Elementy projektowania broni termojądrowej

Sekcja 4.4 Elementy projektowania broni termojądrowej

Nuclear Weapons Frequently Asked Questions

Wersja 2.20: 13 marca 2019

Ten artykuł jest dziełem pochodnym (tłumaczeniem na język polski wzbogaconym o szereg dodatkowych materiałów z polskich uczelni technicznych) znakomitego Nuclear Weapons FAQ autorstwa Carey Sublette. Oto pełne zastrzeżenie licencyjne oryginalnej wersji angielskiej:

COPYRIGHT CAREY SUBLETTE

This material may be excerpted, quoted, or distributed freely provided that attribution to the author (Carey Sublette) and document name (Nuclear Weapons Frequently Asked Questions or NWFAQ) is clearly preserved. I would prefer that the user also include the URL of the source.

Only authorized host sites may make this document publicly available on the Internet through the World Wide Web, anonymous FTP, or other means.

Unauthorized host sites are expressly forbidden. This restriction is placed to allow me to maintain version control.

The only authorized host site for the NWFAQ in English is the Nuclear Weapons Archive:
http://nuclearweaponsarchive.org

4.4 Elementy projektowania broni termojądrowej

W poprzedniej sekcji 4.3 omówiono konstrukcje wykorzystujące łatwą do zapłonu reakcję D-T. W zasadzie dałoby się przy jej użyciu tworzyć duże eksplozje fuzyjne, gdyby tryt był dostatecznie tani i łatwo dostępny. Tak jednak nie jest. Tryt trzeba wytwarzać w reakcjach neutronowych albo innych, jeszcze droższych procesach z użyciem cząstek naładowanych. Neutron wykorzystany do hodowli Pu-239 albo U-233 daje około dziesięciokrotnie większą wartość energetyczną dla wybuchu jądrowego niż neutron użyty do produkcji trytu. Nawet gdyby neutrony fuzyjne wykorzystać bardzo sprawnie do szybkiego rozszczepienia U-238, jak w konstrukcji Alarm Clock/Layer Cake, zysk energetyczny nadal nie byłby dramatycznie większy od bezpośredniej hodowli materiału rozszczepialnego.

Do tego dochodzi drugi problem, jeszcze ważniejszy z praktycznego punktu widzenia: naturalny rozpad trytu. Jeśli broń ma leżeć w arsenale przez lata, utrzymanie stałego zapasu trytu oznacza konieczność odtworzenia początkowej produkcji w cyklu 17,8 roku.

4.4.1 Rozwój koncepcji broni termojądrowej

Autor wprowadza fizykę i projektowanie broni termojądrowej przez historię rozwoju koncepcji, zamiast od razu przechodzić do współczesnego schematu bomby wodorowej. Dzięki temu łatwiej zrozumieć znaczenie kolejnych pomysłów.

4.4.1.1 Wczesne prace

Latem 1942 roku, a więc jeszcze trzy lata przed pierwszym testem bomby rozszczepieniowej, zauważono możliwość wzbudzenia samopodtrzymującego się spalania termojądrowego w czystym deuterze. Gdyby reakcję D-D udało się zapalić, można by wytwarzać praktycznie nieograniczone moce przy stosunkowo niskim koszcie paliwa.

Wstępne rozważania wyglądały obiecująco, ale bardziej dokładne analizy szybko pokazały, że możliwość samopodtrzymującej się reakcji D-D przy osiągalnych gęstościach jest co najwyżej marginalna. Przez prawie dekadę, aż do połowy 1950 roku, trwały coraz dokładniejsze obliczenia mające odpowiedzieć jednoznacznie, czy jest to możliwe. Ostatecznie wyszło, że nie.

Dopiero na początku 1951 roku seria koncepcyjnych przełomów dokonanych przez Stanisława Ulama i Edwarda Tellera wskazała sposób stworzenia warunków rozwiązujących „problem zapłonu”. To doprowadziło do detonacji pierwszej bomby wodorowej w listopadzie 1952, czyli około 20 miesięcy później.

4.4.1.2 Problem zapłonu

W ogólnej postaci problem zapłonu sprowadza się do spełnienia trzech warunków:

trzeba stworzyć warunki, w których reakcja fuzyjna zachodzi z dużą szybkością,
trzeba utrzymać te warunki przez pewien czas,
całkowita energia wyprodukowana przez reakcję musi przekroczyć energię zewnętrzną potrzebną do stworzenia i utrzymania tych warunków.

Szybkość reakcji między cząstkami A i B można zapisać jako:

R = N_A * N_B * f_AB(T)

gdzie R oznacza liczbę reakcji na sekundę i centymetr sześcienny, N_A i N_B są gęstościami cząstek, a f_AB(T) opisuje zależność przekroju czynnego od temperatury.

Dla danego paliwa oba człony gęstości są proporcjonalne do gęstości masy, więc szybkość reakcji na jednostkę objętości rośnie z kwadratem gęstości. Dla ustalonej ilości paliwa efektywny zysk jest jednak tylko liniowy, bo objętość maleje odwrotnie proporcjonalnie do gęstości.

Reakcje fuzyjne są też bardzo silnie zależne od temperatury. Autor przytacza tabelę przekrojów czynnych dla D-T, D-D i D-He3, pokazując, że D-T zapala się najłatwiej, a D-D i D-He3 wymagają wyraźnie wyższych temperatur.

Główny mechanizm strat energii z całkowicie zjonizowanej plazmy to promieniowanie hamowania, czyli bremsstrahlung. Jego tempo emisji na jednostkę objętości rośnie z kwadratem gęstości jonów, ale tylko z pierwiastkiem z temperatury. To oznacza, że duża gęstość poprawia bilans reakcji, lecz problem strat promienistych pozostaje centralny.

4.4.1.3 Klasyczny Super

Pierwotna koncepcja stworzenia wybuchu termojądrowego polegała na wywołaniu fali spalania w masie ciekłego deuteru. Część materiału miała zostać podgrzana przez bombę atomową do temperatury zapłonu, a energia z tego obszaru miała zapalać kolejne warstwy paliwa. Lepiej mówić tu o spalaniu termojądrowym niż o „detonacji”, bo w przeciwieństwie do materiału wybuchowego reakcja nie kończy się w wąskiej strefie za frontem zapłonu, tylko trwa, dopóki ekspansja paliwa jej nie wygasi.

Rozwinięcie tej koncepcji wymagało rozwiązania dwóch problemów:

jak wytworzyć warunki początkowego zapłonu,
czy raz uruchomiona fala spalania będzie w stanie sama się podtrzymać.

Choć w rozszczepiającym się rdzeniu bomby temperatura i gęstość energii są ogromne, nie wystarczało to do łatwego zapalenia deuteru. Większość energii w rdzeniu istnieje jako miękkie promieniowanie rentgenowskie, a zjonizowany wodór przy normalnych gęstościach jest dla niego prawie przezroczysty. Pozostała energia w postaci ruchu cząstek także nie dawała prostego rozwiązania. Ostatecznie głównym kandydatem na ogrzewanie paliwa okazał się strumień neutronów z bomby rozszczepieniowej.

Później okazało się, że nawet to nie wystarcza. Dodawanie trytu do strefy zapłonu wydawało się konieczne, ale kosztowo było to skrajnie niekorzystne. Po ośmiu latach obliczeń, do połowy 1950 roku, stało się jasne, że nawet z dużą domieszką trytu klasyczny Super nie jest wykonalny w rozsądnych gabarytach.

4.4.1.4 Konstrukcja Tellera-Ulama

Przełom zaczął się w styczniu 1951 roku, kiedy Stanisław Ulam analizował sposoby ulepszania bomb rozszczepieniowych. Rozważał, czy energia małej bomby rozszczepieniowej mogłaby zostać użyta do sprężenia większej ilości materiału rozszczepialnego. Szybko zauważył, że ten sam pomysł można zastosować do sprężenia deuteru. Tak narodziły się dwie idee podstawowe:

rozdzielenie paliw na oddzielne fizycznie stopnie,
użycie eksplozji jednego stopnia do napędzania drugiego.

Sam Ulam nie rozwiązał jeszcze problemu, jak fizycznie wykonać taką implozję. Początkowo myślał o wykorzystaniu kinetycznej fali uderzeniowej z rozszerzającego się triggera, ale Edward Teller szybko zaproponował lepsze rozwiązanie. Wiedział, że w wybuchu rozszczepieniowym większość energii jest przenoszona przez promieniowanie, a nie przez kinetykę materiału. Zrozumiał, że to właśnie promieniowanie da się łatwiej i wydajniej wykorzystać do wykonania pracy na drugim stopniu.

Tak powstała koncepcja radiation implosion, czyli implozji radiacyjnej. Promieniowanie uciekające z primary przepływa kanałem między drugim stopniem a nieprzezroczystą obudową bomby. Wnętrze tej obudowy rozgrzewa się do niemal jednorodnej temperatury. Promieniowanie od środka obudowy odparowuje materiał z pushera i tampra otaczającego paliwo fuzyjne. Rozszerzający się na zewnątrz materiał działa jak odwrócony silnik rakietowy: siła reakcji pcha kapsułę z paliwem do środka i ją imploduje.

Pozostawało jeszcze pytanie o sam zapłon tak sprężonego paliwa. Jedna możliwość to ogrzanie go samą kompresją. To jednak nie daje dostatecznego wzrostu temperatury. Druga droga polega na wykorzystaniu silnej zbieżnej fali uderzeniowej przy centrum paliwa. Teller zaproponował dodatkowo umieszczenie w centrum paliwa podkrytycznej masy materiału rozszczepialnego, czyli spark plug. Po sprężeniu staje się ona silnie nadkrytyczna, wywołuje gwałtowną reakcję rozszczepieniową i bezpośrednio dogrzewa silnie sprężone paliwo fuzyjne.

Razem te idee tworzą konstrukcję Tellera-Ulama, dokładniej opisywaną jako stopniowana implozja radiacyjna. O ile wiadomo, wszystkie współczesne bronie jądrowe o wysokiej mocy, powyżej mniej więcej 50 kt, opierają się właśnie na tym schemacie.

Autor zwraca uwagę, że po wprowadzeniu nieprzezroczystego tampra wokół paliwa fuzyjnego pierwotny problem bilansu między energią reakcji a stratami bremsstrahlung został całkowicie przeformułowany. Tamper działa bowiem jak pojemnik radiacyjny i nie pozwala energii łatwo uciekać. W rezultacie efektywność spalania staje się bardziej podobna do problemu sprawności bomby rozszczepieniowej: istotne jest to, ile paliwa zdąży się spalić przed dezintegracją.

4.4.2 Schemat urządzenia termojądrowego

Poniżej znajduje się reprezentatywny schemat urządzenia Tellera-Ulama z cylindrycznym drugim stopniem. Najlepiej odpowiada on dużym konstrukcjom z wczesnych lat pięćdziesiątych. W nowocześniejszych i bardziej kompaktowych projektach częściej spotyka się drugie stopnie sferyczne.

Schemat Tellera-Ulama

Podstawowe elementy konstrukcji:

zewnętrzna obudowa,
primary, czyli rozszczepieniowy trigger,
osłona promieniowania,
hohlraum albo radiation case,
kanał promieniowania,
fuzyjny pusher/tamper,
paliwo fuzyjne,
spark plug.

4.4.3 Implozja radiacyjna

4.4.3.1 Rola promieniowania

Przy temperaturach osiąganych w primary, do 10^8 K, niemal cała energia znajduje się w polu promieniowania cieplnego. To właśnie ten strumień miękkich promieni X jest wykorzystywany do ściskania drugiego stopnia.

Żeby energia ta mogła wykonać użyteczną pracę, nie może uciec z bomby przed zakończeniem implozji. Dlatego oba stopnie są zamknięte w radiation case, czyli obudowie z materiału nieprzezroczystego dla promieniowania X. Przestrzeń między obudową a drugim stopniem to radiation channel, którym płynie energia.

Promieniowanie z primary nie ogrzewa od razu bezpośrednio całego kanału. Najpierw wnika w cienką warstwę obudowy, tworzy tam plazmę i dopiero ta plazma promieniuje dalej. W miarę jak promieniowanie wypełnia większą objętość kanału, jego gęstość energii spada, a widmo „mięknie”: z około 10 keV przy primary do 1-2 keV w kanale. Odpowiada to temperaturom rzędu 10-25 milionów K.

Autor podkreśla, że nie chodzi tu o jakiś szczególny mechanizm „przekonwertowania” twardego promieniowania w miększe. Widmo mięknie po prostu dlatego, że fotonowy gaz rozprzestrzenia się w większej objętości i ochładza.

Hohlraum ma jeszcze jedną kluczową zaletę: sprzyja ustaleniu równowagi cieplnej i bardzo dobrego wyrównania temperatury. To właśnie ta cecha daje wymaganą symetrię implozji.

4.4.3.2 Nieprzezroczystość materiałów

Skoro promieniowanie steruje niemal całym przebiegiem działania bomby termojądrowej, własności absorpcji i emisji promieniowania przez materiały są absolutnie kluczowe. To, czy materiał jest „wysokiego Z” albo „niskiego Z”, w praktyce oznacza odpowiednio: nieprzezroczysty albo przezroczysty dla danego widma promieniowania.

Materiał jest skutecznie nieprzezroczysty, jeśli przy danej temperaturze jego atomy zachowują jeszcze pewną liczbę elektronów. Wtedy istnieje wiele możliwych stanów wzbudzonych i materiał może silnie absorbować fotony. Całkowicie zjonizowana materia jest znacznie bardziej przezroczysta.

Autor podaje orientacyjną tabelę, z której wynika, że dla promieniowania:

około 1 keV niskie Z kończy się mniej więcej przy fluorze, wysokie zaczyna przy argonie,
około 2,5 keV niskie Z to okolice glinu, wysokie to okolice niklu,
około 10 keV niskie Z to mniej więcej nikiel, a wysokie zaczyna przy cezie,
około 35 keV materia musi mieć bardzo duże Z, by zachować znaczną nieprzezroczystość.

Z tego wynikają praktyczne zasady:

warstwa wokół primary i kanał promieniowania powinny unikać ciężkich pierwiastków,
wykładziny radiation case, osłony radiacyjne i tamper drugiego stopnia powinny być wykonane z bardzo ciężkich materiałów.

Autor zauważa, że w USA dane o nieprzezroczystości pierwiastków o Z > 71 pozostawały utajnione, co samo w sobie sporo mówi o klasie materiałów używanych w rzeczywistych konstrukcjach.

4.4.3.3 Proces ablacji

Rozgrzana plazma wyściełająca kanał promieniowania nie tylko promieniuje, lecz także gwałtownie się rozszerza. To właśnie ta nieunikniona ablacja tworzy nacisk skierowany do wewnątrz na pusher/tamper drugiego stopnia. Mechanizm jest analogiczny do odwróconego silnika rakietowego.

Autor podaje dwa przykłady:

Mike, czyli pierwszy ogromny układ radiacyjny,
nowoczesną głowicę W-80, znacznie mniejszą i lżejszą.

Z prostych oszacowań wychodzi, że:

temperatura promieniowania w Mike wynosi około 9,8 x 10^6 K,
w W-80 około 2 x 10^7 K,
ciśnienie ablacyjne jest dużo większe niż samo ciśnienie promieniowania.

Autor podaje przybliżone prawa skali:

P ~= T^3.5
m_evap_rate ~= T^3
V_ex ~= T^0.5

oraz oszacowuje prędkości efektywnego „wydechu” ablacji:

około 290 km/s dla Mike,
około 410 km/s dla W-80.

Z tego wynika, że możliwe końcowe prędkości implozji drugiego stopnia mogą sięgać setek kilometrów na sekundę.

4.4.3.3.1 Szok ablacyjny

Na początku implozji następuje krótki okres ustalania się, podczas którego szok ablacyjny biegnie przez pusher/tamper. Po dojściu do jego wewnętrznej powierzchni materiał jest jednolicie ściskany i przyspieszany do środka. Powstają fale uwolnienia, a ostatecznie ustala się gładki gradient ciśnienia odpowiedzialny za dalsze przyspieszanie drugiego stopnia.

Szoki w takich warunkach mogą osiągać prędkości rzędu 150 km/s dla Mike i nawet ponad 500 km/s dla W-80. Są na tyle silne, że wyrywają elektrony z atomów i silnie nagrzewają tamper.

4.4.3.4 Zasady sprężania

4.4.3.4.1 Po co ściska się paliwo

Podstawowy cel kompresji jest prosty: reakcja fuzyjna musi zajść dość szybko, by znaczna część paliwa spaliła się zanim cała kapsuła zacznie się rozpadać. Sprężanie pomaga na kilka sposobów:

zwiększa gęstość paliwa i przez to samą szybkość reakcji,
podnosi temperaturę paliwa,
skraca drogi swobodne neutronów, przez co więcej energii zostaje zdeponowane lokalnie,
poprawia warunki rozmnażania trytu w Li-6D.

Autor podaje przykład: kula z 1 kg ciekłego deuteru bez kompresji jest zbyt rzadka, by skutecznie zatrzymywać neutrony 14,1 MeV. Po kompresji 125 razy jej rozmiary maleją, a drogi swobodne neutronów spadają tak mocno, że większość energii zostaje zdeponowana w samym paliwie.

Na prostym modelu numerycznym autor pokazuje, że czas potrzebny do spalenia 75% deuteru może spaść z 1,3 ms przy gęstości ciekłej do 4,4 ns przy bardzo wysokiej gęstości.

4.4.3.4.2 Ciśnienie Fermiego

Z wyliczonych wcześniej ciśnień ablacyjnych można oszacować maksymalne gęstości ograniczane przez ciśnienie zdegenerowanego gazu Fermiego. Dla przykładowych warunków:

dla Mike graniczna gęstość deuteru albo Li-6D to około 86 g/cm^3,
dla W-80 nawet około 380 g/cm^3.

W praktyce rzeczywiste osiągalne gęstości są niższe z powodu ogrzewania entropijnego, szczególnie w ciężkich materiałach tampra.

4.4.3.4.3 Wydajne ściskanie

Nagły skok ciśnienia nie daje dobrej kompresji, bo silny szok zużywa energię głównie na ogrzewanie i ruch, a nie na samo sprężenie. Efektywna kompresja wymaga albo:

sekwencji słabszych szoków,
odpowiednio ukształtowanego, prawie ciągłego wzrostu ciśnienia.

Autor podkreśla jednak, że pewien silny początkowy szok jest nieunikniony, bo cały proces musi zakończyć się w czasie dużo krótszym niż mikrosekunda.

Z prostych rozważań geometrycznych wynika też, że znaczna część pracy implozyjnej wykonywana jest na początku ruchu, gdy promień zmienia się jeszcze stosunkowo niewiele. To ważne, bo pozwala stwierdzić, że efektywna kompresja jest potrzebna głównie w zewnętrznych warstwach paliwa.

4.4.3.5 Zapłon

Samo sprężenie może podnieść temperaturę do kilku milionów kelwinów, ale to nadal za mało dla szybkiego, użytecznego spalania. Dla gęstości rzędu 100 g/cm^3 autor znajduje efektywną temperaturę zapłonu około 30 milionów K. Poniżej tej wartości pojawia się tylko opóźniony okres powolnego wzrostu temperatury.

Energetycznie ogrzanie paliwa do temperatury zapłonu jest droższe niż samo jego wydajne sprężenie. Wskazuje to, jak ważny jest mechanizm wywołujący zapłon w centrum drugiego stopnia.

Autor omawia dwie główne drogi:

rozszczepieniowy spark plug,
zapłon od silnie zbieżnego szoku przy centrum paliwa.

4.4.3.5.1 Rozszczepieniowe spark plugi

Podkrytyczna masa rozszczepialna w centrum paliwa po nadejściu implozji jest ściskana znacznie szybciej niż w jakimkolwiek klasycznym układzie z materiałami wybuchowymi. Nawet jeśli predetonacja ograniczy maksymalną możliwą gęstość, to i tak uzyskane sprężenie pozostaje bardzo duże, na poziomie najlepszych klasycznych implozji.

Jest to ważne, bo w czasie działania drugiego stopnia neutrony są nieuniknione:

powstają już w samym paliwie fuzyjnym,
pozostają też ogromne ilości neutronów uciekających z primary.

Autor pokazuje, że skuteczne ekranowanie ich do zera byłoby w praktyce nierealne. Wysoka gęstość sprężonego drugiego stopnia sprawia jednak, że energia ze spark plug bardzo skutecznie przekazywana jest paliwu zarówno przez neutrony, jak i przez promieniowanie dyfuzyjne. W efekcie zapłon rozchodzi się jak Marshak wave.

Zdaniem autora to właśnie spark plug jest najczęściej stosowaną metodą zapłonu w rzeczywistych konstrukcjach.

4.4.3.5.2 Zapłon od zbieżnego szoku

Druga metoda polega na wykorzystaniu ekstremalnego nagrzania w samym centrum implozji, gdzie zbiega się fala uderzeniowa. Teoretycznie temperatura w matematycznym punkcie zbieżności nie ma górnego ograniczenia. W praktyce można w ten sposób zapalić niewielką centralną masę paliwa, a potem pozwolić spalaniu rozchodzić się na zewnątrz.

Autor nie jest pewien, czy taki mechanizm kiedykolwiek zastosowano w realnej broni, ale dopuszcza możliwość użycia małej centralnej mieszaniny D-T jako „zapałki” ułatwiającej zapłon.

4.4.3.6 Spalanie i dezintegracja

Po zapłonie reakcja fuzyjna staje się samonagrzewająca. Wzrost temperatury zwiększa szybkość reakcji, a to z kolei podnosi temperaturę jeszcze bardziej. Gdy spali się ponad połowa paliwa, temperatura zbliża się do maksimum, po czym spadek zawartości paliwa zaczyna dominować. Główna faza spalania trwa ledwie około 20 ns.

Przy gęstościach paliwa około 100 g/cm^3 temperatura może dochodzić do 350 milionów K, a ciśnienie do ponad 10^14 barów. To ciśnienie wywołuje silną falę w tamperze i przyspiesza go na zewnątrz. Jeśli tamper jest jeszcze w fazie zapadania się w chwili zapłonu, bardzo pomaga to podtrzymać kompresję paliwa przez kilka dodatkowych nanosekund.

Autor podkreśla też, że jeśli w urządzeniu dużą rolę gra szybkie rozszczepienie tampra, to rozszczepieniu ulega właśnie otaczający paliwo tamper, a nie zewnętrzna obudowa bomby.

4.4.4 Układy implozyjne

Dotąd było już jasne, że wydajna kompresja wymaga niskiego ciśnienia przez znaczną część czasu implozji, a dopiero pod koniec gwałtownego wzrostu ciśnienia. Problem polega na tym, że primary oddaje swoją energię bardzo szybko, w kilka do kilkunastu nanosekund. Trzeba więc w jakiś sposób „rozciągnąć” w czasie dostarczanie energii do drugiego stopnia.

4.4.4.1 Techniki kontrolowanej implozji

Autor wskazuje kilka technik, które można stosować osobno lub łączyć:

fale uwolnienia,
szczeliny standoff,
przedziały radiacyjne i przegrody,
modulowanie wydzielania energii przez primary,
wielostopniowość,
dobór materiałów pushera.

4.4.4.1.1 Fale uwolnienia

Same fale uwolnienia pojawiające się po przejściu początkowego szoku przez tamper pomagają zamienić gwałtowny skok ciśnienia na łagodniejszy gradient. Autor ocenia jednak, że sam ten mechanizm zwykle nie wystarcza do uzyskania optymalnej kompresji.

4.4.4.1.2 Szczeliny standoff

Pusta przestrzeń między tamperem a paliwem pozwala uwalniającej się fali rozwinąć pełną prędkość, zanim dotrze do paliwa. Wtedy do paliwa wchodzi słabszy szok, a reszta materiału dopycha system później. Według autora był to główny mechanizm użyty w Mike, gdzie szczelina mogła mieć nawet około 25 cm.

4.4.4.1.3 Przedziałowe radiation case

Inna metoda polega na podziale wnętrza bomby na osobne komory dla primary i secondary, oddzielone przegrodą z materiału wysokiego Z. Małe apertury umożliwiają powolny początkowy napływ promieniowania, a pełne odsłonięcie następuje dopiero po stopniowym odparowaniu przegrody.

4.4.4.1.4 Modulowane primary

Tu celem byłoby takie zaprojektowanie primary, by sam wytwarzał pożądany przebieg ciśnienia w czasie. Autor sugeruje, że mogłoby to być może działać przy wsparciu boostingu, ale podkreśla, że rozwiązanie to nie skaluje się dobrze do bardzo dużych mocy.

4.4.4.1.5 Wielostopniowość

W bombach wielostopniowych energia wcześniejszych stopni może pomóc stworzyć łagodny początek implozji dla kolejnych, a dopiero późniejszy wybuch dużej energii daje końcowy gwałtowny skok ciśnienia.

4.4.4.1.6 Dobór materiałów pushera

Różne materiały różnie się ablatują. Ciężkie materiały są bardziej nieprzezroczyste, a lekkie po zjonizowaniu stają się prawie przezroczyste. Łącząc warstwy różnych materiałów, da się w pewnym stopniu kształtować historię ciśnienia podczas implozji.

4.4.4.2 Utrzymywanie i transport promieniowania

4.4.4.2.1 Radiation case

Obudowa promienista musi pozostawać nieprzezroczysta wystarczająco długo, by implozja drugiego stopnia mogła się zakończyć lub prawie zakończyć. Sama obudowa także podlega ablacji i rozszerzaniu, więc poza wysoką nieprzezroczystością musi mieć też dużą gęstość masową.

Autor wskazuje jako materiały faktycznie używane albo bardzo prawdopodobne:

uran,
ołów,
stopy ołowiu z bizmutem,
wolfram,
stopy wolframu z renem,
być może także rtęć, tal i złoto.

4.4.4.2.2 Radiation channel

Kanał promieniowania przewodzi energię przez dyfuzję promieniowania między ścianami obudowy a powierzchnią drugiego stopnia. Jeśli kanał jest przejrzysty, wyrównanie gęstości energii zachodzi bardzo szybko. Problemem jest to, że ściany kanału same się ablatują i mogą go zablokować.

Żeby temu przeciwdziałać, kanał zwykle wypełnia się lekką pianką z tworzywa sztucznego, na przykład polistyrenem. Po zjonizowaniu jest ona prawie przezroczysta dla promieniowania X, a jednocześnie mechanicznie opóźnia zapaść kanału. Autor wyraźnie podkreśla, że pianka nie jest źródłem ciśnienia implozyjnego.

4.4.4.3 Unikanie wstępnego podgrzewania paliwa

Wysokie wstępne ogrzanie paliwa zwiększa jego entropię i bardzo pogarsza skuteczność późniejszej kompresji. Dlatego nie wystarczy ekranować paliwa przed promieniowaniem X; trzeba też ograniczyć strumień neutronów z primary.

Autor pokazuje, że nawet niewielki ułamek neutronów z primary może zdeponować istotną ilość energii w paliwie, szczególnie jeśli paliwo zawiera Li-6, bo reakcja Li-6 + n sama dodaje jeszcze energię.

Jako naturalne rozwiązanie wskazuje warstwę bogatą w B-10, na przykład z węglika boru. Bor ma niskie Z, więc nie szkodzi transportowi promieniowania, a jest znakomitym pochłaniaczem szybkich neutronów.

4.4.5 Fizyka i projekt stopnia fuzyjnego

4.4.5.1 Izotopy zdolne do syntezy

Najważniejsze reakcje to:

D + T -> He-4 + n + 17.588 MeV,
D + D -> He-3 + n + 3.2689 MeV,
D + D -> T + p + 4.0327 MeV,
He-3 + D -> He-4 + p + 18.353 MeV.

Deuter jest tani i dostępny, dlatego od początku był głównym kandydatem na paliwo. D-T zapala się najłatwiej, ale tryt jest drogi. He-3 + D jest jeszcze bardziej energetyczne, lecz trudniejsze do zapłonu.

4.4.5.2 Reakcje neutronowe

Neutrony z reakcji fuzyjnych można wykorzystać do:

bezpośredniego efektu bojowego,
szybkiego rozszczepiania U-238 albo Th-232,
hodowli nowego paliwa fuzyjnego.

Kluczowe są tu reakcje z litem:

Li-6 + n -> T + He-4 + 4.7829 MeV
Li-7 + n -> T + He-4 + n - 2.4670 MeV

Autor pokazuje, że neutrony w paliwie fuzyjnym bardzo szybko się moderują i że hodowla trytu z Li-6 jest szybka i wydajna.

4.4.5.3 Paliwa fuzyjne

Czysty deuter

To paliwo tanie i niemal nieograniczone, ale jest gazem i wymaga kriogeniki. Jego gęstość w stanie ciekłym jest niewielka. Zaletą jest natomiast wysoka energia właściwa i duża produkcja neutronów na jednostkę energii. Autor przypomina, że użyto go w Ivy Mike.

„Suche” paliwa, czyli wodorki litu

Znacznie wygodniejsze są ciała stałe zawierające deuter, przede wszystkim deuterki litu. LiD ma wyższą gęstość atomową deuteru niż ciekły deuter i dodatkowo pozwala hodować tryt na miejscu. Autor uważa, że praktycznie wszystkie późniejsze urządzenia fuzyjne używały właśnie wodorków litu.

Wzbogacony `Li-6D`

Najbardziej pożądanym paliwem jest czysty Li-6D, bo ma najwyższą energię właściwą. Autor argumentuje jednak, że reakcja Li-6 + D nie może być napędzana głównie neutronami ze spark plug albo primary; ostatecznie wniosek jest taki, że początek spalania bierze się z reakcji D-D, a dopiero potem dominację przejmuje tryt wyhodowany z Li-6.

Naturalny `LiD`

Li-7 także ma znaczenie, co boleśnie ujawnił test Castle Bravo. Autor przypomina, że właśnie niedocenienie wkładu Li-7 spowodowało przeszacowanie bezpieczeństwa i potężny wzrost mocy testu.

Paliwa spekulacyjne

Autor wymienia też inne możliwe związki zawierające deuter:

diboran,
deuterki berylu,
metan i węglowodory deuteryzowane,
ciężką wodę,
deuterowany amoniak.

Podkreśla jednak, że praktycznie nic nie daje tylu zalet naraz co LiD, więc inne paliwa należy uznać za mało prawdopodobne.

4.4.5.4 Tampery fuzyjne

Tamper drugiego stopnia ma zwykle kilka funkcji jednocześnie:

jest masą ablacyjną napędzającą implozję,
stanowi bezwładną masę utrzymującą kompresję podczas spalania,
jest pojemnikiem radiacyjnym,
może być dodatkowym paliwem rozszczepialnym.

W praktyce większość energii wielu bomb termojądrowych pochodzi właśnie z szybkiego rozszczepienia takiego tampra.

Tampery rozszczepialne

Najwcześniej wykorzystywano naturalny albo zubożony uran. Jego wadą jest to, że U-238 rozszczepia się dopiero dla neutronów powyżej około 1,5 MeV, więc część neutronów fuzyjnych po moderacji staje się dla niego nieprzydatna. Wzbogacony uran poprawia sytuację, bo U-235 reaguje przy wszystkich energiach neutronów i pozwala uzyskać większe rozszczepienie w tamperze przy mniejszej masie.

Thor jest pod tym względem gorszy niż uran, choć dzięki bardzo dużemu Z może być niezłym tamperem radiacyjnym.

„Czyste” tampery nierozszczepialne

Jeśli celem jest ograniczenie opadu promieniotwórczego, należy użyć materiałów nierozszczepialnych. Autor wskazuje przede wszystkim:

ołów,
stopy ołowiu z bizmutem,
wolfram,
złoto.

Ołów i bizmut dobrze ograniczają powstawanie silnie radioaktywnych produktów aktywacji, a złoto mogło być użyte w bardzo specjalnych konstrukcjach, na przykład tam, gdzie pożądano łatwiejszego wypuszczenia gorących promieni X.

„Brudne” tampery nierozszczepialne

Można też celowo zwiększać skażenie promieniotwórcze, stosując materiały aktywujące się do silnych emiterów gamma. Autor omawia tu:

tantal,
kobalt,
cynk,
złoto.

Najbardziej znana jest oczywiście koncepcja „kobaltowej bomby”, ale autor zauważa, że kobalt ma niski Z, więc jako tamper sam z siebie jest dość słaby i musiałby raczej współpracować z cięższymi warstwami.