Manipulación de armas nucleares

Componente de arma nuclear

En un arma nuclear , un tamper es una capa opcional de material denso que rodea el material fisible . Se utiliza en el diseño de armas nucleares para reducir la masa crítica y retrasar la expansión del material reactivo a través de su inercia , lo que retrasa la expansión térmica de la masa de combustible fisionable, manteniéndola supercrítica por más tiempo. A menudo, la misma capa sirve tanto como tamper como reflector de neutrones . El arma se desintegra a medida que avanza la reacción, y esto detiene la reacción, por lo que el uso de un tamper permite una explosión más duradera, más enérgica y más eficiente. El rendimiento se puede mejorar aún más utilizando un tamper fisionable.

Las primeras armas nucleares utilizaban manipuladores pesados ​​de uranio natural o carburo de tungsteno , pero un manipulador pesado requiere un sistema de implosión de alto poder explosivo más grande y hace que todo el dispositivo sea más grande y pesado. La etapa primaria de un arma termonuclear moderna puede utilizar en cambio un reflector de berilio ligero , que también es transparente a los rayos X cuando se ioniza , lo que permite que la salida de energía de la etapa primaria escape rápidamente para ser utilizada en la compresión de la etapa secundaria. Los materiales de manipulación más exóticos, como el oro, se utilizan para fines especiales, como emitir grandes cantidades de rayos X o alterar la cantidad de lluvia radiactiva .

Si bien el efecto de un tamper es aumentar la eficiencia, tanto al reflejar neutrones como al retrasar la expansión de la bomba, el efecto sobre la masa crítica no es tan grande. La razón de esto es que el proceso de reflexión lleva mucho tiempo. Para cuando los neutrones reflejados regresan al núcleo , han pasado varias generaciones de la reacción en cadena , lo que significa que la contribución de la generación anterior es una fracción minúscula de la población de neutrones.

Función

En su libro Energía atómica para fines militares (1945), el físico Henry DeWolf Smyth describe la función de un manipulador en el diseño de armas nucleares como similar al reflector de neutrones utilizado en un reactor nuclear :

Se puede utilizar una envoltura similar para reducir el tamaño crítico de la bomba, pero en este caso la envoltura tiene una función adicional: su propia inercia retrasa la expansión del material que reacciona. Por esta razón, a este tipo de envoltura se la suele llamar tamper. El uso de un tamper claramente permite una explosión más duradera, más enérgica y más eficiente. ^[1]

Historia

El concepto de rodear el núcleo de un arma nuclear con un tamper fue introducido por Robert Serber en su Los Alamos Primer , una serie de conferencias impartidas en abril de 1943 como parte del Proyecto Manhattan , que construyó las primeras armas nucleares. Señaló que, dado que la inercia era la clave, los materiales más densos eran preferibles, e identificó al oro , el renio , el tungsteno y el uranio como los mejores candidatos. Creía que también tenían buenas propiedades de reflexión de neutrones , aunque advirtió que era necesario realizar mucho más trabajo en esta área. Utilizando la teoría de la difusión elemental , predijo que la masa crítica de un arma nuclear con un tamper sería una octava parte de la de un arma idéntica pero sin tamper. Añadió que en la práctica esto solo sería alrededor de una cuarta parte en lugar de una octava parte. ^{[2] [3]}

Serber observó que la propiedad de reflexión de los neutrones no era tan buena como podría parecer a primera vista, porque los neutrones que regresaban de las colisiones en el tamper tardarían en hacerlo. Estimó que en el caso de un tamper de uranio podrían tardar unos 10 ⁻⁷ segundos. Para cuando los neutrones reflejados regresan al núcleo, ya habrían pasado varias generaciones de la reacción en cadena , lo que significa que la contribución de la generación anterior es una fracción minúscula de la población de neutrones. Los neutrones que regresan también se ralentizarían por la colisión. De ello se desprendía que se necesitaba un 15% más de material fisionable para obtener la misma liberación de energía con un tamper de oro en comparación con uno de uranio, a pesar del hecho de que las masas críticas diferían en un 50%. ^[4] En ese momento, las masas críticas del uranio (y más particularmente del plutonio ) no se conocían con precisión. Se pensaba que el uranio con un tamper de uranio podría ser de unos 25 kg, mientras que la del plutonio sería de unos 5 kg. ^[3]

La bomba de uranio Little Boy utilizada en el bombardeo atómico de Hiroshima tenía un tamper de carburo de tungsteno . Esto era importante no solo para la reflexión de neutrones, sino también por su resistencia para evitar que el proyectil atravesara el objetivo. ^[5] El tamper tenía un radio de 17,5 centímetros (6,9 pulgadas) y un espesor de 11,3 centímetros (4,4 pulgadas), para una masa de 317 kilogramos (699 libras). Esto era aproximadamente 3,5 veces la masa del material fisible utilizado. El carburo de tungsteno tiene una alta densidad y una sección transversal de baja absorción de neutrones . A pesar de estar disponible en cantidad adecuada durante el Proyecto Manhattan, no se utilizó uranio empobrecido porque tiene una tasa relativamente alta de fisión espontánea de aproximadamente 675 por kg por segundo; por lo tanto, un tamper de uranio empobrecido de 300 kg tendría una probabilidad inaceptable de iniciar una predetonación . ^[6] El carburo de tungsteno se utilizaba comúnmente en armas nucleares tipo cañón de uranio-233 utilizadas con piezas de artillería por la misma razón. ^{[7] [8]}

En la ojiva W88 , la ojiva primaria utiliza un tampón liviano de berilio , mientras que la secundaria tiene uno pesado de uranio-235 .

Existen ventajas en el uso de un pisón fisionable para aumentar el rendimiento. El uranio-238 se fisionará cuando sea golpeado por un neutrón con 1,6 megaelectronvoltios (0,26  pJ ), y aproximadamente la mitad de los neutrones producidos por la fisión del uranio-235 superarán este umbral. Sin embargo, un neutrón rápido que golpea un núcleo de uranio-238 tiene ocho veces más probabilidades de dispersarse inelásticamente que de producir una fisión, y cuando lo hace, se ralentiza hasta el punto por debajo del umbral de fisión del uranio-238. ^[9] En el tipo Fat Man utilizado en la prueba Trinity y en Nagasaki, el pisón consistía en carcasas de 7,0 centímetros (2,75 pulgadas) de uranio natural y aluminio . ^{[5] [10]} Se estima que hasta el 30% del rendimiento provino de la fisión del pisón de uranio natural . ^{[11] [12]} Se estima que 14,5 toneladas de TNT (61 GJ) de las 21 kilotoneladas de TNT (88 TJ) producidas fueron aportadas por la fotofisión del pisón. ^[13]

En un arma de fisión potenciada o un arma termonuclear , los neutrones de 14,1 megaelectronvoltios (2,26 pJ) producidos por una reacción deuterio - tritio pueden seguir siendo lo suficientemente energéticos para fisionar el uranio-238 incluso después de tres colisiones con deuterio, pero los de 2,45 megaelectronvoltios (0,393 pJ) producidos por la fusión deuterio-deuterio ya no tienen suficiente energía después de una sola colisión. Un manipulador de uranio-235 producirá fisión incluso con neutrones lentos. Por lo tanto, un manipulador de uranio altamente enriquecido es más eficiente que uno de uranio empobrecido, y se puede utilizar un manipulador más pequeño para lograr el mismo rendimiento. Por lo tanto, el uso de manipuladores de uranio enriquecido se volvió más común una vez que el uranio enriquecido se volvió más abundante.

Un avance importante después de la Segunda Guerra Mundial fue el apisonador ligero de berilio . En un dispositivo reforzado, las reacciones termonucleares aumentan en gran medida la producción de neutrones, lo que hace que la propiedad inercial de los apisonadores sea menos importante. El berilio tiene una sección transversal de absorción de neutrones lentos baja, pero una sección transversal de dispersión muy alta. Cuando es golpeado por neutrones de alta energía producidos por reacciones de fisión, el berilio emite neutrones. Con un reflector de berilio de 10 centímetros (4 pulgadas), la masa crítica del uranio altamente enriquecido es de 14,1 kg, en comparación con los 52,5 kg en una esfera sin apisonar. Un apisonador de berilio también minimiza la pérdida de rayos X, lo que es importante para una etapa primaria termonuclear que utiliza sus rayos X para comprimir la etapa secundaria. ^[14]

El Proyecto Manhattan había considerado la posibilidad de utilizar un apisonador de berilio, pero el berilio escaseaba y los experimentos con un apisonador de berilio no comenzaron hasta después de la guerra. El físico Louis Slotin murió en mayo de 1946 en un accidente de criticidad en el que estaba involucrado uno. Un dispositivo con un apisonador de berilio se probó con éxito en la Operación Tumbler–Snapper, que tuvo lugar el 5 de junio de 1952, y desde entonces el berilio se ha utilizado ampliamente como apisonador en las primarias termonucleares. ^[14] El apisonador (o "empujador") del secundario funciona para reflejar los neutrones, confinar el combustible de fusión con su masa inercial y mejorar el rendimiento con sus fisiones producidas por los neutrones emitidos por las reacciones termonucleares. También ayuda a impulsar la implosión de radiación y evitar la pérdida de energía térmica. Por esta razón, el apisonador pesado sigue siendo el preferido. ^[15]

Materiales alternativos

El torio también puede utilizarse como material de relleno fisionable. Tiene un peso atómico casi tan alto como el uranio y una menor propensión a la fisión, lo que significa que el material de relleno tiene que ser mucho más grueso. ^[15] Es posible que un estado que busque desarrollar la capacidad de fabricar armas nucleares pueda añadir plutonio apto para reactores a un material de relleno de uranio natural. Esto causaría problemas con las emisiones de neutrones del plutonio, pero podría ser posible superar esto con una capa de boro-10 , ^[15] que tiene una sección transversal de neutrones alta para la absorción de los neutrones lentos que fisionan el uranio-235 y el plutonio-239 , pero una sección transversal baja para la absorción de los neutrones rápidos que fisionan el uranio-238. Se utilizó en armas termonucleares para proteger la bujía de plutonio de los neutrones dispersos emitidos por el material de relleno de uranio-238. ^[16] En el tipo Fat Man, el apisonador de uranio natural estaba recubierto con boro . ^[17]

Los materiales no fisionables pueden utilizarse como material de manipulación. A veces, estos se sustituyeron por materiales fisionables en pruebas nucleares en las que no era necesario un alto rendimiento. ^[18] El material de manipulación no fisionable más comúnmente utilizado es el plomo , que está ampliamente disponible y es barato. Los diseños británicos a menudo utilizaban una aleación de plomo y bismuto . El bismuto tiene el número atómico más alto de todos los materiales de manipulación no fisionables. El uso de plomo y bismuto reduce la lluvia radiactiva , ya que ninguno produce isótopos que emitan cantidades significativas de radiación gamma cuando se irradian con neutrones. ^[15]

La ojiva W71 utilizada en el misil antibalístico LIM-49 Spartan tenía un tamper de oro alrededor de su secundario para maximizar su salida de rayos X, que usaba para incapacitar ojivas nucleares entrantes. ^{[15] [19]} La irradiación de oro-197 produce oro-198, que tiene una vida media de 2,697 días y emite rayos gamma de 0,412 megaelectronvoltios (0,0660 pJ) y partículas beta de 0,96 megaelectronvoltios (0,154 pJ) . Por lo tanto, produce una radiación de corta duración pero intensa, que puede tener usos en el campo de batalla, aunque este no era su propósito en el W71. Otro elemento evaluado por los EE. UU. para tal propósito fue el tantalio . El tantalio natural es casi en su totalidad tantalio-181, que cuando se irradia con neutrones se convierte en tantalio-182, un emisor de rayos beta y gamma con una vida media de 115 días.

En la bomba de cobalto teórica , ^[15] el cobalto es un mal candidato para una manipulación, ya que es relativamente ligero y se ioniza a 9,9 kiloelectronvoltios (1,59 fJ). El cobalto natural es en su totalidad cobalto-59, que se convierte en cobalto-60 cuando se irradia con neutrones. Con una vida media de 5,26 años, esto podría producir una contaminación radiactiva duradera. ^[15] La prueba nuclear británica Tadje en Maralinga utilizó pastillas de cobalto como "trazador" para determinar el rendimiento. ^[20] Esto alimentó los rumores de que Gran Bretaña había estado desarrollando una bomba de cobalto. ^[21]

Física

La ecuación de difusión para el número de neutrones dentro del núcleo de una bomba viene dada por: ^[22]

${\displaystyle {\frac {\partial N}{\partial t}}={\frac {v_{n}}{\lambda _{f}^{core}}}(\nu -1)N+{\frac {\lambda _{t}^{core}v_{n}}{3}}(\nabla ^{2}N)}$

donde es la densidad numérica de neutrones, es la velocidad media de los neutrones, es el número de neutrones secundarios producidos por fisión, es el camino libre medio de la fisión y es el camino libre medio de transporte para los neutrones en el núcleo. ${\displaystyle N}$ ${\displaystyle v_{n}}$ ${\displaystyle \nu }$ ${\displaystyle \lambda _{f}^{core}}$ ${\displaystyle \lambda _{t}^{core}}$

${\displaystyle N}$no depende de la dirección, por lo que podemos utilizar esta forma del operador de Laplace en coordenadas esféricas:

${\displaystyle \nabla ^{2}N={\frac {1}{r^{2}}}{\frac {\partial }{\partial r}}{\bigl (}r^{2}{\frac {\partial N}{\partial r}}{\bigr )}}$

Resolviendo la ecuación diferencial parcial separable obtenemos: ^[23]

${\displaystyle N_{core}(r,t)=N_{0}e^{(\alpha /\tau )t}{\Bigl [}{\frac {sin(r/d_{core})}{r}}{\Bigr ]}}$

dónde

${\displaystyle \tau =\lambda _{f}^{core}/v_{n}}$

y

${\displaystyle d_{core}={\sqrt {\frac {\lambda _{f}^{core}\lambda _{t}^{core}}{3(-\alpha +\nu -1)}}}}$

Para la manipulación, se puede ignorar el primer término de la primera ecuación relacionada con la producción de neutrones, quedando:

${\displaystyle {\frac {\partial N}{\partial t}}={\frac {\lambda _{t}^{core}v_{n}}{3}}(\nabla ^{2}N)}$

Establezca la constante de separación como . Si (es decir, si la densidad de neutrones en el tamper es constante), la solución se convierte en: ${\displaystyle \delta /\tau }$ ${\displaystyle \delta =0}$

${\displaystyle N_{tamper}={\frac {A}{r}}+B}$

Donde y son constantes de integración . ${\displaystyle A}$ ${\displaystyle B}$

Si (es decir, que la densidad de neutrones en el tamper está creciendo) la solución se convierte en: ^[24] ${\displaystyle \delta >0}$

${\displaystyle N_{tamper}=e^{(\delta /\tau )t}{\Bigl [}A{\frac {e^{r/d_{tamper}}}{r}}+B{\frac {e^{-r/d_{tamper}}}{r}}{\Bigr ]}}$

dónde

${\displaystyle d_{tamper}={\sqrt {\frac {\lambda _{f}^{core}\lambda _{t}^{core}}{3}}}}$

Serber señaló que en el límite entre el núcleo y el tamper, la corriente de difusión de neutrones debe ser continua, ^[2] por lo que si el núcleo tiene radio entonces: ^[24] ${\displaystyle R_{core}}$

${\displaystyle N_{core}(R_{core})=N_{tamper}(R_{core})}$

Si la velocidad de los neutrones en el núcleo y en el tamper es la misma, entonces y: ^[24] ${\displaystyle \alpha =\delta }$

${\displaystyle \lambda _{t}^{core}{{\Bigl (}{\frac {\partial N_{core}}{\partial r}}{\Bigr )}}_{R_{core}}=\lambda _{t}^{tamper}{\Bigl (}{\frac {\partial N_{tamper}}{\partial r}}{\Bigr )}_{R_{core}}}$

De lo contrario, cada lado tendría que ser multiplicado por la velocidad del neutrón correspondiente. Además: ^[24]

${\displaystyle N_{tamper}(R_{tamper})=-{\frac {2}{3}}\lambda _{t}^{tamper}{\Bigl (}{\frac {\partial N_{tamper}}{\partial r}}{\Bigr )}_{R_{core}}}$

Para el caso donde : ${\displaystyle \alpha =\delta =0}$

${\displaystyle {\Bigl [}1+{\frac {2R_{tamper}^{threshold}\lambda _{t}^{tamper}}{3R_{tamper}^{2}}}-{\frac {R_{tamper}^{threshold}}{R_{tamper}}}{\Bigr ]}{\Bigl [}{\Bigl (}{\frac {R_{tamper}^{threshold}}{d_{core}}}{\Bigr )}cot{\Bigl (}{\frac {R_{tamper}^{threshold}}{d_{core}}}{\Bigr )}-1{\Bigr ]}+{\frac {\lambda _{t}^{tamper}}{\lambda _{t}^{core}}}=0}$

Si el apisonador es realmente grueso, esto se puede aproximar como: ${\displaystyle R_{tamper}\gg R_{tamper}^{threshold}}$

${\displaystyle {\Bigl (}{\frac {R_{tamper}^{threshold}}{d_{core}}}{\Bigr )}cot{\Bigl (}{\frac {R_{tamper}^{threshold}}{d_{core}}}{\Bigr )}=1-{\frac {\lambda _{t}^{tamper}}{\lambda _{t}^{core}}}}$

Si el manipulador (de manera poco realista) es el vacío, entonces la sección eficaz de dispersión de neutrones sería cero y . La ecuación se convierte en: ${\displaystyle \lambda _{t}^{tamper}=\infty }$

${\displaystyle {\Bigl (}{\frac {R_{tamper}^{threshold}}{d_{core}}}{\Bigr )}cot{\Bigl (}{\frac {R_{tamper}^{threshold}}{d_{core}}}{\Bigr )}=-\infty }$

lo cual se satisface por:

${\displaystyle {\Bigl (}{\frac {R_{tamper}^{threshold}}{d_{core}}}{\Bigr )}=\pi }$

Si el tamper es muy grueso y tiene propiedades de dispersión de neutrones similares al núcleo, es decir:

${\displaystyle \lambda _{t}^{tamper}\sim \lambda _{t}^{core}}$

Entonces la ecuación queda:

${\displaystyle {\Bigl (}{\frac {R_{tamper}^{threshold}}{d_{core}}}{\Bigr )}cot{\Bigl (}{\frac {R_{tamper}^{threshold}}{d_{core}}}{\Bigr )}=0}$

que se satisface cuando:

${\displaystyle {\frac {R_{tamper}^{threshold}}{d_{core}}}=\pi /2}$

En este caso, el radio crítico es el doble de lo que sería si no hubiera manipulación. Como el volumen es proporcional al cubo del radio, llegamos a la conclusión de Serber de que es teóricamente posible una reducción de ocho veces en la masa crítica. ^{[2] [25]}

Notas

1. Smyth 1945, pág. 210.
2. Serber 1943, págs. 7-8.
3. Hoddeson et al. 1993, pág. 72.
4. Serber 1943, págs. 14-15.
5. Reed 2011, pág. 46.
6. Reed 2017, pág. 57.
7. Hansen 1995a, pág. 273.
8. Hansen 1995e, pág. 108.
9. Reed 2017, págs. 30–31.
10. Hansen 1995a, pág. 292.
11. Wellerstein, Alex . "El uranio del gordo". Datos restringidos . Consultado el 17 de agosto de 2021 .
12. Semkow, Parekh y Haines 2005, págs. 142-159.
13. Khan 2020.
14. Hansen 1995a, págs. 293–296.
15. Sublette, Carey. «4.4 Elementos del diseño de armas termonucleares». Archivo de armas nucleares . Consultado el 18 de agosto de 2021 .
16. Hansen 1995c, pág. 179.
17. Rhodes 1995, págs. 194-195.
18. Arnold y Smith 2006, pág. 17.
19. Hansen 1988, pág. 189.
20. Arnold y Smith 2006, págs. 198-199.
21. "Bomba de cobalto "nunca prevista". The Mercury . Vol. CLXXIII, no. 25, 813. Tasmania, Australia. 10 de septiembre de 1953. p. 1 . Consultado el 9 de julio de 2020 – a través de la Biblioteca Nacional de Australia.
22. Reed 2011, pág. 52.
23. Reed 2009, pág. 730.
24. Reed 2009, pág. 732.
25. Reed 2011, pág. 56.

Referencias

• Arnold, Lorna ; Smith, Mark (2006). Gran Bretaña, Australia y la bomba: las pruebas nucleares y sus consecuencias . Basingstoke: Palgrave Macmillan. ISBN 978-1-4039-2102-4.OCLC 70673342  .
• Hansen, Chuck (1988). Armas nucleares de EE. UU.: la historia secreta . Arlington, Texas: Aerofax. ISBN 0-517-56740-7.OCLC 749870939  .
• Hansen, Chuck (1995a). Volumen I: El desarrollo de las armas nucleares estadounidenses . Swords of Armageddon: desarrollo de las armas nucleares estadounidenses desde 1945. Sunnyvale, California: Chukelea Publications. ISBN 978-0-9791915-1-0.OCLC 231585284  .
• Hansen, Chuck (1995c). Volumen III: El desarrollo de las armas nucleares estadounidenses . Swords of Armageddon: desarrollo de las armas nucleares estadounidenses desde 1945. Sunnyvale, California: Chukelea Publications. ISBN 978-0-9791915-3-4.OCLC 231585284  .
• Hansen, Chuck (1995e). Volumen V: Historias de las armas nucleares de los Estados Unidos . Swords of Armageddon: desarrollo de las armas nucleares de los Estados Unidos desde 1945. Sunnyvale, California: Chukelea Publications. ISBN 978-0-9791915-5-8.OCLC 231585284  .
• Hoddeson, Lillian ; Henriksen, Paul W.; Meade, Roger A.; Westfall, Catherine L. (1993). Critical Assembly: A Technical History of Los Alamos During the Oppenheimer Years, 1943–1945 [Ensamblaje crítico: una historia técnica de Los Álamos durante los años de Oppenheimer, 1943–1945] . Nueva York: Cambridge University Press. ISBN 978-0-521-44132-2.OCLC 26764320  .
• Khan, F A. (2020). "Estimación del rendimiento de fotofisión de la prueba Trinity". Scientific Reports . 10 (1): 4200. Bibcode :2020NatSR..10.4200K. doi :10.1038/s41598-020-61201-0. ISSN  2045-2322. PMC  7060208 . PMID  32144384.
• Reed, B. Cameron (agosto de 2009). "Una breve introducción a los núcleos de bombas de fisión compactados". American Journal of Physics . 77 (8): 730–733. Bibcode :2009AmJPh..77..730R. doi :10.1119/1.3125008. ISSN  0002-9505.
• Reed, B. Cameron (2011). La física del Proyecto Manhattan (segunda edición). Hedelberg Dordrecht Londres Nueva York: Springer. ISBN 978-3-642-14708-1.OCLC 1195449878  .
• Reed, B. Cameron (septiembre de 2017). "Revisiting the Los Alamos Primer". Physics Today . 70 (9): 42–49. Bibcode :2017PhT....70i..42R. doi : 10.1063/PT.3.3692 . ISSN  0031-9228.
• Rhodes, Richard (1995). Dark Sun: The Making of the Hydrogen Bomb. Nueva York: Simon & Schuster. ISBN: 978-0-822-2-3. 0-684-80400-X.OCLC 32509950  .
• Serbero, Robert (1943). Cartilla de Los Álamos . Berkeley: Universidad de California.
• Semkow, Thomas M.; Parekh, Pravin P.; Haines, Douglas K. (28 de agosto – 1 de septiembre de 2005). "Modelado de los efectos de la prueba Trinity". En Semkow, Thomas M. (ed.). Modelado y cálculos aplicados en la ciencia nuclear . 230.ª reunión nacional de la Sociedad Química Estadounidense (ACS). Serie de simposios de la ACS. Vol. 945. Washington, DC, págs. 142–159. ISBN 978-0-8412-3982-1.OCLC 984760244  .
• Smyth, Henry DeWolf (1945). Energía atómica con fines militares: Informe oficial sobre el desarrollo de la bomba atómica bajo los auspicios del gobierno de los Estados Unidos, 1940-1945 . Princeton: Princeton University Press. ISBN 978-0-8047-1722-9.