AstroNuklFyzika ® Jaderná fyzika - Astrofyzika - Kosmologie - Filosofie Fyzika a nukleární medicína

1. Jaderná a radiační fyzika
1.0. Fyzika - fundamentální přírodní věda
1.1. Atomy a atomová jádra
1.2. Radioaktivita
1.3. Jaderné reakce a jaderná energie
1.4. Radionuklidy
1.5. Elementární částice
1.6. Ionizující záření


1.3. Jaderné reakce a jaderná energie

Spontánní rozpad či přeměna jader, tj. radioaktivita, je jen jedním z jaderných procesů vedoucích k transmutaci jader a emisi ionizujícího záření. Zde se stručně zmíníme o dalších jaderných pochodech spojených s přeměnami jader - jaderných reakcích, včetně možností získávání energie z atomových jader.
Terminologická poznámka: 
V této kapitole probírané jaderné reakce jsou v jistém smyslu speciálním případem "reakcí" či interakcí částic mikrosvěta. Přinejmenším v tom smyslu, že jsou důsledkem vlastností vzájemných interakcí elementárních částic - protonů, neutronů, elektronů, fotonů, popř. i mezonů a hyperonů. Do kategorie jaderných reakcí bývá též někdy zařazován i spontánní rozpad či přeměna jader, tj. radioaktivita, nebo interakce protonů a neutronů navzájem či s jinými částicemi. V našem výkladu jsme radioaktivitě věnovali samostatný §1.2 "
Radioaktivita" a interakcí částic se zabýváme v §1.5 "Elementární částice". V textu této kapitoly se budeme zabývat jadernými reakcemi ve vlastním slova smyslu, t.j. procesy v atomových jádrech vyvolanými interakcemi s jinými částicemi nebo jádry, většinou tedy reakce při binárních srážkách jader a částic, včetně štěpení těžkých atomových jader a slučování lehkých jader na jádra těžší.
   Při chemických reakcích dochází k interakcím elektronových obalů atomů, při nichž se atomy mohou vzájemně slučovat do molekul, nebo se naopak molekuly mohou rozkládat. Při jaderných reakcích dochází k interakcím atomových jader s jinými jádry nebo částicemi za vzniku nových jader a emitovaných částic. Průběh konkrétních druhů jaderných reakcí bude rozebírán níže. Na několika místech budou diskutovány i analogie a rozdílnosti mezi chemickými a jadernými reakcemi.

   Pod jadernými reakcemi v jaderné fyzice obecně rozumíme procesy, kdy se dva nukleony, nebo dvě jádra, nebo nukleon či jiná částice a jádro, přiblíží k sobě na vzdálenost řádu 10-13cm, vstoupí do oblasti působení silné jaderné interakce, což vyvolá v jádrech změny počtu, energií a konfigurací nukleonů, které mohou vést k emisi dalších částic. Výsledkem je transmutace jádra - buď na jiný isotop téhož prvku (změna počtu neutronů), nebo na jádro jiného prvku (změna počtu protonů). Nové jádro vzniká téměř vždy ve vzbuzeném stavu, při jeho deexcitaci je emitováno záření g. Jádra přeměněná při jaderných reakcích jsou často radioaktivní (většinou b- či b+); jaderné reakce jsou proto nejdůležitějším způsobem výroby umělých radionuklidů (viz §1.4 "Radionuklidy", část "Výroba umělých radionuklidů").


Obr.1.3.1. Základní schéma jaderné reakce vyvolané částicí ostřelující jádro.

   Většina jaderných reakcí spočívá v tom, že terčíkové jádro je ostřelováno určitou částicí, která svou interakcí vyvolá změnu jádra a vyzáření nové částice; takovou reakci je možno zapsat jednoduchým schématem *)
         a + X ® Y + b + Q,
kde a značí nalétající částici, X terčíkové jádro, Y jádro vzniklé v reakci, b emitovanou částici (může to být i foton, popř. emitovaných částic může být několik), Q vyjadřuje energetickou bilanci, tj. uvolněnou energii při exotermické reakci nebo dodanou energii u endotermické reakce. Toto schéma se zkráceně zapisuje jako X(a,b)Y, nebo dokonce jen (a,b) pokud nám jde pouze o samotnou reakci a nikoli o její produkty.

*) Poněkud jinými schématy se řídí reakce
štěpení jader a slučování (fúze) jader, o kterých bude podrobně pojednáno níže v samostatných částech této kapitoly.
   Jaderné reakce jsou velmi různorodé. Stejná vstupní situace - ostřelování stejných jader těmiže částicemi, často vede k různým výstupním situacím - různým interakcím, při nichž vznikají různá jádra a různé částice s různou pravděpodností.

Jaderná "alchymie"
Pozoruhodnou vlastností jaderných reakcí je to, že v principu umožňují uskutečnit dávný sen alchymistů - transmutaci prvků *). Např. i ono magické zlato
197Au79 lze vytvořit třebas ze rtuti 198Hg80 (obsah 10% v přírodní rtuti) ostřelováním fotony vysokoenergetického záření gama ve fotojaderné reakci - buď přímo v reakci 198Hg80(g,p)197Au79, nebo v reakci 198Hg80(g,n)197Hg80, s následnou radioaktivní přeměnou jádra rtuti-197 elektronovým záchytem 197Hg80+e-(EC)®197Au79 (T1/2=2,7dne) ve výsledný stabilní izotop zlata-197. Z izotopu rtuti 196Hg80 (který je však v přírodní rtuti obsažen jen v 0,15%) lze zlato připravit neutronovou fúzí 196Hg80(n,g)197Hg80, opět s následnou radioaktivní přeměnou elektronovým záchytem ve výsledný stabilní izotop zlata. A podobně i další prvky lze vytvořit jadernými reakcemi ze sousedních prvků Mendělejovovy tabulky. Pracněji pak sérií postupných neutronových fúzí s následnými b-rozpady lze z lehčích prvků vytvořit celou řadu těžších prvků, podobně jak k tomu dochází při výbuchu supernovy (§4.2 "Konečné fáze hvězdné evoluce. Gravitační kolaps" knihy "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu" a sylabus "Kosmická alchymie").
*) Alchymisté ovšem neměli potuchy nejen o atomech a jejich jádrech, ale nerozeznávali ani prvky a sloučeniny. Látky posuzovali podle jejich vnějších projevů a několika jednoduchých chemických reakcí, které dokázali uskutečnit (srov. pasáž "Šarlatánství versus věda" ve shora zmíněné monografii).
   Společnou nevýhodou uměle prováděné transmutace je nepatrná výtěžnost, o mnoho řádů nižší než je tomu při vytváření sloučenin chemickými reakcemi. Terčíkový materiál, nebo výsledný produkt, je navíc většinou nutno čistit složitými metodami, včetně hmotnostní spektrometrie - izotopové separace. V praxi lze proto připravit jen velmi malé množství výsledného prvku, na urychlovačích jen řádově pikogramy. I u nejvzácnějších prvků (zlato, platina) by vycházela jejich výroba jadernými transmutacemi mnohomilionkrát dražší než jejich těžba z přírodních zdrojů
(kde jich velké množství zanechaly jaderné reakce při výbuchu supernovy). Vytváření prvků jadernými transmutacemi má význam v jaderném výzkumu, u prvků (resp. jejich isotopů) které se v pozemské přírodě nevyskytují, či přípravě speciálních terčíků pro urychlovače. Nejčastěji se jaderné transmutace používají k výrobě umělých radionuklidů (§1.4., část "Výroba umělých radionuklidů"). Příznivější situace ve výtěžnosti je u jaderných reaktorů, kde mohutný neutronový tok může vytvářet např. lehké transurany (jako je plutonium) i v kilogramových množstvích (viz níže "Jaderné reaktory", "Transurany"); štěpením uranu zde vzniká též velké množství středně těžkých prvků, většinou ve formě b--radioaktivních isotopů.
  Nově vznikající atomy těsně po jaderné reakci původního jádra se nazývají nascentní atomy
(lat. nascendi=zrod,narození). Mají zpočátku deformovaný a excitovaný elektronový obal, mají nenulový elektrický náboj - jsou ve stavu kladného či záporného iontu, vlivem předané kinetické energii při interakci mají vysokou kinetickou energii ("horké atomy"). Vede to k vysoké chemické reaktivitě nascentních atomů po jaderné reakci.

Zákony zachování a energetická bilance jaderných reakcí
Důležitým společným aspektem jaderných reakcích jsou zákony zachování - je to především zákon zachování elektrického náboje, počtu nukleonů, energie (kinetické energie a klidové energie v souvislosti s Einsteinovým vztahem E = m.c2 ekvivalence hmotnosti a energie), dále pak hybnosti, momentu hybnosti, příp. parity a izospinu. Již ze skutečnosti, že tyto zákony musí být při jaderných reakcích splněny, vyplývají některé základní důsledky, např. jakými způsoby ("kanály") daná reakce může v zásadě probíhat a jakými nikoli.
   Pro uskutečnění, průběh a využití jaderných reakcí má velký význam jejich energetická bilance. Zvláště důležitá je bilance kinetické energie jaderné reakce Q = [E
k(Y)+Ek(b)] - [Ek(X)+Ek(a)], což je rozdíl celkové kinetické energie Ek částic po reakci a před reakcí (zde jsou jen dvě složky, obecně by to byla suma přes všechny vcházející a vycházející částice). Je to tedy kinetická energie uvolněná nebo spotřebovaná při reakci. Podle zákona zachování energie a Einsteinova vztahu ekvivalence hmotnosti a energie je tato energie jaderné reakce též dána rozdílem součtů klidových hmotností všech částic před reakcí a po reakci Q = {[m0(X)+m0(a)] - [m0(Y)+m0(b)]}.c2. U atomových jader je to rozdíl v tzv. hmotnostním defektu daném vazbovou energií jádra.
Podle energie jaderné reakce se tyto reakce dělí na dvě skupiny:
¨ Endotermické (endoenergetické) reakce Q<0,
kde se kinetická energie interagujících jader a částic "spotřebovává" na změnu vnitřního stavu jader nebo na uvolňování či produkci nových částic.
¨ Exotermické (exoenergické) reakce Q>0,
kde dochází k "uvolňování" a zisku kinetické energie, která se čerpá z vazbové energie jader.
  Většina jaderných interakcí má endoenergetický charakter. Důležité exoenergetické interakce slučování lehkých jader a štěpení těžkých jader budou diskutovány níže v části "
Jaderná energie". Pro uskutečnění většiny jaderných reakcí je třeba, aby nalétající částice měla poměrně značnou kinetickou energii řádově několik MeV. Tato energie je potřeba jednak pro překonání Coulombovského elektrostatického odpuzování (pokud je částice kladně nabitá; neplatí to pro neutrony), jednak pro vnesení energie, potřebné pro příslušné změny v jaderné struktuře. Většina jaderných reakcí se proto provádí s částicemi urychlenými na vysoké energie na urychlovačích - viz §1.5, část "Urychlovače nabitých částic".

Obecné mechanismy interakcí částic s atomovými jádry
Dostane-li se letící částice (situace podle obr.3.1.1 vlevo dole) do blízkosti atomového jádra, může docházet k několika způsobům její interakce s jádrem, v závislosti na druhu částice a jádra (včetně jejich náboje), na kinetické energii částice, na impaktním faktoru:

Mechanismy jaderných reakcí
Jaderné reakce jsou většinou značně složité procesy, při nichž "vstupuje do hry" řada faktorů vlastností nalétajících částic (především jejich elektrický náboj a další vykazované interakce - silná, slabá), jejich energie, moment hybnosti - impaktní faktor, jakož i struktura ostřelovaných atomových jader. Pronikne-li ostřelující částice do oblasti terčíkového jádra, může interakce probíhat v zásadě dvěma způsoby (aspoň podle našich modelových představ):

Účinný průřez jaderných reakcí
Podobně jako u chemických reakcí, i jaderné reakce probíhají různě "ochotně" - s různou účinností či pravděpodobností, v závislosti na druhu reakce a energii částic. Pravděpodobnost jaderných reakcí lze názorně vyjádřit geometrickým způsobem pomocí tzv. účinného průřezu reakce. Účinný průřez (angl. cross section) vyjadřuje pravděpodobnost, že ostřelující částice bude daným konkrétním způsobem interagovat s terčovým jádrem.
   Koncepce účinného průřezu vychází z názorné představy, že terčové jádro se vzhledem k nalétající částici chová jako "absorbující tělísko" o poloměru r, které částice buď zasáhne a dojde k požadované reakci, nebo je nezasáhne (mine je, proletí kolem) a k reakci nedojde - obr.1.3.2. Čím větší je poloměr r tohoto tělíska, resp. jeho efektivní ploška s = p.r2 - účinný průřez, tím větší je pravděpodobnost interakce (pravděpodobnost, že částice se "trefí").


Obr.1.3.2 Vyjádření pravděpodobnosti jaderné reakce pomocí účinného průřezu

   Účinný průřez může, ale nemusí, přímo souviset s "geometrickým průměrem" terčového jádra rgeom, či jeho "geometrickým průřezem" sgeom = p.r2geom. Pro "přitahující se" částice (např. neutrony) je s > sgeom, pro odpuzující se částice (např. protony) je s < sgeom - obr.1.3.2 vpravo. Kromě toho stejná ostřelující částice může na tomtéž jádře způsobit různé jaderné reakce, jejichž různé pravděpodobnosti popíšeme různými účinnými průřezy. Tyto účinné průřezy nemají již nic společného s geometrickými rozměry jádra - jsou důsledkem vnitřních mechanismů konkrétních druhů reakcí.
  Pro průběh konkrétní interakce jader je důležitý tzv. impaktní parametr b: je to geometrická vzdálenost středů efektivních "disků" interagujících částic (jader a částic), v níž kolem sebe prolétají nebo se protínají. V případě malého impaktního parametru b<<r
geom se jedná o centrální srážku, při větších hodnotách b o srážku periferní. Pokud je impaktní parametr větší než rgeom, resp. větší než součet efektivních poloměrů obou jader, nedochází již k silným interakcím mezi nukleony, ale jádra mohou interagovat prostřednitvím svých elektrických polí (taková srážka se někdy nazývá ultraperiferní).
   Jednotkou účinného průřezu v soustavě SI by byl m2, který je však neadekvátně velký a proto se v praxi používá jednotka barn (bn): 1 bn = 10-28m2, která má řádově velikost geometrického průřezu atomového jádra. Účinný průřez s udává pavděpodobnost, že ostřelující částice bude daným konkrétním způsobem interagovat s terčíkovým jádrem. Ostřelujeme-li terčíkovou látku s počtem SN daných atomových jader na plošnou jednotku, celkovým počtem no částic které vstupují do jaderných reakcí, pak počet částic n které skutečně způsobily danou jadernou reakci bude: n = no.SN.s. To můžeme přepsat jako s = (n/no).(1/SN) - účinný průřez je dán podílem uskutečněných jaderných reakcí k počtu částic potřebných k jejich vyvolání, násobeným převrácenou hodnotou počtu atomových jader na plošnou jednotku látky.
Energetická závislost jaderných reakcí   
Skutečný průběh a účinnost (účinný průřez) jaderných reakcí složitým způsobem závisí nejen na druhu terčíkového jádra a ostřelující částice, ale i na kinetické energii této částice, přesněji řečeno na energii v těžišťové soustavě [jádro+částice]. S výjimkou radiačního záchytu neutronu pro většinu jaderných reakcí existuje energetický práh *); pod touto hodnotou reakce nenastává
(resp. s nízkou pravděpodobností k ní může docházet díky kvantovému tunelovému jevu). S rostoucí energií pak nastávají různé druhy reakcí nejprve s rostoucím účinným průřezem, pak však účinný průřez často klesá a jeden druh reakce je vystřídán jinými druhy. Vhodným nastavením energie ostřelující částice lze dosáhnout optimálního účinného průřezu pro konkrétní požadovanou jadernou reakci. Často však dochází i při stejné energii k různým druhům reakcí (i když s různým účinným průřezem);
*) Pro kladně nabité částice (protony, deuterony, a) je energetický práh dán především nutností překonat odpudivé elektrické (Coulombovské) síly kladně nabitého jádra. Pro fotony je energetický práh fotojaderných reakcí dán vazbovou energií nukleonů v konkrétních jádrech

Druhy jaderných reakcí
Jaderné reakce se většinou klasifikují podle příčiny svého vzniku, tj. jakou částicí byly vyvolány:

Reakce vyvolané neutrony
Vůbec nejsnadněji lze jaderné reakce vyvolat neutrony, které nemají elektrický náboj, nejsou jádry odpuzovány a proto většinou ochotně vstupují do jader i tehdy, když jsou pomalé *). Nejjednodušší neutronovou reakcí je prostý záchyt neutronu jádrem X - neutronová fúze, který již v jádře zůstane:
1n0 + NXZ ® N+1YZ + g, přičemž nově vzniklé složené jádro Y je v excitovaném stavu a deexcituje se vyzářením fotonu g. Proto se této reakci též říká radiační záchyt neutronu a zkráceně se zapisuje X(n, g)Y, nebo jen (n, g). Nově vzniklé jádro Y je izotop téhož prvku, obohacený o jeden neutron; často vykazuje b--radioaktivitu.
*) Čím pomaleji neutrony nalétají, tím větší mají pravděpodobnost vniknout do jader. Účinný průřez záchytu neutronů je proto největší pro velmi pomalé "tepelné" neutrony. S rostoucí kinetickou energií neutronů En (tj. rychlostí neutronů vn) účinný průřez nejprve monotónně klesá (v důsledku kratšího času pobytu neutronu v jádře), přibližně podle zákona 1/vn. V oblasti pomalých neutronů kolem cca jednotek-desítek keV vykazuje energetická závislost účinného průřezu množství ostrých rezonančních maxim a minim (souvisejících s obsazováním diskrétních energetických hladin nukleonů v jádře; pro těžká jádra jsou rezonanční maxima a minima výraznější a velice nahuštěná), načež pro vyšší energie neutronů účinný průřez záchytu neutronů výrazně klesá. Typická energetická závislost účinného průřezu záchytu neutronu jádrem je v levé části obrázku níže.
   Neutrony mohou v jádrech vyvolat i další reakce spojené s vyzářením částic, zvláště při vyšších kinetických energiích. Takovými reakcemi jsou (n, p), (n, d), (n, a), popř. při vyšších energiích může dojít i k vyzáření více částic, třebas (n, 2p) a pod. O produkci radionuklidů neutronovými reakcemi se zmíníme v §1.4 "Radionuklidy", část "Výroba umělých radionuklidů". Jaderné reakce vyvolané neutrony jsou dále využívány v neutronové aktivační analýze (§3.4, část "Aktivační analýza").
  Jaderné reakce vyvolané neutrony mají velký význam v jaderné astrofyzice - při nukleosyntéze uvnitř hvězd, výbuchu novy a zvláště supernovy
(je pojednáno v §4.1, část "Evoluce hvězd" a v §4.2, část "Výbuch supernovy. Neutronová hvězda. Pulsary.", pasáž "Typy supernov a jejich astronomická klasifikace" monografie "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu").
   U těžkých jader v oblasti uranů a transuranů vyvolávají neutrony specifické reakce štěpení jader, o nichž bude podrobně pojednáno níže v části "
Štěpení atomových jader".


Typická závislost účinného průřezu jaderných reakcí na energii ostřelujících neutronů (vlevo) a protonů (vpravo).

Reakce vyvolané protony
K tomu, aby proton p
+ vnikl do jádra a mohl tam vyvolat jadernou reakci, musí být urychlen*) na poměrně vysokou kinetickou energii (nejméně stovky keV až jednotky MeV), aby překonal odpudivé elektrické (Coulombovské) síly kladně nabitého jádra. Podle energie protonů může probíhat řada reakcí. Nejjednodušší z nich je radiační záchyt protonu (p, g): p+ + NXZ ® N+1YZ+1 + g, nastávají však i reakce typu (p, p), (p, n), (p, d), (p, a), při vyšších energiích může dojít k vyzáření i více částic, např. (p, 2n), (p, pn), (p,3n). Výsledné jádro Y často vykazuje b+-radioaktivitu (jádro bývá obohaceno o proton); o produkci radionuklidů protonovými reakcemi se zmíníme v §1.4 "Radionuklidy", část "Výroba umělých radionuklidů".
*) Urychlování protonů i jiných nabitých částic (těžších iontů) se provádí nejčastěji v cyklotronu, popř. v lineárním urychlovači - podrobněji je rozebíráno v §1.5 "Elementární částice", část "Urychlovače nabitých částic").
   Pro uskutečnění jaderné reakce musí mít proton určitou prahovou energii pro překonání odpudivé elektrické síly jádra, v koprodukci s tunelovým jevem. S energií protonů tedy účinný průřez reakce nejprve prudce roste od nuly po určitou maximální hodnotu a pak při vyšších energiích zase monotónně klesá, neboť pro vysokorychlostní protony se zkracuje doba jejich pobytu uvnitř jádra
(a snižuje se tím pravděpodobnost uskutečnění jaderné reakce).
   Při nejvyšších energiích protonů (stovky MeV a více) dochází k tříštivým reakcím, při nichž je jádro víceméně "rozbito" - je z něj vyražen větší počet protonů a neutronů o různých energiích; popř. dochází k produkci dalších částic, nejčastěji
p-mesonů. S těmito efekty se vedle urychlovačů setkáváme při dopadu kosmického záření (§1.6 "Ionizující záření", část "Kosmické záření"); níže je zmíněno zajímavé využití tříštivé reakce pro tzv. urychlovačem řízené transmutační technologie (ADTT).

Reakce vyvolané deuterony, a-částicemi, těžšími jádry (kladnými ionty):
- Deuterony
Další poměrně těžkou částicí, která může vyvolávat jaderné reakce, jsou ionty-jádra deuteria
2H1, neboli deuterony d tvořené vázanou dvojicí protonu a neutronu. Nejčastějšími reakcemi deuteronů s terčíkovými jádry jsou (d,p) a (d,n), které probíhají především přímými procesy "strhávání" nukleonů. Takovéto přímé procesy probíhají odtržením a pohlcením neutronu či protonu z deuteronu v poli atomového jádra. Je to způsobeno relativně velkou vzdáleností »4.10-13cm mezi protonem a neutronem v deuteronu a jejich menší vazbovou silou (odpovídající vazbové energii 2,226MeV). Reakcí s deuterony urychlenými v cyklotronu se často používá k přípravě radionuklidů, dále pak jako zdroje neutronů.
Deuterium-tritiové neutronové generátory 
Stačí, abychom urychlili deuterony na energii cca 100-200keV a nechali je dopadat na terčík obsahující tritium, aby docházelo k jaderné reakci
2D1 + 3T1 ® 1n0 + 4He2 (+17,6MeV), při níž se uvolňují neutrony. K tomu stačí docela malý urychlovač (viz §1.5, část "Urychlovače", pasáž "Urychlovače jako neutronové generátory"). Takovéto neutronové generátory se používají v řadě aplikací, především při neutronové aktivační analýze (§3.4, pasáž "Neutronová aktivační analýza"), v některých radiačních technologiích, pokusně i v radioterapii (§3.6, část "Hadronová radioterapie").
- Částice alfa 
Částice
a, což jsou jádra hélia 4He2, vyvolávají při ostřelování terčíkových jader nejčastěji reakce typu (a,n) a (a,p), s příp. emisí kvanta g; oba tyto typy reakcí probíhají se zhruba stejnou pravděpodobností. U lehkých jader mohou tyto reakce probíhat i s energiemi částic a řádu jednotek MeV, které se vyskytují u některých přírodních radionuklidů z uranových a thoriových rozpadových řad. Reakcemi typu (a,p) uskutečnil již v r.1919 E.Rutheford první umělou přeměnu prvků, reakce (a,n) vedly k objevu neutronu J.Chadwickem r.1932 při ostřelování jader berylia částicemi alfa. Částic alfa z radionuklidů reakcí (a,n) se dosud používá jako zdroje neutronů. Jinak se však nyní pro jaderné reakce a výrobu radionuklidů používá částic a uměle urychlených v urychlovačích, kde lze jaderné reakce provádět pro všechny prvky Mendělejevovy periodické soustavy.
- Jaderné reakce při srážkách těžších jader 
Těžší jádra, označovaná též jako mnohonásobně nabité ionty (např. lithium
7Li3, ..., uhlík 12C6, dusík 14N7, kyslík 16O8, ..., neon 20Ne10, a další), je třeba, vzhledem k vysoké Coulombické odpudivé bariéře, pro uskutečnění jaderné reakce urychlit na značně vysoké kinetické energie (> »100MeV, čím těžší jádro, tím vyšší). Při nižších energiích nastává pouze elektromagnetická (Coulombovská) excitace jádra, většinou s vyšším momentem hybnosti. Při energiích jen mírně převyšujících prahovou energii dochází obvykle k periferní přímé interakci iontu s jádrem, při níž se jeden nukleon (neutron či proton) z iontu přenese (je "stržen") na jádro. Při vyšších energiích se vytváří i excitované složené jádro s následnou "evaporační" emisí částic (nukleony, a-částice). Mnohonásobně nabité ionty s dostatečně vysokou energií mohou dále u těžších jader vyvolat jejich rozštěpení na dvě lehčí jádra, příp. fragmentaci a roztříštění, většinou s emisí neutronů a kvant g-záření. Nebo naopak, ostřelování těžkých jader dalšími těžkými mnohonásobně nabitými ionty může při vhodné energii vést k jejich složení za vzniku nových supertěžkých jader, jak bude podrobněji popsáno níže v části "Transurany".
Vedle energie je výsledek jaderné reakce závislý na srážkovém parametru b jader. Při srážkovém parametru několik desítek femtometrů dochází ke vzdálené kolizi, jádra kolem sebe proletí odchýlena elastickým (Ruthefordovým) rozptylem, přičemž může dojít k jejich Coulombické excitaci. Při impaktním parametru jednotek fm dochází k periferní kolizi, doprovázené rozptylem, s možností přímých reakcí periferních nukleonů (jako je strhávání nukleonů). Při b
»1fm dochází k těsné "klouzavé" kolizi, s hluboce nepružným rozptylem jader, s možností částečné fúze či tříštění. Při téměř centrální srážce, b<1fm, může při vhodné energii docházet k fúzi jader, při vysokých energiích k jejich fragmentaci až roztříštění, při velmi vysokých energiích dokonce ke vzniku kvark-gluonové plasmy, jejíž hadronizací vzniká velký počet sekundárních částic (viz níže).


Jaderné reakce při srážkách dvou těžkých atomových jader.
Nahoře:
Při srážce dvou jader při nízkých nebo středních energiích může dojít k jejich elektrickému (Coulombickému) rozptylu, k nepružnému rozptylu s přímými interakcemi předáváním či vyrážením nukleonů, k fragmentaci nebo k složení (fúzi) jader za vzniku nového těžkého jádra.
Dole: Při vysokoenergetické srážce dvou jader na kratičký okamžik vzniká kvark-gluonová plasma, s následnou hadronizací.

Vysokoenergetické srážky těžších atomových jader. Kvark-gluonová plasma.
Výše jsme si ukázali, jak při srážkách atomových jader za nízkých a středních energií cca jednotky až desítky MeV dochází k jaderným reakcím vedoucím ke vzniku nových jader - k jaderným transmutacím, doprovázeným emisí nukleonů, fotonů gama, příp. a-částic. Při energiích stovky MeV až jednotky GeV pak dochází k tříštění jader na jednotlivé nukleony či jaderné fragmenty, často za vzniku p-mesonů v nukleon-nukleonových intrakcích.
   Pokud se atomová jádra srážejí s velmi vysokými kinetickými energiemi mnoha GeV či TeV - jedná se o ultrarelativistické jaderné srážky, jádra nestačí vstoupit do jaderné reakce ani se roztříštit, ale dochází k principiálně novým jevům. Nukleony ve srážejících se jádrech se vzájemně proniknou a "roztaví" na směs volně se pohybujících kvarků a gluonů *): vzniká tzv. kvark-gluonová plasma. Tento stav trvá jen nepatrný okamžik, cca 10-22sekundy, neboť při poklesu energie kvarků a gluonů (při "ochlazení" v důsledku termodynamické expanze) se volné kvarky za působení gluonů opět "pospojují" do hadronů - nukleonů a mesonů, dojde k hadronizaci kvark-gluonové plasmy. Z místa interakce pak vylétá sprška velkého množství p-mesonů, protonů a neutronů, K-mesonů a dalších částic, jakož i jejich antičástic.
*) Za normálních podmínek jsou kvarky za působení gluonů dokonale "uvězněny" v hadronech, zde v protonech a neutronech. Při překročení hustoty energie cca 1GeV/fm3, což odpovídá teplotě vyšší než asi 2.1012°K (teplota stotisíckrát vyšší než v nitru Slunce!) a nastává při energii vyšší než 170MeV, však dochází k lokálnímu uvolnění kvarků z hadronů. Kvarky a gluony se pak na kratičký okamžik pohybují volně ve směsici zvané kvark-gluonová plasma.
   Při vysokoenergetických (ultrarelativistických) srážkách atomových jader se výrazně projevují kinematické a dynamické efekty speciální teorie relativity. Zajímavým jevem je relativistická kontrakce, při níž se podélný rozměr jader, pohybujících se rychlostí v, efektivně zkrátí Lorentzovým faktorem g = (1-v2/c2)-1/2. Při vysokých energiích, kdy se rychlosti velice blíží rychlosti světla, se podélné rozměry těžkého jádra vůči pozorovateli v klidu mohou zkrátit více než 1000-krát! Interakce dvou jader pak připomíná spíše srážku dvou tenkých disků, než dvou kuliček. Při těchto vysokých energiích se též zkracují efektivní vlnové délky nukleonů tvořících jádro. Zvyšuje se tím vliv detailů stavby jádra a struktury nukleonů - rozložení hustoty gluonů a kvarků. Při čelních srážkách (centrálních, b»0fm) tomuto procesu podlehne většina nukleonů v obou jádrech, při necentrálních srážkách jen určitá část, která se srazí; ostatní nukleony pokračují v letu jako jaderné fragmenty.
   Vzhledem k vysoké nestabilitě nemůžeme kvark-gluonovou plasmu analyzovat přímo, ale jen dodatečně pomocí částic emitovaných po její hadronizaci. Detektory obklopující místo srážky těžkých jader tedy registrují pouze "obyčejné" hadrony a další obvyklé částice (fotony, elektrony, pozitrony, miony) bez ohledu na to, zda při srážce kvark-gluonová plasma vznikla nebo nevznikla. K prokázání vzniku kvark-gluonové plasmy je potřeba provést pečlivou analýzu početního zastoupení různých druhů vylétajících hadronů a jejich hybnostního spektra, které by se daly vysvětlit přítomností volně se pohybujících kvarků v počáteční fázi interakce.
   Vznik kvark-gluonové plasmy lze studovat na velkých urychlovačích za použití těžkých jader ("iontů"), urychlených na energie stovky GeV a vyšší, především ve vstřícných svazcích (§1.5, část "Urychlovače nabitých částic", pasáž "Vstřícné svazky - collidery"). Pozorování vzniku kvark-gluonové plasmy bylo poprve ohlášeno v r.2000 na urychlovači SPS v CERN. Její vlastnosti však byly analyzovány až na urychlovači RHIC (Relativistic Heavy Ion Collider) ve vstřícných svazcích jader zlata. Výzkum nyní pokračuje na velkém urychlovači LHC v CERN, kde srážky jader olova o energii vyšší než 2TeV/(nukleonový pár) registruje detekční systém ALICE (viz §1.5, část "Velké urychlovače"). Ukazuje se, že kvark-gluonová plasma se bezprostředně po svném vzniku chová jako téměř ideální kapalina s nízkou viskozitou. Z hlediska částicové fyziky je kvark-gluonová plasma rozebíraná v §1.5, pasáž "Kvark-gluonová plasma - "5.skupenství hmoty" ".

Reakce vyvolané elektrony
Elektrony nejsou nositeli silné interakce, takže obecně jejich interakce s jádry není výrazná
(samozřejmě s výjimkou elektrické vazby obalových elektronů, tvořící strukturu atomů). Za normálních okolností je jádro součástí atomu. Při nižších energiích dopadajících elektronů je jádro vůči nim poměrně účinně stíněno odpudivými elektrickými silami elektronů atomového obalu, takže ostřelující elektrony jsou většinou rozptylovány a k jádru neproniknou. Při ostřelování atomových jader urychlenými elektrony dochází především k jejich elastickému a inelastickému rozptylu (za vzniku brzdného záření) a ke Coulombovské excitaci atomových jader. Při vysokých energiích řádově stovky MeV až GeV je Broglieova vlnová délka elektronů již menší než efektivní rozměry nukleonů a takovéto rychlé elektrony pronikají do jader, kde mohou vyvolávat jaderné reakce. ..........
   Zajímavou reakcí, která může nastat při ostřelování jader urychlenými elektrony, je tzv. inverzní b-rozpad - elektron pronikne do jádra a tam se sloučí s protonem za vzniku neutronu a emise neutrina: e- + p+ ® no + n'e. Z hlediska ostřelovaného jádra se to projeví jako reakce: e+ + NXZ ® NYZ-1+n+g. Tento proces probíhá prostřednictvím slabé interakce a jeho účinný průřez je velmi malý, takže v laboratorních podmínkách se prakticky neuplatňuje. Má však důležitý astrofyzikální význam v závěrečných fázích života hmotných hvězd, kde vede k výbuchu supernovy a vytvoření neutronové hvězdy - viz §4.2 "Konečné fáze hvězdné evoluce. Gravitační kolaps", část "Výbuch supernovy, neutronové hvězdy, pulsary"). knihy "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu".

Reakce vyvolané zářením g - fotojaderné reakce
Ani záření
g nevykazuje silnou interakci, takže s atomovými jádry interaguje nepřímo, přes elektromagnetické působení. Při nízkých a středních energiích řádu jednotek MeV dochází k pružnému rozptylu (klasickému Thomsonovu nebo Comptonovu rozptylu) fotonů g na jádrech a k nepružnému rozptylu vyvolávajícímu excitovaný stav terčíkového jádra (s následnou deexcitací emisí záření gama). Speciálním případem je rezonanční jaderná fluorescence záření gama - Mösbauerův jev (podrobněji popsaný v §1.6 "Ionizující záření", pasáž "Interakce záření gama").
   Pokud mají kvanta záření g dostatečně vysokou energii, větší než je vazbová energie nukleonů v terčíkovém jádře (nejméně cca 2,5 MeV), mohou být pohlceny a vyvolat v jádře jadernou reakci, při níž je z jádra vyražen neutron či proton: fotojaderné reakce (g, n), (g, p); při dostatečně vysokých energiích g popř. i více částic: (g, 2n), (g, np), (g, 2p), (g, a). Nejjednodušší fotojadernou reakcí je vyražení neutronu z jádra deuteria g + 2H1 ® p + n (tj. jeho rozštěpení na proton a neutron), která má prahovou energii 2,23 MeV. Pro těžší jádra je ke vzniku fotojaderné reakce potřeba zpravidla podstatně vyšší energie záření g. Výsledné jádro po fotojaderné reakci může být radioaktivní - říkáme, že dochází k tzv. gama-aktivaci.
   Pokud je energie záření g vyvolávajícího fotojadernou reakci jen o málo vyšší než prahová energie (daná vazbovou energií nukleonů), probíhá reakce přes složené jádro, u vyšších energií pak přímým procesem.
Při ozáření těžkých jader v oblasti uranů a transuranů (jako je 238U) tvrdým zářením g o energii vyšší než 15MeV, může dojít k fotoštěpení takových jader na dva fragmenty - středně těžká jádra z prostředku Mendělejevovy tabulky, podobně jako při jejich štěpení spontánním či účinkem neutronů.
   Při velmi vysokých energiích záření gama, přesahujících »150MeV, pak již dochází k produkci nových elementárních částic, jako jsou p-mezony, při ještě vyšších energiích pak i K-mezony a hyperony (jak je podrobněji zmíněno v §1.5 "Elementární částice a urychlovače", část "Interakce elementárních částic", pasáž "Vznik nových částic při interakcích").


Štěpení a slučování atomových jader. Jaderná energie.
Nukleony jsou v atomových jádrech silně vázány jadernými silami, s čímž je spojena značná potenciální vazbová energie Ev. Je to energie potřebná na úplné "rozebrání" jádra na jednotlivé nukleony, nebo obráceně energie která se uvolní při "složení" jádra z těchto nukleonů. Vzhledem k ekvivalenci hmotnosti a energie (vyjádřené známým Einsteinovým vztahem E = m.c2) to má za následek, že celková hmotnost jádra mZ,N je menší než součet hmotností jeho volných nukleonů Z.mp + (N-Z).mn. Tento rozdíl hmotnosti volných nukleonů a skutečné hmotnosti jádra: Dm = Z.mp + (N-Z).mn - mZ,N se nazývá hmotnostní defekt a s celkovou vazbovou energií jádra souvisí vztahem Ev = Dm.c2. Celková vazbová energie jádra Ev roste s počtem nukleonů, avšak pro stabilitu jádra a energetickou bilanci při transmutacích jader je důležitější střední vazbová energie připadající na jeden nukleon: Ev/N (charakterizuje se též někdy tzv. koeficientem stěsnání, zmíněným v §1.1, pasáž "Vazbová energie jader"). Pro různá atomová jádra je tato vazbová energie na jeden nukleon různá, jak je vidět z obr.1.3.3. U lehkých prvků tato vazbová energie roste s protovým číslem, s několika výkyvy u nejlehčích prvků, vyšší stabilitu vykazují jádra se sudým počtem protonů a neutronů. Výrazně stabilnější je kombinace dvou protonů a dnou neutronů tvořící jádro hélia 4He. Nad N»20 se růst zpomaluje a povlovného maxima se dosahuje pro prvky skupiny železa (chrom, mangan, železo, nikl, měď). Pro jádra těžší než železo se vazbová energie nukleonu opět pozvolna zmenšuje; je to způsobeno tím, že pro velká jádra se začíná vedle přitažlivých jaderných sil krátkého dosahu stále více uplatňovat elektrická odpudivá síla mezi protony.
   U malých jader se nukleony jadernými silami vážou s malým počtem "sousedů", takže mají poměrně nízkou vazbovou energii na jeden nukleon. Se zvětšováním objemu jádra se vnitřní nukleony efektivně vážou s cca 12 okolními "sousedy", podíl povrchových nukleonů klesá a vazbová energie se ustavuje na hodnotách cca 8 MeV/nukleon. Maximum 8,8 MeV/nukleon je pro jádro železa 56Fe, pro větší jádra vazbová energie připadající na 1 nukleon mírně klesá v důsledku rostoucího elektrostatického odpuzování protonů.


Obr.1.3.3. Závislost střední vazbové energie E
v jednoho nukleonu na nukleonovém čísle jádra. V počáteční části grafu je měřítko na vodorovné ose poněkud roztaženo, aby byly lépe vidět rozdíly vazbové energie u nejlehčích jader. V pravé části jsou schématicky znázorněny oba způsoby uvolnění vazbové energie: rozštěpení těžkého jádra a sloučení dvou lehkých jader.

Pod jadernou energií rozumíme vazbovou energii nukleonů v jádrech. Z tvaru křivky vazbové energie na obr.1.3.3 plyne, že jsou dvě základní možnosti efektivního uvolnění energie při jaderných přeměnách:

  1. Spojováním,
    neboli jadernou syntézou čili fúzí, nejlehčích jader (vodík, hélium,...) v jádra těžší, s větším protonovým číslem. Ve vzniklém těžším jádře budou nukleony vázány silněji než v obou původních lehčích, takže se uvolní až 5MeV energie na jeden nukleon
    (pro fúzi deuteria s tritiem cca 17MeV). Tento velmi perspektivní způsob, který je zatím ve stádiu výzkumu a vývoje, bude podrobněji pojednán níže v části "Slučování atomových jader. Termojaderné reakce."
  2. Rozštěpením
    nejtěžších jader (např. uranu) na jádra lehčí, s přibližně polovičními protovými čísli. Při takovém rozštěpení např. jádra uranu budou v těchto dvou výsledných lehčích jádrech nukleony vázány silněji; na jeden nukleon se tak uvolní asi 1MeV energie
    (celkem tedy cca 200MeV). Tuto nyní již hojně využívanou metodu popíšeme nejdříve (viz níže "Štěpení atomových jader").

V obou těchto procesech mají nukleony ve výsledných jádrech větší vazbovou energii než v jádrech výchozích a rozdíl těchto vazbových energií se uvolní - získáme jadernou energii.
   Třetím způsobem uvolnění jaderné energie je jaderná transmutace, kdy z původního jádra vzniká jádro s málo odlišným protonovým číslem - především radioaktivní přeměnou jader. Množství uvolněné energie je zde ale poměrně malé. Přesto však tento způsob může být s výhodou použitelný tam, kde stačí nízký energetický výkon, především ve slaboproudé elektronice. Zařízení, které využívá energii z rozpadu radioaktivních isotopů na výrobu elektřiny se nazývá jaderná baterie, radioisotopový generátor, či radionuklidový voltaický článek:

Radionuklidové voltaické články ("atomové" baterie)
Jak bude níže podrobně rozebíráno, v makroskopickém měřítku běžně získáváme elektrickou energii z jaderné energie prostřednictvím energie tepelné. Bylo by jistě výhodné jadernou energii měnit v elektrickou přímo. Při procesech štěpení nebo slučování jader to nedokážeme, ale při jaderných radioaktivních přeměnách částečně ano. Elektricky nabité částice, které vznikají při přeměnách radioaktivních jader a které z nich vyletují, představují vlastně elektrický proud. Tento elektrický proud je sice velmi slabý, ale vhodným zachycením vylétajících částic může být buzeno elektrické napětí a proud - může vzniknout elektrický zdroj o výkonu řádově miliwattů až wattů (podle aktivity radionuklidu a provedení elektrické konverze). Zařízení, v němž vzniká či se hromadí elektrická energie působením záření radioaktivních látek, se nazývá radioisotopová baterie
(nepřesně též "atomová baterie"), či nukleární baterie. Jelikož pro buzení elektřiny jsou nejvhodnější elektrony beta (alfa-částice mají v látce krátký dolet), setkáváme se též s názvem beta-voltaické články. Nejvhodnějším budícím radionuklidem se v současné době jeví tritium 3H (§1.4, pasáž "Vodík - 3H"), dříve se používalo stroncium-ytrium-90 či promethuim 147Pm. Radionuklidy s nízkoenergetickým beta--zářením mají výhodu, že není potřeba stínění (záření se pohltí uvnitř a v obalu baterie) a v okolí není žádná radiace.
  V zásadě je možno sestrojit čtyři druhy radionuklidových elektrických baterií, které využívají různých jevů interakce jaderného záření s látkou, při nichž vzniká elektrické napětí a proud:
¨ Přímé buzení
elektrického napětí nabitými částicemi emitovanými při radioaktivních přeměnách. Nabité částice beta nebo alfa se zachycují na vhodně upravených elektrodách, kde předávají svůj náboj a kinetickou energii; tyto elektrody jsou tak zdrojem elektrického napětí a proudu, který může protékat vnějším obvodem. Pokud jsou elektrody dokonale izolovány, fungují jako kondenzátor a může na nich vzniknout vysoké napětí mnoha kV
(je dáno vysokou kinetickou energií nabitých částic b,a emitovaných při radioaktivní přeměně), avšak jsou schopny dodat jen velmi malý proud a el. výkon - v závislosti na aktivitě zářiče.
¨ Ionizační radioisopové baterie,
s plynovou náplní, v níž jaderné záření vyvolává ionizaci. Mezi dvěma elektrodami s rozdílným kontaktním potenciálem je plynová náplň, v níž ionizující záření budícího radionuklidu vyvolává vznik opačně nabitých iontů. Vlivem rozdílného kontaktního potenciálu elektrod se ionty pohybují k opačným elektrodám, tam se vybíjejí a ve vnějším obvodu mezi oběma elektrodami pohánějí elektrický proud. Jako plynová náplň je vhodný argon s přísadou budícího radioisotopu tritia
3H.
¨ Polovodičové radionuklidové baterie,
využívající působení ionizujícího záření na přechody p-n vhodného polovodiče. Nabité částice vysílané radionuklidem zde nejsou přímými nositeli elektřiny, ale využívá se pouze jejich energie k vytvoření nosičů el. proudu v materiálu polovodiče. Působením ionizujícího záření dochází v polovodiči k tvorbě párů elektron-díra. Na přechodu p-n pak vzniká elektromotorická síla. Kýženého efektu je možno dosáhnout též kombinací zářiče a polovodiče s vhodným scintilátorem: jaderné záření nejprve interaguje s materiálem scintilátoru v němž vyvolává světelné záření, a to teprve budí přechod p-n; je to obdoba běžného fotovoltaického článku. Polovodičové beta-voltaické články buzené tritiem
3H se jeví jako nejperspektivnějí.
¨ Termoelektrické radioisotopové baterie
tvořené běžnými termočlánky, zahřívanými teplem *) vznikajícím radioaktivitou (vč. pohlcování jaderného záření). Tím vzniká elektromotorická síla, poskytující vnějšímu obvodu elektrický proud. Je zde možno použít radioaktivitu beta i alfa (příp. i gama), avšak účinnost je poměrně nízká (cca 0,2%). V praxi se pro dlouhodobé termoelektrické baterie (např. do kardiostimulátorů) používal isotop plutonia
238Pu (a-radioaktivita, poločas 87,7 roků).
*) Tento typ jaderné baterie vlastně dává elektrickou energii přes energii tepelnou, jen jiným způsobem než jaderné elektrárny.
   Radionuklidové elektrické baterie mají (na rozdíl od jaderných reaktorů) pouze velmi malý výkon, jejich výhodou jsou však malé (často miniaturní) rozměry, dlouhá doba života, mechanická a teplotní odolnost. Oproti bateriím elektrochemického typu pracují i při velmi nízkých teplotách, takže mohou být s výhodou využity v raketách a umělých družicích vysílaných do vesmíru.

Štěpení atomových jader
V §1.1, části o struktuře atomového jádra
("Stavba jádra") jsme se zmínili o silných jaderných interakcích držících jádro pohromadě proti odpudivým elektrickým silám mezi protony. Důležitou vlastností těchto silných interakcí je jejich krátký dosah činící jen »10-13cm. Jaderné síly jeví stav nasycení spočívající v tom, že každý nukleon se silně přitahuje jen se svými nejbližšími sousady. Tato vlastnost způsobuje, že nelze "složit" stabilní jádro o libovolně velkém počtu nukleonů - u velkých jader již silná interakce "nedosáhne" dostatečně z nitra jádra k periferním částem. Všechna jádra těžší než vizmut jsou radioaktivní, většinou alfa.....
   Tato snížená stabilita těžkých atomových jader se specifickým způsobem projevuje při interakci neutronů s těmito jádry, které jsou podstatně odlišné od obvyklých reakcí (n,
g), (n,p), (n,a) a pod., vyskytujících se u lehčích jader: často již pro pomalé neutrony nastává nový jev - štěpení atomových jader. Štěpení atomových jader si ukážeme na typickém příkladu 235U. Vstoupí-li do tohoto jádra pomalý neutron, rozštěpí se jádro uranu na dva středně těžké fragmenty F1 a F2 *), přičemž se emitují 2 nebo 3 neutrony: 235U + no ® F1 + F2 + (2-3)no + Q(energie, zahrnuje i g). Energetická bilance štěpení a vlastnosti fragmentů budou zmíněny níže.
*) Vedle obvyklého binárního štěpení se vyskytuje i poměrně vzácný typ - tzv. ternární štěpení (0,2-0,3 % případů), při kterém se těžké jádro rozštěpí na tři fragmenty. Dva z těchto fragmentů jsou středně těžká jádra z prostředku periodické tabulky, třetí může být i velmi lehké jádro - hélium 4He, tritium 3H, pozoruje se i 4He (které se s poločasem asi 0,8s. rozpadá na lihium 6Li).
   Mechanismus štěpení si podle kapkového modelu jádra představujeme v těchto etapách: Záchytem neutronu v jádře 235U nastane jeho excitace - na krátký okamžik vzniká jádro 236U*, které se uvede do oscilací. V důsledku těchto oscilací se původně kulový tvar jádra deformuje na eliptický, na jehož koncích se shromažďují odpuzující se protony. Odpudivá elektrická síla protonů překonává silnou interakci krátkého dosahu, jádro se uprostřed zužuje a zaškrcuje, až je překonána vazbová energie a jádro se rozdělí na dva fragmenty, které se rozletí odpudivými Coulombovskými silami a převezmou cca 90% uvolněné energie. Každý z těchto fragmentů velmi rychle vyšle "přebytečný" neutron *), někdy 2 neutrony - jedná se o neutrony, které zůstaly v "zaškrceném" místě a po roztržení jádra se rozletí do okolí. Při deexcitaci svých vzbuzených hladin vysílají štěpné fragmenty i záření gama (označuje se jako "okamžité", neboť vzniká během pochodu štěpení - na rozdíl od následného záření g vznikajícího až při radioaktivních přeměnách štěpných produktů; toto záření může být velmi různě "zpožděno", od mikrosekund až po miliony let, v závislosti na poločasech rozpadu radioaktivních štěpných produktů).
*) Neutrony uvolňované ihned při štěpení se nazývají okamžité neutrony; je jich asi 99% a jejich energie se pohybuje v širokém rozmezí od 0,025eV do zhruba 10MeV. Při štěpných reakcích však vznikají i tzv. opožděné neutrony v množství asi 1% (o energiích v rozmezí cca 0,2-0,6 MeV), mající původ v radioaktivních fragmentech štěpení s nadbytkem neutronů, kterých se zbavují buď přeměnou b nebo, zvláště když jsou ve vysoce excitovaném stavu, emisí neutronů. Tyto neutrony jsou emitovány se zpožděním až několika vteřin (střední doba tohoto zpožďování neutronů je asi 0,1s). Příkladem je rozštěpení jádra uranu 235U ® 87Br + 147La + 2n, přičemž jádro bromu 87 zůstane po štěpení ve stavu s vysokou energií excitace, b-rozpadem se přeměňuje na vysoce exitované jádro 87Kr*, které se emisí neutronu mění na stabilní jádro 86Kr (konkurenční reakcí je jeho b-přeměna na 87Sr). Dalším původcem zpožděných neutronů je např. isotop jódu 137I. Zpožděné neutrony mají velký praktický význam pro dynamiku a řízení štěpné reakce v jaderných reaktorech, jak bude zmíněno níže.
   Těžká jádra (jako je 235U) mají pro svou (relativní) stabilitu větší poměr počtu neutronů a protonů než stabilní středně těžká jádra. Středně těžká jádra, která při rozštěpení vzniknou, tudíž mají značný přebytek neutronů, kterých se "zbavují" pomocí několika b- radioaktivních přeměn, dokud nevzniknou jádra stabilní. Vznikají přitom elektrony "beta" a elektronová (anti)neutrina, při deexcitacích jaderných hladin pak záření gama. Toto následné záření a a b může být od aktu štěpení velmi různě "zpožděno", od mikrosekund až po miliony let, v závislosti na poločasech rozpadu radioaktivních štěpných produktů.

Štěpení pomalými a rychlými neutrony
Jak bylo výše uvedeno, iniciální fází mechanismu štěpení těžkého jádra je jeho excitace, k čemuž musí být jádru dodána potřebná aktivační energie*). Velikost této energie (a vhodný mechanismus jejího dodání) závisí na velikosti jádra a na konfiguraci energetických hladin nukleonů v jádře; vysvětluje to slupkový a kapkový model jádra
(v rovnici pro vazbovou energii mají sudo-lichá terčová jádra 235U92, 233U92, 239Pu94 spinový člen rovný nule, zatímco sudo-sudá jádra 232Th90, 238U92 mají kladný spinový člen a je třeba překonat prahovou energii pro uskutečnění štěpení).
*) Určitou výjimkou je spontánní štěpení těžkých jader bez účasti neutronů, které může být vyvoláno vnitřními kvantovými fluktuacemi kmitů v jádře. I zde se však ukazuje, že excitovaná těžká jádra daleko snadněji podléhají spontánnímu štěpení (to je vážným problémem při vytváření a prokazování nejtěžších transuranů, jak bude diskutováno níže - část "Transurany").
  U lichých isotopů těžkých jader (jako je
235U, 233U, 239Pu) stačí zachycení pomalého neutronu, jehož samotná vazbová energie na slupce s lichým neutronem je dostatečná k rozkmitání jádra a jeho rozštěpení. Při shromáždění dostatečného množství takových jader v určitém kompaktním objemu, tzv. kritického množství, může dojít ke spuštění řetězové štěpné reakce - viz níže. Takové nuklidy se nazývají štěpné.
  U sudých isotopů (
232Th, 238U, 240Pu) je pohlcený nový lichý neutron vázán jen slabě. Vazbová energie zachyceného neutronu tak sama o sobě nestačí k potřebnému rozkmitání a rozštěpení jádra - aby neutron takové jádro rozštěpil, musí vnést navíc určitou kinetickou energii: taková jádra jsou štěpitelná jen rychlými neutrony, označují se jako štěpitelná. U těchto jader nedochází k řetězové štěpné reakci, většina emitovaných rychlých neutronů rychle opouští daný prostor bez interakce. Aby se tyto sudé isotopy 232Th a 238U daly využít jako jaderné palivo, musí se nejprve přeměnit na isotopy s lichým počtem neutronů, které jsou štěpné v řetězové reakci. Záchyt pomalých neutronů však u 238U a 232Th - tzv. množivých nuklidů - způsobí jaderné reakce, které po sérii radioaktivních přeměn nakonec vyústí ve vznik lichých jader plutonia 239Pu a 233U, která jsou štěpitelná pomalými neutrony a umožňují vznik řetězové štěpné reakce - viz níže "Množivé reaktory".


Účinnost některých neutronových jaderných reakcí, významných pro štěpnou jadernou energetiku, v závislosti na kinetické energii neutronů.
Vlevo: Účinný průřez štěpení třech důležitých těžkých nuklidů v závislosti na energii ostřelujících neutronů. Vpravo: Účinný průřez vzniku štěpných nuklidů
239Pu a 233U ostřelováním množivých materiálů 238U a 232Th neutrony různých energií.
Pozn.: Složitý průběh účinného průřezu v rezonamční oblasti byl změřen pomocí vysoce sofistikovaných a náročných experimentálních metod. Při skutečném běhu řetězových jaderných reakcí, kde štěpné neutrony mají spojité spektrum s širokým rozsahem energií, se však tyto detaily neprojevují. Zde se uplatňuje hladká (silně vyhlazená) křivka účinných průřezů.

Pro průběh každé jaderné reakce je důležitá závislost jejího účinného průřezu (definovaného výše v pasáži "Účinný průřez jaderných reakcí") na energii ostřelujících částic. Z levé části obrázku vidíme, že účinný průřez pro neutrony vyvolané štěpení je u všech tří základních štěpných nuklidů 235U, 233U, 239Pu největší pro velmi pomalé "tepelné" neutrony (činí cca 104 barn) - čím pomaleji neutrony nalétají, tím větší mají pravděpodobnost vniknout do jader. S rostoucí kinetickou energií neutronů En (tj. rychlostí neutronů vn) účinný průřez nejprve monotónně klesá, přibližně podle zákona 1/vn (rychlejší neutrony setrvávají po kratší dobu v poli jaderných sil, takže pravděpodobnost uskutečnšní jaderné reakce se snižuje). V oblasti pomalých neutronů cca 10-6-10-3 keV vykazuje energetická závislost účinného průřezu velké množství ostrých rezonančních maxim a minim (souvisejících s obsazováním diskrétních energetických hladin nukleonů v jádře), načež pro vyšší energie neutronů se účinný průřez štěpení stabilizuje na geometrickém průžezu jádra cca 1 barn. Pro 238U a thorium 232Th se "rozumný" účinný průřez pro štěpení objevuje až pro neutrony o energiích >1MeV - tato jádra jsou štěpitelná pouze rychlými neutrony.
   Jádra
238U a 232Th se však absorpcí neutronů - reakcí (n,g) s účinnými průřezy podle pravé části obrázku - mohou transmutovat na 239U a 233Th, s následnou dvojitou beta-radioaktivní přeměnou na štěpné nuklidy 239Pu a 233U. Toho využívají tzv. "Množivé reaktory" popsané níže.

Energetická bilance štěpení
Energie Q uvolněná při štěpení těžkých jader uranu činí cca 200MeV. Tato poměrně velká uvolněná energie je způsobena tím, že vazbová energie připadající na jeden nukleon je v oblasti středně těžkých odštěpků F
1,2 zhruba 8,4MeV/nukleon, zatímco v jádře uranu je asi 7,5MeV/nukleon, tj. zhruba o 0,9MeV/nukleon menší; vynásobením tohoto rozdílu počtem nukleonů uranu dostáváme celkovou uvolněnou energii Q » 0,9 . 235 @ 212MeV. Skutečná hodnota uvolněné energie je dána statistickým průměrem z asi 30 způsobů štěpení, které s různou pravděpodobností nastávají. Největší část uvolněné energie Q je odnášena jádry (odštěpky) F1,2, jejichž kinetická energie činí v průměru asi 165MeV. Další část energie - cca 20MeV - odnáší záření g (z toho menší část okamžité záření gama, větší část záření gama vznikající deexcitací vzbuzených hladin při radioaktivitě odštěpků), dále záření b (cca 8MeV), neutrony (cca 6MeV) a vylétající neutrina (cca 6MeV - ta ovšem vylétnou bez užitku...).
   Jaderným štěpením můžeme získat na jednotku hmoty asi 3 000 000- krát více energie než spalováním fosilních paliv (k výrobě 100 GJ tepelné energie musíme spáli přibližně 3 tuny uhlí, nebo rozštěpit asi 1 gram uranu). Tato vysoká energetická účinnost je hlavním důvodem rozvoje jaderné energetiky za použití štěpných jaderných reaktorů. Ještě vyšší energetická účinnost se očekává od termonukleární fúze, o níž je podrobněji pojednáno níže v části "Slučování atomových jader. Termojaderné reakce".

Štěpné produkty
Při obecném popisu reakce štěpení atomového jádra jsme zatím konkrétně nespecifikovali výsledná jádra F
1 a F2 (zvané fragmenty, trosky, odštěpky či štěpné produkty), na které se jádro 235U rozštěpí. Uvedeme si dva typické příklady: 235U92 + 1n0 ® 137Ba56 + 97Kr36 + 21n0 + Q, nebo 235U92 + 1n0 ® 97Sr38 + 137Xe54 + 21n0 + Q, které představují jen ukázku z asi 30 dalších častěji vyskytujících se kombinací fragmentů F1 a F2. Nejpravděpodobnější případy štěpení dávají kombinace fragmentů F1 s nukleonovými čísly 80 až 110 (se středem kolem N=95) a fragmentů F2 s nukleonovými čísly 125 až 155 (se středem kolem N=137). Nejčastějšími produkty štěpení F1,2 jsou: 137Cs, 93Zr, 99Tc, 90Sr, 131I, 137Xe, , .... Křivka závislosti výskytu štěpných produktů na nukleonovém čísle má charakteristický dvouvrcholový tvar se středy vrcholů v uvedených hodnotách nukleonových čísel 95 a 137. Z fyzikální bilance štěpení plyne, že celkový součet výtěžností pro všechny štěpné radionuklidy (přes všechna nukleonová čísla N) je roven 200%.


Grafické znázornění závislosti zastoupení štěpných produktů (% výtěžnosti na 1 štěpení) na nukleonovém čísle při štěpení jader uranu-235, plutonia-239 a uranu-233 za účasti tepelných neutronů. Některé důležitější štěpením vznikající nuklidy jsou vyznačeny červenými kroužky v pozicích, odpovídajících výtěžnosti při štěpení nejobvyklejšího štěpného materiálu
235U.

   Pro další štěpné materiály, 239Pu a 233U, se dvouvrcholová závislost výtěžnosti štěpných produktů na nukleonovém čísle jen zlehka liší od 235U. Vrchol výtěžnosti pro isotopy těžších prvků (N=125-155) je zde prakticky stejný, zatímco vrchol výtěžnosti lehčích isotopů (N=80-110) se pro 233-uran posouvá mírně doleva a pro 239-plutonium poněkud doprava.
   Vzhledem k tomu, že jádra vzniklá štěpením jsou podstatně menší než původní těžké jádro, je poměr počtu neutronů a protonů, potřebný k stabilitě jádra, menší než v původní jaderné hmotě těžkého jádra. Štěpné produkty tedy mají přebytek neutronů. Většina štěpných produktů je proto radioaktivní (nejčastěji
b-, v důsledku přebytku neutronů) a rozpadá se dále v průměru na 2 až 3 další dceřinné isotopy. Některé důležitější štěpné produkty, vznikající při štěpení jader 235-uranu, 239-plutonia a 233-uranu a jejich dceřinné nuklidy jsou uvedeny v následující tabulce:

Nuklid Výtěžnost [%/štěpení]
235U        239Pu       233U
Poločas Radioaktivní přeměny b-
134Cs 6,8 % ....... ....... 2,06 roku 134Cs(2,06r)®134Ba(stabilní )
135I 6,3 % ....... ....... 6,57 hod. 135I(6,7hod.)® 135Xe(9,2hod.)® 135Cs(2,6.106let)® 135Ba(stab.)
93Zr 6,4 % 3,9 %. 6,9 % 1,5.106 r 93Zr(1,5.106r)®93Nb(stabilní)
137Cs 6,1 % ....... ....... 30,17 roku 137Cs(30r)®137Ba(stabilní )
99Tc 6,1 % 6,2 % 5,0 % 211 000 r 99Tc(2,1.105r)®99Ru(stabilní)
90Sr 5,7 % 2,0 % 6,6 % 28,8 roku 90Sr(28,8r)®90Y(2,66d)®90Zr(stabilní)
131I 2,8 % ....... ....... 8,02 d 131I(8d)®131Xe(stabilní )
147Pm 2,3 % .doplnit.. ....... 2,62 roku .........
149Sm 1,1 % ...... ....... stabilní --
129I 0,7 % 1,4 % 1,6 % 15,7.106 r 129I(15,7.106 r)®129Xe(stabilní )
151Sm 0,42 % 0,8 % 0,3 % 90 roků .........
106Ru 0,39 % ....... ....... 376,3 d .........
85Kr 0,27 % ....... ....... 10,8 r .....doplnit....
......... ........ ....... .......   .........
......... ........ ....... .......   .........
......... ........ ....... .......   .........
......... ........ ....... .......   .........
......... ........ ....... .......   ....doplnit.....
......... ........ ....... .......   .........

Pozn.: Pro kreslení grafů a vytvoření tabulky byly použity číselné hodnoty z jaderných tabulek "Lederer,Hollander,Perlman: Table of Isotopes" a z tabulek "IAEA: Nuclear Data for Safeguards". Bude upřesněno podle dalších údajů...
   Souhrn nuklidů vzniklých štěpením se nazývá směs štěpných produktů. Přímo při štěpení vzniká asi 60 izobarů různých druhů jader (převážně s přebytkem neutronů), z nichž většina se rozpadá na 2-3 další dceřinné radioisotopy. V čerstvé štěpné směsi tak můžeme najít téměř 1300 různých radionuklidů, z nichž většina má krátké poločasy rozpadu (např. zmíněný 137Xe má poločas jen 4 minuty, s nímž se mění na 137Cs); důležitějších je zhruba 180 radionuklidů. Krátkodobé radionuklidy nejsou v grafu ani tabulce uvedeny, uvažujeme jen poločasy řádu hodin, dní, roků a delší. Isotopové složení štěpné směsi se v průběhu času výrazně mění. Ze začátku je měrná aktivita velmi vysoká v důsledku radioaktivních přeměn krátkodobých radionuklidů. Krátkodobé radionuklidy se rychle rozpadají, měrná aktivita výrazně klesá a po několika dnech dominuje 131I, později pak 137Cs, 90Sr a další. Po mnoha desítkách let přetrvávají dlouhodobé radionuklidy jako je 99Tc, 93Zr, 135Cs a menší množství některých dalších. Tyto radionuklidy tvoří obtížnou a dlouhodobě nebezpečnou složku vyhořelého jaderného paliva, které je proto nutno dlouhodobě skladovat. Alternativní možnost jaderné transmutace dlouhodobých radionuklidů je diskutována níže ("Jaderné odpady", transmutační technologie).

Řetězová štěpná reakce
Při rozštěpení jádra se sice neutron, jež štěpnou reakci vyvolal, "spotřebuje", avšak během reakce se emitují další dva (nebo tři) neutrony "2.generace", které jsou v principu schopny vyvolat štěpení dalších jader. Pokud se tak stane, vyvolají tyto nové neutrony rozštěpení dalších dvou jader za vzniku již celkem 4 neutronů, ty vyvolají další štěpení atd. - počet neutronů v jednotlivých "pokoleních" se rychle násobí geometrickou řadou a rychlost rozvětvující se reakce štěpení jader lavinovitě roste - nastává řetězová jaderná reakce. Využitelnost neutronů pro štěpení snižují dva konkurenční procesy:
- Záchyt neutronů v jádrech prostředí. Může to být jednak radiační záchyt ve štěpném materiálu, který vede k jiné jaderné reakci než štěpení, nebo záchyt neutronů v neštěpitelném materiálu palivové směsi (zvláště v tzv. "neutronovém jedu" - viz níže).
- Únik neutronů z reakčního objemu do okolního prostoru.
Nuklidy pro řetězové reakce - štěpné a množivé materiály 
Pro udržení řetězové štěpné reakce je nutné, aby v průměru aspoň jeden neutron, uvolněný při štěpení, v reakčním prostoru "přežil", vstoupil do jádra štěpného materiálu a vyvolal novou štěpnou reakci. Toto je možné uskutečnit jen tehdy, když použité nuklidy lze štěpit i velmi pomalými neutrony; většina rychlých neutronů totiž záhy opouští reakční prostor a nestačí způsobit štěpení
(bylo diskutováno výše v pasáži "Štěpení rychlými a pomalými neutrony"). Tyto nuklidy se nazývají štěpné materiály (....) a dostupné *) jsou pouze čtyři: uran 235U, plutonium 239Pu, uran 233U a příp. plutonium 241Pu.
*) Některé vyšší transurany, jako je americium či kalifornium, mají rovněž tuto vlastnost (a v ještě účinnější míře - menší kritické množství) avšak vzhledem k náročné přípravě jsou dostupné jen v nepatrném množství, neumožňujícím provozování řetězové reakce.
   Jediným štěpným materiálem vyskytujícím se v přírodě je uran 235U. Ostatní tři zmíněné štěpné nuklidy je třeba získávat ostřelováním tzv. množivých materiálů (....) uranu 238U a thoria 232Th neutrony (teoreticky je analyzováno výše v části "Štěpení atomových jader", pasáži "Štěpení pomalými a rychlými neutrony", praktické použití je popsáno níže v části "Množivé reaktory").
Dynamika řetězové reakce 
Pro dynamiku řetězové reakce je důležitý tzv. multiplikační faktor k, což je poměr počtu neutronů následujícího pokolení k počtu neutronů v předchozím pokolení, a dále střední doba života neutronů
tn v reakčním prostředí, zvaná též střední doba neutronového cyklu; je to doba oddělující dvě následující generace neutronů. Jestliže v určitém okamžiku je ve štěpném materiálu přítomno n neutronů, pak po uplynutí doby tn jich bude k.n, takže jejich přírustek za dobu tn činí k.n-n = n.(k-1). Pro rychlost změny počtu neutronů bude tedy platit rovnice dn/dt = n.(k-1)/tn. Řešením této diferenciální rovnice je exponenciální závislost
                 n(t) = n
o.e [(k-1)/tn].t  ,
kde n
o je počet neutronů v počátečním čase t=0. Dynamika nárustu či poklesu počtu neutronů, a tím i rozbíhání či ustávání štěpné reakce, je tím prudší, čím je multiplikační faktor k větší či menší než 1 a čím je kratší střední doba neutronového cyklu tn. Pro k>1 reakce narůstá, pro k<1 reakce ustává, ve speciálním případě k=1 se reakce udržuje na konstantní úrovni.
Pozn.: Řetězovou jadernou reakci můžeme přirovnat k chemické řetězové reakci - viz §1.1, část "Interakce atomů ".
Kritické množství štěpného materiálu 
Aby taková řetězová reakce mohla nastat, je potřeba mít v určitém objemu soustředěno dostatečné množství štěpného materiálu - nejméně tzv. kritické množství (hmotnost); při menším množství uniká z látky (popř. se pohlcuje jiným způsobem) převážná většina neutronů dříve, než stačí rozštěpit nějaké další jádro. Kritické množství štěpného materiálu v konkrétních situacích závisí především na třech faktorech:
w Druh štěpného materiálu a jeho koncentrace
Musí to být jádra štěpitelná pomalými neutrony (235,233U; 239Pu a další transurany) s vysokým účinným průřezem interakce. Čím vyšší účinný průřez záchytu neutronu, tím menší je kritické množství. Kritické množství je nepřímo úměrné druhé mocnině hustoty štěpného materiálu.
w Rozměry a geometrické uspořádání oblasti obsahující štěpný materiál
Kritické množství je tím menší, čím kompaktnější je geometrické uspořádání. Nejnižší je pro uspořádání štěpného materiálu v objemu tvaru koule, kde je nejvyšší poměr objemu k velikosti povrchu (kterým mohou neutrony unikat).

w Přítomnost dalších látek a materiálů schopných pohlcovat, odrážet či zpomalovat neutrony
Látky s vysokým účinným průřezem absorbce neutronů výrazně zvyšují kritické množství. Přítomnost látek schopných odrážet vylétající neutrony (a vracet je tak do reakce) zmenšují kritické množství, stejně jako lehká jádra schopná při pružných odrazech zpomalovat (moderovat) neutrony - viz níže "Jaderné reaktory".
   Pro jednotlivé druhy štěpných materiálů se jejich kritická hmotnost mkrit udává pro kulové homogenní uspořádání (o poloměru Rkrit) čistého materiálu, např.
          
235U : mkrit = 48 kg, Rkrit = 9 cm ;
          
239Pu: mkrit = 17 kg, Rkrit = 6 cm ;
          
233U : mkrit = 16 kg, Rkrit = 6 cm ;
pro některé další transurany je kritické množství ještě menší
(např. 245-curium 12kg, 246-curium 7kg, 251-californium 9kg). Pokud je štěpný materiál obklopen látkou odrážející neutrony (tzv. reflektorem či neutronovým pláštěm), kritické množství se zmenšuje 2-3krát. Je-li koncentrace štěpného materiálu menší než 100%, kritická hmotnost výrazně roste, zvláště pokud jsou obsaženy látky absorbující neutrony. Pro nízké koncentrace štěpného materiálu již zpravidla žádné kritické množství neexistuje a řetězová štěpná reakce nemůže samovolně vzniknout; o možnostech štěpných reakcí i v takových případech, pomocí moderace neutronů či technologií ADTT, bude pojednáno níže.
  Skladování nadkritického množství štěpného materiálu je značně delikátní záležitost. Může totiž dojít k překročení kritického množství pro danou (použitou) konfiguraci, čímž by došlo k lavinovitému rozběhnutí řetězové štěpné reakce (k>1) s velmi nebezpečnými radiačními následky. Osoby nacházející se v místě nehody by obdržely velmi vysoké, nezřídka letální, dávky záření, načež by následovala značná kontaminace prostředí radioaktivními štěpnými produkty.
   Aby k tomu nedošlo, je nutno štěpný materiál skladovat v uspořádání či nádobách s tzv. bezpečnostní geometrií - s co největším povrchem v poměru k objemu (na rozdíl od kulového uspořádání, kde je tomu opačně), aby většina neutronů snadno unikla mimo objem štěpného materiálu a nemohla tak způsobovat další štěpení.

Příprava štěpného materiálu
Materiál schopný řetězové štěpné reakce může být přírodního původu, nebo vyráběný uměle. V přírodě se vyskytuje jediný nuklid, přímo použitelný pro řetězovou štěpnou reakci - uran
235U. Je obsažen v uranové rudě, která má následující zastoupení jednotlivých isotopů uranu: 238U 99,284%, 235U 0,711% a stopové množství 234U (0,005%). Množství 0,7% štěpného 235U u většiny technologií není dostatečné pro nastartování a udržení řetězové štěpné reakce. Proto je potřeba jeho zatoupení uměle zvýšit - provést tzv. obohacení uranu izotopem 235U.
Obohacování uranu 
Obohacování uranu je proces technologicky velmi náročný a nákladný. Nelze jej provést čistě chemicky (všechny izotopy uranu mají chemické vlastnosti téměř stejné), ale je nutno využít nepatrně odlišných fyzikálních vlastností různých isotopů uranu *). V první fázi se uran chemicky sloučí s fluorem na plynný hexafluorid UF6, který se pak separuje opakovaným difuzním oddělováním ve speciálních separačních kolonách (isotopová difuse plynného UF6 porézními přepážkami), nebo v ulracentrifugách s vysokými otáčkami (mechanicko-gravitační oddělování), které jsou seřazeny v kaskádách. Využívá se nepatrně rozdílné molekulové hmotnosti sloučenin 235UF6 a 238UF6. Frakce fluoridu s patřičně zvýšeným obsahem 235U se pak opět chemicky převádí na jiné vhodné sloučeniny, popř. kovový obohacený uran.
*) Isotopy téhož prvku se vyznačují malými rozdíly v jaderných, chemických, fyzikálních a částečně i chemických vlastnostech. Tyto "isotopové jevy" jsou důsledkem různých hmotností jader a atomů jednotlivých isotopů, které se projevují jemnými rozdíly v kinetice atomů a molekul při mechanickém pohybu a chemickém slučování. Mohou být využity k chemicko-isotopové separaci prvků a jejich isotopů.
   Ve stádiu vývoje je zajímavá laserová metoda obohacování uranu. Je založena na principu selektivní excitace atomů v plynném skupenství pomocí světelného záření takové vlnové délky, že k excitaci dochází pouze u atomů jednoho isotopu prvku, zatímco atomy ostatních isotopů zůstávají v základním stavu. Excitované atomy lze potom oddělit elektromagneticky nebo pomocí vhodné chemické reakce. Směs uranu 235 a 238 v plynném skupenství se ozáří přesně naladěnými lasery, které excitují pouze molekuly s
235U, což umožňuje jejich následnou separaci.
   Další štěpný materiál, plutonium 239Pu, se v přírodě prakticky nevyskytuje *), neboť má podstatně kratší poločas rozpadu než izotopy uranu. Dá se však vyrábět uměle z uranu 238U neutronovou fúzí v jaderném reaktoru (viz níže "Další štěpné materiály. Transurany. Množivé reaktory.").
*) Naprosto nepatrné stopové množství (<10-14) plutonia se však vyskytuje v uranových rudách, kde vzniká z 238U účinkem neutronů emitovaných z jaderných reakcí (a,n), vyvolávaných částicemi a z radioaktivity uranu a jeho dceřinných produktů (rozpadových řad), v lehkých prvcích obsažených v uranových rudách.
   Štěpný materiál, patřičně obahacený, se pak již upravuje do výsledné chemické a materiálové formy vhodné k použití v palivových článcích jaderných reaktorů (viz níže).

Neřízená řetězová reakce - jaderný výbuch
Řetězová jaderná reakce může probíhat buď řízeně - regulovaně
(tím se budeme zabývat níže v části "Jaderné reaktory") nebo neřízeně - nekontrolovaně, což může vyústit v jadernou explozi.
Štěpné jaderné zbraně 
Explozívní řetězová jaderná reakce je podstatou zločinného zneužití jaderné energie pro válečné účely v jaderné bombě
(zvané často též nepřesně "atomová bomba"), při jejíž explozi se uvolňuje velké množství energie z relativně malého množství nukleárního materiálu. Štěpný materiál - uran 235U nebo plutonium 239Pu - je v bombě v klidovém stavu rozdělen do dvou či několika částí (segmentů), z nichž každá má se svém objemu podkritické množství. Jaderná exploze se vyvolá tím, že tyto segmenty se k sobě rychle přiblíží výbuchem vhodné chemické výbušniny ("vstřelí" se do sebe - na obrázku vlevo nahoře), čímž se vytvoří geometrie nadkritického množství. U novějších typů se nadkritické množství dosahuje stlačením kruhově uspořádaného štěpného materiálu pomocí chemického výbuchu vnější kulové slupky (na obrázku vlevo dole).

Záklední principy konstrukce s činnosti jaderných zbraní štěpných a termonukleárních
Vlevo: Štěpná jaderná bomba (dvě různé konstrukce)                           Vpravo: Termonukleární bomba

Při rychlém dosažení kritického množství pak ihned dojde k jadernému výbuchu, neboť malé množství neutronů, které je vždy v materiálu přítomno (vzniká spontánním štěpením jader a působením kosmického záření) iniciuje lavinovitý rozběh řetězové reakce *), při níž se během cca 10-6sekundy rozštěpí téměř všechna jádra a explozivně se uvolní velké množství energie (z 1kg uranu se uvolní energie asi 2.107kJ, což odpovídá výbuchu asi 20 000 tun klasické výbušniny trinitrotoluenu). Štěpný materiál je v jaderné bombě obklopen masivním obalem, který slouží jednak jako reflektor neutronů, jednak svou mechanickou pevností udržuje štěpící se materiál co nejdéle pohromadě, aby se naráz stačilo rozštěpit co největší množství materiálu. Při explozi se zbylá část štěpného materiálu rozptýlí do podkritického množství, čímž se řetězová štěpná reakce sama zastaví.
*) V čistém štěpném materiálu je střední doba neutronového cyklu velmi krátká, tn»10-8s, takže i při mírně nadkritickém poměru (např. k=1,2) podle výše uvedené exponenciální závislosti jediný počáteční neutron způsobí za pouhé 4ms vznik cca 1025 neutronů a téhož počtu rozštěpení jader, což odpovídá rozštěpení cca 50kg uranu za dobu 4 mikrosekundy! Rychlost narůstání řetězové reakce je tedy neobyčejně vysoká - má charakter prudké exploze.
   Vlivem stlačení vyvolaného (chemickou) explozí se zvýší hustota materiálu a postačující kritické množství štěpného materiálu je o něco menší než výše uvedené hodnoty pro uran či plutonium za normálních podmínek. Toto potřebné minimální množství lze ještě snížit vhodným obalem sloužícím jako neutronový reflektor a dále použitím neutronového iniciátoru - dodatečného radioisotopového zdroje neutronů (např. 210Po-berylium) umístěného v centru nálože. Stlačením se a-zářič (210Po) a terčíkový materiál (berylium) dostanou do těsného kontaktu a uvolňované neutrony poslouží jako "roznětka" štěpné reakce. Neutronový iniciátor urychlí dynamiku řetězové reakce, která nemusí začínat z několika málo počátečních neutronů, ale je rychle dodáno velké množství neutronů vyvolajících řetězovou reakci v celém objemu štěpného materiálu. Kritické množství se snižuje i moderačním účinkem látek schopných zpomalovat neutrony (viz níže "Jaderné reaktory"). Kombinací různých způsobů lze dosáhnout nejmenšího kritického množství pro uran asi 15kg, pro plutonium cca 5kg.
   Teplota při výbuchu dosahuje řádově 107°C a výbuch je doprovázen intenzívním ionizujícím zářením a rozsáhlou radioaktivní kontaminací štěpnými produkty, což násobí ničivé a smrtící účinky vlastní exploze. "Zdokonalením" štěpné jaderné bomby jsou termonukleární zbraně (v pravé části obrázku), které štěpení využívají jako "roznětku" pro spuštění explozívní fúzní reakce deuteria a tritia, s uvolněním podstatně větší energie (viz níže část "Slučování atomových jader - termonukleární fúze", pasáž "Explozívní termonukleární reakce").
   
První štěpná jaderná bomba byla vyvinuta v letech 1942-45 v jaderných laboratořích v Los Alamos skupinou pod vedením R.Oppenheimera *), zkonstruována a odzkoušena byla na jaře r.1945 v rámci projektu "Manhatan". Oprávněným důvodem urychlené realizace jaderné zbraně byla hrozba Hitlerovského fašistického Německa. Na konci 2.světové války, 6. a 9.srpna 1945, však byly svrženy dvě atomové bomby, uranová a plutoniová, na japonská města Hirošima a Nagasaki. Při tomto válečném zločinu (z vojenského hlediska již nevýznamného), zahynulo více než 130 tisíc lidí, v naprosté většině civilistů, následky ozáření u dalších desítkek tisíců osob způsobilo pozdější úmrtí či trvalé poškození zdraví. Jaderné zbraně od té doby naštěstí již nebyly použity, sloužily jen jako "odstrašující prostředek" - možná paradoxně přispívaly k udržení míru v době "studené války" (v r.1949 totiž štěpné a v r.1953 termonukleární zbraně vyvinul i Sovětský svaz).
*) J.R.Oppenheimer, označovaný často jako "otec atomové bomby", spolu s dalšími významnými fyziky a spolupracovníky, však po r.1945 začal veřejně upozorňovat na hrozby jaderných zbraní (a zločinnost jejich použití) a vyslovovali se pro kontrolu nad vývojem a výrobou těchto zbraní hromadného ničení a zabíjení. Za tyto své mírové aktivity byl Oppenheimer perzekuován tehdejším režimem USA (kde tehdy vládl aktivista studené války- prezident H.S.Truman) a byl vyloučen ze všech vedoucích funkcí. Byl rehabilitován až po nástupu demokratického prezidenta J.F.Kennedyho v r.1961.

Jaderné reaktory
Jsou to zařízení v nichž probíhá cíleně regulovaná řetězová štěpná reakce. K tomu, aby řetězová jaderná reakce štěpení mohla probíhat rovnovážným řízeným způsobem, je třeba zajistit v principu dvě věci:
a) Shromáždit nadkritické množství jaderného štěpného materiálu pro danou konfiguraci.
b) Zajistit řízení počtu neutronů pomocí vhodných absorbátorů či moderátorů tak, aby štěpná reakce probíhala požadovanou intenzitou. Touto regulací neutronové bilance se uskutečňuje řízení výkonu jaderného reaktoru.
   O dynamice štěpné reakce rozhoduje poměr mezi průměrným počtem nově vzniklých neutronů a počtem neutronů spotřebovaných pro štěpení (neboli poměr mezi počtem neutronů následující generace a počtem neutronů předcházející generace) - tzv. neutronový multiplikační faktor k (zvaný též koeficient rozmnožení neutronů
- byl již použit výše při obecném rozboru dynamiky řetězové štěpné reakce). Při multiplikačním faktoru k menším než 1 reakce zaniká, při k = 1 se rovnovážně udržuje, při k větším než 1 roste počet štěpících se jader lavinovitě do té doby, než z nějakých důvodů faktor k nabude hodnoty k<1; pokud se tak zavčas nestane, reakce nabude explozívní charakter.

Řízená řetězová reakce
štěpení jader (především
235U) probíhá ve složitém zařízení zvaném jaderný reaktor *). Nejprve uvedeme obecný popis reaktoru, vztahující se především na klasický reaktor štěpící 235U zpomalenými neutrony (obr.1.3.4); alternativní řešení budou uvedena níže.
*) Pozn.: První pokusný jaderný reaktor, "atomový milíř" CT-1 složený z uranu, grafitového moderátoru a kadmiových řídících tyčí ručně posunovaných, zkonstruoval E.Fermi se svými spolupracovníky v r.1942 v suterénu pod tribunou stadionu v Chicagu.
Řízení počtu neutronů udržujících v chodu štěpnou reakci se v klasickém reaktoru provádí ve dvou etapách
(třetí možnost je zmíněna níže - "3. Regulace reaktoru pomocí řízené moderace"):

Obr.1.3.4.
Zjednodušené principiální schéma štěpného jaderného reaktoru.
Pozn.: Z důvodu přehlednosti na obrázku není rozkreslena struktura aktivní zóny (palivové články).

   Ta část reaktoru, v níž je umístěn štěpný materiál a ve které probíhá řetězová štěpná reakce, se nazývá aktivní zóna. Štěpný materiál (což je většinou obohacený uran) je v reaktoru uložen ve formě většího počtu oddělených a samostatných tzv. palivových článků, kde je štěpný materiál zapouzdřen v obalu, chráněném vhodnou povrchovou vrstvou. U vodou chlazených reaktorů se k zapouzdření používá zirkonium (legované niobem), vyznačující se nízkou absorbcí neutronů (stačí menší obohacení uranu); u rychlých reaktorů jsou povlakové trubky z nerezavějící oceli (legované niklem, chromem, niobem). Mezi palivovými články je moderátor a mezi ně se též zasouvají regulační absorbční tyče (na obrázcích jsou palivové články, moderátor i chlazení pro jednoduchost zakresleny jen náznakově, štěpný materiál je vyznačen jako zrnitý objem). Aktivní zóna reaktoru bývá dále obklopena tzv. reflektorem - vrstvou vhodného materiálu, který odráží unikající neutrony a vrací je částečně zpět do reakčního objemu reaktoru, což poněkud zvyšuje výtěžnost reakce. V reflektoru se používá v zásadě stejných materiálů jako v moderátoru - grafit, těžká voda. Vnitřní část, primární okruh, reaktoru je uložen v pevné železobetonové ochranné obálce s hermetickou ocelovou výstelkou, tzv. konteinment (angl. contain=obsahovat,pojmout, container=uzavřená nádoba,schránka,pouzdro, containment=kontrola,omezení).
   Při řetězové štěpné reakci se uvolňuje značné množství energie - jádra-odštěpky, vylétající s velkou kinetickou energií, se rychle zabrzdí nárazy na okolní atomy a předávají tak materiálu svou energii ve formě tepla. Štěpný materiál se tedy zahřívá a je třeba jej intenzívně chladit vhodným chladícím materiálem (např. vodou*) protékajícím přímo kolem palivových článků - to je tzv. primární chladící okruh. U dvouokruhových systémů se teplo z primárního chladícího okruhu v tepelném výměníku předává vodě sekundárního chladícího okruhu; v jaderné elektrárně je sekundárním chladícím okruhem parogenerátor, jehož pára roztáčí lopatky turbíny pohánějící generátor vyrábějící elektrický proud (na obrázcích 1.3.4 a 1.3.5 opět není pro jednoduchost primární a sekundární okruh rozlišen).
*)Pozn.: Voda může být s výhodou použita současně jako moderátor i chladivo. Použití vody jako chladiva i moderátoru vede k zápornému teplotnímu koeficientu reaktivity: při zvyšování teploty klesá hustota vody a tím i protonová hustota, což snižuje moderační účinek a intenzitu štěpné reakce.V případě úniku vody z primárního okruhu se ztratí moderační účinky a štěpná reakce se sama zastaví ® větší bezpečnost před havárií při poruše. U dvouokruhových systémů je primární chladící okruh hermeticky uzavřen, takže jeho radioaktivní voda se nemísí s vodou sekundárního okruhu.
   Voda pro chlazení a moderování v primárním okruhu jaderného reaktoru by měla být demineralizovaná ze dvou důvodů: 1. Minerály se z vody vylučují a srážejí se na stěnách chladicích trubek, což snižuje účinnost tepelné výměny; chemické reakce s kovovými povrchy mohou způsobovat korozi. 2. Intenzívní neutronový tok může jadernými reakcemi s jádry atomů minerálů indukovat radioaktivní isotopy. Do chladicí vody se někdy přidává bór (kyselina boritá, cca 12g/litr vody)) jako absorbátor neutronů, jehož koncentrace se ředěním postupně snižuje pro lepší regulaci během vyhořívání paliva (viz níže).

Dynamika štěpné reakce a regulace jaderného reaktoru
Pro dynamiku řízení štěpné reakce v jaderném reaktoru je důležitá rychlost, s jakou reaguje růst či pokles počtu neutronů v jednotlivých generacích (a tím i intenzita štěpné reakce) na změnu multiplikačního faktoru k. Časová dynamika okamžitého toku neutronů
F, a tím i rychlosti reakce a okamžitého výkonu reaktoru, je dána exponenciální závislostí F(t) = Fo.e [(k-1)/tn].t (jak bylo odvozeno výše při obecném rozboru řetězové reakce), která se dá zapsat jako F(t) = Fo.e t/T. Časová konstanta (zvaná též perioda) reakce T, což je doba, za kterou se počet neutronů změní e-krát (tj. 2,718-krát), je přibližně dána vztahem T = tn/(k-1), kde tn je průměrná doba života (resp. setrvání, difuze) tepelného neutronu v reakčním prostředí; ta činí v reaktorech větších rozměrů řádově 10-3s. Na změnu multiplikačního faktoru např. o jednu setinu (|k-1|=10-2) by pokles nebo nárůst reakce reagoval s časovou konstantou cca T = 10-3/10-2 = 0,1 sekundy. Při tak malé časové konstantě by změny neutronového toku byly natolik prudké, že řízení reaktoru by bylo velmi obtížné. Tato dynamika se však vztahuje na tzv. okamžité neutrony, uvolňované ihned při štěpení. Při štěpných reakcích však vznikají i tzv. opožděné neutrony, mající původ v radioaktivních fragmentech štěpení s nadbytkem neutronů, kterých se zbavují přeměnou b nebo emisí neutronů. Tyto neutrony jsou emitovány se zpožděním až několika vteřin (střední doba tohoto zpožďování neutronů je asi 0,1s). Tento fenomén způsobuje, že střední doba života jedné generace neutronů je podstatně delší než doba difuze tepelných neutronů, což prodlužuje efektivní časovou konstantu reaktoru na hodnoty řádově 10sec.
   Regulace okamžité rychlosti reakce a tím výkonu reaktoru se u klasických konstrukcí reaktorů děje pomocí neutrony absorbujících regulačních tyčí, poháněných servomotory řízenými elektronicky ve zpětné vazbě s detektory neutronového toku. Pro rychlé nouzové zastavení štěpné reakce a tím odstavení reaktoru slouží tzv. havarijní tyče, které se uvolňují nouzovým havarijním signálem a automaticky padají do aktivní zóny vlastní tíží.
Vyhořívání paliva 
Vedle mechanismů okamžité regulace štěpné reakce probíhají v aktivní zóně při delším provozu reaktoru určité změny dlouhodobějšího charakteru, ovlivňující (většinou snižující) výtěžnost reakce. Především je jasné, že při štěpení postupně klesá počet atomů štěpného materiálu, dochází k "vyhořívání" paliva. Tím se snižuje multiplikační faktor a pro udržení rovnovážného chodu reakce musí regulační obvody postupně vysunovat absorbátory neutronů - tzv. kompenzační tyče. Další možností dlouhodobé regulace a kompenzace vyhořívání paliva je změna koncentrace vhodné látky absorbující neutrony, např. bóru, rozpuštěné v chladivu. Toho se využívá u některých vodou chlazených reaktorů, kde do chladicí vody se přidá cca 1% kyseliny borité a pak v průběhu provozu a vyhořívání paliva se její koncentrace postupně snižuje (ředěním pomocí čisté vody přiváděné do primárního okruhu) až prakticky na nulu před výměnou paliva. Při použití více obohaceného uranu se do vlastního jaderného paliva někdy přidává gadolinium, které slouží jako dočasný "spalitelný neutronový jed" (pohlcuje neutrony podobně jako kadmium) - "vyhořívající" absorbátor neutronů. Během provozu se transmutací v neutronovém toku postupně odbourává
(pohlcováním neutronů se mění na různé isotopy Gd a na Tb, které mají již nízký účinný průřez pro záchyt neutronů), takže spolu se snižováním obsahu uranu-235 štěpením klesá současně i obsah gadolinia, takže se v palivovém článku pohlcuje méně neutronů v absorbátoru a více v palivu - delší doba provozu obohaceného paliva při snadnější regulaci.
Absorpce neutronů štěpnými produkty, neutronový "jed" - "otrava" reaktoru 
Dále, během štěpení vznikají nová jádra, štěpné produkty
(podrobněji uváděné výše), z nichž některá silně absorbují neutrony - nahromadění produktů štěpení v palivových článcích tak může rovněž snižovat reaktivitu. Vytvoří-li se takové neutrony absorbující zplodiny ve větším množství, porušují neutronovou rovnováhu v reaktoru (snižují k) - říkáme, že dochází k tzv. otravě reaktoru neutronovým jedem. Otrava reaktoru se kvantifikuje poměrem tepelných neutronů absorbovaných ve štěpném produktu ("jedu") ku počtu neutronů absorbovaných v palivu. Pro otravu reaktoru má největší význam nuklid 135Xe ("xenonová otrava"), částečně i 149Sm. Při štěpení 235U vzniká sice přímo 135Xe jen v nepatrném množství (0,3%), ale v množství cca 6% vzniká štěpný produkt 135Te a 135I, jejichž rozpad b probíhá podle řady: 135Te(30s.)® 135I(6,7hod.)® 135Xe(9,2hod.)® 135Cs(2,6.106let)® 135Ba(stab.). 135Xe má neobyčejně vysoký účinný průřez pro absorbci neutronů 3,5.106 barnů (téměř dokonalý absorbátor neutronů!). Při normálním provozu reaktoru je výskyt 135Xe a 135I v rovnováze, probíhající štěpná reakce neustále produkuje nový 135I, který se částečně mění na 135Xe a ten pak na 135Cs, častěji se však absorbcí neutronu mění na stabilní 136Xe (neutronové transmutační spalování 135Xe). 135Cs ani 136Xe neutrony téměř neabsorbují a dynamiku štěpné reakce neovlivňují. Při podstatném snížení výkonu reaktoru nebo jeho odstavení je však rovnováha narušena a v reaktoru se začíná hromadit 135Xe, na nějž se s poločasem 6,7hod. stále přeměňuje již vytvořený 135I. Tato "xenonová otrava" pak způsobí, že reaktor pak po několik hodin není schopen znovu začít pracovat, než se 135Xe rozpadne *). Tato doba, po kterou není možno reaktor znovu spustit, se někdy nazývá "jódová jáma" (po zastavení štěpné reakce již v reaktoru nevzniká další 135I, ale rozpadem na xenon jód postupně ubývá, koncentrace neutronového jedu 135Xe nejdříve roste a pak radioaktivním rozpadem postupně klesá, dokud není dosaženo stavu, v němž je možno reaktor opět spustit, provozovat a regulovat).
*) Pokud bychom za této situace přesto chtěli reaktor znovu nastartovat, museli bychom z aktivní zóny vysunout takové množství regulačních absorbčních tyčí, které odpovídá absorbční schopnosti nahromaděného xenonu 135. Pokud by toto bylo vůbec možné (z konstrukčních důvodů), bylo by to však velmi nebezpečné - po naběhnutí řetězové štěpné reakce by neutronový tok rychle "spálil" brzdící 135-xenon a reakce by se mohla nekontrolovaně rozběhnout až k havárii. Stojí za zmínku, že právě "xenonová otrava" při odstavování reaktoru v Černobylu sehrála důležitou desorientační úlohu při chybách operátorů, které nakonec vyústily ve fatální havárii reaktoru, jak je popsáno níže.
   Míra xenonové otravy reaktoru a její časová dynamika může být značně různorodá, v závislosti na řadě faktorů. Záleží na rychlosti časových změn intenzity štěpné reakce (rychlosti odstavování či spouštění reaktoru), stupni vyhoření jaderného paliva, rozměrech a geometrickém uspořádání aktivní zóny. Jak bylo již výše uvedeno, při náhlém snížení výkonu či odstavení reaktoru je xenonová otrava výrazná ("jódová jáma"). Při pozvolném odstavování reaktoru se 135I ještě tvoří a 135Xe "vyhořívá" neutronovou transmutací; existuje určitá mezní hodnota rychlosti odstavování (snižování výkonu) reaktoru, při které ještě nenastává výrazná xenonová otrava a reaktor neupadne do "jódové jámy". Tato hodnota rychlosti závisí na zásobě paliva v článcích (stupni jejich vyhoření), jakož i na výkonu reaktoru, z něhož je změna reaktivity prováděna.
   U reaktorů s rozsáhlejší aktivní zónou a vysokým neutronovým tokem může docházet k nehomogenní distribuci neutronového toku - vznikají nehomogenity v reaktivitě. Náhodné zvýšení hustoty neutronového toku v některém místě vede ke zvýšenému odbourávání
135Xe, čímž se v tomto místě sníží absorbce neutronů a dochází k dalšímu lokálnímu nárustu neutronového toku. Tím však zároveň vzroste i produkce 135I, ten se rozpadá na 135Xe, který se takto lokálně poněkud nahromadí a svou zvýšenou absorbcí sníží neutronový tok. Tento proces se může periodicky opakovat - vznikají tzv. xenonové oscilace intenzity štěpné reakce v různých místech reaktoru. Za normálních okolností takové periodické kolísání toku neutronů v aktivní zóně podstatně neovlivňuje celkový výkon reaktoru a jeho stabilitu. Při velkém objemu aktivní zóny však mohou vznikat autonomní oblasti, jejichž xenonové nehomogenity se mohou dostat do kladné zpětné vazby, což může způsobovat nárust amplitudy xenonových oscilácí a porušení stability reaktoru.
"Zastruskování" reaktoru 
Dalším nuklidem, který může ovlivnit neutronovou rovnováhu v reaktoru, je
149Sm, který má účinný průřez absorbce neutronů cca 4.104 b. Tvoří se ve štěpných produktech v množství 1,13% jakožto rozpadový produkt řady: 149Nd(2hod.)® 149Pm(51hod.)® 149Sm. Vzhledem k menšímu účinnému průřezu a menšímu výtěžnému množství ve srovnání s xenonem je otrava reaktoru samariem většinou malá (jelikož 149-samarium je stabilní, má charakter jakési "strusky" či "škváry", která se hromadí v jaderném palivu a brání jeho dokonalejšímu vyhořívání). Ještě menší význam mají neutronové jedy 157,155Gd a 155Eu, které vznikají jen ve velmi malém množství.
Neutronová bilance; zásoba reaktivity 
Pro správný chod reaktoru je tedy rozhodující neutronová bilance, což je podíl počtu neutronů v generacích po sobě následujících. Aktivní zóna reaktoru musí být navržena tak, aby podíl počtu neutronů v generacích po sobě následujících byl jen o málo vyšší než 1. Je nutný určitý potenciální přebytek neutronů, zvaný zásoba reaktivity, neboť během provozu se množství paliva snižuje a pohlcování neutronů se postupně zvyšuje, hlavně vznikem štěpných produktů. Při provozu reaktoru je přebytek neutronů kompenzovám absorbátory, které jsou z reaktoru postupně vyjímány. Stabilní a bezpečný chod reaktoru je dán spolehlivým řízením rovnováhy mezi přebytkem neutronů potřebných pro provoz a nekontrolovaným přebytkem, který by mohl vést k havárii.
Výměna vyhořelých palivových článků 
Když koncentrace štěpného materiálu poklesne natolik, že štěpná reakce by se již neudržela ani při dostatečně vytažených absorbčních tyčích, je třeba takovéto vyhořelé palivové články nahradit novými. Bývá to zpravidla po 12-36 měsících provozu reaktoru (podle typu reaktoru a obohacení paliva); tato doba se nazývá "reaktorová kampaň". U většiny typů je pro tuto výměnu nutno odstavit reaktor ("kampaňová výměna"), některé typy však umožňují kontinuální postupnou výměnu paliva za provozu. Výměna palivových článků je značně náročná práce. Na rozdíl od nových (čerstvých, nepoužitých) palivových článků, jejichž aktivita je poměrně nízká (dlouhý poločas
a-rozpadu uranu), jsou vyhořelé palivové články vysoce radioaktivní (obsahují radionuklidy s podstatně kratšími poločasy; aktivita je nepřímo úměrná T1/2, jak bylo odvozeno v §1.2 "Radioaktivita") a nikdo se k nim nesmí přiblížit! Články se vytahují z aktivní zóny reaktoru pomocí dálkově ovládaných manipulátorů a ihned se zasunují do silných stínících kontejnerů. Radioaktivní rozpad štěpných produktů ve vyhořelých palivových článcích je zpočátku tak intenzívní, že se uvolňuje teplo a materiál se zahřívá - čerstvě vyhořelé palivové články je nutno chladit. Nejčastějším způsobem jejich počátečního skladování je umístění ve vodním bazénu u reaktoru; voda zajišťuje nejen chlazení, ale i poměrně účinné stínění před zářením. Dalším způsobem je "suché" chlazení, kde se palivové články umísťují do speciálních kontejnerů naplněných héliem, kontejnery jsou zvenku chlazeny vzduchem. Po asi 5 letech, kdy aktivita materiálu dostatečně poklesne, se palivové články umísťují do meziskladů a teprve po mnoha letech se ukládají na definitivní centrální úložiště (pokud se ovšem nepřikročí k jejich vhodnému dalšímu zpracování, viz níže).
Problém chlazení jaderných reaktorů 
Jaderná energie ve štěpném reaktoru je uvolňovaná ve formě kinetické energie jader-odštěpků a neutronů, která se jejich zabrzdění v látce přeměňuje v teplo. Při spuštěné řetězové štěpné reakci je samozřejmé, že toto velké množství tepla musí být odváděno chladicím médiem k dalšímu energetickému využití
(je popsáno níže). Avšak ani po zastavení řetězové štěpné reakce - "odstavení" reaktoru - neklesne tepelný výkon okamžitě na nulu, ale v reaktoru se nadále vyvíjí zbytkové teplo. Palivové články se ještě po nějakou dobu zahřívají: obsahují velké množství vysoce radioaktivních štěpných produktů, jejichž intenzívní radioaktivní přeměny svou energií zahřívají tyto částečně nebo úplně vyhořelé palivové články *). Reaktor a palivové články je proto nutno chladit-dochlazovat i po odstavení reaktoru, jinak může dojít k jejich tepelnému poškození (dokonce i roztavení). Porucha chlazení tak může být příčinou vážných a obtížně opravitelných poškození, v krajním případě až havárie a zničení reaktoru! - jak se stalo v jaderné elektrárně Fukushima (viz "Havárie v jaderné elektrárně Fukushima"). Zbytkový tepelný výkon je nejvyšší bezprostředně po zastavení reaktoru; s rostoucí dobou odstavení výrazně klesá **).
*) Zbytkový tepelný výkon jaderného reaktoru závisí na stupni vyhoření palivových článků. Pokud odstavíme reaktor brzy po jeho spuštění s novými (čerstvými) palivovými články, bude zbytkový tepelný výkon malý. S přibývajícím stupněm vyhoření palivových článků však koncentrace vysoce radioaktivních štěpných produktů roste (zpočátku roste rychle, později však pomaleji: nejaktivnější štěpné produkty s krátkým poločasem se stačí rozpadat - dosáhne se stav nasycení). Takže při odstavení reaktoru s pokročilým stupněm vyhoření bude zbytkový tepelný výkon poměrně velký (může zpočátku dosahovat až 10% nominálního štěpného výkonu).
**) Po odstavení reaktoru se štěpné produkty v palivových článcích radioaktivně rozpadají s různými poločasy - aktivita a jí produkovaný zbytkový tepelný výkon s časem (multi)exponenciálně klesá. Bezprostředně po odstavení reaktoru je v palivových článcích největší radioaktivita čerstvých rozpadových produktů tvořena krátce žijícími radionuklidy, které se rychle rozpadají, takže produkovaný tepelný výkon zpočátku rychle exponenciálně klesá (za hodinu po odstavení činí zbytkový tepelný výkon necelé 2% provozního štěpného výkonu). Jak "vymírají" krátkodobé radionuklidy ve štěpných produktech, rychlost poklesu zbytkového tepelného výkonu se neutále zpomaluje - v prvních několika dnech klesá s poločasem cca 4 dny, po týdnu s T1/2 asi 8 dnů (radiojód
131I). Po delší době pak přežívají v palivových článcích ve štěpných produktech dlouhodobé radionuklidy s poločasy rozpadu stovky dní až několik let, takže tepelný výkon je sice již nízký, avšak klesá jen velmi pomalu.
Teplotní koeficient reaktivity, dutinový efekt v reaktoru 
Při nízkých teplotách řádu stovek až tisíců °C nezávisí samotný fyzikální proces štěpení těžkých jader na teplotě. Avšak u tak složitého mechanického a hydrodynamického systému, jakým je jaderný reaktor, se změny teploty nutně odrážejí na geometrických proporcích, absorbci i moderaci neutronů, v důsledku čehož rychlost (intenzita) štěpné reakce - reaktivita, energetický či termální výkon - může záviset na teplotě. Závislost energetického výkonu na teplotě (při neměnných ostatních parametrech) se vyjadřuje teplotním koeficientem reaktivity, který může být buď záporný (se zvyšováním teploty klesá rychlost štěpné reakce), nebo kladný (s růstem teploty se zvyšuje intenzita řetězové štěpné reakce).
   U vodou chlazených reaktorů s teplotním koeficientem reaktivity úzce souvisí tzv. dutinový efekt: vliv množství vody a páry ("dutiny" v chladicím či moderačním systému) v aktivním okruhu na reaktivitu. Při zvýšení teploty se část vody přemění v páru - vznikne "dutina" s kladným či záporným vlivem na reaktivitu. Kvantifikuje se pomocí dutinového koeficientu (void coefficient), což je číslo udávající o kolik (v jakém poměru) se zmenší nebo zvětší energetický výkon reaktoru při změně objemu vody a páry v aktivní zóně reaktoru.
   U vodou moderovaných reaktorů je dutinový koeficient a teplotní koeficient reaktivity záporný: při zvyšování teploty klesá hustota vody a tím i protonová hustota, což snižuje moderační účinek a intenzitu štěpné reakce, přehřátí aktivní zóny přemění část vody v páru, což vede k radikálnímu snížení moderačního účinku a tím k útlumu štěpné reakce. Tyto reaktory jsou "podmoderovány". Grafitem moderované reaktory jsou "přemoderovány" a mají kladný teplotní koeficient reaktivity a dutinový koeficient: při zvýšení teploty a zvýšení množství páry v aktivní zóně reaktoru se snižuje množství vodou pohlcovaných neutronů, takže počet pomalých neutronů schopných dále štěpit uran se zvyšuje (hlavním moderátorem neutronů není voda ale grafit, jehož množství v aktivní zóně reaktoru je nezávislé na teplotě; voda neutrony pohlcuje). Z hlediska regulace a bezpečnosti jsou výhodnější reaktory se záporným teplotním koeficientem reaktivity, zatímco u reaktorů s kladným teplotním koeficientem reaktivity se obtížněji reguluje chlazení a energetický výkon, s vyšším rizikem vzniku nestabilních stavů, poruch a havárií.

Havárie jaderného reaktoru
Závažná porucha funkce jaderného reaktoru, spojená s jeho ireverzibilním poškozením, se označuje jako havárie. K takové události může v zásadě dojít buď technickou poruchou, nebo lidským faktorem, příp. kombinací obojího (nesprávný postup pracovníků při řešení technické poruchy). Z hlediska provozu k takové havárii reaktoru může dojít ve dvou fázích:
× Havárie ve fázi probíhající řetězové štěpné reakce může být způsobena buď nekontrolovaným rozběhnutím reakce (poruchou regulace toku neutronů), nebo poruchou chlazení a odvodu tepelného výkonu reakce. Zde se většinou jedná o velmi těžkou havárii, spojenou s roztavením vnitřní části a zničením reaktoru.
× Havárie ve fázi odstaveného reaktoru může být způsobena nedostatečným chlazením zbytkového tepelného výkonu (bylo uvedeno výše "Problém chlazení jaderných reaktorů"), jakož i některými manipulacemi při výměně palivových článků.
   Jaderný reaktor principiálně nemůže jaderně vybuchnout jako "atomová bomba"
(nejsou zde pro to splněny fyzikální podmínky zmíněné výše v pasáži "Neřízená řetězová reakce - jaderný výbuch"). Vlivem zvýšené teploty však může dojít k nárustu tlaku, který může vést k tlakovému výbuchu. Při enormním zvýšení teploty může docházet k rozkladu vody na vodík a kyslík a následnému chemickému výbuchu. Pokud teplota palivových článků překročí hodnotu cca 600-1000°C, dochází k tepelnému poškození jejich hermetického obalu (slitiny zirkonia) a může dojít k úniku uvnitř obsažených radionuklidů, především štěpných produktů, do okolního prostředí. Při vážnější havárii jaderného reaktoru tedy může dojít i k úniku radioaktivity *) do okolního prostoru a životního prostředí. Technická havárie reaktoru tak může být doprovázena radiační havárií (v terminologii radiační hygieny - §5.6, část "Radiační nehody (havárie)") a radioaktivní kontaminací. Níže je stručně popsána havárie jaderného reaktoru v Černobylu a nedávná havárie v jaderné elektrárně Fukushima. Některé další aspekty jsou diskutovány v pasáži "Bezpečnost a rizika jaderné energetiky").
*) Při havárii jaderného reaktoru s únikem radioaktivity dochází především k úniku štěpných produktů. Při přehřátí dochází přednostně k emisi do vzduchu látek s nízkým teplotním bodem varu, které se snadno odpařují; je to především radiojód 131I a cesium 137Cs. Těžké radionuklidy, jako je uran či plutonium s vysokým bodem varu, se naštěstí uvolňují jen velmi málo. Do vody však při porušení těsnosti palivových článků mohou unikat všechny radionuklidy (primární, nuklidy vzniklé jadernými reakcemi i štěpné produkty, v míře závislé na jejich množství a rozpustnosti).
Zmíníme stručně dva nejzávažnější případy havárie jaderných reaktorů: 
Havárie jaderného reaktoru v Černobylu 
Některé nevýhody grafitem moderovaného reaktoru, v kombinaci s vážnými chybami obsluhy, se staly osudnými pro reaktor RMBK-1000 4.bloku jaderné elektrárny v Černobylu. Dne 26.dubna 1986 tam techničtí pracovníci prováděli experiment s odstavením reaktoru, který měl ověřit, jaký výkon pro čerpadla primárního bloku reaktoru lze ještě získat ze setrvačného doběhu po odstavení turbín bloku. Vlivem špatné koordinovanosti (několikahodinové přerušení testu) a chyby obsluhy výkon reaktoru klesl na příliš malou hodnotu a operátorům se nedařilo reakci "oživit" (v palivových článcích se nahromadilo větší množství
135Xe, který účinně pohlcuje neutrony - tzv. "xenonová otrava" zmíněná výše). Tehdy se dopustili fatální chyby - vypnuli havarijní ochranu reaktoru a vytáhli z aktivní zóny téměř všechny regulační tyče (nad přípustné limity). Tím se štěpná reakce opět rozeběhla, ovšem nestabilním způsobem, s odpojenou havarijní ochranou! Další chybou bylo odpojení turbíny a některých cirkulačních čerpadel primárního okruhu, v duchu pokračujícího testu. Průtok chladiva skrz reaktor se začal snižovat, teplota vzrostla a došlo k nadměrné tvorbě a hromadění páry v aktivní zóně. V této situaci se projevil kladný teplotní koeficient reaktoru - nárůst páry vedl ke značnému zvýšení štěpné reakce. Dále, vlivem nárustu neutronů se téměř veškerý 135Xe přeměnil na stabilní 136Xe, který již neutrony neabsorbuje. Tím zmizel jediný absorbátor neutronů, který se t.č. v aktivní zóně nacházel, neboť absorbční tyče byly vysunuty! To vedlo k prudkému nárůstu řetězové štěpné reakce. Havarijní zasunutí tyčí se již nepodařilo, reaktor byl enormně přehřát a kanálky zdeformované, tlak páry vyvolal výbuch reaktoru, do reaktoru vnikl vzduch, bloky grafitového moderátoru začaly hořet. Vnitřní část aktivní zóny reaktoru se roztavila.
   
Při destrukci jaderného reaktoru došlo k rozsáhlé kontaminaci životního prostředí radioaktivními štěpnými produkty a k ozáření 232 osob vysokými dávkami záření (jednotky až desítky Sv), spojenými s deterministickými účinky a akutním poškozením zdraví; v 31 případech se jednalo dokonce o účinky letální (z toho 2 pracovníci byli usmrceni přímo při výbuchu reaktoru, avšak i kdyby se tak nestalo, obdrželi by letální dávku záření)! Dalších mnoho tisíc osob obdrželo dávku záření desítky až stovky mSv, u níž se dá očekávat zvýšený výskyt stochastických účinků (minimálně o 1%, i když se zatím nepotvrdilo...).
   Černobylská havárie se stala určitým mezníkem v jaderné energetice a radiační ochraně. Vedla k podstatnému zpřísnění bezpečnostních předpisů a norem radiační ochrany nejen v jaderné energetice, ale v celé oblasti aplikací ionizujícího záření. K tak rozsáhlé havárii, jaká byla v Černobylu, patrně již nikdy nedojde!
Havárie v jaderné elektrárně Fukushima 
Úplně jiné příčiny (a naštěstí i podstatně menší rozsah kontaminace), ve srovnání s havárií v Černobylu, měla nedávná havárie v jaderné elektrárně Fukushima. Tato velká elektrárna se nachází na severovýchodním pobřeží japonského ostrova Honšú, byla vybudovaná v letech 1966-79 a je osazena šesti varnými reaktory (BWR; BWR-3,4,5) o celkovém elektrickém výkonu 4700MWe. Příčinou havárie zde byla obrovská přírodní katastrofa - ničivé zemětřesení (o síle 9 stupňů) s následnou vlnou tsunami, k níž došlo 11.března 2011. V té době zde byly v chodu čtyři reaktory, na dalších dvou probíhala pravidelná údržba. Při prvních známkách zemětřesení (zaznamenaných senzory) se všechny běžící reaktory okamžitě automaticky odstavily, přičemž vodní čerpadla, napájená ze záložních dieselagregátů, regulerně zajišťovala chlazení zbytkového tepla v aktivních zónách
(dieselagregáty byly použity proto, že v důsledku zemětřesení byly přerušeny elektrické sítě - "black-out"). Potud by bylo všechno v pořádku. Avšak asi za hodinu po zemětřesení zaplavila pobřeží vlna tsunami, vysoká více než 10 metrů! Čerpadla a dieselagregáty, umístěné v dolních částech reaktorových budov, byly zaplaveny vodou a přestaly fungovat. Tím se chlazení zbytkového tepla přerušilo, v aktivní zóně stoupala teplota, voda vyvařila, palivové tyče se rozžhavily a ve styku s vodou a párou vznikal vodík a kyslík. Vodík s kyslíkem explodoval a porušil střechu reaktoru. Z přehřátých palivových tyčí se začaly uvolňovat některé radioaktivní štěpné produkty. V budovách reaktoru se nacházely i nádrže s vyhořelými palivovými články (nejen z Fukushimy, ale i z dalších jaderných elektráren), z nichž se v důsledku přerušení chlazení uvolňovaly radioaktivní látky. Dalšímu přehřívání se provizorně zabránilo chlazením mořskou vodou. Po několika týdnech se situace částečně stabilizovala, avšak čtyři reaktory jsou vážně poškozeny nebo zničeny.
   Havárii ve Fukušimě nikdo nezavinil! Na adresu těch, kteří tvrdí opak a jen kritizují a "hledají vši" , lze výstižně odpovědět příslovím "Po bitvě je každý generálem". Ostatně, od světových masmédií bylo velmi nefér, jak nepřiměřenou (a často zkreslenou) pozornost věnovaly radiačním aspektům této havárie, které ve skutečnosti byly jen bezvýznamnou epizodou v té hrozné tragédii, která japonsko postihla a při níž zahynuly tisíce lidí! Při Fukušimské havárii nikdo nezahynul a ani nebyl nikdo ozářen vysokou radiační dávkou, při níž by byl ohrožen deterministickými radiačními účinky. Podle údajů japonské atomové agentury jen 6 pracovníků překročilo efektivní dávku 250mSv a dalších několik desítek osob obdrželo dávky vyšší než 100mSv, což může zvyšovat riziko nádorového onemocnění jen asi o 1% (ze spontánních 20% na 21%). Odhaduje se, že několik tisíc obyvatel v blízkosti Fukušimy mohlo obdržet dávky v rozmezí 10-30mSv (jako kdyby absolvovali jedno rtg vyšetření CT). Příslušné japonské instituce se velmi odpovědně vyrovnaly s radiační ochranou obyvatel. Dopady jaderné havárie ve Fukushimě jsou pouze lokální a nepřesahují svou závažností jiné velké průmyslové havárie nejaderné. Hlavní zdravotní rizika a újmy jsou způsobeny nikoli radiací, ale stresem z evakuace a obavami plynoucími z nadhodnocení rizik.
   I k nepříznivým událostem je rozumné přistupovat konstruktivně a vzít si z nich pozitivní poučení do budoucnosti. Z havárie ve Fukushimě vyplynulo m.j. jedno důležité poučení: pro inherentní bezpečnost by chlazení zbytkového tepla reaktorů mělo být zajištěno z vodních nádrží umístěných výše než reaktor, aby průtok chladicí vody probíhal gravitací ("samospádem") a nebyl vázán na čerpadla (která mohou selhat, např. při zatopení vodou)
.
Některé další aspekty radiačních havárií jsou diskutovány v §5.6, část "
Radiační nehody a havárie". 

Různé konstrukce a radiační bezpečnost jaderných reaktorů
První jaderný reaktor pro výrobu elektrické energie byl spuštěn v r.1954 v Obninsku v SSSR. Od té doby prošlo konstrukční řešení reaktorů řadou změn a technických zdokonalení. V současné době existuje celá řada typů jaderných reaktorů provozovaných v různých zemích a některá nová technická řešení se vyvíjejí. Zmíníme zde stručně jen několik nejdůležitějších typů jaderných reaktorů. Druhy jaderných reaktorů lze třídit podle několika základních hledisek:

Rozdělení jaderných reaktorů podle účelu použití
Podle účelu použití lze jaderné reaktory rozdělit do tří skupin:
- Výzkumné a experimentální reaktory jsou většinou menší přístroje, sloužící pro experimenty v různých oborech fyziky, techniky (jako je materiálové inženýrství, metalurgie), biologie, medicíny. Intenzívní tok neutronového záření lze využít pro neutronovou aktivační analýzu (§3.4, část "Neutronová aktivační analýza"), pro neutronovou radioterapii (§3.6, pasáž "Neutronová záchytová terapie") a některé další aplikace (viz též níže pasáž "Ozařování v jaderných reaktorech"). Patří sem i školní reaktory pro výuku a prototypové reaktory pro ověřování nových koncepcí a konstrukčních řešení.
- Transmutační reaktory pro výrobu radionuklidů (viz §1.4, část "Výroba umělých radionuklidů"), včetně některých transuranů, především plutonia-239 (které může být bohužel zneužito pro vojenské účely...).
- Energetické reaktory, sloužící k výrobě tepelné a elektrické energie, jsou nejdůležitější a nejpočetnější skupinou jaderných reaktorů. Jsou to většinou rozsáhlé a nákladné stavby, avšak pracuje i několik menších mobilních reaktorů na palubách ponorek a velkých ledoborců.
Níže se budeme věnovat především energetickým reaktorům.

Vývojové generace jaderných reaktorů
Z hlediska postupného technologického vývoje se jaderné reaktory rozdělují do 4 či 5 generací. Reaktory I.generace se stavěly v 50. a 60.letech. Na zkušenosti s těmito "prototypovými" reaktory navázala II.generace reaktorů (dosud nejčastěji používaných), většinou lehkovodní tlakové či varné, popř. těžkovodní, grafitové, s chlazením vodou nebo oxidem uhličitým. Následují reaktory III.generace s řadou technických zdokonalení, především z hlediska bezpečnosti, spolehlivosti a ekonomiky provozu, s vyšším stupněm vyhoření paliva a menším objemem radioaktivního odpadu. Reaktory IV.generace sice navazují na předchozí generace, ale jsou založeny na zcela nových technologiích i principech činnosti; jsou většinou zatím ve stádiu experimentů a projektů. Tyto reaktory by měly umožnit využití veškerého potenciálního jaderného paliva - tedy nejen klasického štěpného uranu-235, ale i uranu-238 a thoria-232. Využívá se zde i rychlých neutronů (viz níže "Rychlé množivé reaktory FBR") a technologií jaderných transmutací, které by umožňovaly "spálit" i dříve nevyužitelné palivo (235U v nízkých koncentracích, zmíněný 238U a 232Th), jakož i vznikající transurany. To by vedlo nejen ke zvýšení efektivity využití přírodních zdrojů a energetické výtěžnosti, ale i ke zmenšení objemu, aktivity a nebezpečnosti jaderných odpadů. Nejpokročilejší technologií tohoto druhu, kterou by bylo možno zařadit snad již do V.generace, je urychlovačem řízená transmutační technologie ADTT, popsaná níže.
   V dalším stručně popíšeme některé význačné konstrukce jaderných reaktorů (částečně "napříč generacemi").

Grafitem moderované vodou chlazené reaktory
První typy reaktorů byly jednookruhové, moderátorem byl grafit a chladivem voda, jejíž pára je vedena přímo do turbíny. Takové konstrukce byly např. reaktory typu RBMK ("reaktor vysokého výkonu, kanálkový") používané v jaderné elektrárně v Černobylu. V grafitovém bloku kolmo procházejí chladicí kanálky (trubky), v nichž jsou umístěny palivové články s obohaceným uranem. Chladicími kanálky zezdola nahoru proudí voda, která se uvolňovanou energií ohřívá, odvádí teplo z reaktoru a v horní části se mění v páru, vedenou do turbíny el. generátoru. Ochlazená pára a kondenzovaná voda se pak vrací zpět do dolní části reaktoru. Reaktory tohoto typu měly, kromě jednoduššího provedení, tři výhody:
1. Jelikož grafitový moderátor jen málo pohlcuje neutrony, stačilo menší obohacení uranu v palivových článcích (kolem 2%).
2. Snadná regulace výkonu a možnost odstavení jen části reaktoru.
3. Rozdělení palivových článků do nezávislých kanálků umožňovalo postupnou výměnu palivových článků za provozu, bez celkového odstavení reaktoru (a tím i snadnější získávání vzniklých radionuklidů včetně plutonia 239).
Ukázalo se však, že tyto reaktory mají i nevýhody, které nakonec převažují:
a) Jednookruhové provedení může vést k radioaktivní kontaminaci turbíny a celkově většímu riziku úniku radioaktivity.
b) Kladný teplotní koeficient reaktivity: při zvýšení teploty a zvýšení množství páry v kanálcích reaktoru se snižuje množství vodou pohlcovaných neutronů, takže počet pomalých neutronů schopných dále štěpit uran se zvyšuje (hlavním moderátorem neutronů je totiž grafit, jehož množství v aktivní zóně reaktoru je fixní). Eliminace tohoto jevu klade zvýšené nároky na regulační techniku.
c) Vysoké nároky na těsnost velkého počtu kanálků.
Kladný teplotní koeficient výkonu vede k riziku, že v případě úniku vody štěpná reakce pokračuje ve zvýšené míře (moderační účinky grafitu trvají) a pokud se neuplatní regulace absorbátorem, může dojít k přehřátí aktivní zóny až k havárii reaktoru. Zmíněné nevýhody grafitem moderovaného reaktoru, v kombinaci s vážnými chybami obsluhy, se staly osudnými pro reaktor RMBK-1000 4.bloku jaderné elektrárny v Černobylu (popsaná výše v pasáži "
Havárie jaderného reaktoru v Černobylu").

Vodou moderované reaktory
PWR - tlakovodní reaktor moderovaný vodou

Reaktory typu PWR (Presurized Water moderated and cooled Reactor), označované též jako VVER (Vodo-Vodní Energetický Reaktor), jsou dnes nejčastěji používaným typem reaktorů. Moderátorem i chladivem je obyčejná voda, označuje se proto též jako "lehkovodní". Chlazení reaktoru je dvouokruhové: v primárním okruhu proudí voda pod vysokým tlakem za teploty asi 300°C, v parogenerátoru ohřívá vodu sekundárního okruhu a teprve zde vznikající pára pohání turbinu el. generátoru. Tyto reaktory se vyznačují vysokou bezpečností provozu a odolností proti havárii. Použití vody jako chladiva i moderátoru vede k zápornému teplotnímu koeficientu reaktivity: 1. Při zvyšování teploty klesá hustota vody a tím i protonová hustota, což snižuje moderační účinek a intenzitu štěpné reakce. 2. Přehřátí aktivní zóny a přeměna vody v páru by vedla k radikálnímu snížení (až vymizení) moderačního účinku a tím k útlumu štěpné reakce. Dvouokruhové řešení též prakticky eliminuje možnost kontaminace např. tritiem. Reaktory používané u nás (Jaslovské Bohunice, Dukovany, Temelín) jsou právě typu VVER.
BWR - varný reaktor moderovaný vodou

Druhým nejrozšířenějším typem reaktorů je BWR (Boiling Water Reactor). Voda, sloužící jako chladivo i moderátor, se zde ohřívá do varu přímo v tlakové nádobě aktivní zóny a tato pára přímo pohání turbínu - reaktory BWR jsou jednookruhové.

Plynem chlazené grafitem moderované reaktory
GCR - plynem chlazený grafitem moderovaný reaktor

V reaktoru GCR (Gas Cooled
& Graphite Moderated Reactor) se aktivní zóna skládá z grafitových bloků moderátoru, kterými prochází velké množství kanálů s palivovými tyčemi (lze je vyměňovat za provozu). Chladivo, proháněné aktivní zónou je plynný oxid uhličitý, který se po ohřátí vede do parogenerátoru, kde ohřívá vodu sekundárního okruhu a vzniklá pára pohání turbínu.
HTGR - vysokoteplotní plynem chlazený grafitem moderovaný reaktor ("oblázkový" reaktor)
Reaktor HTGR (High Temperature Gas Cooled Reactor) se uspořádáním paliva a aktivní zóny liší od ostatních typů reaktorů. Palivem je vysoce obohacený uran ve formě oxidu uraničitého, jehož malé kuličky (0,5mm) jsou ve velkém počtu rozptýlené v koulích grafitu průměru cca 7cm - jakýchsi oblázcích, nebo v šestiúhelnikových blocích. Palivové koule či bloky jsou volně "nasypány" či naskládány v aktivní zóně, vyhořelé jsou ze dna postupně odebírány a čerstvé shora dosypávány. Chladivo, proháněné aktivní zónou je plynné hélium, které se po ohřátí vede do parogenerátoru, kde ohřívá vodu sekundárního okruhu a vzniklá pára pohání turbínu. Výhodou reaktorů tohoto typu jsou menší rozměry, poměrná jednoduchost a menší ekonomická náročnost - připomínají tak trochu "stáložárná kamna", do nichž se shora sype koks a zdola se odebírá popel a škvára. Považují se proto za perspektivní řešení.

Reaktory moderované těžkou vodou
Jak bylo zmíněno výše, deuterium ve formě těžké vody (D
2O) má velmi dobré moderační vlastnosti, což umožňuje jako štěpný materiál používat přírodní, nebo jen slabě obohacený uran; používá se většinou ve formě oxidu (UO2). Bylo vyvinuto několik typů "těžkovodních" reaktorů, v nichž moderátorem je těžká voda, ale jednotlivé varianty se liší chladivem a způsobem přenosu tepla:
PHWR (Presurized Heavy Water Moderated and Cooled Reactor) - tlakový reaktor moderovaný a chlazený těžkou vodou používá jako palivo přírodní uran, chladivem a moderátorem je těžká voda, která z primárního chladícího okruhu předává své teplo obyčejné vodě v parogerátoru, odkud pára pohání turbínu;
HWLWR (Heavy Water Moderated Boling Light Water Cooled Reactor) - těžkou vodou moderovaný a lehkou vodou chlazený varný reaktor;
BHWR (Boiling Heavy Water Cooled and Moderated Reactor) - varný reaktor moderovaný i chlazený těžkou vodou;
HWGCR (Heavy Water Moderated Gas Cooled Reactor) - těžkou vodou moderovaný a plynem chlazený reaktor.
  Technické podrobnosti konstrukce různých typů jaderných reaktorů leží již mimo rámec našeho fyzikálně zaměřeného pojednání...

Jaderné reaktory na bázi roztavených solí,
zvané též "solné reaktory" a označované zkratkou
MSR (Molten Salt Reactor) jsou zatím ve stádiu experimentů a projektů. Jedná se o zajímavé a perspektivní řešení reaktorů IV.generace s využitím roztavených fluoridových solí jako rozpouštědla pro jaderné palivo, jakož i pro chlazení a odvod tepla. Palivo ve formě fluoridu uranu UF4, fluoridu plutonia PuF3, nebo fluoridu thoria ThF4, může být rozpuštěno v solích (fluoridech) lithia LiF *), berylia BeF2, nebo fluoridu sodném NaF. Jaderné palivo tedy není fixováno v pevné struktuře palivových článků, ale cirkuluje rozpuštěné v tekutém stavu.
*) Nelze použít přírodní lithium, kde 6Li silně pohlcuje neutrony, ale téměř čistý (či vysoce obohacený) isotop 7Li, aby nedocházelo ke ztrátě tepelných neutronů, které jsou hlavním "motorem" štěpení jaderného paliva.
   Reaktor může pracovat jak v klasické variantě s moderací neutronů (pomocí grafitu) pro spalování uranu či transmutaci thoria, tak i bez moderace jako rychlý reaktor pro spalování plutonia. Primární okruh může obsahovat i jednotku chemicko-isotopové separace pro průběžné odstraňování štěpných produktů či pro izolaci paliva u množivého reaktoru. Nejpokročilejšími reaktory tohoto druhu by byly transmutační reaktory
ADTT popsané níže.
   Pro chlazení a odvod tepla k dalšímu energetickému využití lze použít rovněž roztavené soli fluoridové nebo chloridové. Využití roztavených solí jako chladiva má výhodu ve vysoké objemové tepelné kapacitě, což umožňuje velmi efektivně odvádět teplo z aktivní zóny reaktoru. Reaktory tohoto typu pracují při vysoké teplotě (kolem 1000°C), takže vznikající teplo lze využít nejen pro výrobu elektrické energie, ale i pro efektivní produkci vodíku jako důležitého technologického a energetického plynu.

Kompaktní samoregulační reaktory
V základním popisu principů jaderných reaktorů bylo zmíněno, že účinným regulačním mechanismem rychlosti štěpné reakce může být změna koncentrace moderátoru v aktivní zóně reaktoru
(viz výše pasáž "3. Regulace reaktoru pomocí řízené moderace"). Vhodnou technickou konstrukcí a materiálovým provedením moderační látky lze dosáhnout záporného teplotního koeficientu reaktivity, čehož lze využí k autoregulační činnosti reaktoru na základě pracovní teploty. Na tomto principu jsou ve stádiu projektů velmi zajímavé kompaktní samoregulační reaktory malých rozměrů, které uvnitř aktivní zóny neobsahují žádné mechanicky pohyblivé díly, po dobu životnosti paliva jsou bezúdržbové a díky zápornému teplotnímu koeficientu reaktivity jsou též bezpečné vůči havárii.
Malý jaderný reaktor moderovaný vodíkem
V pokročilém stádiu rozpracování je projekt malého jaderného reaktoru, jehož palivem je uran (obohacený na cca 5%
235U) ve formě hydridu uranu UH3, umístěného ve tvaru granulí v plynné vodíkové atmosféře. Vodík, obsažený v hydridu UH3, slouží jako moderátor neutronů. Autoregulace je dosaženo tepelně indukovanou rovnováhou mezi chemickou tvorbou a rozkladem moderátoru UH3 v plynné vodíkové atmosféře: UH3«(800°C)«U+3H. Při zvýšení teploty (na cca 800°C) se UH3 rozkládá a reakce se zpomaluje vlivem nedostatku moderátoru; při snížení teploty se naopak ve vodíkové atmosféře vodík váže na uran, koncentrace moderátoru UH3 se zvýší a štěpná reakce se zrychluje. Sestavený reaktor se spustí vpuštěním plynného vodíku do aktivní zóny, vypuštěním vodíku lze reakci kdykoli zastavit. Rovněž při každém přehřátí aktivní zóny se reakce zastaví. Jako chladivo je plánován roztavený draslík.

Rychlé množivé reaktory a technologie ADTT
Některé další nové a perspektivní typy jaderných reaktorů (rychlé množivé reaktory
FBR a projektované reaktory technologie ADTT) budou zmíněny níže.

Ozařování v jaderných reaktorech
Kromě energetického využití lze jaderný reaktor využít i jako mohutný zdroj neutronů pro ozařování různých materiálů, v nichž jadernými reakcemi (n,
g), (n, p), (n, d), (n, a) a pod., vzniká umělá radioaktivita. Za tímto účelem jsou v aktivní zóně reaktoru umístěny ozařovací komůrky či kanálky, kam se ozařovaný materiál zasouvá. Řadu radionuklidů, včetně některých transuranů (především plutonium), lze separovat i z vyhořelého jaderného paliva reaktoru. O výrobě radionuklidů je pojednáno v §1.4. "Radionuklidy", část "Výroba umělých radionuklidů ", v §3.4 je popsána Neutronová aktivační analýza.

Přírodní jaderné reaktory?
Jak ukazuje zkušenost, mnohé fyzikální jevy, které studujeme v laboratorních podmínkách, se vyskytují i v přírodě. Úspěšné zvládnutí štěpné jaderné reakce v reaktorech navozuje otázku, zda se řetězová štěpná reakce nemůže vyskytovat i v přírodě?
Základní podmínkou pro vznik řetězové štěpné reakce je, aby
235U (jediný přírodně rozšířený izotop, který je potenciálně schopen udržet řetězovou štěpnou reakci) byl přítomen v dostatečné koncentraci v patřičném objemu větším než průměrná délka doletu štěpných neutronů. Dnešní koncentrace 235U je příliš nízká (cca 0,72%) a zdaleka nedostačuje k řetězové reakci ani v nejbohatších uranových ložiscích. 235U se však rozpadá asi 6-krát rychleji než 238U, takže ve vzdálené minulosti mohlo být zastoupení 235U podstatně vyšší. Na možnost vzniku řetězové štěpné reakce v přírodních ložiscích uranu upozornil již v r.1956 japonský jaderný fyzik P.Kurota.
   Před cca 2 miliardami let bylo zastoupení 235U asi 3% (tedy podobné jako je u obohaceného uranu používaného jako palivo v dnešních jaderných reaktorech), což za příznivých podmínek je již postačující ke spuštění řetězové štěpné reakce. Touto "příznivou podmínkou"*) je přítomnost moderátoru neutronů - látky která zpomaluje neutrony emitované při štěpení tak, aby lépe vyvolávaly štěpení dalších jader. V přírodních podmínkách by takovou moderující látkou mohla být podzemní voda prosakující póry v uranovém ložisku.
*) Naopak nepříznivou okolností by mohl být výskyt většího množství bóru, lithia, kadmia a dalších prvků, které účinně pohlcují neutrony a zastavují tak štěpnou reakci. Tyto látky se však v uranových ložiscích ve větším množství běžně nevyskytují.
   V r.1972 při analýze vzorků uranové rudy z povrchového dolu Oklo v Gabonu (na západě rovníkové Afriky) bylo zjištěno, že ruda z některých částí tohoto ložiska je ochuzená o uran 235U. Další analýzy pak ukázaly zvýšený výskyt některých lehčích prvků, především xenonu, které vznikají při rozpadu těžkého jádra 235U na dvě části. Tyto okolnosti nasvědčují tomu, že v dávné minulosti zde došlo ke spontánnímu zapálení řetězové štěpné reakce, při níž se část 235U spotřebovala ("vyhořela"), rozštěpila se na lehčí prvky. Jelikož nejsou patrné žádné známky tavení horniny či výbuchu, jednalo se o "řízený" přírodní reaktor: při vzrůstu teploty vlivem energie uvolňované štěpením se část vody vypařila a ztráta tohoto moderátoru reakci zastavila. Po vychladnutí a opětném prosáknutí vody se štěpná reakce mohla znova rozběhnout. Jaderná štěpná reakce takto mohla být zapalována cyklicky po dobu mnoha tisíc let.
Pozn.: Takovéto "moderačně řízené" jaderné reaktory lze použít i v současné technické praxi, jak bylo výše popsáno v pasáži "Kompaktní samoregulační reaktory".
   Takových míst zvýšené koncentrace uranu mohlo být v zemské kůře více, takže ve vzdálené minulosti se některá ložiska uranu mohla chovat jako přírodní obdoba jaderných reaktorů! Nyní, po uplynutí tak dlouhé doby, jsou však veškeré stopy po činnosti těchto přírodních jaderných reaktorů již téměř zahlazeny: radioaktivní zplodiny štěpení se dávno rozpadly, další dceřinné prvky odplavila podzemní voda, integrita ložisek byla porušena při geologických procesech. Některé dávné přírodní reaktory by se snad mohly prozradit zvýšeným výskytem xenonu v plynech unikajících z podzemí..?..
   V ještě dávnějších dobách - při formování planet a celé Sluneční soustavy po výbuchu mateřské supernovy - se pravděpodobně často vyskytovala místa se zvýšenou koncentrací 235U či dalších štěpných materiálů. Tehdy asi docházelo k řadě mohutných vzplanutí řetězových štěpných reakcí, nezřídka velkého rozsahu a explozívního charakteru.
   Jinak, ve vesmíru již před více než 12 miliardami let docházelo - a dochází dodnes - k výbuchům supernov, které vyvrhují oblaka žhavé látky obohacené o těžké prvky, m.j. i urany a transurany (viz např. "Kosmická alchymie"). V rázových vlnách v takových oblacích mohou vzniknout zhuštěniny s podmínkami pro spuštění řetězové štěpné reakce; ve srovnání s mohutným tokem energie z výbuchu supernovy však energie uvolněná při řetězové štěpné reakci nemá větší astrofyzikální význam.

Další štěpné materiály. Transmutace. Množivé reaktory.
Štěpení těžkých atomových jader a jejich využití v jaderném reaktoru jsme si zatím ukázali na nejčastějším příkladu uranu
235U, který je jediným štěpným materiálem dostupným v přírodě (podobné vlastnosti jeví i umělý 233U). Existují však i další těžká jádra schopná štěpné reakce pod vlivem neutronů. Nejrozšířenější isotop uranu 238U (představuje 99,3% přírodního uranu) lze rozštěpit pouze rychlými neutrony s kinetickou energií vyšší než 1,2MeV a k přímému použití v řetězové štěpné reakci se nehodí. Podobná situace je u thoria 232Th. Existují však způsoby, jak uran 238 či thorium 232 přepracovat pro štěpení a získání jaderné energie:
Transmutační palivové řetězce ,
které umožňují pomocí jaderných reakcí s neutrony přeměnit (transmutovat) jádra uranu-238 či thoria-232 na prvky schopné řetězové štěpné reakce
(plutonium-239 či uran-233). Nejdříve uvedeme způsob "množivých" reaktorů, který se začíná používat již nyní, druhou cestu budoucnosti (urychlovačem řízenou transmutační technologii) zmíníme níže.
Rychlé množivé reaktory s uran-plutoniovým palivovým cyklem 
Ozařováním jader uranu
238U neutrony dochází k reakci:
      
238U92(n,g)239U92 ®(b-;25min)® 239Np93 ®(b-;2,3dnů)® 239Pu94 ,
při níž vzniká důležitý transuranový prvek plutonium
239Pu *), které se stejně jako 235U štěpí i pomalými neutrony a nastává u něj řetězová jaderná reakce dokonce při podstatně menším kritickém množství (cca 10kg) než u uranu; může tedy být využito v jaderném reaktoru.
*) Plutonium 239 je značně nebezpečným radionuklidem: je a-radioaktivní s poločasem 2,44.104let, snadno kontaminuje, má vysokou radiotoxicitu (i chemickou toxicitu) a při větším množství je velké riziko radiační havárie. Pro své nízké kritické množství je zneužíván m.j. jako roznětka do termonukleárních jaderných zbraní....
   Tohoto způsobu využití 238U se používá v reaktorech s rychlými (nezpomalenými) neutrony, které nemají moderátor, ale obsahují více štěpitelného materiálu (239Pu, 235U) ve formě více obohaceného uranu 238 na cca 20-50% (účinný průřez plutonia a uranu pro štěpnou reakci rychlými neutrony je nižší než pro pomalé neutrony). Vyšší koncentrace štěpného materiálu vede k intenzívnějšímu uvolňování tepla v aktivní zóně na jednotku objemu. Rychlý reaktor tudíž musí mít efektivnější odvod tepla pomocí média schopného pracovat při vyšší teplotě, cca 500°C. Pro chlazení v primárním okruhu se zde proto nepoužívá voda (která by ostatně zpomalovala neutrony), ale např. roztavený kovový sodík, který má mnohem lepší tepelnou vodivost i mnohem vyšší teplotu varu (téměř 900°C) než voda.
   Při štěpení
239Pu rychlými neutrony vznikají v průměru 3,02 nové neutrony/1štěpení. Necelé dva neutrony se průměrně spotřebují na další štěpení a zbytek, tedy v průměru o něco více než jeden neutron, je zachycen jádry 238U, přičemž vzniká 239U, který se výše uvedenými transmutacemi mění na plutonium 239Pu. Z uranu 238U zde tedy neustále vzniká plutonium; pro zvýšení výtěžku plutonia je aktivní zóna obohaceného štěpného materiálu obklopena dodatečnou vrstvou z 238U (neobohaceného). Reaktory tohoto druhu se někdy nazývají rychlé množivé reaktory FBR (Fast Breeder Reactor), neboť za využití rychlých neutronů se v nich "zmnožuje" štěpný materiál plutonium, kterého vzniká o něco více, než se spotřebuje ke štěpení. Prostřednictvím plutonia je možno v principu zhodnotit více než 90% uranu-238 (a tím i přírodního uranu) a zmnohonásobit tak dostupné přírodní zdroje štěpného materiálu pro jadernou energetiku.
Množivé reaktory s thorium-uranovým palivovým cyklem 
Podobným způsobem se uvažuje o možnosti využít i thorium
232Th, které by se záchytem neutronů měnilo na 233Th a to by se b-rozpadem postupně (přes protaktinium 233Pa) transmutovalo na uran 233U:
      
232Th90(n,g)233Th90 ®(b-;12min)® 233Pa91 ®(b-;27dnů)® 233U92 .
Uran-233 je stejně dobrým štěpným materiálem, schopným řetězové štěpné reakce, jako
235U či plutonium-239. "Přebytečné" neutrony při štěpení 233U pak transmutují thorium-232 na uran-233, takže štěpný materiál 233U se zde "zmnožuje" na úkor thoria *). Tento proces může probíhat jak s rychlými, tak s pomalými neutrony (na rozdíl od shora uvedených uran-plutoniových reaktorů pracujících pouze s rychlými neutrony).
*) Problémem je zde poměrně dlouhý poločas přeměny meziproduktu protaktinia-233 na štěpný uran 233U - 27 dnů. Během této doby se totiž 233Pa vlivem intenzívního toku neutronů může dalším záchytem neutronu přeměňovat na protaktinium-234, které se b-radioaktivitou (s poločasem asi 7 hod.) přeměňuje na uran-234; ten se nedá využít jako štěpné palivo. Bylo by proto výhodné protaktinium-233 z reaktoru průběžně odebírat, nechat jej ve vhodném zásobníku (mimo reaktor) rozpadnout na uran-233 a zpět do reaktoru vložit až takto vzniklý "hotový" 233U. To snad bude možné realizovat u reaktorů s palivem rozpuštěným v roztavených solích s průběžnou chemicko-isotopovou separací.
   Thorium-uranové reaktory by mohly být perspektivní vzhledem k tomu, že zásoby thoria v zemských horninách jsou asi 4-krát větší než uranu. Určitou výhodou této reakce je i to, že při ní vznikají radioaktivní odpady s nižší měrnou aktivitou
(vztaženou na energetickou výtěžnost reakce) než u uran-plutoniového cyklu *).
*) Především těžké dlouhodobé radionuklidy jako je neptunium, americium, curium zde vznikají jen v mizivém množství, neboť nukleonové číslo 232Th je o 6 jednotek nižší než 238U.

Bezpečnost a rizika jaderné energetiky
Jaderná bezpečnost je zajišťována souborem technických prostředků a opatření, aby se proces získávání jaderné energie nevymkl řízení a aby vznikající radioaktivní látky nemohly pronikat do životního prostředí. Bezpečnost jaderných zařízení se opírá především o promyšlenou konstrukci všech článků jaderného řetězce, s několikanásobnou bariérou proti nežádoucímu úniku radioaktivních látek a několikanásobně jištěnými regulačními a bezpečnostními systémy. Důležitým prvkem je také pasivní bezpečnost reaktorů, daná samoregulačními vlastnostmi, které v případě anomální situace štěpnou reakci bez zásahu člověka zastaví nebo utlumí. Inherentně bezpečné jaderné reaktory mají takové konstrukční uspořádání, že při jakékoli poruše je reaktor odstaven působením pouze fyzikálních zákonů, bez ohledu na činnost obsluhy
(lat. in=v, haereo=vězet; inhaerent = neoddělitelný, vnitřně spjatý, vrozený, bytostně daný). Součástí bezpečnosti jaderného reaktoru je i zajištění chlazení aktivní zóny reaktoru, nejen za provozu, ale i chlazení zbytkového tepla po odstavení *). Nejbezpečnější reaktor je takový, který nemá dost paliva k vytvoření přebytku neutronů, takže v něm nemůže nastat nekontrolovaná řetězová štěpná reakce za žádných okolností; takovýto reaktor však ke svému provozu musí mít nezávislý vnější zdroj neutronů (viz níže ADTT). A samozřejmě termonukleární reaktor (níže část "Slučování atomových jader "), kde žádná řetězová reakce neprobíhá.
*) Z nedávné havárie v jarené elektrárně Fukushima plyne poučení, že chlazení zbytkového tepla reaktorů by mělo být zajištěno z vodních nádrží umístěných výše než reaktor, aby průtok chladicí vody probíhal gravitací a nebyl vázán na čerpadla (která mohou selhat, např. při zatopení vodou).
   Na bezpečnost či "nebezpečnost" jaderné energie se názory značně různí. Zatímco odborníci se většinou shodují v názoru, že jaderná energetika je relativně velmi bezpečná, v laické veřejnosti již taková shoda zdaleka není. Seriózní hlasy jsou v masmédiích překřičeny velmi agilními skupinami odpůrců jaderné energie. Smutnou událostí, která výrazně "nahrála" těmto aktivistům, byla lidským faktorem zaviněná tragická havárie v jaderné elektrárně v Černobylu
(popsaná výše v pasáži "Havárie jaderného reaktoru v Černobylu"). Tuto havárii některá masmédia z politických či lobbystických důvodů nafoukla do katastrofických rozměrů a zneužila ji k paušálnímu boji proti jaderné energii jako takové. V nedávné době pak přírodní katastrofou způsobená havárie v jaderné elektrárně Fikushima (pasáž "Havárie v jaderné elektrárně Fukushima"), která byla v daném tragickém kontextu jen nevýznamnou epizodou.
   Objektivním problémem jaderné energetiky jsou
jaderné odpady (viz níže) - vyhořelé články obsahující značné množství radionuklidů, z nichž některé mají velmi dlouhý poločas rozpadu. Zatím se tyto odpady skladují na speciálně upravených úložištích, avšak vyvíjejí se technologie na jejich účinnou likvidaci či další zpracování (viz níže ADTT).
   Řadoví ekologičtí aktivisté mají nepochybně dobré úmysly a jsou přesvědčeni, že bojují za zdravější životní prostředí. Jsou to však většinou laikové, kteří bez skutečné znalosti věcí "pláčou na nesprávném hrobě": neuvědomují si, že "nitky" které je ve skutečnosti skrytě ovládají, pocházejí z opačného tábora - z uhelné lobby, která pro své partikulární zájmy a zisky je schopna bezuzdně devastovat životní prostředí. Není např. všeobecně známo, že tepelné elektrárny, vedle enormního zamoření sloučeninami síry či dusíku a dalšími škodlivými látkami, kontaminují životní prostředí i radioaktivitou, a to podstatně více než jaderné elektrárny! Jaderná energie, zvláště pak realizace nových perspektivních technologií (v budoucnu pak i termonukleární fúze), je jedinou rozumnou alternativou k nynějšímu neefektivnímu a ekologicky škodlivému využívání fosilních paliv.
   V čem však lze se "zelenými" ekology zcela souhlasit je to, že nejlepší energie je "ušetřená energie" - rozvoj moderních technologických postupů, které mají menší energetickou náročnost... Některé společenské aspekty získávání a využívání energie jsou diskutovány na konci celé této kapitoly v pasáži "
Energie-život-společnost".

Jaderné odpady
Obvyklá "vsádka" paliva do (lehkovodního) jaderného reaktoru o výkonu 1000 MW je kolem 100 tun uranu obohaceného na cca 3%. Jedna tuna takového paliva obsahuje 967kg uranu-238 a 33kg uranu-235. Po třech letech provozu reaktoru z jedné tuny tohoto paliva "vyhoří" (transmutuje) asi 25kg uranu-235 a 24kg uranu-238. Vznikne přitom 35kg štěpných produktů (řada různých nuklidů), asi 9kg isotopů plutonia, 4,5kg isotopu uranu-236, 0,5kg neptunia-237, 120g americia-243 a menší množství dalších transuranů. Všechny tyto radionuklidy, obsažené ve vyhořelém jaderném palivu, jsou z hlediska klasického reaktoru jaderným odpadem.
   Jedním z hlavních problémů současné jaderné energetiky tedy je vyhořelé jaderné palivo, které obsahuje vysoké aktivity řady radioisotopů *), často se značně dlouhým poločasem rozpadu. Jejich únik do biosféry je po dlouhou dobu potenciálním rizikem. Vedle poměrně krátkodobých radionuklidů (jako je
131J s T1/2 8dnů) je zde obsaženo velké množství např. 137Cs (T1/2 30roků), 90Sr (T1/2 28,8roků), 241Am (T1/2 458roků), 239Pu (T1/2 2.104roků), 240Pu (T1/2 6.103roků) a řada dalších dlouhodobých radionuklidů.
*) V §1.2 "Radioaktivita" bylo odvozeno, že aktivita daného množství jader je nepřímo úměrná poločasu rozpadu T1/2. Nové (čerstvé, nepoužité) palivové články mají aktivitu poměrně nízkou vzhledem k dlouhému poločasu a-rozpadu uranu (450 miliónů let). Při štěpení uranu však vznikají radionuklidy s podstatně kratšími poločasy rozpadu (řádu dnů či roků), takže čerstvě vyhořelé palivové články jsou vysoce radioaktivní!
   S těmito nebezpečnými radioaktivními odpady je možno nakládat v zásadě dvojím způsobem
(po krátkém chladícím období a přechodném uskladnění v meziskladech, jak bylo zmíněno výše):

Vedle chemického zpracování a separace jaderných odpadů se tedy nabízí jako velmi slibná možnost provádět transmutaci příslušných radioisotopů na stabilní jádra pomocí série opakované neutronové absorbce*), následované b-rozpadem nebo štěpením. Bohužel však tato neutronová absorbce v klasickém jaderném reaktoru probíhá jen s nepatrnou účinností, protože účinný průřez záchytu pomalých neutronů je pro většinu isotopů velmi nízký a kromě toho se většina neutronů spotřebovává na udržení řetězové reakce. Klasické jaderné reaktory se "potýkají" s neutronovou bilancí, kterých nemají nikdy "nazbyt". Pro efektivní transmutaci je třeba použít dodatečné neutrony o vyšších energiích, čehož lze dosáhnout s pomocí urychlovače, jak je nastíněno níže.
*) Jsou uvažovány možnosti jaderných transmutací i s použitím urychlených protonů či jiných nabitých částic, avšak neutronová transmutace je patrně schůdnější a účinnější.

Jaderný reaktor s externím zdrojem neutronů. Urychlovačem řízené transmutační technologie - ADTT
Jak plyne z výše uvedeného rozboru možností a dosavadních technických řešení získávání energie štěpením těžkých atomových jader, vyskytují se tři permanentní problémy této technologie:
¨ Jaderné odpady o vysoké aktivitě a dlouhých poločasech rozpadu.
¨ Nízký stupeň využití (vyhoření) štěpného materiálu či primárního paliva.
¨ Bezpečnost reaktorů - k provozu je potřeba nadkritické množství paliva (zásoba reaktivity), takže existuje možnost havárie.
   V poslední době se dělají pokusy, které by mohly současně řešit všechny tyto problémy a vyústit v konstrukci zcela nového typu jaderného reaktoru, který je z hlediska štěpného materiálu podkritický a potřebnou neutronovou bilanci pro štěpení zajišťuje externí zdroj neutronů: štěpného reaktoru kombinovaného s výkonným urychlovačem. Tento program se označuje zkratkou ADTT (Accelerator Driven Transmutation Technologies *) - "urychlovačem poháněná transmutační technologie".
*) Někdy se tyto systémy uvádějí i pod obecnějším označením ADS (Accelerator Driven Systems) - "urychlovačem řízené systémy", nebo speciálněji ATW (Accelerator Transmutation of Waste) - "urychlovačem prováděná transmutace odpadů".
Oproti stávajícím technologiím by měl systém ADTT tři zásadní přednosti:

V takovém reaktoru s nižší koncentrací štěpitelných prvků se neudrží samostatná řetězová štěpná reakce - reaktor je podkritický, avšak přísun chybějících neutronů zajistí vnější zdroj - výkonný urychlovač protonů, který ostřeluje jádra těžkých prvků (olovo, wolfram,...) v terčíku umístěném uvnitř aktivní zóny reaktoru a tříštivou reakcí z nich vyráží potřebné neutrony - obr.1.3.5.

Obr.1.3.5.
Zjednodušené principiální schéma reaktoru pro urychlovačem řízenou transmutační technologii.

Každý proton o energii cca 1GeV vyrazí z těžkého jádra asi 20-50 neutronů o různých energiích, které přes základní moderátor (např. vrstvu těžké vody D2O, aby se zvýšila pravděpodobnost štěpení) procházejí do vlastní aktivní zóny reaktoru. Zde by ve vhodném prostředí (navrhují se roztavené fluoridové soli) byl rozpuštěn štěpný materiál a též odpadní isotopy, které chceme transmutovat. Ve vnější části reaktoru by účinkem neutronů mohlo docházet k transmutaci thoria-232 sérií reakcí: n + 232Th ® 233Th + g, 233Th ® 233Pa + e-+n, 233Pa®233U+e-+n. Zásoby thoria v minerálech zemské kůry jsou asi 4-krát větší než uranu, což by mohlo na dlouhou dobu pokrýt energetické potřeby lidstva. Vznikající uran-233 by se vedl do střední části, kde by absorbcí neutronů docházelo k jeho štěpení za uvolnění příslušné jaderné energie. Vedle thorium-uranového palivového cyklu zde může probíhat i běžnější uran-plutoniový palivový cyklus.
   Jelikož reaktor pracuje trvale v podkritickém režimu, je provozně bezpečný, nemůže dojít k nekontrolované řetězové štěpné reakci - rychlost reakce je určena tokem protonů z urychlovače a při jeho vypnutí se reakce zastaví. Série: štěpení
® transmutace ® b-rozpady, probíhající v ADTT-reaktoru, by fungovala jednak jako zdroj jaderné energie, jednak jako účinná neutronová "spalovna" radioaktivních odpadů, kde by se dlouhožijící radionuklidy postupně transmutovaly na krátkožijící nebo stabilní. Pro neutronovou transmutaci jsou vhodné radionuklidy s vysokým účinným průřezem sn záchytu neutronu; z dlouhodobých radionuklidů ve štěpných produktech je to zejména:
         
99Tc(T1/2=2,1.105roků) + n (sn=20b) ® 100Tc(T1/2=16sec.) ® 100Ru(stabilní) ,
         
129I(T1/2=15,7.106roků) + n (sn=18b) ® 130I(T1/2=12hod.) ® 130Xe(stabilní) .
Méně vhodný je zirkon
93Zr(T1/2=1,5.106roků) + n (sn=2,7b) ® 94Zr(stabilní), který má účinný průřez neutronové reakce jen sn=2,7barnů; obdobně je tomu u 107Pd, 126Sn, 79Se (které ostatně vznikají jen v malém množství).
   Do okruhu transmutačního reaktoru by musela být zařazena jednotka účinné chemicko-isotopové separace, která by průběžně oddělovala dlouhožijící isotopy a (příp. spolu s
233U) navracela je zpět do aktivní zóny reaktoru. Tato průběžná "on-line" separace a přepracování je možná jen při použití jaderného paliva v tekuté formě (roztaveného ve fluoridových solích, jak bylo výše uvedeno v pasáži "Solné reaktory"). Krátkodobé a stabilní isotopy by se pak již mohly ukládat na běžné úložiště; jejich aktivita by za několik desítek let poklesla na úroveň přírodního radioaktivního pozadí.

Transmutační technologie:
Úspěšné zvládnutí transmutační technologie by fungovalo jako vydatný zdroj jaderné energie a zároveň jako neutronová "spalovna" nebezpečných radioaktivních odpadů

Elektrická energie by se pak vyráběla za tepelným výměníkem v sekundárním okruhu klasickými parními turbínami. Při technicky pokročilém řešení by urychlovač (energie protonů cca 1GeV, tok desítky až stovky mA), spotřebovával cca 20% vyrobené energie, zbytek by se mohl dodávat do sítě. Po překonání technických problémů (je jich řada a jsou velmi obtížné!) by se tak v budoucnu mohlo podařit uspokojivě uzavřít jaderný palivový cyklus i u štěpných reaktorů. Pokud se ovšem perspektivnější cestou v tomto směru nestane termojaderná fúze rozebíraná níže (část "Slučování atomových jader. Termojaderné reakce"); to by byla rozhodně příznivější varianta! Ostatně, vedle urychlovačem řízené technologie se uvažuje i o termonukleárně řízené transmutační technologii, jak je níže diskutováno v části "Termonukleární fúze", pasáži "Hybridní fúzně-štěpná jaderná energetika".


T r a n s u r a n y
Na tomto místě (v souvislosti s výše probíranými těžkými štěpnými materiály) je vhodná příležitost pojednat krátce o specifické problematice nejtěžších atomových jader. Jako transurany se označují prvky, které v Mendělejevově periodické tabulce následují za uranem, jsou "těžší" než uran. V přírodě se běžně nevyskytují, neboť jsou radioaktivní s poločasem rozpadu kratším než odpovídá přírodním (primárním) radionuklidům *). Vznikají však uměle při některých procesech v jaderných reaktorech a při ostřelování těžkých jader urychlenými ionty.
*) Transuranová jádra nepochybně vznikala při výbuchu supernov podobně jako další těžké prvky (jako je uran) - viz např. "Kosmická alchymie", avšak vzhledem k relativně krátkým poločasům rozpadu se v průběhu uplynulých miliard let zcela rozpadla a ve sluneční soustavě se nedochovala.
Lehčí transurany
    Lehčí transurany, jako je neptunium, plutonium, americium, curium, běžně vznikají jako "vedlejší produkty" v jaderných reaktorech. Jelikož mají poměrně dlouhé poločasy rozpadu, můžeme je chemickou cestou vyextrahovat z vyhořelého jaderného paliva.
   V pasáži o štěpných materiálech bylo shora uvedeno, jak v jaderném reaktoru při ozařování uranu 238 neutrony vzniká důležitý transuranový prvek plutonium
239Pu. Dalším ozařování plutonia neutrony v reaktoru dochází m.j. k reakcím 239Pu94(n,g)240Pu94(n,g)241Pu94 ®(b-,13let)® 241Am95, při nichž vzniká následující transuranový prvek americium 241 (je a-radioaktivní s poločasem 458let). Dalším ozařováním plutoniových a americiových terčíků neutrony v reaktoru mohou vznikat i některé další transuranové isotopy, např. berkelia Bk či kalifornia Cf. Kromě plutonia a americia má z transuranových radionuklidů uplatnění kalifornium, zvláště 252Cf98, které vedle radioaktivity a vykazuje samovolné štěpení s poločasem 2,65let, přičemž se emitují štěpné neutrony - takový radionuklid pak může sloužit jako intenzívní laboratorní zdroj neutronů.
Těžké transurany
    Těžší transuranová jádra (Z>100) již nelze získat neutronovou fúzí v jaderném reaktoru. Lze je vytvořit pouze za pomoci urychlovačů: existující těžká jádra ostřelujeme jinými urychlenými jádry tak, aby při jaderné reakci došlo k jejich "složení" či "sloučení" - fúzi, za vzniku nového supertěžkého transuranového jádra. V nejjednodušších případech ostřelujeme jádra uranu či lehčích transuranů a-částicemi, tj. jádry hélia (o energii cca 40MeV). Klasickým případem je reakce 239Pu + 4a ® 242Cm + 1n, kterou ve 40.letech G.Seaborg z plutonia 239 vytvořil curium 242. Stejným způsobem bylo z americia 241 vytvořeno berkelium Bk97 a z curia vyrobeno kalifornium 252Cf98.
   Pro přípravu nejtěžších transuranů již nevystačíme s ozařováním částicemi a (jádry hélia), ale je třeba ostřelovat těžšími urychlenými jádry. Těžká terčíková jádra olova, uranu či lehčích transuranů ostřelujeme mnohonásobně nabitými ionty (např. uhlíku C6+, kyslíku, neonu, boru) urychlovanými v cyklotronech na energie převyšující hodnotu Coulombova potenciálového valu pro danou interakci (používají se energie kolem 120-400MeV i vyšší). První taková úspěšná reakce byla uskutečněna v r.1958 v Berkeley, kdy při ostřelování curiového terčíku ionty uhlíku 244Cm + 12C® 254No102 + 2n se podařilo prokázat vznik jader nobelia s protonovým číslem Z=102. Brzy nato se v téže laboratoři ostřelováním terčíku z kalifornia urychlenými jádry bóru podařilo získat lawrencium se Z=103.
   Vytváření nejtěžších transuranů (Z>100, N>250) je technologicky a experimentálně vysoce náročné zejména ze dvou důvodů:

Složená jádra, vytvářená při fúzních reakcích urychlených jader s těžkými terčíkovými jádry, vznikají zpravidla v energeticky excitovaném stavu. Pokud je tato excitace vysoká, vzniklé jádro má tendenci velmi rychle se rozštěpit na dva lehčí fragmenty (+ neutrony) - transuranové jádro neprokážeme. Naproti tomu při nízké excitaci se složené jádro přebytečné energie zbavuje emisí pouze malého počtu částic jako jsou neutrony, protony či a-částice; výsledkem může být požadované transuranové jádro. Úspěšná syntéza těžkých transuranů tedy značně závisí na vhodném "vyladění" energie ostřelujících jader jen o něco vyšší než je potřeba k překonání odpudivé elektrické Coulombovské bariéry tak, aby došlo k tzv. "měkké fúzi" (soft fusion), vedoucí k nízké excitaci složeného jádra.


Obr.1.3.6. Příprava, separace a analýza těžkých transuranů.
Nahoře: Jedno ze starších jednoduchých uspořádání pro produkci, separaci a detekci středně-žijících transuranů. Expresní analýza je zprostředkována rychlým pásovým dopravníkem, na jehož povrchu je nanesena terčíková vrstva (modifikace tohoto uspořádání byla použita v SÚJV v Dubně při přípravě transuranů se Z=102 a 104).
Dole: Pro identifikaci malého počtu krátce žijících těžkých transuranů na velkém pozadí jiných jader a procesů se nyní s výhodou používá separátor na principu elektromagnetického rychlostního filtru (analogické filtry se používají např. u hmotnostních spektrometrů). Svazek vysokoenergetických iontů z urychlovače dopadá na terčík z těžkého kovu (olova, vizmutu či transuranu), kde dochází k řadě různých jaderných reakcí. Produkty těchto reakcí jsou vyráženy z terče a pohybují se velkou rychlostí evakuovaným prostorem. Procházejí soustavou vychylovacích elektrod a elektromagnetů vytvářejících takové kolmé kombinace elektrického a magnetického pole, aby se elektrické a magnetické síly navzájem vyrušily při určité rychlosti prolétajících iontů. Tyto ionty procházejí rychlostním filtrem ("užitečné částice"), zatímco částice jiných rychlostí jsou odkloněny magnetickým polem a odcházejí pryč (do absorbátoru). Zařízení tak pomocí vhodně konfigurované soustavy elektromagnetických polí odděluje požadovaný radionuklid od ostatních produktů reakce i od primárních částic. Jen jádra vybraných rychlostí, odpovídajících kinematice požadovaného produkčního procesu, dopadají do detekčního systému, kde je měřena jejich energie, pozice, energie rozpadových produktů a záření g z excitovaných hladin. Studovaná jádra jádra vlétají do polovodičového detektoru, kde se zabrzdí ("implantují" se do jeho materiálu) a registruje se zde záření emitované při jejich následující radioaktivní přeměně (alfa či spontánní štěpení). Touto selekční metodou se dá podstatně zredukovat počet alternativních nežádoucích detekovaných procesů, tj. výrazně snížit pozadí a zvýšit tak šanci na pozorování vzácných případů produkce požadovaných transuranových jader.

Čím těžší je transuranové jádro, tím kratší poločas rozpadu je u něj zpravidla pozorován. Někteří odborníci však předpokládají, že u ještě těžších jader se poločas rozpadu začne opět dočasně zvyšovat - že existuje jakýsi "ostrov stability" (ovšem stability relativní) v oblasti supertěžkých jader. Je to však zatím jen hypotéza vycházející pouze z extrapolace magických čísel 2, 8, 20, 28, 50, 82 a 126, odpovídajících zaplněným protonovým či neutronovým slupkám v jádře, což má za následek konfigurace o zvýšené stabilitě (jádro se 126 protony a 184 neutrony by snad mohlo tvořit střed tohoto hypotetického ostrova zvýšené stability..?..).
    Shora nastíněnými metodami byla vytvořena řada těžkých transuranů: mendělejevium
255-257Md101, nobelium 251-257No102, lawrencium 256,259Lw103, ruthefordium 260Rf104, dubnium Db105, seaborgium Sg106, bohrium Bh107, hassium Hs108, meitnerium Mt109, darmstadtium Dt110, a vyšší *).
*) Prvky s protonovým číslem větším než 110 nebyly donedávna ještě pojmenovány a daly se jim prozatímní názvy a značky odvozené z latinského názvu počtu jejich protonů : unununium Uuu111, ununbium Uub112, ununtrium Uut113, ununquartium Uuq114 (nazývané též ununquadium), ununpentium Uup115, ununhexium Uuh116, ununseptium Uus117, ... U zatím posledního publikovaného transuranu s označením ununoctium Uuo118 byla v laboratoři v Berkeley při ostřelování jader olova ionty kryptonu urychlenými na 450MeV v reakci 86Kr36 + 208Pb82 ® 293Uuo118 + 1n detekována pouhá 3 jádra; poločas rozpadu <1ms, experiment nebyl zcela průkazný. Hypotetický prvek s protonovým číslem např. 126 by měl prozatímní název unbihexium a značku Ubh126.
   Definitivní názvy a označení nových prvků přiděluje komise IUPAC (International Union of Pure and Applied Chemistry, organizace zabývající se chemickou nomenklaturou a terminologií), na základě návrhů jejich objevitelů, až po definitivním prokázání nového prvku. Ze supertěžkách transuranů byly v poslední době takto oficiílně pojmenovány prvky
Roentgenium Rg111, Copernicium Cn112, Flerovium FI114 a Livermorium Lv116. Syntéza prvků s protonovými čísly 113,115, 117 a 118 byla touto komisí nedávno též uznána za prokázanou, takže jejich názvy budou v brzké době stanoveny.
Pozn.: Může vzniknout otázka, proč je objevování a uznávání nových supertěžkých prvků takto "na přeskáčku"? Obecně sice platí pravidlo, že čím těžší jádro, tím obtížnější je ho syntetizovat a objevit. Z tohoto pravidla jsou však některé výjimky, pramenící z experimentální techniky a z jaderně-fyzikálních vlastností stavby těžkých jader a jejich jaderných reakcí.

 Výzkumem nejtěžších transuranů se zabývají především tři laboratoře: Lawrencova laboratoř v Berkeley, SÚJV v Dubně a GSI v Darmstadtu (předními odborníky a průkopníky v přípravě těžkých transuranů byli zvláště G.T.Seaborg a G.N.Flerov). I když tyto prvky nemají žádný praktický význam, hledání nejtěžších prvků na samé hranici stability může mít značný teoretický význam pro poznání zákonitostí struktury atomových jader, vlastností jaderných sil a pro ověřování a zpřesňování slupkového modelu atomového jádra.

Stručný přehled transuranů :
Název transuranu Poločas rozpadu T1/2 nejdůležitějších isotopů Produkce Objevení
Neptunium Np93 237Np: 2,14.106 roků, ... 238U+n® 239Np 1940
Plutonium Pu94 239Pu: 2,44.104 roků, ... 238U+n® 239Pu Berkeley, 1941
Americium Am95 241Am: 458 roků, ... 239Pu+n+n®241Am Berkeley, 1944
Curium Cm96 246Cm: 15,6.106 r., 248Cm: 348000 r., ... 239Pu+ 242Cm Berkeley, 1944
Berkelium Bk97 247Bk: 1380 r., 247Bk: 300 r., ... 241Am+ 243Bk Berkeley, 1949
Californium Cf98 251Cf: 898 r., 249Cf: 351 r., ... 242Cm+ 245Cf Berkeley, 1950
Einsteinium Es99 252Es: 472 d., 254Es: 276 d., ... 238U+n+...+n (b-) Berkeley, 1952
Fermium Fm100 257Fm: 100,5 d., 253Fm: 3 d., ... 238U+16O® 245Fm Berkeley, 1952
Mendelejevium Md101 258Md: 51,5 d., 260Md: 32 d., ... 253Es+ 258Md Berkeley, 1955
Nobelium No102 259No: 58 min., 253No: 1,6 min., ... 244Cm+12C® 244No Berkeley, 1958
Lawrencium Lr103 266Lr: 11 h., 262Lr: 3,6hod.., ... 245Cf+10B® 257No Berkeley, 1961
Rudhefordium Rf104 263Rf: 10 min., 265Rf: 1,5 min.., ... 242Pu+22Ne® 260Rf
249Cf+12C® 258Rf
SUJV Dubna, 1964
Berkeley, 1969
Dubnium Db105 268Db: 29 hod., 270Db: 23 hod., ... 243Am+22Ne® 260Db
249Cf+14N® 260Db
SUJV Dubna, 1967
Berkeley, 1970
Seaborgium Sg106 271Sg: 2 min., 267Sg: 1,4 min., ... 249Cf+18O® 263Sg Berkeley+Dubna, 1974
Bohrium Bh107 267Bh: 17 s., 272Bh: 10 s., ... 209Bi+54Cr® 262Bh
249Bk+22Ne® 266Bh
SUJV Dubna, 1976
Hassium Hs108 269Hs: 27 s., 270Hs: 3,6 s., ... 208Pb+58Fe® 265Hs GSI, 1984
Meitnerium Mt109 278Mt: 8 s., 276Hs: 0,2 s., ... 209Bi+58Fe® 266Mt GSI, 1982
Darmstadtium Ds110 281Ds: 10 s., 279Ds: 0,2 s., ... 208Pb+62Ni® 269Dt GSI, 1994
Roentgenium Rg111 282Rg: 2 min., 281Rg: 17 s., ... 209Bi+64Ni® 272Rg GSI, 1994
Copernicium Cn112 285Cn: 29 sec., 283Cn: 4 sec., ... 208Pb+70Zn® 277Cn GSI, 1996
Ununtrium Uut113 286Uut: 20 sec., 285Uut: 5 sec. 287,8Uup (a)®283,4Uut SUJV Dubna, 2003
Flerovium FI114 289FI: 2,6sec., 288FI: 0,8 sec., ... 244Pu+48Ca®291FI SUJV Dubna, 1998
Ununpentium Uup115 285Uup: 0,22 sec., 288Uup: 0,088 sec., ... 241Am+48Ca®187,8Uup Dubna+Berkeley, 2003
Livermorium Lv116 293Lv: 0,06 sec., 290Lw: 0,02 sec., ... 248Cm+48Ca® 292Lv Berkeley+Dubna, 1999
Ununseptium Uus117 294Uus: 0,05 sec., 293Uup: 0,02 sec., ...   Dubna 2010
Ununoctium Uuo118 294Uuo: 0,1 msec. 208Pb+86Kr®293Uuo
249Cf+48Ca®294Uuo
?? Berkeley, 1999
Fyzikální vlastnosti transuranů využívaných v praxi jsou podrobněji popsány v závěru §1.4 "Radionuklidy", pasáž "Transurany".
Pozn.: Z důvodu místa v kolonce "Produkce" nejsou uvedeny částice emitované při reakci (většinou neutrony nebo a-částice).

Všechny transurany se rozpadají a-radioaktivitou, ty těžší pak i spontánním štěpením. Alfa-rozpadů, příp. kombinovaných s b-rozpady, následuje za sebou několik, až tento rozpadový řetězec narazí na jeden ze 4 nuklidů: thorium 232Th, uran 238U, uran 235U nebo neptunium 237Np. Další rozpad pak již pokračuje jednou ze 4 standardních rozpadových řad znázorněných na obr.1.4.1 v §1.4 "Radionuklidy". Např. 241Am ® a + 237Np ® 7 a + 4 b + 209Bi - neptuniová rozpadová řada; 239Pu ® a + 235U ® 7 a + 4 b + 207Pb - 235U-aktiniová rozpadová řada; 252Cf ® a + 248Cm ® a + 244Pu ® a + 240U ® b + 240Np ® b + 240Pu ® a + 236U ® a + 232Th ® 6 a + 4 b + 208Pb - thoriová rozpadová řada; analogicky další transurany.

Chemické vlastnosti transuranů
Z pohledu klasické chemie se dá očekávat, že chemické vlastnosti transuranů by měly odpovídat jejich pozici v Mendělejevově periodické tabulce, určené protonovým číslem Z. U lehčích transuranů ze Z od 93 do 103 bylo ověřeno, že jejich základní chemické vlastnosti skutečně odpovídají jejich pozici v příslušných sloupcích periodické tabulky. U ruthefordia(104) a dubnia(105) se však zjistily odlišnosti v chemickém chování
(Rf v roztoku reaguje podobně jako plutonium či samarium a Db vykazuje chování podobné protaktiniu; zatímco podle periodické tabulky by se měly chovat jako prvky hafnium a tantal, umístěné hned nad nimi). Seaborgium(106) a bohrium(107) se podle chemických pokusů chovají jako wolfram a rhenium, v souladu s periodickou tabulkou.
   Supertěžké transurany umíme připravovat jen ve zcela nepatrných stopových množstvích, někdy jen několik jader. Jsou často velmi nestabilní a rozpadají se ve zlomku sekundy na lehčí prvky. Prozkoumat jejich chemické vlastnosti je proto velmi obtížné. Nelze zde použít obvyklý způsob analytické chemie: dát látku do zkumavky a pozorovat, jak reaguje s jinými chemikáliemi, většinou "mokrou" cestou v roztoku. Metody současné expresní chemické analýzy umožňují zkoumat vlastnosti isotopů s dobou života delší než asi 1sekunda. U nově objevovaných nejtěžších prvků se však jedná o expresní analytickou "chemii jednoho atomu".!..
   U krátkodobých těžkých transuranů jsme schopni pozorovat fragmenty jejich jaderného rozpadu, které nesou informace o fyzikálních vlastnostech těchto jader. Zkoumání chemických vlastností atomů těchto prvků se jaderní fyzikové a chemikové pokoušejí provádět pomocí komplikovaných experimentů. Povrch terčíku, udržovaný při velmi nízké teplotě, se pokryje povlaky vybraných chemických látek. Podle toho, ke kterému povlaku se pozoruje afinita vznikajících atomů zkoumaného transuranu, se usuzuje na jejich chemické chování. Spektrometricky lze měřit vlastnosti uskutečněné chemické reakce
(zatím zde nebyly dosaženy přesvědčivé výsledky).
   Očekává se, že princip podobného chování prvků ve stejném sloupci periodické tabulky může být pro velmi těžké atomy narušen v důsledku relativistických efektů. Při vysokém počtu protonů je vysoký elektrický náboj jádra, což vede také k vysoké rychlosti elektronů na vnitřních orbitalech. U těžkých transuranů vnitřní elektrony dosahují orbitálních rychlostí, které se již přibližují rychlosti světla (stávají se "relativistické"), takže se zde začínají uplatňovat efekty speciální teorie relativity. Setrvačná hmotnost elektronů se zvyšuje, což (spolu s relativistickou kontrakcí délek) způsobuje zmenšení velikosti (smrštění) vnitřních orbitalů *). Zmenšení poloměru vnitřních orbitalů má za následek zvýšení elektrického "stínění" kladného náboje jádra těmito elektrony, takže vzdálenější elektrony (již nerelativistické) jsou k jádru přitahovány menší silou. Vnější orbitaly, především valenční, jsou u těžkých atomů méně vázány, než by odpovídalo běžnému nerelativistickému kvantovému modelu atomu. Relativistické kvantově mechanické efekty tak způsobují změny struktury atomového obalu, čímž se atomy velmi těžkých prvků mohou chovat jinak, než bychom předpokládali na základě jejich umístění v Mendělejevově periodické tabulce.
*) Při Z>170 by dokonce mohlo docházet ke kolapsu elektronů z K-slupky do jádra (tam se sloučí s protony - srov. §1.2, pasáž"Elektronový záchyt (EC)"), takže tato supertěžká jádra (pokud vůbec mohou existovat?) nemohou vytvářet atomy...


Slučování atomových jader. Termojaderné reakce.
Druhou cestou (opačnou než shora rozebírané štěpení), jak získat energii při jaderných reakcích, je syntéza (spojování, fúze) jader lehkých prvků na prvky těžší. Uvolňuje se přitom velké množství vazbové energie, neboť středně těžká jádra mají mnohem vyšší vazbovou energii nukleonů než jádra lehká (velmi strmý nárust křivky vazbové energie na obr.1.3.3 v oblasti lehkých jader). Energeticky nejúčinnější a zároveň nejsnadněji uskutečnitelné (s nejnižší aktivační energií) jsou fúze lehkých jader 1H, 2H, 3H, 3He, 6Li, při kterých vzniká většinou jádro hélia 4He, které má mezi lehkými jádry obzvlášť vysokou vazbovou energii, viz vzestupnou část grafu na obr.1.3.3. Existuje několik reakcí syntézy nejlehčích jader:

2H1 + 2H1 ® 3He2(0,8MeV) + 1n0(2,5MeV) Ţ celkový výtěžek 3,13 MeV
2H1 + 2H1 ® 3H1(1,0MeV) + 1H1(3,0MeV) Ţ celkový výtěžek 4,03 MeV
2H1 + 3H1 ® 4He2(3,5MeV) + 1n0(14,1MeV) Ţ celkový výtěžek 17,6 MeV
1H1 + 3H1 ® 4He2 (19,9MeV) Ţ celkový výtěžek 19,9 MeV
2H1 + 6Li3 ® 4He2(11,2MeV) + 4He2(11,2MeV) Ţ celkový výtěžek 22,4 MeV

Pro energetické využití je z nich nejzajímavější reakce mezi deuteriem (Dş2H1) a tritiem (Tş3H1) :
            
2H1 + 3H1 ® 4He2 + 1n0 + 17,6MeV ,
která probíhá ze všech nejsnadněji (při nejnižší energii~teplotě) a uvolňuje se při ní značné množství energie; uvolněnou energii odnášejí ve formě své kinetické energie neutrony (14,1MeV) a jádra hélia (3,5MeV).
Oproti štěpení jader má jaderná syntéza velké principiální výhody:

Termojaderné reakce
Jak slučování jader uskutečnit? K tomu, aby se dvě jádra mohla sloučit, musí se vzájemně přiblížit k sobě na vzdálenost
»10-13cm, kde začnou působit přitažlivé jaderné síly. Přitom musí překonat Coulombovské elektrické odpudivé síly působící mezi souhlasně kladně nabitými jádry, což mohou udělat jedině urychlením na velké kinetické energie - dodáním vysoké aktivační energie. Pro experimentální účely toho lze sice dosáhnout pomocí urychlovače (ostřelovat např. urychlenými deuterony tritiový terčík), avšak množství takto slučovaných jader bude zcela mizivé a většina dodané kinetické energie urychleného svazku se přemění na teplo zahřívající terčík (v důsledku elektrických Coulombovských srážek, které jsou mnohem pravděpodobnější než srážky jaderné); vstupní energie bude vždy podstatně vyšší než energie výstupní (získaná). Pro realizaci jaderné syntézy a získání jaderné energie v makroskopickém měřítku existuje jediná cesta dosažení potřebné aktivační energie: provést reakci při velmi vysoké teplotě - odtud název termonukleární reakce. Zahřátí paliva na dostatečně vysokou teplotu způsobí, že kinetická energie tepelného pohybu atomů reagujícího paliva vzroste na takovou hodnotu, že stačí k překonání elektrostatické odpudivé bariéry mezi jádry paliva a syntéza jader může proběhnout.
   Aby došlo k jaderné reakci, musí se jádra k sobě přiblížit na vzdálenost rs»10-13cm, kde začínají působit přitažlivé silné jaderné interakce. K tomu je potřeba poměrně vysoké kinetické energie EC, která překoná elektrickou odpudivou bariéru (Coulombovský potenciálový "val") mezi dvěma atomovými jádry s náboji Z1.e a Z2.e: EC = Z1.Z2.e2/rs. Mezi dvěma jádry vodíku s protonovým číslem Z1=Z2=1 bude výška bariéry EC»1MeV. Pro termální dosažení takové hodnoty střední kinetické energie jader by bylo zapotřebí teploty vyšší než 1010 stupňů. Dosáhnout tak vysoké teploty v makroskopickém objemu plasmy v laboratorních pozemských podmínkách není reálné. Jsou zde však dvě příznivé okolnosti, které podstatně snižují minimální teplotu potřebnou pro efektivní vznik fúzních reakcí:
1. Tunelový efekt, díky němuž vždy existuje jistá nenulová pravděpodobnost, že dojde k překonání Coulombovské bariéry i částicí, jejíž energie je nižší než EC (tato pravděpodobnost překonání pro částici s energií E je přibližně PE ~ exp[(EC/E)] ); viz např. §1.1, část "Kvantová povaha mikrosvěta", pasáž "Kvantový tunelový jev").
2. Maxwellovo statistické rozdělení *) rychlostí tepelného pohybu částic ukazuje, že vždy existuje určitý počet částic pohybujících se podstatně vyššími rychlostmi než odpovídá střední kinetické energii <ET> = 3/2.k.T .
*) Maxwellovo-Boltzmannovo statistické rozdělení tepelného pohybu částic
Částice idealizovaného "plynu", v našem případě iontů vodíku o hmotnosti
m, se neustále pohybují a sráží, přičemž každá z nich má jinou okamžitou rychlost v, směr pohybu a rozdílnou kinetickou energii E=m.v2/2, které se náhodně a chaoticky mění v důsledku vzájemných srážek. Distribuce rychlostí a energií náhodného pohybu částic ideálního plynu je popsáno tzv. Maxwell-Boltzmannovou rozdělovací funkcí P, určující pravděpodobnost počtu částic ve stavu s rychlostí v: P(v) = 4p.(m/2pkT)3/2.v2.exp(-mv2/2kT), nebo ekvivalentně s energií E: P(E) = 2p.(1/2pkT)3/2.v2.exp(-E/kT), kde T je termodynamická teplota a k je Boltzmannova konstanta (vyjadřující vztah mezi teplotou a energií částic plynu: je to množství kinetické energie jedné částice, které odpovídá změně teploty plynu o 1°K; má hodnotu k = 1,38.10-23 J.K-1). Graf této rozdělovací funkce je široká "zvonovitá" (avšak nesymetrická) křivka, jejíž tvar závisí na teplotě: čím vyšší je teplota, tím je širší tvar křivky a její maximum je posunuto směrem k vyšším energiím a rychlostem. Maximum křivky určuje nejpravděpodobnější rychlost vp = Ö(2kT/m), z fyzikálního hlediska je však důležitější střední kvadratická rychlost částic vk = Ö(3kT/m), které odpovídá střední kinetická energie částic při teplotě T: <ET> = 3/2.k.T. Po přepočtu na jaderné energetické jednotky [eV] střední energie částic 1eV odpovídá teplotě 11600°K, takže teplota 1keV představuje 11,6 miliónu stupňů. S teplotou T se zvyšuje nejen střední hodnota rychlosti či energie <ET>, ale zvyšuje se také relativní podíl částic s vysokou rychlostí a energií E >> <ET>.
  Díky těmto dvěma okolnostem (a za podmínky vysokého účinného průřezu příslušných reakcí) mohou i v řídké plasmě termonukleární reakce mezi nejlehčími jádry poměrně efektivně probíhat již od teplot »1,5.108 stupňů.
Analogie chemického hoření a termonukleární fúze 
Nukleární fúze je určitou "jadernou analogií" chemického slučování atomů, např. běžného hoření (slučování s kyslíkem). Oheň se zapálí teprve tehdy, když vnějším dodáním (aktivační) energie dosáhneme potřebné zápalné teploty, kdy kinetická energie atomů překoná bariéru vzájemných elektrických odpudivých sil a atomy se přiblíží k sobě natolik, že může dojít ke sdílení valenčních elektronů a vzniku elektro-chemické vazby (jak bylo diskutováno v §1.1, část "
Interakce atomů"). Přitom se uvolní energie vazby; pokud je vyšší než dodaná energie, je reakce exotermická a může si již udržovat potřebnou teplotu sama - hoření pokračuje. Četnost jednotlivých reakcí je tak velká, že uvolňovaná energie stačí na pokrytí energetických ztrát v systému.
  Podobně i k zapálení jaderné fúze je třeba nejprve dodat aktivační energii - dosáhnout vysoké teploty, v tomto případě téměř milionkrát vyšší než u chemického hoření. Zato je energie uvolněná při fúzi jader více než milionkrát vyšší než při chemickém slučování. Pokud se aspoň část této uvolňované energie udrží v reakčním prostoru, může se potřebná vysoká teplota udržovat a "fúzní hoření" může pokračovat. Vzhledem k vysoké energetické účinnosti jaderná fúze vystačí s nesrovnatelně menším množstvím "paliva" než oheň a produkuje jen nepatrné množství "spalin".
  Složení a tlak atmosféry zde na Zemi vytvářejí vhodné podmínky pro chemické hoření, které tak může vést k nebezpečí požáru či výbuchu. Pro jadernou fúzi však existují přirozené podmínky jen ve středu hvězd
(viz níže "Termonukleární reakce ve hvězdách", nebo "Termonukleární reace v nitru hvězd"). V pozemských podmínkách se jaderné fúzní "hoření" uskutečňuje jen velmi obtížně, ve vysokoteplotní plasmě - buď izolované magnetickým polem, nebo na kratičký okamžik vytvořené intenzívním ozářením. Tato obtížnost na druhé straně zaručuje, že řízená jaderná fúze je bezpečný proces. Pokud se fúzní reakce dostane do kontaktu s látkou v pozemských podmínkách, okamžitě vychladne a zastaví se (speciální výjimkou je neřízená explozívní termonukleární fúze zmíněná níže, kterou však v pozemských podmínkách můžeme vyvolat jen explozívní štěpnou jadernou reakcí; při energetickém využití fúze k ní v makroskopickém měřítku nemůže dojít).
  Reagující deuterium a tritium (termonukleární "palivo") je tedy pro uskutečnění jaderné syntézy třeba zahřát na teplotu min. »108stupňů. Při takové teplotě se každá látka nachází ve stavu plně ionizované plazmy - všechny atomy jsou rozloženy na volné elektrony a holá jádra; tato jádra se pak mohou prudce srážet a vzájemně se slučovat.
Plasma - 4.skupenství látky 
Za vysokých teplot, v elektrickém výboji či působením ionizujícího záření, jsou z atomů plynu vyráženy elektrony a samotné atomy se stávají kladnými ionty. Takovýto částečně nebo plně ionizovaný plyn se nazývá plasma
(řec. plasma = tvárný materiál; elektrický výboj kopíruje tvar trubice a jeho tvar je snadno ovlivnitelný elektrickým a magnetickým polem). Plasma se někdy označuje za 4.skupenství hmoty (1.pevná látka, 2.kapalina, 3.plyn, 4.plasma). Abychom odlišili tuto ionizovanou látku od jiných situací s elektricky nabitými částicemi, ve fyzikální definici plasmy požadujeme dvě další vlastnosti:
- Elektrickou neutralitu v makroskopickém měřítku (v průměru stejný počet elektronů a kladných iontů) - nepovažujeme tedy za plasmu svazky nabitých částic;
- Kolektivní chování způsobené dlouhodosahovou interakcí dostatečně blízkých nabitých částic - není tedy plasmou velmi zředěný či slabě ionizovaný plyn.
  Obecná fyzikální definice plasmy tedy zní: "Plasma je soubor částic s volnými nosiči nábojů, který je globálně neutrální a vykazuje kolektivní chování". Tato definice zahrnuje i exotické formy látky, jako je kvark-gluonová plasma
(§1.5, pasáž "kvark-gluonová plasma - "5.skupenství hmoty"").
  Plasma vykazuje výrazné elektrické vlastnosti: je elektricky vodivá, reaguje na magnetické pole, sama může generovat elektrické a magnetické pole, probíhají v ní složité elektro- a magneto-dynamické procesy. Právě tyto jevy jsou velmi důležité pro dosažení podmínek níže popsané termonukleární fúze v tokamacích.
  V běžné pozemské přírodě se plasma vyskytuje jen poměrně zřídka v atmosférických výbojích, blescích. Z globálního hlediska je však plasma velmi důležitá forma hmoty - většina pozorované látky ve vesmíru je v plasmatickém skupenství.
Plasma je charakterizovaná především dvěma veličinami:
- Hustota plasmy n, což je počet iontů v jednotce objemu [m-3].
- Teplota plasmy T, měřená buď v teplotní stupnici [°C], [°K], nebo ekvivalentně v jednotkách kinetické energie [eV], [keV] pohybu částic. Střední energie částic 1eV odpovídá teplotě 11600°K, takže teplota 1keV představuje 11,6 miliónu stupňů.
  Elektrony a ionty v neutrální plasmě na sebe působí elektrickými Coulombovskými silami. Při vzájemném posunutí elektronů vůči iontům je bude Coulombická síla táhnout zpět, bude působit jako "vratná síla". V poli elektrických sil mohou elektrony a ionty vykonávat podélné harmonické kmity - plasmové oscilace, jejichž frekvence (kruhová frekvence
w=2pf) závisí na hustotě plasmy n, na náboji a na hmotnosti částic. Elektronová plasmová frekvence wpe = (n.e2/me.eo)1/2 je podstatně vyšší než iontová plasmová frekvence wpi = (n.e2/mi.eo)1/2, neboť hmotnost iontů mi je minimálně 1750-krát větší nnež hmotnost elektronů me.
  Pro uskutečnění řízené termonukleární fúze je důležitá situace, kdy se plasma nachází v magnetickém poli. Při pohybu nabitých částic zde na ně působí Lorentzova síla kolmo ke směru pohybu, v důsledku čehož částice rotojí kolem magnetických siločar - vykonávají tzv. gyrooscilace či cyklotronní oscilace s Larmorovou frekvencí danou nábojem částice q, její hmotností m a intenzitou magnetického pole B:
wc = q.B/m. Elektronová cyklotronní frekvence wce= e.B/me je opět podstatně vyšší než iontová cyklotronní frekvence wci= e.B/mi.
  Vedle těchto "čistých" oscilací a frekvencí se v plasmové fyzice uvažují i "smíšené" tzv. hybridní oscilace, které jsou výsledkem souhry mezi kmitáním iontů a elektronů. Dolní hybridní frekvence
wLH = [(wci.wce)-1 + wpi-2]-1/2 je kombinací cyklotronní frekvence iontové wci a elektronové wce (jejich geometrického průměru) a iontové plasmové frekvence wpi (při silnějších magnetických polích je příspěvek wpi zanedbatelně malý). Horní hybridní frekvence wUH = (wpe2 + wce2]1/2 je kvadratickou kombinací elektronové plasmové wpe a cyklotronní wce frekvence.
Jazyková poznámka:
 
Slovo "plasma" má dva hlavní významy: 1.Fyzikální - ionizovaný plyn; 2.Biologický - složka krve (krevní plasma), v buňkách pak protoplasma či cytoplasma. V souvislosti s tím se v české literatuře slovo "plasma" vyskytuje ve dvou jazykových rodech: - Ženském, ta plasma pro krevní plasmu; - Středním, to plasma, pro ionizovaný plyn. V jiných jazycích se takové rozlišování nepoužívá. V našich materiálech toto rovněž nebudeme rozlišovat, omlouváme se jazykovým puristům...

Expozívní termonukleární reakce 
Podobně jako štěpné jaderné reakce, mohou i fúzní termonukleární reakce probíhat neřízeně (explozivně), nebo řízeně (ustáleně). Na rozdíl od výše rozebíraného štěpení těžkých jader, při termojaderném slučování nedochází k řetězové reakci, neboť vyprodukované teplo a tlak nejsou dostačující pro spuštění další fúze
(výjimkou je snad řetězová termonukleární reakce při výbuchu novy, kde spolupůsobí silná gravitace - viz "Úloha gravitace při vzniku a evoluci hvězd", část "Termonukleární reakce"). Podmínky pro probíhání jaderné fúze musejí být zajištěny zvenčí: vysoká teplota a tlak + udržení vysokoteplotní plasmy v reakčním objemu po dostatečně dlouhou dobu - buď inerciálně explozí, nebo silným magnetickým polem (viz níže), popř. gravitací ve hvězdách.
Fúzní termonukleární zbraně 
Neřízená explozivní termonukleární reakce je podstatou zneužití jaderné fúze v termonukleárních zbraních, zvaných též "vodíková bomba"
(dochází tam k fúzní reakci isotopů vodíku - deuteria a tritia). "Čistou" termonukleární explozi v pozemských podmínkách neumíme uskutečnit (snad s výjimkou "termonukleární mikroexploze" malé D-T kapsle pomocí výkonného laserového ozáření - viz níže "Inerciální fúze"). Ke kompresi a ohřevu termonukleárního paliva na fúzní teplotu je nutno použít energii štěpné jaderné nálože.
  Štěpná nálož a fúzní materiál jsou umístěny těsně vedle sebe uvnitř masívního obalu
(na obrázku vpravo). Směs tritia a deuteria (vznikající nejčastěji ze sloučeniny lithia a deuteria LiD) se jadernou roznětkou (explozívní štěpnou reakcí 235U či 239Pu - vlastně výbuchem menší "atomové bomby" - bylo popsáno výše v části "Štěpení atomových jader", pasáž "Neřízená řetězová reakce - jaderný výbuch") prudce stlačí a zahřeje na teplotu kolem 100miliónů stupňů, čímž dojde k explozívní termonukleární reakci za uvolnění mnohonásobně větší energie než u štěpné "atomové bomby".

Záklední principy konstrukce s činnosti jaderných zbraní štěpných a termonukleárních
Vlevo: Štěpná jaderná bomba (dvě různé konstrukce)                           Vpravo: Termonukleární bomba

Při prvních pokusných termonukleárních explozích se používala směs kapalného deuteria a tritia, což není použitelné pro vojenské účely. Ve vojenských termonukleárních hlavicích se jako explozívní "nálož" používá sloučenina (hydrid - deuterid) lehčího isotopu lithia s deuteriem 6Li2H a jako roznětka plutonium. Při výbuchu roznětky řetězovým štěpením plutonia vzniká velké množství neutronů, které v deuteridu lithia reakcí 6Li(n,a)3H přemění lithium na tritium. Energie uvolněná jaderným štěpením roznětky zároveň stlačí a zahřeje vzniklou reakční směs na teplotu potřebnou pro následnou fúzi D+T. První termonukleární bombu vyvinuli v r.1951 E.Teller a S.Ulam se spolupracovníky v jaderných laboratořích v Los Alamos.
  Konstrukce termonukleárních hlavic byla později zdokonalena na třívrstevný systém. Kromě
6Li2H a plutonia obsahují i směs plynného deuteria a tritia obklopenou plutoniem a v horní vrstvě beryliem. Ve středu štěpného stupně je umístěno menší množství deuterium-tritiového plynu, který při explozi produkuje fúzní reakcí neutrony, indukující účinnější štěpení uranu nebo plutonia ("boosting") v tomto prvním stupni. Součástí termonukleárního stupně je pak pouzdro z uranu-238 ("ochuzeného uranu") a tyč ze štěpného 239Pu. Při termonukleární fúzi totiž vzniká obrovské množství vysokoenergetických neutronů, které jsou schopné štěpit 238U (který jinak není štěpným materiálem pro pomalé neutrony), což dále zvyšuje energetický výtěžek exploze; způsobuje ale i velké radioaktivní zamoření štěpnými produkty...
  Speciální variantou termonukleární zbraně je tzv. neutronová bomba *), která využívá pronikavé neutronové záření, vznikající explozí malé termonukleární nálože.
*) Neutronová zbraň: Miniaturní expolozivní termonukleární reakce byla navržena k vojenskému zneužití v tzv. neutronové bombě. Jako termonukleární výbušniny se zde používá většinou LiD (sloučenina lithia a deuteria, která má pevné skupenství), jako štěpné roznětky 239-plutonium. Přídavek berylia vede k intenzívní produkci neutronů reakcí (
a,n). Byla navržena jako taktická radiační zbraň proti "živé síle", s potlačeným destruktivním účinkem.
  Ničivé termonukleární zbraně naštěstí nebyly dosud nikdy použity ve vojenských akcích. K nesrovnatelně mohutnějším termonukleárním explozím (ve srovnání s nimiž jsou naše jaderné zbraně jen "dětské kapsle") však dochází ve vesmíru. Je to při tzv. výbuchu novy a supernovy - viz §4.1 "Úloha gravitace při vzniku a evoluci hvězd", část "Termonukleární reakce", pasáž "Pozdní stádia evoluce hvězd", v knize "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu".

Řízená termonukleární reakce
Mírové využití termonukleární energie je možné jen tehdy, podaří-li se uskutečnit řízenou termonukleární fúzi - zkonstruovat termonukleární reaktor. Aby taková termonukleární reakce mohla proběhnout, je potřeba zajistit dvě základní podmínky:

Podmínky pro udržení nukleární fúze a kladný energetický výtěžek - Lawsonovo kritérium
Pro energetické využití potřebujeme dosáhnout energetického zisku - aby termojaderná reakce vyprodukovala více energie, než je jí potřeba k vytvoření a ohřátí plasmatu a k náhradě energetických ztrát zářením a únikem částic z plasmy. Neboli aby fúzní výkon P
f převýšil potřebný energetický příkon P: Pf/P ł 1. Pro úspěšný průběh a využití termonukleární fúze musejí být splněna určitá značně náročná kritéria na hustotu plasmy, její teplotu a dobu udržení dostatečné teploty, aby došlo k zapálení fúze a po dobu fungování reakce nebyla existence horké plasmy závislá na vnějším ohřevu; to je základním předpokladem pro fúzní reaktor s kladným energetickým výtěžkem.
   Uvažujme jednotkový objem (např. 1cm
3) vysokoteplotní plasmy v aktivní termojaderné zóně o teplotě T, obsahující počet n1 a n2 obou lehkých jader (většinou deuteria a tritia, tj. n1=nd, n2=nt) připravených v objemové jednotce pro fúzi. Za rovnovážné situace je iontová hustota rovna elektronové hustotě. Celková energetická hustota W kinetické energie elektronů a iontů činí W = 3n.kBT, kde kB je Boltzmanova konstanta a n je celková hustota částic. Pro hustotu částic platí vztahy n1.n2 = 1/4.n2 pro směs deuteria a tritia a n1.n2 = 1/2.n2 pro čisté deuteriové plasma.
V tomto testovacím jednotkovém objemu budou v zásadě probíhat následující důležité jevy:
J Fúzní reakce s objemovou rychlostí (hustotou, reaktivitou) f = n1.n2 . <v.s>, při nichž dochází k uvolňování jaderné fúzní energie o (hustotě) výkonu Pf = n1.n2 . <v.s>. ef , kde v je průměrná rychlost srážek lehkých jader, s(T) je jaderný účinný průřez fúzní reakce při teplotě T a ef je energie uvolněná při jedné fúzní reakci; < > značí zprůměrování přes Maxwellovské rozdělení rychlostí při teplotě T. ....
........ ..............
L Energetické ztráty Pdam v plasmovém oblaku v důsledku dvou mechanismů:
1. Fotonová radiace elektrickými interakcemi elektronů - brzdným zářením
(§1.6, část "Interakce nabitých částic") nebo cyklotronovým zářením (v případě přítomnosti magnetického pole). Ve vnitřních částech plasmového oblaku je toto fotonové záření re-absorbováno. Fotonová radiace žhavého plasmového oblaku (její výkon) je dána přibližným vztahem Prad = 1,4.10-34.ne2.T1/2 [W/cm3] , kde ne je počet elektronů v jednotkovém objemu (elektronová densita plasmy).
2. Únik částic z aktivní zóny- přenos kinetické energie částic plasmy (především elektronů) do okolí, kondukce tepla, s hustotou výkonu P
cond (při analýze vnitřních oblastí plasmového oblaku se zpravidla zanedbává, ale v okrajových částech je rozhodující).
   Energetické ztráty způsobují, že pokud energie není doplňovaná, dochází k rychlému poklesu teploty plasmy a fúzní reakce se zastaví. Doba udržení
tE [s] energie plasmy (na teplotě vyšší než je kritická teplota fúze) závisí na energetických ztrátách Pdam z plasmového oblaku. Pokud tyto ztráty nejsou kompenzovány, je tE ~ W/Pdam.


Obr.1.3.7. Závislost některých důležitých veličin pro termojadernou fúzi D-T a D-D na energii E
~ teplotě T plasmy.
Vlevo: Interakční účinný průřez
s termonukleárních reakcí v závislosti na kinetické energii jader. Uprostřed: Závislost střední hodnoty parametru <v.s> fúzní reaktivity (reakční rychlosti) na teplotě plasmy. Vpravo: Teplotní závislost minimální hodnoty součinu elektronové hustoty plasmy ne a času tE udržení podle Lawsonova kritéria; hodnota n.tE plasmy musí ležet nad nakreslenou křivkou dané reakce, aby fúzní samoohřev převýšil energetickou ztrátu.

Pro udržení fúzní reakce musí být část získané energie Pf použita na zahřívání plasmy a kompenzaci ztrát energie zářením a kondukcí, aby byla splněna podmínka h.(Pf + Prad + Pcond) ł Prad + Pcond , kde h je účinnost přeměny všech tří forem energie na ohřev plasmy. Tepelná energie v plasmě může být doplňována dvěma mechanismy:
a) Fúzním samoohřevem přímo z produktů fúze - 100%-ně absorbovanou kinetickou energií E
q uvolňovaných nabitých částic, především alfa - jader hélia (neutrony z aktivní zóny unikají a k samoohřevu plasmy nepřispívají): f.Eq. Pro deuterium-tritiovou reakci je Eq = 3,5MeV, pro D-D fúzi je Eq = 1MeV. Samo-udržení fúzní reakce nastane tehdy, když fúzní ohřev převýší ztráty energie v plasmě: f.Eq ł Pdam, což pro D-T fúzi činí: 1/4.n2 <v.s>.Eq ł 3n.kBT/tE; to se se dá přepsat do tvaru nerovnosti pro součin hustoty plasmy a doby udržení její nadkritické teploty: n.tE ł (12/Eq). (kBT)/<v.s> ş L (L je Lawsonův faktor). Toto je jedna ze tří variant tzv. Lawsonova kritéria *) udržitelnosti termonukleární fúze. Graficky je znázorněno na obr.1.3.7 vpravo. Veličina T/<v.s> je funkcí teploty a pro D-T reakci má minimum při teplotě cca 25keV (300 milionů stupňů), což zde dává číselné Lawsonovo kritérium n.tE ł »1,5.1020 s/m3.
*) Podrobnou analýzou kinetiky a energetické bilance termonukleární fúze se v letech 1955-57 zabýval především J.D.Lawson, který odvodil důležité požadavky pro vznik a udržení termonukleární fúze, nazývané nyní Lawsonovo kritérium (k podobným výsledkům dospěli nezávisle zhruba ve stejné době i sovětští odborníci P.L.Kapica, L.A.Arcimovič a spol.). Vyjadřuje požadavek, aby energie získaná fúzí byla větší než energie vynaložená na vznik a udržení fúze, pomocí minimálního součinu hustoty termonukleárního paliva a doby, po kterou je hustota a teplota udržována na hodnotě potřebné k účinnému probíhání fúze.
b) Elektrickým ohřevem napájeným recirkulací části elektrické energie vyrobené v reaktoru (je popsáno níže v části "Tokamaky"). Při celkové účinnosti h přeměny jednotlivých forem energie na ohřev plasmy má Lawsonovo kritérium výsledný tvar: n.tE ł 3kB.T/a.{[h/(1-h)].<v.s>.ef - T1/2}, kde koeficient a=1/4 pro směs deuteria tritia, a=1/2 pro čisté deuterium, při téže koncentraci jader n.
   Pro komplexnější analýzu chodu fúzní reakce je výhodné, aby v Lawsonově součinu byla explicitně obsažena i teplota T plasmy. Důležitý je tedy "trojitý" součin L (Lawsonův) hustoty plasmy n (počet iontů/m3), její teploty T (měřené buď v teplotních stupních Kelvina či Celsia, nebo v kinetické energii částic [keV]) a doby tE [s] udržení její nadkritické energie: L = n.tE.T ł (12/Eq). (kBT2)/<v.s> = ccrit, který musí být vyšší než určitá kritická hodnota ccrit - zobecněné Lawsonovo kritérium. Pro D-T reakci je minimum trojitého součinu kolem 14keV, což dává číselné Lawsonovo kritérium n.T.tE ł »3.1021 keV.s/m3.
   Všechny tyto podmínky jsou pouze přibližné a idealizované. Pro D-T reakci je hodnota ccrit ~ 5.1021s.keV.m-3 za předpokladu, že uvolněná termojaderná energie (vs. ztrátová energie záření a unikajících částic) je vrácena do plasmy s účinností cca 33%. Při teplotě iontů T » 2.108°C musí být pro D-T reakci součin hustoty plasmy a doby jejího udržení n.tE ł 0,5.1020 m-3 s.
   Např. při teplotě plasmy výrazně nižší než cca 10
8°K by při používaných hustotách byla příliš nízká četnost fúzních reakcí, při vyšších teplotách (>200 miliónů stupňů) výrazně narůstají energetické ztráty z plasmy.
   Lawsonova kritéria kladou drastická omezení na možnosti dosáhnout energeticky pozitivní termojadernou fúzi - z hlediska našich možností se jedná o extrémní pořadavky. Především je to obtíž s dosahováním velmi vysokých teplot stamilionů stupňů, o 5-6 řádů přesahujících zápalnou teplotu chemických paliv. Tyto teploty nevydrží žádný materiál, takže vysokoteplotní fúzní palivo je potřeba tepelně izolovat složitými fyzikálními metodami popsanými níže. A dále je potřeba dosáhnout dostatečně dlouhého časového udržení nadkritické teploty plasmy oproti energetickým ztrátám a rozptýlení plasmy. Nemáme bohužel k dispozici mohutné síly gravitační, které řídí fúzi ve hvězdách (viz níže "Termonukleární reakce ve hvězdách"). A naše technické možnosti zatím na energetické využívání termonukleární fúze nestačí..!..
   Lawsonových kritérií dosud nebylo dosaženo u stávajících termonukleárních zařízení, i když přístroj JET se jim blíží. Splňovat by je měl až připravovaný tokamak ITER (viz níže).

Možnosti technického provedení řízené termojaderné fúze
Pokusy o uskutečnění řízené termonukleární reakce se ubírají dvěma zásadně odlišnými cestami podle způsobu udržení potřebné teploty a hustoty reakčního plasmového oblaku
(níže budou diskutovány některé alternativní způsoby) :

¨ Inerciální fúze - setrvačné udržení plasmy,
   při níž prudkým lokálním ohřevem malého objemu jaderného paliva dochází ke vzniku velmi horké a husté plasmy a k termonukleární fúzi v malém měřítku, dříve než se toto palivo stačí tepelným pohybem rozletět do okolí. Plasma není držena žádným vnějším silovým polem. Po krátkou dobu (cca 1ns) je udrží inerciální "setrvačný odpor" hmoty vůči urychlení, svou setrvačností zůstane plasma určitou postačující chvíli stlačená na původním místě. Princip této metody
(jejíž ne příliš výstižný název vznikl z toho, že se využívá setrvačnosti - inercie a zákona akce a reakce) je znázorněn na obr.1.3.8. vlevo. Malá kapsle jaderného paliva, obsahující několik miligramů D+T, je z několika směrů současně ozářena vysoce výkonnými impulsy záření z laserů, či svazky částic (Fáze A). Absorbce tohoto záření vede k náhlému ohřátí povrchové vrstvy kapsle (tzv. ablátoru), která se prudce odpaří a expanduje do prostoru. V důsledku zákona akce a reakce má tato prudká expanze odpařené ablační vrstvy za následek rychlé stlačení vnitřní části kapsle D+T - vzniká efekt "sférického raketového motoru" - Fáze B. Vnitřek kapsle by se měl na krátký okamžik stlačit na centrální hustotu cca 200g/cm3, při současném prudkém zvýšení teploty (adiabatický efekt). Pokud teplota ve středu přesáhne zápalnou teplotu, palivo se termonukleárně "vznítí" a vlna termonukleárního "hoření" se rychle rozšíří i do dalších částí paliva. V silně stlačeném a adiabaticky zahřátém plasmatu uvnitř kapsle tak může dojít k termonukleárnímu sloučení D a T - k jakési "termonukleární mikro-explozi" (Fáze C), při níž se může až cca 30% množství směsi D+T sloučit na 4He a vylétající neutrony no. Jádra hélia a neutrony vylétají s vysokou kinetickou energií, celkově 17,6MeV/1fúzi.
   Pro primární vysoce výkonné ozáření paliva pro inerciální fúzi se v nynějších experimentech používají především neodymové lasery s velkým počtem svazků (často i větším než 100). Září na vlnové délce 1,054mm (infračervená oblast), v konečné fázi se většinou provádí konverze na 3.harmonickou 0,351mm (ultrafialová oblast). Krátký výkonný impuls se získává napájením z nabité kondenzátorové baterie. Primání laserový paprsek se rozdělí do většího počtu svazků (kanálů), které se vedou přes laserové zesilovače, sestávající z řady skleněných desek s příměsí neodymu. Tyto desky jsou ozařovány xenonovými výbojkami, které excitují neodym. Při průchodu laserového paprsku nastává stimulovaná deexcitace, čímž se laserový papsek zesiluje. Takto zesílené laserové paprsky se pak z mnoha různých směrů vedou do reakční komory, v jejímž středu se sbíhají do kapsle s jaderným palivem.
   V poslední době se dělají pokusy s dodatečným "rychlým zapálením" (Fast Ignition) termonukleární fúze: stlačená plasma ve stádiu imploze (Fáze B na obr.1.3.8 vlevo) je dodatečně ozářena krátkou dávkou záření z vysoce výkonného laseru, koncentrovaného do paprsku průměru
»1mm, kde intenzita činí cca 1017W/cm2. Absorbovaná energie silně zvýší teplotu v centru, což může vést k účinnějšímu zapálení termonukleární fúze. Může se tím šetřit energie na primární ozáření kapsle.
   Na materiál ablátoru jsou kladeny specifické požadavky, především vysoká ablační rychlost a dobrá absorpce záření z laserů (nízká odrazivost a vysoká opacita). Zkouší se plastové materiály (příp. dopované germaniem), berylium (s příp. příměsí mědi), vysoce denzitní uhlík (připravený metodou výroby umělých diamantů).
   Způsob přímého dodání energie do terče jaderného paliva podle obr.1.3.8 vlevo se označuje jako "přímo poháněná inerciální fúze". Aby se v centru dosáhlo potřebného tlaku a teploty, jsou kladeny vysoké požadavky na homogenitu, symetrii a izotropii absorpce energie z vnějších paprsků. Proto se dělají pokusy s tzv. "nepřímo poháněnou inerciální fúzí", kde kapsle s palivem je umístěna uvnitř vhodného obalu (z materiálu o vysokém atomovém čísle, např. zlata) - v duté trubičce *), jejíž vnitřní stěny se přes otvory na konci ozáří laserovými paprsky; ve stěnách tohoto obalu se energie z vnějších zdrojů přeměňuje na měké X-záření působící na kapsli s palivem.
*) Tato reakční nádobka se někdy slangově nazývá "hohlraum" (dutina). Tento způsob je patrně jen dočasaným laboratorním řešením, které se asi neuplatní při energetickém využití inerciální termonukleární fúze.
   Termonukleární reaktor založený na tomto principu setrvačného udržení fúze ICF (Inertial Confinement Fusion) by pracoval v rychlém pulsním režimu, kdy do ohniska laserových paprsků by v rychlém sledu byly vrhány malé kapsle jaderného paliva (D+T) a synchronní spouštění laserů by v každé kapsli vyvolalo termonukleární fúzi. Dále by bylo nutné vyřešit odvod uvolňované energie z reakčního prostoru (techniku chlazení); hlavní část energie, odnášená neutrony, by se čerpala chlazením obalu (pláště - blanketu) reakční komory, zhotoveného z materiálu absorbujícího neutrony (berylium či lithium - podobně jako u tokamaků, viz níže).
   V současné době pracují dvě největší experimentální zařízení pro laserovou inerciální fúzi:
- NIF (National Ignition Facility) v Lawrence Livemore National Laboratory v Kalifornii v USA, dokončený v r.2010. Sestává ze 192 laserových kanálů.
- LMJ (Laser MegaJoule) v Le Barp u Bordeaux ve Francii, dokončený v r.2006, má 256 laserových svazků.
Oba tyto přístroje dosahují kumulovanou energii laserových svazků 1800 kJ s délkou pulsu 5-15 ns a špičkovým výkonem 360 TW.


Obr.1.3.8. Dva základní způsoby řízené termonukleární fúze.
Vlevo: Zjednodušený princip inerciální fúze a průběh termonukleární mikro-exploze.
Vpravo: Zjednodušené principiální schéma tokamaku.

¨ Magnetické uzavření vysokoteplotní plasmy,
   které se provádí v tzv. tokamacích (obr.1.3.8 vpravo). Tokamak *) je tvořen toroidní pracovní komorou umístěnou v silném magnetickém poli uvnitř cívky navinuté kolem komory v toroidním uspořádání. Siločáry tohoto toroidálního magnetického pole směřují podél dlouhého obvodu toroidu. Celý tento toroidní systém je dále jakoby "navlečen" na feromagnetické jádro "transformátoru", jehož primární vinutí, navinuté na jádře v ose toroidního systému, je napájeno střídavým proudem. Jediný "závit sekundárního obvodu"
(jakoby zapojený "nakrátko") tohoto transformátoru tvoří prstenec vysokoteplotního plasmatu uvnitř pracovní toroidní komory. Plasma má dobrou elektrickou vodivost, takže se v ní indukuje silný elektrický proud (u větších zařízení i několik miliónů ampér). Tento elektrický proud jednak způsobuje indukční ohřev plasmatu na velmi vysokou teplotu (cca 10 miliónů stupňů), jednak vytváří magnetické pole v tzv. poloidálním směru se siločárami směřujícími podél kratšího obvodu trubice. Celou trubici dále obklopují vnější cívky poloidálního pole, které formují tvar plasmy a přispívají k ustavení rovnováhy sil v plasmě. Skládáním silnější toroidální a slabší poloidální složky magnetického pole vznikají "šroubovicové" pomalu se stáčející siločáry výsledného magnetického pole, které mohou zůstat celé uzavřené v plasmě a způsobují magnetické uzavření nabitých částic plasmy do středu toroidní pracovní trubice..
*) Slovo "tokamak" vzniklo jako zkratka názvu "toroidalnaja kamera s magnitnimi katuškami". Zařízení bylo vyvinuto již v r.1951 týmem pod vedením A.O.Lavrentěva, A.D.Sacharova, I.E.Tamma a L.I.Arcimoviče v Kurčatovových jaderných laboratořích v SSSR.
   Tato dvě navzájem kolmá magnetická pole - toroidální a poloidální - vytvářejí uvnitř toroidní komory pro plasmu jakousi "magnetickou nádobu" či past, v níž Lorentzovy síly působící na pohybující se elektricky nabité částečky plasmy (jádra D a T) drží vzniklou plasmu v ose toroidu a nedovolují okamžitý únik částeček tepelným pohybem ke stěnám komory *). Plasma jakoby "levituje" v prostoru trubice a ničeho se nedotýká. Po dobu pracovního cyklu se tak horká plasma udržuje v dostatečné vzdálenosti od stěn trubice (teplota stěn komory by neměla přesáhnout 1000°C) **). Je-li tato doba magnetického udržení plasmy, zahřáté na dostatečně vysokou teplotu, dostatečně dlouhá vzhledem k její hustotě, mohou v komoře tokamaku vzniknout podmínky pro uskutečnění jaderné fúze jader D a T
(ve shodě s výše uvedeným Lawsonovým kritériem).
*) Stlačování výboje v plasmě magnetickými silami do tenkého pramene se označuje jako "pinč-efekt" (pinch effect - angl. pinch = stisknutí, sevření, seškrcení). Běžně se pozoruje u jiskrového výboje, blesku, solárních protuberancí.
**) V některých tokamacích se používá poloidální limiter - prstencová clona vymezující příčný průřez plasmy pro snížení tepelného zatížení stěny trubice.
Rovnováha plasmy a magnetického pole v trubici tokamaku 
Základním mechanismem magnetického udržení plasmy jsou magnetohydrodynamické jevy v ionizované látce, při nichž gradient tlaku je dán Lorentzovou silou, určenou součinem (vektorovým) hustoty elektrického proudu a magnetické indukce. V rovnovážném stavu je pak v plasmě gradient tlaku kolmý k siločárám magnetického pole a rovněž kolmý ke směru, kterým teče elektrický proud. V plasmě vznikají plochy konstantního tlaku, určené směry elektrického proudu a magnetického pole. Za zjednodušených podmínek lze rovnovážné uspořádání magnetického pole a plasmy popsat pomocí elektrodynamiky kontinua s volnými nosiči náboje ( takový popis provedli v letech 1958-66 H.Grad, H.Rubin a V.D.Šafranov v radiálních souřadnicích s toroidální symetrií). Ve skutečnosti v toroidní trubici dochází k driftům plasmy a rozpínání magnetických polí, které vede k dodatečnému vertikálnímu toroidnímu elektrickému proudu (který v r.1962 zavedli D.Pfirsch a A.Schlüter). V praxi je situace mnohem složitější, uplatňují se turbulence přenosu tepla a částic v plasmě. ....
Stelarátor 
Samostatnou variantou tokamaků jsou tzv. stellarátory (stellar generator - "hvězdný generátor", vyvinutý skupinou L.Spitzera v USA), které nemají centrální primární vinutí a v nichž se všechny složky magnetického pole vytvářejí složitě konfigurovanými vnějšími cívkami. Stelarátory se asi neuplatní jako energetické termonukleární reaktory, mají však značný význam experimentální. Umožňují podrobněji modelovat různé tvary a průběhy magntických polí a jejich vliv na chování vysokoteplotní plasmy z hlediska uskutečnění termonukleárních reakcí.
Pracovní cyklus tokamaku 
Tokamak pracuje v cyklickém pulsním režimu. Na počátku cyklu se do evakuované toroidní komory napustí "palivo", plyn D+T o hustotě cca 1015-18 částic/cm3. Pak se na primární vinutí "transformátoru" přivede elektrické napětí z velmi výkonného ("tvrdého") zdoje. Indukovaným proudem mnoha tisíc až miliónů ampérů se plasma prudce zahřeje na cca 107stupňů, přičemž je magnetickým polem udržována v ose toroidu.
Indukční ohřev - ohmický 
Přivedeme-li na primární vinutí tokamaku elektrické napětí Uprim, začne protékat elektrický proud Iprim, který se s časem mění podle exponenciální závislosti Iprim(t) = (Uprim/Rprim).(1 - e-t.Rprim/Lprim), kde Rprim je celkový činný odpor primárního okruhu (součet odporu závitů primárního vinutí a vnitřního odporu zdroje) a Lprim je vlastní indukčnost primárního vinutí. Tento prudce rostoucí proud primárním vinutím vzbuzuje rychle vzrůstající magnetické pole B(t) ve směru toroidu. Podle Faradayova zákona elektromagnetické indukce se uvnitř trubice podél toroidu bude indukovat elektromotorické napětí Utor = -dF/dt = -S.dB/dt, kde F(t) = B.S= Lprim.Iprim je magnetický tok plochou S toroidu. V plynové náplni toroidu se vlivem elektrických sil začnou urychlovat volné elektrony *), které nárazy ionizují plyn (lavinovitý proces). Vznikne elektrický výboj a plasmou bude protékat proud Iplasm = Utor/Rplasm, kde Rplasm je elektrický (ohmický) odpor plasmy. Ionizovaný plyn-plasma v toroidní trubici se začne rychle ohřívat Jouleovým teplem o výkonu P = Rplasm.Iplasm2. Jedná se o ohmický či odporový ohřev indukovaným proudem.
*) V každém plynu se nachází malé množství elektronů a iontů vlivem přírodní radiace. Při použití směsi D+T vzniká velké množství elektronů a iontů vlivem radioaktivity tritia. Při experimentech s neutrálním plynem (např. čistý H) je vhodné počáteční slabou ionizaci iniciovat vstřiknutím elektronů.
   Při dostatečně výkonném napájení primárního vinutí se během několika milisekund plasma v toroidní trubici indukčně ohřeje na teplotu cca 107stupňů. Se vzrůstající teplotou T se zvyšuje stupeň ionizace a klesá elektrický odpor plasmy (Rplasm~T-3/2) - induktivní ohřev již přestává být účinný. V tomto okamžiku pro další potřebné zvýšení teploty musí nastoupit dodatečný ohřev - neinduktivní - z externích zdrojů:
Dodatečný ohřev plasmy - neinduktivní 
Dodatečný neinduktivní ohřev plasmy je možno uskutečnit dvěma základními způsoby:
¨ Elektromagnetickým vlněním vysokých frekvencí - mikrovlnami, které se absorbuje v plasmě, rozkmitává nabité částice a jeho energie se mění na tepelný pohyb elektronů a iontů v plasmě. Používají se frekvence od cca 20 MHz do mnoha GHz. Absorbce elektromag. vln je nejúčinnější tehdy, když jejich frekvence rezonuje s některými vlastními kmity v plasmě. Jedno z takových kmitání je tzv. cyklotronová rotace částic (iontů a elektronů) podél magnetických siločar s (Larmorovou) frekvencí danou nábojem částice, její hmotností a intenzitou magnetického pole. V typickém magnetickém poli tokamaku cca 4-8T mají ionty deuteria cyklotronní frekvenci v rozmezí zhruba 20-60MHz. Ohřev plasmy používající mikrovln o frekvenci rotace iontů v magnetickém poli se nazývá ICRH (Ion Cyclotron Resonance Heating). Elektrony, které jsou asi 4000-krát lehčí než ionty deuteria, mají mnohem vyšší cyklotronní frekvence - řádu 100GHz. Metoda ohřevu plasmy používající mikrovln o této vysoké frekvenci rotace elektronů v magnetickém poli se nazývá ECRH (Electron Cyclotron Resonance Heating). Zvláště účinný je ohřev mikrovlnami cca 70-200 GHz buzenými v gyrotronech (jejich princip je popsán v §1.5, pasáž "Vysokofrekvenční generátory"). Používají se též tzv. hybridní frekvence vznikající kombinací (geometrickým průměrem) cyklotronní frekvence elektronové a iontové. Jejich hodnoty leží mezi iontovou a elektronovou cyklotronovou frekvencí; níže je zmíněno použití mikrovln tzv. dolní hybridní frekvence pro neinduktivní buzení toroidálního proudu v plasmě. Takovéto radiofrekvenční vlny by se mohly postarat zároveň o dodatečný ohřev plasmy i o generaci elektrického proudu v plasmě pro vytváření poloidálního magnetického pole.
¨ Vstřikováním neutrálních urychlených částic - atomů, které svou kinetickou energii předávají srážkami částicím plasmy a zvyšují tím teplotu. Částice musejí být neutrální, aby je silné magnetické pole v trubici "pustilo" do nitra plasmy. Generovat intenzívní neutrální svazky rychlých atomů není nikterak snadné. Neutrální částice neumíme urychlovat, takže je potřeba urychlovat nejprve nabité ionty (vodíku, deuteria, příp. tritia) v poli vysokého napětí na energie cca 100keV - 1MeV a tyto urychlené ionty pak neutralizovat průchodem plynným prostředím. Z hlediska neutralizace se jeví výhodnější urychlování záporných iontů, které se při průchodu plynným prostředím snadněji neutralizují (strip-interakcí odtržení elektronů). Perspektivní se jeví i použití urychlených těžkých iontů (zkoušely se např. ionty cesia).
 
  Po dosažení zápalné termonukleární teploty (min. 108°C) část energie uvolňované fúzními reakcemi plasmu dále ohřívá - dochází k "samoohřevu" a termonukleární fúze již může pokračovat "sama". Fúzní reakce je schopna si udržovat potřebnou teplotu, pokud fúzí uvolněný výkon pokryje samoohřev a ztráty energie. Po dosažení této "hořící plasmy" může být externí ohřev snížen nebo vypnut.
   
Pokud je primární vinutí "transformátoru" tokamaku připojeno ke zdroji stejnosměrného napětí, magnetický tok v jádře se brzy nasytí, elektromagnetická indukce vymizí a proud plasmou ustane - poloidní pole vymizí a plasma začne unikat ze středu trubice směrem ke stěnám. Tento problém lze řešit dvěma způsoby:
1. Rychlým přepólováním napájení primárního vinutí, čímž se indukce obnoví v opačném směru.
2. Aplikací vysokofrekvenčního elektromagnetického vlnění frekvence několika GHz (cca 2-5GHz) v tečném směru do plasmy. Při vhodné synchronizaci budou elektrony urychlovány - "vlečeny" - na čele vlny (podobně jako je tomu v lineárním urychlovači - LINACu), čímž vzniká elektrický proud v toroidálním směru, generující potřebné poloidální magnetické pole. Tento způsob neinduktivního buzení proudu v plasmatu pomocí mikrovlnného záření se někdy označuje jako LHCD (Lower Hybrid Current Drive); název souvisí s použitím tzv. dolní hybridní frekvence ležící mezi výše zmíněnou iontovou a elektronovou cyklotronovou frekvencí (ICRH, ECRH - je jejich geometrickým průměrem). Při této frekvenci bude složka elektrického pole, paralelní k magnetickému poli, urychlovat elektrony pohybující se podél siločar.
   Kromě toho se může uplatňovat i tzv. bootstrap curent: Vlivem proměnné hustoty plasmatu se automaticky generuje proud v toroidálním směru, který může přispívat k vytváření poloidálního pole. Je to vnitřní proces, který probíhá samovolně bez vnějšího buzení.
   Po proběhnutí termonukleární reakce se odčerpají částice zbylé po reakci (hélium, zbylé D a T, nečistoty vzniklé působením plasmy na stěny trubice) pomocí divertoru, umístěného po obvodu ve spodní části trubice. Zařízení je pak připravené k dalšímu cyklu. V případě kontinuálního provozu je nutno zajistit průběžné odvádění zplodin reakce.
   Divertor - "čistič" plasmy - sestává ze sběrných desek, které zachycují atomy hélia, nespáleného vodíku i nečistot uvolňovaných ze stěn trubice (popř. pronikajících netěsnostmi do vakuové trubice). Základní toroidální magnetické pole je přitom modifikováno tak, aby magnetické siločáry na vnějším okraji plasmového prstence nasměrovaly částice plasmy do oblasti divertoru. Ionty se zde zachycují na sběrných deskách a rekombinací se mění na neutrální atomy. Takto vzniklý plyn je z oblasti divertoru odsáván výkonnými vývěvami a odváděn (je to jakýsi "výfukový plyn" z reaktoru). Odvedené atomy nespáleného vodíkového paliva se separují od héliového "popela" a nečistot a mohou být znovu použity pro fúzi. Divertor je značně tepelně namáhaný a musí být intenzivně chlazen. U velkých tokamaků s vhodně tvarovaným magnetickým polem může být tepelné a radiační namáhání sníženo díky poměrně dlouhé dráze částic "odpadní" plasmy z okraje plasmového prstence do oblasti divertoru; plasma stačí vychladnout natolik, že elektrony a ionty rekombinují do neutrálních atomů ještě předtím, než dosáhnou povrchu sběrných desek.
   Část fúzí uvolněné energie zahřívá stěny trubice a divertor (odvádí se chladivem), většina je odnášena vysokoenergetickými neutrony, které nejsou zachycovány magnetickým polem ani stěnou trubice, ale až obálkou reaktoru - blanket - z materiálu obsahující berylium, chlazeného vodou. Místo berylia se zde perspektivním jeví použití lithia 6,7Li, které by nebylo pouze absorbátorem neutronů, ale absorbcí neutronů by se lithium měnilo na tritium *) (jak bylo výše diskutováno), čímž by bylo možné v uzavřeném okruhu získávat i spalovat neobtížněji dosažitelnou (a navíc radioaktivní) složku paliva - tritium Tş3H1 (obr.1.3.8 vpravo).
*) Dostatečné množství tritia je možno získat kaskádou dvou reakcí: 1. Neutron zasáhne jádro lithia 7, čímž vznikne iont tritia a neutron (endotermická reakce); 2. Tento sekundární neutron narazí do jádra isotopu lithia 6 a vyrobí druhý iont tritia. Všechno toto tritium je potřeba s vysokou účinností sesbírat a zavést jej do plasmatu v reakční trubici. Pro blanket tokamaku by vhodným materiálem mohla být eutektická slitina LiPb lithia s olovem.
   Z hlediska energetického využití je důležitá energetická výtěžnost Q, což je poměr energie získané z fúze ku energii kterou je potřeba dodat k buzení magnetických polí a vytvoření vysokoteplotní plasmy:
         Q = [termojaderný výkon]/[vnější příkon pro vytvoření a udržení plasmy]  .
U dřívějších menších experimentálních tokamaků, pokud vůbec dosáhly fúze, byla energetická výtěžnost velmi nízká, Q<0,01. Novější velké přístroje dosahují již výtěžnost cca 0,6 (JET). Pro praktické využití v energetice je potřeba podstatně překročit hranici rentability - Q
>>1; plánovaný ITER by měl mít Q»10.

Konstrukční vývoj tokamaků
Konstrukční uspořádání tokamaků od jejich vzniku prošlo řadou technických úprav a zdokonalení. Např. průřez toroidní trubice s plasmou již není kruhový či eliptický, ale jako výhodnější se ukázal příčný průřez tvaru podobného písmenu "
D", s rovnou částí přiléhající k centrálnímu elektromagnetu; tento tvar lépe kopíruje skutečnou konfiguraci ploch konstantního magnetického toku v poloidálním průřezu trubice, který se ustaví v důsledu magnetohydrodynamických procesů. Do dolní části komory jsou po obvodu rozmístěny sběrné desky divertoru pro zachycení a odvod zplodin reakce a nežádoucích nečistot. Dřívější manuální ovládání tokamaků bylo nahrazeno plně elektronickou regulací všech fází cyklu, s využitím počítačového řízení a simulací.
   Pracuje se rovněž na možnosti nahradit dosavadní pulsní režim kontinuálním režimem: do reakční trubice, v níž by byla trvale udržována vysokoteplotní plasma, by se přivádělo deuterium a tritium *), vznikající ionty hélia by byly vhodně aplikovaným magnetickým polem separovány, zachycovány v divertoru a odváděny ven. Podmínkou kontinuálního provozu ovšem jsou supravodivé elektromagnety, neboť klasické měděné cívky umožňují udržet fúzní reakci po dobu pouze několika sekund, aniž by se přehřály. Uvažuje se i o možnostech využití jiných reakcí než D+T, které by však většinou vyžadovaly ještě vyšší teplotu plasmy
(je diskutováno níže).
*) Doplňování vodíkového paliva dovnitř prstence horkého plasmatu v kontinuálním režimu naráží na technické obtíže. Při normálním napouštení atomů se vlivem vysokých teplot v trubici atomy rychle ionizují a k potřebnému proniknutí do středu trubice jim zabrání silné magnetické pole. Vodíkové palivo musí být proto vstřikováno vysokou rychlostí několika km/s buď ve formě plynu, nebo malých kapslí zmrazeného vodíku (které mohou před svým odpařením dosáhnout středovou oblast horkého plasmatu).
   Vysoké technické nároky jsou kladeny na materiál stěny pracovní toroidní trubice:
¨ Vysoká mechanická pevnost;
¨ Vysoká tepelná odolonost (>1000°C), včetně odolnosti k rychlým teplotním změnám, dobrá tepelná vodivost a možnost chlazení;
¨ Vysoká radiační odolnost, zvláště vůči intenzívnímu toku neutronů (energie 14MeV), jakož i nízký účinný průřez pro jaderné reakce způsobující aktivaci (vznik radioaktivních prvků v materiálu);
¨ Z materiálu vnitřní stěny by se neměly uvolňovat plyny, které by mohly porušovat vakuum uvnitř trubice, znečišťovat plasma a porušovat podmínky pro správný průběh fúze.
   Používají se speciální kompozitní materiály na bázi wolframu, uhlíku, berylia, se speciálním povlakem vnitřní stěny, která přichází do přímého styku s horkým plasmatem. Vnitřní stěna může být pokryta grafitem, s příp. povlakem berylia.
   Dosud největším pracujícím tokamakem je zařízení JET (Joint European Torus), vybudované ve spolupráci několika evropských zemí v Abingdonu (
Oxfordshire) ve Velké Británii, s hlavním poloměrem toroidní trubice 2,96 m. Je schopen produkovat termojaderný výkon 4 MW po dobu 4 sekund, s účinností Q»0,62.
Pozn.: U nás v Ústavu fyziky plasmatu akademie věd pracuje malý experimentální tokamak CASTOR (zkratka Czechoslovak Academy of Sciences TORus; byl vyroben ve spolupráci s odborníky ze SSSR) o poloměru trubice 40 cm.
   V současné době je připravován projekt nového podstatně většího a dokonalejšího tokamaku ITER (International Thermonuclear Experimental Reactor *), ve spolupráci Evropské unie a několika ekonomicky nejsilnějších států světa, který bude mít více než dvojnásobný průměr toriodní komory (6,2 m). Po obvodu pracovní toroidní komory bude rozmístěno více než 20 výkonných mikrovlnných generátorů - gyrotronů
(popsaných v §1.5, pasáž "Vysokofrekvenční generátory"), zajišťujících dodatečný neinduktivní ohřev deuterium-tritiové plasmy.
   Všechny elektromagnety budou supravodivé
(fyzikální principy supravodivých magnetů jsou stručně rozebírány v §1.5, část "Elektromagnety v urychlovačích", pasáž "Supravodivé elektromagnety"), což podstatně sníží spotřebu elektrické energie na buzení magnetického pole. Tento termonukleární reaktor proto bude již mít kladný energetický výtěžek - bude schopen uvolňovat větší energii, než je energie dodaná (Q»10). Bude zde též řešena výše uvedená technologie výroby tritia z lithia (reakcí s fúzními neutrony, jak bylo výše popsáno) v uzavřeném cyklu.
*) Jeden z latinských významů slova iter je cesta - věříme, že to bude ta správná cesta pro technologické zvládnutí termojaderné energie...

Obtíže a perspektivy termonukleární fúze
V 60.-70. letech, kdy se dosahovalo řady úspěchů při zdokonalování tokamaků, vládl všeobecný optimismus. Většina jaderných fyziků byla přesvědčena, že termonukleární fúze bude úspěšně zvládnuta a technicky využívána do konce 20.století.
Sám si vzpomínám jako student Matematicko-fyzikální fakulty v 70.letech, že naši profesoři i my studenti jsme tehdy byli přesvědčeni, že po roce 2000 budou "zastaralé štěpné jaderné reaktory" odstaveny a energie v elektrárnách bude získávána v termonukleárních fúzních reaktorech.
   Další experimenty, při snaze o delší udržení dostatečně horké a husté plasmy pro termonukleární fúzi, však začaly narážet na závažné obtíže. Jedním z hlavních problémů je nestabilita plasmy - její kmitání a turbulence, vedoucí k příliš vysoké difuzi tepla v plasmě a tím k velkým energetickým ztrátám, zkracujícím dobu udržení tepelné energie uvnitř plasmy.

Zjednodušeně řečeno, plasma "nemá chuť nás poslouchat": čím žhavější plasma vytvoříme a čím silněji jej stlačujeme, tím více se "brání" našim snahám jej udržet; najde si způsob jak se "rozprsknout" do stran.
Dobu udržení tepelné energie uvnitř plasmy lze zvýšit v zásadě dvěma způsoby: 

   Závažné technické problémy, které se mohou postavit do cesty energetickému využití termonukleární fúze, jsou spojeny s tepelným a radiačním namáháním stěn toroidní trubice tokamaku (zvláště velmi silným tokem neutronů) a obklopujícího blanketu, jejich chlazením a přenosem uvolňovaného tepla do elektrického generátoru (bez páry to bohužel zatím nepůjde...). Vlastní zažehnutí termonukleární reakce možná představuje tu snažší část celého problému energetického využití! Nemáme zatím materiály schopné dloudobě odolávat vysokým teplotám a intenzívnímu bombardování vysokoenergetickými jadernými částicemi (subatomární namáhání); všechny dosud známé materiály za takových podmínek zkřehnou, rozrušují a odpařují se a ztrácejí potřebné mechanické vlastnosti. Bude potřeba vytvořit nové materiály s podstatně zdokonalenými tepelnými, mechanickými a radiačními vlastnostmi. Uvažuje se o novém technickém řešení kapalného blanketu, kdy pevné materiály blanketu, obepínajícího fúzní komoru, by byly nahrazeny tekutými materiály (s obsahem lithia), které by cirkulovaly a tím dobře přenášely teplo, účinně chladily komoru a dalo by se z nich separovat potřebné tritium.
  Magnetické pole v tokamaku musí být vytvářeno v supravodivých elektromagnetech (fyzikální principy supravodivých magnetů jsou stručně rozebírány v §1.5, část "Elektromagnety v urychlovačích", pasáž "Supravodivé elektromagnety"). Příslušné kryogenní systémy, pracující při teplotách blízkých absolutní nuly, se nacházejí v těsné blízkosti plasmy zahřáté na stamiliony stupňů! Kromě toho neutrony nepříznivě ovlivňují supravodivé materiály cívek. Jak tepelně-radiačně izolovat tyto nejnižší a nejvyšší teploty, jaké si dovedeme představit?
   Zásadním problémem u D-T fúze může být získávání tritia
3H, které je, na rozdíl od deuteria, v přírodě velmi vzácné (neumíme zatím vytvořit podmínky pro fúzi samotného deuteria nebo další reakce zmíněné níže). Uvedli jsme jaderné reakce, které umožňují aby si termonukleární reaktor sám "vyráběl" potřebné tritium - D-T(-Li) cyklus. Uvnitř obálky (blanketu) reakční trubice či nádoby budou kanálky s lithiem, které budou zachycovat neutrony a vytvářet hélium a potřebné tritium, odváděné kanálky a po separaci vstřikované zpět do reakčního prostoru (obr.1.3.8 vpravo). V každé fúzní reakci se spotřebuje jedno jádro tritia a vznikne jeden neutron. Každý neutron vylétající z reakční trubice musí vyrobit aspoň jedno jádro tritia - jinak se systém záhy dostane do tritiového deficitu (spotřebuje více tritia než si ho vyrobí) a D+T fúzi nebude možno dále udržovat. To je možno dosáhnout jedině přes sérii dvou reakcí: V první reakci neutron zasáhne jádro 7Li za vzniku jak tritia, tak vylétajícího neutronu (je to mírně endotermická reakce). Uvolněný sekundární neutron při svém letu v blanketu pak zasáhne jádro 6Li a vyrobí druhé jádro tritia (+ hélium; je to exotermická reakce). Všechno takto vzniklé tritium je nutno s téměř 100% účinností sebrat a znova vložit do reakce. Spolu se skutečností, že ne všechny neutrony se budou účastnit požadovaných reakcí (část jich vždy unikne nebo se pohltí jinak), je to obtížně řešitelný problém.
   K řešení řady problémů přispěly již experimenty na dřívějších tokamacích, především na JET. Mnoho se očekává od připravovaného projektu ITER, který by snad mohl být dokončen kolem r.2020 v jižní Francii a experimentální stádium by mohlo trvat min. 20 let. Na něj by měl navazovat tokamak DEMO a pak energetické termonukleární reaktory. Nedojde-li tedy k nějakému šťastnému obratu (nalezení nových výhodných technických řešení), lze začátek energetického využívání termonukleární fúze očekávat v nejlepším případě až v druhé polovině 21.století.

   Druhá základní zkoumaná cesta, inerciální fúze, je zatím v ještě ranějším stádiu rozpracovanosti než tokamaky. Místo rychlého sledu fúzí se zatím dělají experimenty s jednotlivými pracně a nákladně připravenými kapslemi D+T paliva. Dokud nebude zvládnuta rutinní výroba levných palivových kapslí, nemůže inerciální fúze konkurovat tokamakům.
Alternativní možnosti uskutečnění jaderné fúze 
Elektrické urychlení a udržení plasmy - fusory 
Kromě zahřátí jaderného paliva na velmi vysokou teplotu lze lehká jádra k uskutečnění jejich fúze urychlit i použitím elektrického pole. Určitou výhodou tohoto způsobu je, že kromě urychlení jader nasměruje jejich pohyb, takže místo náhodného pohybu při tepelných srážkách zde dochází k cíleným srážkám jader "proti sobě". Při usměrnění chaotického pohybu částic paliva nemusíme dosahovat tak velkých energií~teplot jako u tokamaků, vystačíme s menšími a jednoduššími přístroji. Zařízení, které využívá elektrické pole pro urychlení a srážení iontů za podmínek vhodných pro jadernou fúzi, se nazývá fusor. První protyp fusoru zkonstruovali v r.1964-67 P.T.Fransworth a R.L.Hirsh. Fusor je v podstatě velká vakuová elektronka se dvěma kulovými soustřednými elektrodami zhotovenými z drátěné síťky, katoda je uvnitř anody. Do baňky se napustí řídká směs paliva (D+T). Napětí mezi vnější a vnitřní elektrodou způsobí ionizaci a pak urychluje a zároveň usměrňuje pohyb iontů paliva směrem do středu. Urychlené ionty ze všech stran prolétají drátěnou mřížkou katody a ve středu se srážejí, což může způsobovat fúzi jader netermálním způsobem. Dochází zde k inerciálnímu elektrostatickému udržení plasmy (IEC
- inertial electrostatic confinement).
   Určité problémy u fusorů způsobuje vnitřní elektroda (katoda), na jejichž drátech končí značná část iontů a vlivem ostřelování těmito rychlými částicemi materiál elektrody rychle degraduje. Zdokonalená varianta fusorů se nazývá polywell
(název vznikl jako zkratka řec. polyhedron=mnohostěn a angl. well=studna,jáma - zde potenciálová jáma). Nemá vnitřní kovovou elektrodu, místo ní je aplikováno silné magnetické pole pomocí supravodivých cívek uspořádaných do mnohostěnu, nejčastěji 6 cívek uspořádaných jako stěny krychle. V osách cívek jsou umístěny elektronové trysky, mezi cívky a trysky se přivede vysoké napětí. Z elektronových trysek vylétají elektrony směrem do středu, kde jsou zachyceny magnetickým polem. Vzniklý oblak elektronů se záporným nábojem ve středu tvoří jakousi "virtuální katodu", která přitahuje kladné ionty. Tato jádra se v elektrickém poli mezi cívkami a virtuální katodou urychlují a ve středu se srážejí, s možností vzájemné fúze.
   Zatím se nepodařilo zkonstruovat fusorové zařízení tak, aby jadernou fúzí dodávalo více energie než spotřebuje, či se k této metě aspoň částečně přiblížilo. Fusory se však uplatnily jako vhodné laboratorní zdroje neutronů
(srov. §1.5, pasáž "Neutronové generátory").
Mionová katalýza jaderné fúze 
Určitou fyzikální možností, jak snížit odpudivou elektrickou sílu jader a umožnit tím fúzi za nižších teplot
(s nadsázkou "studenou fúzi"), by snad mohlo být využití mionů m- (§1.5, část "Elementární částice a jejich vlastnosti"). Záporné miony se kromě hmotnosti a nestálosti neliší od elektronů, takže je mohou nahradit v elektronových obalech atomů. Vznikají tím tzv. mesoatomy (miony se dříve nazývaly mí-mesony). Mesoatom vodíku představuje vázaný systém (p+m-), v nemž elektron v atomu vodíku (deuteria, tritia) je nahrazen mionem; navenek je elektricky neutrální. Mion je 207´ hmotnější než elektron, takže obíhá na mnohem bližší orbitě kolem jádra deuteria - tím lépe odstiňuje elektrostatické odpuzování vůči jinému jádru vodíku. Rozměr takových mesoatomů bude mnohem menší než u atomů (1000-krát menší než atom vodíku) a jádra se k sobě mohou více přiblížit, což by vedlo (v koprodukci s tunelovým jevem) ke zvýšené pravděpodobnosti sloučení dvou jejich jader i při nižších teplotách. Po fúzi se mion uvolní a může vstoupit do dalšího mesoatomu a katalyzovat další reakce.
   Kdyby miony byly stabilní částice, nebo aspoň s dobou života řádu milisekund, byla by mionová katalýza velmi slibnou možností uskutečnění nízkoteplotní nukleární fúze. Mion se však rozpadá za několik mikrosekund (
poločas 2,2.10-6s), takže za svého krátkého života může stačit katalyzovat jen několik málo fúzních reakcí (zhruba 5). Kromě toho se část mionů může zachycovat na jádrech hélia vznikajícího při syntéze a ztrácet se tak z katalytického oběhu. Miony se musejí poměrně složitě a energeticky náročně vyrábět v urychlovači. Za této situace energie potřebná na výrobu mionů by mnohonásobně převyšovala energii vytěženou při fúzi. Možnost energetického využití mionové katalýzy jaderné fúze je v praxi zatím nerealizovatelná!
Pozn.: K možnostem opravdu "studené" fúze za pokojové teploty (např. katalyzované v krystalické mřížce paladiových elektrod, jak se o to chemikové neúspěšně pokoušeli v r.1989) se prakticky všichni odborníci stavějí naprosto skepticky!
Hybridní fúzně-štěpná jaderná energetika? 
Představme si stručně
(podrobnosti zatím neznáme a jsou nyní irelevantní), tak trochu "futurologicky", situaci po úspěšném zvládnutí termonukleární fúze a jejím nasazení v jaderné energetice. Štěpné reaktory v jaderných elektrárnách budou postupně odstavovány a nahrazovány fúzními termonukleárními. Budou štěpné reaktory úplně opuštěny? Je možné, že si štěpné jaderné reakce najdou svou "parketu" vedle fúzních reakcí, nebo spíš obě modality budou spolu koexistovat či dokonce spolupracovat. U řetězové štěpné reakce i u termonukleární fúze D+T hrají podstatnou úlohu neutrony. A právě pro promyšlené "hospodaření" s neutrony by mohlo být užitečné kombinovat výhody a možnosti obou těchto způsobů získávání jaderné energie - konstruovat hybridní fúzní+štěpné jaderné reaktory.
    Obálka tokamaku (či inerciálního fúzního reaktoru) by vedle lithia obsahovala i uran-238 nebo thorium-232; interakcí neutronů by tak vyráběla jak tritium pro termojaderný reaktor, tak plutonium-239 či uran-233, které by se spalovaly řetězovou reakcí v satelitních štěpných reaktorech s pomalými neutrony. Vznikl by tak vzájemně propojený fúzní a štěpný komplex s optimalizovanou bilancí neutronů a vyváženým palivovým cyklem. Z hlediska dlouhodobé perspektivy ekologicky "čisté" jaderné energie bez vysoce radioaktivních jaderných odpadů však toto řešení asi není zcela optimální... Výjimkou by snad mohly být složité hybridní systémy termonukleárně řízených transmutačních reaktorů, ideově podobných výše popsané technologii urychlovačem řízeného reaktoru
ADTT. "Srdcem" systému by byl termonukleární reaktor (jako je tokamak podle obr.1.3.8 vpravo), který by nejen vyráběl energii, ale zároveň by dodával neutrony pro řízení chodu podkriticky pracujícího štěpného reaktoru. Tento reaktor by obsahoval jak štěpné materiály (235U, 239Pu, 233U), tak i 238U či 232Th pro transmutaci na štěpné materiály 239Pu či 233U. Neutrony řízeným štěpením by vyráběl energii a zároveň by neutronově "spaloval" ("likvidoval") nebezpečné radioaktivní odpady - přeměnou radionuklidů s dlouhým poločasem rozpadu na nuklidy stabilní nebo s krátkým poločasem rozpadu (jak bylo diskutováno shora v pasáži "ADTT"). Zvládnutí těchto technologií lze však očekávat až ve vzdálenější budoucnosti...
Další fúzní reakce 
Uvažuje se i o možnostech využití jiných reakcí než D+T, které by však vyžadovaly vyšší teploty, než zatím dovedeme vytvořit. Jedná se především o reakce spalování samotného deuteria (D-D palivový cyklus):
         D + D® 3He + n + 3,3 MeV ,     D + D ® 3H + 1H + 4 MeV .
Deuteria jsou ve vodě prakticky nevyčerpatelné zásoby. Dále by připadaly v úvahu palivové cykly reakcí vodíku a deuteria s lithiem, héliem-3 či bórem-11:
         H + 6Li® 4He + 3He + 4 MeV ,     D + 3He ® 4He + 1H + 18,3 MeV ,     H + 11B ® 3 4He + 8,7 MeV .
Některé z těchto reakcí by byly bezneutronové, což by mělo výhodu pro snadnější převod energie na teplo a elektřinu a v podstatně nižší indukované radioaktivitě materiálů. Některým z těchto alternativních fúzních reakcí bude nepochybně patřit vzdálená budoucnost jaderné energetiky...

Termonukleární fúze: konečné řešení energetického problému lidstva
Úspěšné zvládnutí řízené nukleární fúze otvírá dlouhodobou perspektivu získávání velkého množství jaderné energie bez havárií a bez nebezpečných radioaktivních odpadů

Termonukleární reakce ve hvězdách
To, oč se obtížně a zatím málo úspěšně pokoušíme v našich laboratořích, probíhá v kolosálních měřítcích již miliardy let v přírodě. Mohutný termonukleární reaktor můžeme každý den vidět na obloze! Podle poznatků současné astrofyziky je každá hvězda, včetně našeho Slunce, obrovským termonukleárním reaktorem udržovaným pohromadě vlastní gravitací - gravitační působení snažící se smršťovat hvězdu je vyváženo tlakem způsobeným ohřevem a zářením při termonukleárních reakcích probíhajících v nitru hvězdy (je podrobně rozebíráno v §4.1 "Gravitace a evoluce hvězd", část "Termonukleární reace v nitru hvězd" monografie "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu"). Při vysoké teplotě a vysokém tlaku probíhá termonukleární fúze velmi účinně. Gravitace je též síla, která po dlouhou dobu (několik miliónů až několik miliard let!) udržuje rovnovážný chod termonukleární reakce: pokud se reakce začne zpomalovat a sníží se tlak, gravitace poněkud stlačí nitro hvězdy, tlak a teplota se zvýší a reakce se rozběhne rychleji; pokud se reakce začne naopak příliš zrychlovat, vzroste tlak a proti gravitaci se jádro hvězdy poněkud rozepne, čímž se tlak a teplota sníží a intenzita jaderného slučování poklesne.
   Ve hvězdách, v jejichž nitru je obrovské nahromadění hustě stlačené plasmy, probíhají termonukleární reakce mezi jádry vodíku dostatečně účinně při teplotách
»107 stupňů. V našich pozemských podmínkách malého objemu řídké plasmy jsou však pro efektivní průběh fúzních reakcí bohužel zapotřebí desetkrát vyšší teploty!
   Dokonalá regulační schopnost gravitace pro termonukleární reakce hvězd selhává až v závěrečných stádiích evoluce hvězdy, kdy základní "palivo" (vodík, hélium a další lehčí prvky) je v nitru hvězdy již spotřebováno, rovnováha je porušena, dochází k oscilacím a u hmotných hvězd posléze již nic nemůže zabránit "nukleární sebevraždě" hvězdy: katastrofálnímu gravitačnímu zhroucení do neutronové hvězdy nebo dokonce černé díry, za mohutného výbuchu supernovy - viz kniha "
Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu", kapitola 4. "Černé díry". Výbuch supernovy lze považovat za největší "jadernou haváriii" ve vesmíru.


Možnosti získávání energie z hmoty
Na závěr této kapitoly o jaderných reakcích a možnostech jejich energetického využití si zhruba porovnáme účinnosti jednotlivých způsobů získávání energie z hmoty. Tuto účinnost můžeme porovnat s ideální situací přeměny veškeré hmoty m na energii podle Einsteinova vztahu E = m.c
2, které přiřadíme účinnost 100%. Základní způsoby získávání energie z hmoty budou z tohoto hlediska vypadat přibližně takto (číselné hodnoty jsou zaokrouhleny):

reálně dostupné ß     ® sci-fi
chemické reakce (hoření) štěpení těžkých jader syntéza lehkých jader gravitace (rotující černá díra) anihilace elektronů a pozitronů
0,000 000 01 % 0,1 % 1 % max. 42 % 100 %

Při chemických reakcích (hoření) se uvolňuje část elektrické vazbové energie obalových elektronů v atomech; tato energie valenčních elektronů je poměrně malá, avšak je snadno dosažitelná běžnými prostředky v přírodě. Při jaderných reakcích (štěpení těžkých jader a slučování lehkých jadeer) se uvolňuje část vazbové energie silné interakce nukleonů v jádrech. Při využití gravitace se může uvolňovat část gravitační vazbové energie hmoty v poli velmi hmotného kompaktního objektu (černé díry); takové objekty však nemáme k dispozici v blízkém vesmíru. Stejně tak nemáme k dispozici antihmotu.
   Dosud jsou prakticky využívány jen první dvě položky v tabulce, jaderná syntéza bude snad využívána v relativně brzké době (řádově několik desetiletí). Na využití relativistické gravitační energie hmoty kolabující do černé díry, která je mohutným zdrojem energie v kvasarech, není naděje v dohledné budoucnosti
(viz §4.8 "Astrofyzikální význam černých děr" v knize "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu"). Totéž pravděpodobně platí i o poslední položce - anihilaci (viz příslušnou diskusi v pasáži "Antičástice - antiatomy - antihmota - antisvěty" v §1.5 "Elementární částice").

Energie - život - společnost - malé zamyšlení nad spotřebou energie
Fungování veškerého života je podmíněno přeměnami energie prostřednictvím složitých chemických reakcí
(viz např. §5.2, část "Buňky - základní jednotky živých organismů"). Člověk je však jediným tvorem na naší planetě, který kromě energie jejímž zdrojem je potrava, cílevědomě využívá i energie z jiných vnějších zdrojů. V dřívějších dobách, před érou technického rozvoje, to bylo využívání tepelné energie z ohně, v němž se spalovalo především dřevo, v malé míře pak energie vody a větru (vodní či větrné mlýny). Spotřeba energie byla malá a byla čerpána ze zdrojů přírodou neustále obnovaných (snad s výjimkou nepromyšleného kácení lesů); k této obnově stačí pranepatrná část energie slunečního záření, přeměněná fotosyntézou rostlin. S rozvojem techniky (zhruba od 19.století) naše spotřeba energie postupně vzrůstala a musela již být čerpána především z fosilních paliv - uhlí, ropy, zemního plynu. Tato paliva, v nichž se za dlouhá období nashromáždila část energie ze slunečního záření, převedená a konzervovaná do chemické formy, se spalováním dají snadno měnit na energii tepelnou a tu pak dále poměrně jednoduše na energii mechanickou a elektrickou. Fosilní paliva se však již neobnovují (aspoň ne v našem časovém horizontu), jejich zásoba není neomezená a hrozí jejich vyčerpání. Kromě toho značná část energie zůstává nevyužita, z důvodu nedokonalosti používaných technologií i z principiálních omezení daných zákony termodynamiky. Dále, při spalování těchto paliv vzniká řada nežádoucích a škodlivých vedlejších produktů *). A konečně vyvstává otázka, zda spalování neobnovitelných fosilních materiálů je rozumné počínání, zda by nebylo vhodnější tyto látky šetřit a využívat je jako chemických surovin.
*) Z globálního hlediska jde o zvyšování obsahu oxidu uhličitého v ovzduší a s tím související zvyšování teploty zemského povrchu ("skleníkový efekt"). Při hoření fosilních paliv dále uniká do ovzduší mnoho toxických a škodlivých látek, kysele reagující zplodiny hoření, oxidy síry a dusíku, sloučeniny těžkých kovů atd., což může mít řadu negativních následků pro přírodu i lidské zdraví.
Není všeobecně známo, že klasická elektrárna na fosilní paliva navíc zamořuje životní prostředí i radioaktivitou (uvolňování přírodních radionuklidů uranu, radonu a dalších do ovzduší), a to mnohem více než správně fungující jaderná elektrárna! Při spalování uhlí se do ovzduší dostávají přírodní radionuklidy, především radon
222Rn T1/2=3,8dne), polonium 210Po (T1/2=138dní) a olovo 210Pb (T1//2=22let), které se ve větších hloubkách hromadí v důsledku rozpadu primárních přírodních radionuklidů uranu a thoria.
Ostatně, k podobným jevům dochází i při sopečné činnosti: ve vyvrhovaných oblacích sopečného kouře a prachu je obsaženo značné množství radionuklidů radonu, polonia-210, olova-210 z velkých podzemních hloubek. Velký sopečný výbuch lze tak s trochou nadsázky považovat i za "přírodní radiační havárii", při níž je rozsah radioaktivní kontaminace životního prostředí srovnatelný s havárií jaderného reaktoru (isotopové složení a poločasy rozpadu kontaminantů jsou ovšem zcela odlišné).
   Vysoké tempo čerpání energie z vnějších zdrojů přitom dnes podmiňuje veškerou naši hospodářskou činnost a rozvoj lidské civilizace. I náš nynější způsob života, značně závislý na využívání techniky. Lze očekávat, že spotřeba energie dále poroste, jak se na Zemi bude zvětšovat počet obyvatel, kteří budou požadovat stále vyšší životní úroveň. Největší část energie ve světovém měřítku, více než 80%, je čerpána z fosilních paliv, což vedle rizika jejich vyčerpání vede k významnému zamořování životního prostředí škodlivými zplodinami. Jen malá část (cca 7%) energie pochází z přírodně obnovujících se zdrojů - hydroelektrických a větrných, sluneční energie tepelná či fotovoltaická, biomasa a pod. Jaderná energie ze štěpných reaktorů pokrývá v současné době asi 8% celosvětové spotřeby energie.
   Na rizika a naděje těchto jednotlivých druhů energetiky se setkáváme s nejrůznějšími, často protichůdnými názory. U spalování fosilních paliv se již nyní asi všichni shodují, že to není perspektivní cesta trvale udržitelného rozvoje. Význam přírodně obnovitelných zdrojů se někdy přeceňuje. Zatím nedisponujeme dostatečně účinnou a cenově přístupnou technologií přímé přeměny slunečního světla na elektrickou energii. Zmíněné alternativní zdroje jako jsou hydro- a větrné elektrárny, nebo tepelný ohřev slunečním zářením, mohou být sice užitečným a vítaným řešením na místní úrovni, ale z globálního hlediska jsou to jen pomocné a okrajové zdroje.
   Největší a nejbouřlivější názorové rozpory se objevují u energetiky jaderné. Zde je třeba si uvědomit, že každá lidská činnost má za určitých okolností své výhody i nevýhody či rizika. To se týká i energetiky jaderné. Pro ojektivní posouzení je však třeba tyto výhody i rizika posuzovat ve srovnání s výhodami a nevýhodami ostatních, nejaderných, zdrojů energie. V laické veřejnosti toto často nebývá reflektováno, pod tlakem emocionálních přístupů, ne vždy dostatečně podložených informovaností
(či dokonce záměrného zkreslování faktů některými skupinami). Výhody a rizika energie ze štěpných jaderných reaktorů, kde je palivem uran *), byly podrobně rozebírány výše v části "Jaderné reaktory". Byly tam též ukázány některé nové a snad perspektivní technologie, umožňující zpracovávat dosud nevyužitelné materiály (uran 238, thorium), jakož i přepracovávat jaderný odpad a snižovat jeho nebezpečnost (rychlé "množivé" reaktory, transmutační technologie jako je ADTT). Realizace těchto technologií by i ze štěpných jaderných reaktorů mohla udělat rozumnou alternativu klasických paliv na mnoho desítiletí.
*) I těžké přírodní prvky, uran a thorium, lze v jistém smyslu považovat za "fosilní" paliva: do jader těchto prvků byla před více než 5 miliardami let endotermickými reakcemi "uložena" maličká část energie při výbuchu supernovy, z jejichž zplodin vznikla naše sluneční soustava. Tuto energii teď při štěpení jader čerpáme. Jiná je situace u lehkých prvků, vodíku+deuteria pocházejících ze samotného počátku vesmíru, kde jejich fúzí na hélium uvolňujeme "novou" energii, podobně jako to dělají hvězdy.
   Skutečně perspektivním a dlouhodobým řešením však bude teprve řízená fúze atomových jader, termojaderná energie
(podrobně rozebíraná výše v části "Slučování atomových jader. Termojaderné reakce."). Účinnost využití paliva při jadérné fúzi je asi 100-milionkrát vyšší než u chemických reakcí (jako je hoření). Pro získávání energie tímto nejefektivnějším dostupným způsobem je na Zemi dostatek paliva, takže tento zdroj by mohl poskytovat téměř neomezené množství energie i do vzdálenější budoucnosti. Přitom tento způsob není spojen prakticky s žádným rizikem havárie, ohrožení zdraví či významným vznikem nežádoucího radioaktivního odpadu. Naději na začátek jejího využívání v současné době ohadujeme na polovinu 21.století.
   Zamysleme se ještě nad pohledem z opačné strany, nad šetřením energie - "nejlevnější energie je ušetřená energie". K šetření energií vede více cest. Z technického hlediska je to zavádění modernějších a efektivnějších technologií. Příkladem jsou mikroelektronická zařízení s malou elektrickou spotřebou, nahrazující dřívější stroje a přístroje s mnohonásobně větším příkonem, nebo dokonalejší tepelné izolace, optimalizace technogických procesů atd.
   Ke snížení spotřeby energie by také významně mohlo přispět, kdybychom zrevidovali nynější výraznou orientaci na konzumní způsob života a přehodnotili stupnici našich životních hodnot. Potřebujeme opravdu co 2 roky kupovat nový typ luxusního automobilu či velkoformátového televizoru, obměňovat nábytek podle poslední reklamy, budovat honosné vily za mnoho miliónů s velkými halami a množstvím nevyužitých pokojů, s bazény na rozsáhlých pozemcích? Rozhazovat miliony pro prchavé "požitky" a falešný pocit "prestiže" a "nadřazenosti"? Podobným způsobem se chovají i organizace a firmy, pojišťovny, banky se svými výstavnými budovami s přepychově vybavenými pracovnami a kancelářemi. Vidíme často kolosální plýtvání materiálem i energií, "rozežírání" které příroda nemůže dlouhodobě unést. Situce by se změnila, pokud by lidé dospěli k poznání, že než ono konzumní "mít" nám větší radost a trvalejší uspokojení přináší zážitek z krásné neporušené přírody, z poznávání nových věcí v přírodě a vesmíru, z uměleckého díla, z přátelského soužití s našimi bližními. Než honba za konzumními "statky", za které draze platíme "svou duší"!
   Na co by nám ale energie rozhodně neměla chybět, jsou globální projekty všelidského významu. To, co by skutečně pozvedlo naši úroveň nejen materiální, ale hlavně kulturní a vzdělanostní - poznávání zákonitostí a jevů v přírodě a vesmíru, zlepšení našeho zdraví, harmonický rozvoj společnosti a zlepšení života i v dosud chudých oblastech
(ovšem nikoli jen dovozem spotřebního zboží!). A na to, co by možná v budoucnu dokonce mohlo zachránit lidstvo - např. před pádem asteroidu, smrtícím zábleskem kosmického záření a jinými hrozbami (viz §1.6, pasáž "Biologický význam kosmického záření", nebo pasáž "Astrofyzika a kosmologie: - lidská beznaděj?" v §5.6 knihy "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu").

1.2. Radioaktivita   1.4. Radionuklidy

Zpět: Jaderná fyzika a fyzika ionizujícího záření
Jaderná a radiační fyzika Detekce a spektrometrie záření Aplikace záření
S c i n t i g r a f i e Počítačové vyhodnocování scintigrafie Radiační ochrana
Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu   |  Antropický princip aneb kosmický Bůh
AstroNuklFyzika ® Jaderná fyzika - Astrofyzika - Kosmologie - Filosofie

Vojtěch Ullmann