Термоядерная энергетика. 
Общая энергетика: водород в энергетике

Управляемый термоядерный синтез

Современные атомные станции, использующие процесс деления, лишь отчасти удовлетворяют мировые потребности в электроэнергии. Топливом для них служат естественные радиоактивные элементы уран и торий, распространенность и запасы которых в природе весьма ограничены; поэтому для многих стран возникает проблема их импорта.

Альтернативой атомным станциям, основанным на процессах деления, могут стать станции, основанные на процессах ядерного синтеза — термоядерные станции, «топливом» для которых может стать водород.

Управляемый термоядерный синтез (УТС) — синтез более тяжелых атомных ядер из более легких с целью получения энергии, который, в отличие от взрывного термоядерного синтеза (используемого в термоядерном оружии), носит управляемый характер [9]. Управляемый термоядерный синтез отличается от традиционной ядерной энергетики тем, что в последней используется реакция распада, в ходе которой из тяжелых ядер получаются более легкие ядра. При реакции УТС выделяется огромное количество энергии. Это обусловлено действующими внутри ядра чрезвычайно интенсивными ядерными силами, которые удерживают вместе входящие в состав ядра протоны и нейтроны. На расстояниях порядка одного ферми (1СГ¹³ см) эти силы многократно превосходят силы кулоновского отталкивания между протонами ядра. На больших расстояниях от ядра кулоновские силы преобладают. Поэтому, для осуществления реакции синтеза, легким ядрам нужно, преодолев кулоновский барьер, сблизиться на такое расстояние, на котором ядерные силы превосходят кулоновские. В обычных условиях кинетическая энергия ядер легких атомов слишком мала для того, чтобы они смогли преодолеть электростатическое отталкивание и вступить в ядерную реакцию. Заставить атомы сблизиться можно, сталкивая их на большой скорости или используя сверхвысокие давления и температуры.

Хотя ядерных реакций синтеза, приводящих к выделению энергии довольно много, для практических целей использования ядерной энергии, интерес представляют только реакции, приведенные в табл. 6.1. Все ядра, участвующие в этих реакциях за исключением трития стабильны. Тритий — это радиоактивный изотоп водорода с периодом полураспада 12,3 лет. В результате p-распада он превращается в Не³, испуская электрон. В отличие от ядерных реакций деления, реакции синтеза не производят долгоживущих радиоактивных осколков тяжелых ядер, что дает принципиальную возможность создать «чистый» реактор, не обремененный проблемой долговременного хранения радиоактивных отходов.

Главным компонентом термоядерного топлива, как следует из таблицы, является изотоп водорода дейтерий, который содержится в морской воде. Запасы его общедоступны и очень велики (мировой океан покрывает —71% площади поверхности Земли, а на долю дейтерия приходится около 0,016% общего числа атомов водорода, входящих в состав воды). В литре обычной воды содержится примерно 0,03 г дейтерия, но при его участии в реакциях ядерного синтеза выделяется столько же энергии, сколько при сгорании 300 литров бензина. Существующих природных запасов дейтерия на Земле хватит, чтобы обеспечить человечество энергией около миллиарда лет.

Таблица 6.1

Ядерные реакции, представляющие интерес для управляемого термоядерного синтеза

Помимо доступности топлива, термоядерные источники энергии имеют следующие важные преимущества перед атомными станциями: 1) реактор УТС содержит гораздо меньше радиоактивных материалов, чем атомный реактор деления, и поэтому последствия случайного выброса радиоактивных продуктов менее опасны; 2) при термоядерных реакциях образуется меньше долгоживущих радиоактивных отходов; 3) УТС допускает прямое получение электроэнергии.

Все реакции, приведенные в табл. 6.1, кроме последней, происходят с выделением энергии в виде кинетической энергии продуктов реакций, q, которая указана в МэВ (1 эВ = 1,6 ТО^-19 Дж = 11 600 °К). Две последние реакции играют особую роль в управляемом термоядерном синтезе — предполагается их использовать для производства трития, которого на Земле исчезающе мало.

Ядерные реакции синтеза 1−5 обладают относительно большой скоростью реакций, которую принято характеризовать сечением реакции, о.

Сечения реакций из табл. 6.1 показаны на рис. 6.1 как функция энергии сталкивающихся частиц в системе центра масс [10].

Рис. 6.1. Сечения некоторых термоядерных реакций из табл. 6.1.

Из-за наличия кулоновского отталкивания между ядрами сечения реакций при низкой энергии частиц ничтожно малы, и поэтому при обычной температуре смесь изотопов водорода и других легких атомов практически не реагирует. Для того, чтобы любая из этих реакций имела заметное сечение, сталкивающимся частицам нужно иметь большую кинетическую энергию. Тогда частицы смогут преодолеть кулоновский барьер, сблизиться на расстояние порядка действия ядерных сил и прореагировать. Например, максимальное сечение для реакции дейтерия с тритием достигается при энергии частиц около 80 кэВ, и для обеспечения достаточно большой скорости реакций, соответствующая ей температура должна быть порядка ста миллионов градусов, Т = 10⁸ °К.

Самый простой способ получения энергии ядерного синтеза — использовать ускоритель ионов и бомбардировать, например, ионами трития, ускоренными до энергии 100 кэВ, твердую или газовую мишень, содержащую ионы дейтерия. Однако инжектируемые ионы слишком быстро замедляются, сталкиваясь с холодными электронами мишени, и не успевают произвести энергию достаточную для того, чтобы покрыть энергетические расходы на их ускорение, несмотря на огромную разницу в исходной (порядка 100 кэВ) и произведенной в реакции энергии (порядка 10 МэВ). Другими словами, при таком способе производства энергии коэффициент воспроизводства энергии q = Р_си«тез/Рзатрат будет меньше 1.

Для того чтобы увеличить q, можно подогреть электроны мишени. Тогда быстрые ионы будут терять энергию медленнее и q будет расти. Однако положительный выход достигается только при очень высокой температуре мишени — порядка нескольких кэВ. При такой температуре инжекция быстрых ионов уже не принципиальна, в смеси существует достаточное количество энергичных ионов, которые сами вступают в реакции. Другими словами, в смеси будут происходить термоядерные реакции.

Скорость термоядерных реакций можно рассчитать, проинтегрировав сечение реакции, показанное на рис. 6.1, по равновесной максвелловской функции распределения частиц. В результате можно получить скорость реакций К (Т), которая определяет число реакций, происходящих в единице объема щп₂К (Т), и, следовательно, объемную плотность выделения энергии в реагирующей смеси.

где пщг — объемные концентрации реагирующих компонент, Т — температура реагирующих частиц, q — энергетический выход реакции, приведенный в табл. 6.1.

При высокой температуре, характерной для реагирующей смеси, смесь находится в состоянии плазмы, т. е. состоит из свободных электронов и положительно заряженных ионов, взаимодействующих между собой за счет коллективных электромагнитных полей. Самосогласованные с движением частиц плазмы электромагнитные поля определяют динамику плазмы и, в частности, поддерживают ее квазинейтральность. С очень большой точностью, плотность зарядов ионов и электронов в плазме равны между собой, n_e = Zn_z, где Z — заряд иона (для изотопов водорода Z = 1). Ионная и электронная компоненты обмениваются энергией за счет кулоновских столкновений и при параметрах плазмы, типичных для термоядерных приложений, их температуры примерно равны.

Для поддержания высокой температуры смеси необходимо скомпенсировать целый ряд энергетических потерь. Прежде всего, это потери на тормозное излучение, испускаемое электронами при столкновении с ионами [11]:

Мощность тормозного излучения, также как и мощность термоядерных реакций в смеси, пропорциональна квадрату плотности плазмы и, поэтому, отношение Р^/Р_ъ зависит только от температуры плазмы. Тормозное излучение, в отличие от мощности термоядерных реакций, слабо зависит от температуры плазмы, что приводит к наличию нижнего предела по температуре плазмы, при которой мощность термоядерных реакций равна мощности тормозных потерь, P_fils/P_b = 1. При температуре ниже пороговой мощность тормозных потерь превосходит термоядерное выделение энергии, и поэтому в холодной смеси положительный выход энергии невозможен. Кроме того, поскольку мощность тормозного излучения сильно зависит от заряда ионов, наименьшую предельную температуру имеет смесь дейтерия с тритием, хотя и в этом случае температура смеси должна превышать 3 кэВ (3,5 • 10⁷ °К). Пороговые температуры для DD и DHe^реакций примерно на порядок выше, чем для DT-реакции. Для реакции протона с бором тормозное излучение при любой температуре превышает выход реакции, и поэтому для использования этой реакции нужны специальные ловушки, в которых температура электронов ниже, чем температура ионов, или же плотность плазмы настолько велика, что излучение поглощается рабочей смесью [12].

Кроме высокой температуры смеси, для положительного выхода реакций нужно, чтобы горячая смесь просуществовала достаточно долго и реакции успели произойти. В любой термоядерной системе с конечными размерами существуют дополнительные к тормозному излучению каналы потери энергии из плазмы (например, за счет теплопроводности, линейчатого излучения примесей и др.), мощность которых не должна превышать мощность термоядерной реакции. В общем случае, дополнительные потери энергии можно охарактеризовать энергетическим временем жизни плазмы т, определенным таким образом, что отношение ЗпТ/т дает мощность потерь из единицы плазменного объема. Очевидно, что для положительного выхода необходимо, чтобы термоядерная мощность превышала мощность дополнительных потерь, P_fiis > ЗпТ/т, что дает условие на минимальное произведение плотности на время жизни плазмы, пт. Например, для DT-реакции необходимо, чтобы.

Это условие принято называть критерием Лоусона. В том виде, в каком он записан выше, критерий практически не зависит от термоядерной системы и является обобщенным необходимым условием положительного выхода.

Рис. 6.2. Область с положительным выходом ядерной реакции на плоскости Т-пт. Показаны достижения различных экспериментальных установок по удержанию термоядерной плазмы.

Критерий Лоусона для других реакций из табл. 6.1 на один-два порядка выше, чем для DT-реакции, выше и пороговая температура. Близость устройства к достижению положительного выхода принято изображать на плоскости Т-пт, которая показана на рис. 6.2.

Видно, что DT-реакции более легко осуществимы — они требуют существенно меньшей температуры плазмы, чем DD-реакции и накладывают менее жесткие условия на ее удержание. Современная термоядерная программа нацелена на осуществление управляемого DT-синтеза.

Таким образом, управляемый термоядерный синтез, в принципе, возможен и основная задача термоядерных исследований — это разработка практического устройства, которое могло бы конкурировать экономически с другими источниками энергии.

Все сконструированные до настоящего времени устройства можно разделить на два больших класса: 1) стационарные или квазистационарные системы, основанные на магнитном удержании горячей плазмы; 2) импульсные системы. В первом случае, плотность плазмы невелика и критерий Лоусона достигается за счет эффективного удержания энергии в системе, т. е. большого энергетического времени жизни плазмы. Поэтому, системы с магнитным удержанием имеют характерный размер плазмы порядка нескольких метров и относительно низкую плотность плазмы, п ~ Ю²⁰ м~³ (это примерно в 10⁵ раз ниже, чем плотность атомов при нормальном давлении и комнатной температуре).

Идея устройства для удержания высокотемпературной плазмы с помощью сильного магнитного поля была высказана в 1950 г. академиками И. Е. Таммом и А. Д. Сахаровым. Первые экспериментальные исследования систем, названных токамаками (сокращение от «тороидальная камера с магнитными катушками»), начались в 1956 г.

Принцип устройства токамака (ТМ) ясен из рис. 6.3. Плазма создается в тороидальной вакуумной камере, которая служит замкнутым витком вторичной обмотки трансформатора. При пропускании нарастающего во времени тока в первичной обмотке трансформатора 1 внутри вакуумной камеры 5 создается вихревое продольное электрическое поле. При не очень большой начальной плотности топливной смеси происходит ее электрический пробой и вакуумная камера заполняется плазмой с последующим нарастанием большого продольного тока 1_р. В современных крупных токамаках ток в плазме составляет несколько миллионов ампер. Этот ток создает собственное полоидальное (в плоскости поперечного сечения плазмы) магнитное поле B_q. Кроме того, для стабилизации плазмы и изоляции ее от стенок камеры используется сильное продольное магнитное поле B_f, создаваемое с помощью специальных обмоток тороидального магнитного поля. Именно комбинацией тороидального и полоидального магнитных полей обеспечивается устойчивое удержание высокотемпературной плазмы.

Возможность нагрева плазмы до очень высоких температур связана с тем, что в сильном магнитном поле траектории заряженных частиц выглядят как спирали, навитые на линии магнитного поля. Благодаря этому электроны и ионы длительное время удерживаются внутри плазмы. И только за счет столкновений и небольших флуктуаций электрического и магнитного полей энергия этих частиц может переноситься к стенкам в виде теплового потока. Эти же механизмы определяют величину диффузионных потоков. Эффективность магнитной термоизоляции плазмы характеризуется энергетическим временем жизни т_Е = W/P, где W—полное энергосодержание плазмы, а Р — мощность нагрева плазмы, необходимая для поддержания ее в стационарном состоянии.

Рис. 6.3. Схема токамака:

• 1 — первичная обмотка трансформатора;
• 2 — катушки тороидального магнитного поля;
• 3 —лайнер, тонкостенная внутренняя камера для выравнивания тороидального электрического поля; 4 — катушки полоидального магнитного поля; 5 — вакуумная камера; б — железный сердечник (магнитопровод)

Величину т можно рассматривать также как характерное время остывания плазмы, если мощность нагрева внезапно отключается. В спокойной плазме потоки частиц и тепла к стенкам камеры создаются за счет парных столкновений электронов и ионов. Эти потоки вычисляются теоретически с учетом реальных траекторий заряженных частиц в магнитном поле токамака.

Плазма любого токамака автоматически подогревается за счет джоулева тепла от протекающего по ней тока. Джоулева энерговыделения достаточно для получения температуры в несколько миллионов градусов. Для целей управляемого термоядерного синтеза нужны температуры >10⁸ °К, поэтому все крупные токамаки дополняются мощными системами нагрева плазмы. Для этого используются либо электромагнитные волны различных диапазонов, либо прямая инжекция быстрых частиц в плазму. При нагреве ионов с помощью быстрых частиц обычно используются мощные пучки нейтральных атомов. Такие пучки не взаимодействуют с магнитным полем и проникают глубоко внутрь плазмы, там они ионизуются и захватываются магнитным полем токамака.

С помощью дополнительных методов нагрева температуру плазмы удается поднять до > 3 • 10⁸ °К, что вполне достаточно для протекания интенсивной термоядерной реакции. В разрабатываемых токамак-реакторах нагрев плазмы будет осуществляться альфа-частицами высоких энергий, возникающими при реакции слияния ядер дейтерия и трития.