Способ запуска ядерных ракетных двигателей, основанных на реакциях резонансно-динамического деления и синтеза

Способ запуска ядерных ракетных двигателей, основанных на реакциях резонансно-динамического деления и синтеза

Реферат

 

Сущность изобретения: способ запуска ядерных ракетных двигателей, основанных на реакциях резонансно-динамического деления и синтеза, заключается в том, что в активную зону - магнитную ловушку реактора - вводят до достижения заданной плотности газ исходных ядер синтеза и пар или газ из делящегося вещества. Затем на время инициирования реакций деления и синтеза в активную зону реактора вводят высокоэнергетические протоны, которые, вращаясь внутри реактора, генерируют нейтроны из ядер делящегося вещества. За счет соответствующего выбора энергии - релятивистской массы протонов - возбуждают электромагнитные и магнитоакустические волны, частота которых совпадает с частотой вращения исходных ядер синтеза, находящихся в приосевой области, и тем самым нагревают их до термоядерных температур. Кроме этого, высокоэнергетические протоны ионизируют ядра деления и синтеза, в результате чего они под действием скрещенных электрического и магнитного полей магнитной ловушки начинают вращаться вокруг продольной оси реактора с дрейфовой скоростью, обеспечивающей резонансное деление ядер делящегося вещества при их соударении с тепловыми нейтронами, вошедшими в активную зону реактора из замедлителя, в котором они были получены из быстрых нейтронов при их замедлении. После поджига совместных реакций деления и синтеза подача высокоэнергетических протонов прекращается. Однако она может быть продолжена при необходимости дополнительного снижения критической плотности делящегося вещества или получения дополнительной ядерной энергии. Технический результат заключается в обеспечении возможности совместного протекания реакций резонансно-динамического деления и термоядерного синтеза за счет использования высокоэнергетических протонов, ускоренных до энергии сотни МЭВ. 2 табл., 1 ил.

Изобретение относится к ракетной и ядерной технологии и предназначено для запуска ядерных ракетных двигателей, основанных на реакциях резонансно-динамического (РД) деления делящегося вещества с дополнительными нейтронами термоядерного синтеза.

Оно может быть использовано для запуска ядерных ракетных двигателей, основанных на реакциях резонансного (патент 2064086 от 4 ноября 1993 г.) или нерезонансного деления, а также термоядерных реакций.

Прототип - способ создания реактивной тяги ядерного ракетного двигателя (патент 2064086 от 4 ноября 1993 г.).

Недостатком прототипа является то, что в нем не показано, каким образом в начальный момент времени будет инициировано поджигание реакций деления и синтеза. Общепринятый запуск ядерных реакций посредством дополнительного мощного нейтронного источника также проблематичен, поскольку нейтронам дополнительного источника будет трудно попасть в активную зону (AЗ) реактора из-за большой толщины замедлителя, поэтому их большая часть вообще не попадет в нее. Кроме того, нейтроны взаимодействуют только с делящимся веществом и никакого влияния не оказывают на инициирование реакций синтеза, следовательно, на источник нейтронов накладывается дополнительная нагрузка по инициированию термоядерной реакции синтеза через реакцию деления.

Технической задачей настоящего изобретения является запуск совместного протекания реакций РД деления и термоядерного синтеза за счет использования высокоэнергетических протонов (ВП), ускоренных до энергий сотни-тысячи МэВ.

Возможность использования ВП для запуска реакций деления и синтеза базируется на том, что, во-первых, ВП также, как и нейтроны, делят делящееся вещество [1,2] , а учитывая то, что они будут введены непосредственно в AЗ реактора, то возникшие нейтроны деления с самого рождения будут находиться в ней. Во-вторых, кроме нейтронов деления ВП будут выбивать нейтроны за счет неупругих взаимодействий с ядрами деления и синтеза, и, кроме того, генерировать, так называемые, нейтроны испарения из возбужденных ими нейтрононасыщенных ядер, такими как раз и являются ядра деления и трития. И, в-третьих, благодаря совпадающей или возросшей релятивистской массы высокоэнергетических протонов до значений масс самых тяжелых ядер синтеза их циклотронная частота вращения в магнитном поле AЗ реактора будет по мере их замедления последовательно совпадать со значениями циклотронных частот вращения более легких ионов ядер синтеза, находящихся в AЗ реактора, и в такие моменты энергия ВП будет эффективно - резонансным образом - передаваться на циклотронной частоте этим ионам посредством электромагнитного и магнитоакустического излучения генерируемого ВП [3,4]. Кроме того, энергия ВП будет передаваться ионам ядер синтеза коллективным образом по разным плазменным неустойчивостям, таким как двухпотоковая, турбулентная [5,6] и т.д.

Поставленная задача достигается за счет того, что в способе создания реактивной тяги ядерного ракетного двигателя, заключающегося в том, что делящееся вещество ионизуют и перемещают вращением внутри магнитной ловушки со скоростью его резонансного деления при соударении с тепловыми нейтронами, выходящими из замедлителя, окружающего активную зону реактора. При этом под действием высокоэнергетических продуктов деления в исходных ядрах синтеза инициируют протекание термоядерных реакций синтеза, а образующиеся высокоэнергетические продукты деления и синтеза направляют в выходное сопло двигателя для создания реактивной тяги. Для этого в начальный момент времени, когда в активной зоне реактора нет ядер деления и исходных ядер синтеза, в активную зону реактора вводят исходные продукты реакций деления и синтеза, затем после достижения заданной концентрации и требуемого соотношения между ядрами деления и синтеза в магнитную ловушку, на время инициирования реакций деления и синтеза, вводят высокоэнергетические протоны и под действием магнитного поля вращают их внутри нее, заставляя их в течение всего времени нахождения их в ловушке проходить через находящийся в ней пар или газ из делящегося вещества и исходных ядер синтеза, тем самым инициировать протекание в них ядерных реакций с испусканием нейтронов, таких как деления, испарения нейтронов из возбужденных ядер деления и трития и т.д. Испущенные таким образом быстрые нейтроны направляют в замедлитель и замедляют их до тепловых энергий, после чего полученные тепловые нейтроны направляют внутрь магнитной ловушки.

Кроме генерирования быстрых нейтронов, высокоэнергетические протоны, вращаясь внутри активной зоны реактора, ионизуют ядра деления и синтеза и, благодаря этому, обеспечивают начало их дрейфового вращения под действием скрещенных электрического и магнитного полей со скоростью, обеспечивающей резонансно-динамическое деление делящегося вещества. Причем энергию - скорость и релятивистскую массу высокоэнергетических протонов, введенных внутрь активной зоны реактора, - устанавливают такой, чтобы их циклотронная частота вращения в магнитном поле ловушки совпадала бы с циклотронной частотой вращения выбранного типа исходных ядер синтеза, находящихся в приосевой области магнитной ловушки, что обеспечит безстолкновительную передачу энергии высокоэнергетических протонов, посредством генерирования ими электромагнитных и магнитоакустических волн, непосредственно исходным ядрам синтеза. Кроме того, энергия высокоэнергетических протонов будет передаваться ядрам синтеза за счет коллективных, также безстолкновительных, плазменных процессов - неустойчивостей, таких как двухпотоковая, турбулентная и т.д. После запуска совместных реакций деления и синтеза подача высокоэнергетических протонов в активную зону реактора прекращается или может быть продолжена при необходимости дополнительного снижения критической плотности делящегося вещества, при недостаточной мощности реакций деления или синтеза, при необходимости получения дополнительной энергии, а также при полном исключении из совместных реакций, реакции синтеза или деления. При этом для того, чтобы введенные в активную зону высокоэнергетические протоны не падали на стенки реактора их ларморовский радиус не должен превышать радиус активной зоны, причем энергия - скорость - релятивистская масса высокоэнергетических протонов, а также ларморовская частота их вращения и вращения ядер синтеза, находящихся в приосевой области активной зоны, определяются следующими соотношениями: Соотношение радиусов: R_AЗ>R_p=М_рV_p/(Z_pВ_р) Частота вращения: _p = Z_pB_p/(2M_P); _i = Z_iB_i/(2M_i); Определение релятивистской массы ВП: М_р = Z_pВ_рM_i/(Z_iВ_i); Скорость ВП: где R_AЗ - радиус AЗ магнитной ловушки; R_p - ларморовский радиус ВП (ларморовский радиус уменьшается при снижении энергии); М_р, M_i - релятивистская масса ВП и выбранного типа исходных ядер синтеза; V_p - скорость ВП; Z_p, Z_i - заряд ВП и выбранного типа исходных ядер синтеза; В_р, B_i - напряженность магнитного поля в месте вращения ВП и выбранного типа исходных ядер синтеза; _p, _i- ларморовская частота вращения ВП и выбранного типа исходных ядер синтеза; с - скорость света; m_р - масса протона; m - релятивистское приращение массы; m/m_p+1 - масса, которая должна соответствовать исходному ядру синтеза (например, дейтерию его масса равна 2 протонам, следовательно, m = m_p и тогда m/m_p+1 = 2). Таким образом, основным преимуществом инициирования реакций деления и синтеза ВП является многофакторность их использования и то, что их можно ввести непосредственно внутрь AЗ - магнитной ловушки реактора, в которой они, вращаясь по своему ларморовскому радиусу, будут постоянно проходить через плазму делящегося вещества и поэтому даже в разреженной плазме из-за достаточно большого пути пройденного в ней они произведут большое число нейтронов и, кроме того, передадут по плазменным безстолкновительным каналам значительную часть своей энергии непосредственно исходным ионам синтеза, тем самым облегчат инициирование начала совместного протекания реакций РД деления и термоядерного синтеза.

В табл.1, в первых трех строках, приведены значения циклотронных частот и частоты магнитоакустических волн, на которых исходные ядра синтеза могут поглощать энергию, а также их ларморовские радиусы вращения при нагреве до 70 кэВ. В трех последних строках приведены циклотронные частоты основной и ее первой гармоники, генерируемые ВП при их энергиях 1, 2 и 3 ГэВ, а также ларморовские радиусы вращения ВП в магнитном поле 5 Тл.

В табл. 2 приведены расчетные параметры, обеспечивающие стабильное протекание реакций деления и синтеза, когда энергия, выделяемая реакцией деления, составляет 70%, а энергия термоядерного синтеза D-T реакции составляет 30% от суммарного энерговыделения по обеим реакциям.

На чертеже приведено относительное снижение критической плотности делящегося вещества при уменьшении доли энергии деления в суммарном энерговыделении (Деление + D-T синтез).

Последовательность операций при осуществлении предлагаемого способа будет следующей: заполнение AЗ реактора парами или газом делящегося вещества и газом исходных ядер синтеза до заданной концентрации, при которой в последующем будут протекать ядерные реакции РД деления и синтеза, ввод в AЗ реактора ВП и их вращение внутри нее с частотой вращения ионизованных ионов синтеза, находящихся в приосевой области, генерирование ВП быстрых нейтронов из ядер деления и синтеза, замедление быстрых нейтронов до тепловых энергий и направление ТН внутрь AЗ реактора, ионизация ядер делящегося вещества и исходных ядер синтеза посредством ВП и вращение их под действием скрещенных электрического и магнитного полей вокруг продольной оси реактора с дрейфовой скоростью, обеспечивающей РД деление ядер делящегося вещества ТН, нагрев до термоядерных температур исходных ионов ядер синтеза, находящихся в приосевой области, посредством электромагнитных и магнитоакустических волн, генерируемых ВП, а также за счет коллективных плазменных процессов - неустойчивостей, также вызываемых ВП. После поджига совместных реакций РД деления и термоядерного синтеза подача ВП в AЗ реактора прекращается.

Основным отличием от прототипа является то, что в момент запуска реакций деления и синтеза ВП кроме генерирования быстрых нейтронов непосредственно в AЗ реактора они одновременно с генерацией нейтронов нагревают до термоядерных температур исходные ядра синтеза, причем непосредственно в приосевой области AЗ, то есть именно там, где в последующем будут проходить термоядерные реакции после прекращения подачи ВП.

Сравним эффективности инициирования реакций РД деления делящегося вещества при его облучении мощным импульсом быстрых нейтронов дополнительного источника и от воздействия ВП на делящееся вещество и ядра синтеза.

Если для инициирования реакции РД деления использовать мощный источник быстрых нейтронов, то для того чтобы в разреженной плазме делящегося вещества, находящейся в AЗ реактора, вызвать заметный выход реакций деления, быстрые нейтроны источника должны быть замедлены до тепловых энергий, поскольку только ими можно инициировать заметное число актов РД деления.

Предположим, что AЗ реактора представляет собой бесконечный цилиндр диаметром 400 см, который окружен замедлителем. Угловое распределение ТН, выходящих из стенки внутрь цилиндра близко к косинусоидальному распределению [7, стр. 287] , поэтому более чем у 90% ТН максимальный пробег через AЗ реактора будет менее см, это значение и будем использовать в последующих расчетах. Вследствие большого времени жизни ТН в тяжеловодном замедлителе (t_Ж0,1 с), они, отражаясь от замедлителя, могут еще несколько раз пересечь AЗ реактора. Для увеличения эффекта предположим, что они отражаются от стенок AЗ моментально, а внутри AЗ проходят путь, равный 570 см, со скоростью V_ТН=2,210⁵ см/с. В этом случае число пересечений AЗ реактора равно N=t_ЖV_TH/570=0,12,210⁵/570=38. Следовательно, суммарный путь ТН в AЗ реактора будет равен 57038=21660 см.

Длина пробега ТН в плазме делящегося вещества равна где n - плотность ядер деления (n=10¹⁵ яд/см³); _f - максимальное значение сечения деления в выбранном резонансе (Е_р=0,3 эВ, _f = 3000 барн); k - максимальное значение динамического эффекта в резонансе при условии, когда движение нейтронов и ядер вещества взаимно перпендикулярно Полученная длина в 96340/21660=4,5 раза больше максимального пробега ТН в AЗ реактора, поэтому только менее четверти всех ТН будет участвовать в РД делении делящегося вещества.

Длина пробега ВП в плутониевой плазме плотностью 10¹⁵ яд/см³ при предположении, что сечение деления плутония и урана совпадают (сечение деления урана-238 приведено в работе [8, стр.942] и равно 1 барн), равна = 1/(n_f) = 1/(10¹⁵110^-24) = 10⁹ см (7) где n - плотность плазмы плутония; _f - сечение деления плутония ВП, барн.

Рассмотрим путь, пройденный ВП с энергией, например, 1 ГэВ в магнитной ловушке, которая их удерживает в течение 0,05 сек. Предположим, что за это время ВП потеряют 60% своей энергии, тогда средняя скорость ВП равна 2,3510¹⁰ см/с (скорость ВП с энергией 1 ГэВ равна 2,61010¹⁰ см/с и 2,110¹⁰ см/с при Е_р=0,4 ГэВ). Исходя из этой скорости, путь, пройденный ВП в ловушке, за время их удержания 0,05 с будет равен 2,3510¹⁰0,05=1,1710⁹ см, что равнозначно пересечению ВП 24-см металлического плутония (1,1710⁹10¹⁵/4,9510²²= 24 см). Эта длина больше длины пробега ВП в этой плазме, поэтому с вероятностью 70% ВП осуществит акт деления.

Из приведенных данных следует, что использование ВП для деления ионов плазмы из делящегося вещества намного предпочтительней, чем их деление ТН, полученных от дополнительного источника быстрых нейтронов, даже в случае их РД деления. Это преимущество еще более возрастает при учете нейтронов, испускаемых вследствие неупругих взаимодействий ВП с ядрами тяжелых и легких элементов, содержащихся в AЗ реактора. В работе [1], [9, стр.67] показано, что в результате этих процессов каждый ВП с энергией 1 ГэВ может выбить до 32 нейтронов из свинца и до 50. . . 100 нейтронов из делящихся веществ (нейтроны деления под действием ВП входят в эти значения), при этом энерговыделение в урановой мишени от этих нейтронов в 10 раз выше чем энергия протонного пучка. Это значит, что к энергии ВП добавится энергия деления, обусловленная ВП, что также облегчит запуск реакций, то есть потребуется меньшая энергия ВП, вносимая в AЗ реактора.

Рассмотрим теперь механизм взаимодействия ВП с ионами ядер дейтерия, трития и гелия-3, которые являются исходными ядрами в реакциях синтеза.

Как показано в работе [4], вблизи циклотронных и нижнегибридных частот ионов плазмы может происходить не связанное со столкновениями поглощение энергии. Источником такой энергии, в нашем случае, может быть электромагнитное циклотронное излучение, генерируемое ВП, введенными в магнитную ловушку. Это излучение относится к СВЧ-диапазону [10, стр.12], поэтому в случае совпадения циклотронных или нижнегибридных частот ионов с этой частотой излучения оно может сильно поглощаться ионами исходных ядер синтеза, то есть нагревать их.

Циклотронные частоты ВП и ионов ядер синтеза определяются выражением _i = Z_iB_i/(2M_i) (8) где Z_i - заряд иона типа i; B_i - напряженность магнитного поля в месте нахождения иона типа i; M_i - масса иона типа i; i - тип иона (D - дейтерий, Т - тритий. Не - гелий, P - протон).

Нижнегибридная частота ионов определяется соотношением ²_h = _ie/[1+(_e/₀)²] (9) где _i - циклотронная частота иона; _e - циклотронная частота электрона; ₀ - электронная плазменная частота Кроме циклотронного СВЧ-излучения, ВП будут генерировать поперечные магнитоакустические волны (МАВ), частота которых, как показано в работе [9], совпадает с циклотронной частотой ВП. В работе [3] показано, что МАВ подобны обычным продольным акустическим волнам с той лишь разницей, что к давлению среды добавится магнитное давление, в этом случае суммарное давление равно P = P₀+H²/(8) (10) где Р₀ - давление плазмы; H²/(8) - давление магнитного поля, направленное перпендикулярно направлению распространения МАВ.

Физическая сущность процесса распространения МАВ заключается в том, что кинетическая энергия плазменной среды может переходить как в обычную энергию сжатия газовой среды, так и энергию магнитного поля при условии, что магнитное поле достаточно сильное, т.е. тогда, когда магнитное давление значительно больше давления плазмы. (Это условие у нас всегда выполняется потому, что плазму нужно удерживать.) МАВ приводят в колебательное движение с одинаковой амплитудой одновременно как электроны, так и ионы, но поскольку масса ионов во много раз больше массы электронов, то происходит нагрев только ионов. В работе [3] показано, что в том случае, когда температура плазмы достаточно высока (т.е. энергетический обмен между электронами и ионами путем столкновений становится весьма мал, что имеет место при температурах более миллиона градусов) и при этом, если основные частоты МАВ и ионов примерно одного порядка, то целесообразно частоту МАВ сделать равной _MAB = 2_i, при которой будет иметь место резонансный, наиболее эффективный нагрев ионов энергией МАВ (если же циклотронная частота в два раза ниже частоты МАВ, то это условие может быть выполнено на ее первой, второй и т.д. гармонике). Кроме этих процессов по нагреву плазмы, ВП будут передавать свою энергию ионам ядер синтеза по различным плазменным неустойчивостям, основными из которых могут быть двухпотоковая, турбулентная и т.д. [5, 6].

Рассмотрим, каким образом энергия ВП будет передаваться ионам исходных ядер термоядерного синтеза. Предположим, что магнитное поле в пределах магнитной ловушки однородно и равно 5 Тл. Для этого случая в табл.1 приведены ларморовские частоты вращения исходных ионов синтеза и ВП. Из представленных данных следует, что при увеличении энергии ВП из-за возрастания их релятивистской массы их циклотронная частота падает. Это значит, что когда они будут введены в магнитную ловушку, то при их замедлении на ядрах делящегося вещества и исходных ядрах синтеза их релятивистская масса будет постепенно уменьшаться, при этом их ларморовская частота, из-за постоянства заряда, будет возрастать и вследствие этого она последовательно будет совпадать с ларморовскими частотами трития, дейтерия и гелия-3 и в такие моменты будет происходить резонансная передача этим ядрам энергии ВП. Кроме этого, на основной и первых гармониках ларморовских частот ВП будет также осуществляться резонансная передача энергии через МАВ, а на более высоких гармониках будет происходить передача энергии на нижнегибридной частоте, которая на 1...2 порядка выше циклотронной. При этом следует отметить, что не резонансная передача энергии на электромагнитной циклотронной СВЧ и МАВ будет происходить в течение всего времени нахождения ВП в AЗ реактора.

Если же магнитное поле в AЗ реактора неравномерно, например, за счет того, что плазма частично вытесняет его из своего объема, то в этом случае на оси ловушки магнитное поле будет минимальным и будет повышаться по мере удаления от оси. Поэтому на оси AЗ реактора ларморовская частота вращения ионов будет минимальной. ВП, имеющие, как показано в табл.2, большой ларморовский радиус, будут вращаться на периферии магнитной ловушки в магнитном поле большей напряженности, чем на оси, поэтому их относительная ларморовская частота вращения с ионами ядер синтеза, находящимися на оси, будет несколько выше, чем их относительные частоты, приведенные в табл.2, где магнитное поле принято однородным. Однако и в этом случае можно подобрать энергию ВП такой, чтобы происходил эффективный резонансный способ передачи их энергии исходным ионам ядер синтеза, находящимся вблизи оси магнитной ловушки. Кроме передачи энергии электромагнитными и магнитоакустическими волнами, ВП будут передавать свою энергию ионам ядер синтеза и по другим коллективным плазменным каналам, таким как двухпотоковая неустойчивость, турбулентность и т.д.

Рассмотрим, какая энергия пучка ВП необходима для запуска совместных реакций деления и, например, D-T синтеза в магнитной ловушке реактора с временем удержания плазмы 0,05 сек. Для ловушки с таким временем удержания в табл. 2 представлены расчетные параметры, обеспечивающие стабильное протекание реакций деления и термоядерного синтеза, при этом предполагается, что синтез происходит в 0,1 части объема AЗ реактора, которая находится в его приосевой области. Ядра делящегося вещества вращаются вокруг продольной оси магнитной ловушки. Количество уходящей через конус потерь нагретой до температуры 70 кэВ плазмы исходных ядер синтеза компенсируется путем подачи через боковую стенку AЗ реактора холодного газа из этих ядер. Эти ядра за счет центрифугирования проходят через плазму делящегося вещества и попадают в приосевую область, при этом они охлаждают ионы делящегося вещества, снижают степень их ионизации до единицы, а приближаясь к приосевой области, полностью ионизуются и нагреваются до термоядерных температур.

Ядра делящегося вещества благодаря хорошему центробежному удержанию не уходят через конус потерь магнитной ловушки. При расчете тормозного излучения из приосевой области термоядерной плазмы предполагается, что за счет центрифугирования плотность делящихся ядер в приосевой области на три порядка ниже чем если бы все делящееся вещество равномерно было распределено по объему AЗ [11, стр.25].

Проведем расчет для объема AЗ реактора, равного 1 м³, результаты которого позволят, если необходимо, пересчитать на другие объемы AЗ путем пропорционального увеличения полученных данных, при этом будем считать, что в нагрев ионов синтеза переходит вся энергия ВП (энергию осколков деления в нагреве ядер синтеза учитывать не будем).

Для запуска совместного протекания реакций РД деления и термоядерного синтеза необходимо нагреть 0,1 объема AЗ реактора, находящегося в приосевой области за 0,05 с до 70 кэВ, как следует из данных табл.3, это составит 3,510¹⁹ ядер. Для нагрева такого количества ядер потребуется энергия, равная W=3,510¹⁹700001,610^-190,4 МДж.

Если же этот объем необходимо греть до 70 кэВ постоянно, то потребуется ежесекундный подвод энергии, равный 0,4/0,05=8 МДж.

В работе [12] показано, что при резонансном нагреве непосредственно ионов температура электронов будет примерно в 10 раз ниже. Следовательно, суммарная энергия будет равна 0,44 при нагреве в течение 0,05 с или 9 МДж при постоянном нагреве, в случае, если и электроны придется нагревать до 70 кэВ, то потребуются энергии, равные 0,8 и 16 МДж, соответственно.

Учитывая то, что время замедления быстрых нейтронов до тепловых энергий и последующий приход ТН в AЗ из замедлителя не превысит 0,002 с и то, что это время в 25 раз меньше времени удержания плазмы магнитной ловушкой, равное в рассматриваемом примере 0,05 с, то времени 0,05 с, в течение которого ВП будут введены в магнитную ловушку и будут удерживаться ею, вполне достаточно для запуска совместных реакций РД деления и синтеза. Исходя из этого времени следует, что для запуска реакции в AЗ реактора объемом 1 м³ необходим импульс протонов с энергией 160,05=0,8 МДж. При увеличении объема AЗ реактора должна пропорционально возрастать и энергия протонного пучка для запуска реакций.

В настоящее время для электроядерного реактора заканчивается проектирование ускорителя протонов на энергию 1 ГэВ с током пучка 0,3 А с непрерывной мощностью 300 МВт [13]. Следовательно, никаких технических трудностей в получении ВП с энергией до 1 ГэВ для запуска совместных реакций РД деления и синтеза нет. Введение ВП в магнитную ловушку AЗ реактора также не представляет трудности, поскольку при малых энергиях ВП их ввод может быть осуществлен через ее конус потерь. В случае, если энергия ВП высока и их ларморовский радиус сравним с радиусом ловушки, то их можно ввести через боковую стенку ловушки перпендикулярно ее продольной оси, как предложено для инерциального синтеза [14, стр.450]. В этом случае они будут хорошо удерживаться магнитным полем ловушки и тем самым обеспечивать более полную передачу их энергии на деление делящегося вещества, генерацию нейтронов из ядер деления и синтеза, нагревание ионов синтеза до термоядерных температур и инициировать начало совместного протекания реакций РД деления и синтеза.

Определим связь между количеством нейтронов, полученных от ВП и обусловленной ими величиной энергии деления, возникшей из находящегося в AЗ реактора делящегося вещества. Для этого воспользуемся данными, приведенными в табл. 3, и представленной на чертеже кривой 1 зависимости, взятой из работы [15] , которая показывает величину снижения критической плотности делящегося вещества при изменении доли энергии деления в суммарном энерговыделении (деление и D-T синтеза). Из представленного изменения критической плотности делящегося вещества следует, что критическая плотность снизится в 10 раз при 70% энергии деления и 30% энергии D-T реакции. Данные табл.3 соответствуют этому же случаю. Из табл.3 следует, что 70% энергии деления соответствуют 17,4 МВт. Исходя из того, что 1 кВт соответствует 3,110¹³ актов деления [7, стр. 33] и того, что при одном акте деления Pu-239 испускается 2,9 нейтронов и выделяется 200 МэВ энергии [7, стр.30], следует, что общее число испущенных нейтронов при 17,4 МВт энергии деления будет равно N_H(дел)=17,410³3,110¹³2,9=1,610¹⁸ [нейтронов].

При одном акте D-T синтеза испускается один нейтрон и выделяется 17,6 МэВ энергии (другие испускаемые частицы не рассматриваем). Это значит, что для выделения 200 МэВ энергии (как при реакции деления) необходимо 200/17,6 = 11,4 актов синтеза. Следовательно, при 7,5 МВт энергии синтеза число испущенных нейтронов будет равно N_H(синт)=7,510³11,43,110¹³1,0=2,610¹⁸ [нейтронов].

Т. е. на каждый испущенный нейтрон синтеза в делящемся веществе, плотность которого в 10 раз меньше критической, образуется 0,6 нейтронов деления, при этом энергия синтеза в 2,3 раза меньше энергии деления (аналогичный расчет для плотности делящегося вещества в 100 раз меньше критической показал, что на каждый нейтрон синтеза образуется 0,06 нейтрона деления, при этом энергия синтеза в 4 раза больше энергии деления, поскольку 20%(энерг.дел)/80%(энерг.синт)=0,25).

Важным свойством полученных соотношений N_n(дел)/N_n(синт) является то, что для той плотности делящегося вещества, при которой это соотношение было получено, оно справедливо для всех типов реакций и для любых генерируемых по этим реакциям мощностей. Это значит, что для находящейся в AЗ реактора плотности ядер делящегося вещества безразлично, будут ли дополнительные нейтроны от термоядерного синтеза или это будут нейтроны, обусловленные, например, ВП.

Найдем число возникающих нейтронов от пучка ВП мощностью 1 МВт при энергии ВП 1 ГэВ. В работе [1, стр.887] показано, что общее число нейтронов, возникшее от взаимодействия ВП с обедненной или естественной смесью U-238, составляет 102 н/протон при энергии ВП 1 ГэВ, при этом всего 0,7% примеси урана-235 в уране-238 увеличивает на четверть выход нейтронов (аналогичный результат дает такая же примесь плутония в уране-238 [1, стр.890]). Исходя из того, что выход нейтронов из плутония-239 должен быть больше, чем из урана-238, для проведения расчетов используем выход нейтронов, равный 100, на самом деле это значение для нашего случая может быть явно занижено, поскольку используется 100% обогащение делящегося вещества.

Найдем число ВП (N_p), соответствующих энергии протонного пучка W_p=1 МВт, при этом предположим, что энергия ВП равна Е_р=1 ГэВ N_p=W_p/(E_p1,610^-19)=10⁶/(10⁹1,610^-19)=6,2510¹⁵ [прот].

Исходя из выхода нейтронов на один ВП, общее число нейтронов будет равно 6,2510¹⁷ нейтронов. Предполагая, что критическая плотность делящегося вещества снижена в 10 раз, то есть тогда, когда на каждый дополнительный нейтрон образуется 0,6 нейтрона деления, энергия деления будет равна W(дел)=0,66,2510¹⁷/(3,110¹³2,9)=4,2 МВт.

Это значит, что суммарная энергия, состоящая из энергии ВП и энергии деления, равна 5,2 МВт. Следовательно, энергия ВП в суммарном энерговыделении составит 18,5%. Это значит, что при выделении 100 нейтронов на один ВП, имеющий энергию 1 ГэВ, использовать пучок ВП для запуска реакции или последующего поддержания реакции деления экономически целесообразно и, что самое важное, средняя энергия быстрых нейтронов, генеририруемых ВП, составляет 2 МэВ, как и нейтронов деления. Вследствие этого использование ВП для РД деления на ядерных ракетных двигателях вместо РД деления и D-T реакции синтеза предпочтительней.

Литература 1. Барашенков B.C. Ядерно-физические аспекты электроядерного метода. Физика элементарных частиц и атомного ядра, т.9, выпуск 5, М., Атомиздат, 1978.

2. Благоволин П. П. , Казарицкий В.Д., Киселев Г.В. и др. Трансмутация долгоживущих радиоактивных отходов ядерной энергетики. Атомная энергия, том 70, вып.6, Июнь, 1991.

3. Капица П.Л., Питаевский Л.П. Нагрев плазмы магнитоакустическими колебаниями. ЖЭТФ, Вып.4(10), 1974.

4. Франк-Каменецкий Д.А. О собственных колебаниях ограниченной плазмы. ЖТЭФ, Вып.3(9), 1960.

5. Бабарицкий А.И., Иванов А.А., Северный В.В. и др. Пучково-плазменный разряд в скрещенных электрическом и магнитном полях. Доклады Академии наук СССР, Том 237, l, 1977.

6. Елагин Н.И., Фанченко С.Д. Исследование турбулентного нагрева плазмы в зависимости от массы ионов. ЖЭТФ, Т.67, Вып.4(10), 1974.

7. Бродер Д.Л., Козловский С.А., Кызьюров B.C. и др. Биологическая защита транспортных реакторных установок. М., Атомиздат, 1969.

8. Кикоин И. К. Таблицы физических величин. Справочник, М., Атомиздат, 1976.

9. Крамер-Агеев Е.А., Лавренчик В.Н., Самосадный В.Т. и др. Экспериментальные методы нейтронных исследований, М., Энергоатомиздат, 1990.

10. Головин И. Н. Малорадиоактивный управляемый термоядерный синтез (реакторы с D-³He), М., ЦНИИ атоминформ, 1989.

11. Коробцев С.В., Русанов В.Д. Плазменная центрифуга - плазмохимический реактор нового типа. Обзор, М., 1988.

12. Кован И.А., Спектор А.М. Нагревание ионов при возбуждении в плазме магнитозвуковых колебаний. ЖЭТФ, Т.53, Вып.4(10), 1967.

13. Чигринов С. Е. , Киевицкая А.И., Петлицкий В.А. и др. Трансмутация актинидов в электроядерном бридере на расплавленных U-Th-солях, Материалы 4-й конференции ЯО РФ, Нижний Новгород, 1993.

14. Физика высоких плотностей энергии. Перевод с английского под ред. О. Н.Крохина, Издательство "Мир", М., 1974.

15. Ирдынчеев Л.А., Малофеев А.М. Концепция гибридного ядерного реактор