Sekcja 2.0 Wprowadzenie do fizyki i konstrukcji broni jądrowej

Nuclear Weapons Frequently Asked Questions

Wersja 2.20: 20 lutego 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

2.0 Wprowadzenie do fizyki i konstrukcji broni jądrowej

Omówienie zasad fizycznych, a zwłaszcza fizyki jądrowej, jest nieuniknione w większości sekcji tego FAQ. W tej części przedstawiam podstawowe zasady stojące za wszystkimi rodzajami broni jądrowej, zakładając jednak pewną znajomość fizyki. Sekcja 4 omawia projektowanie i inżynierię broni jądrowej bardziej szczegółowo, a zawarte tam rozważania fizyczne można traktować jako kontynuację sekcji 2.

Spis treści

  1. 2.1 Fizyka broni rozszczepieniowej
  2. 2.1.1 Natura procesu rozszczepienia
  3. 2.1.2 Krytyczność
  4. 2.1.3 Skala czasowa reakcji rozszczepienia
  5. 2.1.4 Podstawowe zasady konstrukcji broni rozszczepieniowej
  6. 2.2 Fizyka broni fuzyjnej
  7. 2.2.1 Kandydackie reakcje syntezy
  8. 2.2.2 Podstawowe zasady konstrukcji broni fuzyjnej

2.1 Fizyka broni rozszczepieniowej

Rozszczepienie jądrowe zachodzi wtedy, gdy jądra niektórych izotopów bardzo ciężkich pierwiastków, na przykład izotopów uranu i plutonu, wychwytują neutrony. Jądra tych izotopów są ledwie stabilne i dodanie do nich niewielkiej ilości energii przez zewnętrzny neutron powoduje ich szybki podział na dwie w przybliżeniu równe części. Towarzyszy temu uwolnienie bardzo dużej energii, około 180 MeV energii natychmiast dostępnej, oraz kilku nowych neutronów: średnio 2,52 dla U-235 i 2,95 dla Pu-239. Jeśli średnio jeden neutron z każdego rozszczepienia zostanie wychwycony i skutecznie wywoła kolejne rozszczepienie, powstaje samopodtrzymująca się reakcja łańcuchowa. Jeśli średnio więcej niż jeden neutron z każdego rozszczepienia wywołuje następne, liczba neutronów i tempo produkcji energii rosną wykładniczo w czasie.

Dwa warunki muszą zostać spełnione, zanim rozszczepienie będzie można wykorzystać do stworzenia potężnych eksplozji:

  1. liczba neutronów traconych bez produkcji kolejnego rozszczepienia, czy to przez bezproduktywny wychwyt, czy przez ucieczkę z masy rozszczepialnej, musi być mała;
  2. reakcja łańcuchowa musi przebiegać bardzo szybko.

Bomba rozszczepieniowa ściga się sama ze sobą: musi rozszczepić jak największą część materiału, zanim sama rozerwie własny rdzeń. Stopień, w jakim projekt bomby wygrywa ten wyścig, określa jej sprawność. Źle zaprojektowana lub wadliwie działająca bomba może ulec fizzle, czyli dać zaledwie niewielki ułamek swojej potencjalnej energii.

2.1.1 Natura procesu rozszczepienia

Jądro atomowe może oddziaływać z przelatującym obok neutronem na dwa podstawowe sposoby. Może rozproszyć neutron, czyli odchylić go w innym kierunku i odebrać mu część energii kinetycznej. Może też go wychwycić, a ten wychwyt może z kolei wpłynąć na jądro na kilka sposobów, z których najważniejsze są absorpcja i rozszczepienie. Prawdopodobieństwo, że dane jądro rozproszy albo wychwyci neutron, mierzy się odpowiednio przekrojem czynnym rozpraszania i przekrojem czynnym wychwytu. Całkowity przekrój wychwytu można dalej podzielić na inne przekroje, przede wszystkim przekrój absorpcji i przekrój rozszczepienia.

Stabilność jądra atomowego wyznacza jego energia wiązania, czyli ilość energii potrzebna do jego rozerwania. Za każdym razem, gdy jądro wychwyci neutron lub proton, zmienia swój wewnętrzny układ. Jeśli przy tym przegrupowaniu energia jest uwalniana, energia wiązania maleje. Jeśli energia jest pochłaniana, energia wiązania rośnie.

Izotopy najważniejsze dla wielkoskalowego uwalniania energii przez rozszczepienie to uran-235 (U-235), pluton-239 (Pu-239) i uran-233 (U-233). Energia wiązania tych trzech izotopów jest tak niska, że po wychwyceniu neutronu energia wydzielona przy przegrupowaniu jądra przekracza jej wartość. Jądro przestaje wtedy być stabilne i musi albo oddać nadmiar energii, albo rozpaść się na dwie części. Ponieważ rozszczepienie zachodzi niezależnie od energii kinetycznej neutronu, to znaczy nie wymaga dodatkowej energii ruchu neutronu, mówi się o rozszczepieniu wolnym.

Dla kontrastu: gdy neutron wychwyci znacznie liczniejszy izotop uran-238, po przegrupowaniu jądra wciąż pozostaje deficyt energii wiązania rzędu 1 MeV. Jeśli więc neutron ma energię kinetyczną większą niż 1 MeV, suma tej energii i energii uwolnionej przez przegrupowanie może pokonać barierę energii wiązania i wywołać rozszczepienie. Ponieważ potrzebny jest tu szybki neutron o dużej energii kinetycznej, zjawisko to nazywa się rozszczepieniem szybkim.

Izotopy rozszczepialne w trybie wolnym mają duże przekroje czynne rozszczepienia dla neutronów o praktycznie wszystkich energiach, a zarazem małe przekroje absorpcji. Izotopy rozszczepialne tylko szybkim neutronem mają zerowe przekroje rozszczepienia poniżej pewnego progu, 1 MeV dla U-238, ale powyżej tego progu wartości szybko rosną. Ogólnie jednak izotopy wolnorozszczepialne są łatwiejsze do rozszczepienia niż izotopy szybkorozszczepialne dla neutronów praktycznie o każdej energii.

Wśród pierwiastków występuje ogólna prawidłowość: wraz ze wzrostem liczby atomowej, czyli liczby protonów w jądrze, rośnie także stosunek liczby neutronów do protonów. Cięższe pierwiastki potrzebują względnie większej liczby neutronów, aby jądro było stabilne. Gdy jądro ciężkiego pierwiastka, takiego jak uran o liczbie atomowej 92, zostaje rozszczepione, powstałe fragmenty mają niższe liczby atomowe i zwykle nadmiar neutronów. Te neutrony są bardzo szybko emitowane przez wzbudzone fragmenty. Średnio powstaje więc więcej neutronów, niż zostaje zużytych w samym akcie rozszczepienia.

Rozszczepienie jest procesem statystycznym. Jądro rzadko dzieli się na fragmenty o niemal tej samej masie i liczbie atomowej. Zarówno masy, jak i liczby atomowe produktów mają rozkłady zbliżone do Gaussa wokół dwóch średnich: jednej dla lżejszego fragmentu, około 95, i drugiej dla cięższego, około 135. Podobnie liczba wytwarzanych neutronów waha się od zera do sześciu i więcej, a ich energia kinetyczna od 0,5 MeV do ponad 4 MeV; najbardziej prawdopodobna wartość to 0,75 MeV, a średnia i mediana wynosi około 2 MeV.

Poniżej przedstawiono rozkład energii uwalnianej w rozszczepieniu:

                                          MeV
Energia kinetyczna fragmentów rozszczepienia   165 +/- 5
Natychmiastowe promienie gamma                   7 +/- 1
Energia kinetyczna neutronów                     5 +/- 0,5
Cząstki beta z rozpadu produktów                 7 +/- 1
Promienie gamma z rozpadu produktów              6 +/- 1
Neutrina z rozpadu produktów                    10
SUMA                                           200 +/- 6

Cała energia kinetyczna jest oddawana otoczeniu natychmiast, podobnie jak większość natychmiastowego promieniowania gamma. Energia neutrino praktycznie znika z bilansu, a niestabilne produkty rozszczepienia oddają energię rozpadu z różnymi opóźnieniami, czasem niemal od razu, a czasem później. W rezultacie około 180 MeV jest rzeczywiście dostępne do wytworzenia eksplozji jądrowej, podczas gdy reszta energii rozpadu ujawnia się później jako komponent opadu albo zostaje wyniesiona przez praktycznie niewykrywalne neutrina.

2.1.2 Krytyczność

Neutron wpadający w czysty kawałek jednego z izotopów wolnorozszczepialnych ma wysokie prawdopodobieństwo wywołania rozszczepienia w porównaniu z szansą bezproduktywnego pochłonięcia. Jeżeli taka bryła jest wystarczająco duża i zwarta, tempo ucieczki neutronów z jej powierzchni spada tak bardzo, że powstaje masa krytyczna, czyli masa, w której reakcja łańcuchowa może się samopodtrzymywać. Materiały nierozszczepialne zmieszane z tymi izotopami zwykle bezużytecznie pochłaniają część neutronów i dodatkowo rozcieńczają materiał rozszczepialny, czyli obniżają jego efektywną gęstość. Oba efekty zwiększają wymaganą wielkość masy krytycznej, a czasem mogą całkowicie uniemożliwić jej osiągnięcie.

Typowe wartości mas krytycznych dla gołych, czyli niereflektowanych, kul materiałów rozszczepialnych są następujące:

U-233                16 kg
U-235                48 kg
Pu-239 (faza alfa)   10 kg

2.1.3 Skala czasowa reakcji rozszczepienia

Czas trwania każdego ogniwa reakcji łańcuchowej zależy od prędkości neutronów i od odległości, jaką pokonują zanim zostaną wychwycone. Średnią taką odległość nazywa się średnią drogą swobodną. W materiałach rozszczepialnych o maksymalnych normalnych gęstościach średnia droga swobodna dla rozszczepienia wynosi około 13 cm dla neutronów o energii 1 MeV, a więc typowej dla neutronów rozszczepieniowych. Neutrony te poruszają się z prędkością 1,4 x 10^9 cm/s, co daje średni czas między pokoleniami rozszczepienia rzędu 10^-8 s, czyli 10 nanosekund, czasem nazywany shake. Średnia droga swobodna dla rozpraszania wynosi jedynie 2,5 cm, więc przeciętnie neutron zostaje rozproszony około pięć razy, zanim spowoduje rozszczepienie.

Rzeczywiste wartości średniej drogi swobodnej dla 1 MeV:
         Gęstość   Ś.D.S. (cm)
U-233      18,9      10,9
U-235      18,9      16,5
Pu-239     19,4      12,7

Pokazuje to, że rozszczepienie zachodzi szybciej w jednych izotopach niż w innych.

Tempo namnażania można obliczyć z użyciem współczynnika mnożenia k:

     k = f - (lc + le)

gdzie:
f  = średnia liczba neutronów powstających na jedno rozszczepienie
lc = średnia liczba neutronów traconych na wychwycie
le = średnia liczba neutronów traconych przez ucieczkę z układu

Gdy k = 1, układ jest dokładnie krytyczny i reakcja łańcuchowa sam się podtrzymuje, ale nie przyspiesza. Gdy k < 1, układ jest podkrytyczny i reakcja zanika. Gdy k > 1, układ jest nadkrytyczny i reakcja stale przyspiesza. Aby zbudować sprawną bombę, k powinno być jak najwyższe, zwykle blisko 2, w chwili startu reakcji łańcuchowej.

W wielu opisach rozszczepienia reakcję łańcuchową przedstawia się jako ciąg oddzielnych generacji. Generacja zerowa ma 1 neutron, generacja pierwsza 2, generacja druga 4 i tak dalej, aż na przykład rozszczepi się 2 x 10^24 atomów, co daje około 20 kiloton energii. Wzór ma postać:

Liczba rozszczepionych atomów = 2^(n-1), gdzie n jest numerem generacji.

Stąd 2 x 10^24 = 2^(n-1) oznacza n = log2(2 x 10^24) + 1 = 81,7. Innymi słowy, potrzeba około 82 generacji, aby zakończyć proces rozszczepienia w bombie 20 kt, jeśli reakcja startuje od jednego neutronu.

To użyteczne uproszczenie, ale w rzeczywistości proces rozszczepienia nie przebiega w postaci wyraźnie oddzielonych kroków. Jest ciągły: najstarsze dostępne pokolenie neutronów zaczyna wytwarzać następne, zanim samo zakończy formowanie pod wpływem jeszcze wcześniejszych pokoleń. Dokładne obliczenia wymagają więc formuł wyprowadzonych z rachunku różniczkowego.

Okazuje się, że zarówno liczba neutronów obecnych w układzie, a więc chwilowe tempo reakcji rozszczepienia, jak i liczba rozszczepień, które zaszły od początku reakcji, rosną proporcjonalnie do e^((k-1)*(t/g)), gdzie e jest podstawą logarytmu naturalnego, g średnim czasem generacji, a t czasem, jaki upłynął.

Jeśli k = 2, pojedynczy neutron rozmnaża się do 2 x 10^24 neutronów, a więc powoduje rozszczepienie tej samej liczby atomów, w około 56 shakes, czyli 560 nanosekund, co odpowiada energii 20 kiloton. To o jedną trzecią mniej czasu niż wynikało z poprzedniego przybliżonego rachunku. Ze względu na wykładniczy charakter wzrostu w dowolnym punkcie reakcji łańcuchowej 99% energii zostaje uwolnione w ostatnich 4,6 generacji. Rozsądnym przybliżeniem jest więc myślenie o pierwszych 53 generacjach jako o okresie opóźnienia prowadzącym do właściwej eksplozji, która sama trwa zaledwie 3-4 generacje.

Niezwykle szybkie narastanie tempa rozszczepienia ma kilka ważnych konsekwencji. Im dłużej neutron potrzebuje, by spowodować rozszczepienie, tym mniejsze znaczenie ma dla przebiegu reakcji łańcuchowej, ponieważ szybko zostaje zdominowany liczebnie przez potomków neutronów, które zostały wychwycone szybciej. Szybsze, bardziej energetyczne neutrony mają więc nieproporcjonalnie duży wkład w reakcję w porównaniu z wolniejszymi. Nazywa się to time absorption, ponieważ daje taki sam efekt jak absorbent neutronów o przekroju czynnym odwrotnie proporcjonalnym do prędkości. Podobnie, jeśli neutron opuści masę krytyczną i zostanie do niej rozproszony z powrotem, jego znaczenie także silnie maleje. Ponieważ droga neutronu, który wyszedł z układu i wrócił, jest znacznie dłuższa niż przeciętna droga neutronu pozostającego cały czas wewnątrz masy, time absorption w reflektorze jest bardzo duże.

2.1.4 Podstawowe zasady konstrukcji broni rozszczepieniowej

Podstawowe problemy, które trzeba rozwiązać przy budowie broni rozszczepieniowej, są następujące:

  1. utrzymać materiał rozszczepialny w stanie podkrytycznym przed detonacją;
  2. doprowadzić materiał rozszczepialny do stanu nadkrytycznego, utrzymując go jednocześnie wolnym od neutronów;
  3. wprowadzić neutrony do masy krytycznej dokładnie wtedy, gdy układ znajduje się w konfiguracji optymalnej, to znaczy przy maksymalnej nadkrytyczności;
  4. utrzymać masę razem tak długo, aż znacząca część materiału ulegnie rozszczepieniu.

Jednoczesne rozwiązanie punktów 1, 2 i 3 jest znacznie utrudnione przez nieuniknioną obecność naturalnie występujących neutronów. Choć promieniowanie kosmiczne generuje neutrony z niewielką częstością, niemal wszystkie takie neutrony tła pochodzą w praktyce z samego materiału rozszczepialnego poprzez zjawisko spontanicznego rozszczepienia. Z powodu niskiej stabilności jąder pierwiastków rozszczepialnych niektóre z nich od czasu do czasu rozpadają się bez trafienia neutronem. Oznacza to, że sam materiał rozszczepialny okresowo emituje neutrony.

Proces składania masy nadkrytycznej musi więc zajść w czasie znacząco krótszym niż średni odstęp między spontanicznymi rozszczepieniami, jeśli konstrukcja ma mieć rozsądną szansę powodzenia. To trudne, ponieważ przy przejściu od stanu podkrytycznego do nadkrytycznego trzeba bardzo szybko uzyskać ogromną zmianę reaktywności. Czas potrzebny, by podnieść k od 1 do wartości maksymalnej rzędu 2, nazywa się czasem wprowadzania reaktywności, albo po prostu czasem wstawiania.

Problem komplikuje dodatkowo zjawisko podkrytycznego namnażania neutronów. Jeśli masa podkrytyczna ma k = 0,9, neutron obecny w tej masie wywoła średnio reakcję łańcuchową gasnącą po około 10 generacjach. Jeśli masa jest bardzo bliska krytyczności, powiedzmy k = 0,99, każdy neutron ze spontanicznego rozszczepienia wywoła łańcuch trwający średnio 100 generacji. Ta trwałość neutronów w układach podkrytycznych jeszcze bardziej skraca okno czasowe dostępne na montaż i wymaga, aby reaktywność została podniesiona z wartości niższej niż 0,9 do około 2 właśnie w tym krótkim przedziale czasu.

Samo podzielenie masy nadkrytycznej na dwie identyczne części i szybkie złożenie ich razem zwykle nie zadziała, ponieważ żadna z części nie będzie miała dostatecznie niskiej wartości k, a osiągalne prędkości montażu nie zapewnią wystarczająco krótkiego czasu wstawiania.

2.1.4.1 Techniki montażu - osiąganie nadkrytyczności

Klucz do realizacji celów 1 i 2 wynika z faktu, że masa krytyczna, a także masa nadkrytyczna, materiału rozszczepialnego jest odwrotnie proporcjonalna do kwadratu jego gęstości. Jeśli uda się przygotować podkrytyczny układ materiału rozszczepialnego, którego średnią gęstość można bardzo szybko zwiększyć, można uzyskać nagły wzrost reaktywności potrzebny do wywołania silnej eksplozji. Praktyczna zasada jest taka, że odpowiednio silnie nadkrytyczna masa powinna być co najmniej trzykrotnie cięższa od masy o tej samej gęstości i kształcie, która byłaby tylko krytyczna. Podwojenie gęstości rdzenia, który jest lekko podkrytyczny, czyni z niego niemal cztery masy krytyczne i daje wystarczające wprowadzenie reaktywności dla bomby.

Do osiągnięcia tego celu stosowano dwa ogólne podejścia: montaż implozyjny i montaż działowy. Implozja umożliwia bardzo krótkie czasy wstawiania, montaż działowy jest znacznie wolniejszy.

2.1.4.1.1 Montaż implozyjny

Podstawowa idea montażu implozyjnego polega na sprężeniu podkrytycznej sferycznej, a czasem cylindrycznej, masy materiału rozszczepialnego za pomocą specjalnie zaprojektowanych materiałów wybuchowych. Implozja działa przez zainicjowanie detonacji na zewnętrznej powierzchni ładunku tak, aby fala detonacyjna przesuwała się do wewnątrz. Przy starannym projekcie można uzyskać gładką i symetryczną falę uderzeniową implozji. Taka fala dociera do rozszczepialnego rdzenia i spręża go, zwiększając gęstość do poziomu nadkrytycznego.

Implozja może sprężać zarówno pełne rdzenie z materiału rozszczepialnego, jak i rdzenie wydrążone, w których materiał tworzy powłokę. Łatwo zrozumieć, jak implozja zwiększa gęstość pustego w środku rdzenia: po prostu zapada się jego wnęka. Ale także lite metale mogą zostać silnie sprężone przez bardzo mocne fale uderzeniowe. Wysokowydajny materiał wybuchowy może wytworzyć ciśnienia fali uderzeniowej rzędu 400 kilobarów, czyli czterystu tysięcy atmosfer. Zbieżność implozji i inne techniki koncentracji potrafią podnieść tę wartość do kilku megabarów. Takie ciśnienia ściskają atomy bliżej siebie i podnoszą gęstość do dwóch razy większej od normalnej lub nawet wyższej; teoretyczny limit dla fali uderzeniowej w idealnym gazie jednoatomowym wynosi czterokrotne sprężenie, a praktyczny jest zawsze mniejszy.

Zbieżna fala implozyjna może sprężyć lity uran lub pluton współczynnikiem 2 do 3. Sprężenie zachodzi bardzo szybko, zwykle dając czasy wstawiania w zakresie 1 do 4 mikrosekund. Okres maksymalnego sprężenia trwa krócej niż 1 mikrosekunda.

Dwukrotne zwiększenie gęstości podnosi lekko podkrytyczną pełną masę do niemal czterech mas krytycznych. Taki projekt pełnego rdzenia zastosowano w Gadget, pierwszym w historii testowanym ładunku jądrowym, oraz w Fat Man, bombie zrzuconej na Nagasaki. W praktyce projekty z pustym rdzeniem również osiągają gęstości większe od normalnych, to znaczy nie polegają wyłącznie na zapadnięciu pustej przestrzeni.

Oprócz głównego celu, czyli uzyskania nadkrytyczności, kompresja ma jeszcze jeden istotny skutek. Zwiększona gęstość skraca średnią drogę swobodną neutronów, która jest odwrotnie proporcjonalna do gęstości. Skrócenie czasu jednej generacji umożliwia szybszą reakcję, która może zajść dalej, zanim rozszerzanie rdzenia przerwie proces. Implozja bardzo wyraźnie zwiększa więc sprawność bomby.

Główne zalety implozji są następujące:

  1. bardzo duża szybkość wstawiania, co pozwala używać materiałów o wysokim tempie spontanicznego rozszczepienia, przede wszystkim plutonu;
  2. duża osiągana gęstość, prowadząca do wysokiej sprawności bomby i umożliwiająca budowę ładunków z relatywnie małych ilości materiału;
  3. możliwość uzyskania lekkich konstrukcji, w najlepszych projektach wystarczy kilka kilogramów materiału wybuchowego do sprężenia rdzenia.

Największą wadą pozostaje złożoność oraz precyzja potrzebna, by całość zadziałała. Konstrukcje implozyjne wymagają szeroko zakrojonych badań, testów oraz bardzo precyzyjnej obróbki i elektroniki.

2.1.4.1.2 Montaż działowy

Złożenie masy krytycznej przez wystrzelenie jednego kawałka materiału rozszczepialnego w drugi jest pomysłem intuicyjnym i było pierwszym rozwijanym podejściem do budowy bomb atomowych. Mniej oczywiste jest natomiast to, jak z dwóch mas podkrytycznych uzyskać odpowiednik trzech mas krytycznych przez ich złożenie.

Można to wyjaśnić eksperymentem myślowym. Wyobraźmy sobie kulisty rdzeń złożony z około trzech mas krytycznych materiału rozszczepialnego. Następnie usuńmy z jego środka walcowy rdzeń, trochę jak ogryzek jabłka, o masie nieco mniejszej niż krytyczna. Ponieważ środek bryły staje się pusty, jej efektywna gęstość spada do 2/3 pierwotnej. Pozostają dwie masy krytyczne, a dodatkowe obniżenie gęstości redukuje ich skuteczność jeszcze przez czynnik (2/3)^2 = 4/9. Cały pozostały rdzeń zawiera więc tylko 2 * (4/9) = 8/9 masy krytycznej.

Te dwie podkrytyczne części można połączyć, wystrzeliwując walcowy element przez lufę działa do wnętrza wydrążonego rdzenia. Czas wstawiania jest tutaj duży, ponad 1 milisekunda. Taką właśnie zasadę zastosowano w Little Boy, bombie zrzuconej na Hiroszimę, z tą różnicą, że użyto nieco mniej sprawnego krótkiego cylindra zamiast kulistego rdzenia.

Podstawową zaletą montażu działowego jest prostota. To konstrukcja tak bliska niezawodności, jak pozwala na to technologia uzbrojenia.

Wady są jednak istotne:

  1. brak kompresji, co wymaga dużych ilości materiału rozszczepialnego i prowadzi do niskiej sprawności;
  2. ze względu na wolne składanie można używać praktycznie tylko uranu-235, ewentualnie U-233;
  3. masa i długość lufy czynią broń ciężką i stosunkowo długą.

2.1.4.2 Inicjowanie rozszczepienia

Techniki montażu rozwiązują tylko problemy 1 i 2, czyli szybkie przekształcenie mas podkrytycznych w nadkrytyczne. Kolejnym krokiem jest upewnienie się, że rozszczepienie rzeczywiście zacznie się wtedy, kiedy trzeba.

Ponieważ neutrony są okresowo generowane przez spontaniczne rozszczepienie, można by po prostu utrzymywać masę nadkrytyczną po złożeniu, aż spontaniczne neutrony same uruchomią reakcję. Jest to w pewnym stopniu możliwe w układzie działowym, ale niezadowalające w implozji, ponieważ silnie sprężony rdzeń zaczyna się rozszerzać zaraz po zgaśnięciu fali uderzeniowej. Nawet w sprężonym rdzeniu reakcja rozszczepienia trwa około 250 nanosekund, czyli mniej więcej tyle, ile utrzymuje się maksymalna kompresja. Dlatego bardzo ważne jest uruchomienie reakcji łańcuchowej tuż po osiągnięciu maksymalnej kompresji, a nawet odrobinę wcześniej.

Lepszym rozwiązaniem jest zastosowanie generatora neutronów zsynchronizowanego z procesem montażu. Opracowano trzy ogólne klasy takich układów, z których wszystkie wykorzystują reakcje cząstek naładowanych do wytwarzania neutronów.

Pierwszy typ generatora opiera się na tym, że jeden z neutronów w berylu-9 można stosunkowo łatwo wybić. Gdy jądro zostanie trafione przez cząstkę alfa, taką jak te emitowane przez niektóre radioizotopy, może dojść do emisji neutronu:

Be-9 + He-4 -> Be-8 + n + He-4

Zachodzi to tylko w 0,008% zderzeń, dlatego do uzyskania strumienia neutronów potrzebnego broni implozyjnej trzeba użyć silnego emitera alfa, na przykład polonu-210. Potrzebne jest tempo generacji neutronów rzędu 10-100 milionów na sekundę, co oznacza konieczność uzyskania 100-1000 miliardów cząstek alfa na sekundę, czyli około 3-30 curie materiału promieniotwórczego. Generator umieszcza się w środku rdzenia. Potrzebne są sprytne konstrukcje, w USA długo utajnione, choć później dokładnie opisane w jawnej literaturze, które utrzymują emiter alfa i beryl oddzielnie, a zarazem pozwalają implozji błyskawicznie je zetknąć. Tego typu generator stosowano we wszystkich wczesnych bombach atomowych.

Główny problem generatorów opartych na berylu i emiterze alfa polega na tym, że używane silne emitery mają bardzo krótkie okresy półtrwania, 138,4 dnia dla Po-210. Utrzymywanie arsenału wymaga więc ciągłej produkcji i wymiany generatorów. Dodatkowo, z powodu trudności w bardzo precyzyjnym kontrolowaniu mieszania berylu i polonu, trudno dokładnie kontrolować moment rozpoczęcia reakcji rozszczepienia. Tego typu generatory miały tendencję do uruchamiania reakcji później niż byłoby optymalnie.

Podobnym podejściem jest wykorzystanie implozji do zapoczątkowania reakcji syntezy generujących neutrony z użyciem trytu i deuteru, opisanych niżej w sekcji 2.2. Może wydawać się zaskakujące, że to w ogóle działa, skoro wiadomo, iż eksplozje rozszczepieniowe są zwykle potrzebne do osiągnięcia temperatur niezbędnych do syntezy. Trzy czynniki rozwiązują ten problem. Po pierwsze, wymagana jest skrajnie mała intensywność syntezy: wystarczy jeden neutron, a więc jedno zdarzenie syntezy, co 10 nanosekund, czyli tempo około 10^-24 razy mniejsze niż w prawdziwej eksplozji termojądrowej. Po drugie, implozja skupia energię i może osiągać bardzo wysokie temperatury w pobliżu centrum. Teoretycznie temperatura w samym środku dąży do nieskończoności, choć niedoskonała symetria to ogranicza. Mimo to precyzyjna implozja może dawać temperatury rzędu kilkuset tysięcy stopni Celsjusza. Po trzecie, prędkości atomów w gazie lub plazmie podlegają rozkładowi Maxwella, więc niewielka część cząstek ma energię znacznie wyższą od średniej. Dzięki temu wystarczająco dużo atomów w mieszaninie D-T w pobliżu środka osiąga energie potrzebne do syntezy, aby dać wymagane tempo produkcji neutronów. Taki inicjator implozyjny jest jeszcze trudniejszy do zaprojektowania niż typ Be/Po-210, bo wymaga niezwykle symetrycznej implozji. Zaletą jest natomiast brak konieczności używania krótkożyciowego Po-210.

Bardziej zaawansowany system wykorzystuje elektronicznie sterowany akcelerator cząstek zwany pulse neutron tube. Tego typu generatory używają reakcji syntezy deuter + deuter albo deuter + tryt do wytwarzania dużych ilości neutronów. Krótki impuls wysokiego napięcia przyspiesza porcję jąder deuteru lub trytu do energii wystarczającej do zajścia reakcji syntezy, po czym uderza nimi w cel bogaty w deuter lub tryt. Powstaje krótki impuls zawierający miliony neutronów. Moment jego pojawienia się można bardzo dokładnie kontrolować. Ponieważ generowana jest duża liczba neutronów, generator można umieścić praktycznie w dowolnym miejscu broni, mając pewność, że do rdzenia dotrze ich wystarczająco dużo. To właśnie taki inicjator stosuje się najczęściej we współczesnej broni jądrowej.

2.1.4.3 Zapobieganie dezintegracji układu i zwiększanie sprawności

W chwili, gdy rozszczepieniu ulegnie już znaczący odsetek atomów, ich energia cieplna jest tak duża, że rdzeń rozszerza się na tyle, by zatrzymać reakcję po zaledwie kilku shakes. To silnie ogranicza sprawność broni rozszczepieniowej, rozumianą jako procent materiału, który naprawdę uległ rozszczepieniu. Praktyczny limit dla typowej czystej bomby rozszczepieniowej wynosi około 25%, a bywa znacznie niższy. Bomba implozyjna Fat Man osiągnęła 17% sprawności, licząc tylko energię z rozszczepialnego rdzenia; naturalny uranowy tamper dołożył kolejne 4% przez szybkie rozszczepienie. Little Boy miał sprawność zaledwie 1,4%. Bardzo duże czyste bomby rozszczepieniowe mogą zbliżać się do 50%, ale zostały zastąpione przez technologię termojądrową. Wszystko, co choć trochę wydłuża czas utrzymania rdzenia razem albo skraca czas jednej generacji, może wyraźnie podnieść moc bomby.

Jak wspomniano wyżej, największy wkład w sprawność daje sprężenie materiału rozszczepialnego przez implozję. Podwojenie gęstości rdzenia skraca długość shake o połowę, co pozwala zmieścić niemal dwa razy więcej generacji rozszczepienia w krótkim czasie, zanim ekspansja przerwie reakcję.

Innym sposobem zwiększania sprawności jest zmniejszenie tempa rozszerzania przez lepsze uwięzienie masy krytycznej. Wokół niej umieszcza się warstwę gęstego materiału zwaną tamperem, zwykle z naturalnego lub zubożonego uranu albo wolframu. Gorąca goła masa krytyczna nie rozszerza się równomiernie. Materiał w środku jest chwilowo utrzymywany przez nacisk zewnętrznych warstw, więc początkowo się nie rozszerza. Gdy nie ma tampra, zewnętrzna powierzchnia masy nie jest niczym przytrzymywana i zaczyna natychmiast gwałtownie się rozszerzać. Materiał zostaje wyrzucony z prędkościami naddźwiękowymi, a fala ekspansji przemieszcza się do wewnątrz z prędkością dźwięku.

Tamper poprawia utrzymanie rdzenia z dwóch powodów. Po pierwsze, rozszerzający się materiał musi wypchnąć falę uderzeniową przez gęsty tamper zamiast rozprężać się w próżnię, co wyraźnie zmniejsza szybkość ekspansji. Po drugie, warstwa tampra przylegająca do rdzenia zostaje ogrzana przez eksplozję i sama wywiera nacisk na jego powierzchnię, jeszcze bardziej opóźniając dezintegrację. Zanim rozszczepialny rdzeń zacznie się rozszerzać, fala ekspansji musi najpierw przejść przez tę gorącą warstwę tampra.

Tamper ma jeszcze jedną zaletę: może rozpraszać albo odbijać neutrony z powrotem do masy krytycznej po ich ucieczce z powierzchni rdzenia. Oznacza to, że do uzyskania masy krytycznej potrzeba mniej materiału rozszczepialnego. Znaczenie tego efektu bywa jednak przeceniane w literaturze o broni jądrowej. Tylko część neutronów rzeczywiście wraca, a ponieważ średnio potrzebują kilku shakes, by ponownie wejść do masy krytycznej, ich znaczenie dodatkowo maleje przez opisane wcześniej time absorption. Częściowo równoważy to fakt, że w naturalnym uranowym tamperze zachodzi pewne namnażanie neutronów przez szybkie rozszczepienie U-238.

2.2 Fizyka broni fuzyjnej

Reakcje syntezy, nazywane również reakcjami termojądrowymi, to reakcje między jądrami pewnych izotopów lekkich pierwiastków. Jeśli jądra zderzą się z dostatecznie dużą energią, dostarczoną w bombie przez temperaturę, a w laboratorium przez akcelerator cząstek, istnieje znacząca szansa, że połączą się w jedno lub kilka nowych jąder z uwolnieniem energii. Różne kombinacje jąder mają różne wrodzone prawdopodobieństwa zajścia reakcji przy tej samej temperaturze. Tempo wszystkich reakcji fuzyjnych zależy zarówno od temperatury, jak i od gęstości. Im paliwo fuzyjne jest gorętsze i gęstsze, tym szybciej się wypala.

Reakcje syntezy zachodzące w gwiazdach nie są tym samym, co reakcje w broni termojądrowej albo w laboratoryjnych reaktorach fuzyjnych. Dość złożony katalizowany cykl syntezy gwiazdowej, który zamienia zwykły wodór w hel, jest bardzo powolny, dlatego czas życia Słońca liczy się w miliardach lat. Reakcje wykorzystywane w bombach i projektowanych elektrowniach fuzyjnych są natomiast proste i ekstremalnie szybkie, co jest konieczne, ponieważ paliwo musi zostać zużyte w mikrosekundach. Reakcje te opierają się więc na tych samych ogólnych zasadach co synteza gwiazdowa, ale w szczegółach są zupełnie inne.

2.2.1 Kandydackie reakcje syntezy

Najważniejsze reakcje syntezy dla broni termojądrowej są następujące:

  1. D + T -> He-4 + n + 17,588 MeV
  2. D + D -> He-3 + n + 3,268 MeV
  3. D + D -> T + p + 4,03 MeV
  4. He-3 + D -> He-4 + p + 18,34 MeV
  5. Li-6 + n -> T + He-4 + 4,78 MeV
  6. Li-7 + n -> T + He-4 + n - 2,47 MeV

D i T oznaczają odpowiednio deuter, H-2, i tryt, H-3.

W temperaturach występujących w bombach rozszczepieniowych reakcja 1, czyli D + T, zachodzi około 100 razy szybciej niż następna najszybsza kandydatka, czyli łącznie reakcje 2 i 3. Te z kolei są około 10 razy szybsze niż reakcja 4. Szybkości reakcji 1-4 rosną gwałtownie, niemal wykładniczo, wraz z temperaturą, ale nie w tych samych proporcjach. Przy wyższych temperaturach osiągalnych w rzeczywistym spalaniu fuzyjnym reakcja 4 przewyższa już łączne tempo reakcji 2 i 3. Zachodzą także inne reakcje między wymienionymi tu izotopami, ale ich szybkości są zbyt małe, aby miały istotne znaczenie.

Kilka dodatkowych ważnych faktów:

Neutron powstający w reakcji 1 ma bardzo dużą energię, 14,06 MeV, podczas gdy cząstka alfa, czyli jądro He-4, niesie tylko 3,52 MeV.

Neutron powstający w reakcji 2 ma energię jedynie 2,45 MeV, a więc porównywalną z szybszymi neutronami rozszczepieniowymi, natomiast He-3 niesie 0,82 MeV. W reakcji 3 rozkład energii wynosi 1,01 MeV dla trytonu i 3,03 MeV dla protonu. Obie reakcje D + D są równie prawdopodobne i każda zachodzi średnio w połowie przypadków.

W reakcji 4 cząstka alfa zabiera 3,67 MeV, a proton 14,67 MeV.

Reakcje 5 i 6 nie są, ściśle mówiąc, reakcjami termojądrowymi. To reakcje neutronowe, podobnie jak rozszczepienie, i nie wymagają temperatury ani ciśnienia, tylko neutronów o odpowiedniej energii. W literaturze o broni jądrowej to rozróżnienie zwykle się jednak zaciera. Reakcja Li-6 + n wymaga neutronów o energiach z zakresu niskich MeV lub niższych. Reakcja Li-7 + n staje się istotna dopiero powyżej 4 MeV.

2.2.2 Podstawowe zasady konstrukcji broni fuzyjnej

2.2.2.1 Konstrukcje wykorzystujące reakcję deuter-tryt

Przy zwykłych gęstościach materiału, takich jak ciekły wodór, sprężony gazowy wodór albo ciała stałe bogate w wodór, jedyną reakcją mogącą zachodzić w zauważalnym stopniu w temperaturze bomby atomowej, 50-100 milionów stopni, podczas gdy w centrum Słońca jest tylko 14 milionów, jest reakcja 1, czyli D + T. Tę reakcję można wykorzystać po prostu przez dopuszczenie, by eksplozja rozszczepieniowa rozgrzała paliwo do temperatur syntezy, wymagając najwyżej umiarkowanej kompresji przez samą reakcję rozszczepieniową. Wytwarzane w ten sposób wysokoenergetyczne neutrony służą więc do boostowania bomb rozszczepieniowych.

Słabością reakcji D + T jest to, że tryt jest promieniotwórczy i rozpada się z szybkością 5,5% rocznie. Nie występuje w naturze i musi być produkowany w reaktorach jądrowych przy użyciu reakcji 5. W programie zbrojeniowym produkcja trytu konkuruje z produkcją plutonu w reaktorach wojskowych, a ze względu na niską masę atomową wytworzenie jednego grama trytu kosztuje około 80 razy więcej niż jednego grama plutonu. Produkcja ilości potrzebnych do budowy bomb fuzyjnych o wielkiej mocy byłaby więc zbyt droga. Dodatkowo rozpady wymuszają ciągłe uzupełnianie zapasów. Ta reakcja, z wykorzystaniem trytu wytwarzanego w reaktorze, była używana w bombach neutronowych małej mocy, gdzie nie potrzeba dużych ilości trytu.

Produkcja trytu za pomocą reakcji 5 może zachodzić również wewnątrz bomby atomowej, wykorzystując neutrony uciekające z układu krytycznego. Takie podejście zastosowano w pierwszej bombie wodorowej przetestowanej przez ZSRR. Nie da się jednak w ten sposób zbudować naprawdę dużej bomby, ponieważ neutronów jest za mało. Średnio każde rozszczepienie daje w przybliżeniu jeden zapasowy neutron i uwalnia 180 MeV energii. Jeśli ten zapasowy neutron zostanie wychwycony przez Li-6, tworząc atom trytu, który następnie ulegnie syntezie, całkowita produkcja energii wyniesie 22,4 MeV. Oznacza to, że moc z syntezy nie przekroczy mniej więcej 10% mocy rozszczepieniowego zapalnika. Gdyby energia syntezy była jedynym dodatkiem do mocy bomby, technika nie miałaby większego sensu. Neutron 14,1 MeV z reakcji D + T może jednak powodować rozszczepienie U-238 w rozszczepialnym tamperze, co podwaja całkowitą moc bomby. Z uwagi na niski udział samej syntezy taki projekt można uznać za szczególny rodzaj broni rozszczepieniowej wzmocnionej syntezą.

2.2.2.2 Konstrukcje wykorzystujące inne paliwa

Z wojskowego punktu widzenia pożądane są paliwa tańsze i stabilniejsze niż tryt. Deuter, jedyne paliwo w reakcjach 2 i 3, jest względnie tani, zwłaszcza biorąc pod uwagę ogromną zawartość energii, i całkowicie stabilny. Czysty deuter został użyty przynajmniej w jednym teście broni fuzyjnej, Ivy Mike, czyli być może pierwszej prawdziwej eksplozji fuzyjnej w historii, 1 listopada 1952 roku. Niestety deuter, podobnie jak każdy pierwiastkowy wodór, jest trudny do magazynowania. Musi być albo bardzo silnie sprężony, albo skroplony w ekstremalnie niskich temperaturach. Problem ten można obejść, wiążąc deuter chemicznie z litem i tworząc deuterek litu, stabilne ciało stałe. Dodatkową zaletą jest to, że lit może sam uczestniczyć w procesie fuzyjnym przez reakcje 5 i 6.

Aby wykorzystać te paliwa, wolniejsze szybkości reakcji trzeba skompensować sprężeniem do gęstości setki lub tysiące razy większej niż normalnie. Przy danej temperaturze szybkość reakcji rośnie z kwadratem gęstości, więc tysiąckrotna kompresja daje milionkrotny wzrost szybkości reakcji.

Praca potrzebna do sprężenia gazu jest proporcjonalna do jego temperatury. Przy takich ciśnieniach wytrzymałość mechaniczna materiałów jest pomijalna i wszystko można traktować jak gaz. Aby zminimalizować pracę potrzebną do kompresji, albo alternatywnie osiągnąć największą kompresję dla danej ilości pracy, trzeba zadbać o to, by paliwo fuzyjne nie nagrzało się przed osiągnięciem pożądanej gęstości.

Kluczem do budowy wielkich bomb fuzyjnych jest znalezienie sposobu użycia energii rozszczepieniowego zapalnika do sprężenia masy deuteru wystarczająco mocno, by reakcje D-D stały się praktyczne, a następnie jej podgrzania do temperatur zapłonu dopiero po osiągnięciu odpowiedniej gęstości. Techniką umożliwiającą taki proces jest warstwowa implozja radiacyjna, nazywana też konfiguracją Tellera-Ulama od nazwisk jej głównych współtwórców, Stanisława Ulama i Edwarda Tellera, choć podobną koncepcję niezależnie od nich odtworzyli Andriej Sacharow z zespołem, a także badacze w Wielkiej Brytanii, Francji i Chinach.

Konfiguracja Tellera-Ulama wykorzystuje fakt, że przy temperaturach występujących w bombie rozszczepieniowej 80% lub więcej energii występuje w postaci miękkich promieni X, a nie energii kinetycznej. Transport energii przez promieniowanie z rdzenia rozszczepieniowego znacznie przewyższa tempo rozszerzania samego rdzenia, zaledwie około 1000 km/s. Można więc użyć tej energii do sprężenia i zapłonu oddzielnej fizycznie masy paliwa fuzyjnego, czyli drugiego stopnia, przez implozję radiacyjną, zanim rozszerzający się zapalnik zdoła go zniszczyć.

Zasady konfiguracji Tellera-Ulama łatwiej wyjaśnić przy pomocy schematu:

Schemat konfiguracji Tellera-Ulama

Schemat Tellera-Ulama z lokalnego archiwum NW FAQ.

Obudowa bomby ma mniej więcej kształt cylindra, z rozszczepieniowym zapalnikiem na jednym końcu. Paliwo fuzyjne, na schemacie deuterek litu, ma postać cylindra albo elipsoidy owiniętej w pusher/tamper, czyli warstwę bardzo gęstego materiału, zwykle uranu albo wolframu. Wzdłuż osi cylindra paliwa biegnie pręt z Pu-239 albo U-235 o średnicy rzędu 2-3 cm. Wnętrze obudowy wyłożone jest warstwą plastiku albo plastikowej piany. Między zapalnikiem a pakietem paliwa znajduje się gruby korek z gęstego materiału, ponownie z uranu albo wolframu.

Elementy konstrukcji Tellera-Ulama:

  1. zewnętrzna obudowa z materiału konstrukcyjnego, na przykład stali, aluminium albo tworzywa;
  2. primary, czyli zapalnik rozszczepieniowy;
  3. ekran radiacyjny z materiału o wysokiej liczbie atomowej, zwykle uranu albo wolframu, czasem z dodatkiem boru-10 jako absorbentu neutronów;
  4. hohlraum albo komora promieniowania, również z materiału o wysokiej liczbie atomowej, takiego jak uran, ołów albo wolfram;
  5. kanał promieniowania, czyli szczelina między obudową a pusherem/tamperem fuzyjnym, zwykle zasadniczo pusta, często wypełniona pianą z tworzywa;
  6. fuzyjny pusher/tamper z gęstego materiału, np. naturalnego lub zubożonego uranu, HEU, wolframu lub ołowiu;
  7. paliwo fuzyjne, zazwyczaj deuterek litu-6, czasem naturalny deuterek litu albo ciekły deuter;
  8. spark plug, czyli rozszczepialny pręt z HEU albo plutonu.

Gdy zapalnik eksploduje, promienie X uciekające z pierwszego stopnia wypełniają kanał promieniowania, czyli przestrzeń między obudową a kapsułą fuzyjną, gazem fotonowym. Przestrzeń ta jest wypełniona pianą plastikową, zasadniczo złożoną z węgla i wodoru, która pod wpływem promieni X całkowicie się jonizuje i staje się przezroczysta. Wewnętrzna powierzchnia obudowy i zewnętrzna powierzchnia kapsuły nagrzewają się do bardzo wysokich temperatur. Uranowa osłona między zapalnikiem a kapsułą fuzyjną oraz sam pusher/tamper zapobiegają przedwczesnemu nagrzaniu paliwa fuzyjnego.

Równowaga cieplna ustala się skrajnie szybko, tak że temperatura i gęstość energii stają się niemal jednolite w całym kanale promieniowania. Gdy powierzchnia tampra nagrzewa się, zaczyna się rozszerzać i abluje, czyli odrywa od powierzchni kapsuły. Ten proces ablacji, będący w pewnym sensie rakietą odwróconą na lewą stronę, wytwarza olbrzymie ciśnienie działające na kapsułę i powoduje jej przyspieszającą implozję. Równowaga cieplna zapewnia przy tym bardzo równomierny rozkład ciśnienia. Przezroczysta plazma węglowo-wodorowa opóźnia początkową ekspansję plazm tampra i obudowy, przez co kanał promieniowania nie zostaje zbyt wcześnie zablokowany przez te nieprzezroczyste materiały o wysokiej liczbie atomowej.

Siła ściskająca i przyspieszająca paliwo fuzyjne do środka pochodzi wyłącznie od ciśnienia ablacyjnego. Dwa inne możliwe źródła ciśnienia, ciśnienie plazmy, wynikające z ruchu termicznego plazmy między obudową a kapsułą, oraz ciśnienie promieniowania, generowane przez termiczne promienie X, nie wpływają bezpośrednio na sam proces.

Ciśnienie plazmy wywołuje cylindryczną albo sferyczną implozję kapsuły fuzyjnej, obejmującej pusher/tamper, paliwo oraz osiowy pręt rozszczepialny. Kapsuła zostaje sprężona nawet do około 1/30 pierwotnej średnicy dla kompresji cylindrycznej albo 1/10 dla sferycznej, osiągając tym samym co najmniej 1000 razy większą gęstość niż początkowo. Warto zauważyć, że w tym momencie energia wystarczająca do zniszczenia małego miasta służy tylko do ściśnięcia kilku kilogramów paliwa.

Jest jednak mało prawdopodobne, aby sam rozszczepialny pręt w środku osiągał aż tak skrajną kompresję. Leżąc na osi, doświadcza on bardzo gwałtownej fali uderzeniowej, która mocno go rozgrzewa, ale spręża tylko umiarkowanie, mniej więcej czterokrotnie. To wciąż wystarcza, aby pręt stał się nadkrytyczny. W zależności od stopnia symetrii oraz szczegółów fizyki zapadania kapsuły możliwe są większe wartości. Spowolnione neutrony uwięzione w paliwie fuzyjnym, pozostałe po intensywnym strumieniu neutronów rozszczepieniowych, uruchamiają reakcję łańcuchową, gdy tylko pręt osiągnie stan krytyczny. Pręt rozszczepia się coraz szybciej w miarę dalszej implozji i działa jak fuzyjny spark plug. W połączeniu z wysokimi temperaturami generowanymi przez zbieżną falę uderzeniową podnosi to temperaturę paliwa fuzyjnego wokół pręta do poziomu wystarczającego do rozpoczęcia syntezy. Samopodtrzymujące się spalanie fuzyjne rozchodzi się następnie na zewnątrz. Fuzyjny tamper ogranicza ucieczkę promieniowania cieplnego z paliwa. Wraz ze wzrostem temperatury reakcje fuzyjne przyspieszają, istotnie zwiększając sprawność spalania. Temperatury osiągane podczas spalania fuzyjnego mogą przekraczać 300 milionów K, czyli znacznie więcej niż daje samo rozszczepienie.

Paliwo w kapsule fuzyjnej składa się z deuterku litu, często wzbogaconego w izotop Li-6, który stanowi tylko 7,5% naturalnego litu. Naturalny lit był z powodzeniem używany w projektach bomb fuzyjnych, ale współczesne lekkie konstrukcje wydają się korzystać z litu wzbogaconego w Li-6.

Pewna ilość trytu powstaje z neutronów rozszczepieniowych, ale jak wspomniano wyżej, jego wkład do całkowitej mocy bomby jest niewielki. Znacznie więcej trytu powstaje w reakcjach D + D, bezpośrednio w reakcji 3, albo pośrednio przez reakcję 5 z wykorzystaniem neutronów z reakcji 2.

Ponieważ reakcja D + T jest bardzo szybka, a deuteru jest pod dostatkiem, tryt jest zużywany niemal tak szybko, jak się go produkuje. Neutrony 14,1 MeV mogą także wytwarzać duże ilości trytu z Li-7 przez reakcję 6.

Znaczna część paliwa fuzyjnego może spalić się, zanim ekspansja, obniżając gęstość, wygasi reakcję; zwykle trwa to około 20-40 nanosekund. Moc chwilowa kapsuły fuzyjnej jest ogromna. Największa bomba kiedykolwiek zdetonowana miała moc 50 Mt, niemal w całości pochodzącą z jej końcowego stopnia fuzyjnego. Ponieważ 50 Mt to 2,1 x 10^17 dżuli, moc wytwarzana podczas spalania wynosiła około 5,3 x 10^24 watów. To ponad 1% całkowitej mocy Słońca, wynoszącej około 4,3 x 10^26 watów. Szczytowa moc mogła być nawet większa.

Neutrony 2,45 MeV i 14,1 MeV, które opuszczają paliwo fuzyjne, mogą również silnie podnosić moc bomby, wywołując rozszczepienie w mocno sprężonym fuzyjnym tamperze. Ten dodatkowy wkład może dostarczać większą część energii całej eksplozji. W dużych bombach rozszczepieniowo-fuzyjno-rozszczepieniowych często odpowiada za około połowę mocy, a może sięgać co najmniej 85%, choć w wielu projektach bliżej mu do 50%.

Opisana tu bomba Tellera-Ulama to bomba dwustopniowa. Rozszczepieniowy zapalnik, czyli pierwszy stopień, spręża kapsułę fuzyjną, czyli stopień drugi. Choć pierwszy stopień jest bardzo silny, istnieje granica wielkości kapsuły, którą zdoła on sprężyć w krótkim dostępnym czasie. Jeśli potrzebna jest jeszcze większa bomba, eksplozję wtórnego stopnia fuzyjnego można wykorzystać do sprężenia i zdetonowania większego trzeciego stopnia. Każdy kolejny stopień może być 10-100 razy większy od poprzedniego. Wspomniana wyżej bomba 50 Mt była konstrukcją trójstopniową.