Термоядерная энергетика  

Теория, практика, проблемы, решения.

Главное меню

Научные установки для управляемого термоядерного синтеза.

Все изобретенные за 50 лет 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 хорошего 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, n ~ 10²⁰ м^-3 (это примерно в 10⁵ раз ниже, чем плотность атомов при нормальном давлении и комнатной температуре).

Краткое оглавление
 Импульсные системы
  Z-пинчи
  Инерционное сжатие
   Мишени для термоядерного синтеза
   Драйвера для термоядерного синтеза
   Лазеры
   Ионные пучки
   Камера импульсного реактора
Системы с магнитным удержанием плазмы.
 Открытые ловушки
 СТЕЛЛАРАТОР

К оглавлению

Импульсные системы.

В импульсных системах с инерционным удержанием плазмы, выполнение критерия Лоусона достигается не за счет длительного удержания плазмы, а за счет увеличения ее плотности в результате сжатия смеси. Если при сжатия удастся достичь требуемой температуры 10-50 КэВ, а плотность смеси после ее сжатия будет достаточно велика, то она успеет прореагировать за время инерционного разлета смеси. Такие системы, которые фактически используют микровзрывы небольшого количества реагирующей смеси, называются системами с инерционным удержанием. Основная физическая задача в этом направлении управляемого термоядерного синтеза - получение высоких степеней сжатия в таком малом количестве топлива, которое позволит использовать выделившуюся термоядерную энергию без разрушения камеры.

К оглавлению

Z-Пинчи.

Пинч-эффект (от англ. pinch — сужение, сжатие), эффект самостягивания разряда, свойство электрического токового канала в сжимаемой проводящей среде уменьшать своё сечение под действием собственного, порождаемого самим током, магнитного поля. Впервые это явление описано в 1934 американским учёным У. Беннетом применительно к потокам быстрых заряженных частиц в газоразрядной плазме. Термин «П.-э.» введён в 1937 английским физиком Л. Тонксом при исследовании дугового разряда.

Механизм Пинч-эффект проще всего понять на примере тока I, текущего вдоль оси цилиндра, заполненного проводящей средой. Силовые линии магнитного поля, создаваемого I, имеют вид концентрических окружностей, плоскости которых перпендикулярны оси цилиндра. Электродинамическая сила, действующая на единицу объёма проводящей среды с плотностью тока j, в СГС системе единиц равна ¹/_c× [jb] и направлена к оси цилиндра, стремясь сжать среду. Возникающее состояние и есть Пинч-эффект (Здесь квадратные скобки обозначают векторное произведение; с — скорость света в вакууме; b — магнитная индукция в рассматриваемом единичном объёме.) Пинч-эффект можно считать также простым следствием Ампера закона о магнитном притяжении отдельных параллельных токовых нитей (элементарных токовых трубок), совокупностью которых является токовый цилиндр. Магнитному сжатию препятствует газокинетическое давление проводящей среды, обусловленное тепловым движением её частиц; силы этого давления направлены от оси токового канала. Однако при достаточно большом токе перепад магнитного давления становится больше газокинетического и токовый канал сжимается — возникает Пинч-эффект

Для Пинч-эффект необходимо примерное равенство концентраций носителей зарядов противоположного знака в среде. В потоках же носителей зарядов одного знака электрическое поле пространственного заряда эффективно препятствует сжатию тока. Прохождение достаточно больших токов через газ сопровождается его переходом в состояние полностью ионизованной плазмы, состоящей из заряженных частиц обоих знаков. Пинч-эффект в этом случае отжимает плазменный шнур (токовый канал) от стенок камеры, в которой происходит разряд. Т. о. создаются условия для магнитной термоизоляции плазмы. Этим свойством мощных самосжимающихся разрядов (их называют пинчами) объясняется возникший в связи с проблемой управляемого термоядерного синтеза (УТС) интерес к Пинч-эффект, как к наиболее простому и обнадёживающему механизму удержания высокотемпературной плазмы.

Условия, при которых газокинетическое давление плазмы nk (T_e + T_i) становится равным магнитному давлению поля тока I, описываются соотношением Беннета: (^2I/_cr)2/8p = nk (T_e + T_i). Здесь n — число частиц в единице объёма, r — радиус пинча; T_e и T_i — электронная и ионная температуры, соответственно; n — число электронов в единице объёма (равное из условия квазинейтральности плазмы числу ионов); k — Больцмана постоянная. Из формулы Беннета следует, что для достижения минимальной температуры (Т~10⁸К), при которой термоядерный синтез может представлять интерес как источник энергии, требуется хотя и большой, но вполне осуществимый ток ~ 10⁶а. Исследование пинчей в дейтерии началось в 1950—51 одновременно в СССР, США и Великобритании в рамках национальных программ по УТС. При этом основное внимание уделялось двум типам пинчей — линейному и тороидальному. Предполагалось, что плазма в них при протекании тока будет нагреваться не только за счёт её собственного электрического сопротивления (джоулев нагрев), но и при так называемом адиабатическом (т. е. происходящем без обмена энергией с окружающей средой) сжатии пинча. Однако в первых же экспериментах выяснилось, что Пинч-эффект сопровождается развитием различных плазменных неустойчивостей. Образовывались местные пережатия («шейки») пинча, его изгибы и винтовые возмущения («змейки»). Нарастание этих возмущений происходит чрезвычайно быстро и ведёт к разрушению пинча (его разрыву или выбрасыванию плазмы на стенки камеры). Оказалось, что простейшие пинчи подвержены практически всем видам неустойчивостей высокотемпературной плазмы и могут служить как для их изучения, так и для испытания разных способов стабилизации плазменного шнура. Ток ~ 10⁶ а в установках с линейным пинчём получают при разряде на газовый промежуток мощных конденсаторных батарей. Скорости нарастания тока в отдельных случаях ~1012а/сек. При этом наиболее существенным оказывается не джоулев нагрев, а электродинамическое ускорение к оси токового шнура его тонкой наружной оболочки (скин-слоя), сопровождающееся образованием мощной сходящейся к оси ударной волны. Превращение накопленной такой волной энергии в тепловую создаёт плазму с температурой, намного более высокой, чем мог бы дать джоулев нагрев. С др. стороны, преобразование в пинче энергии электрического тока в тепловую становится значительно эффективнее, когда определяющий вклад в электрическое сопротивление плазмы начинает давать её турбулентность, возникающая при развитии так называемых микронеустойчивостей.

Для мощных импульсных пинчей в разрежённом дейтерии характерно, что при некоторых условиях они становятся источниками жёстких излучений (нейтронного и рентгеновского). Это явление впервые было обнаружено в СССР в 1952.

Хотя в простейших вариантах пинчей и не удалось решить задачу УТС, самосжимающиеся разряды явились своеобразной школой плазменных исследований, позволив получать плотную плазму со временем жизни хотя и малым, но достаточным для изучения физики Пинч-эффект, создать разнообразные методы диагностики плазмы, развить современную теорию процессов в ней. Эволюция установок, использующих Пинч-эффект, привела к созданию многих типов плазменных устройств, в которых неустойчивости Пинч-эффект либо стабилизируются с помощью внешних магнитных полей («Токамаки», Q-пинчи и т.д.), либо сами эти неустойчивости используются для получения короткоживущей сверхплотной плазмы в так называемых «быстрых» процессах («плазменный фокус», «микро-пинчи»). Поэтому в настоящее время (1975) существенное место в национальной и межнациональной программах решения проблемы УТС (СССР, США, Европейское сообщество по атомной энергии) отводится системам, в основе которых лежит Пинч-эффект

Пинч-эффект имеет место не только в газовом разряде, но и в плазме твёрдых тел, особенно в так называемой сильно вырожденной электронно-дырочной плазме полупроводников.

http://www.ps.uci.edu/physics/news4/wessel.html

К оглавлению

Инерционное сжатие.

Импульсные системы для осуществления управляемого термоядерного синтеза получили свое второе рождение после изобретения в 1960 г. лазеров, способных в коротких импульсах генерировать огромные мощности. Идея лазерного термоядерного синтеза заключается в облучении лазерным излучением небольшой сферической оболочки, заполненной газообразным или твердым топливом. Под действием излучения материал оболочки испаряется и создает реактивные силы, способные сжать оболочку и содержащуюся в ней реагирующую смесь.

 Мишень для инерционного синтеза состоит из полой оболочки (1), слоя твердой замороженной ДТ смеси (2) и ДТ газа низкой плотности в центре мишени (3).

Параллельно с лазерами, в 60 годы развивались и другие мощные драйверы - ионные и электронные пучки, которые также могли бы обеспечивать требуемые мощности на поверхности мишеней. Были разработаны импульсные системы питания, способные создавать и подводить к мишеням энергию 1-10 МДж за 10^-8 с, т.е., получать пиковые мощности на уровне 10¹⁵ Вт. Появление новой технологии повлекло за собой интенсивные исследования физики взаимодействия мощного излучения и пучков частиц с твердым телом и привело к разработке термоядерных мишеней, способных давать положительный выход энергии.

К оглавлению

Мишени для инерционного управляемого термоядерного синтеза.

Одна из возможных схем мишени показана на Рис. Основное топливо содержится внутри мишени в виде твердой DT смеси, намороженной на внутреннюю сторону оболочки мишени. Центральная часть мишени заполнена разреженным DT газом (примерно 5 % от полной массы топлива), который служит для поджига мишени в процессе ее сжатия. Испарение материала оболочки мишени и его разлет создает реактивную, силу, сжимающую оболочку и содержащиеся в нем DT топливо. В конечном, сжатом состоянии давление должно быть примерно однородным по сечению, но температура в центральной области, получившейся из разреженного газа (область 3 на Рис.), будет более высокой, поэтому, в центре загорится термоядерная реакция, которая будет разогревать более плотную внешнюю область. В результате, термоядерное горение распространится на всю смесь, содержащуюся внутри оболочки. После этого, смесь будет разлетаться, примерно, со скоростью звука, соответствующей температуре смеси, Т = 20÷40 КэВ. Очевидно, что при заданной температуре, время жизни сжатой таблетки будет пропорционально ее радиусу, и поэтому критерий зажигания (условие nt_E) можно записать в терминах произведения плотности смеси, ρ, на ее радиус в сжатом состоянии, ρ · r. Расчеты показывают, что для выгорания 30 % смеси нужно, чтобы после сжатия выполнялось условие:

Последнее условие эквивалентно критерию Лоусона для магнитного термоядерного реактора. Из условия 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.

Оценим типичные параметры мишени и требования к мощности драйвера. Следуя работам, 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, 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. 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. 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. 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.

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.

К оглавлению

Драйверы для инерционного управляемого синтеза

В настоящее время в инерционном термоядерном синтезе разрабатываются несколько типов драйверов: лазеры, пучки легких ионов и пучки тяжелых ионов. Некоторое время назад большой интерес вызывали релятивистские электронные пучки, но потом стало ясно, что их трудно фокусировать и подводить к мишеням, поэтому, это направление, в настоящее время, трансформировалось в мощные Z-пинчи.

Прежде чем переходить к обсуждению каждого из драйверов, рассмотрим, каким образом в эксперименте добиваются требуемой равномерности облучения. Существуют два принципиальных подхода. При прямой схеме облучения, которая используется в случае оптических драйверов, однородность достигается за счет использования большого количества лучей, равномерно распределенных по поверхности мишени. При этом используются различные дополнительные оптические методы, позволяющие более равномерно "размазать" излучение отдельного пучка по поверхности мишени [30,31]. Второй подход, который можно использовать не только для оптических, но и пучковых драйверов, заключается в использовании холраума - дополнительной камеры с небольшими отверстиями, которая изготовлена из материалов с большим Z, например таких, как вольфрам. Эта схема проиллюстрирована на Рис.14.

Схема облучения мишени в хорлауме для лазерного излучения (а) и пучков тяжелых ионов (b). Лазерное излучение направляется в хорлаум через небольшие отверстия и нагревает стенки кожуха, изготовленные из материала с большим Z, которые испускают мягкое рентгеновское излучение.

Непрямая схема облучения позволяет преобразовывать лазерное излучение в излучение с меньшей длинной волны (мягкое рентгеновское излучение), которое обеспечивает лучшие характеристики сжатия мишени, чем исходное излучение. Кроме того, достигается большая равномерность облучения мишени. Несмотря на наличие "посредника" в этой схеме, эффективность преобразования лазерного излучения в рентгеновское достигает в экспериментах 40-80 %. На Рис. показана фотография холраума в рентгеновских лучах в момент его облучения на установке NOVA.

Рис.15. Фотография в рентгеновских лучах холраума, освещенного десятью лучами лазера NOVA. Мишень находится внутри кожуха и поэтому не видна. (Photo courtesy of LLNL Laser Programs).

Схема с холраумом является основной схемой сжатия при использовании ионных пучков, которые имеют большой пробег в веществе и следовательно не могут быть использованы для прямого облучения мишени.

К оглавлению

Лазеры

Преимущество лазерного излучения заключается в относительной легкости его транспортировки к мишени и его фокусировки, возможности получать огромные плотности мощности, требуемые для эффективного сжатия мишени. В настоящее время, существуют и строятся несколько мощных лазерных установок для обжатия мишеней. Их параметры приведены в Таблице.

Таблица.
Основные параметры крупнейших лазерных установок для обжатия термоядерных мишеней.

Название установки	Тип лазера	Энергия в импульсе (кДж)	Длина волны
NOVA (США)	Nd стекло	125 / 80 / 55	1.05 / 0.53 / 0.35
OMEGA (США)	Nd стекло	30	0.35
NIF (строится в США)	Nd стекло	1800	0.35
ИСКРА 5 (Россия)	Iodine	30	1.35
ДЕЛЬФИН (Россия)	Nd стекло	10	1.05
PHEBUS (Франция)	Nd стекло	20 / 10	0.53 / 0.35
GЕККО ХП (Япония)	Nd стекло	20 / 15 / 12	1.05 / 0.53 / 0.35

Исследование взаимодействия лазерного излучения с веществом показало, что лазерное излучение хорошо поглощается испаряющимся веществом оболочки мишени вплоть до требуемых плотностей мощности 2÷4 · 10¹⁴ Вт/см². Коэффициент поглощения может достигать 40÷80 % и растет с уменьшением длинны волны излучения [25]. Как указывалось выше, большого термоядерного выхода можно добиться, если при сжатии основная масса топлива остается холодной. Для этого нужно, чтобы сжатие было адиабатическим, т.е. нужно избегать предварительного разогрева мишени, которое может происходить за счет генерации лазерным излучением энергичных электронов, ударных волн или жесткого рентгеновского излучения. Многочисленные исследования показали, что эти нежелательные эффекты можно снизить за счет профилирования импульса излучения, оптимизации таблеток и уменьшения длины волны излучения. На Рис, показаны границы области на плоскости плотность мощности - длина волны лазеров, пригодных для обжатия мишеней.

Область на плоскости параметров, в которой лазеры способны осуществлять обжатия термоядерных мишеней (заштрихована).

Первая лазерная установка (NIF) с параметрами лазера, достаточными для получения зажигания мишеней, будет построена в США в 2002 г. Установка позволит изучить физику обжатия мишеней, которые будут иметь термоядерный выход на уровне 1-20 МДж и, соответственно, позволит получить высокие значения Q>1.

Хотя лазеры позволяют проводить лабораторные исследования по обжатию и зажиганию мишеней, их недостатком является низкий к.п.д., который, пока, в лучшем случае, достигает 1-2%. При таких низких к.п.д., термоядерный выход мишени должен превышать 10³, что является очень сложной задачей. Кроме того, лазеры на стекле имеют низкую повторяемость импульса. Для того, чтобы лазеры могли служить драйвером реактора термоядерной электростанции их стоимость должна быть снижена примерно на два порядка величины. Поэтому, параллельно с развитием лазерной технологии, исследователи обратились к разработке более эффективных драйверов - ионных пучков.

Главный зал установки "Ангара-5-1"


Экспериментальный комплекс "Ангара-5-1" создан в ОФТП ГНЦ РФ ТРИНИТИ в 1984 г.
С момента создания и по настоящее время "Ангара-5-1" является крупнейшей на континенте установкой для исследований по физике быстрых самосжатых разрядов сверхтераваттной мощности, динамике излучающей плазмы многозарядных ионов, проблеме инерциального управляемого синтеза.

К оглавлению

Ионные пучки

В настоящее время рассматривается два типа ионных пучков: пучки легких ионов, типа Li, с энергией в несколько десятков МэВ и пучки тяжелых ионов, типа Рb, с энергией до 10 ГэВ. Если говорить о реакторных приложениях, то в обоих случаях нужно подвести к мишени радиусом несколько миллиметров энергию в несколько МДж за время порядка 10 нс. Необходимо не только сфокусировать пучок, но и суметь провести его в камере реактора на расстояние порядка нескольких метров от выхода ускорителя до мишени, что для пучков частиц является совсем не простой задачей.

Пучки легких ионов с энергией несколько десятков МэВ можно создавать с относительно большим к.п.д. с помощью импульсного напряжения, приложенного к диоду. Современная импульсная техника позволяет получать мощности, требуемые для обжатия мишеней, и поэтому, пучки легких ионов являются наиболее дешевым кандидатом для драйвера. Эксперименты с легкими ионами проводились в течение многих лет на установке PBFA-11 в Сандиевской национальной лаборатории в США. Установка позволяет создавать короткие (15 нс) импульсы 30 МэВ-ных ионов Li с пиковым током 3.5 МА и полной энергией около 1 МДж. Кожух из материала с большим Z с мишенью внутри помещался в центре сферически симметричного диода, позволяющего получать большое количество радиально направленных ионных пучков. Энергия ионов поглощалась в кожухе холраума и пористом наполнителе между мишенью и кожухом и преобразовывалось в мягкое рентгеновское излучение, сжимающее мишень.

Предполагалось получить плотность мощности свыше 5 · 10¹³ Вт/см², необходимую для обжатия и поджига мишеней. Однако, достигнутые плотности мощности были, примерно, на порядок величины меньше, чем ожидалось. В реакторе, использующем легкие ионы в качестве драйвера, требуются колоссальные потоки быстрых частиц с высокой плотностью частиц вблизи мишени. Фокусировка таких пучков на миллиметровые мишени представляет собой задачу огромной сложности. Кроме того, легкие ионы будут заметно тормозиться в остаточном газе в камере сгорания.

Переход к тяжелым ионам и большим энергиям частиц позволяет существенно смягчить эти проблемы и, в частности, уменьшить плотности тока частиц и, таким образом, облегчить проблему фокусировки частиц. Однако, для получения требуемых 10 ГэВ-ных частиц требуются огромные ускорители с накопителями частиц и прочей сложной ускорительной техникой. Положим, что полная энергия пучка 3 МДж, время импульса 10 нс и область, на которую должен быть сфокусирован пучок, представляет собой окружность с радиусом 3 мм. Сравнительные параметры гипотетических драйверов для обжатия мишени приведены в Таблице 

Таблица
Сравнительные характеристики драйверов на легких и тяжелых ионах.

Тип драйвера	Ионы	Энергия ионов	Скорость частиц	Ток ионов	Плотность частиц *)
Легкие ионы	Li	30 МэВ	3 · 107 м/с	10 МА	6 · 1020 м -З
Тяжелые ионы	Pb	10 ГэВ	108 м/с	30 кА	1017 м -З

*) – в области мишени

Пучки тяжелых ионов, также, как и легкие ионы, требуют использования холраума, в котором энергия ионов преобразуется в рентгеновское излучение, равномерно облучающее саму мишень. Конструкция холраума для пучка тяжелых ионов лишь немного отличается от холраума для лазерного излучения. Отличие заключается в том, что пучки на требуют отверстий, через которое лазерные лучи проникают внутрь холраума. Поэтому, в случае пучков, используются специальные поглотители частиц, которые преобразуют их энергию в рентгеновское излучение. Один из возможных вариантов показан на Рис.14b. Оказывается, что эффективность преобразования уменьшается с ростом энергии ионов и ростом размера области, на которой происходит фокусировка пучка. Поэтому, увеличение энергии частиц свыше 10 ГэВ нецелесообразно.

В настоящее время, как в Европе, так и в США принято решение сосредоточить основные усилия на развитием драйверов, основанных на пучках тяжелых ионов. Предполагается, что эти драйверы будут разработаны к 2010-2020 гг и, в случае успеха, заменят лазеры в установках следующего за NIF поколения. Пока ускорителей, требуемых для инерционного синтеза, не существует. Основная трудность их создания связана с необходимостью увеличивать плотности потоков частиц до такого уровня, при котором пространственная плотность заряда ионов уже существенно влияет на динамику и фокусировку частиц. Для того, чтобы уменьшить эффект пространственного заряда, предполагается создавать большое количество параллельных пучков, которые будут соединяться в камере реактора и направляться на мишень. Характерный размер линейного ускорителя - несколько километров.

Каким же образом предполагается провести ионные пучки на расстояние несколько метров в камере реактора и сфокусировать их на области размером несколько миллиметров? Одна из возможных схем заключается в самофокусировке пучков, которая может происходить в газе низкого давления. Пучок будет вызывать ионизацию газа и компенсирующий встречный электрический ток, протекающий по плазме. Азимутальное магнитное поле, которое создается результирующим током (разницей тока пучка и обратного тока плазмы), будет приводить к радиальному сжатию пучка и его фокусировке. Численное моделирование показывает, что, в принципе, такая схема возможна, если давление газа будет поддерживаться в нужном диапазоне 1-100 Торр.

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.

К оглавлению

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 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.

К оглавлению

Системы с магнитным удержанием плазмы.

Принцип магнитного удержания заключается в использовании сильного магнитного поля для изоляции горячей смеси от первой стенки реактора. Ниже мы рассмотрим лишь общие принципы, лежащие в основе магнитного удержания. Более детальный обзор этого направления термоядерных исследований можно найти в работе.

При тех температурах, которые нужны для термоядерных реакций, реагирующая смесь полностью ионизована и состоит из заряженных частиц ионов и электронов, которые движутся независимо друг от друга с относительно редкими столкновениями между собой. Сила Лоренца, действующая на заряженную частицу в магнитном поле, заставляет ее вращаться по так называемой ларморовской окружности с радиусом

 

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

       

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.

К оглавлению

Открытые ловушки

Если в ТОКАМАКе или СТЕЛЛАРАТОРе хорошее удержание плазмы обеспечивается наличием замкнутых магнитных поверхностей, то в открытых системах удержание частиц в направлении вдоль магнитного поля достигается за счет создания магнитных или электростатических пробок на концах магнитных ловушек.

Открытые ловушки - одна из разновидностей установок для магнитного удержания термоядерной плазмы. Открытые ловушки обладают рядом важных преимуществ по отношению к другим системам удержания: они привлекательны с инженерной точки зрения; в них эффективно используется удерживающее плазму магнитное поле; они допускают работу в стационарном режиме; в них относительно просто решается проблема удаления из плазмы продуктов термоядерной реакции и тяжелых примесей. Вместе с тем долгое время считалось, что перспективы открытых ловушек в качестве основы термоядерного реактора сомнительны из-за слишком большой скорости потерь плазмы вдоль силовых линий магнитного поля.

Если увеличить магнитное поле на обоих концах прямого соленоида, то частицы с низкой продольной к магнитному полю скоростью, обладающие большим магнитным моментом, будут отражаться от таких магнитных пробок и, таким образом, будут удерживаться в ловушке. Подобные магнитные ловушки, которые получили название зеркальных или адиабатических ловушек, были предложены Г.И. Будкером в СССР и Р.Ф. Лостом в США. Одна из самых больших открытых ловушек, ОГРА-1, была построена в 1958 г в Институте Атомной Энергии им. И.В. Курчатова. И хотя в самом начале термоядерных исследований ожидалось, что эти системы приведут к быстрому решению проблемы управляемого термоядерного синтеза, выяснилось, что простые адиабатические ловушки обладают двумя принципиальными недостатками. Оказалось, что плазма в прямых аксиально-симметричных ловушках неустойчива и выбрасывается поперек магнитного поля. Эту трудность удалось преодолеть за счет усложнения магнитной конфигурации адиабатической ловушки и создания ловушек более сложной формы, в которых магнитное поле нарастало к периферии плазмы.

Вторая проблема, с которой столкнулись исследователи - это низкое время жизни плазмы в адиабатической ловушке. Магнитные пробки хорошо удерживают частицы с большой поперечной и малой продольной компонентами скорости. Частицы, движущиеся строго вдоль магнитного поля, не имеют магнитного момента и, поэтому, не удерживаются. Поэтому, в пространстве скоростей существует конус потерь частиц. Кулоновские столкновения частиц приводят к их рассеянию в конус потерь и уходу через магнитные пробки. Подробный анализ времени удержания плазмы в простой адиабатической ловушке, который удалось выполнить к середине 70 годов показал, что максимальное значение е Q_fuss = P_fus/Р_затрат, которое можно получить в такой системе, лишь немного превышает 1 и, поэтому, эти системы мало привлекательны для реакторных приложений. Лучшее достижение простой адиабатической ловушки на плоскости T - nt_E существенно отстает от достижений ТОКАМАКов и СТЕЛЛАРАТОРов.

Дальнейшие исследования в области отрытых систем были направлены на совершенствование адиабатических ловушек, с целью увеличения времени жизни частиц. В настоящее время, эти исследования сконцентрированы на, так называемых, амбиполярных или тандемных системах, которые используют электрические поля для "затыкания" магнитных пробок и увеличения времени жизни частиц. Амбиполярные системы, в принципе, позволяют существенно увеличить Q_fus, по сравнению с обычной открытой ловушкой. Термоядерные исследования на подобных ловушках продолжаются в России и Японии, однако, активность в этом направлении существенно снизилась начиная с начала 80-х годов. Привлекательность открытых систем связана с возможностью получать высокие значения β и, следовательно, с потенциальной возможностью использования этих ловушек для освоения в будущем DНе³ или рВ реакций.

Мы можем заключить, что среди систем для магнитного удержания плазмы, в настоящее время, лидируют ловушки с замкнутыми магнитными поверхностями – ТОКАМАКи и СТЕЛЛАРАТОРы. Предполагается, что следующим шагом в этом направлении будет экспериментальная машина, обладающая всеми чертами термоядерного реактора и способная работать в режиме термоядерного горения. Предполагается, что подобная установка - ТОКАМАК ИТЭР - будет построена в 2010-2011 гг.

Принцип открытых ловушек состоит в использовании магнитных пробок, или магнитных зеркал, — областей, в которых напряжённость магнитного поля сильно (но плавно) возрастает. Такие области могут отражать «падающие» на них вдоль силовых линий поля заряженные частицы. Эффект отражения обусловлен тем, что при продвижении частицы в область более сильного поля при некоторых условиях её поперечная скорость v_^, возрастает и увеличивается связанная с этой скоростью «поперечная энергия» частицы ¹/₂mv_^². Но полная энергия заряженной частицы

 Е =¹/₂  (mv_||² + mv_^² )

 при движении в магнитном поле не изменяется, так как сила Лоренца, будучи перпендикулярна скорости, работы не производит. Поэтому одновременно с увеличением v_^, уменьшается v_||. В какой-то точке v_|| может стать равной нулю.

 Движение заряженной частицы в «зеркальной» магнитной ловушке: при продвижении в область сильного поля радиус траектории частицы уменьшается. «Магнитное зеркало», от которого отражается частица, находится в «горловой» части конфигурации.

В этой точке и происходит отражение частицы от «магнитного зеркала». Подобный механизм «перекачки» энергии, связанной с v_||, в энергию, связанную с v_^ (и наоборот), действует только в том случае, если магнитное поле за один период винтового движения частицы меняется относительно мало. Процессы, происходящие при сравнительно медленном изменении внешних условий, называются адиабатическими. Соответственно, так называют и ловушку с «магнитными зеркалами». Простейшая зеркальная (адиабатическая) ловушка создаётся двумя одинаковыми коаксиальными катушками, в которых ток протекает в одинаковом направлении. «Магнитными зеркалами» в ней являются области наиболее сильного поля внутри катушек.

Простейшая адиабатическая магнитная ловушка. Стрелки указывают направления тока в коаксиальных катушках.

  Адиабатические ловушки удерживают не все частицы: если v_|| достаточно велика по сравнению с v_^, то частицы вылетают за пределы «магнитных зеркал». Максимальное отношение v_||/v_^, при котором отражение ещё происходит, тем больше, чем выше так называемое «зеркальное отношение» наибольшей напряжённости магнитного поля в «зеркалах» к полю в центральной части М. л. (между «зеркалами»). Например, магнитное поле Земли убывает пропорционально кубу удаления от её центра. Соответственно, при приближении заряженной частицы к Земле вдоль силовой линии, уходящей в плоскости экватора достаточно далеко от Земли, магнитное поле возрастает очень сильно. «Зеркальное отношение» в этом случае велико; максимальное отношение v_||/v_^также велико (доля вылетающих из ловушки частиц мала).

Если заполнять Открытую ловушку частицами одного вида (например, электронами), то по мере накопления этих частиц увеличивается создаваемое ими электрическое поле. Сила электростатического отталкивания одноимённых зарядов растет, и эффективность ловушки падает. Поэтому заполнить М. л. с достаточно большой плотностью можно только смесью частиц разных зарядов (например, электронов и протонов), взятых в таком соотношении, чтобы их общий электрический заряд был близок к нулю. Такая смесь заряженных частиц называется плазмой.

Когда электрическое поле в плазме настолько мало, что можно пренебречь его влиянием на движение частиц, механизмы их удержания в ловушке не отличаются от рассмотренных применительно к отдельным частицам. Поэтому в М. л. для плазмы должны быть выполнены все сформулированные выше условия. Но, кроме того, к таким М. л. предъявляются дополнительные требования, связанные с необходимостью стабилизации так называемых плазменных неустойчивостей — самопроизвольно возникающих и резко нарастающих отклонений электрического поля и плотности частиц в плазме от их средних значений. Простейшая неустойчивость, получившая название желобковой, обусловлена диамагнетизмом плазмы, вследствие которого плазма выталкивается из областей более сильного магнитного поля. Происходит следующий процесс: сначала поверхность плазмы становится волнистой — образуются длинные желобки, направленные вдоль силовых линий поля (отсюда название неустойчивости); затем эти желобки увеличиваются и плазма распадается на отд. трубочки, движущиеся к боковым границам объёма, занимаемого М. л. Например, в простой зеркальной ловушке, в которой поле убывает в направлении, перпендикулярном общей оси катушек, плазма может быть выброшена в этом направлении. Желобковую неустойчивость, как впервые показали в 1961 советские физики (М. С. Иоффе и другие), можно стабилизировать с помощью дополнительных проводников с током, устанавливаемых вдоль М. л. по её периферии. При этом напряжённость магнитного поля достигает минимума на некотором расстоянии от оси М. л., а на удалениях от оси, превышающих это расстояние, Н опять возрастает.

Установка ГОЛ-3

(Гофрированная Открытая Ловушка)

Институт Ядерной Физики имени Г.И.Будкера

Установка ГОЛ-3 была создана для изучения важных физических проблем, связаных с созданием термоядерной плазмы с помощью нагрева электронным пучком и ее удержанием в длинных многопробочных магнитных системах открытого типа. В числе исследуемых вопросов - пучковый нагрев плотной плазмы, многопробочное удержание ионной компоненты плазмы, продольные потери энергии за счет электронной теплопроводности, стеночное удержание плотной плазмы, использование плазмы тяжелых элементов для создания лазеров в ультрафиолетовом диапазоне, исследование эрозии и модификации твердотельных материалов при воздействии мощных плазменных и электронных потоков.

К оглавлению

 СТЕЛЛАРАТОР

Стелларатор — тип реактора для осуществления управляемого термоядерного синтеза. Изобретен Л. Спитцером в 1951 г. Название реактора происходит от латинского stella — звезда, что должно указывать на схожесть процессов, происходящих в стеллараторе и внутри звёзд.

Стелларатор — замкнутая магнитная ловушка для удержания высокотемпературной плазмы. Принципиальное отличие стелларатора от токамака заключается в том, что магнитное поле для удержания плазмы полностью создается внешними катушками, что, помимо прочего, позволяет использовать его в непрерывном режиме. Его силовые линии подвергаются т. н. вращательному преобразованию, в результате которого эти линии многократно обходят вдоль тора и образуют систему замкнутых вложенных друг в друга тороидальных магнитных поверхностей. Вращательное преобразование силовых линий может быть осуществлено как путём геометрической деформации тороидального соленоида (например, скручиванием его в «восьмёрку»), так и с помощью винтовых проводников, навитых на тор. Для создания такой конфигурации магнитного поля необходимо использовать катушки сложной формы, производство которых является технически сложным процессом. Вследствие этого первые модели стеллараторов давали плазму с худшими параметрами, чем токамаки.
Вакуумный сосуд тороидальной формы (в отличие от токамака стелларатор не имеет азимутальной симметрии; магнитная поверхность имеет форму «мятого бублика») откачивается до высокого вакуума и затем заполняется смесью дейтерия и трития. Затем создается плазма и производится её нагрев. Энергия вводится в плазму при помощи электромагнитного излучения — т. н. электронного циклотронного резонанса. При достижении температур, достаточных для преодоления кулоновского отталкивания между ядрами дейтерия и трития начинаются термоядерные реакции.

Тот факт, что для магнитного удержания плазмы требуется торообразный, а например не шарообразный, сосуд напрямую связан с «теоремой о еже», согласно которой «шаровой ёж» не может быть причесан — в двух точках ежа иголки будут стоять перпендикулярно «поверхности» ежа. Это напрямую связано с топологическим свойством поверхности — эйлерова характеристика сферы равна 2. С другой стороны, тор возможно причесать гладко, так как его эйлерова характеристика равна 0. Рассматривая вектор магнитного поля как иголку становится ясно, что замкнутая магнитная поверхность может быть только торообразной (или любой другой поверхностью с эйлеровой характеристикой, равной нулю).

СТЕЛЛАРАТОР имеет большое преимущество перед ТОКАМАКом - это стационарная машина, которая не требует сложных методов поддержания плазменного тока для ее стационарной работы. В то же время, в отличии от ТОКАМАКа, СТЕЛЛАРАТОР это принципиально аксиально-несимметричная ловушка с магнитной осью представляющей собой трехмерную кривую и переменным, в тороидальном направлении, сечением плазмы. Схема СТЕЛЛАРАТОРа показана на Рис.

 

Основные элементы конструкции СТЕЛЛАРАТОРа на примере строящегося в Японии СТЕЛЛАРАТОРа LHD.

Существуют различные модификации СТЕЛЛАРАТОРных конфигураций, которые отличаются тем, как создается вращательное преобразование, т.е. навивание магнитных силовых линий вокруг магнитной оси, и какие магнитные катушки используются для создания полоидального поля. Вращательное преобразование можно получить и за счет более сложной пространственной конфигурации магнитной оси, например, в виде замкнутой пространственной восьмерки.

Модуль вакуумной камеры стелларатора Wendelstein 7-X

Относительная сложность магнитной конфигурации, по сравнению с ТОКАМАКом, несколько затормозили развитие этой системы на начальном этапе развития. В первых СТЕЛЛАРАТОРах удержание плазмы существенно уступало удержанию плазмы в ТОКАМАКе и потребовались многие годы исследований для того, чтобы выяснить причину потерь энергии из СТЕЛЛАРАТОРа. Оказалось, что, из-за тороидальной несимметрии, траектории частиц в первых СТЕЛЛАРАТОРах имели большие отклонения от магнитных поверхностей. Соответственно, были бóльшими и потери энергии из плазмы. Кроме того, выяснилось, что магнитные поверхности в СТЕЛЛАРАТОРе чувствительны к внешним возмущениям магнитного поля, создаваемым не совсем точной установкой внешних винтовых обмоток, что было характерно для первых СТЕЛЛАРАТОРов. В результате, часть магнитных поверхностей была разрушена возмущениями, что также уменьшало время удержания плазмы.

Существенный прогресс в развитии концепции СТЕЛЛАРАТОРов был достигнут после появления мощных численных кодов, которые были использованы для оптимизации магнитной системы СТЕЛЛАРАТОРа. Два, относительно недавних, открытия позволили принципиально улучшить концепцию этой ловушки.

Во первых, было показано, что можно отказаться от вложенных друг в друга винтовых витков, окружающих плазму (см. Рис.,) а вместо них использовать модульные трехмерные тороидальные катушки [13]. Такие катушки, которые показаны на Рис, создают не только тороидальное поле, но и требуемое полоидальное поле, создающее замкнутые магнитные поверхности.

 Модульные магнитные катушки и плазма СТЕЛЛАРАТОРа.

Концепция модульных катушек существенно упростила сборку и разборку магнитной системы СТЕЛЛАРАТОРа-реактора и повысило его привлекательность.

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. 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. 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.

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. 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. 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. 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.
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

Общий вид экспериментального зала стелларатора Л-2М. В центре - тороидальный соленоид стелларатора Л-2М с вакуумной камерой и системой высоковакуумной откачки, слева - кожух квазиоптического тракта, справа - ярмо трансформатора омического нагрева плазмы.

 Создатель сайта надеется, на дальнейшее развитие этого проекта и будет рад узнать о Ваших замечаниях и предложениях. Пишите мне.

 Создатель сайта не является автором абсолютно всех материалов и рисунков представленных на этом сайте. Многие из материалов были почерпнуты из Интернета в свободном доступе. Все сайты, с которых был почерпнут материал, представлены в разделе ссылки. Если правообладатель будет против использования своего материала на этом сайте, пусть свяжется с создателем сайта и он обязуется при первой возможности убрать спорный материал. Также и любая публикация материалов с этого сайта, без ссылки на него не одобряется.

Сайт управляется системой uCoz