Термоядерный реактор Е.П. Велихов, С.В. Путвинский

Содержание материалов в бланкете будет подобрано таким образом, чтобы оптимизировать выход трития.

Возможны разные схемы использования лития в бланкете. Один из вариантов [9] использует окислы лития. Тритий удаляется из бланкета при его нагреве потоком горячего гелия, а потом извлекается из гелия в цехе по очистке топлива. Инженерные проработки бланкета показывают [9], что можно получить коэффициент воспроизводства трития на уровне 1.1, что представляется достаточным для снабжения реактора. Прорабатывались и другие схемы, которые используют жидкометаллический литий. В этом случае, литий, помимо наработки трития, может выполнять роль теплоносителя первого контура. На схеме, представленной на Рис.3, литиевый цикл показан условно, в виде отдельного литиевого контура. Объединяя DT-реакцию с реакцией 6 из Таблицы 1 можно записать:

Li⁶ + D = 2Не⁴ + 22.4  MeV        (4)

Таким образом, термоядерный реактор будет сжигать дейтерий и литий, а в результате реакций будет образовываться зола - инертный газ гелий.

Термоядерный реактор будет потреблять очень небольшое количество лития и дейтерия. Например, реактор с электрической мощностью 1 ГВт будет сжигать около 100 кг дейтерия и 300 кг лития в год. Если предположить, что все термоядерные электростанции будут производить 5 ·10²⁰ Дж в год, т.е. половину будущих потребностей электроэнергии, то общее годовое потребление дейтерия и лития составят, всего, 1500 и 4500 тонн. При таком потреблении, содержащегося в воде дейтерия (0.015%) хватит на то, чтобы снабжать человечество энергией в течение многих миллионов лет. Если бы удалось освоить DD-реакцию, то термоядерная энергетика имела бы фактически неограниченные энергетические ресурсы. Для DT-цикла энергетические ресурсы ограничены имеющимися запасами лития. По оценкам [3,10], разведанные рудные запасы лития составляют 8-10 ·10⁶ тонн. Только этих запасов хватит на многие сотни лет. Кроме того, литий, хотя и в меньшем количестве, чем дейтерий, содержится в морской воде со средней концентрацией 1.7 ·10^-7 и общим количеством, превышающим примерно в 10³ раз разведанные рудные запасы. Оценки показывают, что затраты на производство топлива для термоядерной энергетики дают малый вклад в стоимость производимой энергии.

Как уже отмечалось выше, термоядерная энергетика, по-видимому, начнет использовать DT-цикл, а затем перейдет к другим перспективным топливам таким, как DD, DHe³ или рВ. Каждое из этих перспективных топлив имеет свои преимущества по отношению к DT–реакции.

Основные преимущества DD-реакции заключаются в наличии огромных природных ресурсов дейтерия на Земле и отсутствии необходимости воспроизводства трития. Хотя в DD-реакции меньшая доля энергии выносится в виде нейтронов, тем не менее, в DD-реакторе, также как и в DT-реакторе, будет происходить активация первой стенки.

Еще меньше нейтронов производит DHe³ смесь, в которой нейтроны рождаются в результате DD-реакций. Оптимизация состава смеси и ее температуры позволяет уменьшить нейтронный поток на порядок величины по сравнению с DT-реакцией, что существенно снижает требования к стойкости материалов первой стенки. DHe³-реакция имеет относительно высокое сечение, но в то же время требует больших температур смеси. Недостатком этой реакции является практическое отсутствие Не³ на Земле, что делает освоение этой реакции в Земных условиях практически безнадежным делом. В то же время, этого изотопа много на поверхности Луны, и некоторые проекты, пользуясь тем, что потребление не велико, предлагают добывать это топливо на Луне и доставлять его на Землю. Этот цикл можно замкнуть энергетически даже с учетом энергии затрачиваемой на доставку топлива, хотя сомнительно, что эта схема будет осуществлена в ближайшем обозримом будущем.

Активация материалов реактора принципиально отсутствует в безнейтронной реакции 5 из Таблицы 1, происходящей в смеси водорода с бором. Все продукты этой реакции являются заряженными частицами, которые имеют очень малый пробег в твердом теле и могут удерживаться магнитными и электрическими полями. Последнее открывает принципиальную возможность создания низкоактивируемых реакторов и устранения низкоэффективного теплового цикла из производства электроэнергии. В случае рВ-реакций электроэнергия, в принципе, может получаться с помощью прямого преобразования энергии заряженных частиц в электрическую энергию с к.п.д. гораздо большим, чем в тепловом цикле. К сожалению, эти реакции имеют еще меньшие сечения, чем DD или DHe³ реакции и требуют специальных условий для получения положительного выхода [5,6]. Поэтому, освоение полностью безнейтронных топлив дело далекого будущего.

Таким образом, будущие термоядерные реакторы имеют достаточные запасы топлива для обеспечения потребностей человечества в энергии в течении многих сотен лет, а в случае некоторых реакций и многих десятков тысяч лет. Термоядерная энергетика будет потреблять очень небольшое количество исходных материалов и не потребует развития широкомасштабного производства топлив. Сам топливный цикл будет использовать лишь малую часть производимой энергии и соответственно топливная составляющая в цене электроэнергии будет незначительна. Как исходные составляющие рабочей смеси, так и конечные продукты реакций не являются радиоактивными веществами и не требуют долговременного хранения. Эти обстоятельства выгодно отличают термоядерную энергетику как от обычных ядерных реакторов деления, так и электростанций, сжигающих органические топлива. Основная проблема осуществления управляемого термоядерного синтеза заключается в создании практичного устройства, способного обеспечить выполнения условия Лоусона при достаточно высокой температуре смеси.

Здесь m - масса частицы, е - заряд частицы. В - индукция магнитного поля, v_^ - проекция скорости частицы на направление поперек магнитного поля. Вдоль постоянного магнитного поля частица может двигаться свободно и, поэтому, ее траектория в магнитном поле представляет собой спираль, навивающуюся на магнитную силовую линию. Увеличивая магнитное поле, можно уменьшить ларморовский радиус частицы и сделать его существенно меньшим размеров системы и, таким образом, воспрепятствовать разлету плазмы поперек магнитного поля. Для того, чтобы избежать продольных к магнитному полю потерь, можно либо замкнуть силовые линии, либо поставить на концах силовой линии специальные магнитные или электростатические "пробки" для заряженных частиц.

Для увеличения объемной плотности выделения энергии смеси в реакторе, выгодно увеличивать плотность и температуру плазмы до таких пределов, когда газокинетическое давление плазмы (p) составляет заметную долю от давления магнитного поля B ²/ 8p. Отношение давления плазмы p к давлению внешнего магнитного поля принято характеризовать параметром  β

       (5)

который играет важную роль в определении стоимости и экономической эффективности ловушки. Чем больше β, тем лучше используется магнитное поле для удержания плазмы в ловушке. Очевидно, что β не может быть больше 1. В противном случае, давления магнитного поля не хватит для того, чтобы удержать давление плазмы и обеспечить ее равновесие. Однако, как показали теоретические и экспериментальные исследования различных магнитных ловушек, давление плазмы, как правило, ограничивается не условием равновесия плазмы, а плазменными неустойчивостями, которые приводят к более жестким ограничениям на максимальную величину  β.

Вместе с частицами плазмы магнитное поле будет удерживать в ловушке и заряженные продукты реакций. В случае DT-реакций, это альфа-частицы, которые рождаются с энергией 3.5 МэВ. Охлаждаясь при кулоновских столкновениях с частицами основной плазмы, быстрые заряженные частицы будут передавать свою энергию плазме. Это открывает возможность получать режимы с самоподдерживающимся термоядерным горением, при котором потери энергии из ловушки компенсируются термоядерным нагревом плазмы. В этом случае, дополнительный нагрев плазмы не требуется и Q_fus ® ¥

За прошедшие годы напряженных термоядерных исследований было изобретено и проверено в эксперименте большое количество различных устройств для удержания горячей плазмы. Некоторые системы показали себя неработоспособными с самых первых экспериментов. Многие из систем потребовали многих лет исследований прежде, чем стало ясно, что они проигрывают своим более успешным конкурентам. Среди "выживших" систем для магнитного удержания плазмы, в настоящее время, лидируют ТОКАМАКи и СТЕЛЛАРАТОРы.

Основное магнитное поле в тороидальной камере, содержащей горячую плазму, создается тороидальными магнитными катушками. Существенную роль в равновесии плазмы играет плазменный ток, который протекает вдоль тороидального плазменного шнура и создает полоидальное магнитное поле, В_р, направленное вдоль малого обхода тора. Результирующее магнитное поле имеет силовые линии в виде бесконечных спиралей, охватывающих центральную линию плазменного тора - магнитную ось. Таким образом, силовые линии магнитного поля образуют в ТОКАМАКе замкнутые, вложенные друг в друга тороидальные магнитные поверхности. Ток в плазме поддерживается вихревым электрическим полем, создаваемым первичной обмоткой индуктора. При этом, плазменный виток играет роль вторичной обмотки. Очевидно, что индукционное поддержание тока в ТОКАМАКе ограничено запасом потока магнитного поля в первичной обмотке и возможно лишь в течении конечного времени. Кроме тороидальных катушек и первичной обмотки индуктора в ТОКАМАКе должны быть полоидальные обмотки, которые нужны для поддержания равновесия плазмы и контроля ее положения в камере. Токи, текущие в полоидальных катушках создают электромагнитные силы действующие на плазменный ток и таким образом могут изменить ее положение в камере и форму сечения плазменного шнура.

Первый ТОКАМАК был построен в России в Институте Атомной Энергии им И.В. Курчатова в 1956 г. Десять лет напряженных исследований и усовершенствований этого устройства привели к существенному прогрессу в плазменных параметрах ТОКАМАКов. ТОКАМАК Т-З получил к 1968 г температуру плазмы 0.5 КэВ и достиг nt_E = 5 ·10¹⁷, что существенно превосходило параметры, достигнутые на других магнитных ловушках [1]. С этого момента началось активное развитие этого направления и в других странах. В семидесятые года были построены ТОКАМАКи следующего за Т-З поколения: Т-7, Т-10, Т-11 в СССР, PLT и DIII-D в США, ASDEX в Германии, TFR во Франции, JFT-2 в Японии и др. На ТОКАМАКах этого поколения были разработаны методы дополнительного нагрева плазмы, такие как инжекция нейтральных атомов, электронный и ионный циклотронный нагрев, различные плазменные диагностики и разработаны системы управления плазмой. В результате на ТОКАМАКах второго поколения были получены внушительные параметры плазмы: температура в несколько КэВ, плотности плазмы превышающие 10²⁰ м^-3. Параметр nt_E достиг величины 5 ·10¹⁸. Кроме того, ТОКАМАК получил дополнительный, принципиально важный для реактора элемент - дивертор. С помощью токов в системе полоидальных витков силовые линии магнитного поля выводятся в современном ТОКАМАКе в специальную часть камеры. Диверторная конфигурация плазмы показана на Рис.5 на примере ТОКАМАКа DIII-D.

Рис.5. Сечение современного ТОКАМАКа DIII-D с вытянутой по вертикали плазмой и диверторной магнитной конфигурацией.

Дивертор позволяет лучше контролировать потоки энергии из плазмы и уменьшать поступление примесей в плазму. Важным достижением этого поколения ТОКАМАКов было открытие режимов с улучшенным удержанием плазмы - Н-моды.

В начале 80-х годов в строй вошло третье поколение ТОКАМАКов - машин с большим радиусом тора 2-3 м и плазменным током в несколько МА. Были построены пять таких машин: JET и TORUS-SUPRA в Европе, JT60-U в Японии, TFTR - в США и Т-15 в СССР. Параметры больших ТОКАМАКов приведены в Таблице 2. Две из этих машин, JET и TFTR, предусматривали работу с тритием и получение термоядерного выхода на уровне Q_fus = Р_синтез/Р_затрат = 1.
ТОКАМАКи Т- 15 и TORUS-SUPRA имеют сверхпроводящие магнитные катушки, подобные тем, которые будут нужны в ТОКАМАКе-реакторе. Основная физическая задача машин этого поколения заключалась в исследовании удержания плазмы с термоядерными параметрами, уточнении предельных плазменных параметров, получение опыта работы с дивертором и др. Технологические задачи включали в себя: разработку сверхпроводящих магнитных систем, способных создавать поле с индукцией до 5 Тл в больших объемах, разработку систем для работы с тритием, приобретение опыта снятия высоких потоков тепла в диверторе, разработку систем для дистанционной сборки и разборки внутренних узлов установки, совершенствование плазменных диагностик и др.

Таблица 2. Основные параметры больших экспериментальных ТОКАМАКов. ТОКАМАК TFTR, уже, выполнил свою программу и был остановлен в 1997 г. Остальные машины продолжают работать.

	Большой радиус, R (m)	Малый радиус, а (m)	Ток в плазме, Ip (МА)	Мощность нагрева плазмы, (МВт)	В, (Тл)	Qfus	Особенности машины
JET	3	1	7	30	3.5	0.9	DT плазма, дивертор
JT60-U	3.3	1	3	30	4	1.06 2)	Дивертор, пучки энергичных нейтральных атомов
Т-15	2.4	0.7	2.5	20 1)	3.5	-	Сверхпроводящая магнитная система (Nb3Sn)
TFTR	2.6	0.9	3	50	6	0.3	DT плазма
TORUS SUPRA	2.4	0.8	2	15	4	-	Сверхпроводящая магнитная система (NbTi)

¹⁾ ТОКАМАК Т-15 пока работал только в режиме с омическим нагревом плазмы и, поэтому, параметры плазмы, полученные на этой установке, достаточно низкие. В будущем, предусматривается ввести 10 МВт нейтральной инжекции и 10 МВт электронно-циклотронного нагрева.

²⁾ Приведенное Q_fus пересчитано с параметров DD-плазмы, полученных в установке, на DT-плазму.

И хотя экспериментальная программа на этих ТОКАМАКах еще не закончена, это поколение машин, практически, выполнило поставленные перед ним задачи. ТОКАМАКи JET и TFTR впервые получили большую термоядерную мощность DT-реакций в плазме, 11 МВт в TFTR и 16 МВт в JET. На Рис.6 показаны временные зависимости термоядерной мощности в DT экспериментах.

Рис.6. Зависимость термоядерной мощности от времени в рекордных дейтериево-тритиевых разрядах на токамаках JET и TFTR.

Это поколение ТОКАМАКов достигло пороговой величины Q_fus = 1 и получило nt_E всего в несколько раз ниже, чем то, которое требуется для полномасштабного ТОКАМАКа-реактора. В ТОКАМАКах научились поддерживать стационарный плазменный ток с помощью ВЧ полей и нейтральных пучков. Была изучена физика нагрева плазмы быстрыми частицами и, в том числе, термоядерными альфа-частицами, изучена работа дивертора и разработаны режимы его работы с низкими тепловыми нагрузками. Результаты этих исследований позволили создать физические основы, необходимые для следующего шага - первого ТОКАМАКа-реактора, который будет работать в режиме горения.

Какие же физические ограничения на параметры плазмы имеются в ТОКАМАКах?

Максимальное давление плазмы в ТОКАМАКе или максимальная величина β определяется устойчивостью плазмы и приближенно описывается соотношением Тройона [11],

          (5)

где β выражено в  %, I_p – ток, протекающий в плазме и  β_N  - безразмерная константа, называемая коэффициентом Тройона. Параметры в (5) имеют размерность МА, Тл, м. Максимальные значения коэффициента Тройона β_N  =  3÷5, достигнутые в экспериментах, хорошо согласуются с теоретическими предсказаниями, базирующимися на расчетах устойчивости плазмы. Рис.7 показывает предельные значения β, полученные в различных ТОКАМАКах.

Рис.7. Сравнение предельных значений  β, достигнутых в экспериментах со скейлингом Тройона [11].

При превышении предельного значения  β, в плазме ТОКАМАКа развиваются крупномасштабные винтовые возмущения, плазма быстро охлаждается и гибнет на стенке. Это явление называется срывом плазмы.

Как видно из Рис.7 для ТОКАМАКа характерны довольно низкие значения β на уровне нескольких процентов. Существует принципиальная возможность увеличить значение β за счет уменьшения аспектного отношения плазмы до предельно низких значений R/a = 1.3÷1.5. Теория предсказывает, что в таких машинах β может достигать нескольких десятков процентов. Первый ТОКАМАК с ультра низким аспектным отношением, START [12], построенный несколько лет назад в Англии, уже получил значения β = 30%. С другой стороны эти системы технически более напряженны и требуют специальных технических решений для тороидальной катушки, дивертора и нейтронной защиты. В настоящее время строятся несколько более крупных, чем START, экспериментальных ТОКАМАКов с низким аспектным отношением и плазменным током выше 1 МА. Ожидается, что в течении следующих 5 лет эксперименты дадут достаточно данных для того, чтобы понять будет ли достигнуто ожидаемое улучшение плазменных параметров и сможет ли оно компенсировать технические трудности, ожидаемые в этом направлении.

Многолетние исследования удержания плазмы в ТОКАМАКах показали, что процессы переноса энергии и частиц поперек магнитного поля определяются сложными турбулентными процессами в плазме. И хотя плазменные неустойчивости, ответственные за аномальные потери плазмы, уже обозначены, теоретическое понимание нелинейных процессов еще недостаточно для того, чтобы, основываясь на первых принципах, описать время жизни плазмы. Поэтому, для экстраполяции времен жизни плазмы, полученных в современных установках, к масштабам ТОКАМАКа-реактора, в настоящее время, используются эмпирические закономерности - скейлинги. Один из таких скейлингов (ITER-97(y)), полученный с помощью статистической обработки экспериментальной базы данных с различных ТОКАМАКов, предсказывает, что время жизни растет с ростом размера плазмы, R, плазменного тока I_р, вытянутости сечения плазмы k = b/а = 4 и падает с ростом мощности нагрева плазмы, Р:

t_E ~ R²  k^0.9 I_р^0.9 / P^0.66

Зависимость энергетического времени жизни от остальных плазменных параметров довольно слабая. Рис.8 показывает, что время жизни измеренное, практически, во всех экспериментальных ТОКАМАКах хорошо описывается этим скейлингом.

Рис.8. Зависимость экспериментально наблюдаемого энергетического времени жизни от предсказанного скейлингом ITER-97(y).
Среднестатистическое отклонение экспериментальных точек от скейлинга 15%.
Разные метки соответствуют различным ТОКАМАКам и проектируемому ТОКАМАКу-реактору ИТЭР [40].

Этот скейлинг предсказывает, что ТОКАМАК, в котором будет происходить самоподдерживающееся термоядерное горение, должен иметь большой радиус 7-8 м и плазменный ток на уровне 20 МА. В таком ТОКАМАКе энергетическое время жизни будет превышать 5 секунд, а мощность термоядерных реакций будет на уровне 1-1.5 ГВт.

В 1998 г был закончен инженерный проект ТОКАМАКа-реактора ИТЭР [40]. Работы проводились совместными усилиями четырех сторон: Европы, России, США и Японии с целью создания первого экспериментального ТОКАМАКа-реактора, рассчитанного на достижение термоядерного горения смеси дейтерия с тритием. Основные физические и инженерные параметры установки приведены в Таблице 3, а его сечение показано на Рис.9.

Рис.9. Общий вид проектируемого ТОКАМАКа-реактора ИТЭР [40].

ИТЭР будет обладать, уже, всеми основными чертами ТОКАМАКа-реактора. Он будет иметь полностью сверхпроводящую магнитную систему, охлаждаемый бланкет и защиту от нейтронного излучения, систему дистанционного обслуживания установки. Предполагается, что на первой стенке будут получены потоки нейтронов с плотностью мощности 1 МВт/м² и полным флюенсом 0.3 МВт×лет/м², что позволит провести ядерно-технологические испытания материалов и модулей бланкета, способных воспроизводить тритий.

Таблица 3.
Основные параметры первого экспериментального термоядерного ТОКАМАКа-реактора, ИТЭР [40].

Параметр	Значение
Большой / малый радиусы тора   (A / a)	8.14 м / 2.80 м
Конфигурация плазмы	С одним тороидальным дивертором
Плазменный объем	2000 м3
Ток в плазме	21 МА
Тороидальное магнитное поле	5.68 Тл (на радиусе R = 8.14 м)
β	3 %
Полная мощность термоядерных реакций	1.5 ГВт
Нейтронный поток на первой стенке	1 МВт/м2
Длительность горения	1000 с
Мощность дополнительного нагрева плазмы	100 МВт

ИТЭР планируется построить в 2010-2011 г. Экспериментальная программа, которая будет продолжаться на этом экспериментальном реакторе около двадцати лет, позволит получить плазменно-физические и ядерно-технологические данные, необходимые для строительства в 2030-2035 г первого демонстрационного реактора-ТОКАМАКа, который уже будет производить электроэнергию. Основная задача ИТЭРа будет заключаться в демонстрации практичности реактора-ТОКАМАКа для производства электроэнергии.

Наряду с ТОКАМАКами, которые в настоящее время являются наиболее продвинутой системой для осуществления управляемого термоядерного синтеза, существуют другие магнитные ловушки, успешно конкурирующие с ТОКАМАКом.

Во-вторых, теоретические исследования геометрии магнитных полей показали, что существуют такие магнитные конфигурации, в которых, несмотря на отсутствие геометрической симметрии, у частиц плазмы сохраняется адиабатический инвариант движения, обеспечивающий их хорошее удержание. С точки зрения удержания отдельных частиц, такие квазисимметричные СТЕЛЛАРАТОРы эквивалентны аксиально-симметричным ТОКАМАКам [14]. Соответственно, можно ожидать возрастания энергетического времени жизни плазмы в системах с такой конфигурацией магнитного поля.

Нынешнее поколение СТЕЛЛАРАТОРов существенно улучшило свою способность удерживать горячую плазму. Соответственно, выросли и параметры плазмы в этих ловушках. То преимущество, которое было у ТОКАМАКов в самом начале развития - омический нагрев плазмы протекающим по ней током - уже не так важно. Сейчас и ТОКАМАК и СТЕЛЛАРАТОР используют одни и те же дополнительные методы нагрева плазмы с полной мощностью, существенно превышающей мощность омического нагрева в ТОКАМАКе. СТЕЛЛАРАТОРы пока еще небольшие машины в большим радиусом плазмы меньше чем 2.2 м малым радиусом плазмы 0.2-0.3 м, магнитным полем меньшим 2.5 Тл и максимальной мощностью дополнительного нагрева 3÷4 МВт [15,16]. Рекордная температура плазмы, Т = 3 КэВ и максимальное время удержания энергии, t_E = 0.04 с, пока, примерно, на порядок величины меньше, чем те, которые достигнуты сейчас в ТОКАМАКах.

Предельное β в СТЕЛЛАРАТОРе, как и в ТОКАМАКе, определяется МГД устойчивостью плазмы, которая ограничивает максимально достижимое значение β на уровне нескольких процентов. Из-за того, что в СТЕЛЛАРАТОРе равновесие плазмы создается внешними магнитными обмотками, а не током, протекающим по плазме, в СТЕЛЛАРАТОРе отсутствуют плазменные срывы. Превышения параметрами плазмы своих предельных значений, как правило, ведет в СТЕЛЛАРАТОРе к насыщению этих параметров или медленному распаду плазмы. Это, несомненно, большое преимущество СТЕЛЛАРАТОРа, по отношению к ТОКАМАКу, в котором срывы плазменного тока создают большие механические и тепловые нагрузки на первой стенке и в диверторе и, как следствие, усложняют их конструкцию.

Исследование удержания энергии в СТЕЛЛАРАТОРах показало, что время жизни в этих ловушках близко к тому, которое наблюдается в ТОКАМАКах в L-режиме, т.е. в режиме с высокими аномальными переносами и, соответственно, низким временем удержания энергии. Рис.12 из работы [17] показывает, что время удержания энергии в L-режиме ТОКАМАКа и СТЕЛЛАРАТОРах хорошо описывается одним и тем же скейлингом и, следовательно, удержание энергии в СТЕЛЛАРАТОРе не хуже, чем в ТОКАМАКе, работающем в L-режиме.

Рис.12. Сравнение времени удержания энергии в СТЕЛЛАРАТОРах и времени удержания энергии в L-моде ТОКАМАКов [17].
Наблюдаемое время жизни показано, как функция эмпирического скейлинга для времени удержания в СТЕЛЛАРАТОРе, ISS95.

Однако, основной режим работы ТОКАМАКов с дивертором - это режим с улучшенным удержанием энергии и частиц, Н-режим, со временем удержания примерно в два раза выше чем в L-режиме. Н-режим хорошо освоен и являются основным рабочим режимом нынешних экспериментальных установок с дивертором. Предполагается, что ТОКАМАК-реактор будет также работать в Н-режиме. Пока СТЕЛЛАРАТОРам не удалось получить подобного увеличения времени жизни - режимы с улучшенным удержанием в СТЕЛЛАРАТОРе хотя и существуют, но дают возрастание времени жизни лишь на 20-30 % по сравнению с L-режимом [18]. Если СТЕЛЛАРАТОР не освоит режимы подобные Н-режиму в ТОКАМАКе и не сможет существенно увеличить энергетическое время жизни, то удержание энергии останется в 1.5 -2.5 раза ниже, чем в ТОКАМАКе и, соответственно, для выполнения критерия Лоусона СТЕЛЛАРАТОР-реактор потребует гораздо больших размеров, чем ТОКАМАК-реактор. Улучшение времени жизни плазмы за счет оптимизации плазменных параметров и магнитной конфигурации является основной экспериментальной задачей СТЕЛЛАРАТОРной программы.

СТЕЛЛАРАТОРная программа проводится довольно активно, и СТЕЛЛАРАТОРы сейчас существуют во многих странах, включая Японию, Германию и Россию. Достижения некоторых нынешних и планируемых СТЕЛЛАРАТОРов показаны на Рис.2. В настоящее время строятся два больших СТЕЛЛАРАТОРа: LHD в Японии и WVII-X в Германии. Ожидается, что LHD будет введен в действие в 1998 г а WVII-X в 2002 г. Параметры этих установок приведены в Таблице 4. СТЕЛЛАРАТОР WVII-X будет иметь модульные катушки с оптимизированной геометрией магнитного поля. Японский СТЕЛЛАРАТОР, LHD, будет снабжен винтовым дивертором. Оба СТЕЛЛАРАТОРа будут иметь сверхпроводящие магнитные катушки.

Таблица 4.
Основные параметры строящихся СТЕЛЛАРАТОРов

	Большой радиус, R (м)	Малый радиус, а (м)	Мощность нагрева плазмы, (МВт)	Магнитное поле, Тл	Комментарии
L H D (Япония)	3.9	0.6	28	4	Сверхпроводящая магнитная система, винтовой дивертор
WVII-X (Германия)	5.5	0.5	20	3	Сверхпроводящая магнитная система, модульные катушки, оптимизированная магнитная конфигурация

Кроме ТОКАМАКов и СТЕЛЛАРАТОРов эксперименты, хотя и в меньшем масштабе, продолжаются на некоторых других системах с замкнутыми магнитными конфигурациями. Среди них следует отметить пинчи с обращенным полем [19], СФЕРОМАКи и компактные торы [20, 21]. Пинчи с обращенным полем имеют относительно низкое значение тороидального магнитного поля. В СФЕРОМАКе или в компактных торах тороидальная магнитная система вовсе отсутствует. Соответственно, все эти системы обещают возможность создания плазмы с высоким значением параметра β и, следовательно, в перспективе могут оказаться привлекательными для создания компактных термоядерных реакторов или же реакторов, использующих альтернативные реакции, такие как DHe³ или рВ, в которых низкое поле требуется для снижения магнитно-тормозного излучения. Нынешние параметры плазмы, достигнутые в этих ловушках, пока, существенно ниже, чем те, которые получены в ТОКАМАКах и СТЕЛЛАРАТОРах.

Последнее условие эквивалентно критерию Лоусона для магнитного термоядерного реактора. Из условия (6) следует, что критическая масса топлива, М, будет уменьшаться с ростом плотности смеси, М ~ ρ r³ ~ 1/ρ², а, следовательно, и энергия микровзрыва будет тем меньше, чем большей плотности смеси удастся достичь при сжатии.

Ограничения на степень сжатия связаны с небольшой, но всегда существующей неоднородностью падающего на оболочку излучения и с несимметрией самой мишени. Например, если ускорение g оболочки неоднородно с возмущением δg, то очевидно, что к концу сжатия отклонение от сферической симметрии достигнет величины δr / r » C_r δr / g, где C_r = R / r - линейный коэффициент сжатия мишени. При неоднородности облучения около 1%, что вполне достижимо при современных технологиях изготовления мишеней, линейный коэффициент сжатия будет ограничен величиной С_r = 30-40.

Несимметрия мишени может нарастать в процессе сжатия оболочки из-за развития неустойчивостей. Действительно, в начале сжатия на оболочку действуют силы инерции направленные по радиусу от центра к периферии. Поскольку плотность также спадает по радиусу, то в мишени может развиваться неустойчивость Рэлея-Тейлора, подобная той, которая развивается в тяжелой жидкости помещенной над легкой в поле тяжести. Оказывается, что неустойчивость может развиваться как на стадии ускорения оболочки, так и при ее разлете и приводит к экспоненциальному росту исходных возмущений. Численные расчеты показывают, что, если позволить возмущениям нарасти не более, чем в 1000 раз, то толщина оболочки D R должна быть не слишком мала R/D R = 25-35, а плотность мощности драйвера должна превышать (3÷4) ·10¹⁴ Вт/см² [25].

Оценим типичные параметры мишени и требования к мощности драйвера. Следуя работам [25,26], примем, что плотность смеси в сжатом состоянии ρ = 400 Г/см³. Тогда мишень с массой топлива М = 5 мг и, соответственно, с начальным радиусом 1.5-2 мм с запасом обеспечит выполнение условия зажигания (6). Полный термоядерный выход будет 6 · 10⁸ Дж, что соответствует тротиловому эквиваленту ~ 100 кг и может быть удержано достаточно прочной камерой. Оценим теперь, какая минимальная энергия должна быть затрачена на нагрев и сжатие мишени. Если бы драйвер должен был нагревать всю смесь до термоядерных температур Т = 10 КэВ, то во время сжатия была бы затрачена энергия 3/2NT = 6 · 10⁶ Дж, где N - полное число частиц смеси (ионов и электронов). При типичной эффективности драйвера 5%, на сжатие таблетки придется затратить 1.2 · 10⁸ Дж, поэтому, величина термоядерного выхода будет невысокой Q_fus ~ 5. Следовательно, очень важно, чтобы основное топливо оставалось холодным во время сжатия. В этом случае, работа будет тратиться на сжатие только электронной компоненты смеси, которая будет близка к вырожденной Ферми-жидкости. Оценки показывают, что в этом случае на сжатие будет затрачена энергия 6 · 10⁴ Дж, что позволит получить величину Q_fus ~ 100. Видно, что поджиг мишени с помощью небольшого количества горячей смеси ("искры") играет принципиальную роль в создании мишеней с большим положительным выходом. Детальные расчеты показывают [25, 26], что для поджига мишеней скорость сжатия должна быть на уровне (3-4) · 10⁷ см/с и, соответственно, время сжатия около 5 · 10^-9 с.

Недавно была предложена многообещающая возможность быстрого поджига предварительно сжатых мишеней с помощью сверхмощного дополнительного импульса [27,28]. Для поджига нужны плотности мощности до 10²⁰ Вт/см² с полной энергией быстрого драйвера в нескольких десятков кДж. При наличии такого драйвера, открывается возможность поджига дейтериевых мишеней с помощью небольшого тритиевого запала [29]. Пока не ясно, будет ли это достижимо на практике - в ближайшие годы это направление будет активно исследоваться теоретически и экспериментально.

Термоядерные мишени, подобные той, которая описана выше, уже были проверены экспериментально с помощью подземных ядерных взрывов [25]. Было показано, что они дают ожидаемый термоядерный выход, что доказало принципиальную возможность этого направления. С тех пор, основной задачей импульсного управляемого синтеза стала демонстрация большого положительного выхода в лабораторных условиях, что требует совершенствования мишеней и разработки эффективных неядерных драйверов для их обжатия. Одновременно с перспективной задачей создания управляемого термоядерного реактора, подобные драйверы позволят, в условиях полного запрещения ядерных испытаний, продолжать исследования в области ядерных вооружений. Именно перспектива оборонных приложений дала в последние годы мощный толчок исследованиям в области импульсных систем.

Простые соображения позволяют сформулировать требования на эффективность драйвера. Действительно, если обозначить Р_эл полную электрическую мощность, производимую термоядерной электростанцией, а Р_др - электрическую мощность, потребляемую драйвером, то для мощности, поставляемой в сеть, Р_сеть, можно записать простое соотношение;

Для того, чтобы электростанция была эффективной, циркулирующая в ней доля мощности, Р_др /Р_эл, должна быть не больше 20-25 %. Отношение Р_др /Р_эл определяется произведением эффективности драйвера, η (равной отношению энергии, вкладываемой в сжатие мишени, к полной электроэнергии потребляемой драйвером), термоядерному выходу мишени, Q_fus, и эффективности производства электроэнергии, ε

Р_др/Р_эл = l/η Q_fusε

Если принять, что ε = 30-40%, то требуемая эффективность драйвера будет определяться условием, η Q_fus > 10÷15, [25].

Таким образом, суммируя приведенные выше требования, можно заключить, что для поджига мишени миллиметрового размера, содержащей несколько миллиграмм DT смеси, к ней требуется подвести полную энергию на уровне нескольких МДж за время меньшее или порядка 10 наносекунд. Отклонения от симметрия облучения мишени должно быть не более 1%. В термоядерном реакторе с электрической мощностью 1 ГВт нужно поджигать 5÷6 мишеней в секунду. Рассмотрим теперь, какие существуют драйверы для обжатия подобных мишеней и какие из них смогут удовлетворить приведенным выше требованиям.

И хотя пучки тяжелых ионов открывают перспективу создания эффективного драйвера для термоядерного реактора, они имеют перед собой колоссальные технические трудности, которые еще предстоит преодолеть, прежде, чем цель будет достигнута. Для термоядерных приложений нужен ускоритель, который будет создавать пучок 10 ГэВ-ных ионов с пиковым током в несколько десятков КА и со средней мощностью около 15 МВт. Объем магнитной системы такого ускорителя сравним с объемом магнитной системы ТОКАМАКа-реактора и, поэтому, можно ожидать, что их стоимости будут одного порядка.

Камера импульсного реактора

В отличие от магнитного термоядерного реактора, где требуется высокий вакуум и чистота плазмы, к камере импульсного реактора такие требования не предъявляются. Основные технологические трудности создания импульсных реакторов лежат в области драйверной техники, создании прецизионных мишеней и систем позволяющих подавать и контролировать положение мишени в камере. Сама камера импульсного реактора имеет относительно простую конструкцию. Большинство проектов предполагает использовать жидкую стенку создаваемую открытым теплоносителем. Например, проект реактора HYLIFE-11 [36] использует расплавленную соль Li₂BeF₄, жидкая завеса из которой окружает область, куда поступают мишени. Жидкая стенка будет поглощать нейтронное излучение и смывать остатки мишеней. Она же демпфирует давление микровзрывов и равномерно передает ее на основную стенку камеры. Характерный внешний диаметр камеры около 8 м, ее высота - около 20 м.

Полный расход жидкого теплоносителя по оценкам будет составлять около 50 м³/с, что вполне достижимо. Предполагается, что кроме основного, стационарного потока, в камере будет сделана импульсная жидкая заслонка, которая будет открываться синхронизировано с подачей мишени с частотой около 5 Гц для пропускания пучка тяжелых ионов.

Требуемая точность подачи мишени составляет доли миллиметров. Очевидно, что пассивная подача мишени на расстояние в несколько метров с такой точностью в камере, в которой будет происходить турбулентные потоки газа, вызванные взрывами предшествующих мишеней, представляет собой практически невыполнимую задачу. Поэтому, в реакторе потребуется система управления, позволяющая отслеживать положение мишени и производить динамическую фокусировку пучка. В принципе, такая задача выполнима, но может существенно усложнить управление реактором.