реакции, ядерные реакции между лёгкими атомными ядрами, протекающие при очень высоких температурах (порядка 107 К и выше). Высокие температуры, то есть достаточно большие относительные энергии сталкивающихся ядер, необходимы для преодоления электростатического барьера, обусловленного взаимным отталкиванием ядер (как одноимённо заряженных частиц). Без этого невозможно сближение ядер на расстояние порядка радиуса действия ядерных 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 вещество ядерным взрывом, мощным газовым разрядом, гигантским импульсом лазерного излучения или бомбардировкой интенсивным пучком частиц.
Т. р., как правило, представляют собой процессы образования сильно связанных ядер из более рыхлых и потому сопровождаются выделением энергии (точнее, выделением в продуктах реакции избыточной кинетической энергии, равной увеличению энергии связи). При этом сам механизм этого 'экзоэнергетического' сдвига к средней части периодической системы элементов Менделеева здесь противоположен тому, который имеет место при делении тяжёлых ядер: почти все практически интересные Т. р. - это реакции слияния (синтеза) лёгких ядер в более тяжёлые. Имеются, однако, исключения: благодаря особой прочности ядра 4He (a-частица) возможны экзоэнергетические реакции деления лёгких ядер (одна из них, 'чистая' реакция 11B + р - 34Не + 8,6 Мэв, привлекла к себе интерес в самое последнее время).
Большое энерговыделение в ряде Т. р. обусловливает важность их изучения для астрофизики, а также для прикладной ядерной физики и ядерной энергетики. Кроме того, чрезвычайно интересна роль Т. р. в дозвёздных и звёздных процессах синтеза атомных ядер химических элементов (нуклеогенеза).
Скорости Т. р. В табл. 1 для ряда Т. р. приведены значения энерговыделения, основной величины, характеризующей вероятность Т. р. - её максимального эффективного поперечного сечения ( s макс, и соответствующей энергии налетающей (в формуле реакции - первой слева) частицы.
Главная причина очень большого разброса сечений Т. р. - резкое различие вероятностей собственно ядерных ('послебарьерных') превращений. Так, для большинства реакций, сопровождающихся образованием наиболее сильно связанного ядра 4He, сечение велико, тогда как для реакций, обусловленных слабым взаимодействием (например, р + р -D + е+ + n), оно весьма мало.
Т. р. происходят в результате парных столкновений между ядрами, поэтому число их в единице объёма в единицу времени равно n1n2 < vs(v) > , где n1, n2 - концентрации ядер 1-го и 2-го сортов (если ядра одного сорта, то n1n2 следует заменить на n 2), v - относительная скорость сталкивающихся ядер, угловые скобки означают усреднение по скоростям ядер v [распределение которых в дальнейшем принимается максвелловским (см. Максвелла распределение )] .
Температурная зависимость скорости Т. р. определяется множителем < vs(v) > . В практически важном случае 'не очень высоких' температур T < (107¸108) К она может быть приближённо выражена в виде, одинаковом для всех Т. р. В этом случае относительные энергии Е сталкивающихся ядер, как правило, значительно ниже высоты кулоновского барьера (последняя даже для комбинации ядер с наименьшим зарядом z 1 составляет ~ 200 Кэв, что соответствует, по соотношению E kT, T ~ 2×109 K) и, следовательно, вид s(v) определяется в основном вероятностью 'туннельного' прохождения сквозь барьер (см. Туннельный эффект ) , а не собственно ядерным взаимодействием, в ряде случаев обусловливающим 'резонансный' характер зависимости s(v) (именно такая зависимость проявляется в наибольших из значений sмакс в таблице 1). Результат имеет вид
< vs(v) > const× Т-2/3 ехр}
,
где const - постоянная, характерная для данной реакции, Z 1 , Z 2 - заряды сталкивающихся ядер, - их приведённая масса, е - заряд электрона, - Планка постоянная , k - Больцмана постоянная . Таблица 1
Реакция
Энерговыделение, Мэв
sмакс, барн (в области энергий £1 Мэв )
Энергия налетающей частицы, соответствующая sмакс, Мэв
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
16
17
18
19
20
21
p + p - D + e+ + v
p + D - 3He + g
p + T - 4He + g
D + D - T + P
D + D - 3He + n
D + D - 4He + g
D + T - 4He + n
T + D - 4He + n
T + T - 4He + 2n
D + 3He - 4He + p
3Не + 3Не -4Не+2р
n + 6Li - 4He + T
p + 6Li - 4He + 3He
p + 7Li - 24He + g
D + 6Li - 7Li + p
D + 6Li - 24He
D + 7Li - 24He + n
p + 9Be - 24He + D
p + 9Be - 6Li + 4He
p + 11B - 34He
p + 15N - 12C + 4He
2,2
5,5
19,7
4,0
3,3
24,0
17,6
17,6
11,3
18,4
12,8
4,8
4,0
17,3
5,0
22,4
15,0
0,56
2,1
8,6
5,0
10-23
10-6
10-6
0,16 (при 2 Мэв )
0,09
-
5,0
5,0
0,10
0,71
-
2,6
10-4
6×10-3
0,01
0,026
10-3
0,46
0,35
0,6
0,69 (при 1,2 Мэв )
-
-
-
2,0
1,0
-
0,13
0,195
1,0
0,47
-
0,26
0,3
0,44
1,0
0,60
0,2
0,33
0,33
0,675
1,2
p - протон, D - дейтрон (ядро дейтерия 2H), Т - тритон (ядро трития 3H) , n - нейтрон, е+ - позитрон, v - нейтрино, g - фотон.
Т. р. во Вселенной играют двоякую роль - как основной источник энергии звёзд и как механизм нуклеогенеза. Для нормальных гомогенных звезд, в том числе Солнца, главным процессом экзоэнергетического ядерного синтеза является сгорание Н в Не, точнее, превращение 4 протонов в ядро 4He и 2 позитрона. Этот результат можно получить двумя путями (Х. Бете и др., 1938-39): 1) в протон - протонной (рр) цепочке, или водородном цикле; 2) в углеродно-азотном (CN), или углеродном, цикле (таблицы 2 и 3).
Первые 3 реакции входят в полный цикл дважды. Времена реакций рассчитаны для условий в центре Солнца: Т 13 млн К (по другим данным - 16 млн К), плотность Н - 100 г /см 3 . В скобках указана часть энерговыделения, безвозвратно уходящая с n.
В CN-цикле ядро 12С играет роль катализатора. Для Солнца и менее ярких звёзд в полном энерговыделении преобладает рр-цикл, а для более ярких звёзд - CN-цикл.
Табл. 2 . - Водородный цикл
Реакция
Энерговыделение, Мэв
Среднее время реакции
р + р - D+e+ + v
е+ + еv -2g
p + D - 3He + g
3Не + 3Не - 4Не+2р
2×0,164 + (2×0,257)
2×1,02
2×5,49
12,85
1,4×1010 лет
-
5,7 сек
106 лет
Итого 4p - 4He + 2e+
26,21 + (0,514)
Водородный цикл разветвляется на 3 варианта. При достаточно больших концентрациях 4He и T > (10 ¸ 15) млн К, в полном энерговыделении начинает преобладать др. ветвь рр-цикла, отличающаяся от приведённой в таблице 2 заменой реакции 3He + 3He на цепочку:
3He + 4He - 7Be + g, 7Be + ev - 7Li + g,
p + 7Li - 24He,
а при ещё более высоких Т - третья ветвь:
3He + 4He - 7Be + g, р + 7Ве - 8В + g,
8B - 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 температурах и плотностях, чем рр- и CN-циклы. Основной реакцией гелиевого цикла, идущей, начиная с T ' 200 млн К, является так называемый процесс Солпитера: 34He - 12C + g1 + g2 + 7,3 Мэв (процесс не строго тройной, а двухступенчатый, идущий через промежуточное ядро 8Be). Далее могут следовать реакции 12C +4Не - 16O + g, 16O + 4He - 20Ne + g ; в этом состоит один из механизмов нуклеогенеза. 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 ядерной реакции 34Не - 12С, обеспечиваемая наличием подходящего дискретного уровня энергии у ядра 8Be.
Если продукты реакций гелиевого цикла вступят в контакт с Н, то осуществляется неоновый (Ne-Na) цикл, в котором ядро 20Ne играет роль катализатора для процесса сгорания Н в Не. Последовательность реакций здесь вполне аналогична CN-циклу (табл. 3), только ядра 12C, 13N, 13C, 14N, 15O, 15N заменяются соответственно ядрами20Ne, 21Na, 21Ne, 22Na, 23Na, 23Mg.
Табл. 3 . - Углеродный цикл
Реакция
Энерговыделение, Мэв
Среднее время реакции
р + 12С - 13N + g
1,95
1,3×107 лет
13N - 13С + е+ + v
1,50(0,72)
7,0 мин
р + 13С - 14N + g
7,54
2,7×106 лет
р + 14N - 15O + g
7,35
3,3×108 лет
15O - 15N + e+ +v
1,73 + (0,98)
82 сек
р + 15N - 12С + 4Не
4,96
1,1×105 лет
Итого 4р -4Не + 2е+
25,03 + (1,70)
Мощность этого цикла как источника энергии невелика. Однако он, по-видимому, имеет большое значение для нуклеогенеза, так как 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, является механизмом синтеза всё более тяжёлых ядер.
Средняя интенсивность энерговыделения e в типичных звёздных Т. р. по земным масштабам ничтожна. Так, для Солнца (в среднем на 1 г солнечной массы) . Это гораздо меньше, например, скорости энерговыделения в живом организме в процессе обмена веществ. Однако вследствие огромной массы Солнца (2×1033 г ) полная излучаемая им мощность (4×1026 вт ) чрезвычайно велика (она соответствует ежесекундному уменьшению массы Солнца на ~ 4 млн. т )и даже ничтожной её доли достаточно, чтобы оказывать решающее влияние на энергетический баланс земной поверхности, жизни и т. д.
Из-за колоссальных размеров и масс 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 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; например, фундаментальная реакцияр + p - D + е+ + n непосредственно вообще не наблюдалась.
Т. р. в земных условиях. На Земле имеет смысл использовать лишь наиболее эффективные из Т. р., связанные с участием изотопов водорода D и Т. Подобные Т. р. в сравнительно крупных масштабах осуществлены пока только в испытательных взрывах термоядерных, или водородных бомб (см. Ядерное оружие ) . Энергия, высвобождающаяся при взрыве такой бомбы (1023- 1024 эрг ) , превышает недельную выработку электроэнергии на всём земном шаре и сравнима с энергией землетрясений и ураганов. Вероятная схема реакций в термоядерной бомбе включает Т. р. 12, 7, 4 и 5 (табл. 1). В связи с термоядерными взрывами обсуждались и др. Т. р., например 16,14, 3 .
Путём использования Т. р. в мирных целях может явиться управляемый термоядерный синтез (УТС), с которым связывают надежды на решение энергетических проблем человечества, поскольку дейтерий, содержащийся в воде океанов, представляет собой практически неисчерпаемый источник дешёвого горючего для управляемых Т. р. Наибольший прогресс в исследованиях по УТС достигнут в рамках советской программы 'Токамак'. Аналогичные программы к середине 70-х гг. 20 в. стали энергично развиваться и в ряде др. стран. Для УТС наиболее важны Т. р. 7,5 и 4 [а также 12 для регенерации дорогостоящего Т]. Независимо от энергетических целей термоядерный реактор может быть использован в качестве мощного источника быстрых нейтронов. Однако значительное внимание привлекли к себе и 'чистые' Т. р., не дающие нейтронов, например 10, 20 (табл. 1).
Лит.: Арцимович Л. А., Управляемые термоядерные реакции, 2 изд., М., 1963; Франк-Каменецкий Д. А., Физические процессы внутри звезд, М., 1959; Термоядерные реакции, в кн.: Проблемы современной физики, М., 1954, в. 1; Fowler W. A., Caughlan G. R., Zimmerman В. A., 'Annual Review of Astronomy and Astrophysics', 1967, v. 5, p. 525.
В. И. Коган.