ТЕРМОЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ

ТЕРМОЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ

       

ядерные реакции между лёгкими ат. ядрами, протекающие при очень высоких темп-рах (=108К и выше). Высокие темп-ры, т. е. достаточно большие относительные энергии сталкивающихся ядер, необходимы для преодоления электростатич. барьера, обусловленного взаимным отталкиванием ядер (как одноимённо заряж. ч-ц). Без этого невозможно сближение ядер на расстояние порядка радиуса действия яд. сил, а следовательно, и «перестройка» ядер, происходящая при Т. р. Поэтому Т. р. в природных условиях протекают лишь в недрах звёзд, а для их осуществления на Земле необходимо сильно разогреть в-во либо ядерным взрывом, либо мощным газовым разрядом, либо гигантским импульсом лазерного излучения или бомбардировкой интенсивным пучком ч-ц.

Табл. 1.

Т. р., как правило, представляют собой процессы образования сильно связанных ядер из более рыхлых и потому сопровождаются выделением в продуктах реакции избыточной кинетич. энергии, равной увеличению суммарной энергии связи (см. ЯДЕРНАЯ ЭНЕРГИЯ). При этом сам механизм этого экзоэнергетич. сдвига к ср. части периодич. системы элементов Менделеева здесь противоположен тому, к-рый имеет место при делении тяжёлых ядер: почти все практически важные Т. р.— это реакции слияния (синтеза) лёгких ядер в более тяжёлые. Имеются и исключения: благодаря особой прочности ядра 4Не (a-частица) возможны экзоэнергетич. реакции деления лёгких ядер (по меньшей мере одна из них, «чистая» реакция 11В+р ® 34Не+8,7 МэВ, по-видимому, также может представить практический интерес).

Большое энерговыделение в ряде Т. р. обусловливает их важность для астрофизики, прикладной яд. физики и яд. энергетики. Чрезвычайно интересна также роль Т. р. в дозвёздных и звёздных процессах синтеза ат. ядер хим. элементов (нуклеогенеза).

Скорости Т. р.

В табл. 1 для ряда Т. р. приведены значения энерговыделения, максимального сечения sмакс — осн. величины, характеризующей вероятность Т. р., и соответствующей энергии налетающей ч-цы (в ф-ле реакции — первой слева).

Гл. причина очень большого разброса сечений Т. р.— резкое различие вероятностей собственно ядерных («послебарьерных») превращений. Так, для большинства реакций, сопровождающихся образованием наиболее сильно связанного ядра 4Не, сечение велико, тогда как для реакций, обусловленных слабым взаимодействием (напр., р+р®d+e++n), оно весьма мало.

Т. р. происходят в результате парных столкновений между ядрами, поэтому число их в ед. объёма в ед. времени равно n1n2< ns(v)>, где n1, n2 — концентрации ядер 1-го и 2-го сортов (если ядра одного сорта, то n1, n2 следует заменить на 1/2 n2), v — относит. скорость сталкивающихся ядер (распределение скоростей в дальнейшем принимается максвелловским; (см. МАКСВЕЛЛА РАСПРЕДЕЛЕНИЕ)). Температурная зависимость скорости Т. р. определяется множителем . В практически важном случае «не очень высоких» темп-р Т?(107—108)К она может быть приближённо выражена в виде, одинаковом для всех Т. р. В этом случае относит. энергии ? сталкивающихся ядер, как правило, значительно ниже высоты кулоновского барьера, к-рая даже для комбинации ядер с наименьшим ат. номером Z=1 составляет =200 кэВ, что соответствует (по соотношению ?=kT) T=2.109 К. Следовательно, вид s(v) определяется в осн. вероятностью туннельного прохождения сквозь барьер (см. ТУННЕЛЬНЫЙ ЭФФЕКТ). Результат имеет вид:

где const — постоянная, характерная для данной реакции, Z1, Z2 — ат. номеpa сталкивающихся ядер, m=m1m2/(m1+m2)— их приведённая масса, е — заряд эл-на. Кроме того, в ряде случаев собственно яд. вз-ствия обусловливают резонансный хар-р зависимости s(v) (наибольшие из значений sмакс в табл. 1).

Т. р. во Вселенной играют двоякую роль — как осн. источник энергии звёзд и как механизм нуклеогенеза. Для нормальных гомогенных звёзд, в т. ч. Солнца, гл. процессом экзоэнергетич. яд. синтеза явл. сгорание Н в Не, точнее, превращение четырёх протонов в ядро 4Не, два позитрона и два нейтрино. Этот результат можно получить двумя путями (нем. физик X. Бете и др., 1938—39): 1) в протон-протонной, (рр) цепочке, или водородном цикле (табл. 2); 2) в углеродно-азотном (CN), или углеродном, цикле (табл. 3).

Табл. 2. ВОДОРОДНЫЙ ЦИКЛ

Первые три реакции входят в полный цикл дважды.

Времена реакций рассчитаны для условий в центре Солнца: Т= 13 млн. К (по др. данным, 16 млн. К), плотность Н — 100 г/см3. В скобках указана часть энерговыделения, безвозвратно уходящая с v.

В CN-цикле ядро 12С играет роль катализатора.

Табл. 3. УГЛЕРОДНЫЙ ЦИКЛ

Для Солнца и менее ярких звёзд в полном энерговыделении преобладает рр-цикл, а для более ярких звёзд — CN-цикл. В начале 70-х гг. всеобщая уверенность в термояд. механизме генерации солн. энергии была временно поколеблена тем фактом, что непосредственно измеренный поток солн. нейтрино, достигающий Земли, оказался значительно меньше теоретически ожидаемого для рр-цикла. Однако последующие измерения снизили это расхождение до множителя =3, что в совокупности с неточностью как измерений, так и теор. модели Солнца (в частности, темп-ры в его центре) в осн. рассеяло возникшие сомнения. Водородный цикл разветвляется на три варианта. При достаточно больших концентрациях 4Не и T>(10— 15) млн. К в полном энерговыделении начинает преобладать вторая ветвь рр-цикла, отличающаяся от приведённой в табл. 2 заменой реакции 3Не+3Не на цепочку:

3Не+4Не ®7Ве+g, 7Ве+е-® 7Li +g, p+7Li ® 24He,

а при ещё более высоких Т.— третья ветвь:

3Не+4Не ®7Ве+g, р+7Ве®8В+g, 8В®8Be+e++n, 8Be®24He.

Для звёзд-гигантов с плотными выгоревшими (по содержанию Н) ядрами существенны гелиевый и неоновый циклы Т. р.; они протекают при значительно более высоких темп-рах и плотностях, чем рр- и CN-циклы. Осн. реакцией гелиевого цикла, идущей начиная с Т»200 млн. К, является т. н. процесс Солпитера: 34Не ®12C+g1+g2+7,3 МэВ (процесс двухступенчатый, идущий через промежуточное ядро 8Ве). Далее могут следовать реакции 12С+4Не ® 16О+g, 16O+4Не ® 20Ne+g; в этом состоит один из механизмов нуклеогенеза. Интересно, что сама возможность процесса Солпитера, а тем самым и нуклеогенеза большинства элементов (предпосылка возникновения всех форм жизни!) связана с таким случайным обстоятельством, как большая «острота» резонанса в зависимости s(v) для яд. реакции 34Не®12С, обеспечиваемая наличием подходящего дискр. уровня энергии у ядра 8Ве.

Если продукты реакций гелиевого цикла вступят в контакт с Н, то осуществится неоновый (Ne—Na) цикл, в к-ром ядро 20Ne играет роль катализатора для процесса сгорания Н в Не. Последовательность реакций здесь вполне аналогична CN-циклу (табл. 3), только ядра 12С, 13N, 13C, 14N, 15O, 16N заменяются соотв. ядрами 20Ne, 21Na, 21Ne, 22Na, 23Na, 23Mg. Мощность этого цикла как источника энергии невелика. Однако он, по-видимому, имеет большое значение для нуклеогенеза, т. к. одно из промежуточных ядер цикла (21Ne) может служить источником нейтронов: 21Ne+4He ®24Mg+n (аналогичную роль может играть и ядро С, участвующее в CN-цикле).

Последующий «цепной» захват нейтронов, чередующийся с процессами b-распада, явл. механизмом синтеза всё более тяжёлых ядер.

Ср. интенсивность энерговыделения e в типичных звёздных Т. р. по земным масштабам ничтожна; так, для Солнца (в ср. на 1 г солн. массы) e=2 эрг/с•г. Это гораздо меньше, напр., скорости энерговыделения в живом организме в процессе обмена в-в. Однако вследствие огромной массы Солнца (2•1033 г) полная излучаемая им мощность (4•1026 Вт) чрезвычайно велика (она соответствует ежесекундному уменьшению массы Солнца приблизительно на 4 млн. т).

Благодаря колоссальным размерам и массам Солнца и звёзд в них идеально решается проблема удержания (в данном случае гравитационного) и термоизоляции плазмы: Т. р. протекают в горячем ядре звезды, а теплоотдача происходит с удалённой от ядра и гораздо более холодной поверхности. Только поэтому звёзды могут эффективно генерировать энергию в таких медленных процессах, как рр- и CN-циклы (табл. 2 и 3). В земных условиях эти процессы практически неосуществимы; напр., фундам. реакция p+p®d+e+ +n непосредственно вообще не наблюдалась.

Т. р. в земных условиях. На Земле имеет смысл использовать лишь наиболее эффективные из Т. р., прежде всего связанные с участием дейтерия и трития. Подобные Т. р. в сравнительно крупных масштабах осуществлены пока только в испытательных взрывах термоядерных, или водородных, бомб. Вероятная схема реакций в термояд. бомбе включает Т. р. 12, 7, 4 и 5 (табл. 1), но возможны и другие Т. р., напр. 16, 14, 3.

Использованием Т. р. в мирных целях может явиться управляемый термоядерный синтез (УТС), с к-рым связывают надежды на решение энергетич, проблем человечества, поскольку дейтерий, содержащийся в воде океанов, представляет собой практически неисчерпаемый источник дешёвого горючего для управляемых Т. р. Для УТС наиболее важны Т. р. 7, 5 и 4 (а также 12 для регенерации дорогостоящего трития).

Независимо от целей непосредств. получения энергии термоядерный реактор может быть использован в кач-ве мощного источника быстрых нейтронов. Последние могут быть использованы, в частности, в энергетич. целях в последующих реакциях деления тяжёлых ядер (см. ДЕЛЕНИЕ АТОМНОГО ЯДРА) в окружающем реактор бланкете из урана (или тория). Это т. н. гибридный реактор, работающий по схеме «синтез — деление» и являющийся одним из звеньев программы УТС. С другой стороны, заметное внимание привлекли к себе и «чистые» Т. р., но дающие нейтронов, напр. реакции 10, 20 (табл. 1).

Физический энциклопедический словарь. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1983.

ТЕРМОЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ

- ядерные реакции между лёгкими атомными ядрами, протекающие при очень высоких темп-рах (10⁷-10⁸ К). T. р.- основной (хотя и не единственный) тип процессов, в которых ядрам, испытывающим взаимное кулоновское отталкивание, удаётся, преодолев соответствующий электростатический барьер (рис. 1), сблизиться на расстояние порядка радиуса действия ядерных сил притяжения и, провалившись в образуемую ими глубокую потенц. яму, совершить ту или иную экзоэнергетич. (т. е. сопровождающуюся выделением энергии) ядерную перестройку. Под "выделением энергии" подразумевается выделение в продуктах реакции избыточной кинетич. энергии, равной увеличению суммарной энергии связи.T. о., относительно рыхлые ядра перестраиваются в более прочно связанные, а поскольку ядра с наибольшей энергией связи на один нуклон находятся в ср. части периодич. системы Менделеева, то наиб, типичным механизмом экзоэнергетич. реакции является с л и ян и е (с и н т е з) легчайших ядер в более тяжёлые. Вместе с тем существуют и экзоэнергетич. р е а к ц и и д е л е н и я лёгких ядер, напр. благодаря особой прочности ядра ⁴He возможна реакция ¹¹ В + р->3⁴ Не + 8,7МэВ.

Рис. 1. Потенциальная энергия межъядерного взаимодействия как функция расстояния между ядрами; - относительная энергия ядер, отвечающая глубоко под-барьерному прохождению. Штриховкой показано "срезание" барьера отталкивания на боровском радиусе a_m отрицательного мюона в кулоновском поле одного из сталкивающихся ядер, лежащее в основе явления m-катализа.

Ниже, для краткости, все охарактеризованные выше процессы именуются реакциями ядерного синтеза (ЯС).

По механизму преодоления кулоновского барьера реакции ЯС можно разделить на два осн. класса: А - реакции при неискажённом барьере, требующие для своего протекания достаточно большой относит. энергии сталкивающихся ядер, к-рая сообщается им в результате ускорения или сильного разогрева; Б- реакции т. н. холодного синтеза, к-рые становятся возможными в результате сильного искажения самого барьера - прежде всего его сужения благодаря "срезанию" внешней, наиб. широкой части.

Реакции класса А могут реализоваться либо в нек-ром ускорителе (реакция ЯС на мишени; возможен также случай "микроускорителя", см. ниже), либо в высокотемпературной плазме звёздных недр, ядерного взрыва, мощного газового разряда или в плазме вещества, разогретого гигантским импульсом лазерного излучения, бомбардировкой интенсивным пучком частиц и т. п.; именно в последнем круге явлений реакции ЯС сводятся к собственно T. р.

Реакции класса Б являются следствием таких физически разнородных явлений, как: 1) смятие кулоновского барьера колоссальным давлением в недрах плотных звёзд (r>>10⁴ г/см ³) - случай т. <н. пикноядерных реакций[3]; 2) прямое кулоновское экранирование поля дейтрона или протона захваченным на боровскую орбиту отрицат. мю-оном (рис. 1) - случай т. н. мюонного катализа.

Существуют и такие реакции ЯС, сама принадлежность к-рых к классу А или Б пока совершенно неясна. Это относится, в частности, к сенсационным экспериментам Флейшмана - Понса (США, 1989, т. н. холодный синтез), в к-рых реакции ЯС наблюдались при электролитич. насыщении дейтерием кристаллич. решётки палладия (а затем титана и др.). Физически более интересным и практически крайне заманчивым механизмом ЯС здесь явилась бы взаимная кулоновская экранировка дейтронов в результате каких-то весьма нетривиальных квантово-механич. эффектов (класс Б), однако более вероятным механизмом представляется всё же ускорение дейтронов в электрич. полях, возникающих в микротрещинах решётки при электролизе или при внедрении в неё дейтронов из газовой среды под давлением (класс А) [11].

Непреходящий интерес к реакциям ЯС, и прежде всего к T. р., связан с тем, что они являются: 1) гл. источником энергии Солнца и звёзд, а также механизмом дозвёзд-ных и звёздных процессов синтеза атомных ядер хим. элементов; 2) одной из физ. основ ядерного взрыва и (тер-мо)ядерного оружия; 3) основой управляемого термоядерного синтеза (УТС)- экономически и экологически перспективного направления энергетики будущего.

Скорости T. р. Для ряда экзоэнергетич. ядерных реакций, представляющих интерес в проблеме УТС, в табл. приведены значения энерговыделения и макс. эфф. сечения s _макс. На рис. 2 приведены зависимости s от энергии налетающей частицы (в ф-лах реакций - первая слева).

Табл.- Экзоэнергетические реакции между лёгкими ядрами

p-протон, d-дейтрон (ядро дейтерия ²H), t - тритон (ядро трития H), n - нейтрон, е ⁺ -позитрон, v - нейтрино, g - фотон. Распределение энерговыделения между продуктами реакции обычно обратно пропорционально их массам.

При интерпретации этих данных, и в частности большого разброса значений s _макс, следует иметь в виду, что сечение любой из реакций есть, грубо говоря, произведение сечения прохождения сквозь кулоновск. барьер и вероятности последующего, собственно ядерн., превращения.

Рис. 2. Сечения реакций ядерного синтеза в зависимости от энергии налетающей частицы (в табл. - слева). Кривая 1- реакция 7; 2 - реакция 10; 3 - реакция 4 и 5; 4 - реакция d + ⁶Li⁷ Ве + n + 3,4 МэВ; 5-реакция 15; 6- реакция 16; 7- реакция 9.

Первый, "кулоновский", сомножитель по своей физ. природе универсален для всех T. р. Поскольку высота барьера (Z_1e, Z_2e - заряды ядер, R -сумма их "радиусов") даже для комбинации ядер с наименьшими Z₁ = Z₂ = 1, напр. d + d, составляет ~200 кэВ [тогда как для плазмы звёздных недр или совр. направлений УТС наиб. типичны темп-ры ~(10⁷-10⁸) К, т. е. ср. энергии частиц ~(1 -10) кэВ], преодоление барьера носит, как правило, характер туннельного, притом глубоко под-барьерного прохождения (см. Туннельный эффект). Вероятность туннельного прохождения может быть описана предельной (для , где -относит. энергия сталкивающихся ядер) формой известной гамовской экспоненты, а именно: , где -относит. скорость ядер, m = т₁ т₂/( т₁+т₂)- их приведённая масса. (Эта простая зависимость становится неадекватной в тех, ныне нередких для УТС случаях, когда T. р. происходят не только "тепловым", подбарьерным образом, но и в результате столкновений ядер плазмы как мишеней с ядрами инжектируемого пучка, энергия к-рых .)

Второй, "ядерный", сомножитель, определяющий осн. масштаб сечения T. р., напротив, специфичен для каждой конкретной T. р. В частности, для реакций с образованием наиб. сильно связанного ядра ⁴He он велик и обычно резонансно зависит от энергии (это относится, напр., к важнейшим для УТС реакциям 7 и 10 и к одной из гипотетически перспективных "чистых", т. е. безнейтронных, реакций - реакции 20). Для реакций, обусловленных слабым взаимодействием, он чрезвычайно мал; так, фундаментальная для энерговыделения Солнца реакция 1 непосредственно (в лаборатории) вообще не наблюдалась.

Зависимость интенсивности T. р. от плотности плазмы определяется тем, что они происходят в результате парных столкновений между ядрами. Число реакций в единице объёма в единицу времени равно n₁n₂<us(u)>, где n₁, n₂ - концентрации ядер сортов 1 и 2 (если ядра одного сорта, то произведение п₁ п₂ следует заменить на (1/2)n²); угл. скобками обозначено усреднение по распределению относит. скоростей u, в дальнейшем принимаемому макс-велловским (см. Максвелла распределение).

Зависимость интенсивности T. р. от темп-ры определяется "скоростным" множителем <us(u)>. В области "не очень высоких" темп-р T<=(10⁷-10⁸) К и в отсутствие резонанса в сечении реакции имеем и тогда <us(u)>. может быть приближённо выражено в форме, универсальной для всех нерезонансных T. р. Для этого достаточно использовать относительную узость максимума при u =u _макс, образуемого в <us(u)> произведением двух экспонент - гамовской и максвелловской, ехр( - mu²/2kT). В результате имеем

где const - постоянная, характерная для данной T. р. Эта ф-ла справедлива лишь при больших (>>1) значениях показателя экспоненты.

Полученная температурная зависимость скорости T. р., <us(u)>ехр(-const/T^1/3), сама по себе достаточно сильная, всё же не столь резка, как, напр., типичная температурная зависимость exp( -const/ T )скорости хим. реакций, благодаря чему, собственно, только и могут T. р. эффективно протекать уже при темп-pax kT, в десятки раз ниже высоты кулоновского барьера . Причина такого рода "облегчённой" (в относит. масштабе /kT )проницаемости кулоновского барьера по сравнению с "химическим" барьером активации состоит в том, что первый имеет сильно скошенную (рис. 1), а второй - почти вертикальную форму.

Существование неширокой области относит. энергий ядер ок. =(1/2) mu² _макс, вносящей осн. вклад в полную скорость <us> T. р., имеет простой физ. смысл: для более частых столкновений ядер с энергией слишком мала проницаемость барьера, и, наоборот, наиб. эффективные по проницаемости столкновения ядер с слишком редки. "Оптимальная" энергия приходится на "хвостовую" область максвелловского распределения; напр., для T. р. 4 и 5 (табл.) /kT=6,25T^-1/3 _кэВ>>1.

Расчёт скорости T. р. для немаксвелловского распределения ядер (конкретно, усечённого со стороны больших ) показывает, что, начиная со ср. энергий порядка неск. кэВ, когда оптим. "номер хвоста" /kT "эквивалентного" (в смысле одинаковости ср. энергий) максвелловского распределения уже перестаёт быть большим, наличие или отсутствие полного максвелловского распределения ядер практически некритично для значения <us>.

Скорости <us> нек-рых важнейших для УТС T. р., рассчитанные численно (с учётом также и резонансов) для максвелловского распределения, приведены на рис. 3; скорость реакции 5 составляет (51-55)% от скорости DD _полн.

Рис. 3. Скорости некоторых важнейших для УТС термо ядерных реакций.

T. р. во Вселенной играют двоякую роль - как осн. источник энергии звёзд и как один из основных механизмов нуклеосинтеза. Для нормальных гомогенных звёзд, в т. ч. Солнца, гл. процессом экзоэнергетического ЯС является сгорание H в Не, точнее, превращение 4 протонов в ядро ⁴He, 2 позитрона и 2 нейтрино. Этот результат можно получить двумя путями [X. Бете (H. Bethe) и др., 1938- 39]: 1) в протон-протонной (рр) цепочке, или водородном цикле;2) в углеродно-азотном цикле(CN).

Для звёзд-гигантов с плотными, выгоревшими (по содержанию H) ядрами (см. Эволюция звёзд )существенны гелиевый и неоновый циклы T. р.; они протекают при значительно более высоких темп-pax и плотностях, чем рр-и CN-циклы. Осн. реакцией гелиевого цикла, идущей начиная с T200 млн. К, является т. <н. п р о ц е с с С о л п и т е-р а (3a-реакция): 3⁴He¹² С + g₁+g₂ + 7,3 МэВ (процесс двухступенчатый, идущий через промежуточное ядро ⁸Be). Далее могут следовать реакции ¹² С+ ⁴He¹⁶O+ g, ¹⁶ О+ ⁴He Ne+ g; в этом состоит один из механизмов нуклеосинтеза. Интересно, что сама возможность процесса Солпитера, а тем самым и нуклеосинтеза большинства элементов (предпосылка возникновения всех форм жизни!), связана с таким случайным (?) обстоятельством, как большая "острота" резонанса в зависимости s (u)для ядерной реакции 3⁴He¹²C, обеспечиваемая, в свою очередь, наличием подходящего дискретного уровня у ядра ⁸Be.

Если продукты реакции гелиевого цикла вступят в контакт с H, то осуществляется неоновый (Ne - Na) цикл, в к-ром ядро ²⁰Ne играет роль катализатора для процесса сгорания H в Не. Последовательность реакций здесь вполне аналогична CN-циклу, только ядра ¹² С, ¹³N, ¹³C, ¹⁴N, ¹⁵O, ¹⁵N заменяются соответствующими ядрами ²⁰Ne, ²¹Na, ²¹Ne, ²²Na, ²³Mg, ²³Na. Мощность этого цикла как источника энергии невелика. Однако он, по-видимому, имеет большое значение для нуклеосинтеза, т. к. одно из промежуточных ядер цикла (²¹Ne) может служить источником нейтронов: ²¹Ne+ ⁴He ⁴Mg +n (аналогичную роль может играть и ядро ¹³C, участвующее в CN-цикле). Последующий "цепной" захват нейтронов, чередующийся с процессами b-распада, является механизмом синтеза всё более тяжёлых ядер.

Cp. интенсивность энерговыделения e в типичных звёздных T. р. по земным масштабам ничтожна; так, для Солнца (в ср. на 1 г солнечной массы) e = 2 эрг/с · г. Это гораздо меньше, напр., скорости энерговыделения в живом организме в процессе обмена веществ, а обычная электрич. лампочка по мощности эквивалентна многим тоннам солнечного вещества. Однако вследствие огромной массы Солнца (2^.10³³ г) полная излучаемая им мощность (4^.10²⁶Bт) столь велика (она соответствует ежесекундному уменьшению массы Солнца ~ на 4 млн. т), что даже ничтожной её доли достаточно, чтобы оказывать решающее влияние на энергетич. баланс земной поверхности, жизни и т. д.

Благодаря колоссальным размерам и массам Солнца и звёзд, в них идеально решается проблема удержания (в данном случае гравитационного) и термоизоляции плазмы: T. р. протекают в горячем ядре звезды, а теплоотдача происходит с удалённой от ядра и гораздо более холодной поверхности. Только поэтому звёзды могут эффективно генерировать энергию в таких медленных процессах, как рр- и CN-циклы. В земных условиях эти процессы практически неосуществимы.

T. р. в земных условиях. На Земле имеет смысл использовать лишь наиб. эффективные T. р., прежде всего связанные с участием дейтерия, трития и гелия-3. Подобные T. р. в крупных масштабах осуществлены пока только в ис-пытат. взрывах термоядерных, или водородных, бомб [4]. Схема реакций в термоядерной бомбе включает T. р. 12, 7, 4 и 5 (табл.), но, в принципе, возможны и другие T. р., напр. реакции 16, 14, 3.

Использованием T. р. в мирных целях может явиться УТС, с к-рым связывают надежды на решение энергетич. проблем человечества, поскольку дейтерий, содержащийся в воде океанов, представляет собой практически неисчерпаемый источник дешёвого горючего для управляемых T. р. Для УТС наиб. важны T. р. 7, 5 и 4 (а также реакция 12 для регенерации дорогостоящего трития). По экологическим соображениям всё большее внимание привлекают к себе и "чистые" (т. н. малорадиоактивные) T. р., не дающие нейтронов, напр. реакции 20 и особенно 10 (табл.).

Лит.:1)Проблемы современной физики, в. 1, M., 1954; 2) Гольданский В. И., Лейкин E. M., Превращения атомных ядер, M., 1958; 3) Harrison E. R., Thermonuclear and pycnonuclear reactions, "Proc. Phys. Soc.", 1964, v. 84, pt. 2, p. 213; 4) Ритус В. И., "Если не я, то кто?", "Природа", 1990, № 8, с. 10; Романов Ю. А., Отец советской водородной бомбы, там же, с. 20; 5) Роуз Д. Дж., Кларк M., Физика плазмы и управляемые термоядерные реакции, пер. с англ., M., 1963; 6) Козлов Б. H., Скорости термоядерных реакций, "Атомная энергия", 1962, т. 12, в. 3, с. 238; 7) Fowler W. А., Caughlan G. R., Zimmerman B. А., Thermonuclear reaction d rates 2, "Ann. Rev. Astron. and Astrophys.", 1975, v. 13, p. 69; 8) Коган В., Лисица В. С., Радиационные процессы в плазме, в сб.: Итоги науки и техники, сер. Физика плазмы, под ред. В. Д. Шафранова, т. 4, M., 1983; 9) Франк-Каменецкий Д. А., Физические процессы внутри звезд, M., 1959; 10) Ядерная астрофизика, под ред. Ч. Барнса, Д. Клейтона, Д. Шрамма, пер. с англ., M., 1986; 11) Царев В. А., Низкотемпературный ядерный синтез, "УФН", 1990, т. 160, в. 11, с. 1.

В. И. Коган.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.