Способ выработки энергии из ядерного топлива, усилитель мощности для осуществления способа, энерговырабатывающая установка

 

Использование: для выработки энергии из ядерного топлива, содержащегося в камере, с помощью процесса воспроизводства делящегося элемента из воспроизводящего элемента топлива через β-предшественник указанного делящегося элемента и деления делящегося элемента. Техническим результатом является исключение необходимости непрерывной регенерации ядерного топлива в схеме производства энергии, возможность использования тория в качестве главного компонента ядерного топлива. Сущность изобретения: пучок частиц высокой энергии направляют в камеру для взаимодействия с тяжелыми ядрами, содержащимися в камере, для производства нейтронов высокой энергии. Полученные нейтроны размножают в докритических условиях с помощью процесса воспроизводства и деления. Процесс производства и деления проводят внутри камеры. 3 с. и 33 з. п. ф-лы, 5 табл. , 21 ил.

Настоящее изобретение относится к способу выработки энергии из ядерного топлива, а также к усилителю мощности для осуществления этого способа и к энерговырабатывающей установке, включающей такой усилитель мощности.

Ядерные реакторы находят широкое применение для производства тепловой или электрической энергии. Были разработаны многочисленные конструкции реакторов, что привело к обширным технологическим исследованиям. Однако применение обычных реакторов связано с рядом проблем. Управление работой реакторов в общем требует большой осторожности, что показали драматические события некоторых аварий. Для большинства конструкций реакторов приготовление топливного материала включает разделение изотопов, что является сложным и дорогостоящим процессом, который связан с риском размножения. Риски размножения также возникают в результате того факта, что обычные ядерные реакторы в общем производят делящийся плутоний.

Извлечение энергии из такого плутония, например, посредством реактора-размножителя на быстрых нейтронах создает много трудностей и используется лишь в самой малой степени. Более того, плутоний и другие актиниды, производимые в значительных количествах в обычных реакторах, являются радиологически токсичными и трудно поддаются удалению. На практике используют геологическое хранение таких актинидов совместно с осколками деления, однако очевидно, что такое решение не является удовлетворительным.

Современная ядерная энергия получается главным образом при делении природного U²³⁵, который, однако, составляет лишь приблизительно 0,7% обычного урана. На ранних стадиях развития производства ядерной энергии была понята важность размножения искусственного топлива из более распространенных видов ядерного топлива с помощью захвата нейтронов. В частности, исходя из преобладающего U²³⁸, можно размножением получить Рu²³⁹, а из природного тория (чистого изотопа Th²³²) - легко расщепляющийся U²³³. В то время как воспроизводство ядерного топлива U²³⁸-Pu²³⁹ привело к обширной, хотя и спорной разработке быстрых реакторов-размножителей, успех на сегодняшний день в разработке цепи воспроизводства Th²³²-U²³³ относительно невелик.

В работе "Nuclear energy generation and waste transmutatuon using an accelerator-driven intense thermal neutron source" (Nuclear Instruments and Methods in Physics Research, 1992, т. А320, стр. 336-367) C. D. Borman et al. рассматривается использование ускорителя протонов для сжигания отходов актинидов, произведенных на легководном реакторе (см. также патент США 5160696). Ожидается, что установка также будет способна производить энергию по ториевому циклу. Однако поток тепловых нейтронов в активной зоне установки должен быть очень мощным (порядка 10¹⁶ см^-2•с^-1), чтобы обеспечить ядерное превращение нептуния и америция. При этих условиях энергопроизводящий процесс воспроизводства и расщепления (т. е. захват нейтрона торием Th²³², приводящий к Ра²³³, β-распад Ра²³³ до U²³³ и n-деление U²³³) не может быть осуществлен in situ, но вместо этого делает необходимым непрерывное извлечение Ра из нейтронного потока, чтобы допустить (β-распад Ра²³³ с образованием U²³³ за пределами активной зоны, ограничивая захваты нейтрона протактинием Ра²³³, которые нарушили бы нейтронный баланс и привели бы к производству дополнительных актинидов (при потоке приблизительно 10¹⁶ см^-2•c^-1 вероятности образования Ра²³⁴ и U²³³ из Ра²³³ сравнимы). Более того, имеющиеся в изобилии продукты деления необходимо непрерывно удалять из активной зоны установки и подвергать химической переработке. Такое извлечение и химическая переработка представляют собой сложные операции, которые сделали бы установку действительно непригодной для применений с целью коммерческого производства энергии. Накопление Ра²³³ из активной зоны установки также нежелательно, потому что он распадался бы приблизительно через 27 дней до весьма пролиферативного U²³³.

Обобщая предшествующий уровень техники, можно сказать, что применяемые на практике энергетические ядерные реакторы, а также реакторы-размножители работают на основе критической цепной реакции, которая в общем проводится внутри герметической камеры, но все же создает много проблем, несмотря на несколько десятилетий экстенсивных разработок. В этом отношении предложенная выше схема на тепловых нейтронах, приводимая в работу ускорителем, представляется в настоящее время перспективной. Ее практическое применение будет доведено до необходимых условий путем долгосрочных научно-исследовательских и опытно-конструкторских работ вследствие крайне высокого потока нейтронов и требования химического разделения при беспрецедентно высоких уровнях радиации.

Основной задачей настоящего изобретения является создание приемлемой альтернативы обычным реакторам для производства ядерной энергии, в которой устранен целый ряд проблем, с которыми сталкиваются при применении таких реакторов и быстрых реакторов-размножителей.

Другая задача изобретения заключается в том, чтобы исключить необходимость непрерывной регенерации ядерного топлива в схеме производства энергии и чтобы желательно схема производства энергии была совместима с использованием тория в качестве главного компонента ядерного топлива.

В соответствии с поставленными задачами предложен способ выработки энергии из ядерного топлива, содержащегося в камере, с помощью процесса воспроизводства делящегося элемента из воспроизводящего элемента топлива через β-предшественник указанного делящегося элемента и деления делящегося элемента. Согласно изобретению в камеру направляют поток частиц для взаимодействия с содержащимися в камере тяжелыми ядрами для производства нейтронов расщепления, полученные таким образом нейтроны размножают в докритических условиях с помощью процесса воспроизводства и деления, причем указанный процесс воспроизводства и деления проводят внутри камеры, при этом энергию получают из тепла, выделяющегося в процессе воспроизводства и деления в фазе сгорания, во время которой отношение между концентрациями делящегося элемента и воспроизводящего элемента в топливе практически постоянно.

Величина, на которую нейтроны замедляются от производства до деления, является зависимой от вида применения. Можно, например, замедлять нейтроны вплоть до тепловых энергий (E_средн.≈0,025 (Т/273^oК) эВ, зависящая в небольшой степени от температуры Т среды). В других случаях, подобных, например, тем, когда в качестве замедлителя используют легкую воду, можно позволить нейтронам достичь энергий порядка нескольких эВ. Наконец, в других случаях применения можно использовать охлаждающие среды, оказывающие слабое замедляющее действие, и, таким образом, работать с нейтронами, имеющими энергию порядка 100 кэВ. Такие нейтроны названы в настоящей заявке как "быстрые нейтроны", в противоположность нейтронам из предыдущих примеров, которые обозначены как "тепловые" и "надтепловые" нейтроны соответственно.

Чтобы получить высокий выход энергии, средний нейтронный поток, которому подвергают топливо, должен быть интенсивным. Однако в способе согласно изобретению по некоторым причинам ограничивают нейтронный поток. Целесообразно, чтобы средний нейтронный поток Φ был достаточно мал для предотвращения захватов нейтронов значительным количеством β-предшественника делящегося элемента. Практическое ограничение определяется величиной Φ ≅ 0,03/(σ⁽²⁾_iτ₂), где σ⁽²⁾_i и τ₂ обозначают соответственно поперечное сечение нейтронного захвата и период полураспада β-предшественника, так что нейтроны захватывают максимально 3% β-предшественника вместо распада до делящегося элемента. Это условие обеспечивает то, что практически все ядра β-предшественника превращаются в соответствующий делящийся элемент и что на нейтронный баланс в камере не оказывают влияния нежелательные захваты нейтронов, тем самым оптимизируя выход энергии.

Так как процесс воспроизводства и деления является докритическим, эффективный коэффициент k размножения нейтронов меньше 1. Для получения высокого выигрыша содержание делящегося элемента в топливе должно быть таким, чтобы эффективный коэффициент размножения был близок к 1 (обычно 0,9≅k≅0,98). В случае прерывания потока содержание делящегося элемента возрастает благодаря β-распадам имеющихся β-предшественников, и система может стать критической. Чтобы избежать этого, в камеру можно вставить управляющие стержни или т. п. Но более простое решение состоит в том, что средний нейтронный поток поддерживают достаточно низким для ограничения запаса β-предшественника с целью предотвращения того, чтобы топливо достигло критичности в случае прерывания потока. Это условие может быть квалифицировано как Φ ≅ 0,2/(σ⁽³⁾τ₂), где σ⁽³⁾ обозначает поперечное сечение нейтронного взаимодействия делящихся ядер.

Очевидно, что наибольшее значение k, при котором устройство может работать реалистически, зависит от типа применяемых защит и эксплуатационной устойчивости k в зависимости от вышеуказанных эффектов, и это значение в свою очередь зависит от того, какой интервал энергии выбран для нейтронов. В целом можно сказать, что вышеприведенные условия допускают для быстрых нейтронов существенно более высокое значение k, чем для тепловых или надтепловых нейтронов.

Как только топливо достигло условий равновесия, начинается фаза горения, при которой отношение между концентрациями делящегося элемента и воспроизводящего элемента в топливе практически постоянно. Когда в начальной загрузке топлива отношение между концентрациями делящегося элемента и воспроизводящего элемента существенно меньше, чем постоянное значение указанного отношения в фазе горения, проводят начальную фазу воспроизводства, чтобы достичь постоянного значения соотношения. Во время начальной фазы воспроизводства интенсивность бомбардирующего потока должны быть выше, чем в фазе горения.

Также можно использовать начальную загрузку топлива, в которой отношение между концентрациями делящегося элемента и воспроизводящего элемента имеет приблизительно такое же постоянное значение, как и отношение в фазе горения. В этом случае содержание делящегося элемента в начальной топливной загрузке может быть восстановлено через химическое разделение из другого топливного материала, который был израсходован в аналогичной предыдущей энерговырабатывающей операции. Альтернативно этому в камеру во время активации потока частиц можно вводить дополнительный топливный материал, имеющий определенное начальное содержание, в котором отношение между концентрациями делящегося элемента и воспроизводящего элемента существенно меньше, чем постоянное значение отношения в фазе горения, причем это дополнительное топливо удаляют из камеры, как только будет достигнуто постоянное значение указанного соотношения, чтобы использовать указанное дополнительное топливо в качестве начальной топливной загрузки в последующей энерговырабатывающей операции.

Когда воспроизводящим элементом является Th²³²(Pa²³³ является β-предшественником, a U²³³ является делящимся элементом) и тепловые или надтепловые нейтроны, то средний нейтронный поток в камере предпочтительно менее 1,5•10¹⁴ см^-2•с^-1, а топливо оставляют в камере до тех пор, пока оно не подвергнется интегрированному нейтронному потоку приблизительно 3•10²² см^-2. Можно вводить в начальную топливную загрузку ядра U²³⁵, чтобы топливо содержало делящийся элемент перед фазой горения.

Когда воспроизводящим элементом является U²³⁸(Np²³⁹ является β-предшественником, а Рu²³⁹ является делящимся элементом) и тепловые или надтепловые нейтроны, средний нейтронный поток в камере предпочтительно меньше 10¹⁵см^-2•с^-1, а топливо оставляют в камере, пока оно не подвергнется интегрированному нейтронному потоку приблизительно 10²²см^-2.

"Тяжелые ядра", содержащиеся в камере, которые взаимодействуют с потоком частиц для производства нейтронов высокой энергии, могут состоять из ядер топливного материала. В таком варианте выполнения настоящего изобретения замедляющей средой является вода, а соотношение значений объема в камере соответственно занятого водным замедлителем и топливом составляет 0,2≅V_m/V_f≅1. В частности, замедлителем может быть проточная вода, далее используемая для отвода тепла из камеры. В этом случае предпочтительно чтобы топливо было во фрагментированной форме и образовывало псевдоожиженный слой с водным замедлителем. Соотношение V_m/V_f и, таким образом, реактивность могут быть легко отрегулированы путем регулирования скорости течения водного замедлителя.

Альтернативно этому "тяжелые ядра" обеспечиваются отдельной мишенью расщепления, расположенной центрально в камере и окруженной топливом и замедляющей средой. Чтобы не допустить снижения производительности выработки энергии, мишень расщепления должна содержать существенное количество материала, имеющего высокую прозрачность для тепловых нейтронов. Мишень расщепления, изготовленная из висмута и/или свинца, удовлетворяет этому условию.

В этом последнем варианте выполнения изобретения может быть использована твердофазная замедляющая среда, такая как графит. Твердофазный замедлитель расположен так, чтобы достичь в основном полной термализации нейтронов высокой энергии, производимых мишенью расщепления, причем топливо состоит, например, из множества топливных тел, каждое из которых капсулировано в оболочку из твердофазного замедлителя. Основное преимущество такого варианта состоит в том, что тепло, производимо делениями ядер, может быть извлечено из камеры посредством газовых охлаждающих сред, которые, как известно, обеспечивают более высокую термодинамическую эффективность, чем жидкие охладители.

И, наконец, вместо легкой воды можно использовать в качестве охлаждающей среды жидкий металл, например свинец, висмут или эвтектическую смесь этих двух металлов. Вследствие более низкого замедляющего действия таких материалов устройство будет в этом случае приводиться в работу быстрыми нейтронами. Ввиду серьезных проблем безопасности, связанных с жидким натрием, который почти повсеместно применяют в быстрых реакторах-размножителях, автором изобретения сделан выбор в пользу жидкого свинца. Другая убедительная причина выбора свинца (или висмута, или эвтектической смеси этих двух металлов) состоит в том, что эти материалы являются высокоэнергетическими мишенями, которые дают прекрасный выход нейтронов, и поэтому охлаждающий материал может быть также первой мишенью для протонного потока высокой энергии.

Хотя легкая вода как охладитель хорошо известна благодаря обширному опыту, полученному на ядерных реакторах с водой под давлением, ее высокое давление (≥160 бар) вызывает ряд потенциальных проблем, и, например, большая потеря охладителя в результате утечки могла бы привести к проблемам, связанным с расплавлением. Наличие окна, которое должно выдерживать такое большое давление и допускать инжекцию потока высокой энергии, еще более осложняет проблему. Эти проблемы можно значительно уменьшить путем снижения температуры и, следовательно, рабочего давления воды, однако за счет более низкой термодинамической эффективности, что могло бы представлять интерес также для специальных видов применения, таких как, например, обессоливание воды или производство тепла.

Существуют преимущества работы с жидкометаллическим охладителем, имеющим очень низкое давление паров (<<<<1 мм рт. ст. ), несмотря на более высокую температуру, обычно 600^oС, с соответственно более высокой термодинамической эффективностью. Опасности потери или пролива большей части охладителя нет при условии, что ее емкость достаточно крепкая и по возможности двухстенная. Радиоактивный нагрев практически будет достаточным для поддержания свинца в главной емкости в его жидкой форме. В этом случае будет достаточно ввести конвективное, пассивное и постоянное рассеяние тепла от емкости в окружающую среду в количестве, большем, чем радиоактивный нагрев (несколько процентов от полной тепловой мощности). Это позволяет надежно рассеивать остаточную энергию, выделяющуюся в результате радиоактивных распадов после отключения, и автоматически и надежно устранять риски, связанные с неуправляемым подъемом температуры в случае отказа стандартной системы охлаждения, что сопряжено с риском аварии, вызванной расплавлением. Эта дополнительная система охлаждения должна быть полностью пассивной и предусматривать как возможность охлаждения водой, так и воздухом либо тем и другим.

Особым преимуществом является тот факт, что это последнее устройство обеспечивает внутренне надежную защиту против аварийного расплавления.

Частицы бомбардирующего потока, обычно протоны или нейтроны, получаемые в линейном ускорителе частиц или в циклотроне с секторной фокусировкой, имеют энергию по меньшей мере 0,5 ГэВ, предпочтительно от 1 до 1,5 ГэВ.

Задачи изобретения решаются также с помощью предложенного усилителя мощности для осуществления способа, описанного выше, включающего камеру для содержания в ней топлива, включая воспроизводящий элемент. Согласно изобретению усилитель также имеет устройство направления потока частиц в камеру для производства нейтронов расщепления в результате взаимодействия потока частиц с тяжелыми ядрами, содержащимися в камере, благодаря чему нейтроны могут быть размножены в докритических условиях с помощью происходящего in situ процесса воспроизводства делящихся элементов из воспроизводящих элементов топлива и деления делящихся элементов и при этом энергию получают из тепла, выделяющегося в процессе воспроизводства и деления в фазе сгорания, во время которой отношение между концентрациями делящегося элемента и воспроизводящего элемента в топливе практически постоянно.

Задача изобретения решается также с помощью предложенной энерговырабатывающей установки, включающей усилитель мощности, описанный выше, ускоритель частиц для создания потока частиц высокой энергии, направляемого в камеру усилителя мощности, устройство циркуляции охлаждающей жидкости для отвода тепла из камеры усилителя мощности и преобразующие устройства для превращения тепла, переносимого охлаждающей жидкостью, в легко используемую форму энергии.

Часть вырабатываемой энергии преобразующих устройств может быть использована для приведения в действие ускорителя частиц.

В описанном выше усилителе мощности по изобретению устранен хорошо известный недостаток, заключающийся в том, что ядерные реакторы не обладают достаточной мощностью воспроизводства для использования природного тория в качестве первичного топлива в практических условиях. Чтобы иметь полностью самодостаточную цепную реакцию воспроизводства, количество вторичных нейтронов η, получающихся от одного захваченного нейтрона, должно превышать 2 для делящегося элемента: каждый раз один нейтрон должен быть использован для замены расщепленного ядра из воспроизводящего ядра, а другой требуется для продолжения цепи делений. Такое полностью незатухающее воспроизводство очень сложно осуществить в реакторе, так как для тепловых нейтронов η= 2,29 для U²³³ очень близко к минимальному условию η≥2. Поэтому в реакторе полностью незатухающее воспроизводство осложняется проблемой запаса нейтронов. Чтобы обеспечить в одно и то же время воспроизводство и критичность, потери нейтронов с примесями и в результате захватов другими материалами не должны превышать долю (2,29-2)/2,29 = 0,126 нейтронов. Это очень близко к минимальной величине потерь нейтронов, которые могут быть достигнуты при использовании наиболее тщательного проекта и тяжеловодного замедления, оставляя мало места или не оставляя вообще места для неизбежного нарастания захватов, обусловленных осколками деления и другими механизмами поглощения нейтронов, связанными с процессом воспроизводства, которые будут более подробно описаны ниже. Следовательно, обычный тепловой реактор на базе тория не может удовлетворительно работать по самодостаточному циклу Тh²³²-U²³³. Вышеупомянутые ограничения устраняются внешним подводом нейтронов.

Быстрые нейтроны находятся в области, в которой η значительно больше, чем для тепловых и надтепловых нейтронов. Кроме того, вследствие более высоких энергий дополнительные нейтроны производятся в каждом поколении различными процессами, например, быстрыми делениями в воспроизводящем материале Th²³² и (n; 2n)-реакциями в топливе и замедлителе. Чтобы учесть эти обстоятельства, обычно заменяют параметр η на ηε, где ε есть отношение всех произведенных нейтронов к нейтронам главного делящегося материала. Для случая быстрых нейтронов ожидается ηε=2,4←→2,5, что значительно больше, чем η= 2,29, но это совершенно недостаточно, чтобы иметь устойчивый критический реактор.

Используемый в настоящем изобретении торий обладает очень важными преимуществами в сравнении с реакторами на базе урана и реакторами-размножителями.

1) Торий более распространен в природе, чем уран. И, что более важно, он является чистым изотопом, который может быть весь использован как топливо. Следовательно в усилителе мощности торий является топливом, в 140 раз более эффективным, чем природный уран в реакторе, где природный уран чаще всего требует дорогостоящего и сложного изотопного обогащения.

2) Реакции воспроизводства и выработки энергии, используемые в настоящей схеме, производят незначительное количество актинидов среди радиоактивных отходов. В режимных условиях присутствует, непрерывно сжигается и регенерируется из основной массы материала приблизительно постоянное количество делящихся ядер. Такие актиниды буквально не считаются "отходами", так как они представляют собой крайне необходимые "затравки" для следующей загрузки топлива в энерговырабатывающую установку. Напротив, обычные реакторы производят большой избыток долгоживущих и высокотоксичных актинидов (количество производимых ядер плутония составляет обычно от 0,5 до 0,9 от расщепленных ядер U²³³), увеличивающихся в основном беспредельно по мере выгорания топлива.

3) Разумеется, в обоих случаях для определенного количества произведенной энергии существует сравнимое количество осколков деления, большинство из которых неустойчивы. Токсичность осколков деления высока, но она гораздо более короткоживуща. Она распадается до значительно более низкого уровня, чем уровень токсичности объема природных урановых руд, считая на эквивалентное количество произведенной энергии, в течение периода нескольких столетий, когда безопасное хранение представляется вполне разумным.

4) Риск распространения ядерных материалов пренебрежимо мал, так как потенциально стратегический материал, а именно ²³³, присутствует в топливе в виде смеси изотопов с U²³², производимого в результате неизбежных (n; 2n)-реакций в достаточном количестве, чтобы положительно "денатурировать" уран в случае химического разделения. Изотоп U²³² является относительно короткоживущим изотопом (70 лет) и продукты его распада сильно радиоактивны и выделяют самопроизвольно много тепла, которое делает затруднительным и даже невозможным какие-либо военные диверсии с этим материалом. До сих пор токсичность, добавляемая присутствием U²³², не так велика, чтобы сделать переработку отработанного топлива неприемлемо дорогой. Эта особенность, естественно, теряется в "печах для сжигания отходов", в которых Ра²³³ извлекается сразу же и дает позже при распаде существенно чистый, бомбового качества, U²³³. Этот эффект, очевидно, максимизируется в случае быстрых нейтронов, которые производят приблизительно в 50 раз больше U²³², чем тепловые нейтроны. Быстрые нейтроны также имеют то преимущество, что производство актинидов с большей массой практически полностью подавлено. Даже производство низших изотопов нептуния и плутония, подобных Np²³⁷ и Рu²³⁸, фактически отсутствует (уровни менее 1 г/т после 100 ГВт (т) сутки/т). Это относится также к высшим изотопам плутония, америция, кюрия, калифорния и т. д. , которые являются главным источником долгоживущей токсичности обычных ядерных реакторов. В случае тепловых нейтронов изотопы плутония производятся в очень малых количествах и "сжигаются" так, что они достигают равновесия с концентрациями фракций, указанными в скобках, Рu²³⁹(1,03•l0^-4), Рu²⁴⁰(6,9•10^-5), Рu²⁴²(8,8•10^-5) и Рu²³⁸(1,97•10^-4), который имеет умеренно продолжительный срок жизни, равный 87,7 годам при α-распаде до U²³⁴.

В заключение следует отметить, что схема отличается простотой и обеспечивает получение практической ядерной энергии на основе цикла воспроизводства-горения природного тория. Топливо содержится в герметической емкости и включает минимальное постоянное количество делящегося материала благодаря условиям устойчивого равновесия между воспроизводством и делениями. Ожидается, что каждая топливная загрузка будет служить несколько лет до полного применения в усилителе мощности, не требуя никаких манипуляций. В конечном счете топливо должно быть возвращено на фабрику для регенерации, удаления "ядов", обусловленных осколками деления, и извлечения методами химического разделения изотопов урана, которые станут "затравкой" для следующей топливной загрузки. Таким образом, процесс воспроизводства может продолжаться в основном бесконечно для каждой установки.

Настоящее изобретение радикально отличается от предложений по управляемым пучком "печам для сжигания", широко представленным в литературе, которые, как ожидается, должны разрушать актиниды и, возможно, также некоторые из осколков деления, образующихся в ядерных реакторах. Автор, напротив, исходит из необходимости энергичного подавления образования таких актинидов в первой же инстанции. Оба устройства основаны на разных конструктивных принципах и также работают в очень различных условиях: 1) Усилитель мощности должен работать при относительно низком нейтронном потоке, чтобы обеспечить правильное осуществление предлагаемого цикла воспроизводства и предотвратить риск критичности. Такой нейтронный поток (как правило, приблизительно 10¹⁴см^-2•с^-1 для тепловых нейтронов) сравним с потоком в обычном ядерном реакторе и для него уже существует достаточный технологический опыт по материалам и т. д. Напротив, для эффективного сжигания, основанного на тепловых нейтронах, требуется нейтронный поток на два порядка величин выше и соответственно большей мощности пучка. Такие же строгие ограничения относятся к потоку быстрых нейтронов, при котором устройство может работать в приемлемых условиях. Необходимо отметить, что для эквивалентных рабочих условий и, в частности, для той же скорости выгорания нейтронный поток приблизительно в 33 раза больше. Как хорошо известно, это просто отражает тот факт, что поперечные сечения в общем меньше при более высоких энергиях. Значительный опыт существует по тепловыделяющим стержневым элементам, предназначенным для быстрых реакторов. Большей частью такой опыт может быть перенесен непосредственно на предлагаемый вариант применения. Термодинамика тепловыделяющих стержней допускает скорость выгорания, которая приблизительно в три раза выше скорости усилителя мощности на тепловых нейтронах, которая оказывается пределом, если ранее упомянутые пределы будут применены к этому случаю. Соответствующий нейтронный поток в этом случае будет приблизительно в 100 раз больше, т. е. Φ≅10¹⁶см^-2•с^-1. При таком потоке существующая в настоящее время конструкция тепловыделяющего стержня должна допускать выгорание приблизительно 100 ГВт сутки/т.

2) Сжигание полезного количества актинидов было бы большой нагрузкой на нейтронный запас и не позволило бы предлагаемой системе работать экономично. В данном случае воспроизводство, а не сжигание, является первичной целью и определяет выбор всех параметров. Оно основано на цикле Th²³²-U²³³, в то время как в печах сжигания в генерацию нейтронов должны вносить главный вклад деления других актинидов.

3) При очень высоком потоке тепловых нейтронов требуется непрерывное химическое разделение в оперативном режиме (с непрерывным удалением ториевой (Th²³²) "золы"), которое не требуется в предлагаемой схеме, где топливо остается "in situ" в течение всего топливного цикла.

Усилитель мощности может быть сравним по его ожидаемым характеристикам с долгосрочными перспективами ядерного синтеза. Устройство ядерного синтеза, основанное на сгорании дейтерия-трития, будет производить приблизительно в 4 раза больше нейтронов, вырабатывая приблизительно в 7 раз больше энергии, чем в среднем вырабатывается при делении ядер, считая на то же количество произведенной энергии. В термоядерном реакторе, даже если отсутствуют осколки деления, эти нейтроны будут взаимодействовать и накапливать в больших количествах радиоактивность в защитной оболочке и в ближайшем оборудовании, что будет представлять радиационную опасность, величина которой может быть сравнима с опасностью осколков деления. Далее, в то время как осколки деления плотно удерживаются в оболочке тепловыделяющего элемента, нейтронное загрязнение на атомной электростанции, работающей на основе термоядерного синтеза, будет распределено среди ряда крупномасштабных активных компонентов, разбросанных по очень большому объему. Но в обоих случаях основная масса радиоактивных продуктов является относительно короткоживущей (до нескольких сотен лет) и представляет собой небольшую проблему в сравнении с актинидами из теплового реактора.

Обычно для воспроизводства трития используют литий. Следовательно, термоядерная электростанция будет сжигать в основном литий и дейтерий с тритием в качестве промежуточного продукта. Природные запасы лития в земной коре согласно оценкам лишь в 7 раз больше запасов тория, и их обоих хватит на миллионы лет очень интенсивного использования.

Более конкретно, устройство по изобретению можно сравнить с инерциальным ядерным синтезом, возбуждаемым ионным потоком. В обоих устройства требуется ускоритель частиц, но ускоритель частиц для инерционного ядерного синтеза гораздо больше, сложнее и дороже. Коэффициент усиления мишени для инерциально возбуждаемого устройства ядерного синтеза согласно самым оптимистичным предположениям будет G= 80-100. Однако, вероятно, этот коэффициент будет существенно уменьшен и даже потерян, так как эффективность соответствующего ускорителя будет ниже ввиду его гораздо большей сложности. Следовательно, коэффициент усиления мишени для предлагаемого принципа усилителя мощности, вероятно, будет близок к коэффициенту усиления для инерционного ядерного синтеза, возбуждаемого ионным потоком, когда сложность этого последнего устройства будет полностью понята и надлежащим образом, принята во внимание. Усиление согласно быстронейтронному варианту выполнения настоящего изобретения имеет величины (G= 100-150), что определенно больше, чем ожидается от инерционного ядерного синтеза.

Наконец, практические устройства ядерного синтеза, основанные на магнитном удержании плазмы, должны быть очень большими, чтобы обеспечить удержание плазмы и эффективные условия горения. Вероятно, это действительно также и для случая инерционного ядерного синтеза, хотя и по другим причинам. Их минимальный экономический уровень энергии соответственно очень высок и лежит в пределах гигаватт. Предлагаемое устройство может иметь гораздо меньшие размеры, быть экономичным при выработке меньших количеств энергии, и поэтому оно обладает гораздо большей эксплуатационной гибкостью. Наконец, технология значительно менее усложнена, и это делает ее более пригодной по сравнению с устройствами ядерного синтеза для удовлетворения растущего спроса на энергию со стороны развивающихся стран и представляет альтернативу ископаемому топливу.

Изобретение далее поясняется описанием примеров выполнения с ссылкой на прилагаемые чертежи, где: на фиг. 1 изображен график, показывающий соотношение равновесных концентраций в случае смеси Th²³²-U²³³ в виде функции энергии бомбардирующих нейтронов, на фиг. 2 - диаграмма, представляющая различные ядерные реакции, которые происходят при использовании Th в качестве исходного материала, на фиг. 3а - график, показывающий эволюцию во времени состава начальной тонкой ториевой заготовки, подвергнутой облучению постоянным потоком тепловых нейтронов в 10¹⁴см^-2•с^-1, на фиг. 3б - график, показывающий эволюцию состава ториевой заготовка в присутствии потока быстрых нейтронов в виде функции интегральной скорости выгорания, на фиг. 4 - график, аналогичный графику на фиг. 3а, для случая предварительного легирования ториевой заготовки урановыми "затравками", на фиг. 5а - график, показывающий нормализованное поперечное сечение вследствие накопления осколков деления от деления U²³³ по фиг. 3а и 4 в виде функции интегрированного нейтронного потока, на фиг. 5б - график, показывающий долю нейтронов, захваченных осколками деления, в виде функции интегрированного выгорания в случае тепловых и быстрых нейтронов, на фиг. 6 - график, показывающий ожидаемые токсичности продуктов деления и актинидов в усилителе мощности в сравнении с таковыми в обычных реакторах с водой под давлением,
на фиг. 7 - график, показывающий эволюцию эффективного коэффициент размножения в виде функции интегральной скорости выгорания в случае тепловых и быстрых нейтронов,
на фиг. 8а-8г - графики, показывающие вариации некоторых параметров в виде функции объемного отношения вода/торий в усилителе мощности без отдельной мишени расщепления,
на фиг. 9 - принципиальная схема усилителя мощности без отдельной мишени расщепления,
на фиг. 10а - схематически в осевом разрезе усилитель мощности, имеющий отдельную мишень расщепления,
на фиг. 10б и 10в - поперечные разрезы топливных шариков и металлических шариков расщепления соответственно, используемых в усилителе мощности по фиг. 10а,
на фиг. 11 блок-схема - ускорителя протонов ЛИНАК,
на фиг. 12 - принципиальная схема изохронного циклотрона,
на фиг. 13 - диаграмма, показывающая различные ядерные реакции, которые могут иметь место при исходном материале U²³⁸,
на фиг. 14 - график, аналогичный графику на фиг. 3а, когда в качестве начального топлива используют слегка обедненный уран,
на фиг. 15 - общая диаграмма охлаждаемого жидкостью усилителя мощности,
на фиг. 16а - разрез тепловыделяющего элемента, используемого в усилителе по фиг. 15,
на фиг. 16б - набор тепловыделяющих элементов,
на фиг. 17 - схематический вид устройства тепловыделяющих элементов в форме псевдоожиженного слоя, используемого, например, в усилителе мощности по фиг. 15,
на фиг. 18 - блок-схема преобразующих устройств, используемых в усилителе мощности с жидкостным охлаждением,
на фиг. 19 - блок-схема преобразующих устройств, используемых с газоохлаждаемым усилителем мощности,
на фиг. 20 - принципиальная схема усилителя мощности, используемого в случае быстрых нейтронов,
на фиг. 21 - принципиальная схема активной зоны усилителя мощности, показанного на фиг. 20.

Хотя сведения, изложенные в настоящем описании и относящиеся к соответствующим ядерным механизмам, основаны на самых достоверных известных на сегодняшний день экспериментальных данных, тем не менее автор не хочет быть связанным ими, так как дополнительные экспериментальные данные, полученные позже, могут изменить некоторые показатели.

Торий в качестве воспроизводящего топлива
Очень большое поперечное сечение деления для нейтронов малой энергии является уникальным свойством немногих, с высоким Z ядер, таких, как U²³³. Ядра, подобные Th²³² не имеют значительного поперечного сечения деления ниже ≈1МэВ, но они могут быть использованы для воспроизводства делящихся материалов. При малых энергиях, реакция (n-γ) (захвата нейтрона) является единственным неупругим процессом, приводящим к конечному (возбужденному) ядру с еще одним нейтроном. В свою очередь, дочернее ядро является β-неустойчивым ядром и приводит через каскад распадов к конечному ядру с более высоким Z. Таким образом, реакция нейтронного захвата предлагает возможность "воспроизводства" делящихся топлив из начальных материалов, которые не являются делящимися, а именно:
Th²³²+n ⇒ Th²³³+γ ⇒ Pa²³³+β^-⇒ U²³³+β (1)
Вначале необходимо определить релевантные поперечные сечения для смеси элементов в топливных стержнях. Отношение реакции σ_i n -захвата к реакции σ_fделения, усредненное по нейтронному спектру и составу материала, обычно обозначают через α, а нейтронную множественность обозначают через ν. Следовательно, доля реакций деления и захвата составляет соответственно 1/(1+α) и α/(1+α). Количество η = ν/(1+α) является количеством вторичных нейтронов, образующихся в результате одного нейтронного взаимодействия.

Предполагают, что тонкая плоская заготовка воспроизводящего материала (Th²³²) подвергается действию интенсивного потока Φ нейтронов. Обозначив через (Х₁), (Х₂) и (X₃) последовательные ядра Th²³², Ра²³³ и U²³³ в цепи (1), (γ-переходом Th²³³ в его основное состояние и последующим β-переходом до Ра²³³ пренебрегают), получают основные дифференциальные уравнения:




где n_k(t) обозначает концентрацию элемента Х_k в топливе (k= 1, 2, 3) в момент времени t, a n₄(t) является концентрацией продуктов деления X₃.

В рассматриваемом случае λ₁= σ⁽¹⁾_iΦ, λ₂= 1/τ₂, λ₃= [σ⁽³⁾_i+σ⁽³⁾_f]Φ где верхний подстрочный индекс (k) обозначает элемент Х_k, а τ₂ обозначает период полураспада элемента Х₂ при β-распаде. Первоначально n₂(0)= n₃(0)= 0. Захватами протактинием Pa²³³ для простоты на данной стадии можно пренебречь, они будут рассмотрены ниже. Решая дифференциальные уравнения и приближенно полагая, что λ₁ ≪ λ₂ и λ₁ ≪ λ₃,, находят



В стационарных условиях n₃/n₁= σ⁽¹⁾_i/[σ⁽³⁾_i+σ⁽³⁾_f] независимо от нейтронного потока. Очевидно, что облучить топливо равномерно будет невозможно; тем не менее, воспроизводящее-делящаяся смесь остается устойчивой во время режимных условий независимо от местной интенсивности нейтронного потока. На фиг. 1 на график нанесено n₃/n₁ для смеси Th²³² и U²³³ в виде функции нейтронной энергии по широкому интервалу от 10^-5 эВ до 20 МэВ. Ниже 1 эВ находят постоянное значение n₃/n₁= 1,35•10^-2. Выше этой энергии отношение быстро колеблется в резонансной области и устанавливается до гораздо больших значений в окрестности n₃/n₁≈0,1 для энергий, соответствующих нейтронному спектру от деления. Работа без замедлителя и с нейтронным спектром непосредственно от делений даст равновесную концентрацию делящегося материала, которая приблизительно в семь раз больше, чем концентрация термолизованной нейтронной альтернативы.

Однако, как описано ниже, быстрые нейтроны допускают гораздо более высокие скорости выгорания и, следовательно, общее количество топлива может быть соответственно уменьшено: на ту же выходную мощность запас U²³³ в общем сравним для обеих схем.

Необходимо отметить тот важный факт, что после периода включения и при постоянных условиях содержание делящегося материала имеет существенно постоянную концентрацию. Устойчивость может быть проверена качественно путем наблюдения за эффектом небольших изменений n₃/n₁: небольшое повышение (уменьшение) n₃/n₁ будет корректироваться возросшим горением и сниженным воспроизводством, что, в свою очередь, уменьшит n₃/n₁ (и наоборот). Но мгновенные изменения интенсивности потока, немедленно отражаясь на скорости горения делящегося материала, произведут новое топливо только спустя определенное время порядка τ₂. Например, увеличение нейтронного облучения даст немедленное снижение n₃/n₁ с последующим увеличением n₃/n₁ только после τ₂. Это является классической проблемой задержки в контуре обратной связи.

Далее рассмотрен промежуточный элемент, т. е. β-предшественник Pa²³³. В стационарных условиях n₂/n₁= σ⁽¹⁾_iΦτ₂,, что подразумевает плотность (Х₂), прямо пропорциональную нейтронному потоку. Поэтому изменения в потоке вызывают изменения в n₂/n₁, что, в свою очередь, подразумевает новый переходный период в направлении к новому равновесному условию. Тогда n₃/n₁, не будет больше независимой от Φ, так как мгновенные изменения интенсивности потока, немедленно отражаясь на скорости горения делящегося материала, производят новое топливо, только спустя определенное время порядка τ₂. Например, если нейтронный поток будет немедленно отсечен, то ядра (Х₂) будут распадаться со скоростью λ₂= 1/τ₂, превращаясь в (Х₃), приводя к
конечной популяции (X₃), равной n₂+n₃. Такое увеличение делящегося материала не должно сделать систему критической, хотя временной лаг связан с τ₂ и длителен (несколько дней) и в этом случае можно предпринять простые меры исправления. Поэтому отношение n₂/n₃= (σ⁽³⁾Φτ₂), где σ⁽³⁾= σ⁽³⁾_i+σ⁽³⁾_f,, должно оставаться малым, устанавливая предел нейтронному потоку Φ.

Для менее радикального изменения потока ступенчатой функции амплитуды ΔΦ вариации n₃/n₁ соответственно меньше:

где t подсчитано из изменения потока и λ = σ⁽³⁾Φ связано с новыми условиями потока. Очевидно, вышеприведенная формула как сумма ступенчатых функций позволяет анализировать более сложные изменения.

Имеется второе в равной мере релевантное условие, которое ограничивает нейтронный поток. Действительно, чтобы добиться большого воспроизведения, большая часть Ра²³³ должна уцелеть при нейтронном захвате и распасться до U²³³, что переводится в условие σ⁽²⁾_iΦτ₂≪1. Неупругие поперечные сечения для энергий Е до немногих электроновольт (ниже резонансной области) могут быть представлены в параметрическом виде как σ(E) = (0,025 эB/E)^1/2∑ с параметром ∑, указанным для соответствующих элементов в таблице 1.

С помощью таблицы 1 и при n₂/n₃≅0,2 находят Φ≅1,44•10¹⁴[Т/(300^oK] ^1/2 см^-2•c^-1 для Pа²³³-U²³³ и тепловых и надтепловых нейтронов, соответствующих высоким выходам энергии, а именно порядка 70 МВт для каждой тонны топливной массы Th²³² и соответствующих температур. Величина Т обозначает температуру в градусах Кельвина, соответствующую средней энергии нейтронов, т. е. температуру замедляющей среды, когда произошла полная термализация. Практические условия работы обычно не превышают такого предела для Φ. Для практической температуры пределом для нейтронного потока может быть: Φ≅3•10¹⁴см^-2•с^-2. Условие σ⁽²⁾_i Φτ₂ ≪ 1 переводится в температурозависимый поток тепловых нейтронов, Φ<<<1,05•10¹⁶[Т(300^oK)] ^1/2 см^-2•c^-1, который приводит лишь к немногим процентам потери воспроизводства из-за предыдущего предела.

Для быстрых нейтронов поперечные сечения должны быть проинтегрированы по спектру и в некоторой степени зависят от выбора химического состава топлива (чистый металл или оксид) и от хладагента. Сначала предлагается рассмотреть уже описанное следствие относительно долгого среднего времени жизни Ра²³³, т. е. добавление значительной реактивности, которое имеет место во время продолжительной остановки. В результате характеристического распада Ра²³³ концентрация U²³³ возрастает на величину, асимптотически равную концентрации Ра²³³, практически не зависящей от режима работы устройства для данной равновесной скорости выгорания. Однако, так как теперь равновесная концентрация U²³³ приблизительно в 7 раз больше, ее воздействие на реактивность будет составлять только 1/7 от воздействия тепловых нейтронов. Даже для скорости выгорания в 3 раза большей соответствующий предел тем не менее будет составлять 3/7 от такового для тепловых нейтронов.

Далее рассмотрен захват (быстрых) нейтронов промежуточными элементами процесса воспроизводства ядерного горючего и прежде всего протактинием Ра²³³, что разрушает рождающийся U²³³ за счет дополнительного нейтрона. Поперечное сечение σ_a(Ра²³³) составляет приблизительно 43 σ (σ; 1σ= 10^-24 см²) при тепловых энергиях и 1,0 σ для быстрых нейтронов (Е≈10⁵ эВ). Поэтому для быстрых нейтронов поперечное сечение гораздо меньше, но поток соответственно больше: для данной скорости выгорания потеря равна 0,67 от значения для тепловых нейтронов. Однако допуск на потери нейтронов гораздо больше для быстрых нейтронов, имеющих большее ηε, и, следовательно, целесообразны большие скорости выгорания. При скорости выгорания в 3 раза большей, потеря в 2 раза больше, чем потеря, установленная для тепловых нейтронов, что вполне приемлемо.

Еще больше реакций происходит в результате интенсивного нейтронного потока и естественных распадов. Цепь возможных реакций, исходя из начального Th²³²-топлива, показана на фиг. 2, где вертикальные стрелки обозначают нейтронные захваты с соответствующими поперечными сечениями в барнах ((σ; 1σ= 10^-24 см), косые стрелки обозначают n-деления с соответствующими поперечными сечениями в барнах и горизонтальные стрелки обозначают β-распады с соответствующими полупериодами в минутах (м), часах (ч) или днях (дн). Поперечные сечения указаны для тепловых нейтронов в барнах.

Данная ситуация является достаточно сложной, чтобы оправдать моделирование на компьютере. Результаты показаны на фиг. 3а, на которой представлена эволюция во времени состава начальной тонкой ториевой заготовки, подвергнутой облучению постоянным (тепловым) нейтронным потоком 1,0•10¹⁴ см^-2•с^-1. На чертеже можно видеть β-предшественник Ра²³³, смесь изотопов урана и очень малую фракцию высших актинидов Np²³⁷ и Рu²³⁸.

Последние два элемента являются единственными элементами, которые представляют собой настоящую "золу" от сгорания, так как изотопы урана используются в качестве "затравки" для дальнейшего применения. Полный масштаб графика по абсциссе соответствует приблизительно 10 годам непрерывного облучения. После первоначальной фазы "воспроизводства", в которой U²³³ накапливается до равновесного соотношения, устанавливается устойчивое состояние, когда работают как деление, так и воспроизводство (фаза горения). При этом образуются дополнительные элементы, которые в общем выжигаются нейтронами и потому достигают равновесной концентрации. Образуется значительная концентрация U²³⁴, который имеет значительную вероятность превращения в высокоделящийся U²³³. Захваты ураном U²³³, которые не приводят к немедленным делениям (≈10%), все еще используются для выработки энергии, так как они "размножаются" в делящийся U²³³ через U²³⁴. Этот вторичный процесс воспроизводства, напоминающий реакцию (1), за исключением того, что он полностью управляется нейтронными захватами, способствует дополнительному запасу нейтронов, поскольку для превращения ²³⁴ в U²³⁵ требуется один нейтрон, в то время как деление U²³⁵ дает приблизительно 2,5 новых нейтронов. Этот изотоп может в свою очередь избежать деления и вместо этого захватить другой нейтрон, что приводит к U²³⁶. Следующий образующийся элемент представляет собой U²³⁷, который имеет короткое время жизни (6,75 дня) и распадается, превращаясь в долгоживущий Np²³⁷. При захвате другого нейтрона Np²³⁷ сжигается в Рu²³⁸, имеющий умеренный срок жизни 87,7 лет, распадаясь при α-распаде в уран U²³⁴. Если он остается внутри топлива надолго, то Рu²³⁸ может захватить другой нейтрон с большим поперечным сечением, приводя к получению легко делящегося Рu²³⁹.

При нейтронных потоках порядка 10¹⁴ см^-2•с^-1 вероятность осуществления этих многих дополнительных стадий значительно уменьшается, а в качестве "золы" остаются главным образом урановые изотопы. Как уже указывалось выше, они играют важную роль, обеспечивая то, чтобы простое химическое разделение не могло дать значительного количества топлива для применения в военных целях. Накопление иных, кроме урановых "затравок", актинидов не создает проблем даже после нескольких извлечений и использования "затравок", как показано на фиг. 4, которая аналогична фиг. 3а, за исключением того, что конечные урановые "затравки" снова впрыскиваются в новое ториевое топливо. В целом ожидается, что они будут отделяться от урана при каждом цикле повторного использования и храниться или сжигаться.

Количество выделяемой мощности линейно зависит от нейтронного потока, который неравномерен внутри активного объема. Поэтому целесообразно говорить о "средней" нейтронной экспозиционной дозе Φ_средн. Полная конечная энергия, производимая делениями в массе М топлива при равновесии воспроизводства и температуре Т нейтронов, определяется выражением:

Например, при М= 4,92 т, Φ_средн.= 1,50×10¹⁴ см^-2•с^-1 и Т= 400^oС получают 267 МВт. Если эти устойчивые условия поддерживаются без перерыва в течение двух лет, то интегрированный нейтронный поток в топливе будет равен 9,46•10²¹ см^-2, что дает традиционную цифру для допускаемого интегрированного потока. Во время этого периода приблизительно 4,6% ториевого топлива будет сожжено, что соответствует массе около 220 кг. Одна тонна топлива соответствует 2,8 миллиона метрических тонн угля. При сохранении стационарных условий количество делящегося урана ²³³ составит величину порядка 67 кг, что означает, что делящееся топливо полностью воспроизводит себя с периодичностью, несколько меньшей, чем два раза в год.

В случае быстрых нейтронов скорость выгорания приблизительно в 3 раза выше, чем вышеуказанная скорость. Из-за более высоких энергий дополнительные нейтроны производятся в каждом поколении различными процессами, как, например, быстрое деление в воспроизводимом материале Тh²³² и (n, 2n)-реакции в топливе и замедлителе. Следует отметить, что в быстронейтронном режиме большинство четно-четных ядер, подобных U²³², U²³⁴, U²³⁶ и т. д. , обнаруживают значительное поперечное сечение деления. Поэтому большинство этих элементов становятся приемлемыми топливами. Концентрации актинидов значительно отличаются от концентраций при тепловых энергиях (фиг. 3б). В то время как новые элементы приобретают важное значение благодаря увеличенным (n, 2n)-каналам подобно, например, Ра²³¹ и U²³², производство актинидов с более высокой массой подавляется в сильной степени. Даже производство низших изотопов нептуния и плутония, например, Np²³⁷ и Рu²³⁸, в настоящее время фактически подавляется (уровни менее чем 1 г/т после 100 ГВт (т) сутки/т). Преимущественно это относится к высшим изотопам плутония, америция, кюрия, калифорния и т. д. , которые являются главным источником долгоживущей токсичности обычных ядерных реакторов.

Выбор варианта с быстрыми нейтронами предполагает также имеющее важное значение снижение токсичности актинидов, если сравнить с очень хорошими показателями из предыдущих примеров при условии, что решены две проблемы, а именно, одна, связанная с присутствием U²³², и другая, связанная с присутствием Ра²³¹. Присутствие относительно большого количества U²³², которое приблизительно в 50 раз больше, чем количество тепловых нейтронов, предназначенных для сравнимого выгорания, могло бы действительно рассматриваться как преимущество, так как оно положительно "денатурирует" уран, делая очень затруднительным, даже практически невозможным, какое-либо применение материала в военных целях. Как уже указывалось выше, добавочная токсичность из-за U²³² не так велика, чтобы сделать переработку отработанного ядерного топлива неприемлемо дорогостоящей.

Ра²³¹ (который производится со скоростью 200 г/т ториевого топлива после 40 ГВт сутки/т выгорания, что с большим допущением пропорционально интегрированному выгоранию) наоборот представляет собой источник дополнительной долгоживущей (τ= 3,2•10⁴ лет) радиотоксичности, которой необходимо управлять. Можно химически отделять Ра²³¹ от отработанного топлива. Могут быть предусмотрены методы для его устранения. Можно вводить элемент внутрь сильного теплового потока и превращать его в U²³² захватом нейтронов и последующим β-распадом. Поперечное сечение захвата теплового нейтрона протактинием Ра²³¹ очень велико и находится под влиянием сильного резонанса 600 σ при Е_n= 0,3 эВ, что означает, что при нейтронном потоке 2•10¹⁴ см^-2•с^-1 время свертки 1/е для разрушения составляет 96 дней. Также вполне приемлемо соответствующее устройство, основанное на тепловых нейтронах. Альтернативно этому, если Ра²³¹ просто повторно вводят вместе со следующей топливной загрузкой, то в результате его концентрация будет насыщенной при постоянном значении после долгого выгорания, что является следствием пропорционального соотношения между производством и сжиганием.

Выгорание топлива в обычном реакторе колеблется от 7 ГВт (т) сутки/т природного уранового топлива реакторов CANDU (канадский тяжеловодный урановый ядерный реактор) до 30-50 ГВт (т) сутки/т обогащенного урана реакторов с водой под давлением. В настоящем изобретении топливо в принципе непрерывно возобновляется путем воспроизводства. Следовательно, окончательное выгорание в принципе определяется не истощением топлива, а скорее (1) отравлением осколками деления; (2) радиационным повреждением поддерживающих структур; и (3) ростом давления газообразных осколков деления.

Для усилителя мощности, как описано ниже, отравление в результате делений для тепловых нейтронов ограничивает практическое применение топлива величиной приблизительно 50 ГВт (т) сутки/т. Быстрые нейтроны допускают в принципе гораздо большее выгорание, так как отравление осколками деления не является более вопросом первостепенной важности. Следовательно, использование топлива определяется ограничениями (2) и (3). Приемлемым в этом случае было бы значение 100-150 ГВт сутки/т, соответствующее воспроизводству и выгоранию примерно 10-15% тория в топливе. Однако нейтронный поток приблизительно в 33 раза больше для того же выгорания, так как макроскопическое поперечное сечение для деления U²³²и соответственно меньше. Радиационное повреждение становится одной из важных проблем, и оно может представлять серьезное ограничение для распространения выгорания за указанный предел. Обширный опыт, накопленный при разработке быстрых реакторов-размножителей, указывает, что цели выгорания являются реалистичными.

1. Осколки деления. Сжигание значительного количества топлива приведет к появлению осколков деления, которые, в свою очередь, имеют значительное эффективное поперечное сечение захвата для тепловых нейтронов. Это является важным вопросом схемы, так как тесно связано с тем, как долго может продолжаться реакция без регенерации. Как уже отмечалось выше, при сравнении с ядерным реактором в усилителе мощности эти эффекты менее релевантны, так как более не требуется поддерживать критичность. Оценка эффектов, вызываемых осколками деления, представляет собой главную задачу, так как имеется очень много ядер и осложненных цепей распада. Можно только дать результаты с численными расчетами, основанными на располагаемых поперечных сечениях и захватах тепловых нейтронов. Надтепловые нейтроны, как ожидается, будут оказывать лишь небольшое влияние, так как резонансы в ядрах со средним значением Z в общем намного выше этих энергий. Поэтому полагают, что эти расчеты могут дать разумно точную оценку ситуации. Необходимо рассмотреть три главных эффекта:
1) Осколки деления могут захватывать некоторые из нейтронов, влияя таким образом на запас нейтронов и, следовательно, на усиление энергии блока. При этом происходит сложное взаимодействие между захватами нейтронов и распадами, каждый из которых приводит к превращениям сотен соединений, возникших в результате делений. Следовательно, эволюция зависит от нейтронного потока и в более общем виде от происхождения топлива. Это представляет собой хорошо известный эффект в ядерных реакторах. Следует также отметить, что отравление осколками деления менее важно в случае тория в воспроизводящем равновесии, чем, например, в природном уране, так как поперечное сечение топлива в 2,17 раза больше, и поэтому количество захватов для данной концентрации осколков деления соответственно меньше. Результаты численных расчетов с использованием известных поперечных сечений показаны на фиг. 5а для допустимых нейтронных потоков и с эффективным полным поперечным сечением, представленным в параметрической форме, использованной в таблице 1, а именно [σ(E) = (0,025 эB/E)^1/2∑]. На фиг. 5а показано нормализованное тепловое поперечное сечение вследствие накоплений осколков деления от делений U²³³ в виде функции интегрированного потока и для постоянного нейтронного потока 1,0•10¹⁴ см^-2•с^-1. Обе кривые соответствуют условиям фиг. 3а и 4 соответственно. Были просуммированы известные поперечные сечения и скорости распада для 1170 различных ядерных осколков, принимая во внимание эволюцию во времени. Резонансы для ядер со средним Z от осколков деления обычно имеют место при более высоких энергиях, чем в актинидах, и мало влияют на скорость. Зависимость эффекта отравления осколками деления увеличивается менее быстро, чем линейно, от интегрированного облучения ∫Φdt, так как существуют как насыщающие (подобно, например, хорошо известным Хе¹³³ и Sm¹⁴⁹), так и ненасыщающие осколки деления.

Потери нейтронов из-за продукта деления Хе¹³⁵ с высоко тепловым поперечным сечением хорошо известны. Доля ксенонового яда зависит от нейтронного потока, так как она относится, как в случае Ра²³³, к равновесию между захватами и распадами. Для тепловых нейтронов и при равновесии воспроизводства доля нейтронов, захваченных ксеноном Хе¹³⁵, дается выражением: 0,9•l0¹⁹Φ(2,1•10^-5+3,5•l0^-18Φ), которое стремится к асимптотической величине 0,028 для потоков Φф≥1,0•10¹⁴ см^-2•с^-1. После отключения реактора или снижения мощности ксеноновое отравление временно продолжает даже возрастать, так как продолжаются распады с образованием Хе, проходя через максимум спустя 10 или 12 часов после отключения. Величина этого переходного дополнительного отравления также зависит от нейтронного потока. Хотя временная потеря невелика, необходимый резерв реактивности, даже в случае его нормальной компенсации посредством регулирующих устройств, представлял бы собой непрерывную потерю нейтронов.

Те же расчеты на компьютере были использованы также для анализа отравления в виде функции интегрированного выгорания для условий, актуальных для случая быстрых нейтронов. Наиболее актуальным выводом является тот, что потери, обусловленные отравлением осколками деления, гораздо менее важны (фиг. 5б). Следовательно, возможны гораздо более длительные выгорания без регенерации топлива. Например, при заданном выгорании 40 ГВт сутки/т доля захватов составляет приблизительно 18% для тепловых нейтронов и только 1,4% для быстрых нейтронов. В последнем случае эффект отравления типа ксенонового в значительной мере отсутствует, так как нет ни одного ядра осколка деления, которое имеет требуемые характеристики в представляющей интерес области энергии. Эти характеристики преобразуются в два явных преимущества для варианта с быстрыми нейтронами, а именно (1) более высокое выгорание и (2) более высокая допустимая величина k, так как ее изменения вследствие захватов осколками деления в данном случае являются (1) время-независимыми и (2) гораздо меньшими.

2) Осколки деления в общем радиоактивны и дают дополнительное тепло, даже если протонный поток отключен, так как их вклад в общую энергию, излучаемую при делении, которая равна (204±7) МэВ, составляет приблизительно 14 МэВ. Непосредственно после отключения протонного потока мощность, производимая этой остаточной активностью, составляет 14/204= 0,0686 от стационарных условий. Активность затухает медленно со временем, приблизительно как t^-0,20 где t выражено в секундах, приводя к уменьшению на множитель 10 приблизительно за один день. Продолжение охлаждения должно, разумеется, привести к тому, что не произойдет расплавления топлива. В этом отношении усилитель мощности не отличается существенно от реактора.

Однако существует возможность, по меньшей мере для свинца в качестве охладителя, таким образом извлекать тепло, производимое осколками деления, чтобы полностью устранить риск случайного расплавления, если произойдет крупное повреждение охлаждающей системы.

Была принята та точка зрения, что если "пожертвовать" несколькими процентами тепловой энергии, вырабатываемой усилителем мощности, рассеивая ее спонтанным образом посредством естественной конвекции в таком количестве, которое превышает тепло радиоактивности, то случайное расплавление стало бы фактически невозможным.

Хорошо известно, что "бассейновый" ядерный реактор безопасен в отношении рисков расплавления. Это объясняется не только тем, что энергия производится в незначительных масштабах, а главным образом тем, что тепло, высвобождаемое в результате нагревания при β-распаде, отводится от активной зоны естественной конвекцией. Поэтому исследовалась возможность использования естественной конвекции в большом бассейне жидкого свинца для извлечения соответствующего, но гораздо большего, количества образующегося при радиоактивном распаде тепла от усилителя мощности. Это тепло передается затем в окружающую среду с помощью второго охлаждающего контура, также пассивного. Для этого вторичного контура может использоваться либо вода, либо предпочтительно воздух.

При этом основное внимание уделено первичному отводу тепла от активной зоны в бассейн жидкого свинца. В связи с этим тепло радиоактивного распада автоматически будет поддерживать жидкий свинец в жидком состоянии. Предполагают, что структура активной зоны образована большим количеством тонких каналов между стерженьковыми твэлами, каждый с эквивалентным диаметром D и полной площадью поперечного сечения А_f. Течение охлаждающей среды между параллельными стержнями приблизительно ламинарное из-за малого промежутка между стержнями и малой конвективной движущей силы. В этом состоит отличие от принудительного отвода тепла во время работы усилителя мощности, где охлаждающая среда течет практически турбулентно. Ламинарное течение является предпочтительным, поскольку при этом обеспечивается наиболее эффективный перенос тепла с минимальным падением давления через активную зону.

Способность переносить тепловую энергию q_полн. из активной зоны посредством только конвекции может быть легко оценена с помощью уравнения Пуазейля. Требуемая разность температур Δt между верхом и низом активной зоны для обеспечения теплопереноса задается выражением:

где μ_средн., ρ_средн. и c_p обозначают соответственно среднюю вязкость, плотность и удельную теплоемкость охлаждающей жидкости, g обозначает ускорение свободного падения и β обозначает тепловой коэффициент объемного расширения. Использование жидкого свинца особенно предпочтительно потому, что он имеет большой коэффициент теплового расширения, большую плотность и малую вязкость и допускает большие разности температур.

Для оценки возможности метода предлагается рассмотреть большую установку с номинальной мощностью 2,4 ГВт (т). Очевидно, что меньшая энергетическая установка была бы связана с меньшим количеством проблем. Непосредственно после отключения тепловая мощность вследствие задержанной радиоактивности составляет порядка нескольких процентов от номинальной мощности и быстро падает со временем. Предполагают, что безопасно должны быть рассеяны максимум q_полн.= 2,4•10⁹•0,05= 1,2•10⁸ ватт. Эквивалентный диаметр промежутков между тепловыделяющими стержнями принят равным D= 0,3 см, а полная площадь поперечного сечения охлаждающих каналов, т. е. площадь потока, А_f= 2,0 м². Разность температур в этом случае составит Δt= 244^oС, что вполне приемлемо, учитывая исключительность явления. Скорость течения жидкости через активную зону задается выражением:

которое для выбранных значений величин дает v= 0,168 м/с. При такой скорости число Рейнольдса Re= 3,13•l0³ и уравнение Пуазейля может рассматриваться также как приблизительно правильное. Необходимо отметить, что хотя аппроксимации расчетов, основанных на ламинарном течении, значительны, значения диаметра проточного канала и части полной площади потока в значительной мере влияют на результат, полученный с помощью этой формулы, и, снижая эти параметры, можно достичь больших преимуществ. При переключении течения на турбулентное разность температур была бы гораздо больше (в 2-3 раза) и потребовалась бы более обширная геометрия охлаждения. Этот выбор оставлен до стадии рабочего проекта конкретного устройства.

Существенным является тот вывод, что можно использовать естественную конвекцию для отвода остаточного тепла даже из активной зоны большого усилителя мощности в области 1 ГВт (э).

3) Долгоживущая радиоактивность представляет собой значительную проблему, хотя и гораздо менее актуальную, чем в случае актинидов. Эволюция во времени осколков после остановки и отделения показана на фиг. 6, где ожидаемые токсичности для осколков деления и для актинидов при эквивалентной выработке энергии нанесены на график в виде функции времени. В случае актинидов все относящиеся к этому элементы (за исключением постоянных урановых затравок) включены на уровне их "сжигательного" насыщения. При нормализации по отношению к урановым рудам при эквивалентной выработке энергии их относительная токсичность будет снижаться обратно пропорционально числу рециклов. Можно видеть, что после приблизительно 300 лет содержание токсичности будет меньше, чем в урановых рудах при эквивалентной выработке энергии и станет полностью пренебрежимым несколькими столетиями позже.

На практике для поддержания постоянного режима работы во время использования топлива можно ввести вначале некоторые нейтронопоглощающие элементы, которые либо прогрессивно отводятся назад, либо выжигаются до менее поглощающих элементов во время процесса сгорания. В любом случае такая эволюция не является проблемой, так как она происходит в течение очень длительного периода времени и только уменьшает реактивность системы.

2. Реактор на базе тория. Как указывалось выше, торий как ядерное топливо имеет значительные преимущества в сравнении с ураном. Однако реализация классического реактора, основанного на полном воспроизводстве тория, связана с серьезными трудностями, которые кратко проиллюстрированы ниже и которые оправдывают добавленную сложность внешнего нейтронного источника в соответствии с настоящим изобретением.

В реакторе нейтронный поток полностью поддерживается процессом нейтронного размножения, управляемым делением. Ключевым параметром является эффективный коэффициент размножения k_∞, представляющий собой отношение нейтронов в конце генерации к их числу, начинавшему генерацию. Очевидно, что для реактора в критических условиях k_∞= 1. Можно выделить эффекты благодаря утечке нейтронов и ввести соответствующий параметр k_∞ = k_эфф./P, представляющий собой параметр, который относился бы к (однородной) идентичной решетчатой системе, в которой размеры достаточно велики, чтобы сделать вероятность утечки нейтронов 1-Р пренебрежимо малой. Очевидно, k_∞ должен быть значительно больше единицы, чтобы позволить достичь критичности с достаточно малым объемом решетки. Отличительной особенностью k_∞ является та, что он не зависит от геометрического размера устройства, относящегося к Р: превышение k_∞ единицы представляет собой поправку на долю потерь нейтронов вследствие, например, утечки.

В случае теоретически чистых природного урана и графита максимально возможная величина в то время как при использовании в качестве замедлителя тяжелой воды (D₂O) с природным ураном, могут быть получены более высокие значения постоянных k_∞, приближающихся к 1,3. Хорошо известно, что в этом случае остается значительное пространство для потерь вследствие утечек и поглощения примесями и осколками деления для реализации на практике соответствующих устройств. Однако для реактора на основе тория ситуация не является столь благоприятной.

Величина k_∞ прямо связана с концентрацией делящегося материала. В то время как для природного урана релевантной концентрацией является только концентрация U²³⁵, которая фиксирована и известна (0,71%), то в случае тория, воспроизводящего U²³³, равновесная концентрация этого последнего материала зависит от предыдущей интенсивности и от происхождения местного нейтронного потока. Как указывалось выше, в стационарных условиях и после соответствующего периода времени такая концентрация достигает равновесного уровня, при котором расщепленный U²³³ сбалансирован количеством U²³³, воспроизведенного из Th²³². Такая равновесная концентрация также зависит от энергетического спектра захваченных нейтронов, что, в свою очередь, связано с основной геометрией решетки. Помимо U²³³ неизбежно образуется еще несколько других урановых изотопов и других актинидов с различными константами времени, и они рано или поздно также достигают равновесного уровня. Они также вносят соответствующий вклад как в захваты нейтронов, так и размножение с делениями и в меньшей степени с (n, 2n)-реакциями.

Тяжелая вода "реакторного качества" (D₂O+0,14% Н₂О), бериллий, вода (Н₂О) и графит относятся к наилучшим замедлителям нейтронов. В принципе можно использовать большое количество замедлителей и нет недостатка в выборе того или другого из них, однако этот выбор будет зависеть от вида применения и обусловлен требованиями конкретного проекта. Замедлитель должен быть достаточным, чтобы уменьшать энергию нейтронов деления, т. к. , как указывалось выше, при более низких энергиях количество U²³³, необходимого для достижения равновесия воспроизводства, меньше.

С помощью вычислительных методов, в которых в качестве основы использовались наилучшие достижения ядерной физики, была произведена оценка ряда практических геометрий решетки с топливными элементами различных форм и размеров (подобно топливным шарикам или стержням), равномерно распределенных с соответствующими промежутками в практически сплошной замедляющей среде. Релевантными параметрами являются радиус r стержня или шарика и объемное отношение ρ топлива к замедлителю. Результаты могут быть выражены в терминах изо-k_∞-кривых в виде функции переменных r и ρ. Четкий оптимум выявляется для достаточно широкого выбора этих параметров. Начальное топливо может быть в различной химической форме, например металл, оксид или карбид. Оценка результирующих значений k_∞ для оптимальных выборов r и ρ приведена в таблице 2.

Результаты приведены для графита, бериллия, воды (Н₂О) и тяжелой воды реакторного качества (D₂O). Особо следует выделить бериллий, который имеет значительное поперечное сечение для (n, 2n)-реакций и, следовательно, он эффективно действует как замедлитель нейтронов. Однако при взаимодействии с нейтронами деления путем Ве(n, α)-реакции также образуется ⁶Li, который имеет поперечное сечение для тепловых нейтронов (0,025 эВ), равное 940 барн, и который очень быстро достигает насыщения, сводя на нет преимущества (n, 2n)-реакции. Кроме того, захваты нейтронов литием ⁶Li приводят к образованию большого количества трития, который радиоактивен и должен быть удален.

Значения k_∞ включают только влияние на захваты в замедлителях и приведены для смеси Тh²³²-U²³³ при равновесии воспроизводства. Необходимо добавить также дополнительные захваты с соответствующей потерей реактивности:
1) Захваты промежуточным элементом Ра²³³, концентрация которого пропорциональна нейтронному потоку. Для Φ= 10¹⁴ см^-2•c^-1 получают Δk_∞= -5,3×10^-2.
2) Захваты в быстронасыщающих остатках деления Хе¹³² и Sm¹⁴⁹ медленно зависящие от нейтронного потока. Для Φ= 10¹⁴см^-2•с^-1 получают Δk_∞= -2,0×10^-2.
3) Захваты высшими изотопами урана U²³⁴, U²³⁵, U²³⁶ и U²³⁸, порожденными множественными захватами нейтронов. Их концентрация зависит от того, насколько долго использовалось топливо. Необходимо отметить, что с помощью химического разделения нельзя отделить их от главного U²³³-уранового топлива и что как деление, так и захваты оказывают свое влияние на реактивность, но с обратными знаками. Для относительно долгого воздействия интегрированным нейтронным потоком ∫Φdt>3•l0²²см^-2, при котором концентрации достигают приблизительного насыщения, это вклад составит Δk_∞= -5,0×10^-2.
Наибольшее значение величины k_∞ для оптимального выбора параметров, включая лишь эффекты (1) и (2), обычно лежит в пределах от 1,01 до 1,03, а именно оно слишком мало, чтобы обеспечить критичность для системы конечных размеров и в связи с тем, что благодаря примесям во внимание принимаются другие источники захватов (медленно насыщающие и ненасыщающие обломки деления). Следует указать, что k_∞ значительно уменьшается также под действием эффекта (3), т. е. увеличения количества урановых изотопов до величины, превышающей U²³³, если желательно эффективно использовать топливо без обогащения изотопами.

Следовательно, в реальных условиях реактор, сжигающий торий, едва ли достигнет критичности с полными требованиями воспроизводства. Поэтому в соответствии с настоящим изобретением добавление внешнего источника нейтронов является определяющим для практического получения ядерной энергии из ториевого сырья.

В соответствии с настоящим изобретением отсутствует критичность. Однако эффективный коэффициент размножения должен быть высоким, чтобы обеспечить высокий выход. Выше уже отмечалось, что условие σ⁽²⁾_iΦτ₂ ≪ 1, которое ограничивает нейтронный поток, приводит в результате к эффективному производству U²³³. Далее будет показано, что это условие также минимизирует отмеченный выше эффект (1), обеспечивая тем самым разумно высокую реактивность. Действительно, минимизация эффекта (1) представляется обязательным критерием для ограничения нейтронного потока. На практике поток Φ не должен быть больше, чем 0,03/(σ⁽²⁾_iτ₂), т. е. должен быть таким, чтобы максимально 3% ядер Ра²³³ поглощали один нейтрон, вместо того, чтобы распадаться до U²³³.

В случае быстрых нейтронов εη больше, но не вполне достаточно для реализации традиционного проекта реактора. Например, избыток реактивности k_∞ = 1,2 существенно ниже, чем таковой в тепловом реакторе с природным ураном, т. е. является в некоторой степени ограничивающим фактором для практической реализации, при которой k_∞ = 1,4.
Внешний источник нейтронов
Внешний источник нейтронов устраняет вышеуказанные ограничения. Его можно реализовать, например, с помощью высокоэнергетического, высокоинтенсивного ускорителя протонов, поток которого ударяет в тяжелометаллическую мишень, размещенную в центральной области камеры. В то время как начальная порция нейтронов низкой энергии получается в результате соударения потока с мишенью, основное размножение этой порции естественно происходит путем делений в тепловыделяющих элементах. Если в первом поколении количество носителей, впрыскиваемых внешним источником нейтронов, равно N₁, то в n-ном поколении количество носителей составит N_n= N₁k^n-1, причем k представляет собой уже определенный эффективный коэффициент размножения или коэффициент критичности. Очевидно, k должен быть менее 1, чтобы избежать критичности. Тогда полное количество произведенных нейтронов составит

с коэффициентом усиления 1/(l-k). Коэффициент критичности был уже разложен как k = Pk_∞, где k_∞ относится к бесконечной решетке, а Р есть вероятность того, что нейтрон не потеряется и в последующем прореагирует в топливе. Следует отметить, что значение критичности (k= 1) легко обойти, поскольку, как уже указывалось выше, для ториевого реактора-размножителя k_∞= 1,0. С другой стороны, k должен быть большим, чтобы обеспечить хорошее размножение. Поэтому требуется нейтронозадерживающая геометрия, а именно большой объем для Р, чтобы обеспечить поддержание высокой
вероятности дальнейших делений и продолжение каскада от поступающего нейтрона на несколько поколений.

Сначала, как и ранее, следует рассмотреть вариант тепловых нейтронов. Вариант быстрых нейтронов также будет рассмотрен ниже.

Из практических примеров было получено, что оптимальным является значение k в пределах от 0,9 до 0,95, что соответствует полному числу нейтронов в замедлителе-топливе, которое в 10-20 раз больше количества нейтронов, впрыснутых мишенью. Очевидно, что успешное действие схемы зависит от правильного развития ядерного каскада, который наиболее продуктивен в энергетическом интервале от тепловых энергий до нескольких МэВ. Релевантным параметром является скорость делений, обеспечивающая непрерывность каскада вновь произведенными нейтронами и являющаяся главным источником выработки энергии. Выход нейтронов из протонов высокой энергии на массивной мишени, выполненной из материала с высоким Z, как было продемонстрировано практическим источником расщепления, весьма велик. Например, возможный выбор размеров и состава мишени, описываемый ниже, даст средний выход нейтронов, равный приблизительно 42 нейтронам на каждый бомбардирующий протон энергией 1,5 ГэВ. Поэтому доля энергии потока, требуемая для порождения одного нейтрона с помощью энергетического каскада, составляет порядка εη= 35 МэВ. Последующее нейтронное размножение в каскаде вследствие делений имеет важное значение, так как оно еще больше снижает энергетическую "ценность" нейтрона в отношении энергии бомбардирующего протонного потока на мультипликативный коэффициент (1-k), доводя ее до значения 1,75-3,5 МэВ/n. Необходимо отметить, что выбор этого интервала для k довольно ограничен и, возможно, хорошо спроектированные устройства позволят достичь даже более высоких показателей. Для сравнения выход энергии при делении составляет приблизительно ε_f= 190 МэВ (β-распады осколков деления включены, однако нейтрино исключены).

Энергетический выигрыш усилителя мощности обозначен через G и определен как отношение между полной энергией, выработанной в устройстве, и энергией, внесенной высокоэнергетическим потоком. Чтобы дать первичную оценку G, необходимо учитывать, что в равновесных условиях и в бесконечной решетке приблизительно 0,40 всех нейтронов производят деления, а остальные идут на воспроизводство или захватываются в замедлителе, осколках деления и т. д. Следовательно, чистый выигрыш энергии устройства приблизительно определяется выражением G= 190 МэВ/(35 МэВ)(0,4•1/(1-k)= 2,17/(1-k), и он в общем будет приходиться на интервал между G= 22 и G= 43. Даже в далеких от критичности условиях энергетический выигрыш значителен. Например, коэффициент преобразования теплоты в электричество при использовании высокотемпературной газовой турбины равен 0,45. Тогда производимая электрическая энергия будет в 10,2 (20,4) раза больше, чем энергия, внесенная высокоэнергетическим пучком для k= 0,9 (0,95). Электрическая энергия производится в большом количестве сверх того, что необходимо для работы ускорителя.

Уравнение сохранения нейтрона передает прямо и на очень общих основаниях достижимый выигрыш G и отношение Г= n_потерь/n₀, где n_потерь число нейтронов, утекших или поглощенных чем-либо другим, нежели смесью актинидов в топливе, а n_p есть число нейтронов, поглощенных смесью актинидов в топливе, т. е.

Параметры а и b являются функциями от ν нейтронной множественности деления и от α, отношения (n, γ) и поперечных сечений деления, взвешенных долей f_i атомов всех актинидов топлива и усредненных по энергетическому спектру нейтронов (индекс i обозначает каждый актинид, а черточка над поперечными сечениями σ представляет собой величину, усредненную по соответствующему нейтронному спектру):



Необходимо отметить, что когда устройство становится критическим (G= ∞), то Г_крит.= а. Поэтому в первом приближении a≈k-1. Вклад в Г, вносимый потоком, определяется вторым членом b/G. Примерные цифры, соответствующие практическому устройству, работающему на тепловых и надтепловых нейтронах, таковы: а= 0,070 и b= 2,52. При моделировании на компьютере, использованном для определения а и b, принимают во внимание действительный спектр энергии нейтронов и зависимость энергии от поперечных сечений, особенно осложненную в резонансной области. Используя высоко нейтроносберегающий проект, вероятно, можно было бы добиться того, что Г отсутствии отравления осколками деления Г₀≈0,08. Г₀ выражает вклад в Г любых потерь нейтронов, за исключением тех, которые происходят в результате захватов осколками деления, т. е. утечек, захватов замедлителем, оболочкой твэла, мишенью расщепления, если она применяется. Разность ΔГ= Г-Г₀ велика, когда в системе допустимо относительно большое количество продуктов деления. Отрицательная величина ΔГ_крит.= Г_крит.-Г₀ обеспечивает то, что усилитель мощности никогда не станет критическим. Однако при тех же самых условиях и уже при совершенно практическом выигрыше G= 20, находят, что ΔГ= 0,116 при условии допущения значительной реактивности. Для приращения G= 40 ΔГ= 0,053. Поэтому Г необходимо поддерживать малым в разумных пределах, чтобы обеспечить наиболее высокий выигрыш. Конструкция устройства, таким образом, определяется в первую очередь экономикой нейтронов.

В результате минимизации Г₀ получают более высокий выигрыш в энергии и более широкий допуск на захваты осколками деления, что в свою очередь означает более длительный срок жизни без их извлечения. (Нормализованное) поперечное сечение для осколков деления ∑_{осколков} показано на фиг. 5. Хорошей оценкой по интегрированному потоку 10²² см^-2 является ∑_{осколков}= 1,6 барн, из чего получают вклад Г= 0,106. Очевидно, более короткие экспозиционные дозы и/или меньшие выигрыши улучшат разность ΔГ.

Нарастание количества осколков деления имеет прямое влияние на выигрыш, если его не подкорректировать вниз во время ранних фаз путем введения переменного количества поглощения нейтронов другими средствами. Эти избыточные нейтроны не обязательно должны теряться в контрольных заготовках. Они могли бы быть использованы, например, для воспроизводства нового топлива для последующего применения.

Безусловно существуют и другие причины, исходя из которых целесообразно работать в режиме тепловых нейтронов с относительно малыми значениями k, а именно ее относительно большие изменения из-за механизма распада после отключения или изменений мощности (Ра²³² и Хе¹³⁵), чтобы оставить достаточный запас на случай риска критичности.

Тот же самый тип рассуждении позволил бы, однако, предложить гораздо больший выигрыш для схемы с быстрыми нейтронами, для которой рабочая точка в окрестностях k= 0,980 является оптимальной рабочей точкой, соответствующей энергетическому выигрышу в интервале G= 100-150. Первая причина такого выбора является следствием гораздо большего значения ηε= 2,5, что подразумевает a≥0,20. С другой стороны, отравление осколками деления гораздо меньше и линейно возрастает с выгоранием, достигая приблизительно ΔГ= 0,03 после 100 ГВт сутки/т. При этом отсутствует потокозависимый эффект Хе¹³⁵, а времязависимое изменение k из-за распадов Ра²³³ в семь раз меньше для данной скорости выгорания. Все эти рассуждения приводят к выводу, что k= 0,98 является абсолютно приемлемым значением для быстронейтронного окружения. Кроме того, захваты осколками деления, как правило, более чем на один порядок величин меньше, чем в случае тепловых нейтронов для того же выгорания. Многие рассуждения, сделанные выше для тепловых нейтронов, в данном случае уже неприемлемы. Величина k в действительности исключительно постоянна в течение периода выгорания, как показано на примере фиг. 7. В этом конкретном случае цикл начали с концентрацией U²³³ немного меньшей, чем оптимальная равновесная концентрация воспроизведения, и достигли очень хорошей взаимной компенсации между несколько падающим эффектом захватов осколками деления и ростом благодаря увеличению воспроизведенного U²³³.

Для настройки усилителя мощности на требуемую постоянную величину k необходимо определить соответствующее назначение избыточных нейтронов, которые, как правило, являются нейтронами того же порядка, что и все произведенные нейтроны. Поэтому необходимо определить, с какой целью они будут применяться в дальнейшем, например, для (1) воспроизводства нового топлива, (2) сжигания нежелательных отходов или, возможно, (3) поглощения в "контрольных заготовках". Этим выбором затем определяется, каким образом параметры критичности будут настроены на требуемую величину при рассеивании избыточной критичности.

В настоящем описании делается предположение, что избыточная критичность должна быть развернута в основном для воспроизводства дополнительного топлива. Избыток нейтронов составляет порядка 10% от всего запаса, поскольку в расчет приняты эффекты высших актинидов и захваты замедлителя. Эти нейтроны могут быть соответствующим образом захвачены в бланкет из чистого тория в форме оксида тория ThO₂ или металла, расположенный по периферии активной зоны. В противоположность главной активной зоне, в которой Th²³² и U²³³ имеют практически равные макроскопические поперечные сечения, все нейтроны вносят в данном случае вклад в воспроизводство U²³³. Это будет продолжаться по меньшей мере до тех пор, пока нарастание количества U²³³ не приведет к концентрации гораздо меньшей, чем равновесная концентрация, равная приблизительно 0,10. Поэтому в реакторе-размножителе ожидают накопления приблизительно 20% урана U²³³, который воспроизводится активной зоной.

Поток высокой энергии
Успешное функционирование схемы основано, таким образом, на впрыскивании большого количества нейтронов извне. Это достигается с помощью потока высокой энергии, как правило, протонов, который инициирует богатый нейтронами ядерный каскад, способный порождать нейтроны с небольшой затратой энергии, а именно при малом ε_n. При этом возможны две альтернативы. Согласно первой альтернативе поток направляется непосредственно в смесь замедлитель-топливо. Другая альтернатива предусматривает использование специальной мишени для поглощения потока и порождения нейтронов. Такая мишень должна быть, кроме того, насколько возможно прозрачна для нейтронов низкой энергии, чтобы не влиять на размножение нейтронов в результате делений.

Компьютерное моделирование методом Монте-Карло по практической геометрии было выполнено с использованием специально созданной программы каскадной эволюции. Оно представляет собой весьма реалистичное моделирование, так как необходимые для этого поперечные сечения хорошо известны и введены в расчеты. Следовательно, эти расчеты являются действительным руководством в оптимизации геометрии устройства.

1. Топливо-замедлитель в качестве мишени высокой энергии. Возможность посылки потока на смесь топлива и замедлителя сама по себе рассматривается впервые, так как она имеет очевидное преимущество, заключающееся в простоте. Процесс расщепления генерирует нейтроны в более высокой множественности для тяжелых ядер, чем для легких ядер, которые предпочтительны для замедления нейтронов. Кроме того, торий имеет большое поперечное сечение высокой энергии для деления с большой нейтронной множественностью. Поэтому, очевидно, что для того, чтобы каскад давал обильное производство нейтронов, количественная доля материала замедлителя должна быть по возможности малой.

Обычно поток протонов в 1,5 ГэВ, бомбардирующий большую ториевую заготовку, производит в среднем около 70 нейтронов, что соответствует ε_n= 21 МэВ. Этот выход приблизительно линейно зависит от энергии, приводя к почти постоянной величине ε_n. Например, при 800 МэВ находят ε_n≈ 26 МэВ. Однако тот же протонный поток с энергией 1,5 ГэВ, направленный, например, на воду или на графит, даст в среднем только 5,0-5,5 нейтронов. Среда из замедлителя и топлива, состоящая из тонко подразделенных элементов, даст промежуточную скорость нейтронов, в значительной мере независимую от деталей геометрии решетки. Обозначив через V_m и V_f относительные доли объема, занимаемого замедлителем и топливом соответственно, получают приблизительные выходы для водно-ториевых смесей из выражения (справедливого в интервале для 1,5 ГэВ и 800 МэВ соответственно. При этом необходимо отметить, что при V_m≅V_f значение ε_n не очень отличается от такового для чистого тория. Именно для использования этого благоприятного обстоятельства и создано настоящее изобретение.

Очень схожие результаты для ε_n получены для различных смесей замедлителя с низким Z и тория, при условии, что различные материалы 1 и 2, объемы V_m,1 и V_m,2 сравниваются в терминах одинаковой геометрической длины L_int ядерного столкновения: V_m,1= V_m,2(L_int,2/L_int,1)³. В противоположность этому мощность замедления, определяемая как средняя логарифмическая потеря энергии нейтрона, т. е. изменение летаргии на единицу длины, уменьшается очень быстро с ростом А замедляющего ядра гораздо быстрее, чем геометрическая длина ядерного столкновения, как показано в таблице 3.

Как следствие, для большинства замедляющих сред, подобных, например, графиту, требования эффективного замедления и действенного нейтронного каскада не могут быть одновременно удовлетворены для обычной величины V_m/V_f. Важным исключением является вода, так как водород крайне эффективно замедляет нейтроны. Однако, чтобы сделать возможным использование водорода в качестве замедляющего элемента, необходимо, чтобы доля нейтронов, захваченных хорошо известным процессом излучающего захвата (n, γ), была достаточно малой, принимая во внимание строгие требования, предъявляемые к запасу нейтронов. Следует иметь в виду, что полностью термализующий водяной замедлитель, подобно используемому, например, в стандартных реакторах с водой под давлением, легко захватывает 1/5 всех нейтронов - потеря, которая явно несравнима с настоящей схемой.

Был идентифицирован альтернативный режим, в котором вода поддерживает небольшую скорость захвата нейтронов, в то время как другие параметры, а именно ε_n и равновесное отношение делящегося материала при равновесии n₃/n₁ воспроизводства, оба имеют приемлемые значения при условии, что энергия нейтронов поддерживается значительно выше термализации с помощью неполного замедления. На практике это достигается за счет того, что выбирают 0,2 V_f≅V_m≅V_f, как требуется для каскада высокой энергии. Иными словами, такое неполное замедление в водной решетке удовлетворяет одновременно обоим требованиям: (1) эффективное производство нейтронов потоком высокой энергии и (2) малый захват нейтронов благодаря замедлению. Кроме того, получающийся в результате спектр энергий нейтронов с энергиями, значительно более высокими, чем тепловая, имеет другие полезные характеристики: (1) реактивность k_∞ повышается при наличии значительного вклада, вносимого высокоэнергетическими делениями в Th²³³, U²³⁴ и U²³⁶; и (2) потери нейтронов в Ра²³³, Хе¹³⁵ и в оболочке твэлов снижены. Наконец, эффективность воспроизводства не нарушается, наоборот, имеет место рост относительной доли захватов нейтронов торием благодаря резонансной области, для которой требуется соответственно значительно более высокая U²³³ концентрация n₃/n₁ при равновесии воспроизводства.

Зависимость параметров для бесконечной решетки, выполненной из воды и тория, показана на фиг. 8а-8г. Результаты практически не зависят от температуры (они были подсчитаны для воды под давлением при 300^oС) и от формы тепловыделяющих элементов (шарики, стержни радиуса r) и от их характеристического размера r. Они даны на среднюю производительность в интервале 4,0 мм≅r≅2,0 см, и они выдерживаются в пределах ±5%. На фиг. 8а показана концентрация U²³³ при равновесии воспроизводства в виде функции отношения V_m/V_f. На фиг. 8б показана избыточная реактивность k_∞-1 также в виде функции отношения V_m/V_f. При этом учтен вклад вследствие поглощения нейтронов замедлителем и всеми актинидами при их ожидаемой равновесной концентрации. Отдельный вклад различных компонентов при равновесии воспроизводства в скорости делений и (n, γ)-захватов показан на фиг. 8в и 8г соответственно. На фиг. 8г видно, что вероятность излучающего захвата в водном замедлителе стала малой или даже пренебрежимой для V_m/V_f≅1. Типичные условия для V_m/V_f= 0,4 и V_m/V_f= 0,8 представлены в таблице 4. Как уже указывалось выше, используемые концентрации U, Ра и Np представляют собой концентрации, которые соответствуют очень долгому воздействию без разделения изотопов, которые соответствуют асимптотическим условиям равновесия. Отмечается, однако, что чистые воздействия на k_∞ элементов с А≥234 крайне малы, так как эффекты захватов почти полностью компенсируются нейтронами, генерированными при делениях. Чистый нейтронный баланс на поколение является фактически нулевым:
0,0323•2,49-0,0841= -0,00353 для V_m/V_f= 0,8 и
0,0375•2,49-0,0900= +0,00259 для V_m/V_f= 0,4.

Вода также должна присутствовать в достаточном количестве, чтобы также выполнять важную функцию отвода тепла от топливно-замедлительного блока. Отвод тепла в конечном итоге определяется хорошо известным условием "выгорания", которое ограничивает энергию, которая может быть отведена от данной поверхности. На практике рабочие условия должны поддерживаться во много раз ниже этого предела. В системе с дефицитом воды эту проблему можно решить за счет достаточно большой поверхности контакта с водой аналогично, например, охлаждающим ребрам на оболочке твэла.

Вышеприведенные чертежи предназначены для неограниченно больших установок. Контроль потерь нейтронов из-за утечки является в основном вопросом стоимости. Чтобы улучшить защитную оболочку, можно добавить рефлектор, однако в этом нет необходимости. Как правило, в усилителе мощности, спроектированном на оптимальную стоимость, эти потери, вероятно, приведут к коэффициенту критичности, равному k = (0,97÷0,95)k_∞.. При неизбежных потерях в обкладке твэлов, добавке ксенона и других ядовитых осколков и т. д. конечная величина k, вероятно, будет лишь немного меньше единицы, т. е. система будет несколько докритической.

Также должна быть обеспечена защитная оболочка каскада из-за протонного потока. Это приводит в общем к размерам, сравнимым с теми, которые требуются согласно вышеопределенным условиям нейтронного удержания. Пусть, например, поток ударяет в бесконечный топливно-замедлительный блок. Тогда определяют несколько произвольно в качестве "произведенных" все нейтроны наведенного протоном каскада, как только их энергия падает до величины ниже 1 МэВ. Очевидно, они действуют как затравка для продолжения каскада, который учитывается процессом размножения, уже рассмотренным выше.

Удержание 95% "произведенных" нейтронов обеспечено продольно и радиально на глубины в метрах, которые параметрируются как 0,863+0,577V_m/V_f-0,0366 (V_m/V_f)² и 0,431+0,223V_m/V_f-0,0188(V_m/V_f)² соответственно. Приведенный размер лишь немного меньше при 800 МэВ. Таким образом, полный каскад может быть легко удержан в кубической камере, например, с длиной каждой стороны не менее одного метра.

Концептуальная диаграмма геометрии мишени показана на фиг. 9. Замедлительно-топливный узел схематически обозначен позицией 1. Некоторые из произведенных нейтронов испытывают обратное рассеяние и в действительности выходят обратным конусом, как видно из точки соударения пучка с мишенью. Чтобы минимизировать такой эффект, поток должен проникать приблизительно на 15-20 см через отверстие 2, соответствующее относительно малому размеру потока. Протонный поток, перемещающийся в эвакуированной трубке 4, должен проникать в усилитель мощности через толстое окно 3. Это не является проблемой, поскольку окно относительно близко расположено к замедлительно-топливному блоку (≈30-40 см в зависимости от его толщины), так как небольшие взаимодействия, происходящие в нем, продолжают распространять свои вторичные частицы через блок и имеют сравнимый выход нейтронов. Однако необходимо предусмотреть некоторые дополнительные меры предосторожности для того, чтобы поставить экран от утечки нейтронов из камеры усилителя мощности через потоковую трубу. Это делается с помощью коллиматора 5 с длинным входом.

Наконец, взаимодействия, инициированные протонным потоком высокой энергии, вызывают дробление ядер и атомов внутри камеры. Ядерное дробление производит серию ядер, большинство из которых радиоактивны. Наибольший эффект атомного дробления проявляется в гидролизе водяного замедлителя. Оба эффекта рассмотрены подробно и, по-видимому, они проявляются на вполне приемлемом уровне.

2. Отдельная мишень высокой энергии. В некоторых случаях, например, как в случае более громоздкого и менее эффективного замедлителя (графит), отдельная мишень расщепления должна обеспечивать снабжение нейтронами. Мишень предпочтительно занимает центральную часть устройства для обеспечения наибольшего телесного угла использования. Материал мишени должен быть максимально проницаемым для нейтронов малой энергии, которые рассеяны в обратном направлении от замедлителя и топлива. Поэтому можно основываться на его конструкцию на основе опыта, полученного с нейтронными источниками расщепления.

Можно предусмотреть различные возможные геометрии. Размер зоны мишени (обычно цилиндр радиусом 30 см, длиной 1 м) должен быть оптимизирован, чтобы удерживать наибольшую фракцию высокоэнергетического каскада, но при этом обеспечивать возможность выхода нейтронам испарения. Средняя энергия таких нейтронов составляет порядка нескольких МэВ. Простейшая геометрия представляет собой однородный объем, богатый тяжелым материалом, обычно либо природным свинцом, висмутом, либо (эвтектической) смесью обоих. Выбор свинцово-висмутовой смеси, а не чистого свинца или других материалов, как-то вольфрам или уран, оправдан основным требованием, указанным выше, что мишень должна быть по возможности прозрачна для нейтронов малой энергии. Действительно, в запасе практических ядер с высоким Z лишь Вi²⁰⁹, Рb²⁰⁵ и Рb²⁰⁸ демонстрируют пренебрежимо малое (<0,03 барн для энергии нейтрона 0,025 эВ) поперечное сечение захвата для тепловых и надтепловых нейтронов. В то время как природный Bi является чистым изотопом, свинец представляет собой смесь многих изотопов и его поперечное сечение захвата определяется изотопом Рb²⁰⁸ (<0,70 барн для энергии нейтрона 0,025 эВ), который имеет распространенность 22,6%. При необходимости можно воспользоваться разделением изотопов, чтобы удалить этот наиболее неблагоприятный изотоп.

При разработке каскада теоретически можно различать две фазы: первую фазу, в которой частица высокой энергии производит некоторое количество вторичных частиц, и фазу нейтронного размножения вследствие неупругих соударений в среде с высоким Z. В более усложненных конструкциях эти две фазы могут быть реализованы с отдельно оптимизированными материалами. Для простоты принят один однородный объем. Ожидается выход приблизительно 42 нейтронов на один бомбардирующий протон с энергией 1,5 ГэВ. Поэтому энергия, требуемая для генерации каждого нейтрона, равна ε_n≈ 35 МэВ, что значительно выше, чем величина ε_n≈ 21 МэВ в случае тория.

На практике мишень должна быть жидкой, так как оба металла Рb и Bi имеют очень низкую удельную теплопроводность, и поэтому необходима конвекция для отвода тепла, производимого в результате ядерных взаимодействий. При этом положительным обстоятельством является то, что точка плавления Рb равна 327^oС, a Bi равна 271^oС. Свинец и висмут могут быть смешаны в виде эвтектической смеси, которая имеет даже более низкую точку плавления. С точки зрения нейтронной прозрачности висмут, безусловно, намного предпочтительнее. Однако он имеет и некоторые недостатки. При замерзании он расширяется на 3,3% в объеме и сильно агрессивен. Захваты нейтрона приводят к Bi²¹⁰(радий-Е), последний является β-излучателем с периодом полураспада 5 дней, распадающимся в Ро²¹⁰, который является α-излучателем с периодом полураспада в 134 дня и высокотоксичным и трудно удерживаемым. Тем не менее, эти проблемы представляются разрешимыми, но требуют строгого удержания расплавленного металла. Наилучшими удерживающими материалами для Bi или Рb являются хромистые стали. Массоперенос, который становится значительным при высоких температурах, равных приблизительно 550^oС, можно контролировать посредством добавки очень малых количеств (нескольких частей на миллион) циркония и магния к жидкому металлу.

Поэтому представляется, что как мишень, так и топливо будут удерживаться в герметических элементах аналогичной конструкции, но с различным заполнением, например, стержнями или шариками или другой приемлемой геометрической формой. Тот же охлаждающий контур может быть использован для удаления тепла из обоих блоков. Наиболее простой случай представляет собой охлаждение газом (гелий, СО₂ и т. д. ), так как вероятность взаимодействия высокоэнергетического каскада в нем, а также вероятность поглощения нейтронов пренебрежимо мала. В этом случае элементы мишени будут периодически удаляться на регенерацию так же, как и топливо. Структура узла тепловыделяющих элементов должна быть способна выдерживать изменения объема материала мишени при расплавлении.

Принципиальная схема геометрии мишени показана на фиг. 10а-10в. Альтернатива газового охлаждения показана для сравнения. Плотность высокотемпературного, но сжатого гелия, СО₂ или других приемлемых газовых хладагентов достаточно мала, чтобы позволить протонному потоку надежно перемещаться в нем. Следовательно, окно 11 для потока в сторону вакуума усилителя можно разместить снаружи камеры 10. "Холодный" газовый хладагент циркулирует в направлении стрелок, показанных на фиг. 10а: он входит в камеру 10 на входе 9 сверху камеры, затем он течет вниз между стенкой камеры и теплозащитным экраном в форме рубашки, который окружает воспроизводящую активную зону 13; на дне камеры газ-охладитель отклоняется вверх для пересечения воспроизводящей активной зоны 13 и области 14 мишени, прежде чем выйти через выходное отверстие 15. В показанном варианте выполнения входное отверстие 9 и выходное отверстие 15 коаксиальны и отделены друг от друга трубой, образованной верхним удлиненным концом теплового экрана 12. Поток достигает области мишени через внутренний зазор 16, заполненный охлаждающим газом. Область 13 воспроизводящей активной зоны, а также область 14 мишени расщепления выполнены из соответствующего количества тепловыделяющих элементов, показанных на фиг. 10б и 10в. Для примера были выбраны топливные шарики: они уплотнены соответствующей обкладкой 19 (сплав циркаллой, сталь или другой приемлемый материал с малым поглощением нейтронов и хорошими механическими свойствами). Охлаждающий газ циркулирует через промежутки между шариками, что обеспечивает значительную теплообменную поверхность:
(1) В области 14 мишени отсутствует замедляющая среда, и сжиженный металл 20, либо Рb, либо Bi, либо эвтектическая смесь обоих заполняет как можно большее доступное пространство, за исключением небольшого пространства 21, оставленного для расширения при переходе из твердого состояния в жидкое (фиг. 10в). Следует отметить, что эвтектическая смесь Bi-Рb при 58% плавится уже при 125^oС и не обладает существенным сжатием при затвердевании.

(2) В топливно-замедляющей области 13 шарики выполнены из центрального топливного ядра 22, окруженного графитовым замедлителем 23 (фиг. 10б).

Для удержания шариков в области 13 воспроизводящей активной зоны и для отделения области 14 мишени от области 13 воспроизводящей активной зоны предусмотрены перфорированные панели (не показаны), допускающие циркуляцию газа.

Необходимо проявлять осторожность в геометрии, направляя охладитель по (криволинейным) траекториям, так, чтобы не допустить, чтобы значительная часть протонного потока миновала мишень. Протонный поток перемещается по эвакуированной трубе 18 вверх до окна 11. Необходим сильный коллиматор 17 для уменьшения утечки нейтронного потока через отверстие входа потока.

Так же, как и в случае топливного замедлителя в качестве мишени, конструкционный материал, используемый для удержания жидкого металла, участвует в высокоэнергетическом каскаде. Однако отношение материалов подобных циркаллою, стали и др. к протонам высокой энергии не такое различное, как отношение тория в случае с водяным замедлителем. Например, если мишень выполнена из твердого циркония, ожидается, что ε_n≈ 70 МэВ. Следовательно, даже если относительно большая доля веса мишени является конструкционным материалом, можно ожидать, что это окажет лишь незначительное влияние на ε_n.
Взаимодействия высокоэнергетического потока могут породить большое количество различных ядер из-за расщепления и других неупругих ядерных соударений. Большая часть этих продуктов радиоактивны и их распространение должно быть предотвращено подобно продуктам деления. Однако количество этих продуктов относительно невелико в сравнении с продуктами деления. Присутствие относительно большой, неделящейся мишени в центре топливно-замедлительной среды с ее собственным накоплением продуктов реакции неизбежно снижает реактивность системы. Оценка эффекта в первом приближении дает значение Δk= -(1,0-2,0)•10^-2. Хотя параметры контейнера зависят от применения, необходимо учитывать возможность значительной потери реактивности.

И, наконец, отдельная мишень приводит к значительному уменьшению выхода нейтронов (вследствие более низкой эффективности Рb и Bi в сравнении с Th) и к значительному снижению реактивности, обусловленной дополнительными захватами нейтронов в невоспроизводящих материалах. Однако это делает возможным использование разнообразных замедлителей, таких как, например, графит и, следовательно, делает возможным работу устройства при более высоких температурах, чем те, которые возможны при работе с водой. Более высокие температуры позволяют повысить эффективность превращения в электричество и, следовательно, по меньшей мере частично скомпенсировать такие недостатки. Таким образом, эффективное использование топливно-замедлительного материала в качестве непосредственной высокоэнергетической мишени предполагает, что нейтроны остаются недозамедленными. Эти нейтроны с энергиями, значительно более высокими, чем тепловые, имеют тот недостаток, что они требуют гораздо более высокой концентрации делящегося материала при равновесии. В случае воды, которая имеет очень высокую замедляющую мощность, существует компромиссная ситуация, в которой концентрация делящегося материала лишь слегка выше, чем при тепловом случае, и эффективность мишени высока. Безусловно, возможны и другие схемы с менее эффективными замедляющими средами или вообще без замедлителя, но за счет гораздо большего количества делящегося материала.

В альтернативном случае, в котором мишень имеет отличную от топливно-замедляющей среды топологию, высокий выход нейтронов и прозрачность для нейтронов должны быть обеспечены при всех релевантных энергиях, для мишени, связанной с ней охлаждающей среды и соответствующих аппаратных средств удержания. Газовая охлаждающая среда обладает той особенностью, что она проницаема для нейтронов. Разумеется, возможны и другие жидкие среды. Так как они не должны замедлять нейтроны внутри высокоэнергетической мишени, можно применять многие охлаждающие среды, уже используемые в быстрых нейтронных реакторах, причем выбор среди них, естественно, в значительной степени зависит от конкретного вида применения.

Ускоритель частиц высокой энергии
Цель ускорителя состоит в том, чтобы произвести наиболее эффективным способом наибольшее количество вторичных нейтронов в результате соударений между потоком и твердой мишенью. Как уже указывалось выше, существует большая независимость энергии и природы поступающего потока. Например, использование дейтеронного, а не протонного потока увеличит выход нейтронов примерно на 10%. Ниже, для простоты, выбраны протоны. Энергия поступающих протонов не имеет решающего значения, и любая величина в широком интервале, вплоть до нескольких сотен МэВ, даст сравнимые показатели и выход нейтронов, пропорциональный энергии потока. Ускоритель должен также быть энергетически эффективным, а именно поток должен нести наиболее возможную долю энергии, требуемую для его работы.

Ускоренный средний ток i_ср при его заданной кинетической энергии Т пропорционален мощности Р_потока, необходимой для потока, которая, в свою очередь, связана с мощностью Р, выдаваемой усилителем энергии, и приращением G:


Для типичных параметров G= 40, Т= 0,8 ГэВ и Р= 250 МВт, находим, что i_ср= 7,18 мА и Р_потока= 6,25 МВт. Для меньших устройств потребуется соответственно меньший ускоренный ток. Ускорители с характеристиками, близкими к тем, которые требуются в данном случае, широко используются для исследовательских целей и, учитывая существующий в этой области опыт, нет причины полагать, что их конструкция и работа являются особенно сложными. Поэтому их описание представлено в общем виде. Существует целый ряд возможных технических вариантов конструкции ускорителя. Ниже кратко описаны две возможные схемы.

1. Линейный ускоритель. Цепь ускорителя схематически показана на фиг. 11. Она состоит из источника протонов и форинжектора 31, за которым следует предускоритель 32, который может представлять собой, например, высокочастотный квадруполь. ВЧ-квадруполь доводит энергию потока до приблизительно 2 МэВ; за ним следует промежуточная ускоряющая структура 33, которая может представлять собой, например, линейный ускоритель с дрейфовой трубкой или другую структуру, имеющую аналогичное исполнение. На выходе из линейного ускорителя с дрейфовой трубкой поток, энергия которого составляет уже приблизительно 25 МэВ, сбривается коллиматором 34 (для минимизации потерь потока при высокой энергии) прежде, чем он войдет в главный ускорительный блок 35. Такой главный блок линейного ускорителя может быть либо нормальным, либо сверхпроводящим:
1) В случае несверхпроводящих ускоряющих резонаторов особенно важные показателем является мощность, рассеянная в резонаторе (в отсутствие пучка). Целесообразно, чтобы ускоритель работал в импульсном режиме с периодами более длительными, чем время заполнения резонаторов (обычно = 50 мкс), так как при высоких токах мощность, сообщаемая потоку, намного превосходит мощность, рассеиваемую в ускоряющих резонаторах. Например, для максимального пикового тока 180 мА (что представляется совершенно приемлемым, поскольку отсутствует ограничение на коэффициент излучения), соответствующего 150 МВт пиковой мощности при 0,80 ГэВ, мощность, рассеянная в меди резонаторов, составляет лишь приблизительно 50 МВт. Средняя мощность, разумеется, меньше и регулируется рабочим циклом ускорителя. Например, если требуется вышеуказанный ток i_ср= 7,18 мА, то ускоритель будет запущен на импульсный режим модуляторами 37 со скоростью нескольких сотен импульсов в секунду для того, чтобы он был включен в течение 4,4% времени. Соответствующее среднее рассеяние в резонаторах будет равно приблизительно 2,3 МВт. Среднее энергетическое приращение составит 1,5 МэВ/м, за счет чего указанное устройство будет иметь слишком большую длину. Так как магнитная жесткость потока относительно умеренная, то при необходимости вдоль устройства могут быть вставлены изгибаемые на 180^o элементы, чтобы сложить его в несколько более коротких продольных размеров. Высокочастотные источники 38 (клистроны) обычно имеют КПД 70%. Несколько таких блоков с соответствующими разветвителями записывают многие резонаторные узлы. Полный (от магистрали до пучка) КПД в 50% является приемлемым значением.

2) Сверхпроводящие резонаторы разработаны для ускорителей частиц и их можно использовать для целей настоящего изобретения. Преимущество сверхпроводимости состоит в более высоком (пиковом) градиенте (≥6,0 МэВ/м; могут быть достигнуты даже еще более высокие градиенты в импульсных сверхпроводящих резонаторах; по-видимому, крайним пределом является величина около 20-30 МэВ/м), который позволяет создать ускоритель в приблизительно 1/3 длины от обычного и с лучшим полным КПД (от магистрали до пучка) около 60%. Однако сложность управления сверхпроводящим устройством по меньшей мере при сегодняшнем состоянии науки и техники несколько велика, и вполне вероятно, что это управление в более простых случаях может оказаться чрезмерно усложненным. Тем не менее необходимо особо выделить преимущества сверхпроводимости для этого вида применений, а простота в эксплуатации может быть достигнута в не столь отдаленном будущем в ходе проведения дальнейших исследований и разработок.

Во всех модификациях линейного ускорителя необходимо обеспечить поперечную фокусировку по всей длине ускорителя, что легко достигается с помощью квадрупольных дуплетов. Согласование потока с мишенью осуществляется концевыми фокусирующими квадрупольными линзами и механизмом 36 перемещения потока. Особое внимание необходимо уделить ограничению потерь потока, которые создают активацию конструкции ускорителя. Ускорительный комплекс может, в принципе, записывать более одного усилителя мощности. Это можно легко осуществить с помощью электрических или магнитных дефлекторов, работающих в импульсном режиме синхронно с линейным ускорителем, вместе с классическими мембранными магнитами и элементами перемещения потока, которые будут распределять отдельные импульсы в плотной последовательности по различным мишеням.

2. Изохронный циклотрон. Такие круговые машины способны ускорять меньшие, но вполне значительные токи, обычно до 10 мА. По сравнению с линейным ускорителем они имеют преимущество, заключающееся в меньшем размере и для некоторых конфигураций в меньшей стоимости. Особенно важное значение имеет возможность применения ускорителя с переменным градиентом фиксированного поля или циклотрона с секторной фокусировкой в тех случаях, когда мощность потока не превышает нескольких МВт и для энергий потока менее 1 ГэВ. Основное ограничение тока в круговых машинах обусловлено поперечными эффектами пространственного заряда, и оно имеет место при малых энергиях. Поэтому предлагается использовать круговые машины только после того, как поток ускорен до значительных энергий (например, посредством линейного ускорителя меньшей мощности и до величины в интервале 50-200 МэВ в зависимости от требуемого значения окончательного ускоренного тока) согласно схеме фиг. 12.

Как и в случае линейного ускорителя, описанном выше, он состоит из источника протонов и форинжектора 41, за которым установлен предускоритель 42, который может представлять собой, например, ВЧ-квадруполь. ВЧ-квадруполь ускоряет поток до приблизительно 2 МэВ; за ним следует промежуточная ускоряющая структура 43, которая может представлять собой, например, структуру, аналогичную линейному ускорителю с дрейфовой трубкой. На выходе из этой структуры поток имеет энергию около 25 МэВ и сбривается коллиматором 44 прежде, чем он войдет в третий ускоряющий блок 45, который доводит энергию потока до значения, требуемого для инжекции в ускоритель с переменным градиентом фиксированного поля. Последний состоит из ряда секторных магнитных узлов А с сильным фокусирующим градиентом, расположенным в круговой геометрии. Поток циркулирует в эвакуированной камере 47 в промежутках между магнитными полюсами. Количество таких секторов зависит от энергии: для энергий 800 МэВ обычное количество составляет 8-10 секторов. Пространство между этими секторами может быть целесообразно использовано для установки в нем ВЧ ускоряющих резонаторов 48 и инжекционных 49 и экстракционных 50 каналов. Резонаторы 48, так же как и другие ускоряющие узлы 42, 43, 45, записываются от соответствующих ВЧ-источников 51. Частицы изохронны и ВЧ работает при постоянной частоте, ускоряя непрерывный поток.

Выведение потока из ускорителя с переменным градиентом фиксированного поля представляет собой тонкую операцию, так как она должна проводиться с высокой эффективностью, чтобы исключить активацию деталей и узлов ускорителя.

Потребление мощности ускорителем связано в первую очередь с потреблением мощности (большими) магнитами и ВЧ-устройствами. Эффективность настоящего ВЧ-устройства вполне сравнима с рассмотренной выше эффективностью линейного ускорителя. Потребление мощности магнитом может поддерживаться на приемлемом уровне (1-2 МВт) благодаря сберегающей конструкции обмотки. Альтернативно этому "суперферритный" магнит, в котором обмотка выполнена сверхпроводящей, дает возможность значительной экономии мощности.

На фиг. 11 и 12 электропитание ускорителя частиц показано выполненным от сети. Очевидно, что при достижении условий равновесия целесообразно использовать часть вырабатываемой на установке энергии для приведения в работу ускорителя.

Начальная загрузка топливом
Для возможности работы со значительным приращением устройство должно содержать приемлемое количество материала, который является делящимся для тепловых нейтронов. Наиболее простой подход состоит в том, чтобы начинать процесс, используя в качестве топливного материала лишь торий или его соединение, и проводить начальную фазу воспроизводства ядерного горючего, когда интенсивность пучка выше до тех пор, пока не образуется равновесное количество U²³³. Хотя концептуально это просто, маловероятно, что так же будет и на практике, а проблема, каким образом "залить насос", требует дальнейшего рассмотрения, даже если это приходится осуществлять один раз за весь срок службы каждого конкретного варианта выполнения. Можно указать следующие альтернативы:
1) U²³³ можно получать путем введения внутрь замедлителя некоторого дополнительного количества тория в начале кампании топлива аналогичного, но уже работающего устройства. Избыток нейтронов, предназначенный для компенсации возможных захватов осколками деления на более поздней стадии кампании топлива, может быть использован для воспроизводства нового топлива. В то время как такая возможность неосуществима для тепловой среды, так как запас нейтронов минимален, в случае же быстрых нейтронов, как уже упоминалось выше, существует значительная избыточная реактивность, и 10% всех нейтронов могут быть использованы, например, для воспроизводства некоторого количества свежего ²³³ из чистого ториевого Th²³² бланкета, окружающего центральную активную зону. Следует поддерживать быструю природу нейтронов, так как большая величина U²³², если равновесная концентрация равна 0,1, обеспечивает то, что для малых концентраций воспроизведенного U²³² в относительно большой массе начального тория будет иметь место малое сгорание или его не будет вовсе, а будет происходить только воспроизводство. Таким образом, имеется возможность воспроизводства приблизительно 20%-ного избытка ²³², принимая во внимание уран, сгоревший в центральной высококонцентрированной активной зоне.

На практике для параметра, выбор которого описан ниже, это позволяет иметь время удвоения количества имеющегося в наличии топлива, равным приблизительно каждым 8/10 годам, не принимая в расчет "пусковые" процедуры (см. далее), основанные на обогащенном U²³² или избыточном Рu²³⁹ и Рu²⁴¹ из отработанного топлива или военных запасов. Время удвоения установленной мощности усилителя мощности, равное приблизительно 8/10 годам, представляется вполне адекватной скоростью роста, разумеется, после запуска начального количества установок с различными видами топлива. Гораздо более высокие выходы могут быть достигнуты, если для производства энергии повысить мощность потока и, соответственно, снизить приращение, связанное с захватами при воспроизводстве. Важно при этом, чтобы добавочный материал первично использовался для воспроизводства. Следовательно, парциальная плотность U²³³ должна быть всегда гораздо ниже, чем равновесный уровень для стационарного воспроизводства. Это подразумевает, что требуется химическая очистка для получения новых топливных стержней для новой энергоустановки.

2) U²³⁵ может быть использован в качестве первичного делящегося топлива вместо U²³³. Природный уран имеет существенный недостаток, заключающийся в том, что неизбежные захваты U²³⁸ приводят к значительному накоплению плутония и низших актинидов. Поэтому предпочтительно использовать высокообогащенный U²³³. Это топливо может быть либо непосредственно растворено в топливе, либо содержаться в некоторых вспомогательных элементах для удаления после пуска. Свойства U²³⁵ совершенно аналогичны свойствам U²³³ и начальная загрузка по весу приблизительно 90% от равновесного уровня достаточна для обеспечения плавного перехода от пускового топлива к самодостаточному циклу Тh²³²-U²³³. Следует заметить, что эту процедуру необходимо осуществлять лишь один раз за весь срок службы каждой установки. Можно также использовать плутоний, но его применение включает производство высших актинидов, поэтому его применение не рекомендуется с учетом принципа, который положен в основу настоящего изобретения.

По достижении равновесных условий можно начинать сжигание. Эта фаза может продолжаться в течение очень долгого времени (несколько лет), причем пределом является "отравление" стержней продуктами деления и расход большей части ториевого топлива.

Когда ториевая загрузка будет израсходована в значительной мере, а захваты осколков деления достигнут максимально допустимого уровня, рекомендуется проводить регенерацию топлива. Это можно осуществлять в специализированном центре. Топливо разделяют химически. Урановое топливо извлекают, в то время как другие продукты (большей частью осколки деления) удаляют. Такое топливо затем используют для приготовления новых ториевых стержней, чтобы не задействовать фазу начального воспроизводства и сразу перейти к заполнению и ограничить накопление актинидов. Начальное воспроизводство топлива имеет место только один раз за срок службы каждой энергоустановки.

Усилитель мощности на основе воспроизводства из природного урана
Основной смысл настоящего изобретения заключается в возможности сжигания тория в условиях, практически не создающих отходов высших актинидов и, в частности плутония. Однако можно также использовать природный или обедненный уран вместо тория. Уран вступает в аналогичную реакцию воспроизводства, в которой U²³⁸ становится Рu²³⁹ с Np²³⁹ в качестве β-предшественника:
U²³⁸+n ⇒ U²³⁹+γ ⇒ Np²³⁹+β^-⇒ Pu²³⁹+β^- (2)
Используя основные уравнения воспроизводства, изложенные выше, и экспериментальные данные из таблицы 1, для смеси U²³⁸-Рu²³⁹ при равновесии воспроизводства находят, что n₃/n₁= 2,85•10^-3 является очень малым числом. Это значит, что в режимных условиях реакция может поддерживаться плутонием Рu²³⁹ бесконечно в равновесии при очень малой концентрации 2,85 кг/т урана. Необходимо отметить, что этот запас гораздо меньше, чем количество плутония, которое необходимо для обычного быстрого реактора-размножителя, и что не требуется никакой обработки плутония, так как он воспроизводится "in situ" из U²³⁸.

По сравнению с реактором в настоящем процессе сгорания-воспроизводства с усилением мощности используется преобладающий изотоп U²³⁸, а не делящийся U²³⁵, естественно присутствующий или обогащенный, что дает возможность гораздо лучше использовать топливо. Совершенно очевидно, что настоящий режим воспроизводства невозможен в реакторе, так как он относится только к управляемому потоком докритическому состоянию. Часть естественно присутствующего U²³⁵ может быть соответствующим образом использована в качестве "стартера". Он быстро сгорает и заменяется меньшим количеством высокоделящегося Pu²³⁹.

Как и в случае с торием, большое количество различных ядер могут быть произведены путем множественных захватов нейтронов и, возможно, путем распадов. Они показаны на фиг. 13. Полная временная зависимость вначале слегка обедненного уранового топлива приведена на фиг. 14. Часть естественно присутствующего U²³⁵ была сохранена, так как она может быть использована соответствующим образом в качестве "стартера". На чертеже видно, что при сравнении с соответствующим ториевым случаем (фиг. 3а) в данном случае наблюдается гораздо большее образование высших актинидов, однако их концентрация поддерживается при постоянном значении из-за высокой "сжигательной" способности схемы. Из концентраций можно подсчитать α= 1,694, что чуть больше, чем в случае смеси Th²³²-U²³³, где α= 1,223. Следовательно, (усредненное мишенью) значение η = ν/(1+α) дает число вторичных нейтронов, получающихся из одного нейтронного взаимодействия, и оно немного меньше (т. е. 1,08 против 1,13), что недостаточно, но не неприемлемо для приращения. В свою очередь, они имеют большее поперечное сечение захвата и сильнее воздействуют на нейтронный запас. Также следует отметить, что эффекты осколков деления в рассматриваемом случае более значительны, так как поперечное сечение "воспроизводства" приблизительно в два раза меньше. Поэтому эксплуатационные показатели урана немного хуже, чем у тория: ожидаемое приращение меньше и требуется более частая регенерация для удаления "отравления" осколками деления, однако не более частая, чем в обычном ядерном реакторе.

Как и в случае с торием, если нейтронный поток неожиданно отсекается, то наблюдается рост критичности благодаря, тому факту, что все ядра Np²³⁹ распадаются в плутон Рu²³⁹, вследствие чего конечная популяция Рu²³⁹ возрастает. Такое увеличение делящегося материала не должно делать систему критической. Это условие, как уже было указано, устанавливает предел для потока тепловых нейтронов Φ≅9,84•10¹⁴ [Т/(300^oК)] ^1/2 см^-2•c^-1 для U²³⁸-Рu²³⁹ (что является менее жестким условием в сравнении с соответствующим пределом для Th²³²-U²³³, равным Φ≅1,44•10¹⁴ [Т/(300^oК)] ^1/2 см^-2•с^-1. Однако, учитывая, что время жизни Np²³⁹ короче, чем время жизни Ра²³³, фаза сгорания получается несколько более быстрой (дни вместо недель).

Конфигурации мишени и топливо-замедлители, описанные для тория, применимы также и к случаю (обедненного) урана. В частности, установлено, что схемы топливо-замедлителя в качестве высокоэнергетической мишени (недозамедленное водяное замедление) и конфигурация с отдельной мишенью могут быть легко модифицированы для настоящего случая.

Пример управляемого потоком усилителя мощности с жидким охлаждением без отдельной мишени
В данном примере используют признаки недозамедления водой, описанного ранее. Основные параметры схемы представлены в таблице 4. Типичная тепловая мощность, которая наиболее легко может быть произведена этим путем, составляет порядка 200 МВт. Чтобы обеспечить достаточное охлаждение топлива, прежде всего для большей мощности, наиболее приемлемым выбором является V_m/V_f= 0,8. Если принять в расчет утечку нейтронов и другие потери в обкладке твэлов и т. д. , система будет докритической с величиной k= 0,92-0,95, соответствующей приращению энергии G= 33-50. Поэтому приемлемая проектная величина составляет G= 40. В этом случае ток потока при Т = 800 МэВ составляет i_ср= 6,25 мА и Р_потока= 5,0 МВт. Линейный ускоритель и ускоритель с переменным градиентом фиксированного поля удовлетворяют таким требованиям.

Для отвода тепла можно использовать обширный опыт, накопленный с реакторами с водой под давлением (РВД). Разумеется, можно воспользоваться и другими альтернативами, например, пригодна также кипящая вода, при этом выбор определяется целью применения.

Рабочее давление устройства (РВД) составляет порядка 154 бар, что соответствует температуре 291^oС на входе и температуре 322^oС на выходе. Расход охлаждающей среды на нормальную производимую мощность 200 МВт составляет 1,1 м³/с. Требуемая площадь охлаждающей поверхности внутри активной зоны топлива составляет приблизительно 300 м². Такая поверхность обеспечивается даже без охлаждающих ребер цилиндрическими топливными стержнями диаметром 2,5 (2,0) см или меньше и массой топлива по меньшей мере 21,4 (17,1) т.

Общая схема показана на фиг. 15. Она состоит из двух главных отдельных частей: конечного устройства перемещения потока и основного агрегата усилителя мощности. Протонный поток, перемещаясь в вакууме от ускорителя, фокусируется магнитными квадрупольными линзами 52, 53 и 54 и отклоняется на 90^o с помощью отклоняющих магнитов 55 и 56. Он входит в камеру 62, находящуюся под давлением, через длинный входной коллиматор 57, который на своем верхнем конце имеет окно 58 для поддержания давления. Имеется несколько устройств 60 наблюдения за потоком, позволяющих следить за его траекторией. Для обеспечения радиационной безопасности предусмотрен тяжелый экранирующий пол 59. Нейтроны из топливо-замедлительного агрегата могут выходить через потоковую трубку. Эта потеря значительно уменьшается благодаря коллиматору 57. Узкий нейтронный поток, проходящий обратно через коллиматор, собирается в отвал 61, так как в противоположность протонному потоку такой нейтронный поток не отклоняется искривляющими магнитами 56.

Извлечение энергии осуществляется с помощью воды под давлением, содержащейся в главной камере 62. Охлаждающая жидкость входит через входной патрубок 63 и выходит через выходной патрубок 64. Она проходит вначале между внутренними стенками главной емкости 62 и корзиной 65 активной зоны. Ее течение поддерживается равномерным с помощью распределительной юбки 66, и жидкость входит во внутренний объем корзины 65 активной зоны, достигая топливного узла 67 снизу. Она пересекает множество каналов топливного узла, эффективно отводя тепло, производимое в нем, и выходит через выходное отверстие 64а, предусмотренное в корзине 65 выше топливного узла 67 и сообщающееся с выходным патрубком 64.

Верхняя часть главной камеры содержит поддерживающую структуру 68, топливозагрузочное-разгрузочное оборудование 69 и определенное число регулирующих стержней 70, используемых главным образом для обеспечения того, чтобы топливо надежно оставалось в некритическом состоянии после отключения потока. Необходимость в таком устройстве вытекает главным образом из того факта, что делящийся U²³³ накапливается после отключения вследствие распада Pa²³³. Во время работы эти регулирующие стержни целесообразно также использовать для корректировки параметра к размножение нейтронов и таким образом величины приращения усилителя мощности.

Можно использовать различное количество топливных узлов. Следует отметить, что число возможных вариантов конфигураций топливо-замедлитель практически неограниченно. Ниже приводятся две такие схемы, в основном предназначенные для конструкций реактора:
1) Топливный узел схематически показан на фиг. 16а-б. Топливо состоит из твэлов 74 металлического тория, уложенных в стопку так, что они образуют топливные стержни 75, обложенные тонким листом 73 циркаллоя для предотвращения коррозии (фиг. 16а). Каждый стержень имеет концевой колпачок 71 с пружиной 72 для удержания твэлов 74. Топливные стержни сгруппированы в подузлы 76, образующие жесткие элементы, облегчающие манипулирование им (фиг. 16б). Необходимо отметить, что металлические твэлы 74 могут быть заменены на шарики ThO₂, ThC₂ или другие химически стойкие соединения тория.

2) Существует возможность целесообразного расположения ториевого (ThO₂) топлива и сферических топливных шариков в псевдоожиженном слое. Псевдоожиженный слой представляет собой слой, в котором твердые частицы поддерживаются текучей средой, текущей через слой твердых частиц снизу вверх, во взвешенном или флюидизированном состоянии, однако не уносятся потоком и не дробятся. Слой находится в состоянии турбулентности, а твердые частицы в постоянном движении, в результате чего обеспечиваются хорошие характеристики перемешивания и отличные для теплопереноса.

Типичная конструкция (фиг. 17) представляет собой наружную емкость 80 (помещаемую, например, внутрь внутренней корзины 65 активной зоны, показанной на фиг. 15), в которой размещается цилиндрический контейнер 81, имеющий днище 82, выполненное в виде перфорированной плиты, достаточно прочной, чтобы удерживать вес топливной загрузки, и развальцованный верх 83. Перфорации должны быть такими, чтобы через них не проваливалось топливо, но чтобы они пропускали поток охлаждающей среды через них без чрезмерно большого падения давления. Верх 83 развальцован для уменьшения скорости потока и предотвращения того, чтобы тепловыделяющие элементы не выходили через верхний край. Охлаждающая жидкость (вода) входит в емкость 80 через нижний вход 85 и выходит через верхний выход 86. Твэлы представляют собой простые сферические шарики 84 малого размера, которые могут быть обложены покрытием или при использовании ThO₂ могут не иметь обкладки. Могут возникнуть проблемы абразивного износа, и они должны быть соответствующим образом исследованы, так как они могут влиять на конструкцию первичной петли охлаждения и требуют безопасной регенерации абразивно истершегося радиоактивного топлива. Максимальная упаковка топлива в смятом состоянии соответствует случайной упаковке очень большого числа шариков и имеет пористость (свободный объем, заполненный водой/полный объем) а≈0,40, что соответствует V_m/V_f≈0,666. Однако поток жидкости увеличивает пористость и соответственно V_m/V_f. Регулирование реактивности k можно легко достичь без регулирующих стержней простым изменением скорости потока охлаждающей жидкости в пределах псевдоожижения и, следовательно, соотношения топливо-замедлитель V_m/V_f. Это значительно упрощает конструкцию камеры, находящейся под давлением. Простота загрузки топлива также очевидна, так как непрерывная загрузка и разгрузка топлива возможна через маленькие отверстия, предусмотренные в стенке контейнера.

Утилизация выделяющегося тепла, разумеется, зависит от вида применения. Нагретая вода под давлением из камеры, однако, должна удерживаться в замкнутой петле и извлекаться для дальнейшего использования с помощью стандартных теплообменников. В наиболее простом варианте применения устройства необходимо иметь две или более турбин, как схематически показано на фиг. 18. Устройство 92 создает избыточное давление проходящей через усилитель 91 энергии воды, которая циркулирует с помощью насоса 93. Используется теплообменник 94, который превращает воду из другой петли охлаждения в пар, приводящий в действие турбину (турбины) 95. Конденсатор 96 и другой насос 97 замыкают петлю.

Как показывает обычная практика, такое расположение, широко используемое на электростанциях, может давать коэффициент превращения тепловой энергии в электрическую немного выше 30%. В этом случае при параметрах, указанных выше в качестве примера, вырабатываемая электрическая мощность составит 60 МВт.

Пример управляемого пучком усилителя мощности с газовым охлаждением с отдельной мишенью
В этом примере используют признаки отдельной высокоэнергетической мишени, описанной ранее. В качестве охлаждающей среды предпочтителен газ, поскольку, как указано выше, он значительно прозрачнее как для входящего потока высокой энергии, так и для нейтронов. Согласно сегодняшней практике, используемой в ядерных реакторах и других подобных устройствах, наилучшим выбором является газ (под давлением) гелий или СО₂ (или их смесь) вследствие их превосходных термодинамических свойств и отсутствия коррозионных эффектов. В настоящем примере использован гелий под давлением из-за его высокого теплопереноса, малого падения давления, высокой скорости звука и нейтральности по отношению к металлам и графиту, однако это действительно также и для других газов. Принимая во внимание его показатели при высоких температурах в качестве замедляющей среды выбран графит. Очевидно, что возможно большое количество геометрий решетки: подробно описана одна, основанная на сферических единицах, называемых шариками, каждый из них имеет центральную активную зону тепловыделяющего материала (металлический торий или соединение тория) 22 по фиг. 10б, окруженную графитовой оболочкой 23. Оптимизация соответствующих параметров (реактивность, концентрация U²³³ и другие), выполненная вдоль линий предыдущего примера с
водяным замедлением, указывает на то, что V_m/V_f должно быть в пределах 10-20 для наилучших показателей, а именно k_∞= 1,04 и n₃/n₁= 1,7×10^-2.
Отношение диаметров наружных замедляющих сфер и активной топливной зоны составляет в этом случае (V_m/V_f+1)^1/3= 2,22-2,75. Существует большая свобода выбора наружных диаметров "шариков", которые обычно составляют порядка нескольких сантиметров. Пористость объема системы топливо-замедлитель является такой же, как у агрегата из очень большого количества упакованных случайным образом сфер а≈0,39. Очевидно, что через пустые пространства протекает охлаждающий газ, и они практически не влияют на нейтроны.

Геометрия топливозамедлителя и мишени близка к геометрии, которая описана выше со ссылкой на фиг. 10а-в. "Шарики" мишени являются сферами, заполненными Bi-Pb или чистым металлическим Bi, сжиженным энергией, переносимой потоком во время работы. Специально предусмотренный зазор позволяет потоку глубоко проникать во взаимодействующий объем. Благодаря специальным решеткам или другой форме механических разделителей шарики различных видов не могут перемешиваться друг с другом. Предусмотрены специальные устройства, позволяющие вводить новые шарики или извлекать их из объема. Необходимо предусмотреть определенное количество регулирующих, отсекающих стержней, проникающих в агрегат, состоящий из топливных шариков, а указанные стержни вводят в агрегат через определенное количество графитовых трубок, которые, разумеется, также принимают участие в замедлении.

Настоящий "атомный нагреватель" может быть использован для различных практических применений, в которых требуются высокие температуры до 1000^oС, а иногда и более. Ниже рассмотрена схема, основанная на газовой турбине с замкнутым циклом гелия, которая в значительной мере заимствована из опыта тепловых электростанций с замкнутым циклом, работающих на ископаемом топливе. В соответствии с обширным опытом, полученным при эксплуатации таких устройств, обычная тепловая мощность, которая наиболее легко может быть произведена таким образом, составляет порядка 200 МВт.

На фиг. 19 в качестве общего примера показана схема, которая содержит основные проектные данные прямого гелиевого цикла. Разумеется, расположение машин может быть различным. Гелий, сжатый до 58 ата (1 ата = 101,3 кПа) входит в усилитель 101 мощности при температуре 435^oС и выходит при 710^oС с падением давления в усилителе мощности приблизительно 2 ата (оценка). Расход газа составляет приблизительно 200 кг/с. Он отдает свою мощность двум турбинам 102 и 103, включенным каскадом. Теплостойкий материал требуется только для высокотемпературной турбины 102. Степень расширения турбины от 2,5 до 3 обеспечивает хорошие проектные условия и малое количество стадий (2). На выходе из второй турбины 103 газ имеет температуру 470^oС и давление 26 ата и входит в рекуператор 104, в котором его температура снижается до 150^oС. С помощью холодильника 105 температура газа понижается до 38^oС (25 ата), и он поступает в двухступенчатый компрессор 106 и 107 с дополнительным холодильником 108 между ступенями. На выходе из компрессора (120^oС, 60 ата) газ предварительно нагревается в рекуператоре до 435^oС (58 ата) и замыкает петлю, входя в усилитель 101 мощности.

Предусмотрены адекватные устройства 109 регулирования, обеспечивающие постоянный коэффициент полезного действия в широком интервале мощности. Для восполнения потерь газа предусмотрены подпиточные устройства 110 и 111, подающие газ из внешнего резервуара 112. Общий коэффициент полезного действия при полной нагрузке составляет порядка 40%. Выработка электроэнергии генератором 113, приводимым в действие турбинами 102, 103, с параметрами, указанными в примере, составляет приблизительно 80 МВт.

Пример управляемого пучком усилителя мощности со свинцовым охлаждением, работающего на быстрых нейтронах
В этом примере показаны возможности быстронейтронной среды. Обширные исследования такого устройства, в соответствии с предыдущими разделами, показывают, что оно имеет ряд отличительных признаков и что можно устранить некоторые из ограничений, отмеченных в приведенных выше примерах. В связи с предыдущим примером водоохлаждаемого усилителя мощности, в значительной мере основанного на хорошо освоенной технике ядерных реакторов с водой под давлением, в данном случае должна быть выбрана незамедляющая среда охлаждения. Принимая во внимание значительные проблемы безопасности, связанные с жидким натрием, который почти всегда выбирают для быстрых реакторов-размножителей, был выбран жидкий свинец, при работе с которым накоплен малый опыт, если не считать опыта работы на небольшом реакторе, разработанном в бывшем Советском Союзе, или опыта использования в США довольно сходного металла висмута в качестве охлаждающего агента.

Его точка кипения лежит при 1740^oС, что обеспечивает безопасность при всех возможных рабочих температурах. Его точка плавления 327^oС для чистого металла может быть снижена до 125^oС, если применять равную эвтектическую смесь свинца и висмута. Его плотность высока (приблизительно 10 г/см), летучесть и теплоемкость являются в достаточной мере удовлетворительными. При высокой температуре он имеет коррозионные свойства, которые могут быть устранены с помощью соответствующих добавок. Давление его паров, также очень низкое, достигает 1 мм рт. ст. лишь при 973^oС.

Другой решающей причиной выбора свинца (или висмута, или эвтектической смеси обоих) является тот факт, что эти материалы в качестве мишеней высокой энергии дают хороший выход нейтронов, и поэтому охлаждающий материал может также быть первой мишенью для протонного потока высокой энергии.

Вторым существенным отличием настоящего примера от предыдущих состоит в том, что нейтронный поток и связанное с этим радиационное разрушение в настоящее время приблизительно в сто раз больше. Это хорошо известная проблема быстрых реакторов-размножителей, и, очевидно, она решена по меньшей мере для выгорания порядка 100 ГВт (т) сутки/т.

Основания для принятия этих дополнительных изменений представляются убедительными, принимая во внимание значительное улучшение показателей, а именно (1) более высокое приращение (G≈100-150), (2) большая максимальная плотность энергии (160 МВт (т) сутки/т (Th)) и (3) расширенное выгорание топлива (≥ 100 ГВт (т) сутки/т (Th)).

Как указано выше, более высокое приращение достигается благодаря более высокоэффективной конфигурации мишени высокой энергии и более высокому практическому значению коэффициента к размножения нейтронов. Более высокую плотность энергии получают в результате более высокого допустимого потока нейтронов, который в свою очередь связан с уменьшенной скоростью захватов нейтронов протактинием Ра²³³ (что, как хорошо известно, подавляет образование делящегося U²³³) и гораздо более малыми изменениями величины k после отключения из-за распадов Ра для данной скорости выгорания. Наконец, становится возможным более продолжительное интегрированное выгорание благодаря сниженной скорости захватов осколками деления быстрых нейтронов, и она ограничивается сохранением механической работоспособности тепловыделяющих элементов.

На практике 20-мегаваттный протонный поток (20 мА при 1 ГэВ), ускоренный циклотроном, будет достаточен для работы усилителя мощности на уровне приблизительно ГВт (э). Интегрированное выгорание топлива может быть расширено до величины более 100 ГВт сутки/т, ограниченной сохранением механической работоспособности тепловыделяющих элементов. Благодаря (более) высокой рабочей температуре (≥600^oC) свинцового теплоносителя можно с большим запасом допустить термодинамическую эффективность порядка 42%. Следовательно, тепловая номинальная мощность составит 2,4 ГВт (т). Масса топлива равна порядка 15 т в форме смеси ThO₂-UO₂, заполняющей тонкие, выполненные из нержавеющей стали стержни или прутки с конфигурацией, аналогичной показанной на фиг. 16а и 16б. Затравки U²³³ (при равновесной концентрации 10% тория) в этом случае имеют вес 1,5 т.

Вариант с быстрыми нейтронами имеет более высокий выход нейтронов и меньшие потери, связанные с отравлением, обусловленным осколками деления и высшими изотопами урана. Поэтому можно воспроизводить делящийся уран U в избытке сверх того, что обычно регенерируется основным процессом воспроизводства топлива, создающим новый U²³³ точно с такой же скоростью, с какой U²³³ сгорает в топливе. Этим способом, по-видимому, можно воспроизвести приблизительно 20% избыточного урана U²³³ в сравнении с тем, который сгорел в центральной высококонцентрированной активной зоне. На практике это позволяет иметь время удвоения имеющегося в наличии топлива, равным приблизительно каждым 8/10 годам, без необходимости полагаться на "пусковые" процедуры, основанные на обогащенном U²³⁵ или избыточных Рu²³⁹ и Рu²⁴¹ из отработанного топлива или материала для военных применений. Время удвоения установленной мощности менее 10 лет представляется вполне адекватной скоростью роста, разумеется, после пуска с различными топливами начального количества установок.

Поперечные сечения захвата нейтронов (n, γ) для быстрых нейтронов гораздо меньше как в случае осколков деления, так и различных вновь произведенных изотопов урана, протактиния и нептуния. Концентрации актинидов существенно отличаются от концентраций тепловых нейтронов и должны быть пояснены на примерах;
(1) Два новых элемента приобретают важное значение из-за усиленных (n, 2n)-каналов, а именно Ра²³¹ и U²³². Присутствие относительно большого количества U²³² (τ= 70 лет), который распространен приблизительно в 50 раз больше для сравнимого выгорания, можно рассматривать как преимущество, так как он положительно "денатурирует" извлеченный уран, устраняя возможность применения материала в военных целях. Добавляемая токсичность из-за присутствия ²³² не столь велика, чтобы сделать регенерацию отработанного материала неприемлемо дорогостоящей. Ра²³¹ представляет собой источник дополнительной долгоживущей (τ= 3,3•10⁴ года) радиотоксичности, проблему которой приходится решать. Существует возможность химического отделения Ра²³¹ от отработанного топлива. Могут быть предусмотрены методы превращения его в U²³² посредством захвата нейтронов с последующим β-распадом.

(2) Производство актинидов более высокой массы подавляется в значительной степени, а именно Np²³⁷ и Рu²³⁸ на уровне менее чем 1 г/т после 100 ГВт (т) сутки/т. Высшие изотопы плутония, америция, кюрия, калифорния и другие имеют показатели значительно ниже этих уровней, что может оказывать благоприятное влияние на токсичность произведенных актинидов. Практически полное отсутствие высших актинидов играет важную роль в решении проблемы долгосрочного хранения отработанного топлива при условии, что решены две проблемы, а именно, одна, связанная с присутствием U²³², и другая, связанная с присутствием Ра²³¹.

В теплоносителе появляется небольшой процент всех поглощенных нейтронов; важно оценить эффекты дочерних ядер как в отношении захватов нейтронов, так и в отношении радиотоксичности. Вероятно, стоит отметить, что природный свинец уже используется в качестве практического теплоносителя для реактора.

Природный свинец состоит из нескольких изотопов: Рb²⁰⁸ (52,4%), Pb²⁰⁶ (24,1%), Pb²⁰⁷ (22,1%) и Pb²⁰⁴ (1,4%). Если мишень идеально выполнена из чистого Pb²⁰⁸, то захват нейтронов произведет Pb²⁰⁹, который быстро (t_1/2= 3,25 ч) распадется в устойчивый Bi²⁰⁹, а этот последний останется в качестве эвтектической смеси с материалом мишени. Реакции типа (n, 2n) происходят на уровне, который составляет незначительный процент от захватов, и производят также устойчивый Pb²⁰⁷. Оба дочерних ядра представляют собой устойчивые элементы и сами являются прекрасным материалом для мишени. Мишень с природным свинцом производит значительное количество Pb²⁰⁵ путем захвата Pb²⁰⁴ и в меньшем количестве из (n, 2n) Pb²⁰⁶. Этот элемент является долгоживущим (t_1/2= 1,52•l0⁷ лет) и, распадаясь, превращается в Тl²⁰⁵ путем захвата электрона без испускания гамма-лучей. Нейтронно-захватные свойства Pb²⁰⁵ неизвестны и поэтому невозможно оценить возможность дальнейших превращений. Наконец, Pb²⁰⁵ из (n, 2n) Pb²⁰⁴ является короткоживущим (t_1/2= 51,8 ч) и при распаде превращается в устойчивый Тl²⁰³ путем захвата электрона. Реакции типа (n, p) превращают изотопы свинца в соответствующие изотопы таллия (Тl²⁰⁸, Тl²⁰⁷, Тl²⁰⁸ и Тl²⁰⁴), которые все снова быстро β-распадаются в ядра Pb. Необходимо отметить, что в общем можно получить значительное преимущество, используя в качестве теплоносителя металл, обогащенный изотопами Pb²⁰⁸.

Ситуация является более сложной в случае висмутовой мишени. Захваты нейтронов приводят к короткоживущему Bi²¹⁰, который распадается (t_1/2= 5,0 дней) до Ро²¹⁰, который в свою очередь распадается (t_1/2= l38 дней) с превращением в устойчивый Pb²⁰⁰. Однако существует долгоживущий (t_1/2= 3•l0⁶ лет) Bi²¹⁰ в изомерном состоянии, также возбужденный захватом нейтрона, который распадается в результате α-распада до короткоживущего Tl²⁰⁶(RaE), который в свою очередь β-распадется в устойчивый Pb²⁰⁶.

Реакции типа (n, 2n) производят долгоживущий (t_1/2= 3,58•10 лет) Bi²⁰⁸, который через внутренние превращения переходит в устойчивый Рb²⁰⁸. Поэтому висмутовый замедлитель может обусловить появление значительных проблем в отношении радиотоксичности, которые необходимо продолжать исследовать, прежде чем рассматривать такой материал в качестве мишени.

Под действием пучка высокой энергии в процессах расщепления образуются дополнительные осколки. Проблема токсичности также должна быть исследована, хотя можно ожидать, что особенно больших проблем не возникнет. Общее мнение таково, что эффекты благодаря захватам нейтронов в таких добавленных примесях незначительны и на данном уровне ими можно пренебречь.

Принципиальная конструкция усилителя мощности с быстрыми нейтронами и свинцовым охлаждением показана на фиг. 20. Бомбардирующий протонный поток 115 направляется изгибающими магнитами 116 в трубку 125 для потока, проходит по ней и соударяется с активной зоной 121. Расплавленный свинец охватывает зону 123, нагреваемую до высокой температуры выделяющимся теплом реакции. После прохода через теплообменник 120 расплавленный свинец входит в низкотемпературную зону 122 и перекачивается насосом 119 обратно в высокотемпературную зону через решетку 124. Весь блок размещен в емкости 117 с двойными стенками, закрытой сверху крышкой 118. Радиоактивное тепло в случае случайного отказа основной охлаждающей системы удаляется из главной активной зоны конвекционными токами 126 и выделяется в атмосферу через конвективную систему, находящуюся в контакте с расплавленным свинцом (не показана).

Активная зона усилителя мощности, показанная схематически на фиг. 21, которая для простоты имеет цилиндрическую геометрию, подразделена на пять отдельных областей. Самая внутренняя область 127 заполнена расплавленным свинцом и действует как мишень высокой энергии для бомбардирующего потока. Следующая область 128 является основной активной зоной, заполненной тепловыделяющими элементами соответствующей геометрии (стержни/прутки), которые содержат топливо в виде оксида, окруженного тонкими стенками из нержавеющей стали. Геометрия стержней подобна той, которая описана выше для случая водозамедляемого усилителя мощности (фиг. 16а и 16б). Существует обширный опыт, накопленный с тепловыделяющими элементами в виде стержней для быстрых размножителей. Большая часть этого опыта может быть прямо использована в настоящем изобретении. Основные параметры типичных стержневых тепловыделяющих элементов для быстрых реакторов-размножителей показаны в таблице 5. Их конструкция может быть адаптирована для применения по настоящему изобретению. Термодинамика стержневых твэлов допускает скорости выгорания, которые приблизительно в три раза превышают скорость выгорания в случае тепловых нейтронов. Соответствующий нейтронный поток в этом случае приблизительно в 100 раз больше, т. е. Φ= 10¹⁶ см^-2•c^-1. При таком потоке современная конструкция стержней позволяет иметь выгорание топлива приблизительно 100 ГВт сутки/т.

После буферной зоны 129, заполненной только расплавленным свинцом, расположена область 130 размножителя, выполненная из стержневой/прутковой структуры, подобной структуре активной зоны, за исключением того, что (1) стержни/прутки вначале заполняют чистым торием и (2) выгорание происходит лишь в незначительной степени или оно отсутствует, так что потребность в охлаждении гораздо более умеренна. Ожидается, что количество производимого в размножителе урана U²³³ составит приблизительно 20% от количества, сгораемого в активной зоне.

Формула изобретения

1. Способ выработки энергии из ядерного топлива, содержащегося в камере, с помощью процесса воспроизводства делящегося элемента из воспроизводящего элемента топлива через β-предшественник указанного делящегося элемента и деления делящегося элемента, отличающийся тем, что в камеру направляют поток частиц для взаимодействия с содержащимися в камере тяжелыми ядрами для производства нейтронов расщепления, полученные таким образом нейтроны размножают в докритических условиях с помощью процесса воспроизводства и деления, причем указанный процесс воспроизводства и деления проводят внутри камеры, при этом энергию получают из тепла, выделяющегося в процессе воспроизводства и деления в фазе сгорания, во время которой отношение между концентрациями делящегося элемента и воспроизводящего элемента в топливе практически постоянно.

2. Способ по п. 1, отличающийся тем, что, используя направленный в камеру поток частиц, топливо подвергают действию среднего нейтронного потока (Φ), который является достаточно малым для предотвращения захватов нейтронов значительным количеством β-предшественника.

3. Способ по п. 2, отличающийся тем, что, используя направленный в камеру поток частиц, топливо подвергают действию среднего нейтронного потока (Φ), который не превышает величины 0,03/(σ⁽²⁾_iτ₂), где σ⁽²⁾_i и τ₂ соответственно обозначают поперечное сечение захвата нейтронов и период полураспада β-предшественника.

4. Способ по любому из пп. 1-3, отличающийся тем, что, используя направленный в камеру поток частиц, топливо подвергают действию среднего нейтронного потока (Φ), который является достаточно малым для ограничения запаса β-предшественника, чтобы предотвратить достижение топливом критичности в случае прерывания потока.

5. Способ по п. 4, отличающийся тем, что, используя направленный в камеру поток частиц, топливо подвергают действию среднего нейтронного потока (Φ), который не превышает величины 0,2/(σ⁽³⁾τ₂), где σ⁽³⁾ обозначает полное поперечное сечение нейтронного взаимодействия делящихся ядер, а τ₂ обозначает период полураспада β-предшественника.

6. Способ по любому из пп. 1-5, отличающийся тем, что при практически постоянном отношении в фазе сгорания между концентрациями делящегося элемента и воспроизводящего элемента в топливе в первоначальной топливной загрузке отношение между концентрациями делящегося элемента и воспроизводящего элемента меньше, чем постоянное значение указанного отношения в фазе горения, причем для достижения постоянного значения проводят начальную фазу воспроизводства, при этом интенсивность потока частиц выше в начальной фазе воспроизводства, чем в фазе горения.

7. Способ по любому из пп. 1-5, отличающийся тем, что при практически постоянном отношении в фазе горения между концентрациями делящегося элемента и воспроизводящего элемента в топливе в начальной топливной загрузке отношение между концентрациями делящегося элемента и воспроизводящего элемента имеет приблизительно такое же значение, что и постоянное значение указанного соотношения в фазе горения, причем содержание делящегося элемента в начальной топливной загрузке восстанавливают путем химического разделения из другого топливного материала, который был использован в предыдущей аналогичной энерговырабатывающей операции.

8. Способ по п. 6 или 7, отличающийся тем, что вводят дополнительное топливо в камеру во время активации потока частиц, причем указанное дополнительное топливо имеет начальное содержание, в котором отношение между концентрациями делящегося элемента и воспроизводящего элемента меньше, чем постоянное значение указанного отношения в фазе горения, и в котором дополнительное топливо удаляют из камеры по достижении постоянного значения указанного соотношения, чтобы использовать дополнительное топливо в качестве начальной топливной загрузки в последующей энерговырабатывающей операции.

9. Способ по любому из пп. 1-8, отличающийся тем, что воспроизводящим элементом является Th²³², β-предшественником является Ра²³³ и делящимся элементом является U²³³.

10. Способ по п. 9, отличающийся тем, что обеспечивают присутствие ядер U²³⁵ в начальной топливной загрузке, чтобы иметь делящийся материал в топливе до фазы горения.

11. Способ по любому из пп. 1-8, отличающийся тем, что воспроизводящим элементом является U²³⁸, β-предшественником является Np²³⁹ и делящимся элементом является Рu²³⁹.

12. Способ по любому из пп. 1-11, отличающийся тем, что в камере обеспечивают присутствие замедляющей среды для замедления нейтронов до тепловых или надтепловых энергий.

13. Способ по пп. 9 и 12, отличающийся тем, что средний нейтронный поток в камере меньше 1,5•10¹⁴ см^-2•с^-1.

14. Способ по п. 13, отличающийся тем, что топливо оставляют в камере до тех пор, пока оно не будет подвергнуто интегрированному нейтронному потоку приблизительно 3•10²² см^-2•c^-1.

15. Способ по пп. 11 и 12, отличающийся тем, что средний нейтронный поток в камере меньше 10¹⁵ см^-2•c^-1.

16. Способ по п. 15, отличающийся тем, что топливо оставляют в камере до тех пор, пока оно не будет подвергнуто интегрированному нейтронному потоку приблизительно 10²² см^-2.

17. Способ по любому из пп. 1-16, отличающийся тем, что указанные тяжелые ядра, содержащиеся в камере, состоят из ядер топлива.

18. Способ по п. 17, отличающийся тем, что в камере предусматривают наличие воды в качестве замедляющей среды, причем отношение (V_m/V_f) между объемами, соответственно занимаемыми водяным замедлителем и топливом в камере, находится в пределах 0,2≅V_m/V_f≅1.

19. Способ по п. 18, отличающийся тем, что замедлителем является проточная вода, используемая также для извлечения тепла из камеры.

20. Способ по любому из пп. 1-16, отличающийся тем, что наличие указанных тяжелых ядер, содержащихся в камере, обеспечивают с помощью отдельной мишени расщепления.

21. Способ по п. 20, отличающийся тем, что мишень расщепления расположена центрально в камере и окружена топливом.

22. Способ по п. 20 или 21, отличающийся тем, что мишень расщепления содержит материал, высоко прозрачный для тепловых нейтронов.

23. Способ по п. 22, отличающийся тем, что мишень расщепления выполнена из висмута и/или свинца.

24. Способ по любому из пп. 20-23, отличающийся тем, что в камере предусматривают твердофазную замедляющую среду, чтобы достичь практически полной термализации нейтронов высокой энергии, произведенных мишенью расщепления.

25. Способ по п. 24, отличающийся тем, что топливо состоит из множества топливных элементов (22), каждое из которых капсулировано в оболочку (23) из твердофазного замедлителя.

26. Способ по п. 24 или 25, отличающийся тем, что замедлителем является графит.

27. Способ по любому из пп. 20-25, отличающийся тем, что тепло извлекают из камеры посредством потока газа.

28. Способ по любому из пп. 1-23, отличающийся тем, что нейтроны, вовлеченные в процесс воспроизводства и деления, являются быстрыми нейтронами.

29. Способ по п. 28, отличающийся тем, что средний нейтронный поток в камере менее 10¹⁶ см^-2•с^-1.

30. Способ по п. 28 или 29, отличающийся тем, что используют расплавленный свинец и/или висмут для обеспечения наличия тяжелых ядер, содержащихся в камере, с целью взаимодействия с потоком частиц, причем указанный расплавленный свинец и/или висмут циркулируют в охлаждающем контуре для извлечения тепла из камеры.

31. Способ по п. 30, отличающийся тем, что охлаждающий контур имеет размеры, позволяющие рассеивать путем пассивной конвекции радиоактивно генерированное тепло.

32. Способ по любому из пп. 28-31, отличающийся тем, что вокруг топлива располагают бланкет воспроизводящего материала для захвата избыточных нейтронов и производства делящихся элементов, причем получаемая таким образом воспроизводяще-делящаяся смесь может быть использована в качестве начальной топливной загрузки в последующей энерговырабатывающей операции.

33. Способ по любому из пп. 1-32, отличающийся тем, что в качестве направляемого в камеру потока частиц используют поток протонов или дейтронов, поступающих из линейного ускорителя частиц или циклотрона с секторной фокусировкой и имеющих энергию по меньшей мере 0,5 ГэВ.

34. Усилитель мощности для осуществления способа по любому из пп. 1-33, включающий камеру для содержания в ней топлива, включая воспроизводящий элемент, отличающийся тем, что он также имеет устройство направления потока частиц в камеру для производства нейтронов расщепления в результате взаимодействия потока частиц с тяжелыми ядрами, содержащимися в камере, благодаря чему нейтроны могут быть размножены в докритических условиях с помощью происходящего in situ процесса воспроизводства делящихся элементов из воспроизводящих элементов топлива и деления делящихся элементов и при этом энергию получают из тепла, выделяющегося в процессе воспроизводства и деления в фазе сгорания, во время которой отношение между концентрациями делящегося элемента и воспроизводящего элемента в топливе практически постоянно.

35. Энерговырабатывающая установка, отличающаяся тем, что она включает усилитель мощности по п. 34, ускоритель частиц для создания потока частиц высокой энергии, направленного в камеру усилителя мощности, устройство циркуляции охлаждающей жидкости для отвода тепла из камеры усилителя мощности и преобразующие устройства для превращения тепла, переносимого охлаждающей жидкостью, в легко используемую форму энергии.

36. Установка по п. 35, отличающаяся тем, что ускоритель частиц приводится в действие частью энергии, вырабатываемой преобразующими устройствами.

РИСУНКИ

Рисунок 1, Рисунок 2, Рисунок 3, Рисунок 4, Рисунок 5, Рисунок 6, Рисунок 7, Рисунок 8, Рисунок 9, Рисунок 10, Рисунок 11, Рисунок 12, Рисунок 13, Рисунок 14, Рисунок 15, Рисунок 16, Рисунок 17, Рисунок 18, Рисунок 19, Рисунок 20, Рисунок 21, Рисунок 22, Рисунок 23, Рисунок 24, Рисунок 25, Рисунок 26, Рисунок 27, Рисунок 28, Рисунок 29, Рисунок 30, Рисунок 31, Рисунок 32