Nukleær kjedereaksjon

Fra Wikipedia, den frie encyklopedi
Gå til: navigasjon, søk
En mulig kjernefysisk fisjonskjedereaksjon:
1. Et uran-235 atom absorberer et nøytron, og fisjonerer til to nye atomer (fisjonsfragmenter), og frigjør tre nye nøytroner og en stor mengde bindende energi.
2.. Ett av disse nøytronene blir absorbert av uran-238, og fortsetter ikke reaksjonen. Ett annett nøytron forlater systemet uten å bli absorbert. Uansett, ett nøytron kolliderer med et atom av uran-235, som da fisjonerer og frigjør to nøytroner og mer bindene energi.
3. Begge disse nøytronene kolliderer med uran-235 atomer, og hver av de frigjør nye nøytroner, som kan fortsette kjedereaksjonen.

En nukleær kjedereaksjon oppstår når en kjernereaksjon fører til et gjennomsnitt av en eller flere kjernefysiske reaksjoner, og dermed fører til selv-formerende antall av disse reaksjonene. Den konkrete kjernereaksjonen kan være fisjoner av tunge isotoper (f.eks 235U) eller fusjon av lette isotoper (f.eks 2H og 3H). Den nukleære kjedereaksjonen er unik siden den frigjør flere millioner ganger så mye energi per reaksjon enn noen kjemiske reaksjoner.

Historie[rediger | rediger kilde]

Konseptet med en nukleær kjedereaksjon ble først realisert av den ungarske forskeren Leó Szilárd i 1933. Han søkte patent på sin idé om en enkel kjernereaktor året etter.[1]

Teorien om den totale kvantitative kjeden kjemiske reaksjoner ble opprettet av den sovjetiske fysikeren N.N. Semyonov i 1934. Ideen om kjedereaksjoner, utviklet av Semjonov, er grunnlaget for ulike høyteknologier med forbrenning av gassblandinger. Ideen ble også brukt for beskrivelsen av kjernereaksjon.[2]

I 1936 forsøkte Szilárd å skape en kjedereaksjon med beryllium og indium, men lykkes ikke. I 1939 oppdaget Szilárd og Enrico Fermi nøytronmultiplikasjon i uran, som beviste at en kjedereaksjon faktisk var mulig.[3] Denne oppdagelsen førte også til brevet fra Albert Einstein til president Franklin D. Roosevelt, der det ble advart om muligheten for at det nasjonalsosialistiske Tyskland kunne forsøke å bygge en atombombe.[4][5]

Enrico Fermi laget den første kunstige selvdrevne nukleære kjedereaksjon, kalt Chicago Pile-1 (CP-1), på en racketsbane nedenfor Stagg Field Stadion ved University of Chicago den 2. desember 1942. Fermis eksperimenter ved University of Chicago var en del av Arthur Holly Comptons metallurgiske laboratorium, som var en del av Manhattanprosjektet.

I 1956 postulerte Paul Kuroda ved University of Arkansas at en naturlig fisjonsreaktor en gang kunne ha eksistert. Siden nukleære kjedereaksjoner bare krever naturlige materialer (f.eks vann og uran), er det mulig at slike kjedereaksjoner kan oppstå der det er den rette kombinasjonen av materialer innenfor jordskorpen. Kurodas prognose ble bekreftet med oppdagelsen av bevis for naturlige selvdrevne nukleære kjedereaksjoner i fortiden på Oklo i Gabon, Afrika i september 1972.[6]

Fisjonskjedereaksjon[rediger | rediger kilde]

Fisjonskjedereaksjoner oppstå på grunn av interaksjoner mellom nøytroner og spaltbare isotoper (f.eks 235U). Kjedereaksjon krever både frigjøring av nøytroner fra spaltbare isotoper under fisjon, og den påfølgende absorpsjon av noen av disse nøytroner i spaltbare isotoper. Når et atom gjennomgår fisjon, blir noen nøytroner (det nøyaktige antall avhenger av flere faktorer) kastet ut av reaksjonen. Disse frie nøytroner vil samhandle med de omliggende medium, og hvis mer spaltbart brensel er tilstede, kan noen bli absorbert og føre til flere fisjoner. Dermed gjentar syklusen for å gi en reaksjon som er selvdrevet.

Kjernekraftverk opererer ved å nøyaktig kontrollere hastigheten som nukleære reaksjoner oppstår, og at kontrollen er opprettholdt gjennom bruk av flere overflødig sikkerhetstiltak. Videre gjør materialene i en reaktorkjerne og nivået av urananrikelsen en kjernefysisk eksplosjon umulig, selv om alle sikkerhetstiltak mislyktes. På den annen side er kjernevåpen spesielt konstruert for å produsere en reaksjon som er så rask og intens at den kan ikke styres etter at den har startet. Når den er riktig utformet, kan denne ukontrollerte reaksjonen føre til en eksplosiv energifrigjørelse.

Fisjonsbrensel[rediger | rediger kilde]

Fisjonsvåpen må bruke høyt anriket brensel, med ekstremt høy kvalitet som overstiger den kritiske størrelsen og geometrien (kritisk masse) for å få en eksplosiv kjedereaksjon. Brenselet for en fisjonsreaktor er svært forskjellig, vanligvis bestående av en lavt anriket oksidmateriale (f.eks UO2). Det er umulig for et kjernekraftverk å gjennomgå en eksplosiv nukleær kjedereaksjon. Tsjernobylulykken var en dampeksplosjon, ikke en kjernefysisk eksplosjon.[7] Videre krever alle kraftverk lisensiert i USA en negativ voidkoeffisient for reaktivitet, som fullstendig eliminerer muligheten for ulykken som skjedde i Tsjernobyl (som skyldtes en positiv voidkoeffisient).

Fisjonsprodukter[rediger | rediger kilde]

Når en tungt atom gjennomgår en fisjon brekker det i to eller flere fisjonsfragmenter. Også flere frie nøytroner, gammastråler, og nøytrinoer slippes ut, og store mengder energi frigjøres. Summen av massene av fisjonsfragmenter og frigjorte nøytroner er faktisk mindre enn massen av det opprinnelige atomet og det tilhørende nøytronet. Masseforskjellen er redegjort for i frigjøring av energi i henhold til ligningen E=mc²:

\frac{E}{c^2} = m_\mbox{original}-m_\mbox{final}

På grunn av den ekstremt store verdien av lysets hastighet, c, forårsaker en liten nedgang i masse en enorm frigjøring av energi. Mens typiske kjemiske reaksjoner frigjør energier på størrelse med noen få eV (f.eks den bindende energien for elektronet til hydrogen er 13,6 eV), frigjør fisjonsreaksjoner vanligvis energier på størrelse med hundrevis av millioner eV.

To typiske fisjonsreaksjoner er vist nedenfor med gjennomsnittlige verdier av energi som frigjøres og antall nøytroner kastet ut:

{}^{235}U + \mbox{neutron} \rightarrow \mbox{fission fragments} + 2.4\mbox{ neutrons} + 192.9\mbox{ MeV}[8]
{}^{239}Pu + \mbox{neutron} \rightarrow \mbox{fission fragments} + 2.9\mbox{ neutrons} + 198.5\mbox{ MeV}[8]

Merk at disse likningene er for fisjoner forårsaket av saktegående (termiske) nøytroner. Den gjennomsnittlige frigjorte energien og antall nøytroner kastet ut, er en funksjon av hendelsen nøytronhastighet.[8] Vær også oppmerksom på at disse ligningene utelukker energi fra nøytrinoer siden disse subatomære partiklene er ekstremt ikke-reaktive, og derfor sjelden setter sin energi i system.

Tidsrammer for nukleære kjedereaksjoner[rediger | rediger kilde]

Rask nøytronlevetid[rediger | rediger kilde]

Rask nøytronlevetid, l, er den gjennomsnittlige tiden mellom utslipp av nøytroner og enten deres absorpsjon i systemet eller deres flukt fra systemet.[7] Begrepet levetid er brukt fordi utslipp av et nøytron ofte blir betraktet som dets «fødsel», og den påfølgende absorpsjonen anses som dets «død». For termiske (langsomt nøytron) fisjonsreaktorer, er den typiske rask nøytronlevetiden på størrelse med 10-4 sekunder, og for raske fisjonsreaktorer, er den raske nøytronlevetiden på størrelse med 10-7 sekunder.[8] Disse ekstremt korte levetidene betyr at i løpet av ett sekund, kan forekomme 10 000 til 10 000 000 nøytronlevetider.

Gjennomsnittlig genereringstid[rediger | rediger kilde]

Gjennomsnittlig generasjonstid, Λ, er den gjennomsnittlige tiden fra et nøytronutslipp til en innfangning som resulterer i fisjon.[8] Den gjennomsnittlige genereringstiden er forskjellig fra prompt nøytronlevetiden fordi den gjennomsnittlige genereringstiden bare omfatter nøytronabsorpsjoner som fører til fisjonsreaksjoner (ikke andre absorpsjonsreaksjoner). De to tidene henger sammen med følgende formel:

\Lambda = \frac{l}{k}

I denne formelen er k den effektive nøytronmultiplikasjonsfaktoren, beskrevet nedenfor.

Effektiv nøytronmultiplikasjonsfaktor[rediger | rediger kilde]

Den effektive nøytronmultiplikasjonsfaktoren, k, er det gjennomsnittlige antall nøytroner fra én fisjon som forårsaker en ny fisjon. De resterende nøytroner blir enten absorbert i ikke-fisjonsreaksjoner eller forlater systemet uten å bli absorbert. Verdien av k avgjør hvordan en kjernefysisk kjedereaksjon fortsetter:

  • k < 1 (underkritikalisk): Systemet kan ikke opprettholde en kjedereaksjon, og eventuelle begynnelser på en kjedereaksjon dør ut over tid. For hver fisjon som er indusert i systemet, forekommer det gjennomsnittlig totalt 1 / (1 – k) fisjoner.
  • k = 1 (kritikalisk): Hver fisjon forårsaker i gjennomsnitt én ny fisjon, som fører til et fisjonsnivå (og effekt) som er konstant. Kjernekraftverk opererer med k = 1, med mindre effektnivået blir økt eller redusert.
  • k > 1 (overkritikalisk): For hver fisjon i materialet, er det sannsynlig at det vil være «k» fisjoner etter neste gjennomsnittlige genereringstid. Resultatet er at antallet fisjonsreaksjoner øker eksponentielt, ifølge ligningen e^{(k-1)t/\Lambda}, hvor t er medgått tid. Kjernefysiske våpen er konstruert for å operere under denne tilstanden. Det er to undergrupper av overkritikalisk: raskt og langsomt.

I en kjernereaktor, vil k faktisk svinge fra litt mindre enn 1 til litt mer enn 1, hovedsakelig på grunn av varmevirkninger (etter som mer kraft er produsert, blir brenselsstavene varme og dermed utvidet, samtidig som deres absorpsjonsforhold senkes, og dermed driver k nedover). Dette gjør den gjennomsnittlige verdien av k på nøyaktig 1. Langsomme nøytroner spiller en viktig rolle i timingen av disse svingningene.

I et uendelig medium, kan multiplikasjonsfaktoren beskrives av fire faktor formelen.

Rask og langsom overkritikalitet[rediger | rediger kilde]

Ikke alle nøytroner sendes ut som et direkte produkt av en fisjon, men oppstår i stedet på grunn av radioaktivitet i noen av fisjonsfragmentene. Nøytronene som oppstår direkte fra fisjon kalles «raske nøytroner», og de som er et resultat av radioaktivite fisjonsfragmenter kalles «langsomme nøytroner». Den brøkdelen av nøytroner som er langsomme kalles β, og denne andelen er vanligvis mindre enn 1% av alle nøytroner i en kjedereaksjon.[8]

Den langsomme nøytronene tillater en kjernereaktor å besvare flere størrelsesordener saktere enn bare raske nøytroner ville alene.[7] Uten langsomme nøytroner vil endringer i reaksjonshastigheten i kjernereaktore oppstå i hastigheter som er for raske til å kontrolleres av mennesker.

Området for superkritikalitet mellom k = 1 og k = 1/(1-β) er kjent som langsom overkritikalitet (eller langsom kritikalitet). Det er i dette området at alle kjernereaktorer opererer. Området superkritikalitet for k> 1 / (1-β) er kjent som raks superkritikalitet (eller rask kritikalitet), som er den regionen hvor kjernefysiske våpen opererer.

Endringen i k som er nødvendig for å gå fra kritisk til å raskt kritisk er definert som en dollar.[9]

Nøytronmultiplikasjon i kjernefysiske våpen[rediger | rediger kilde]

Fisjonsvåpen krever en masse spaltbart brensel som er raskt overkritisk.

For en gitt mengde spaltbart materiale kan verdien av k økes ved å øke tettheten. Siden sannsynligheten per avstand et nøytron reiser for å kollidere med en kjerne er proporsjonal med materialets tetthet, kan den økende tettheten av spaltbart materiale også øke k. Dette konseptet er utnyttet i implosjonsmetode for kjernefysiske våpen. I disse enhetene begynner den nukleære kjedereaksjonen etter at tettheten av spaltbart materiale er økt med et konvensjonelt eksplosiv.

I fisjonsskytevåpenet føres to underkritikaliske stykker av brensel raskt sammen. Verdien av k for en kombinasjon av de to massene er alltid større enn dets komponenter. Omfanget av forskjellen avhenger av avstand, samt den fysiske orienteringen.

Verdien av k kan også økes ved hjelp av en nøytronreflektor som omgir spaltbart materiale

Når massen av drivstoff er raskt overkritisk, øker kraften eksponentielt. Uansett, kan imidlertid den eksponentielle kraften ikke fortsette lenge, siden k reduseres når mengden av fisjonsmateriale som er igjen avtar (dvs. det er fortært av fisjoner). I tillegg forventes geometrien og tettheten å endres under detonasjon siden den gjenværende fisjonsmaterialet er revet i stykker av eksplosjonen.

Fordetonasjon[rediger | rediger kilde]

Detonasjon av et kjernefysisk våpen innebærer å bringe spaltbart materiale til sin optimale overkritiske tilstand svært raskt. Under en del av denne prosessen, er forsamlingen overkritisk, men ennå ikke i en optimal tilstand for en kjedereaksjon. Frie nøytroner, særlig fra spontane fisjoner, kan føre til at enheten gjennomgår en foreløpig kjedereaksjon som ødelegger spaltbart materiale før den er klar til å produsere en stor eksplosjon, som er kjent som fordetonasjon. For å holde sannsynligheten for fordetonasjon lav, er varigheten av den ikke-optimale monteringsperioden minimert og spaltbart- og andre materialer som brukes har lav spontan fisjonsverdi. Faktisk så må disse kombinasjonene av materialer være slik at det er usannsynlig at det er en eneste spontan fisjon i løpet av perioden med overkritisk oppbygging. Spesielt kan skytevåpenmetoden ikke brukes med plutonium (se kjernefysisk våpenteknologi).

Fusjonskjedereaksjon[rediger | rediger kilde]

I en mer generalisert forstand kan en kjernefysisk fusjonsreaksjon anses som en nukleær kjedereaksjon: det skjer under ekstreme trykk- og temperaturforhold, som vedlikeholdes av energien frigitt i fusjonsprosessen.

Se også[rediger | rediger kilde]

Referanser[rediger | rediger kilde]

  1. ^ ««Improvements in or relating to the transmutation of chemical elements»» (engelsk). European Patent Office. Besøkt 23. oktober 2009.  Britisk patentnummer: GB 630726 (A) (søkt: 28. juni 1934; publisert: 30. mars 1936).
  2. ^ «Russia. XX century. Science.» (engelsk). Publishing & Trading Centre Marka. 20. juni 2000. Besøkt 23. oktober 2009. 
  3. ^ Herbert L. Anderson, E. Fermi, og Leo Szilárd, «Neutron production and absorption in uranium» The Physical Review, vol. 56, side 284–286 (1. august 1939). Tilgjengelig på nett.
  4. ^ «Einsteins letter to Roosevelt» (engelsk). Besøkt 23. oktober 2009. 
  5. ^ «Einstein's Letter to President Roosevelt - 1939» (engelsk). atomicarchive.com. Besøkt 23. oktober 2009. 
  6. ^ «Oklo: Natural Nuclear Reactors—Fact Sheet» (engelsk). U.S. Department of Energy Office of Civilian Radioactive Waste Management. Besøkt 23. oktober 2009. 
  7. ^ a b c John Lamarsh (2001). Introduction to Nuclear Engineering (engelsk). Prentice Hall. ISBN 0-201-82498-1.  [Medforfatter: Anthony Baratta]
  8. ^ a b c d e f James Duderstadt (1976). Nuclear Reactor Analysis (engelsk). John Wiley & Sons, Inc. ISBN 0-471-22363-8.  [Medforfatter: Louis Hamilton]
  9. ^ «Dollar» (engelsk). Sizes.com. Besøkt 23. oktober 2009. 

Eksterne lenker[rediger | rediger kilde]