Цепная ядерная реакция

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

314 

4.15. Цепная ядерная реакция 

 

Реакция  деления тяжелых  ядер  нашла  широкое  практическое  при-

менение. Важнейшее значение имеет высвобождение большого коли-

чества энергии, которое имеет место при каждом акте деления, и по-

явление при этом двух или трех мгновенных нейтронов. Если бы каж-

дый  из  этих  нейтронов,  взаимодействуя  с  ближайшими  ядрами  деля-

щегося вещества, в свою очередь, вызывал в них реакцию деления, то 

в  природе  происходило  бы  лавинообразное  нарастание  числа  актов 

деления.  Возникла  бы  цепная  ядерная  реакция.  Но  предположение, 

что каждый из нейтронов захватывается делящимися ядрами, в дейст-

вительности не реализуется. Большинство мгновенных нейтронов по-

падает  в  ядра  атомов,  которые  под  действием  нейтронов  вообще  не 

делятся.  Некоторое  их  число  может  просто  выйти  за  пределы  актив-

ной зоны, т. е. той части пространства, в которой происходит цепная 

реакция.  Эти  потери  могут  быть  столь  значительными,  что  в  объеме 

рабочего вещества цепная реакция либо вовсе не возникает, либо, воз-

никнув, быстро затухает.  

Рассмотрим  сначала  размножение  нейтронов  в  бесконечной  среде 

делящегося  вещества.  Размножение  нейтронов  удобно  представить  в 

виде ряда циклов размножения. Для примера пусть это будет вещест-

во,  состоящее  из  смеси  изотопов 

U

235

92

  и 

U

238

92

.  Отдельный  цикл  раз-

множения  состоит  из  последовательных  этапов:  поглощение  ядрами 

U

235

92

  тепловых  нейтронов,  деление 

U

235

92

,  деление 

U

238

92

  быстрыми 

нейтронами. Если бы не было поглощения и утечки нейтронов за пре-

делы  объема,  то  размножение  нейтронов  происходило  бы  по  схеме, 

показанной на рис. 4.15.1.  

 

поколение

е

−

1

поколение

е

−

2

поколение

е

−

3

 

 

Рис. 4.15.1. Схема размножения нейтронов в цепной реакции  

деления 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

315 

Для  характеристики  цепной  реакции  вводится  коэффициент  ис-

пользования тепловых нейтронов 

θ .  θ  показывает, какое относитель-

ное число тепловых нейтронов поглощается ядрами 

U

235

92

. Так как не-

которое число нейтронов теряется в замедлителе, то 

1

<

θ

. Размноже-

ние  на  тепловых  нейтронах  характеризуется  коэффициентом  размно-

жения 

k .  k  есть отношение числа нейтронов во втором поколении к 

числу нейтронов в первом поколении с учетом всех возможных потерь 

нейтронов.  

С уменьшением размеров активной зоны увеличивается число ней-

тронов, выходящих за ее пределы, при этом уменьшается возможность 

дальнейшего развития цепной реакции. Так как число нейтронов, вы-

ходящих  за  пределы  активной  зоны,  пропорционально  площади  по-

верхности,  а  число  вновь  возникших  нейтронов  пропорционально 

объему  делящегося  вещества,  то  оценить  относительное  число  выхо-

дящих из цепной реакции нейтронов вследствие утечки можно из со-

отношения  

R

R

R

V

S

3

3

4

4

3

2

=

π

π

=

, 

где 

S – площадь поверхности активной зоны,  V – объем активной зо-

ны.  

Следовательно,  с  уменьшением  радиуса  активной  зоны  R   увели-

чивается  число  нейтронов,  вылетающих  из  активной  зоны.  Мини-

мальный  размер  активной  зоны,  при  которой  возможно  осуществле-

ние  цепной  ядерной  реакции,  называется  критическим  размером. 

Масса делящегося вещества, находящегося в критическом объеме, на-

зывается  критической  массой.  Величина  критической  массы  зависит 

от  способа  ее  размещения  в  системе.  Для  увеличения  вероятности 

протекания  цепной  реакции  возможны  несколько  способов  размеще-

ния  массы  делящегося  вещества,  при  помощи  которых  удается 

уменьшить критическую массу. Остановимся на некоторых из них.  

1. Использование отражателей. Отражатель – это вещество, кото-

рое  отражает  выходящий  за  пределы  критической  массы  нейтроны. 

Термин "отражатель" не вполне точен, поскольку в природе не суще-

ствует материала, способного полностью отражать нейтроны в обрат-

ном направлении. Механизм работы отражателя состоит в том, чтобы 

нейтроны, двигающиеся беспорядочно по случайным траекториям, от 

объема отражателя испытывали обратное рассеяние. А поскольку ко-

эффициент  обратного  рассеяния 

1

<

r

,  то  в  результате  многократных 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

316 

столкновений с ядрами вещества отражателя некоторое число нейтро-

нов рассеивается в обратном направлении. Поэтому ядра отражателей 

не должны захватывать и поглощать нейтроны, они должны лишь рас-

сеивать  их.  Отражателями  являются  графит,  бериллий,  вода,  углево-

дороды.  

2.  Использование  замедлителей.  Замедлитель  представляет  собой 

материал,  замедляющий  быстрые  нейтроны  (мгновенные  нейтроны), 

возникающие при делении 

U

235

92

. В результате столкновений быстрых 

нейтронов  с  ядрами  замедлителя  быстрые  нейтроны  в  каждом  акте 

столкновения  теряют  энергию,  и  после  многократных  столкновений 

их энергия снижается до тепловой. К замедлителям относятся графит, 

бериллий,  вода,  углеводороды,  причем  бериллий  является  одним  из 

лучших замедлителей. При облучении бериллия нейтронами происхо-

дит следующая ядерная реакция:  

α

2

)

2

,

(

9

4

n

n

Be

 

Замедлителем  может  быть  также  и 

U

238

92

  для  тех  быстрых  нейтро-

нов, энергия которых меньше 1, 4 МэВ. Тогда при столкновении бы-

строго нейтрона с ядром 

U

235

92

 деления ядра не происходит, возникает 

возбужденное составное ядро.  

3. Тщательная сепарация – отделение делящихся ядер от других с 

целью снижения захвата нейтронов ядрами неделящегося вещества.  

Для  управления  цепной  реакцией  используются  поглотители.  Их 

изготовляют в виде стержней, которые в процессе выгорания ядерного 

вещества  постепенно  извлекают  из  активной  зоны.  Из  природных 

элементов с большим сечением поглощения тепловых нейтронов ши-

роко применяются бор  B

11

5

 и кадмий 

Cd

112

48

 как в чистом виде, так и в 

различных соединениях и сплавах, а также гафний 

Hf

178

72

.  

В литературе приводятся значения критических размеров и крити-

ческих масс чистых нуклидов. Они представлены в табл. 4.15.1. 

 

Нуклид 

U

233

92

 

U

235

92

 

Pu

239

94

 

см

R

кр

,

 

6

 

5

,

8

 

6

 

кг

m

кр

,

 

16

 

48

 

17

 

 

Таблица 4.15.1. Критические размеры и массы нуклидов 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

317 

Найдем теперь закон размножения нейтронов в активной зоне. 

Пусть 

N

N

=

1

–  число  нейтронов  в  первом  поколении.  Тогда  во 

втором  поколении  число  нейтронов  будет 

N

k

N

⋅

=

2

, 

k –  коэффици-

ент размножения нейтронов.  

Прирост числа нейтронов за одно поколение за время 

τ

=

t

 будет 

)

1

(

1

2

−

⋅

=

−

⋅

=

−

=

∆

k

N

N

N

k

N

N

N

, 

где 

τ  – среднее время между двумя последовательными актами деле-

ния ядер.  

Изменение числа нейтронов в активной зоне за 1 с 

τ

−

=

τ

∆

)

1

(k

N

N

. (4.15.1) 

Обычно нейтрон в замедлителе испытывает от 20 до 180 столкно-

вений,  в  процессе  столкновений  с  ядрами  замедлителя  нейтрон  рас-

трачивает  свою  избыточную  энергию.  Средний  промежуток  между 

столкновениями  составляет 

см

 

3

  

 

  

см

 

5

 

0,

<

λ

<

,  а  весь  процесс  замед-

ления до момента захвата ядром 

U

235

92

 длится 

с

 

10

 

  

с

 

10

 

-3

-5

≤

τ

≤

,  и за 

это время нейтрон в среднем проходит путь по ломанной траектории 

порядка 

30

  м    и  может  удаляться  от  места  своего  возникновения  на 

расстояние  от 2 см  до 100 см.  Поэтому  с  достаточной  точностью  в 

формуле (4.15.1) можно положить 

dt

=

τ

 и записать:  

dt

dN

N =

τ

∆

. 

После  подстановки  найденного  значения  в (4.15.1) получаем  диф-

ференциальное уравнение 

N

k

dt

dN

τ

−

=

)

1

(

 ,  

(4.15.2) 

решением которого является 

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

τ

−

=

t

k

N

N

1

exp

0

,  

(4.15.3) 

где 

0

N  – число актов деления в начальный момент реакции, 

N – чис-

ло активных нейтронов в момент времени 

t

, 

τ  – средний промежуток 

времени между двумя последовательными актами деления ядра  U

235

92

.  

Из уравнения (4.15.3) видно, что закон изменения числа активных 

нейтронов от времени существенно зависит от величины коэффициен-

та размножения нейтронов  k , а стало быть, и от знака скобки 

)

1

(

−

k

. 

Здесь могут встретиться три частных случая:  

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

318 

•

 

0

1

0

1

 N

,  N 

 

,  k 

 

 

k - 

>

>

>

,  число  нейтронов  со  временем  растет; 

это развивающаяся цепная реакция.  

•

 

0

0

1

N

, N

 

 

k - 

=

=

,  число  нейтронов  во  времени  не  меняется;  это 

самоподдерживающаяся цепная реакция.  

•

 

0

1

0

1

 N

,  N 

 

,  k 

 

 

k - 

<

<

<

,  число  нейтронов  со  временем  убывает; 

это затухающая цепная реакция.  

Для  получения  управляемой  цепной  реакции  необходимо  иметь  ко-

эффициент размножения 

1

≈

k

. В этом случае число активных нейтронов 

будет меняться столь незначительно, что таким потоком нейтронов легко 

управлять.  Для  этого  в  активную  зону  вводят  специальные  стержни – 

замедлители ядерной реакции. Вводя и выводя из активной зоны такие 

стержни, можно управлять ходом цепной реакции, делая ее самоподдер-

живающейся. В зависимости от величины коэффициента размножения 

k

 

можно получить три режима работы: 

1

=

k

– критический режим, 

1

>

k

 – 

надкритический режим, 

1

<

k

– подкритический режим.  

Система,  состоящая  только  из  ядер 

U

238

92

,  не  может  находиться  в 

критическом режиме, поскольку у 

U

238

92

 вероятность  поглощения  бы-

строго нейтрона с энергией 

4

,

1

>

ε

к

МэВ и последующего деления со-

ставного  ядра  меньше  вероятности  неупругого  рассеяния  быстрого 

нейтрона примерно в 3 раза. Таким образом, 

U

238

92

 очень хорошо осу-

ществляет неупругое рассеяние по схеме 

*

238

92

238

92

')

,

(

U

n

n

U

, 

при этом потеря энергии у быстрых нейтронов происходит за весьма 

короткое время.  

Для протекания самоподдерживающейся ядерной реакции необхо-

димо 

1

=

k

. Но в данном случае из трех нейтронов только один вызо-

вет  деление,  а  два  испытают  неупругое  рассеяние.  Значит,  величина 

1

=

k

 может быть только в идеальном случае, а с учетом возникающих 

здесь  дополнительных  потерь  реальное  значение 

k

  оказывается 

меньше  единицы.  Таким  образом,  получается,  что  при 

1

=

k

  цепная 

реакция оказывается затухающей. Итак, для того чтобы цепная само-

поддерживающаяся  ядерная  реакция  шла  на  быстрых  нейтронах,  не-

обходимо,  чтобы  коэффициент  размножения 

1

>

k

,  а  само  делящееся 

вещество было бы обогащено ядрами 

U

235

92

 или ядрами другого деля-

щегося под действием тепловых нейтронов вещества.  

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

319 

4.16. Реакции синтеза легких ядер 

 

4.16.1. Термоядерные реакции

 

Ранее  мы  подробно  рассмотрели  процесс  деления  тяжелых  ядер, 

возникающий  в  результате  поглощения  тяжелым  ядром  одного  ней-

трона. Такое ядро делится на два осколка, обладающих огромной ки-

нетической энергией, и, кроме того, в пространство вылетают два или 

три  мгновенных  нейтрона.  Общая  энергия,  которая  выделяется  в  ре-

зультате  реакции  деления  тяжелых  ядер,  составляет  примерно 200 

МэВ.  

Но, наряду с делением тяжелых ядер, в природе существуют реак-

ции синтеза, т.е. реакции образования более тяжелых ядер из легких, 

сопровождающехся  выделением  энергии  большей,  чем  при  реакции 

деления.  

Для  того  чтобы  понять  физическую  причину  выделения  большой 

энергии в процессе синтеза легких ядер, обратимся еще раз к анализу 

графика 

A

св

ε

, приведенного на рис. 4.3.1.  Из опыта следует:  

 

2

,

1

)

(

1

2

1

=

ε

H

A

св

 МэВ,  

8

,

1

)

(

2

3

1

=

ε

H

A

св

 МэВ, 

2

,

7

)

(

2

4

2

=

ε

He

A

св

МэВ. 

 

 Как  видно  из  рис. 4.3.1, экспериментальное  значение 

)

(

2

4

2

He

A

св

ε

 

далеко  выходит  за  пределы  графика  усредненных  значений 

A

св

ε

.  По-

этому, если из двух нуклонов 

1

2

1

H  образуется ядро 

2

4

2

He , то такое яд-

ро должно находиться в возбужденном состоянии, поскольку при этом 

высвобождается энергия, равная энергии связи. Нечто подобное имеет 

место и при синтезе других легких ядер. Конечно, было бы заманчи-

вым в какой-то точке пространства вызвать столкновение сразу четы-

рех протонов с последующим образованием ядра атома гелия. Однако 

такое четверное столкновение – событие маловероятное, оно осущест-

вляется  чрезвычайно  редко.  Поэтому  гораздо  проще  осуществить 

столкновения  двух  дейтронов  с  последующим  образованием  ядра 

2

4

2

He .  

Возможные ядерные реакции синтеза будут иметь следующий вид:  

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

320 

МэВ

H

H

H

H

03

,

4

0

1

1

2

3

1

1

2

1

1

2

1

+

+

→

+

, 

МэВ

n

He

H

H

25

,

3

1

1

0

1

3

2

1

2

1

1

2

1

+

+

→

+

, 

МэВ

n

He

H

H

6

,

17

1

1

0

2

4

2

1

3

1

1

2

1

+

+

→

+

. 

Из приведенных ядерных реакций мы видим, что при этом выделя-

ется значительная энергия. Следует подчеркнуть, что в этих реакциях 

выделение  энергии  в  расчете  на  единицу  массового  числа 

A

  в  не-

сколько  раз  превышает  выделение  энергии,  которое  имеет  место  при 

реакции  деления  тяжелых  ядер,  например, 

U

235

92

,  под  действием  ней-

трона. В самом деле, применительно к этому случаю, мы можем запи-

сать: 

МэВ

n

k

Y

Y

U

n

U

A

Z

A

Z

205

)

(

2

2

1

1

*

236

92

1

0

235

92

+

⋅

+

+

→

→

+

, 

где 

2

=

k

 или 

3

. Но 

236

2

1

=

+

+

=

k

A

A

A

, поэтому  

МэВ

A

85

,

0

236

205

*

=

=

ε

. 

В случае же реакции синтеза имеем 

МэВ

He

n

H

H

6

,

17

)

,

(

4

2

1

0

2

1

3

1

+

, 

 

и 

5

1

4

=

+

=

A

.  Тогда 

МэВ

A

5

,

3

5

6

,

17

*

=

=

ε

. 

Таким  образом,  при  реакции  синтеза  высвобождение  энергии  на 

один  нуклон  оказывается  примерно  в  четыре  раза  больше,  чем  при 

реакции  деления.  И  если  сравнивать  между  собой  ядерную  реакцию 

деления  с  ядерной  реакцией  синтеза,  то  между  этими  реакциями  с 

энергетической  точки  зрения  нет  принципиальной  разницы:  реакция 

синтеза в расчете на одну а.е.м.  дает выигрыш в энергии примерно в 

четыре раза больше по сравнению с реакцией деления. Тем не менее, в 

настоящее  время  ученые  многих  стран  стремятся  овладеть  управляе-

мой  реакцией  синтеза.  В  чем  же  здесь  причина?  А  дело  здесь  в  том, 

что исходный продукт реакции синтеза в природе встречается в очень 

большом  количестве.  Известно,  что  в  природной  воде  всегда  в  не-

большом количестве имеются изотопы дейтерия и трития. Так, 1 л во-

ды  содержит 0, 033 л  дейтерия,  а  всего  в  океанах  Земли  содержится 

около 

13

10

5

⋅

т  дейтерия.  При  современном  уровне  энергетических 

потребностей запасов дейтерия на Земле могло бы хватить на 20 мил-

лиардов лет. И если человечество сумеет овладеть этой реакцией, за-

ставит ее служить на свою пользу, то оно на многие столетия вперед 

освободит  себя  от  заботы  о  дешевом  источнике  энергии.  Тогда  во 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

321 

многих странах проблема энергетического голода не будет стоять так 

остро, как сейчас.  

Вот почему взоры всех ученых энергетиков привлекает заманчивая 

картина овладения термоядерной реакцией синтеза.  

В чем же состоит особенность реакций синтеза легких ядер? Син-

тез  должен  осуществляться  либо  из  легких  ядер,  либо  из  нуклонов. 

При этом у них отношение 

A

св

ε

 должно находиться на возрастающей 

части  графика  рис. 4.3.1. К  нуклонам,  как  мы  знаем,  относятся  лишь 

протоны и нейтроны. Однако нейтроны в свободном состоянии в при-

роде не существуют. Поэтому синтез ядер из нейтронов в природных 

условиях осуществить в заметных количествах не удается, это можно 

сделать  только  из  протонов,  а  также  из  ядер  дейтерия  и  трития.  Но 

ядра  этих  изотопов  имеют  электрический  заряд.  Поэтому  в  ядерных 

реакциях  синтеза  существенную  роль  играют  кулоновские  силы  от-

талкивания,  препятствующие  преодолению  потенциального  барьера 

между сталкивающимися частицами. Если полная кинетическая энер-

гия сталкивающихся частиц невелика, то ядерная реакция на заряжен-

ных частицах не произойдет вообще. У легких ядер кулоновский по-

тенциальный барьер сравнительно невысок, но все же для сближения 

двух  дейтронов  и  последующего  образования  ядра  атома 

He

4

2

  необ-

ходимо,  чтобы  их  полная  кинетическая  энергия  была  не  менее 0,1 

МэВ.  

В самом деле, для того чтобы произошел синтез двух дейтронов, их 

необходимо сблизить на расстояние около

Ф

 

3

, т.е.  на удвоенный ра-

диус сталкивающихся дейтронов. На таком расстоянии между ядрами 

потенциальная энергия отталкивания 

 

)

2

(

4

0

2

max

R

e

пот

πε

=

ε

. (4.16.1) 

 Так как столкновения дейтронов в большом количестве возможны 

только в достаточно плотной среде, то для осуществления такой реак-

ции необходима кинетическая энергия сталкивающихся дейтронов 

kT

к

2

3

=

ε

. (4.16.2) 

Решая уравнения (4.16.1) и (4.16.2) совместно, получим 

kR

e

T

0

2

12

πε

=

 . 

(4.16.3) 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

322 

После  подстановки  в (4.16.3) табличных  значений,  а  также 

Ф

 

5

 

1,

 

 

=

R

и  выполнения  вычислений  получаем 

K

10

3,7

9

⋅

=

T

.  Эта 

температура столь высока, что превышает температуру в центральной 

области Солнца, которая примерно равна 

K

10

1,5

7

⋅

.   

Так как процессы слияния ядер в массовом количестве возникают 

лишь в результате хаотических столкновений при очень высокой тем-

пературе,  то  рассмотренные  выше  реакции  синтеза  называются  тер-

моядерными реакциями. 

Таким  образом,  термоядерные  реакции – это  реакции  синтеза 

атомных  ядер,  эффективно  протекающие  при  сверхвысоких  темпера-

турах  и  способствующие  поддержанию  этой  температуры  за  счет 

большого  энерговыделения.  Для  поддержания  термоядерной  реакции 

необходима температура порядка 

9

10

К, а в то же время в центральной 

области  Солнца температура достигает величины порядка 

7

10

К. Тем 

не менее считают, что огромная энергия, излучаемая Солнцем в окру-

жающее  пространство,  возникает  за  счет  протекающих  в  нем  термо-

ядерных реакций.  

Так в чем же здесь дело?  Оказывается, реакции синтеза могут про-

текать  и  при  температуре,  значительно  меньшей,  чем 

9

10

К.  Правда, 

при  этом  в  реакции  должны  участвовать  только  ограниченное  число 

ядер. Рассмотрим более подробно эти процессы. 

1.  Если  два  дейтрона 

H

2

1

  движутся  навстречу  друг  другу,  то  они 

могут  преодолеть  потенциальный  барьер  сил  отталкивания  туннель-

ным эффектом и затем войти в соприкосновение и испытать слияние, 

образуя ядро атома гелия, 

α - частицу. На протекание такого процесса 

требуется  энергия  в 10–100 раз  меньшая,  чем  при  прямом  слиянии 

ядер дейтерия.  

Известно,  чем  больше  энергия  налетающей  частицы,  тем  меньше 

толщина потенциального барьера, тем больше становится вероятность 

преодолеть такой барьер туннельным эффектом. Оценки показывают, 

что вероятность таких столкновений имеет заметную величину.  

 2. При достаточно высокой температуре оголенные ядра дейтерия 

имеют максвелловское распределение по скоростям. Ядра, у которых 

скорости  хаотического  движения  во  много  раз  больше  их  средних 

скоростей  в  распределении  Максвелла,  обладают  настолько  большой 

энергией, что при их столкновении может произойти синтез ядер ато-

мов гелия (рис. 4.16.1). Из рис. 4.16.1 видно, что, хотя количество та-

ких ядер и невелико, они в объеме все-таки существуют.  

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

323 

 

)

(

υ

f

υ

υ

.

.в

н

υ

 

 

Рис. 4.16.1. Распределение Максвелла по скоростям движения 

 

Таким образом, в плазме, состоящей из оголенных ядер и электро-

нов при температуре 

7

10

К, всегда имеются частицы с энергией, дос-

таточной для возбуждения термоядерной реакции. Вот почему темпе-

ратура,  при  которой  могут  реально  происходить  термоядерные  реак-

ции синтеза, находится в интервале 

8

7

10

10

−

 К .  

Итак, для протекания термоядерной реакции синтеза легких ядер в 

объеме  необходима  температура  порядка 

7

10

К  и  наличие  условий, 

при  которых  количество  энергии,  выделяющейся  при  термоядерной 

реакции,  превышало  бы  возможные  энергетические  потери.  Если  же 

энергетические потери  будут превышать выделяющуюся энергию, то 

температура плазмы будет постепенно понижаться, и реакция синтеза 

в  конце  концов  прекратится.  В  настоящее  время  в  земных  условиях 

такая  температура  может  быть  создана  либо  при  помощи  взрыва 

атомной бомбы, либо с помощью магнитных ловушек, которые позво-

ляют сконцентрировать плазму в малом объеме, отделив ее при этом 

от  стенки  экспериментальной  установки  и  тем  самым  уменьшив  раз-

личные  виды  потери  энергии,  возникающие  при  контакте  горячей 

плазмы  со  стенкой.  Но  работа  на  термоядерных  реакторах  как  в  ста-

ционарном,  так  и  в  импульсном  режимах  при  генерации  избыточной 

энергии в настоящее время не привела пока к положительным резуль-

татам.  Физической  причиной  возникающих  трудностей  является  на-

личие  в  объеме  горячей  плазмы  множества  мелкомасштабных  неус-

тойчивостей, нарушающих стабильную работу реактора.  

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

324 

4.16.2. Термоядерные источники энергии Солнца 

Спектроскопические исследования показывают, что в состав Солн-

ца входят протоны (80%), ядра атомов гелия (19%) и ядра атомов уг-

лерода, азота, кислорода – всего 1%.  

Поэтому главное значение для поддержания постоянства излучения 

Солнца имеют реакции синтеза ядер водорода.  

В  настоящее  время  принято,  что  на  Солнце  осуществляются  два 

цикла синтеза легких ядер:  

а. протонно-протонный цикл 

1. 

МэВ

421

,

0

1

2

1

1

1

1

1

+

+

+

→

+

+

e

v

e

H

H

H

,  

МэВ

421

,

0

1

2

1

1

1

1

1

+

+

+

→

+

+

e

v

e

H

H

H

,  

10

10

4

,

1

⋅

=

t

 лет, 

t

– средняя продолжительность реакции.  

2. 

МэВ

02

,

1

1

1

+

γ

→

+

−

+

e

e

, 

МэВ

02

,

1

1

1

+

γ

→

+

−

+

e

e

, 

0

=

t

.  

3. 

МэВ

49

,

5

3

2

1

1

2

1

+

γ

+

→

+

He

H

H

,   

МэВ

49

,

5

3

2

1

1

2

1

+

γ

+

→

+

He

H

H

, 

7

,

5

=

t

с .  

4. 

МэВ

85

,

12

2

1

1

4

2

3

2

3

2

+

+

→

+

H

He

He

He

, 

6

10

1

⋅

=

t

 лет.  

Следовательно,  полная  энергия,  выделяющаяся  за 1 цикл,  

71

,

26

=

Q

 МэВ. Тогда все реакции синтеза протонно-протонного цик-

ла можно сокращенно записать в виде одной обобщенной:  

Q

v

e

He

H

e

+

γ

+

+

+

→

+

2

2

2

4

1

4

2

1

1

. 

б. углеродно-азотный цикл 

Этот цикл достаточно интенсивно протекает лишь при более высо-

кой температуре, чем протонно-протонный. Поэтому условия для его 

осуществления  в  недрах  Солнца  менее  благоприятные.  Углеродно-

азотный цикл состоит из шести последовательных циклов, причем ка-

ждый из них имеет свою продолжительность.  

1. 

МэВ

95

,

1

13

7

1

1

12

6

+

γ

+

→

+

N

H

C

, 

10

3

,

1

⋅

=

t

 лет.  

2. 

МэВ

2

,

2

1

13

6

13

7

+

+

+

→

+

e

v

e

C

N

, 

7

=

t

 мин.  

3. 

МэВ

54

,

7

14

7

1

1

13

6

+

γ

+

→

+

N

H

C

, 

6

10

7

,

2

⋅

=

t

 лет.  

4. 

МэВ

35

,

7

15

8

1

1

14

7

+

γ

+

→

+

O

H

N

, 

8

10

3

,

3

⋅

=

t

лет.  

5. 

МэВ

71

,

2

1

15

7

15

8

+

+

+

→

+

e

v

e

N

O

, 

82

=

t

 c.  

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

325 

6. 

МэВ

96

,

4

4

2

12

6

1

1

15

7

+

+

→

+

He

C

H

N

, 

5

10

1

,

1

⋅

=

t

лет.  

 В итоге при сокращенной форме записи имеем:  

МэВ

73

,

26

3

2

2

4

1

4

2

1

1

+

γ

+

+

+

→

+

e

v

e

He

H

. 

 Ядро  C

12

6

 является реагентом, оно синтезирует ядро  He

4

2

 из четы-

рех протонов. Так как температура в ядре Солнца порядка 

7

10

К, то в 

нем  преимущественно  протекает  протонно-протонный  цикл.  При  бо-

лее высокой температуре, по-видимому, будет преобладать углеродно-

азотный цикл. Стало быть, для поддержания равновесного состояния 

возникают  условия,  при  которых  энергетические  потери  в  окружаю-

щую среду равны энергии, выделившейся в результате реакций синте-

за.  

В 1967 г. немецкому ученому Хансу Бете была присуждена Нобе-

левская  премия  за  его  вклад  в  теорию  ядерных  реакций,  особенно  за 

открытия, относящиеся к источникам энергии звезд.  

Из приведенных выше термоядерных реакций синтеза следует, что 

одним из побочных продуктов реакций являются нейтрино. Наиболь-

ший поток нейтрино будет вылетать из тех объемов ядра Солнца, где 

наиболее интенсивно протекают термоядерные реакции, т.е. из облас-

тей  ядра  Солнца  с  наиболее  высокой  температурой.  Следовательно, 

изучая  распределение  нейтрино  в  пространстве  по  направлениям, 

можно  определить  размеры  ядра  Солнца,  интенсивность  термоядер-

ных реакций и объем, в пределах которого они протекают. 

Разогретая плазма в ядре Солнца удерживается в сжатом состоянии 

внешними гравитационными силами, действующими снаружи на ядро 

Солнца.  Этим  обеспечивается  естественное  течение  самоподдержи-

вающихся  термоядерных  реакций.  В  результате  протекания  термо-

ядерных реакций синтеза содержание протонов в Солнце постепенно 

уменьшается,  и  после  того,  как  весь  водород  выгорит,  термоядерные 

реакции  прекратятся,  излучение  Солнца  постепенно  будет  затухать. 

Но процесс этот весьма и весьма длительный, он займет многие мил-

лиарды лет.  

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

326