М.: ДОСААФ, 1977.
223 с.
6. Межконтинентальные баллистические ракеты СССР (РФ) и США / Под ред.
Е.Б. Волкова.—М.: РВСН, 1996. 374 с.
7. Морозов К.В. Ракеты — носители космических аппаратов.—М.: Маши-
ностроение, 1975. 120 с.
8. Оружие и технологии России. Энциклопедия. XXI век. Т. XIV.—М.: Изд.
дом «Оружие и технологии», 2007. 672 с.,
9. Пенцак И. Н. Теория полета и конструкция баллистических ракет.—М.:
Машиностроение, 1974. 344 с.
10. Справочник по ядерным боеприпасам США (1945-1992).—Сергиев Посад:
МО РФ, 1993. 226 с.
11. Стратегическое ядерное вооружение России /Под ред. П.Л.Подвига.—М.:
ИздАТ, 1998. 492 с.
12. Энциклопедия «Оружие и технологии России. XXI век». Т. 14. Ядерный
оружейный комплекс.—М.: Изд. дом «Оружие и технологии», 2007. 672 с.
13. Ядерные испытания СССР. Т. 1.—Саров: Российский Федеральный Ядер-
ный центр — ВНИИЭФ, 1997. 288 с.
К главе 7
1. Белов Г. В., Зоншайн С. И., Оскерко А. П. Основы проектирования
ракет.—М.: Машиностроение, 1974. 255 с.
2. Давыдов А. С. Сколько стоит оружейный уран / Центр по изучению про-
блем разоружения, энергетики и экологии. 25.11.1998.
3. Кириллов В.М. Физические основы радиационной и ядерной безопасно-
сти.—М.: Ракетные войска стратегического назначения, 1993. 244 с.
4. Клименко А.В. Цена оружейного урана /ВАНТ, сер. «Ядерные реак-
торы». Спец, выпуск. 1998.
5. Концепция по обращению с отработанным ядерным топливом. Сибирский
химический комбинат http:/atomsib/ru/sci/ecologi/Kontsepsive ро obras h
enivu s OYAT html.
6. Любятинский C.H., Филин В. П. Безопасное ВВ. От мифа к реально-
сти /Атом. 2007. № 33. ВНИИЭФ.
7. Межконтинентальные баллистические ракеты СССР (РФ) и США / Под ред.
Е.Б. Волкова.—М.: РВСН, 1996. 374с.
8. Оружие и технологии России. Энциклопедия. XXI век. Т. XIV.—М.: Изд.
дом «Оружие и технологии», 2007. 672 с.
9. Панов В.В. Надежность ракет.—М.: Воениздат, 1978. 117с.
10. Пенцак И. Н. Теория полета и конструкция баллистических ракет.—М.:
Машиностроение, 1974. 344 с.
11. РБК daily. 2007.02.11.
12. Справочник по ядерным боеприпасам США. (1945-1992).—Сергиев Посад:
МО РФ, 1993. 226 с.
13. Стратегическое ядерное вооружение России /Под ред. П.Л. Подвига.—М.:
ИздАТ, 1998. 492 с.
320
Список литературы
14. Фендриков Н. М., Яковлев В. И. Методы расчетов боевой эффективно-
сти вооружения.—М.: Воениздат, 1971. 224 с.
15. Чепмен Д.Р. Приближенный аналитический метод исследования входа
тел в атмосферу планет.—М.: ИЛ, 1962. 114 с.
16. Этапы большого пути. «Бюллетень по атомной энергии». К 60-летию Рос-
сийского федерального ядерного центра — ВНИИЭФ.
17. Air et Cosmos. 1970. V. 7, № 39.
18. Cochran Thomas В., Arkin William M. Hoenig Milton M. Nuclear
Weapons Databook. V. 1.—Cambridge: Ballinger Publishing Company.
19. Hansen Ch. U. S. Nuclear Weapons Secret History.—Arlington, Texas:
Aerofax Inc., 1988.
20. Hansen Spenst M., Toman John. Rock breaking takes a giant step into
the Space Age /Rock Products. 1965. June.
21. International Observer Issue. 2005. № 1. Oct.
22. Nuclear Radiation in Warfare. Stockholm. International Peace Research
Institute.—London: Taylor &: Francis Ltd, 1981.
23. Nuclear Weapons Databook.—Cambridg, Massachusets: Ballinger Publishing
Company, 1984.
24. Margeride J. Qu'est-ce que a neutrons? Effects et emplois possibles
/Defense Nationale. 1978. Dec.
25. Rock Products. 1965. V. 68, June 6.
26. Science et vie. 1961. № 522.
27. http/dvoika.net/muli/htm.
28. http://lib.girnet.ru/NTL/CHEMISTRY/gold.txt.
29. www.minat.ru, 25.11.2007.
30. http:/n-t.ru/ri/ps/pb004.htm.
31. http:/www.nuclear — weapons.nm.ru/theory.