Керований термоядерний синтез, процес злиття легких атомних ядер, що відбувається з виділенням енергії при високих температурах в регульованих, керованих умовах. Швидкості протікання термоядерних реакцій малі із-за кулонівського відштовхування (див. Кулона закон ) позитивно заряджених ядер. Тому процес синтезу йде з помітною інтенсивністю лише між легкими ядрами що володіють малим позитивним зарядом і лише при високих температурах, коли кінетична енергія ядер, що стикаються, виявляється достатньою для подолання кулонівського потенційного бар'єру . В природних умовах термоядерні реакції між ядрами водню (протонами) протікають в надрах зірок, зокрема у внутрішніх областях Сонця, і служать тим постійним джерелом енергії, яке визначає їх випромінювання. Згорання водню в зірках йде з малою швидкістю, але гігантські розміри і щільність зірок забезпечують безперервне випускання величезних потоків енергії протягом мільярдів років (детальніше за див.(дивися) Термоядерні реакції ) . З незрівнянно більшою швидкістю йдуть реакції між важкими ізотопами водню (дейтерієм 2 H і тритієм 3 H) з утворенням сильно зв'язаних ядер гелію:
.
Саме названі реакції представляють найбільший інтерес для проблеми В. т. с. Особливо приваблива друга реакція, що супроводиться великим енерговиділенням і що протікає із значною швидкістю. Тритій радіоактивний (період напіврозпаду 12,5 років) і не зустрічається в природі. Отже, для забезпечення роботи передбачуваного термоядерного реактора, що використовує як ядерне пальне тритій, має бути передбачена можливість відтворення тритію. З цією метою робоча зона даної системи може бути оточена шаром легкого ізотопу літію, в якому йтиме процес відтворення
6 Li + n ® 3 H + 4 He.
Вірогідність (ефективний поперечний переріз ) термоядерних реакцій швидко зростає з температурою, але навіть в оптимальних умовах залишається незрівнянно менше ефективного переріза зіткнень атомних . З цієї причини реакції синтезу повинні відбуватися в повністю іонізованной плазмі, нагрітою до високої температури, де процеси іонізації і збудження атомів відсутні і дейтон-дейтонниє або дейтон-трітонниє зіткнення рано чи пізно завершуються ядерним синтезом.
Питома потужність термоядерного реактора знаходиться шляхом множення числа ядерних реакцій, що відбуваються щомиті в одиниці об'єму робочої зони реактора, на енергію, що виділяється при кожному акті реакції.
Критерій Лоусона. Вживання законів збереження енергії і числа часток дозволяє з'ясувати що деякі пред'являються до реактора синтезу загальні вимоги, не залежні від яких-небудь особливостей технологічного або конструктивного характеру даної системи. На мал. 1 змальована принципова схема роботи реактора. Установка довільної конструкції містить чисту водневу плазму з щільністю п при температурі Т. В реактор вводиться паливо, наприклад равнокомпонентная суміш дейтерію і тритію, вже нагріта до необхідної температури. Усередині реактора інжектіруємиє частки час від часу стикаються між собою і відбувається їх ядерна взаємодія. Це корисний процес; одночасно, проте, з реактора вирушає енергія за рахунок електромагнітного випромінювання плазми і з робочої зони вислизає деяка доля «гарячих» (що володіють високою енергією) часток, які не встигли випробувати ядерні взаємодії. Хай t – середній час утримання часток в реакторі; сенс величини t такий: за час в 1 сік з 1 см 3 плазми в середньому вирушає n /t часток кожного знаку. У стаціонарному режимі в реактор треба щомиті інжектіровать таке ж число часток (з розрахунку на одиницю об'єму). Для покриття енергетичних втрат паливо, що підводиться, повинне подаватися в зону реакції з енергією, що перевищує енергію потоку вислизаючих часток. Ета додаткова енергія повинна компенсуватися за рахунок енергії синтезу, реакції, що виділяється в зоні, а також за рахунок часткової рекуперації в стінках і оболонці реактора електромагнітного випромінювання і корпускулярних потоків. Приймемо для простоти, що коефіцієнт перетворення в електричну енергію продуктів ядерних реакцій, електромагнітного випромінювання і часток з тепловою енергією однаковий і рівний h. Величину (часто називають коефіцієнт корисної дії (ккд). В умовах стаціонарної роботи системи і при нульовій корисній потужності рівняння балансу енергії в реакторі має вигляд:
h( P про + P r + P t ) = P r + P t , (1)
де P про – потужність ядерного енерговиділення, P r – потужність потоку випромінювання і P t – енергетична потужність потоку вислизаючих часток. Коли ліва частина написаної рівності делаєтся більше правою, реактор перестає витрачати енергію і починає працювати як термоядерна електростанція. При написанні рівності (1) передбачається, що вся рекуперована енергія без втрат повертається в реактор через інжектор разом з потоком нагрітого палива, що підводиться. Величини Р про , P r і P t відомим чином залежать від температури плазми, і з рівняння балансу легко обчислюється твір
n t = f ( T ) , (2)
де f ( T ) для заданого значення ккд(коефіцієнт корисної дії) h і вибраного сорту палива є сповна певна функція температури. На мал. 2 приведені графіки f ( T ) для двох значень h і для обох ядерних реакцій. Якщо величини h, досягнуті в даній установці, матимуться в своєму розпорядженні вище кривою f ( T ), це означатиме, що система працює як генератор енергії. При h = 1 / 3 енергетично вигідна робота реактора в оптимальному режимі (мінімум на кривих мал. 2 ) відповідає умові («критерії Лоусона»):
реакції (d, d): n t >10 15 см -3 · сік ;
Т ~ 10 9 До; (3)
реакції (d, t): n t > 0, 5·10 15 см -3 · сік,
Т ~ 2·10 8 До.
Т. о., навіть в оптимальних умовах, для найцікавішого випадку – реактора, що працює на равнокомпонентной суміші дейтерію і тритію, і при вельми оптимістичних припущеннях відносно величини (необхідне досягнення температур ~ 2·10 8 К. Прі цьому для плазми з щільністю ~ 10 14 см -3 мають бути забезпечені часи утримання порядка секунди. Звичайно, енергетично вигідна робота реактора може відбуватися і при нижчих температурах, але за це доведеться «розплачуватися» збільшеними значеннями n t .
Отже, спорудження реактора передбачає: 1) здобуття плазми, нагрітої до температур в сотні мільйонів градусів; 2) збереження плазмової конфігурації протягом часу, необхідного для протікання ядерних реакцій. Дослідження по В. т. с. ведуться в двох напрямах – по розробці квазістаціонарних систем, з однієї сторони, і пристроїв, гранично швидкодіючих, з іншою.
В. т. с. з магнітною термоізоляцією. Розглянемо спочатку перший варіант. Енергетичний вихід на рівні 10 5 квт/м 3 досягається для (d, t) реакцій при щільності плазми ~ 10 15 см -3 і температурі ~ 10 8k . Це означає, що розміри реактора на 10 6 –10 7 квт (такі типові потужності сучасних великих електростанцій) мають бути в межах 10–100 м-коду 3 , що сповна прийнятно. Основне питання полягає в тому, яким способом утримувати гарячу плазму в зоні реакції. Дифузійні потоки часток і тепла при вказаних значеннях n і Т виявляються гігантськими і будь-які матеріальні стінки непридатними. Основоположна ідея, висловлена в 1950 в Радянському Союзі і США, полягає в використанні принципу магнітної термоізоляції плазми. Заряджені частки, створюючі плазму, знаходячись в магнітному полі, не можуть вільно переміщатися перпендикулярно до силових ліній поля. В результаті коефіцієнти дифузії і теплопровідності впоперек магнітного поля, в разі стійкої плазми, дуже швидко убувають із зростанням напруженості поля і, наприклад, при полях ~10 5 гс зменшуються на 14–15 порядків величини проти свого значення, що не «замагнічує», для плазми з вказаною вище щільністю і температурою. Т. о., вживання досить сильного магнітного поля в принципі відкриває дорогу для проектування реактора синтезу.
Дослідження в області В. т. с. з магнітною термоізоляцією діляться на три основні напрями: 1) відкриті (або дзеркальні) магнітні пастки; 2) замкнуті магнітні системи; 3) установки імпульсної дії.
У відкритих пастках відхід часток з робочої зони впоперек силових ліній на стінки установки утруднений; він відбувається або в ході процесу дифузії (тобто дуже повільно), що «замагнічує», або шляхом перезарядки на молекулах залишкового газу (див. Перезарядка іонів ) . Відхід плазми уздовж силових ліній також сповільнений областями посиленого магнітного поля (т.з. «магнітними дзеркалами» або «пробками»), розміщеними на відкритих кінцях пастки. Заповнення пасток плазмою зазвичай виробляється шляхом інжекції плазмових згустків або окремих часток, що володіють великою енергією. Додатковий нагрів плазми може бути здійснений за допомогою адіабатичного стискування в наростаючому магнітному полі (детальніше за див.(дивися) Магнітні пастки ) .
В системах замкнутого типа (токамак, стеларатор ) відхід часток на стінки тороїдальної установки впоперек подовжнього магнітного поля також утруднений і відбувається за рахунок дифузії, що замагнічує, і перезарядки. Нагрівання плазмового шнура в токамаке на початкових стадіях процесу здійснюється кільцевим струмом, що протікає по ньому. Проте у міру підвищення температури джоульов нагрів стає все менш ефективним, т.к. сопротівленіє плазми швидко падає із зростанням температури. Для нагрівання плазми зверху 10 7 До застосовуються методи нагріву високочастотним електромагнітним полем і введення енергії за допомогою потоків швидких нейтральних часток.
В установках імпульсної дії (Z-пінч і Q-пінч) нагрівання плазми і її утримання здійснюються сильними короткочасними струмами, що протікають через плазму. При одночасному наростанні струму і магнітного тиску плазма віджимається від стінок судини, чим забезпечується її термоізоляція. Підвищення температури відбувається за рахунок джоульова нагріву, адіабатичного стискування плазмового шнура і, мабуть, в результаті турбулентних процесів при розвитку нестійкості плазми (детальніше за див.(дивися) Пінч-ефект ) .
Самостійний напрям утворюють дослідження гарячої плазми у високочастотних (ВЧ) полях. Як показали досліди П. Л. Капіци, у водні і гелії при досить високому тиску удається отримати у ВЧ(висока частота) полях вільно ширяючий плазмовий шнур з електронною температурою ~10 5 К. Система допускає замикання шнура в кільце і накладення додаткового подовжнього магнітного поля.
Успішна робота будь-якою з перерахованих установок можлива лише за умови, що вихідна плазмова структура виявляється макроскопічно стійкою, зберігаючи задану форму протягом всього часу, необхідного для протікання реакції. Крім того, в плазмі мають бути пригнічені мікроскопічні нестійкості, при виникненні і розвитку яких розподіл часток по енергіях перестає бути рівноважним і потоки часток і тепла впоперек силових ліній різко зростають в порівнянні з їх теоретичними значеннями. Саме у напрямі стабілізації плазмових конфігурацій розвивалися основні дослідження магнітних систем починаючи з 1950, і ця робота все ще не може вважатися повністю завершеною.
Надшвидкодіючі системи В. т. с. з інерціальним утриманням. Труднощі, пов'язані з магнітним утриманням плазми, можна в принципі обійти, якщо спалювати ядерне пальне за надзвичайно малі часи, коли нагріта речовина не встигає розлетітися із зони реакції. Згідно з критерієм Лоусона, корисна енергія при такому способі спалювання може бути отримана лише при дуже високій щільності робочої речовини. Щоб уникнути ситуації термоядерного вибуху великої потужності, потрібно використовувати дуже малі порції пального, вихідне термоядерне паливо повинне мати вигляд невеликих крупинок (діаметром 1–2 мм ) , приготованих з суміші дейтерію і тритію, що упорскують в реактор перед кожним його робочим тактом. Головна проблема тут полягає в підведенні необхідної енергії для розігрівання крупинки пального. У справжня час (1976) вирішення цієї проблеми покладається на вживання лазерних променів або інтенсивних електронних пучків. Дослідження в області В. т. с. із застосуванням лазерного нагріву були початі в 1964; використання електронних пучків знаходиться на ранішій стадії вивчення – тут виконані доки порівняно нечисленні експерименти.
Оцінки показують, що вираження для енергії W, яку необхідно підводити до установки для забезпечення роботи реактора, має вигляд:
дж
Тут h – вираження загального вигляду для ккд(коефіцієнт корисної дії) пристрої і а – коефіцієнт стискування мішені. Як показує написана рівність, навіть при найоптимістичніших допущеннях відносно можливого значення h величина W при a = 1 виходить невідповідний великою. Тому лише у поєднанні з різким збільшенням щільності мішені (приблизно у 10 4 раз) в порівнянні з вихідною щільністю твердої (d, t) мішені можна підійти до прийнятних значень W. Швидке нагрівання мішені супроводиться випаром її поверхневих шарів і реактивним стискуванням внутрішніх зон. Якщо потужність, що підводиться, певним чином програмована в часі, то, як показують обчислення, можна розраховувати на досягнення вказаних коефіцієнтів стискування. Інша можливість полягає в програмуванні радіального розподілу щільності мішені. У обох випадках необхідна енергія знижується до 10 6 дж, що лежить в межах технічної здійсненності, враховуючи стрімкий прогрес лазерних пристроїв.
Труднощі і перспективи. Дослідження в області В. т. с. стикаються з великими труднощами як чисто фізичного, так і технічного характеру. До перших відноситься вже згадана проблема стійкості гарячої плазми, поміщеної в магнітну пастку. Правда, вживання сильних магнітних полів спеціальної конфігурації пригнічує потоки часток, що покидають зону реакції, і дозволяє отримати у ряді випадків досить стійкі плазмові утворення. Електромагнітне випромінювання при використовуваних значеннях n і Т плазми і можливих розмірах реактора вільно покидає плазму, але для чисто водневої плазми ці енергетичні втрати визначаються лише гальмівним випромінюванням електронів і у випадку (d, t) реакцій перекриваються ядерним енерговиділенням вже при температурах вище 4·10 7 До.
Друга фундаментальна трудність пов'язана з проблемою домішок. Навіть мала добавка чужорідних атомів з великим Z, які при даних температурах знаходяться в сильно іонізованном стані, приводить до різкого збільшення інтенсивності суцільного спектру, до появи лінійчатого спектру і зростання енергетичних втрат вище допустимого рівня. Потрібні надзвичайні зусилля (безперервне вдосконалення вакуумних установок, використання тугоплавких і труднораспиляємих металів як матеріал діафрагм, вживання спеціальних пристроїв для уловлювання чужорідних атомів і т.д.), щоб вміст домішок в плазмі залишався нижчим за допустимий рівень. Точніше – «летальна» концентрація, що унеможливлює протікання термоядерних реакцій, наприклад для домішки вольфраму або молібдену, складає десяті долі відсотка.
На мал. 3 на діаграмі ( n t, Т ) вказані параметри, досягнуті на різних установках до середини 1976. Щонайближче до області, де виявляється задоволеним критерій Лоусона і може протікати термоядерна реакція, що самоподдержівающаяся, розташовуються установки типа токамак і системи з лазерним нагрівом. Було б, проте, помилковим на підставі наявних даних робити категоричні висновки про типа того пристрою, який належатиме в основу термоядерного реактора майбутнього. Дуже швидкими темпами відбувається розвиток даної галузі технічної фізики, і багато оцінок можуть змінитися впродовж найближчого десятиліття.
Величезне значення, яке додається дослідженням в області В. т. с., пояснюється рядом причин. Наростаюче забруднення довкілля настійно вимагає перекладу промислового виробництва планети на замкнутий цикл, коли виникає мінімум відходів. Але подібна реконструкція промисловості неминуче пов'язана з різким зростанням енергоспоживання. Тим часом ресурси мінерального палива обмежені і при збереженні існуючих темпів розвитку енергетики будуть вичерпані впродовж найближчих десятиліть (нафта, горючі гази) або століть (вугілля). Звичайно, найкращим варіантом було б використання сонячної енергії, але низька щільність потужності падаючого випромінювання сильно утрудняє радикальне вирішення цієї проблеми. Перехід енергетики в глобальному масштабі на ядерних реактори ділення ставить складні проблеми поховання величезних радіоактивних відходів (альтернатива: викид радіоактивних відходів в космос). По наявних оцінках, радіоактивна небезпека установок на В. т. с. повинна виявитися на три порядки величини нижче, ніж в реакторів ділення. Якщо говорити про далекі прогнози, то оптимум слід шукати в поєднанні сонячної енергетики і В. т. с.
Літ.: Тамм І. Е., Теорія магнітного термоядерного реактора, ч. 1, в збірці: Фізика плазми і проблема керованих термоядерних реакцій, т. 1, М., 1958; Цукрів А. Д., Теорія магнітного термоядерного реактора, ч. 2, там же; Арцимовіч Л. А., Керовані термоядерні реакції, М., 1963; Капіца П. Л., Вільний плазмовий шнур у високочастотному полі при високому тиску, «Журнал експериментальної і теоретичної фізики», 1969, т. 57, ст 6(12); його ж, Термоядерний реактор з вільно ширяючим у високочастотному полі плазмовим шнуром, там же, 1970, т. 58, ст 2; Роуз Д., Керований термоядерний синтез. (Результати і загальні перспективи), «Успіхи фізичних наук», 1972, т. 107, ст 1, с. 99; Лукьянов С. Ю., Гаряча плазма і керований ядерний синтез, М., 1975; Лазери і термоядерна проблема, під ред. Би. Б. Кадомцева, М., 1974; Ribe F. L., Fusion reactor systems, «Reviews of Modern Physics», 1975, v. 47 №1; Furth H. P., Tokamak Research, «Nuclear Fusion», 1975, v. 15 № 3; Ashby D. Е., Laser fusion «Journal of the British Nuclear Energy Society», 1975 № 4.
