Միջուկի ճեղքում

Միջուկի տրոհում՝ տրոհման բեկորներ կոչվող, ատոմի միջուկի երկու (հազվադեպ երեք) իրար մոտ զանգվածներով միջուկների բաժանում։ Տրոհման արդյունքում կարող են առաջանալ նաև ռեակցիայի այլ արգասիքներ՝ (հիմնականում ալֆա–մասնիկներ), նեյտրոններ և գամմա–քվանտներ։ Տրոհումը կարող է լինել ինքնաբերաբար (սպոնտան) և հարկադրաբար (այլ մասնիկների՝ հիմնականում նեյտրոնների հետ փախազդեցության արդյունքում)։ Ծանր միջուկների տրոհումը էկզոթերմիկ պրոցես է, որի արդյունքում, ռեակցիայի արգասիքների կինետիկ էներգիայի ինչպես նաև ճառագայթման էներգիայի տեսքով հսկայական էներգիա է անջատվում։ Միջուկների տրոհումը էներգիայի աղբյուր է հանդիսանում միջուկային ռեակտորներում և միջուկային զենքում։


== Հայտնագործման կարճ պատմություն ==

1932 թվականին, Ջեյմս Չադվիկի կողմից նեյտրոնի հայտնագործումից անմիջապես հետո, սկսվեցին միջուկների հետ նրանց փոխազդեցության ուսումնասիրությունները։ Այդ նույն տարում ԱՄՆ–ում Էռնեստ Օռլանդոն գործարկեց առաջին ցիկլոտրոնը, իսկ Անգլիայում Ջոն Կոկֆորտը և Էռնեստ Ուոլտոնը կառուցեցին պրոտոնների առաջին արագացուցիչը, որն ունակ էր ճեղքել միջուկները։ 
Հաջորդ տարիներին մի քանի գիտնականներ՝ Նիլս Բորը, Յակով Իլյիչ Ֆրենկելը և Ջոն Ուիլերը մշակեցին կարևորագույն տեսական մոդելներ՝ միջուկի կաթիլային և հավաքական մոդելները, որոնք ընդհուպ մոտեցրին նրանց տրոհման հայտնագործմանը։ Իրեն Կյուրին և Ֆրեդերիկ Ժոլիոն 1934 թվականին հայտնագործեցին, գյուտի ճանապարհին լուրջ խթան հանդիսացող, արհեստական ճառագայթումը։ Այդ նույն ժամանակ Էնրիկո Ֆերմին իր աշխատակիցների հետ նեյտրոնների փնջերով ճառագայթման էին ենթարկում զանազան տարրեր։ Տարրերի մեջ ուսումնասիրվում էր նաև բնության մեջ գոյություն ունեցող ամենածանր տարր ուրանը։ Իր փորձերից արած հետևություններից Ֆերմին հանգեց տրանսուրան տարրերի հայտնագործմանը և տրոհման ռեակցիայի հանելուկի բացահայտմանը, քանի որ փորձերի հետագա արդյունքները Ֆերմիի համար անհասկանալի ու անսպասելի էին։
Միայն չորս տարի անց կայզեր Վիլհելմի քիմիայի ինստիտուտի աշխատակիցներ Օտտո Հանը և Ֆրից Շտրասմանը բացահայտեցին միջուկի ճեղքման ռեակցիան։ Այս գիտնականները որոշեցին ստուգել Փարիզում Իրեն Կյուրիի և Պավել Սավիչի կատարած անբացատրելի փորձերի արդյունքները։ Դանդաղ նեյտրոններով ուրանի ճառագայթումից հետո գերմանացի ֆիզիկոսները անջատեցին ռադիոակտիվ տարր, որը քիմիական ռեակցիայի ժամանակ համընկավ բարիումի հետ։ Սկզբում նրանք ենթադրեցին, որ անջատված տարրը ռադիումի իզոտոպն է, որը բարիումին քիմիապես ազգական էր, սակայն հետագա հետազոտությունները բերեցին այն եզրակացությանը, որ դա բարիումն է, և ոչ թե ավելի ծանր տարր՝ համանման հատկություններով։ Այս հիպոթեզը հրատարակվեց «Նեյտրոններով ուրանի ճառագայթման ժամանակ ալկալիական մետաղների ծագման և նրանց հատկությունների ապացուցման մասին», որը պարունակում էր հեղափոխական եզրակացություն այն մասին, որ ուրանի (Z=92) միջուկի ճառագայթումը նեյտրոնների ռմբակոծմամբ կարող է բերել սկզբնականից մոտավորապես 2 անգամ փոքր զանգվածով միջուկի (բարիումի համար Z=56) առաջացմանը։
Շուտով, դրանից հետո Օտտո Ռոբերտը և Լիզա Մայտները տվեցին ուրանի միջուկի տրոհման պրոցեսի բացատրությունը, որի մասին Ֆրիշը անմիջապես հայտնեց Բորին։ Անմիջապես հրատարակված հոդվածում Ֆրիշը և Մայտները օգտագործեցին «տրոհում» եզրը (անգլ.՝ fission), որը հուշել էր Ֆրիշին ամերիկացի կենսաբան Ջեյմս Առնոլդը։
Այնուամենայնիվ, 1939 թվականի հունվարի 26–ին Բորը Վաշինգտոնում կայացած տեսական ֆիզիկայի հանրահայտ կոնֆերանսում հայտնեց միջուկի տրոհման հայտնագործման մասին։ Չսպասելով զեկույցի ավարտին, ֆիզիկոսները մեկը մյուսի հետևից դուրս եկան դահլիճից, որպեսզի ստուգեն լսածները իրենց լաբորատորիաներում։ 1939 թվականի ամռանը Բորը և Ուիլերը ներկայացրին «Միջուկների տրոհման մեխանիզմը» հոդվածը, որում տրվում էր միջուկի տրոհման մեխանիզմի բացատրությունը միջուկի կաթիլային մոդելի հիման վրա։ Դա մոդել էր, որը կարող էր կանխագուշակել միջուկի տրոհումը, և սկսեց ակտիվորեն օգտագործվել նրա տրոհման բացատրության համար։


== Տրոհման մեխանիզմ ==
Տրոհման պրոցեսը կարող է ընթանալ այն դեպքում, երբ տրոհվող միջուկի սկզբնական վիճակի պոտենցիալ էներգիան գերակշռում է տրոհման բեկորների զանգվածների գումարը։ Քանի որ ծանր տարրերի կապի տեսակարար էներգիան փոքրանում է նրանց զանգվածի մեծացման հետ, այս պայմանը իրագործվում է համարյա բոլոր միջուկների համար, որոնց զանգվածային թիվը հավասար է 
  
    
      
        A
        >
        90
      
    
    {\displaystyle A>90}
  ։ 
Սակայն, ինչպես ցույց է տալիս փորձը, նույնիսկ ամենածանր միջուկները, շատ փոքր հավանականությամբ, ճեղքվում են ինքնակամորեն։ Դա նշանակում է, որ գոյություն ունեի էներգիական խոչընդոտ՝ (տրոհման խոչընդոտ), որը խոչընդոտում է տրոհումը։ Միջուկների տրոհման պրոցեսը նկարագրելու համար, ընդգրկելով նաև տրոհման խոչընդոտը, օգտագործվում է մի քանի մոդելներ, բայց ոչ մեկը նրանցից թույլ չի տալիս բացատրել պրոցեսը ամբողջովին։


=== Նկարագրություն կաթիլային մոդելով ===

Ծանր միջուկը տրոհման համար հավանաբար, կապի էներգիայի արժեքից մեծ էներգիա պետք է ստանա դրսից։ Այսպես, միջուկը նեյտրոնի հետ միավորվելուց հետո օժտվում է գրգռման էներգիայով, որը հավասար է բեկորների՝ նեյտրոնի (կապի էներգիային) և կինետիկ էներգիայի գումարային էներգիային։ Այս հավելյալ էներգիան բավարար է, որպեսզի միջուկը գրգռված վիճակից անցնի ինտենսիվ տատանումների։ 
Ֆիզիկապես համանման վիճակ կարելի է ստանալ, եթե ջրի կաթիլը տեղադրենք հորիզոնական, տաք մակերևույթին։ Եթե մակերևույթը բավականաչափ տաք է, ապա կաթիլը կլողա մակերևույթի վրա ազատ վիճակում պահող գոլորշու մեկուսացնող շերտում։ Դրան զուգահեռ կարող են առաջանալ կաթիլի ձևի տատանումներ, որի հետևանքով այն պարբերաբար կընդումի գնդաձև և էլիպսաձև տեսքեր։ Այս տատանողական շարժումը իրենից ներկայացնում է դինամիկ հավաասարակշռության վիճակ կաթիլի նյութի իներցիոնԻներցիա շարժման և մակերևույթային լարվածության միջև, որը ձգտում է պահպանել կաթիլի գնդաձև համաչափ տեսքը։ Եթե մակերևույթային լարվածության ուժերը բավականաչափ մեծ են, ապա ձգման պրոցեսը ավելի շուտ կավարտվի, քան կաթիլի բաժանումը։ Իսկ եթե կաթիլի նյութի իներցիոն շարժման կինետիկ էներգիան ավելի մեծ լինի, ապա կաթիլը կարող է ընդունել հանտելանման տեսք և իր հետագա շարժման ընթացքում կարող է բաժանվել երկու մասի։
Միջուկի դեպքում պրոցեսը տեղի է ունենում համանմանորեն, միայն ավելանում է միջուկի նուկլոնները պահող միջուկային ուժերի դեմ գործող, որպես հավելյալ գործոն հանդիսացող, պրոտոնների էլեկտրաստատիկ վանողությունը։ Եթե միջուկը գտնվում է գրգռված վիճակում, ապա այն կատարում է գնդաձևից նրա ձևի շեղման հետ կապված, տատանողական շարժում։ Գրգռման էներգիայի աճի հետ աճում է մաքսիմալ դեֆորմացիան և նրա որոշակի արժեքի դեպքում կարող է գերազանցել կրիտիկական արժեքը, որը կբերի սկզբնական կաթիլի պայթյունին և երկու նոր կաթիլների առաջացմանը։ Տատանողական շարժումները հնարավոր են մակերևույթային (միջուկի կաթիլային մոդելում միջուկային ուժերին համանման) և կուլոնյան ուժերի ազդեցության ներքո։ Բացատրող նկարում ցույց է տված պոտենցիալ էներգիայի և նրա առանձին բաղադրիչների փոփոխությունները լիցքավորված կաթիլի տրոհման պրոցեսում։ Մակերևույթային լարվածության էներգիան կտրուկ աժում է փոքր դեֆորմացիաների աճի հետ ( 1-3 վիճակ) և մնում է փաստացիորեն անփոփոխ այն բանից հետո, երբ կաթիլը ձեռք է բերում հանտելի տեսք (3-4)։ Կուլոնյան փոխազդեցության էներգիան սահունորեն փոքրանում է դեֆորմացիայի աճի հետ վիճակների ողջ դիապազոնում։ Միջուկները, որոնք կազմավորվում են ելքային միջուկի տրոհումից հետո, թռչում են տարբեր կողմեր կուլոնյան ուժերի ազդեցության ներքո և պոտենցիալ էներգիան վերածվում է կինետիկի (4-5)։ Արդյունքում գումարային պոտենցիալ էներգիան աճում է կաթիլի բաժանման պահից սկսած, իսկ հետո փոքրանում է։
Տրոհման էներգիան՝ 
  
    
      
        
          W
          
            f
          
        
      
    
    {\displaystyle W_{f}}
  –ը հավասար է պոտենցիալ էներգիայի մաքսիմալ մեծությունների արժեքների տարբերությանը և նրա ելքային վիճակին համապատասխանող արժեքին, և հենց նա է խթանում միջուկի ինքնակամ տրոհումը։ Սկզբնական պոտենցիալ էներգիաների և նրա մինիմալ արժեքների միջև տարբերությունը հավասար է 
  
    
      
        
          Q
          
            f
          
        
      
    
    {\displaystyle Q_{f}}
   տրոհման ռեակցիայի էներգիային։
Ծանր միջուկների (
  
    
      
        
          Q
          
            f
          
        
      
    
    {\displaystyle Q_{f}}
  –ը մեծ է զրոյից համարյա բոլոր միջուկների 
  
    
      
        A
        >
        90
      
    
    {\displaystyle A>90}
   համար) տրոհումը էներգիապես շահավետ է։ 
  
    
      
        
          W
          
            f
          
        
      
    
    {\displaystyle W_{f}}
  –ն և 
  
    
      
        
          Q
          
            f
          
        
      
    
    {\displaystyle Q_{f}}
  –ը կախված են միջուկի զանգվածային թվից։ Այն միջուկների համար, որոնց 
  
    
      
        A
        ≈
        100
        ÷
        200
      
    
    {\displaystyle A\approx 100\div 200}
   տրոհման էներգիան մոտավորապես հավասար է 40—60 ՄէՎ–ի, 
  
    
      
        A
      
    
    {\displaystyle A}
  –ի աճի հետ 
  
    
      
        
          W
          
            f
          
        
      
    
    {\displaystyle W_{f}}
  –ի արժեքը փոքրանում է և ամենածանր միջուկների համար դառնում է հավասար մոտավորապես 6 ՄէՎ–ի։ 
  
    
      
        A
        ≈
        260
      
    
    {\displaystyle A\approx 260}
  –ին հավասար միջուկների համար կապի էներգիան փաստացիորեն հավասար է զրոյի, քանի որ այդպիսի միջուկներ չկան բնության մեջ։ Տրոհման ռեակցիայի 
  
    
      
        
          Q
          
            f
          
        
      
    
    {\displaystyle Q_{f}}
   էներգիան աճում է 
  
    
      
        A
        ≲
        90
      
    
    {\displaystyle A\lesssim 90}
   զանգվածային թվով միջուկների  բացասական արժեքներից մինչև 200 ՄէՎ–ի՝ 
  
    
      
        A
        ≈
        230
        ÷
        240
      
    
    {\displaystyle A\approx 230\div 240}
  –ով միջուկների համար։ 
  
    
      
        
          Q
          
            f
          
        
      
    
    {\displaystyle Q_{f}}
  –ի և 
  
    
      
        
          W
          
            f
          
        
      
    
    {\displaystyle W_{f}}
  –ի գնահատիչ արժեքները որոշ միջուկների համար՝

Այսպիսով, տրոհման պրոցեսի իրականացման համար մեծ հավանականությամբ միջուկը կարող է ստանալ դրսից էներգիա, որը պետք է գերազանցի կապի էներգիան։ Այդպիսի էներգիա կարելի է փոխանցել միջուկին տարբեր ճանապարհներով (գամմա–քվանտների ճառագայթումով, մասնիկների ռմբակոծմամբ և այլն)։ Բոլոր հնարավոր ձևերից պրակտիկ կիրառություն է գտել միայն  մեկը՝ միջուկի գրգռված վիճակի առաջացումը նրան նեյտրոնի միացումից հետո, միջուկային ռեակտորներում տրոհման այլ ձևերի ներդրումը (այդ թվում գամմա–քվանտների լուսաբաժանմամբ) կազմում է 1 %–ից քիչ։ Նեյտրոններով տրոհումը ունի մեծ առավելություն  համեմատած այլ տարբերակների հետ՝ 

նեյտրոնի համար կինետիկ էներգիայի շեմը փոքր է, քան գամմա–քվանտինն է, մոտավորապես 
  
    
      
        
          ε
          
            n
          
        
      
    
    {\displaystyle \varepsilon _{n}}
  –ով (ամբողջական միջուկում նեյտրոնի կապի էներգիան), որը հետևում է գրգռված միջուկի էներգիայի բանաձևից,
միջուկների տրոհումը նեյտրոններով ուղեկցվում է այլ նեյտրոնների առաքմամբ, որը  հիմք է ստեղծում շղթայական ռեակցիաների համար։


=== Թաղանթային ուղղումներ։ Տրոհման երկուռուցիկ խոչընդոտ ===
Կաթիլային մոդելի հիման վրա նկարագրությունը ի վիճակի չէ բացատրել տրոհման մի քանի առանձնահատկություններ, մասնավորապես, բեկորների զանգվածների անհամաչափությունը։ բացի դրանից, ինքնակամորեն տրոհվող միջուկային իզոմերների պարամետրերի և տրոհման ռեակցիայի ճեղքման բնույթի կախվածությունը այն առաջացնող նեյտրոններից, վկայում է այն մասին, որ ծանր միջուկների կապի էներգիան ունի ոչ թե մեկ, այլ երկու մաքսիմում (տրոհման երկուռուցիկ խոչընդոտ), որոնց միջև գտնվում է երկրորդ պոտենցիալային փոսը։ Հիշատակված իզոմերները (նրանցից առաջինը հայտնաբերվել է 242mAm–ը) համապատասխանում են երկրորդ փոսում միջուկի ցածր էներգիական մակարդակին։
Տրոհման այս առանձնահատկությունները իրենց բացատրությունը ստացան էներգիայի՝ կաթիլային մոդելի օգնությամբ հաշվվող թաղանթային ուղղումները հաշվի առնելուց հետո։ Համապատասխան մեթոդը առաջարկվել է 1966 թվականին Վիլեն Ստրուտինսկու կողմից. Թաղանթային էֆեկտները արտահայտվում են միջուկի էներգիայի մակարդակների խտության մեծացման կամ փոքրացման մեջ, հատուկ ինչպես գնդաձև համաչափ ձևով, այնպես էլ միջուկի դեֆորմացված վիճակների դեպքում։ Այս փաստերի հաշվի առնելը դժվարացնում է էներգիայի կախումը դեֆորմացիայի պարամետրից համեմատած կաթիլային մոդելի հետ։ Ակտինոիդների միջուկների մեծ մասի համար այդ կախման մեջ առաջանում է միջուկի ուժեղ դեֆորմացիային համապատասխանող երկրորդ էներգետիկ փոսը։ Այս փոսի խորությունը 2—4 ՄէՎ–ով քիչ է առաջինից, որը համապատասխանում է միջուկի հիմնական վիճակին։ 
ԸՆդհանուր դեպքում տրոհվող միջուկի դեֆորմացիան բնութագրվում է ոչ թե մեկ, այլ մի քանի պարամետրերով։ Այսպիսի բազմապարամետր տարածության մեջ միջուկը կարող է շարժվել սկզբնական վիճակից պայթյունի վիճակի տարբեր ճանապարհներով։ Այդ ճանապարհները կոչվում են տրոհման մոդեր կամ ուղիներ։ Այսպես, 235U–ի ջերմային նեյտրոններով տրոհման ժամանակ առաջանումն են երեք մոդեր։ Տրոհման յուրաքանչյուր մոդ բնութագրվում է տրոհման բեկորների զանգվածի անհամաչափության իր արժեքներով և նրանց լրիվ կինետիկ էներգիայով։


== Ինքնակամ տրոհում ==
Որոշ դեպքերում միջուկը կարող է տրոհվել ինքնաբերաբար, առանց այլ մասնիկների հետ փոխազդեցության։ Այս պրոցեսը կոչվում է ինքնակամ տրոհում։ Ինքնակամ տրոհումը գերծանր միջուկների ճեղման հիմնական տեսակներից է։ 


=== Միջուկների ինքնակամ տրոհում հիմնական վիճակում ===
Հիմնական վիճակում գտնվող տրոհվող միջուկներին խոչընդոտում է տրոհման արգելքը։ 
Տրոհման մեխանիզմից հետևում է, որ տրոհման առավելագույն հավանականությունը (միջուկի և նեյտրոնների փոխազդեցության հավանականության հետ համեմատած), կարելի է գրել հետևյալ տեսքով՝

  
    
      
        
          E
          
            ∗
          
        
        ≥
        
          W
          
            f
          
        
      
    
    {\displaystyle E^{*}\geq W_{f}}
  ,
այսինքն, նախնական միջուկի գրգռման էներգիան պետք է փոքր չլինի միջուկի կապի էներգիայից։ Տրոհումը հնարավոր է, եթե 
  
    
      
        
          E
          
            ∗
          
        
        <
        
          W
          
            f
          
        
      
    
    {\displaystyle E^{*}<W_{f}}
  , բայց հավանականությունը այսպիսի պրոցեսի կտրուկ փոքրանում է գրգռման էներգիայի փոքրացման հետ զուգընթաց։
Այս պրոցեսի մեխանիզմը բացատրվում է քվանտային մեխանիկայի տեսանկյումից և համանման է պոտենցիալային խոչընդոտով անցնող α–մասնիկի ճառագայթման մեխանիզմին։ Դա այսպես կոչվող թունելային էֆեկտն է, որի բացատրությունից հետևում է, որ ցանկացած էներգետիկ խոչընդոտի թափանցելիությունը զրոյից տարբեր է, չնայած որ այն փոքրանում է խոչընդոտի լայնքի և բարձրության մեծացումից։
Ինքնակամ տրոհման հավանականությունը որոշվում է առաջին հերթին տրոհման խոչընդոտի թափանցելիությամբ։ առաջին մոտավորության դեպքում (կաթիլային մոդելի շրջանականերում) խոչընդոտը փոքրանում է տրոհման 
  
    
      
        
          
            
              Z
              
                2
              
            
            A
          
        
        ,
      
    
    {\displaystyle {\frac {Z^{2}}{A}},}
   պարամետրի աճի հետ, անհետանալով 
  
    
      
        
          
            
              Z
              
                2
              
            
            A
          
        
        ≈
        50
      
    
    {\displaystyle {\frac {Z^{2}}{A}}\approx 50}
  –ի  դեպքում։ Այսպիսով, ինքնակամ տրոհման հավանականությունը աճում է միջուկի լիցքի աճի հետ։ Բնության մեջ գոյություն ունեցող բոլոր միջուկների համար ինքնակամ ճառագայթման հավանականությունը և համապատասխան արագությունը շատ փոքր են։ Միայն ամենածանրների՝ 
  
    
      
        (
        Z
        ≥
        90
        )
      
    
    {\displaystyle (Z\geq 90)}
   համար արագությունը աճում է այնքան, որ նրանք կարող են որոշվել փորձնականորեն։ Օրինակ, 238U և 239Pu–ի ինքնակամ տրոհման համար 
  
    
      
        
          T
          
            1
            
              /
            
            2
          
        
        (
        S
        F
        )
      
    
    {\displaystyle T_{1/2}(SF)}
   կիսատրոհման պարբերությունը ունի 1016 տարի կարգի մեծություն, իսկ 235U–ի համար՝ ավելի մեծ։

Աղյուսակից հետևում է, որ ինքնակամ տրոհման ինտենսիվությունը շատ արագ աճում է միջուկի զանգվածի մեծացման հետ։
Ինքնակամ տրոհումները էական նշանակություն ունեն 238U պարունակող և տրանսուրանի նշանակալից քանակությամբ ռեակտորներում, նեյտրոնների ֆոնային հոսքի համար, օրինակ, արագ նեյտրոններով ռեակտորներում։ Ինքնակամ տրոհման առանձահատկությունների ուսումնասիրման համար օգտագործվում են առավել ծանր նուկլոններ, առաջին հերթին 252Cf։ 
  
    
      
        Z
        =
        100
        ÷
        102
      
    
    {\displaystyle Z=100\div 102}
   նուկլիդներ ինքնակամ ճառագայթման ժամանակ, ի տարբերություն ավելի թեթև միջուկների, գերակշռում է համաչափ մոդը (տրոհման հավասար զանգվածներ ունեցող բեկորներով)։


=== Կառուցվածքային իզոմերներ ===
92–ից մինչև 97 լիցքային թվով որոշ նուկլիդների համար (ուրանից բերկլիում) հայտնաբերվել են փոքր կիսատրոհման պարբերությունով գրգռված վիճակներ։ Այդ վիճակների համար ինքնակամ ճառագայթման հավանականությունը միջինում 1026 անգամ գերազանցում է համապատասխան միջուկների հիմնական վիճակների ինքնակամ ճառագայթման հավանականությանը։ Այս վիճակները համապատասխանում են, երկրորդ պոտենցիալային փոսում, միջուկի ցածր էներգետիկ մակարդակներին։ Նրանք բնութագրվում են դեֆորմացիայի բարձր աստիչանով և կոչվում են կառուցվածքային իզոմերներ։
Կառուցվածքային իզոմերների ինքնակամ ճառագայթման բարձր հավանականությունը բացատրվում է տրոհման խոչընդոտի նշանակալի փոքր լայնքով, երկրորդ պոտենցիալային փոսից տրոհմանը նպաստում է հիմնականում տրոհման խոչընդոտի արտաքին պիկը։ Իր հերթին, ներքին պիկը նպաստում է միջուկի հիմնական վիճակի գամմա–անցմանը։ Այդ պատճառով կառուցվածքային իզոմերների ճեղքման հիմնական մոդը հանդիսանում է ինքնակամ տրոհումը, այս իզոմերները հայտնի են ակտինոիդների 35 նուկլիդներ համար (ներառյալ 1994 թվականին հայտնաբերված 233mTh–ի), և միայն նրանցից երկուսի (236mU և 238mU) համար դիտվում է իզոմերային գամմա–անցում։
Կառուցվածքային իզոմերների էներգան կազմում է 2–ից 4 ՄէՎ, համապատասխանելով երկրորդ պոտենցիալային փոսի մինիմալ էներգիային։ Կիսատրոհման պարբերությունները՝ նանովայրկյանից մինչև միլիվայրկյաններ։ Ամենամեծ կիսատրոհման պարբերությունը հասնում է 14 մվ–ի, և դիտվում է 242mAm–ի մոտ, որը առաջիին կառուցվածքային իզոմերն է։


== Տրոհվող նուկլիդներ ==

Հավաքական միջուկի տեսությունից հետևում է, որ նրա էներգիայի մինիմալ 
  
    
      
        
          E
          
            ∗
          
        
      
    
    {\displaystyle E^{*}}
   արժեքը հավասար է նեյտրոնի կապի 
  
    
      
        
          ε
          
            n
          
        
      
    
    {\displaystyle \varepsilon _{n}}
   էներգիային միջուկում, որը էականորեն կախված է միջուկի զույգ նեյտրոնների թվից՝ զույգ նեյտրոնների կապի էներգիան նշանակաի չափով գերակշռում է կենտ նեյտրոնների կապի էներգիան՝ միջուկի համարյա հավասար զանգվածային թվերի դեպքում։ Համեմատենք ծանր միջուկի տրոհման էներգիայի արժեքը և ծանր միջուկներում նեյտրոնի կապի էներգիան (գործնական տեսանկյունից առավել կարևոր դեպքերում)՝

Հարկ է նշել, որ աղյուսակում կապի էներգիայի համար բերված են նեյտրոնի և տրոհման շեմի աղյուսակին համապատաասխանող միջուկի միավորումից միջուկներ, սակայն տրոհման շեմի մեծությունը թույլ է կախված միջուկի բաղադրությունից և զանգվածային թվից, դրա համար այդպիսի որակական համեմատությունը թույլատրելի է։

  
    
      
        
          E
          
            ∗
          
        
        >
        
          ε
          
            n
          
        
      
    
    {\displaystyle E^{*}>\varepsilon _{n}}
  , դա նշանակում է, որ տրոհումը հնարավոր է անվերջ փոքր կինետիկ էներգիայով նեյտրոններով։ Այդ խմբին են պատկանում կենտ նեյտրոններով 233U, 235U, 239Pu միջուկները (միավորվածը՝ զույգ է), որոնց անվանում են տրոհվող,

  
    
      
        
          E
          
            ∗
          
        
        <
        
          ε
          
            n
          
        
      
    
    {\displaystyle E^{*}<\varepsilon _{n}}
  , դա նշանակում է, որ տրոհումը հնարավոր է միայն այնպիսի կինետիկ էներգիայով նեյտրոններով, որը գերազանցում է որոշակի շեմային արժեքը։ Այդ խմբին են պատկանում զույգ նեյտրոններով  232Th, 238U միջուկները (միավորվածը՝ կենտ է)՝, որոնց անվանում են շեմային։ Շեմային էներգիաների մեծությունը մոտավորապես հավասար է 1,2 ՄէՎ–ի 232Th–ի համար և 1 ՄէՎ–ի 238U–ի համար։Աղյուսակում չնշված այլ միջուկների համար պատկերը համանման է՝ կենտ նեյտրոններով միջուկները տրոհվում են, զույգերովը՝ շեմային են։ Շեմային միջուկները չեն կարող շղթայական ռեակցիաների համար հիմք ծառայել։ 
Վերը քննարկված հինգ միջուկներից միայն երեքը կան բնության մեջ՝ 232Th–ը, 235U–ը, 238U–ը։ Բնական ուրանը պարունակում է մոտավորապես 99,3 % 238U և միայն 0,7 % 235U։ Այլ տրոհվող միջուկները, 233U–ը և 239Pu–ը, կարող են ստացվել արհեստական ճանապարհով։ Նրանց ստացման պրակտիկ մեթոդները հիմնված են 232Th–ի և 238U–ի շեմային միջուկների օգտագործման վրա հետևյալ սխեմաներով՝

  
    
      
        
          

          
          
            90
          
          
            232
          
        
        
          
            Th
          
        
        +
        
          

          
          
            0
          
          
            1
          
        
        
          
            n
          
        
        
          
            
              →
              
            
          
          
            90
          
          
            233
          
        
        
          
            Th
          
        
        
          
            →
            
              
                22
                m
                i
                n
              
            
            
              
                β
                
                  −
                
              
            
          
        
        
          

          
          
            91
          
          
            233
          
        
        
          
            Pa
          
        
        
          
            →
            
              
                27
                ,
                4
                d
                a
                y
                s
              
            
            
              
                β
                
                  −
                
              
            
          
        
        
          

          
          
            92
          
          
            233
          
        
        
          
            U
          
        
        
          
            →
            
              
                1
                ,
                6
                ⋅
                
                  10
                  
                    5
                  
                
                y
                e
                a
                r
                s
              
            
            
              α
            
          
        
      
    
    {\displaystyle {}_{90}^{232}{\textrm {Th}}+{}_{0}^{1}{\textrm {n}}{\xrightarrow {}}_{90}^{233}{\textrm {Th}}{\xrightarrow[{22min}]{\beta ^{-}}}{}_{91}^{233}{\textrm {Pa}}{\xrightarrow[{27,4days}]{\beta ^{-}}}{}_{92}^{233}{\textrm {U}}{\xrightarrow[{1,6\cdot 10^{5}years}]{\alpha }}}
  

  
    
      
        
          

          
          
            92
          
          
            238
          
        
        
          
            U
          
        
        +
        
          

          
          
            0
          
          
            1
          
        
        
          
            n
          
        
        
          
            
              →
              
            
          
          
            92
          
          
            239
          
        
        
          
            U
          
        
        
          
            →
            
              
                23
                ,
                5
                m
                i
                n
              
            
            
              
                β
                
                  −
                
              
            
          
        
        
          

          
          
            93
          
          
            239
          
        
        
          
            Np
          
        
        
          
            →
            
              
                2
                ,
                3
                d
                a
                y
                s
              
            
            
              
                β
                
                  −
                
              
            
          
        
        
          

          
          
            94
          
          
            239
          
        
        
          
            Pu
          
        
        
          
            →
            
              
                2
                ,
                4
                ⋅
                
                  10
                  
                    4
                  
                
                y
                e
                a
                r
                s
              
            
            
              α
            
          
        
      
    
    {\displaystyle {}_{92}^{238}{\textrm {U}}+{}_{0}^{1}{\textrm {n}}{\xrightarrow {}}_{92}^{239}{\textrm {U}}{\xrightarrow[{23,5min}]{\beta ^{-}}}{}_{93}^{239}{\textrm {Np}}{\xrightarrow[{2,3days}]{\beta ^{-}}}{}_{94}^{239}{\textrm {Pu}}{\xrightarrow[{2,4\cdot 10^{4}years}]{\alpha }}}
  
Երկու դեպում էլ ռադիացիոն զավթման պրոցեսը բերում է միջուկների ռադիոակտիվ ճառագայթմանը։ Երկու հաջորդական β−– ճառագայթումից հետո առաջանում են տրոհվող նուկլիդներ։ Միջանկյալ միջուկները բավականաչափ փոքր կիսատրոհման պարբերություն ունեն, որը թույլ է տալիս պրակտիկայում այս մեթոդները օգտագործել։ Առաջացած տրոհվող միջուկները նույնպես ռադիոակտիվ են, սակայն նրանց կիսատրոհման պարբերությունները այնքան մեծ են, որ նրանց կարելի է որպես կայուն միջուկ օգտագործել միջուկային ռեակտորներում։  
Բնության մեջ հանդիպող, շեմային 232Th и 238U տրոհվող միջուկների ստացման համար, վրջինը ընդունված է անվանել վերարտադրվող։ Նուկլիդների մասին ժամանակակից գիտելիքները թույլ են տալիս, որ միջուկային էներգետիկայի ապագան կապված է հենց վերարտադրվող նյութերի տրոհվողների վերածմանը։


== Տրոհման պրոցեսի փուլեր ==

Բաղադրված միջուկի կազմավորումից սկսվում է տրոհումը։ Մոտավորապես 10−14 վայրկյան անց այդ միջուկը տրոհվում է երկու բեկորի, որոնք, արագացվելով կուլոնյան ուժերի ազդեցությամբ, թռչում են հակառակ կողմեր։ Բեկորների արագացված շարժումը ավարվում է նրանց առաջացումից 10−17 վայկյան անց։ Այդ ժամանակ նրանք օժտվում են գումարային 170 ՄէՎ կինետիկ էներգիայով և գտնվում են իրարից մոտավորապես 
10−8 սմ հեռավորության վրա, այսինքն համարյա ատոմի չափի կարգի հեռավորության։
Տրոհման էներգիայի մի մասը փոխանցվում է բեկորների գրգռմանը, որոնք իրենց պահում են ինչպես ցանկացած գրգռված միջուկներ՝ մերթ անցնում են հիմնական վիճակի, ճառագայթելով գամմա–քվանտներ, մերթ արձակում են նոր միջուկների վերածվող նուկլոններ, որոնք նույնպես կարող են հայտնվել գրգռված վիճակում և նրանց վարքը համանման է ելքային բաղդատված միջուկի վարքին։
Միջուկի կողմից նուկլոնի արձակումը հնարավոր է այն դեպքում, երբ գրգռման էներգիան գերազանցում է միջուկում նուկլոնի կապի էներգիան, այն ժամանակ այն արձակվում է ավելի մեծ հավանականությամբ, քան գամմա–քվանտը, քանի որ վերջին պրոցեսը ընթանում է ավելի դանդաղ (էլեկտրամագնիսական փոխազդեցությունը ավելի թույլ է միջուկայինից)։
Ավելի հաճախ արձակվող նուկլոնը նեյտրոնն է քանի որ այն չպետք է հաղթահարի միջուկից դուրս գալուց կուլոնյան արգելքը, իսկ տրոհման բեկորների համար դա ավելի հավանական է, քանզի նրանք ծանրաբեռնված են նեյտրոններով, որը բերում է վերջինների կապի էներգիայի նվազմանը։ Բեկորնեի գրգռման էներգիան մոտավորապես հավասար է 20 ՄէՎ–ի, որը ավելի մեծ է բեկորներում նեյտրոնների կապի էներգիայից, և հետևաբար հնարավոր է մեկ կամ երկու նեյտրոնների արձակումը յուրաքանչյուր բեկորից նրաց առաջացումից 10−17−10−14 վայրկյան անց։ Արդյունքում բաղդատված իջուկի տրոհումից փաստացիորեն անմիջապես հետո բեկորները արձակում են երկու կամ երեք նեյտրոն, որոնց ընդունված է անվանել ակնթարթային։
Առաջացած միջուկները նախկինի պես գտնվում են գրգռված վիճակում, սակայն նրանցից յուրաքանչյուրում գրգռման էներգիան փոքր է նեյտրոնի կապի էներգիաից, քանի որ գրգռման էներգրայի մնացորդները 10−14−10−9 վայրկյան անց ճառագայթվում են գամմա–քվանտի տեսքով, այսպիսի գամմա–քվանտները ևս անվանվում են ակնթարթային։ 
հետագայում բեկորների տրոհումը կախված չէ նրանց փոխակերպումներից։ Քանի որ նրանք իրենց հետևից տանում են ելքային ատոմի բոլոր էլեկտրոններին, նրանցից կազմավորվում են բազմալիցքային իոններ, որոնց կինետիկ էներգիան ծախսվում է միջավայրի ատոմների իոնացման և գրգռման վրա, որն էլ բերում է բեկորների արգելակմանը։ Արդյունքում իոնները փոխակերպվում են հիմնական էներգետիկ վիճակով միջուկներով չեզոք ատոմների։ Այդպիսի ատոմները կոչվում են տրոհման արգասիքներ։
Տրոհման արգասիքները ունեն նույն զանգվածային թվի շրջանակներում գտնվող կայուն միջուկներիի հետ համեմատատած, դեռևս ավելցուկային քանակով նեյտրոններով միջուկներ և հանդիսանում են այսպիսով β−–ռադիոակտիվային, յուրաքանչյուրը նրանցից ծառայում է β−–փոխակերպման սկզբնափուլ, որը ավարտվում է մինչ կայուն վիճակի հասնելը։ Մեկ սերիայով միջուկները կազմում են այսպես կոչված ճառագայթման շղթան, որը միջինում կազմված է երեք β−–անցումներից, որոնց արագությունը կախված լինելով նեյտրոնների ավելցուկից, փոքրանում է կայուն վիճակի անցման ընթացքում և բավականչափ փոքր է վերը քննարկված տրոհման պրոցեսի փուլերից։ β−–ճառագայթումը ուղեկցվում է հականեյտրինոյի արձակմամբ։
β−–ճառագայթման արդյունքում հնարավոր է առաջանան գրգռված վիճակներով միջուկներ, որոնք անցնում են հիմնական վիճակին գամմա–քվանտի ճառագայթման ճանապարհով կամ, ծայրահեղ հազվադեպ, փոխակերպվում են այլ միջուկների նեյտրոնների արձակմամբ։ Այսպիսի նեյտրոնները կոչվում են ուշացած նեյտրոններ։
Հարկ է նշել, որ տրոհման պրոցեսում հնարավոր են այնպիսի մասնիկներ առաջացում, որոնց մասին նշված չեն վերը (օրինակ ալֆա–մասնիկներ), կամ երկուսից ավելի բեկորների առաջացումը, սակայն այս երևույթները այնքան անհավանական են, որ պրակտիկայում համարյա չեն քննարկվում։


== Տրոհման էներգիա ==
Ծանր միջուկի տրոհման ժամանակ անջատվում է մոտավորապես 200 ՄէՎ էներգիա և այդ էներգիայի համարյա 80 %–ը կազմում է բեկորների կինետիկ էներգիան։ Մնացած մասը բաշխվում է նեյտրոնների, գամմա–քվանտների, β–մասնիկների և հականեյտրինոյի միջև։ Այսպիսի հարաբերակցության դեպքում էներգիայի այլ բաղադրիչները թույլ են կախված տրոհվող միջուկից և տրոհման պրոցեսը առաջացնող նեյտրոնի էներգիայից։
Տրոհման մեկ ակտի ժամանակ (200 ՄէՎ) ջերմության վերածվող էներգիան 1 գ ռեակցիայի մեջ մտած 235U–ի հաշվարկի համար՝
5×1023ՄէՎ = 1,94×1010կալ = 8,1×1010Ջ = 22,5 ՄՎտ·ժ ≈ 1 ՄՎտ·օր
Հետաքրքիր է, որ տրոհման ամբողջ էներգիայի մոտ 5 %–ը տարվում է հականեյտրինոյի հետ և չի օգտագործվում։ 
Տրոհման բեկորների՝ ակնթարթային գամմա–քվանտների և նեյտրոնների էներգիան փաստացիորեն ակնթարթորեն վերածվում է ջերմության։ Տրոհման էներգիայի մոտավորապես 7 %–ը կազմող β–ճառագայթման էներգիան դանդաղորեն է անջատվում, քան որ β–ճառագայթումը տեղի է ունենում միջուկի տրոհումից հետո։ Այդ ուշացումը դադարեցված միջուկային ռեակտորում բերում է այսպես կոչված մնացորդային էներգիաանջատմանը, որը (մեծ հզորությամբ աշխատանքի ժամանակ) դադարից հետո այնքան մեծ է, որ անհրաժեշտ է ռեակտորի սառեցման համար միջոցներ ձեռք առնել։ Ընդ որում սկզբում մնացորդային էներգիաանջատումը փոքրանում է շատ արագորեն՝ մեկ րոպեի ընթացքում մեկ երրորդը, համարյա 75 %–ը մեկ օրվա ընթացքում։ Հետո էներգիան անջատվում է գնալով ավելի դանդաղ, որի հետևանքով միջուկային վառելիքը ռեակտորում օժտվում է մնացորդային էներգիաանջատմանը համապատասխան բարձր ռադիոակտիվությամբ, որը, հատուկ սառեցումով ավազաններում, պահանջում է երկարատև (մի քանի տարի) պահպանում։
Տրոհման էներգիայի բաշխում, ՄէՎ՝


== Տրոհման բեկորներ ==
235U–ի ջերմային նեյտրոններով տրոհման ժամանակ առաջանում են, գերազանցապես անհավասար զանգվածով, մոտ 30 զույգ տարբեր բեկորներ։ Նրանցից ամենաթեթևը ունի 72 զանգվածային թիվ, իսկ ամենածանրը՝ 161։ ամենից հավանական է զանգվածի 3/2 հարաբերակցությամբ տրոհումը։ Այդպիսի բեկորների ելքը հասնում է մոտավորապես 6 %–ի, այն ժամանակ երբ, հավասար զանգվածներով բեկորները համարյա 10−2 % են։ Բեկորների տրոհման այսպիսի բաշխումը դիտվում է բոլոր տրոհվող նուկլիդների համար, ինչպես ինքնակամ, այնպես էլ անկախ մասնիկներից հավաքական միջուկների գրգռված տրոհումների ժամանակ։ բեկորների ելքի կորերը շատ քիչ են տարբերվում տրոհվող այլ միջուկների համար, դա խոսում է այն մասին, որ բեկորների բաշխման անհամաչափությունը հատուկ է հենց միջուկի տրոհման մեխանիզմին։
Այսպիսի անհամաչափությունը հակասում է միջուկի կաթիլային մոդելին, քանի որ անկանոն կաթիլը ոչ մեծ հավանականությամբ պետք է տրոհվի հենց երկու մասի։ Հավասար մասերի բաժանումը բացատրվում է միջուկի թաղանթային տեսության շրջանակներում, ինչպես լցված թաղանթներով միջուկների առաջացման գերազանցող արդյունք, որոնք պարունակում են 50 և 82 մոգական թվերով նեյտրոններ։ Սակայն անհամաչափությունը փոքրանում է տրոհվող միջուկի գրգռման էներգիայի աճի հետ և նրա մեծ արժեքների դեպքում անհետանում է։ Օրինակ, 235U–ի արագացված նեյտրոններով տրոհման ժամանակ համաչափ տրոհման հավանականությունը կազմում է մոտավորապես 0,01 %, 14 ՄէՎ էներգիայով նեյտրոնների դեպքում՝ 1 %, իսկ ավելի քան 100 ՄէՎ էներգիայով նեյտրոնների ժամանակ բաշխումը ըստ զանգվածների ունի մեկ մաքսիմում, որը համապատասխանում է միջուկի համաչափ տրոհմանը։ Այսպիսի տենդեցը համաձայնության մեջ է գտնվում միջուկային մոդելների կիրառության ենթադրությունների հետ։


== Տրոհման արգասիքներ ==
Տրոհման արգասիքների զանգվածային թիվը, որպես օրենք, չի փոխվում β−–փոխակերպումների պրոցեսում, դրա համար էլ որոշակի զանգվածով տրոհման բեկորների ելքը կարելի է դիտարկել ինչպես նույնպիսի զանգվածով տրոհման բոլոր արգասիքների ելք։ Այսպիսով, տրոհման արգասիքների մեջ գտնվում են հիմնականում 90—105 և 130—145 միջակայքերով զանգվածային թվերով ատոմներ։
Ընդհանուր դեպքում տրոհման արգասիքների բաղադրությունը միշտ փոփոխվում է, սակայն տրոհման պրոցեսը, հաստատուն արագությունով, բավականաչափ երկար շարունակվում է, այսպես β− ճառագայթների շղթայում հասնում է հավասարակշռության և արգասիքների քիմիական բաղադրությունը դառնում է անփոփոխ։ Ընդ որում յուրաքանչյուր տարր ներկայացված է բազմաթիվ իզոտոպերով։ Հավասարակշռության վիճակում բոլոր արգասիքներից կան մոտավորապես՝

25 % — հազվագյուտ հողային տարրեր,
15 % — ցիրկոնիում,
12 % — մոլիբդեն,
6,5 % — պղինձ,
16 % — իներտ գազեր (քսենոն և կրիպտոն)։Տրոհման արգասիքների քանակը գրեթե երկու անգամ գերազանցում է ճեղքված միջուկների քանակը։ Քանի որ բոլոր ատոմների չափերը մոտավորապես նույնն են, ապա տրոհման արգասիքները զբաղեցնում են ավելի մեծ ծավալ, քան տրոհվող նյութի ատոմները, որը բերում է միջուկային վառելիքի ռադիոակտիվ փքմանը, այսինքն նրանում տրոհման գազանման արգասիքներով լցված ծակոտիների առաջացմանը։


== Տրոհման նեյտրոններ ==

Տրոհման բեկորներից նեյտրոնների արձակումը ծանր միջուկների տրոհման պրոցեսի կարևոր առանձնահատկություններից է։ Հենց նա է թույլ տալիս որոշակի պայմաններում ստեղծել տրոհման շղթայական ռեակցիաներ։


=== Ակնթարթային նեյտրոններ ===
Սրանք այն նեյտրոններ են, որոնք արձակվում են տրոհումից փաստացիորեն անմիջապես տրոհման բեկորներից, ի տարբերություն տրոհման բեկորներից մի որոշակի ժամանակամիջոց հետո արձակված ուշացած նեյտրոնների։ Մեկ ցիկլի ընթացքում արձակված նեյտրոնների քանակը, միջին արժեքով, Գաուսի թեորեմով բաշխված պատահական մեծություն է (մեկ ատոմի տրոհվող միջուկին բաժին ընկնող 2-3 նեյտրոնով)։ Ակնթարթային նեյտրոնները կազմում են տրոհվող նեյտրոնների 99 %–ը։ 
Նեյտրոնների միջին քանակը 
  
    
      
        
          ν
          
            f
          
          
            i
          
        
      
    
    {\displaystyle \nu _{f}^{i}}
  , որը առաջանում է տրոհումից, կախված է թիրախ–միջուկի բնույթից և ռմբակոծող նեյտրոնի էներգիայից։ Դիտվում է 
  
    
      
        
          ν
          
            f
          
          
            i
          
        
      
    
    {\displaystyle \nu _{f}^{i}}
   էական աճ տրոհվող միջուկի գրգռման էներգիայի մեծացման հետ։ Փորձնական տվյալները լավ նկարագրվում են տեսակի գծային կախվածությա կորով՝

  
    
      
        
          ν
          
            f
          
          
            i
          
        
        (
        E
        )
        =
        
          ν
          
            f
            0
          
          
            i
          
        
        +
        
          E
          
            n
          
        
        
          
            
              d
              
                ν
                
                  f
                
                
                  i
                
              
            
            
              d
              E
            
          
        
      
    
    {\displaystyle \nu _{f}^{i}(E)=\nu _{f0}^{i}+E_{n}{\frac {d\nu _{f}^{i}}{dE}}}
  ,որտեղ 
  
    
      
        
          ν
          
            f
          
          
            i
          
        
      
    
    {\displaystyle \nu _{f}^{i}}
  –ի  արժեքը՝ 
  
    
      
        
          ν
          
            f
            0
          
          
            i
          
        
      
    
    {\displaystyle \nu _{f0}^{i}}
  –ն է E=0,025 էՎ–ի համար։


=== Ուշացած նեյտրոններ ===
Սրանք տրոհվող ծանր միջուկների բեկորներից մի որոշ ժամանակ անց արձակված նեյտրոններ են (միլիվայրկյանից մինչև մի քանի վայրկյան), ի տարբերություն ակնթարթային նեյտրոնների, որոնք արձակվում են անմիջապես ելքային միջուկի տրոհումից հետո։
Շատ հազվադեպ դեպքերում β−–փոխակերպման շղթայում առաջանում են գրգռման էներգիայով միջուկներ, որոնք գերազանցում են այդ միջուկում նեյտրոնի կապի էներգիան։ Այսպիսի միջուկները կարող են նեյտրոններ արձակել, որոնք կոչվում են ուշացած։ Ուշացած նեյտրոնների արձակումը մրցակցում է գամմա–քվանտների հետ, սակայն միջուկի նեյտրոններով ծանրաբեռնվածության հետ ավելի հավանական է նեյտրոնների արձակումը։
Չնայած փոքր ելքին, ուշացած նեյտրոնները մեծ դեր են խաղում միջուկային ռեակտորներում։ Շնորհիվ երկար ուշացմանը, այս նեյտրոնները էականորեն, համարյա երկու և ավելի կարգով, մեծացնում են մի սերնդի նեյտրոնների կյանքի տևողությունը, դրանով իսկ ստեղծելով ինքնաուշացած շղթայական ռեակցիայի կառավարման հնարավորությունը։
Արձակված ուշացած նեյտրոնով կազմավորված միջուկը կարող է գտնվել կամ հիմնական, կամ գրգռված վիճակում։ Վերջին դեպքում գրգռված վիճակից անցումը հիմնականի տեղի է ունենում գամմա ճառագայթմամաբ։


== Կիրառություններ ==
Միջուկների տրոհումը էներգիայի հզոր աղբյուր է, որը մարդկությունը լայն մասշտաբով օգտագործում է շուրջ 50 տարի։ Տրոհման հատկության կիրառումը, որը կայանում է նրանում, որ որոշակի պայմաններում տրոհման ռեակցիան կարող է շղթայական դառնալ, բերում է միջուկային ռեակտորների, որտեղ  շղթայական ռեակցիան զանազան նպատակներով օգտագործվում է և միջուկային զենքի ստեղծմանը, որը օգտագործում է չկառավարվող շղթայական ռեակցիան։ Ջերմամիջուկային զենքի հետ, միջուկային զենքը հանդիսանում է սպառազինության ամենակործանարար տեսակը։ Միջուկային էներգիայի կիրառման բնագավառում ԱԷՄԳ–ը և ԱԷՕ ՀԱ–ն հանդիսանում են Խոշոր միջազգային կազմակերպությունները։


=== Միջուկային ռեակտորներ ===

Միջուկային ռեակտորը մի սարք է, որում իրականցվում է, էներգիայի անջատումով ուղեկցվող, կառավարվող շղթայական ռեակցիան։ Աշխարհում առաջին, «Չիկագոյի պատշար-1» (անգլ.՝ Chicago Pile-1) միջուկային ռեակտորը, գործարկել են 1942 թվականին, Էնրիկո Ֆերմիի ղեկավարությամբ, Չիկագոյի համալասարանի աշխատակիցները՝ միջուկային զենքի մշակման Մանհեթենյան նախագծի շրջանակում։
4 տարի անց Իգոր Վասիլևիչ Կուրչատովի ղեկավարությամբ ԽՍՀՄ ԳԻտությունների Ակադեմիայի № 2 լաբորատորիան նույն նպատակներով թողարկեց Եվրոպայում առաջին Ֆ1 ռեակտորը։
ԱՄ—1 էներգետիկ ռեակտորով աշխարհում առաջին ատոմային էլեկտրակայանը Օբնինսկում գործարկվել է 1954 թվականին։
Միջուկային ռեակտորները իրենց կոնստրուկցիայով և կիրառության բնագավառներով խիստ տարբեր են։ Ռեակտորները կիրառման բնույթով կարելի է բաժանել հետևյալ տիպերի՝

հետազոտական (փորձարարական) ռեակտորներ, որնց կիրառման դիապազոնը խիստ լայն է՝ օրինակ այնպիսի ռեակտորներ, որոնցում ակտիվ զոնայում ծնվող նեյտրոնների և գամմա–քվանտներ հոսքը օգտագործվում է միջուկային ֆիզիկայում ֆիզիկական փորձերի, պինդ մարմնի ֆիզիկայի, ճառագայթային քիմիայի, կենսաբանության հերությանտազոտության նպատակով, իզտոպերի արտադրության համար,
իզոտոպային (զենքի, արդյունաբերական) ռեակտորները, որոնք օգտագործվում են միջուկային զենքի արտադրության մեջ իզոտոպերի մշակման համար, օրինակ 239Pu–ը, նրանց թվին են պատկանում նաև ռեակտոր-բազմապատկիչները,
Միջուկային էներգետիկ ռեակտորները նախատեսված են էներգետիկայում օգտագործվող էլեկտրական և ջերմային էներգիայի ստացման համար, ինչպես նաև ջրի աղազրկման համար,
տրանսպորտային ռեակտորները նավերի և ատոմային սուզանավերի ուժային սարքերի համար։
Այսպիսի բաժանումը հանդիսանում է շատ պայմանական, քանի որ ռեակտորների կիրառումը հաճախ չի սահմանափակվում միայն մեկ գործառույթով։ Ամենից տարատեսակ և նեղմասնագիտական են հանդիսանում հետազոտական ռեակտորները, որը պայմանավորվախ է նրանցով լուծվող խնդիրների լայն սպեկտրով։ Էներգետիկ ռեակտորները բացի իրենց հիմնական գործառույթներից կարող են կատարել և այլ գործառույթներ, օրինակ Օբնինսկի առաջին ԱԷԿ–ի էներգետիկ ռեակտորը հիմնականում նախատեսված էր փորձարկումների համար, իսկ արագ նեյտրոններով ռեակտորները կարող են միաժամանակ լինել և էներգետիկ և իզոտոպներ մատակարարող, որոնք հետագայում օգտագործվում են որպես վառելիք կամ զենքի հումք։ Զենքի համար նախատեսված ռեակտորները բացի իրենց հիմնական խնդրից հաճախ իրենց բանվորական ավանները մատակարարում են վառելիքով ու էլեկտրաէներգիայով։
Միջուկային էներգետիկայի պատմությունը ընդգրկում է ավելի քան կեսդարյա ժամանակաշրջան, և այդ ընթացքում այն արդեն դարձել է էներգետիկայի ավանդական ճյուղերից, իսկ ներկայումս ԱԷԿ–ում էլեկտրաէներգիայի արտադրության համար շատ երկրներում հասնում է բավականին մեճ չափերի։ Այժմ աշխարհում հաշվարկված է 433 ռեակտորներ ընդհանուր 366,590 ԳՎտ հզորությամբ և 65–ը՝ կառուցման փուլում։ ԱԷԿ–ի հաստատված հզորության համաշխարհային լիդեր են հանդիսանում ԱՄՆ–ն (մոտ 100 միլիոն կՎտ) և Ֆրանսիան (համարյա 63 կՎտ), ԱԷԿ–ում էլեկտրաէներգիայի արտադրության մասով առաջին գծում է Ֆրանսիան, իսկ ԱՄՆ–ը միայն 18–րդ հորիզոնականում է։ Արտադրության բաժնի և հզորության մեծության հնգյակ երկրներն են՝


=== Միջուկային զենք ===

Միջուկային զենքը Զանգվածային ոչնչացման զենք է, հիմնված ծանր միջուկների տրոհումից շղթայական ռեակցիայի ժամանակ անջատված միջուկային էներգիայի օգտագործման վրա։ Սա մարդու կողմից ստեղծված զենքի հզոր տեսակ է, որը պայթյունի ուժով զիջում է միայն ջերմամիջուկային զենքին, և օժտված է բազմաթիվ խոցելիության գործոններով։
Միջուկային զենքի շահագործմամբ ակտիվորեն զբաղվում էր Երրորդ Ռեյխը, սակայն չնայած լուրջ հաջողություններին, նրան չհաջողվեց ավարտել աշխատանքները այդ ուղղությամբ։ Թրինիթի միջուկային զենքի առաջին փորձարկումները իրականացվել է 1945 թվականին ԱՄՆ—Ի Նյու–Մեքսիկո նահանգում։ Այդ նույն թվին այն առաջին անգամ կիրառվել է պատմության մեջ, օգոստոսի 6–ին ճապոնական Հերոսիմա և 9–ին Նագասակի քաղաքների վրա ամերիկական զինված ուժերի կողմից նետվեցին Փոքրիկ և Հաստլիկ բոմբերը, որը անմիջապես բերեց Ճապոնիայի կապիտուլյացիային։
Չնայած նրան, որ միջուկային զենքը կիրառվել է միայն մեկ անգամ, նրա գոյությունը, որը սովորաբար տեր–երկրի կողմից իրականցվող միջուկային փորձարկումներով հաստատվում է, ունի ահավոր մեծ քաղաքական և ռազմական նշանակություն։ Միջուկային զենքի տեր–երկրները ոչ պաշտոնական միջուկային ակումբի անդամ են, իսկ այս զենքի առաջնորդ երկրներն են Ռուսաստանի դաշնությունը և ԱՄՆ–ն, որոնք սառը պատերազմի ժամանակաշրջանից կողմնակից են միջուկային պարիտետին, ընդ որում քաղաքական ուժերը ուղղելով միջուկային զենքի չտարածմանը։ Երկրների հնգյակը, որոնք միջուկային մարտական գլխիկների առավելագույն քանակ ունեն՝

Հետաքրքրիր է, որ միջուկային պայթյունները բազմակի անգամ օգտագործվել են խաղաղ նպատակներով, հիմնականում բնական գազի և նավթի հանքավայրերի առավել արտադրականացման, կամ հակառակը կատարելագործման համար, որի նպատակով մշակվել են հատուկ միջուկային արկեր։


== Ծանոթագրություններ ==


== Գրականություն ==
Деление атомного ядра // Большая советская энциклопедия : [в 30 т.] / гл. ред.  А. М. Прохоров. — 3-е изд. — М. : Советская энциклопедия, 1969—1978.
Камерон И. Ядерные реакторы. — Энергоатомиздат, 1987. — 320 с.
Климов А.Н. Ядерная физика и ядерные реакторы. — Энергоатомиздат, 1985. — 352 с.
К. Н. Мухин Экспериментальная ядерная физика. — 5-е изд. — Энергоатомиздат, 1993. — Т. 1. Физика атомного ядра. Ч. I. Свойства нуклонов, ядер и радиоактивных излучений. — 376 с. — ISBN 5-283-04080-1
К. Н. Мухин Экспериментальная ядерная физика. — 5-е изд. — Энергоатомиздат, 1993. — Т. 1. Физика атомного ядра. Ч. II. Ядерные взаимодействия. — 320 с. — ISBN 5-283-04081-X
Cyriel Wagemans The Nuclear Fission Process. — 1-е изд. — CRC Press, 1991. — 608 p. — ISBN 978-0849354342
Niels Bohr, John Archibald Wheeler The Mechanism of Nuclear Fission // Physical Review. — 1939. — Vol. 56. — № 5. — P. 426—450.
S. Bjørnholm, J. E. Lynn The double-humped fission barrier // Reviews of Modern Physics. — 1980. — Vol. 52. — № 4. — P. 725−931.
Balraj Singh, Roy Zywina and Richard B. Firestone Table of Superdeformed Nuclear Bands and Fission Isomers: Third Edition (October 2002) // Nuclear Data Sheets. — 2002. — Vol. 97. — № 2. — P. 241—592. (свободный препринт Archived 2016-03-04 at the Wayback Machine.)
André Michaudon From Alchemy to Atoms. The making of plutonium(անգլ.) // Los Alamos Science. — 2000. — № 26. — С. 62—73.