Kernfusion
Deuterium und Tritium verschmelzen zu einem Heliumkern unter Freisetzung eines Neutrons. Diese Fusionsreaktion ist sowohl die Ursache für die Zerstörungswirkung von Wasserstoffbomben als auch ein Kandidat für die Stromerzeugung der Zukunft (siehe Kernfusionsreaktor).
Die Kernfusion ist eine Kernreaktion, bei der zwei Atomkerne zu einem neuen Kern verschmelzen. Die Kernfusion ist Ursache dafür, dass die Sonne und alle leuchtenden Sterne Energie abstrahlen.
Von entscheidender Bedeutung für das Zustandekommen einer Fusion ist der Wirkungsquerschnitt, das Maß für die Wahrscheinlichkeit, dass die zusammenstoßenden Kerne miteinander reagieren. Ausreichend groß ist der Wirkungsquerschnitt meist nur dann, wenn die beiden Kerne mit hoher Energie aufeinander prallen. Die ist nötig, um die Coulombbarriere, die elektrische Abstoßung zwischen den positiv geladenen Kernen, zu erklimmen und ihr schmales Maximum zu durchtunneln. Jenseits des Maximums, bei einem Abstand von nur noch etwa 10−15 m, überwiegt die Anziehung durch die starke Wechselwirkung, die Kerne haben fusioniert.
Fusionsreaktionen können exotherm (Energie abgebend) oder endotherm (Energie aufnehmend) sein. Exotherme Fusionsreaktionen können die hohen Temperaturen aufrechterhalten, die nötig sind, damit thermische Energien zu weiteren Fusionsreaktionen führen. Solche thermonuklearen Prozesse laufen in Fusionsbomben unter extremem Druck ab und sollen in Zukunft der Stromerzeugung in Fusionsreaktoren dienen. Kettenreaktionen sind mit Fusionsreaktionen nicht möglich.
Erforschung der Kernfusion
Schon die erste beobachtete Kernreaktion war eine (endotherme) Fusionsreaktion. Sie wurde – lange vor der Kernspaltung – durch Ernest Rutherford im Jahre 1917 bei Experimenten mit Alphateilchen entdeckt. Es zeigten sich Protonen relativ hoher Energie, die nur auftraten, wenn das bestrahlte Gas Stickstoff enthielt.[1] Diese Kernreaktion heißt in heutiger Schreibweise 14N(α,p)17O oder, ausführlich geschrieben:
- $ {}^{14}\mathrm {N} +{}^{4}\mathrm {He} \,\rightarrow \,{}^{17}\mathrm {O} +{}^{1}\mathrm {H} -1,2\,\mathrm {MeV} $
Diese Umwandlung von Stickstoff in Sauerstoff stand, wie der Alphazerfall selbst, im Widerspruch zur klassischen Theorie, nach der die Coulombbarriere nur mit ausreichend Energie überwunden werden kann. Es dauerte bis zum Jahr 1928, bis George Gamow solche Vorgänge auf Basis der neuen Quantenmechanik mit dem „Tunneleffekt“ erklären konnte.
Parallel dazu schlug 1920 Arthur Eddington aufgrund der genauen Messungen von Isotopenmassen durch Francis William Aston (1919) Fusionsreaktionen als mögliche Energiequelle von Sternen vor. Da aus spektroskopischen Beobachtungen bekannt war, dass Sterne zum Großteil aus Wasserstoff bestehen, kam hier dessen Verschmelzung zu Helium in Betracht. 1939 veröffentlichte Hans Bethe verschiedene Mechanismen, wie diese Reaktion in Sternen ablaufen könnte.[2]
Die erste im Labor gezielt durchgeführte Fusionsreaktion war der Beschuss von Deuterium mit Deuteriumkernen, 1934 durch Mark Oliphant, Assistent von Rutherford. Die Fusion dieses in Sternen allerdings seltenen Wasserstoffisotops verzweigt in zwei Produktkanäle:
- $ {}^{2}\mathrm {H} +{}^{2}\mathrm {H} \,\rightarrow \,{}^{3}\mathrm {He} +{}^{1}\mathrm {n} +3{,}3\,\mathrm {MeV} $
- $ {}^{2}\mathrm {H} +{}^{2}\mathrm {H} \,\rightarrow \,{}^{3}\mathrm {H} +{}^{1}\mathrm {p} +4{,}0\,\mathrm {MeV} $
Die technische Nutzung der Kernfusion wurde zuerst mit dem Ziel der militärischen Waffenentwicklung verfolgt. Aus diesem Grund fand die Fusionsforschung in den ersten Jahrzehnten nach dem Zweiten Weltkrieg im Geheimen statt. Die USA waren seit 1945, die Sowjetunion seit 1949 im Besitz der auf der Kernspaltung basierenden Atombombe. In der Folgezeit entwickelten der Physiker Edward Teller und der Mathematiker Stanislaw Ulam in den USA ein Konzept zum Bau einer Wasserstoffbombe, die auf dem Prinzip der Kernfusion beruht und die eine wesentlich höhere Sprengkraft versprach. Am 1. November 1952 wurde die erste Wasserstoffbombe namens Ivy Mike im Eniwetok-Atoll im Pazifik gezündet. Damit war der Nachweis erbracht, dass auch auf der Erde große Energiemengen durch Kernfusion freigesetzt werden können.
Energiebilanz
Ist die Masse der bei der Fusion entstandenen Kerne/Teilchen geringer als die Summe der Masse der Ausgangskerne, wird die Massendifferenz $ \Delta m $ wie bei jeder Kernreaktion nach der von Einstein stammenden Masse-Energie-Äquivalenzformel $ E=\Delta mc^{2} $ in Form von Energie freigesetzt (als kinetische Energie der Reaktionsprodukte und als Strahlungsenergie). Exotherme, also Energie freisetzende Fusionsreaktionen treten nur bei der Verschmelzung leichter Kerne auf, da die Bindungsenergie pro Nukleon mit steigender Massenzahl nur bis zum Element Eisen (Isotop 58Fe) zunimmt. Sehr groß ist sie jedoch bei Helium-4 erzeugenden Reaktionen: Die Umsetzung von einem Gramm Deuterium-Tritium-Gemisch in einem Kernfusionsreaktor würde eine thermische Energie von rund 100 Megawattstunden (MWh) oder 12,3 t SKE liefern. Zum Vergleich: In der Sonne fusionieren jede Sekunde 564·1012 g Wasserstoff.
Stellare Kernfusion
Fusionsreaktionen mit verschiedenen Ausgangsstoffen benötigen verschieden hohe Temperaturen. In Sternen laufen diese nacheinander ab, denn die Energiefreisetzung einer bei vergleichsweise geringer Temperatur einsetzenden Reaktion verhindert eine Kontraktion des Sterns und den damit verbundenen weiteren Anstieg der Temperatur im Zentrum, bis die Ausgangsstoffe für diese Reaktion verbraucht sind.
In einem Stern verschmelzen zu Beginn seines Lebens primordiales Deuterium und Lithium. Braune Zwerge werden bei ihrer weiteren Kontraktion nicht heiß genug, während sich bei schwereren Sternen, wie unserer Sonne, eine lange Phase des Wasserstoffbrennens anschließt. In dieser Zeit als Hauptreihenstern verschmelzen Protonen, die Atomkerne des Wasserstoffs, unter Energiefreisetzung zu Helium. Dies geschieht in mäßig großen Sternen hauptsächlich über eine als Proton-Proton-Reaktion bekannte Reaktionskette; bei höheren Temperaturen gewinnt der Bethe-Weizsäcker-Zyklus an Bedeutung. In diesen Reaktionsketten werden Neutrinos mit charakteristischen Energieverteilungen gebildet, deren Messung Aufschluss über das Sonneninnere liefert.[3]
Wenn im Kern eines Hauptreihensterns der Wasserstoff knapp geworden ist, beginnt die Fusion von Helium. Größere Sterne erzeugen infolge ihrer Masse auch einen stärkeren Gravitationsdruck, wodurch am Ende auch schwerere Elemente durch Fusion entstehen (bis zum Eisen, Massenzahl 56). Diese Fusionen liefern immer weniger Energie und benötigen immer höhere Fusionstemperaturen. Elemente mit noch größeren Massenzahlen als 56 können hingegen nicht mehr auf diese Weise entstehen, da solche Fusionen endotherm sind, d. h. weniger Energie liefern, als sie für ihre eigene Erhaltung benötigen. Sie werden durch Neutronen- (s- und r-Prozess) und Protonenanlagerung (p-Prozess) gebildet (siehe Supernova, Kernkollaps).
Kernfusionsreaktoren
Mögliche Einsatzstoffe und Reaktionen
Die Konzepte für Kernfusionsreaktoren basieren auf der Fusion von Deuterium und Tritium, im Folgenden kurz DT. Andere Fusionsreaktionen hätten zum Teil Vorteile gegenüber DT, insbesondere hinsichtlich intern entstehender Radioaktivität oder leichterer Nutzbarmachung der Reaktionsenergie. Sie stellen jedoch wegen kleineren Energiegewinns pro Einzelreaktion, der Notwendigkeit wesentlich höherer Plasmatemperaturen oder mangelnder Verfügbarkeit der Einsatzstoffe bis auf Weiteres nur theoretisch-utopische Möglichkeiten der Energiegewinnung dar.
In der nachfolgenden Tabelle sind die möglichen Einsatzstoffe, die Reaktionsprodukte und die freiwerdende Energie aufgeführt. Bei Reaktionen mit verschiedenen möglichen Endprodukten sind deren prozentuale Anteile an allen Reaktionen angegeben.
(1) 2D + 3T → 4He ( 3,5 MeV ) + n0 ( 14,1 MeV ) (2i) 2D + 2D → 3T ( 1,01 MeV ) + p+ ( 3,02 MeV ) (zu 50 %) (2ii) → 3He ( 0,82 MeV ) + n0 ( 2,45 MeV ) (zu 50 %) (3) 2D + 3He → 4He ( 3,6 MeV ) + p+ ( 14,7 MeV ) (4) 3T + 3T → 4He + 2 n0 + 11,3 MeV (5) 3He + 3He → 4He + 2 p+ + 12,9 MeV (6i) 3He + 3T → 4He + p+ + n0 + 12,1 MeV (zu 51 %) (6ii) → 4He ( 4,8 MeV ) + 2D ( 9,5 MeV ) (zu 43 %) (6iii) → 4He ( 0,5 MeV ) + n0 ( 1,9 MeV ) + p+ ( 11,9 MeV ) (zu 6 %) (7i) 2D + 6Li → 2 4He + 22,4 MeV (7ii) → 3He + 4He + n0 + 2,56 MeV (7iii) → 7Li + p+ + 5,0 MeV (7iv) → 7Be + n0 + 3,4 MeV (8) p+ + 6Li → 4He ( 1,7 MeV ) + 3He ( 2,3 MeV ) (9) 3He + 6Li → 2 4He + p+ + 16,9 MeV (10) p+ + 11B → 3 4He + 8,7 MeV
Deuterium-Tritium
Die Temperatur, die für eine bestimmte Fusionsreaktion nötig ist, hängt vom Druck ab, den man aufrechterhalten kann, und von der Zeitdauer. In der Sonne beträgt der Druck 200 Milliarden bar und die Reaktionszeit misst sich in Jahrmilliarden, beides ist technisch nicht praktikabel. Erreichbar sind jedoch weit höhere Temperaturen als die 15 Mio. K im Sonnenkern, des Weiteren hat die Fusionsreaktion zwischen den Wasserstoff-Isotopen Deuterium und Tritium einen weit größeren Wirkungsquerschnitt als der geschwindigkeitsbestimmende erste Schritt der stellaren Proton-Proton-Reaktion.
Zur Nutzung der DT-Reaktion als Energiequelle werden in internationaler Zusammenarbeit Fusionsreaktoren mit magnetischem Einschluss des Plasmas entwickelt. Das Lawson-Kriterium für das „Brennen“ des Plasmas wird damit erreicht. Es bleibt aber fraglich, ob der Betrieb von Fusionsreaktoren wirtschaftlich sein kann. Die Brennstoffe Deuterium und Tritium stünden auf lange Sicht zur Verfügung.
Deuterium-Deuterium
In den bisherigen Forschungsreaktoren wird fast ausschließlich reines Deuterium als Brennstoff verwendet, um den komplizierten Umgang mit dem radioaktiven Tritium zu vermeiden. Die meisten plasmaphysikalischen und technischen Probleme bezüglich Heizung, Stabilisierung und Diagnostik können damit untersucht werden. Zwei Reaktionskanäle sind etwa gleich häufig:
- $ \mathrm {D} +\mathrm {D} \ \rightarrow \ \mathrm {p} +\mathrm {T} +4{,}0\;\mathrm {MeV} $
- $ \mathrm {D} +\mathrm {D} \ \rightarrow \ \mathrm {n} +{}^{3}\!\,\mathrm {He} +3{,}3\;\mathrm {MeV} $
Für eine Kraftwerksnutzung sind die Nachteile gegenüber DT der viel kleinere Energiegewinn und der viel kleinere Wirkungsquerschnitt, was die erforderliche Einschlusszeit erhöht. Bei nennenswertem Umsatz der DD-Reaktion (insbesondere in Bomben) tritt als Folgereaktion die DT-Reaktion auf sowie zusätzlich die Reaktionen:
- $ \mathrm {p} +\mathrm {T} \ \rightarrow \ {}^{4}\!\,\mathrm {He} +\gamma +19{,}8\;\mathrm {MeV} $
- $ \mathrm {D} +\!^{3}\mathrm {He} \ \rightarrow \ \mathrm {p} +{}^{4}\!\,\mathrm {He} +18{,}3\;\mathrm {MeV} $
- $ \mathrm {T} +\mathrm {T} \ \rightarrow \ 2\,\mathrm {n} +{}^{4}\!\,\mathrm {He} +11{,}3\;\mathrm {MeV} $
Deuterium–Helium-3 und Helium-3–Helium-3
Der Helium-3-Kern ähnelt dem Tritiumkern, einzig die Anzahl an Neutronen und Protonen ist vertauscht. Die D-3He-Reaktion, oben bereits als Folgereaktion der Deuterium-Deuterium-Fusion aufgeführt, liefert dementsprechend einen Helium-4-Kern und ein Proton von 15 MeV Energie. Demgegenüber muss die höhere Abstoßung des doppelt geladenen Helium-3-Kerns überwunden werden. Die Umsetzung der kinetischen Energie des Protons in nutzbare Form wäre einfacher als beim Neutron. Gleichzeitig würden auch Deuteriumionen untereinander zu Protonen und Tritium reagieren. Das Tritium kann wiederum mit Deuterium reagieren, wobei ein Neutron entsteht.
In einem allein mit 3He betriebenen Fusionsreaktor gäbe es so gut wie keine Radioaktivität. Allerdings müssten für die Reaktion
- $ \mathrm {^{3}He+\!^{3}He\ \rightarrow \ ^{4}He+\ 2\ p+12,9\;MeV} $
noch größere Abstoßungskräfte überwunden werden. Die Vorteile wären die gleichen wie bei D-3He.
Eine grundsätzliche Schwierigkeit liegt in der Verfügbarkeit von He-3, das auf der Erde nur in geringer Menge vorhanden ist. Größere Mengen He-3 sind in Mondgestein nachgewiesen worden. Für eine mögliche Gewinnung auf dem Mond und Transport zur Erde müssten die technische Machbarkeit nachgewiesen und das Kosten-Nutzen-Verhältnis abgewogen werden.
Weitere denkbare Brennstoffe
Der He-4-Atomkern weist im Vergleich zu seinen Nachbarnukliden eine besonders hohe Bindungsenergie pro Nukleon auf; dies erklärt den großen Energiegewinn der DT-Reaktion (siehe oben), und deshalb sind auch andere Reaktionen leichter Nuklide, soweit sie He-4 erzeugen, als Fusions-Energiequelle denkbar.[4] Die Schaffung der erforderlichen Bedingungen bereitet jedoch noch viel größere Schwierigkeiten, denn die Abstoßung zwischen den mehrfach geladenen Atomkernen ist stärker als zwischen den leichteren Nukliden. Ein Beispiel ist die Bor-Proton-Reaktion
- $ \mathrm {^{11}B+\!p\ \rightarrow \ 3\ ^{4}He+8,7\;MeV} $.
Sie hätte ebenso wie die 3He-3He-Reaktion den Vorteil, keine Neutronen freizusetzen. Für sie müssten im Vergleich zur DT-Reaktion die Temperatur etwa 10-mal höher und die Einschlusszeit 500-mal länger sein, und selbst dann ist die Leistungsdichte nur 1/2500.
Kernfusion mit polarisierten Teilchen
Die Reaktionsraten der Fusionsreaktionen sind teilweise stark von einer eventuellen Spinpolarisation der beteiligten Ionen abhängig. Z. B. könnte der Wirkungsquerschnitt der DT- oder der 3HeD-Fusionsreaktion um einen Faktor bis zu 1,5 erhöht werden, wenn die Spins der beteiligten Teilchen parallel ausgerichtet sind.[5] Außerdem könnten die bevorzugten Emissionsrichtungen der Reaktionsprodukte beeinflusst werden. Damit ließe sich wahrscheinlich die Energieauskopplung etwas vereinfachen und die Lebensdauer der Blanketteile erhöhen. Allerdings ist offen, wie die für die Kernfusion erforderlichen Mengen polarisierten Brennstoffs, besonders polarisierten Deuteriums, hergestellt und in das Plasmagefäß gebracht werden können.
Technische Anwendungen in Forschung und Militär
Physikalische Forschung, Neutronenquellen
Fusionsreaktionen ohne Kettenreaktionseffekt, d. h. ohne dass die Energie der Reaktionsprodukte weitere Kerne zur Fusion bringt, lassen sich wie andere Kernreaktionen mittels Teilchenbeschleunigern im Labor zu physikalischen Forschungszwecken durchführen. Die oben genannte Deuterium-Tritium-Reaktion wird so zur Erzeugung schneller freier Neutronen verwendet. Auch der Farnsworth-Hirsch-Fusor ist eine Quelle freier Neutronen für Forschungs- und technische Zwecke.
Waffen
In Wasserstoffbomben läuft die Deuterium-Tritium-Reaktion unkontrolliert ab. Dabei kann, je nach Größe der Bombe, die vieltausendfache Sprengkraft der Hiroshima-Bombe Little Boy freigesetzt werden, die eine Sprengkraft von ca. 13–18 Kilotonnen TNT hatte. Die größte je getestete Wasserstoffbombe, die Zar-Bombe, erreichte eine Sprengkraft von 57 Megatonnen TNT. Aber auch Atombomben mit einer Sprengkraft im Kilotonnen-Bereich werden heute regelmäßig mit einem Fusions-Booster oder mit Kernfusions-Stufen ausgeführt. Die bei der Kernfusion erzeugten schnellen Neutronen bewirken weitere Kernspaltungen des Urans oder Plutoniums in der Ladung bzw. im Mantel. Insgesamt erhöht sich so die Zündsicherheit der Bombe und ihr Gewicht reduziert sich bei gleicher Sprengkraft.
Fragestellungen bezüglich der Zündsicherheit gealterter Kernwaffen werden wegen des bestehenden Verbots für Kernwaffentests numerisch untersucht. Die lasergetriebene Fusion durch Trägheitseinschluss dient der Überprüfung und Weiterentwicklung dieser Methoden.
Siehe auch
Literatur
- Alexander M. Bradshaw, Thomas Hamacher: Kernfusion – Eine nachhaltige Energiequelle der Zukunft. Naturwissenschaftliche Rundschau 58(12), S. 629–637 (2005), ISSN 0028-1050
Weblinks
Wiktionary: Kernfusion – Bedeutungserklärungen, Wortherkunft, Synonyme, Übersetzungen
Commons: Kernfusion – Sammlung von Bildern, Videos und Audiodateien
- TAB-Arbeitsbericht Nr. 075. Berlin 2002 zur Kernfusion, Büro für Technikfolgen-Abschätzung beim Deutschen Bundestag
- Der Traum von der Kernfusion aus der Fernseh-Sendereihe Hitec, 23. März 2009
- Brauchen wir die Kernfusion? aus der Fernseh-Sendereihe alpha-Centauri. Erstmalig ausgestrahlt am 2. Feb. 2003.
- Princeton Plasma Physics Laboratory (PPPL): Fusion Basics.
- Max-Planck-Institut für Plasmaphysik: Was ist Kernfusion?.
Einzelnachweise
- ↑ Ernest Rutherford: Collision of α particles with light atoms. IV. An anomalous effect in nitrogen, Philosophical Magazine 37, 1919, S. 581-587. (Veröffentlichungstext)
- ↑ Hans Bethe: Energy Production in Stars, Phys. Rev. 55, 1939, S. 434-456.
- ↑ Michael Schirber, APS: Synopsis: Rare Fusion Reactions Probed with Solar Neutrinos, 2012.
- ↑ Weston M. Stacey: Fusion. An Introduction to the Physics and Technology of Magnetic Confinement Fusion. 2010, S. 1.
- ↑ H. Paetz gen. Schieck: The status of Polarized Fusion, Eur. Phys. J. 44 A, 2010, S. 321-354