گرمایی، باریکه، کمپرسور، هلیوم

پایین برای LiPb به خاطر رفتار خوردگی LiPb است در حالیکه برای هلیوم حد بالاتر متناظر است با حداکثر دمایی که فلز می تواند تحمل کند(650 درجه[13]). در نتیجه همه این ها محدوده دمایی برای خنک کننده LiPb هم پایین و هم محدود است و با شرایط مرزی دقیق برای چرخه توانی متناظر است.
در تمامی طرح های مورد مطالعه در این کار دو منبع انرژی بدرون چرخه توانی ادغام شده و در نتیجه تمام بازده توان گرمایی رآکتور مورد استفاده قرار گرفته است. همانطور که همان سیال (He) در چرخه توانی و خنکسازی دیواره به عنوان خنک کننده دوم استفاده می شود پیکر بندی هر دو منبع انرژی در شکل 2-1 نشان داده شده است.

شکل 2-1- چرخه توانی برایتونی هلیومی برای طرحSFWB
در تبادل گر گرمایی (HEX)،LiPb انرژی اش را به هلیوم در حال جریان در چرخه توانی واگذار می کند. سپس جریان هلیوم به دو جریان تقسیم می شود که یکی از آنها متناظر است با کسرمورد نیاز برای خنک سازی دیواره اول FW و دستیابی به دمای بالاتر( جدول1). جریان هلیوم باقی مانده یا دیگری از رآکتور گذشته و با جریان اول ترکیب می شود و باعث بالا رفتن دمای بیشینه چرخه توانی می گردد .
طرح نشان داده شده در شکل 1 مربوط به چرخه توانی اولین طرح تحت مطالعه است.که متناظر با یک چرخه مستقیم/غیر مستقیم است همراه با یک مرحله خنک سازی داخلی(IC) و یک مرحله ریکاوری (RC)که هر دو سهم در گسترش بازده گرمایی چرخه دارند.
هنگامی که توربین(HP) فشار بالا کمپرسور (C) را می راند و توربین فشار پایین(LP) ژنراتور را می راند یک پیکر بندی دو محوری پیشنهاد می شود. با این پیکر بندی توربین LP و ژنراتور با سرعت همگامی(3000rpm) با هم می چرخند و یا مضاربی از آن سرعت و بالاتر برای توربین HP و کمپرسور ممکن بوده و عملکرد کمپرسور بهتری را ممکن می سازد. طرح های محوری چندگانه گرانتر هستند اما انعطاف بیشتری در عملکرد دارند.
2-2-1- توصیف مدل:
توان چرخه بر اساس توازن انرژی و از روی معادلات بازده مولفه های منفرد مدلسازی شده است. فرضیه های پیشنهادی و داده های ورودی در زیر فهرست شده اند:

افت فشار در تبادلگر های گرمایی در نظر گرفته شده است:
خنک کننده های داخلی: ∆P_IC=P_11-P_22=0.05×〖10〗^3 KPa[14]
جبران کننده(Recuperator) : ∆P_HP=P_2-P_3=0.05×〖10〗^3 KPa; ∆P_LP=P_5-P_6=0.08×〖10〗^3 KPa[4]
مبادله کننده گرمایی LiPb : ∆P_Hex=P_3-P_7=0.04×〖10〗^3 KPa[9]
خنک کننده (Co) ∆P_Co=P_6-P_1=0.32×〖10〗^3 KPa[14]
افت فشار در خطوط لوله، در انشعابات و در تقسیم جریان در نظر گرفته نمی شود.
توربین ها و کمپرسورها بی در رو با ضرایب چند گرمسیری(پلی تراپیک) به ترتیب 93% و 90% عایق گرما در نظر گرفته شده اند.
اثر بازیابی (ε_RC ) 0.95 است و اثر مبادله گر (ε_HEX ) 0.95 است ]2[.
دمای ورودی یکسان برای کمپرسورها :
T_1=T_(j.in)=303k (〖30〗^° C) [1]
ضریب کل فشار کمپرسور r_c=(p_2⁄p_1 )(1.2≤r_c=p_2/p_1≤3.5)
ضریب فشار یکسان (r_ci ) برای کمپرسور:
r_ci=(p_(i_out )⁄p_(i_in ) =) √(n&r_c/∑_j (1-∆p_Icj ) ) [15]
(که در آن N تعداد کمپرسورها است: in iو out iورودی و خروجی کمپرسور i ام هستند و j شاخص خنک کننده های داخلی است).
فشار بیشینه P_2=8000KPa ]9[.
تغییرات انرژی پتانسیل و جنبشی در تمام قسمتها اعمال شده اند
هلیوم بعنوان گازی ایده آل در نظر گرفته شده است
ویژگی های ترمودینامیکی LiPb از کارهای کاردیتاز و همکارانش مشاهده شده اند ]16[.
عملکرد چرخه در حالت پایا مدلسازی شده و شرایط کاری برای هر قسمت چرخه با استفاده از حل کننده معادله مهندسی محاسبه شده است(EES). [17]
2-2-2- نتایج
عملکرد چرخه توانی برحسب تابعی از ضریب تراکم(rc) به منظور یافتن مقداری که بازده گرمایی چرخه را برای توزیع توانی گرمایی بیشینه می کند محاسبه شده و در جدول یک فهرست بندی شده است. ضریب بهینه تراکم (rc) زمانی است که برابر 1.8 با بازده بیشینه 35.3% می باشد. جدول 2 نتایج اصلی را به ازای بازده گرمایی بیشینه نشان می دهد. دمای خروجی آورنده (ریکاپریتور)در سمت سرد به rc بستگی داشته و 324 درجه به ازای 1.8rc = بوده که از 350 درجه (T_ورودی (LiPb) کمتر است. دمای ورودی رآکتور هلیومی بزرگتر از 350 درجه بر روی محدوده کامل rc در نظر گرفته شده است. بنابراین نتایج مربوط به بازده بهینه شرایط مرزی اعمال شده توسط منابع تخلیه انرژی را تایید می کند.

مطلب مرتبط :   ، .، آرایه‌های، ادبی:

جدول 2-2- نتایج مر بوط به بازده گرمایی بیشینه

ضریب تراکم بهینه پایین است، که برای طراحی کمپرسورهای هلیومی توربین ها مفید است. بدلیل ظرفیت گرمایی ویژه بالا و چگالی پایین هلیوم کمپرسورهای هلیومی و توربین ها طویل و دارای تعداد مراحل زیاد و تیغه های کوتاهی هستند که در هر مرحله باعث خسارت های زیادی می شوند. از آنجایی که ضریب تراکم پایین است، دستگاه های توربینی کوتاه تر بوده و آهنگ جریان جرمی هلیوم بالاتر بوده که منجر به طراحی دستگاه های توربینی می شود باعث بهبود بازده چرخه می شود.همچنین شایان ذکر است که ارزیابی بازده تابعی از ضریب فشار کمپرسور است در مجاورت rc بهینه بخوبی (flat) بوده وبه گونه ای است که بازده گرمایی در حد ماکزیمم نگه داشته می شود حتی اگر rc برای مسائل طراحی اجزا یا مواد 35%≤ η_t ساختاری تعدیل شود.

2-3- فرایند درون خنکسازی
تاثیر اصلی فرایند خنکسازی داخلی کاهش توان مصرفی توسط کمپرسور است که بازده گرمایی چرخه را افزایش می دهد اگرچه اتلاف فشار در هر خنک کننده داخلی، افزایش ضریب تراکم برای هر کمپرسور برای نگهداری ضریب تراکم کلی در سیستم را الزامی می سازد.
شکل -22 بازده چرخه را برحسب تابعی از ضریب فشار کمپرسور برای تعدادی از مراحل خنک سازی درونی نشان می دهد.

شکل2-2- تاثیر مراحل خنک سازی داخلی بر روی بازده چرخه
می توان مشاهده کرد که هرچه مراحل خنک سازی داخلی بیشتر شود به ،بیشینه بازده گرمایی افزوده می گردد. اگر چه با هر افزایش جدیدی ،سود و منفعت کاهش می یابد ، افزوده شدن نسبت به مرحله اول بسیار مهم است درحالیکه سومین مرحله تنها مقدار ناچیز15% آنرا با خود می آورد. همچنین مشاهده می شود که بازده ماکزیمم با مراحل خنک سازی بیشتری به سمت ضرایب تراکم بالاتر حرکت می کند اگرچه همواره پایین باقی می ماند (r_copt<2) . از سوی دیگر افزودن مراحل خنک سازی داخلی پیچیدگی نصب را افزایش داده و آنرا پرهزینه تر می سازد از این رو تصمیم گیری برای تعداد مناسب مراحل خنک سازی درونی مستلزم تحلیل هزینه جامع برای افزایش سود اقتصادی می باشد. این تحلیل فرای حوزه این کار بوده و نویسندگان چرخه ای جزئی با دو مرحله برای نگهداری تحلیل های آمده در اینکار را انتخاب کرده اند. این پیکر بندی ضریب تراکم بهینه 1.93، بازده گرمایی بیشینه 36.2% و توان خروجی MW615.6 را نشان می دهد. 2-4- فرایند بازگرمایش: فرایند باز گرمایش شامل روند گرمایش هلیوم میشود به ویژه در توربین HP برای انبساط دما کاهش می یابد. و دمایش تا حد ممکن افزایش یافته قبل از اینکه انبساط یافتن آن در توربین LP کامل گردد. تاثیر این باز گرمایش افزایش کار خاص توربین می باشد. در هر حال این امر لزوما باعث بالا رفتن بازده چرخه نمی شود و بسته به طرح پیشنهاد شده و شرایط کاری، بازده می تواند در ارتباط با چرخه بدون باز گرمایش افزایش یافته و یا افزایش نیابد. طرح مورد مطالعه در این کار در شکل -23 ترسیم شده است. شکل2-3- طرح چرخه توانی برایتون هلیومی به همراه باز گرمایش این طرح به طرح های استفاده شده در نیروگاه های هسته ای فعلی شبیه است. بازگرمایش از کسری از جرم هلیوم داغ(∝) به منظور گرمایش مابقی هلیوم(1-∝) که در توربینHP مصرف شده استفاده می شود. این جایگزینی در تبادلگر گرما را بازگرمایش(Rh) می نامند که بین بخش های HP و LP توربین قرار گرفته است. روند بازگرمایش توسط دو پارامتر مشخص میشود: اختلاف دمای در سمت داغ و پایانه (TTD=T_4-T_444) و کسر جرم هلیوم داغ(∝). محدوده ضریب فشار، که درآن نصب امکان پذیر است به ازای مقادیر مختلفی از پارامترهایی که در بالا تعریف شده است تعیین می گردد(امکان پذیر بودن به معنای این است که شرایط مرزی تحمیل می شوند بر چشمه های انرژی و آنها را بر آورده می کنند). اما محدوده r_cمورد توجه این است که کجا بازده گرمایی با وجود بازگرمایش بیشتر از بدون بازگرمایش است. فرضیه ها و داده های ورودی همانند داده ها و فرضیه های بخش 2 هستند. علاوه بر این افت فشار در بازگرم کننده همانند افت فشار در جبران‌کننده‌ها(recuperator) است(بخش 2.1). جدول 3-2 نتایج این تحلیل و همچنین ضریب تراکم بهینه و بازده گرمایی بیشینه را برای هر مجموعه از پارامترهای تعریف شده در جدول ذکر شده نشان می دهد. جدول2-3-:بازده گرمایی بیشینه و rc بهینه به ازای چند مقدار از پارامتر هایTTD و α شکل 4-2 بازده گرمایی بیشینه را بر حسب تابعی از کسر جرم هلیوم برای TTD مساوی 20و تا 50 درجه را نشان می دهد. شکل2-4- اثر TTD و∝ بر روی بیشینه بازده چرخه همان گونه که مشاهده می شود به ازای هر TTD مقدار کمینه ای برای ∝وجود دارد و به ازای هر مقدار از ∝ محدوده ای خاص از ضرایب تراکم وجود دارد که نصب را ممکن می سازد. علاوه بر این میتوان دریافت که محدوده rc در همه موارد کوچکتر از محدوده چرخه بدون بازگرمایش است. به ازای هر مقدار TTD بازده گرمایی چرخه با بازگرمایش بزرگتر از بازده گرمایی قابل دسترس بدون بازگرمایش تنها در محدوده خاصی از ∝ و برای یک محدوده خاص rc است که از محدوده کار ممکن کوچکتر است. شکل 4-2 اثبات می کند که از TTD≤〖50〗^° c، یک مقدار بهینه از کسر جرم وجود دارد که بیشینه بازده را می دهد. ضریب تراکم بیشینه آن بزرگتر از ضریب چرخه غیر بازگرمایشی است. می توان فهمید که کسر جرم بهینه با کاهش TTD افزایش می یابد. با بررسی نتایج بدست آمده با مقادیر مورد استفاده برای پارامترهای بازگرمایش در اینکار، بزرگترین راندمان(37.1%) با TTD=〖20〗^° c ، ∝=20%و rc=2.3 قابل دست یابی است. از اینرو روند بازگرمایش را در برداشته و سپس بیشینه شدن عملکرد چرخه بر حسب تابعی از پارامترهای تعریف شده می گردد. 2-5- تحلیل حساسیت تاثیر پارامترهای کلیدی چرخه بر روی بازده گرمایی بیشینه و بر روی ضریب تراکم بهینه مورد مطالعه قرار گرفته است. پارامترهای مورد مطالعه از این قرارند: دمای بیشینه و فشار چرخه، حداقل دمای چرخه، بازده پلی تروپیک توربین، بازده پلی تروپیک کمپرسور، تاثیر مبادله گر گرما و تاثیر جبران‌کننده (recuperator) . هدف از این مطالعه تعیین اهمیت نسبی هر دو پارامتر با توجه به بازده بیشینه است. مطالعات بر اساس پیکر بندی دو مرحله ای خنک سازی داخلی بوده است و هنگام مطالعه یک پارامتر، پارامترهای دیگر به مقادیر خطوط پایه شان ثابت هستند. (به عنوان مثال T_out (LiPb)=450(_^0)C,P_max=8MPa,T_min=T(COMP)=30(_^0)C η_PT=93%,η_PC=90%,ε_HEX=0.95,ε_Rc=0.95) شکل 5-2 تاثیر تمام پارامتر های تحلیل شده بر بازده گرمایی بیشینه را نشان می دهد. شکل2-5- حساسیت بازده چرخه به پارامتر های چرخش جدول 4-2 افزایش های بازده را بدلیل پارامتر های بهبود یافته بحث شده را می دهد. از روی تمام پارامترهای چرخه ارزش این را دارد که تاثیر دمای بیشینه چرخه(دمای ورودی توربین) تحلیل شود. این دما بوسیله دمای خروجی رآکتور LiPb تعیین می شود. با افزایش 100 درجه سانتیگراد دمای LiPb، بازده بیشینه از 36.2% به 42.5% افزایش می یابد که بهینه rc را از 1.93 به 2.05 تغییر می دهد. امروزه با استفاده از EUROFERبعنوان ماده ساختاری دمای خروجی باید همانگونه که پیش تر گفته شد 450 درجه باشد. در هر حال، در آینده ی نزدیک استفاده از روکشهای Al امید بخش ممکن است دمای خروجی را به بیش از 550 درجه افزایش دهد و به بازده گرمایی چرخه اجازه افزایش تا 42% را بدهد. از نقطه نظر اجزا مشخص کردن جبران کننده (recuperator) ارزشمند است. یک نقطه دو درصدی افزایش در تاثیر این جز ممکن است منجر به افزایش بازده چرخه تا 1.2 % شود و همچنین یک افت اندک در ضریب تراکم بهینه را باعث شود. دریافت شده است که تاثیر بهسازی اثر جبران‌کننده(recuperator) با ضرایب تراکم پایین و حوالی ضریب تراکم بهینه مهم تر است. در هر حال تاثیرگذاری زیادتر همچنین به معنای جبران‌کننده(recuperator) بزرگتر و در نتیجه تجهیزات گران تر است. 2-6- نتیجه گیری چند طرح چرخه برایتون هلیومی درمورد طراحی SFWB برای HiPER به منظور بیشینه سازی بازده گرمایی و دانستن اینکه چه مقادیری را می توان با در نظر گرفتن اینکه دمای ماکزیمم چرخه توانی از 480 درجه بیشتر نمی شود به دست آورد، مورد بررسی قرار گرفت. یک چرخه برایتون هلیومی دو محور با یک مرحله خنک سازی درونی و یک پروسه بهبودی در ابتدا مورد مطالعه قرار گرفت. بازده گرمایی بیشینه چرخه 35.3% با ضریب تراکم بهینه 1.8 بدست آمد. بر اساس این طرح، تاثیر مراحل خنک سازی درونی اضافی موجود بر روی بازده گرمایی بیشینه مورد تحلیل قرار گرفت. نتایج نشان می دهند که پیکربندی اصلی می باید تعدیل شود تا دست کم دو مرحله خنک سازی درونی را بخاطر بازده بیشینه بالاتر، 36% برای دو مرحله در بر گیرد. به هر حال افزودن مراحل بیشتر می تواند مستلزم ارزیابی اقتصادی دقیق تر باشد. بر اساس این طرح با دو مرحله خنک سازی درونی، یک روند بازگرمایش در طرح مشابه با طرح های نیروگاه های هسته ای وجود دارد. از نتایج این کار می توان فهمید که یک فرایند بازگرمایش باید وجود داشته باشد، چرا که با مقادیر کافی برای پارامترهای معرف بازگرمایش(∝وTTD) و ضریب تراکم ((rc، بازده چرخه افزایش و به بیش از 37% می رسد. در آخر دریافت شد که دمای بیشینه چرخه پارامتری است که مناسب ترین تاثیر را بر بازده گرمایی چرخه دارد و مشاهده شد که افزایش 100 درجه بازده بیشینه چرخه 42.5% را فراهم می کند. این اشکال می گویند که در آینده نزدیک ممکن است چرخه برایتون هلیومی با بازده گرمایی بیش از 40% داشته باشیم و نشان می دهد که هلیوم هم به لحاظ شیمیایی و هم رادیولوژیکی فاقد اثر بوده و این امر باعث می شود که این چرخه ها در میان داوطلبین برای تبدیل چرخه نیروی HiPER قرار گیرند. فصل سوم ارزیابی نوترونی گزینه های بلانکت مربوط به محفظه انرژی همجوشی اینرسی لیزری HAPL چکیده: مفاهیم سه طرح بلانکت برای اتاقک لیزری با میانگین بالای توان (هاپلHAPL-) ارزیابی شدند این طرح ها شامل پوشش لیتیومی خود- خنک کننده ، پوشش زاینده هلیم- خنک کننده جامد و پوشش سرب لیتیومی دو برابر- سرد کننده هستند. ویژگی های هسته ای این سه پوشش کاندید(نامزد) مقایسه شدند. به نظر می رسد که پوشش لیتیومی بر اساس بررسی های نوترونی گزینه ممتاز باشد. اگرچه، بررسی های دیگری هم باید بر روی انتخاب این نوع پوشش انجام شود . 3-1-مقدمه: برنامه مربوط به اتاقک لیزری با میانگین بالای توان (هاپلHAPL-) اجرا شده بوسیله آزمایشگاه تحقیقاتی ناوال (Naval) هماهنگی برای توسعه انرژی همجوشی لختی لیزری( لیزر IFE) بر اساس لیزرها، هدف های محرک مستقیم و دیواره خشک اتاقک انجام می گیرد[18]. مرکز توجه اولیه به توسعه فولاد آهن دار(فریتی)(FS) زره پوش شده با تنگستن در دیواره اول (FW) است که باید طیف تهدید را با همجوشی میکرو- انفجاری همساز نماید. تنها منطقه نازکی از زره به ضخامت (10-100 μm) اشعه ایکس چرخه ای و انرژی یونی به جاگذاشته ناپایدار را به خوبی تجربه خواهد نمود. ساختار پشت زره در دیواره اول ( FW) به خوبی پوشش تحت شرایط گرمایی شبه حالت پایا، مشابه با شرایط MFE عمل خواهد نمود. این امکان استفاده از طرح های بلانکت مجاز میداند که MFE توسعه داده شوند و بیشینه بهره برداری از اطلاعات موجود در پوشش بزرگ بین المللی MFE و تلاش R&D را مجاز می داند. بررسی های میدانی بر روی طرح های بلانکت ممکن انجام شده است که می تواند با طرح حفاظتی دیواره اول (FW) ادغام شود. سه مفهوم طرح بلانکت ارزیابی شدند. یکی از این مفاهیم پوشش لیتیوم خود- خنک کننده است. عدم وجود میدان مغناطیسی در IFE این مزیت را دارد که قابلیت بالای انتقال حرارت از لیتیوم بدون وجود (هیدرو دینامیک مغناطیسی)MHD و نگرانیهای مربوط به (انرژی همجوشی مغناطیسی)MFE مجاز میشود . مفهوم دوم از تعدادی زاینده جامد 〖 Li〗_4 〖SiO〗_4(SB) و بسته چندگانه لایه های بستر شارشی جداشده به وسیله صفحات خنک کننده هلیومی که به صورت موازی با هم در FW آرایش یافته تشکیل می گردد. مفهوم سوم براساس طرح بلانکت سرب لیتیومی دو برابر خنک کننده (DCLL) است که از هلیوم برای خنک کردن دیواره اول (FW)و ساختار پوشش استفاده می شود. از گذاردن SiC در کانال های جریان LiPb برای ایزوله کردن حرارتی LiPb با دمای بالا از ساختار دمایی پایین استفاده می شود. همه این مفاهیم از ساختار فعال سازی کم FSF82H بهره می گیرند و مقید به تحمل دمای C°550 درجه سانتی گراد میگردند[19]. در این مقاله، ویژگی های طرح اصلی را از مفاهیم پوشش بحث می کنیم و پارامترهای عملکردی هسته ای مطلوب را مقایسه می کنیم. پارامترهای رایج اتاقک در تحلیل های نوترونی هرسه مفهوم(روش) پوشش استفاده میشوند. شعاع اتافک در وسط صفحه 6.5m است. نمونه ONEDANT از سیستم رمزی[20] انتقال ذرات عرضی مجزا 3 DANTSYS برای اجرا نمودن محاسبات نوترونی استفاده کرده و به کار برنده اطلاعات هسته ای کتابخانه ای FENDL-2 است. [21] اتاقک به شکل هندسی کروی با یک چشمه نقطه ای گسیلنده نوترون ها با طیف انرژی کم ناشی از برهمکنشهای بین نوترون های حاصل از همجوشی و مواد چگال هدف در مرکز طراحی می شود. 70.5% از انرژی تولیدی در هدف به وسیله نوترون ها با متوسط انرژی 12.4 MeV حمل می شود. برای هدفی با انرژی 150MJ وآهنگ تکرار 12 Hz (توان همجوشی 1.8GW) بیشینه شدت نوترونی در وسط صفحه 2.4MW/m^2 است. یک زره تنگستنی به ضخامت 1-mm به سطح درونی دیواره اول( FW )در هر سه مفاهیم طراحی چسبانیده می شود. از یک ظرف/حفاظ خلأ فولادی هلیوم خود- سردکننده در پشت پوشش استفاده میشود. 3-2-پوشش لیتیومی خود خنک کننده یکی از مفاهیم مورد بررسی در این قسمت پوشش لیتیومی خود خنک کننده است. شکل3-1 نشانگر سطح مقطع اتاقک است را که نشان دهنده ظرف خلأ استوانه ای است(VV). این مفهوم پوشش شباهت هایی با مورد استفاده شده در ARIESAT دارد .[22] در راکتور 12 نمونه پوشش جانبی وجود دارد، که هر کدام 30 درجه از محیط دایره را شامل می گردند. در وسط صفحه شعاع اصلی6.5m است اما در انتهاها به 2.5 متر تقلیل می یابد. هر نمونه از 13 زیر نمونه ساخته می شود که در راستای پهنا و عمق برای همساز نمودن کاهش در شعاع متفاوت هستند. زیرنمونه ها شامل دو لوله مستطیلی متحدالمرکز جدا شده از هم توسط شکاف ثابتی می باشند همان طور که در شکل 2 نشان داده شده است. نمونه بلانکت شامل ورودی ها یی میباشد که دارای یک زیر نمونه خاص در مرکز است، که ورودی ها را دربرمی گیرد. برخلاف دیگر زیرنمونه ها، این زیر نمونه دارای عرض ثابت از بالا تا پایین به منظور فراهم نمودن اتاق کافی برای ورودی ها بدون به خطر انداختن جریان سردکننده دیواره اول(FW )است. سردکننده لیتیومی این زیر نمونه را از ته وارد می کند، سپس با سرعت بالا در شکاف میان لوله ها برای سردکردن FW جریان می یابد. پره ها به گونه ای طراحی شده اند تا به سرد کننده اجازه مارپیچی شدن در اطراف لوله ها به منظور هموار نمودن دمای بیرون را دهند. در بالا، سرد کننده چرخش 180 درجه انجام می دهد، سپس با سرعت خیلی کم از طریق کانال بزرگ مرکزی لوله درونی موجود در ته به عقب برمی گردد. در اثر این عمل، به سیال اجازه دست یابی به گرمای نوترون ها داده می شود، اما انتقال گرمای ضعیف به دیواره های کانال ماندن در دمای پایین تر را مجاز می شمارد.. محاسبات نوترونی برای تعیین پارامترهای عملکرد هسته ای مناسب برای پوشش انجام شدند. نسبت زایش تریتیم (TBR) برای حداکثر شدن درغنی سازی 20% لیتیومی بررسی شد اما با این نسبت زایش تریتیم( TBR )فقط افزایش 2.5% تریتیوم و یک مرتبه بزرگی در هزینه لیتیوم به دست آمد . از این رو لیتیوم طبیعی استفاده می شود. از غنی سازی لیتیوم می تواند به عنوان یک دستگیره مجاز در این طرح برای تنظیم نسبت زایش تریتیم( TBR )و محافظ اگر لازم باشد استفاده شود. طول عمر این نیروگاه 40 سال کامل توانی(FPY) فرض می شود . برای اینکه VV مولفه طول عمر با آسیب تابشی متراکم پایان عمر کمتر از 200dpa باشد، مشخص شده است که ضخامت جانبی پوشش بایستی حداقل 47cm باشد. بیشترین آهنگ آسیب دیدگی و آهنگ تولید هلیوم در دیواره اول(FW ) فولادی در وسط صفحه به ترتیب 19.2 dpa/FPY و 184appm/FPY میباشند. بیشینه آهنگ dpa در دیواره اول (FW) دلالت بر این دارد که تقریباً انتظار می رود زمان عمر این پوشش 10 FPY باشد. جالب است توجه کنید که در مرز W/FS ، جابجایی های اتمی و تولید هلیوم در FS بیشتر از ، جابجایی های اتمی و تولید هلیوم در W به ترتیب به اندازه ضرایب 3 و 38 هستند. امکان برجسته شدن بسیار کوچک در آن مرز نیاز به ارزیابی شدن دارد. تولید زیاد هلیوم در سطح درونی VV دلالت بر این دارد که جوش کاری دوباره امکان پذیر نخواهد بود. تحقیقات انجام گرفته نشان میدهد که ضخامت VV سرد شده به وسیله هلیوم 15% باید حداقل 50 سانتی متر باشد تا به جوشکاری دوباره در پشت آن در هر زمانی از طول عمر نیروگاه اجازه دهد. بیشینه پایان عمر تولید هلیوم در پشت VV با ضخامت 50 سانتی متر 0.67 appm است. شکل3-1- سطح مقطع اتاقک HAPL. با دور شدن از وسط صفحه به سوی بالا و پایین اتاقک، ضخامت پوشش افزایش می یابد اما پهنای زیر نمونه پوشش در نتیجه افزایش یک جز حجمی دیواره های جانبی کاهش می یابد. فقط به زاینده متعادل از بالا و پایین پوشش ها احتیاج می شود که این پوشش ها پوشش کمی به اندازه 5.8 % , را دارند. پوشش های بالا/ پایین فقط دارای 30 سانتی متر ضخامت هستند و شامل 20% لیتیوم می باشند. نسبت زایش تریتیوم (TBR) کل 1.124 تعیین شده است که تنها مقدار 0.024 از آن سهم بالا/ پایین می باشد. بنابراین، خودکفایی تریتیوم می تواند به دست آید. جزیی از زاویه فضایی شامل 60 باریکه ورودی است که برابر با 0.4%, با حداقل تاثیر بر کلTBR است. شکلهای گرمایش هسته ای در مولفه های پوشش تعیین شدند و در تحلیل و بررسی هیدرولیک گرمایی استفاده گردیدند. شکل 4-3 توزیع شعاعی در وسط صفحه را نشان می دهد.چگالی های توان بیشینه در FS ، Li وW به ترتیب 14، 7 و 39 W/〖cm〗^3 هستند. توان گرمایی کل 2103MW است که 12.5% از آن به وسیله سرد کننده هلیوم از VV حمل می گردد. فقط 112MW از توان گرمایی به وسیله پوشش بالا / پایین شرکت داده می شود. کل گرمایش هسته ای (به جا گذاشته شده به وسیله نوترون ها و فوتون های گاما) به کار رفته در پوشش و VV ، 1572MW است که دلالت بر تکثیر انرژی هسته ای دارد که در کل برابر 1.24 است. این پوشش با چرخه توانی Brayton از طریق مبدل گرمایی Li/He با بازده ای در محدوده 42 تا 45 درصد جفت می گردد. شکل 3-2- طرحی از زیر نمونه پوشش لیتیوم خود- خنک کننده شکل 3-3- تغییر شعاعی گرمایش هسته ای در مولفه های پوشش لیتیومی 3-3- پوشش تولید کننده جامد هلیوم خنک شده : این مفهوم بر اساس طرح پوشش زاینده جامد ساکن است که کاملاً با گاز هلیوم در 8Mpa خنک می شود. این طرح مشابه پوشش با بستر ریگی هلیوم خنک شده EV توسعه یافته در اروپا در FZK [23]و پوشش توسعه یافته درایالات متحده آمریکا برای ARIES-CS نیروگاه استلاریتور است. [24]این پوشش از تعدادی زاینده جامد(SB) و لایه های بستر شارشی جدا شده به وسیله صفحات خنک کننده هلیومی که به صورت موازی با هم دردیواره اول ( FW) آرایش یافته تشکیل می گردد. همان طور که در نمایش سطح مقطع نشان داده در شکل 4 شرح دادیم. ریگ های تک سایز در هر دو مورد با کسر بسته بندی تقریباً 62% فرض می شوند. 〖Li〗_4 〖SiO〗_4 به عنوان زاینده جامد (SB) انتخاب می شود. گاز هلیوم بعد از سرد کردن دیواره اول(FW) به ناحیه زایشی و خنک کننده ها یSB و لایه های Be قبل از خارج شدن از پوشش و رفتن به مبدل گرمایی وارد می گردد. صفحه های خنک کننده پوشش از کانال های 4mm×4mm بین دو صفحه به ضخامت 1mm تشکیل می گردند. توزیع 60 باریکه ورودی مشابه مورد پوشش خنک شده لیتیوم است. لوله های باریکه لیزر ی در VV پایان می یابد و نور لیزر از آنجا به هدف بدون لوله ها سیر می کند. مدل های بلانکت 48 وجهی با 4 ورودی باریکه در هر نمونه چهارم وجود دارند. پوشش بالاتر و پایین تر با 6 ورودی باریکه در هر یک وجود دارد. شکل 3-4- طرحی از پوشش زایش جامد پیکربندی و ضخامت های Be و SB (بصورت موازی با دیواره اول تنظیم شده FW) برای اطمینان از خودکفایی تریتیوم و دماهای نگهداری کمتر از 750°C در Be و دماهای نگهداری کمتر از 950°C در SB بهینه شدند. کل ضخامت شعاعی پوشش 65cm شامل 20cm ضخامت منطقه برای چند برابر کردن و حمایت ساختار پشت منطقه زاینده است، غنی سازی یکنواخت 40%^6 Li برای هدایت نمودن به TBR (نسبت زایش تریتیوم) از 18.1 مناسب یافت شد. قله چگالیهای توانی در W، Be ,FS و SB به ترتیب 67،20،16 و 48برحسب W/〖cm〗^3 هستند. تغییر شعاعی گرمایش هسته ای مربوط به اجزای پوشش را در شکل 5 ارائه می دهیم. چگالی های توانی متوسط ناشی از گرمایش هسته ای در لایه های جلویی از Be وSB وجود دارد که درجه حرارت ها از حدهای خاصی تجاوز نمی کنند حتی اگر غنی سازی یکنواختی به میزان 90%^6 Li استفاده شود. کل توان گرمایی 2302 MW است به طوریکه ا48 MW آن در VV تولید میگردد. کل گرمایش هسته ای (بجا گذاشته شده توسط نوترون ها و فوتون های گاما) در پوشش وVV برابر با 1723MW, مگا وات است که بر این دلالت دارد که کل ضریب تکثیر انرژی هسته ای 36.1 است. این طرح توانایی استفاده در چرخه تبدیل توان با بازده 30 تا 35 درصد با بکارگیری چرخه را Brayton دارد. بیشینه آسیب و آهنگهای تولید هلیوم در دیواره اول(FW) فولادی در وسط صفحه به ترتیب20.1 dpa/FPY و 183 appm/FPY هستند . این بیشینه آهنگ dpa در دیواره اول(FW) دلالت بر این دارد که انتظار می رود زمان عمر پوشش تقریباً 10FPYباشد. بیشینه پایان عمر تولید هلیوم در پشت VV به ضخامت 30cm برابر با 0.4appm است که مجاز برای جوشکاری مجدد است. 3-4- پوشش لیتیوم سرب دو برابر خنک کننده در طرح پوشش DCLL هلیوم دیواره اول (FW ) فولادی آهن دار و ساختار آن را خنک می سازد و برای پیش گرم کردن پوشش / FW و امکان کنترل تریتیوم استفاده می شود.آلیاژ لیتیوم سرب (LiPb)〖Li〗_17 〖Pb〗_83 در سرعت پایین برای تبدیل توان و زایش تریتیوم به گردش در آورده می شود. این مفهوم در بسیاری از طرح های MFE استفاده می شود. این مفهوم ابتدا در طرح ARIES-ST استفاده شد.[25] سپس به طور گسترده توسط FZK به عنوان نامزدی برای پوشش EUDEMO بررسی شد.[26] اخیراً این مفهوم برای طراحی نیروگاه ARIES-CS بررسی شده است.[27] آمریکا مدل آزمایشی پوشش DCLL را برای آزمایش شدن در ITER توسعه می دهد.[28] روش اصلی مفهوم DCLL در شکل 6 نشان داده شده است. [27]عنصر کلیدی در این روش استفاده از کامپوزیت 〖SiC〗_f/SiC (کامپوزیت SiC) در داخل کانال جریان است. (FCI) این عنصر FCI نقش کلیدی فراهم کردن عایق بندی گرمایی را برای تجزیه LiPb دمای بالا در کانال اصلی از ساختار FS دمای کم اجرا می کند که به وسیله هلیوم خنک می شود. در لیزر هاپل، پوشش DCLL برای پوشاندن تمام طول عمودی محفظه با 12 مدل طراحی می شود. LiPb در ته نمونه پوشش پذیرفته می شود و به طور عمودی به طرف بالا در کانال بزرگ پشت FW حرکت می کند، سپس برگشت به بالا انجام می دهد و به پایین به طرف خارج نمونه در ته حرکت می کند، همچنین اتصالات خنک کننده هلیومی در ته انجام می شوند. شکل 3-5- تغییر شعاعی گرمایش هسته ای در اجزای پوشش SB شکل 3-6- طرح کلی از مفهوم پوشش DCLL محاسبات نوترونی برای طرح DCLL با ضخامت شعاعی 52cm در وسط صفحه اجرا شده اند. لیتیوم در LiPb تا 90%^6 Li غنی سازی شده است تا منجر به TBR کل 18.1 شود. بیشینه چگالیهای توان در SIC,FS,W و Lipb به ترتیب 12،16،44 و 34 W/〖cm〗^3 هستند. تغییر شعاعی گرمایش هسته ای در اجزای پوشش در شکل 7 ارائه شده است. توان گرمایی کل 2096MW است به طوریکه 123MW از آن در VV تولید می شود. حدود 40% از توان گرمایی از پوشش و VV به وسیله خنک کننده هلیومی حذف می شود و بقیه به وسیله Lipb حمل می شود. کل گرمایش هسته ای ( بجا گذاشته شده به وسیله نوترون ها و فوتون های گاما) در پوشش و VV برابر با 1565MW است که بر این دلالت دارد که ضریب تکثیر انرژی هسته ای کل برابر 23.1 است. این طرح پتانسیل و توانایی برای تولید بازده گرمایی 40 تا 45 درصد با استفاده از چرخه Brayton را دارد.بیشینه آسیب و نسبت های تولید هلیوم دردیواره فولادی اول (FW)در وسط صفحه به ترتیب 26.3 dpa/FPY و174appm/FPY هستند. بیشینه نسبت dpa در دیواره اول (FW)دلالت بر این دارد که انتظار میرود طول عمر پوشش تقریباً 7.6FPY باشد. بیشینه پایان عمر تولید هلیوم در پشت VV با ضخامت 30cm 5برابر با 5. 0appm مجاز برای جوشکاری مجدد است. شکل 3-7- تغییر شعاعی گرمایش هسته ای در پوشش DCLL 3-5- مقایسه ویژگی های هسته ای بلانکت و نتایج: پارامترهای اصلی عملکرد نوترونی برای سه کاندید طرح های بلانکت HAPL در جدول یک مقایسه می شوند. سه پوشش دارای مقادیر قابل مقایسه TBR بزرگتر از 1.1 اطمینان دهنده، خودکفایی تریتیوم هستند. اینجا قابلیت های ارتجاعی برای مجاز دانستن تعدیل TBR اگر نیاز باشد وجود دارد. پوشش SB ضخیم تر با مقدار مشخص Be برای دست یافتن به TBR لازم احتیاج است. این منجر به قابلیت ضعیف تولید ترتیوم زاینده های های جامد و مقدار زیاد ساختار لازم برای صفحه های خنک کننده بین بسیاری از لایه های SB و Be می گردد. در حالیکه غنی سازی لیتیوم برای پوشش Li لازم نمی شود، پوشش های SB و DCLL به غنی سازی Li نیاز دارند. مقدار زیادی ازBe استفاده شده در پوشش SB بیشترین دستیابی به تکثیر انرژی هسته ای تقریباً 10% بیشتر از توان گرمایی را نتیجه می دهد. اگرچه، با بازده گرمایی خیلی کمتر جبران می شود. علاوه بر این، چگالی توان در FW از پوشش SB ،20-40% بیشتر از طرح های دیگر پوشش است که باری به خنک کننده FW اضافه می کند. در حالیکه همه توان گرمایی به وسیله هلیوم در نمونه ای از پوشش SB حمل می شود، فقط 12% و 40% به وسیله هلیوم به ترتیب در پوشش های Li و DCLL حمل می شود و بقیه به وسیله زاینده حل می شود. در حالیکه آهنگ های خسارت تابشی برای Li و SB مشابه هستند، این تقریباً 30%از پوشش DCLL نتیجه شده در یک زمان عمر پوشش کوتاهتر بالاتر است. توجه کنید که آهنگ خسارت FW در محفظه های IFE کمتر ازآهنگ ها ی خسارت در محفظه های MFE با بارگذاری نوترونی مشابه در دیواره هستند. این منجر به این حقیقت می گردد که نوترون های چشمه از هدف به طور عمودی بر روی FW پرت می گردند، در نتیجه خسارت کمتری در دیواره اول (FW) و خسارت بیشتری در پشت پوشش در مقایسه با محفظه های MFE حاصل می گردد. به موجب قابلیت استحفاظی ضعیف Li ، VV ضخیم تر با پوشش Li برای اجازه دادن به جوشکاری دوباره در پشت VV لازم است. مطابق با این سه طرح بلانکت انتظار می رود که VV مولفه طول عمر باشد. بر اساس نتایج نوترونی به نظر می رسد که پوشش Li انتخاب ممتاز تری باشد. اگرچه بررسی های دیگری باید بر روی انتخاب پوشش انجام گیرد. نمونه هایی از موضوعاتی که بایستی بررسی گردند عبارتند از مطابقت مواد، ایمنی ، کنترل/ نگهداری ترتیوم، بازده گرمایی، پیچیدگی طرح، ساخت، وزن، هزینه، خطر پیشرفت و هزینه R&D. جدول 3-1- ویژگی های هسته ای پوشش های کاندید پوشش DCLL پوشش SB پوشش Li 1.17 1.17 1.12 TBR کل 52 65 47 ضخامت پوشش(cm) 90% 40% natural %^6 Li 2096 2302 2103 کل چگالی گرمایی(MW) 16 20 13 چگالی توان در دیواره اول (FW) (W/cm^3) 26 20 19 بیشترین نسبت آسیب(dpa/FPY) 58 19 170 اوج @ 40 FPY در VV 7 10 10 طول عمر پوشش (FPY) 30 30 50 ضخامتVV لازم (cm) 45%-40 , 35%-30, 45%, بازده گرمایی فصل چهارم احتراق سریع به وسیله باریکه دوترون چکیده احتراق سریع با استفاده از مجموعه مخروط هدایت شده DT توسط باریکه دوترونی (لیزر شتاب داده شده) پیشنهاد شده است . سوخت از پیش فشرده شده یکنواخت 300gcm^(-3) توسط باریکه دوترونی با توزیع انرژی ماکسولی تا دمای Mev 3 گرم می¬شود. این طرح استفاده کامل از انرژی بجا گذاشته شده ذرات آلفای تولید شده توسط واکنش¬های گرما هسته¬ای را میسر می¬سازد و می-تواند در حدود 5/4% انرژی باریکه یونی را در مقایسه با باریکه¬های یونی از جنس پروتون یا کربن را ذخیره نماید . انرژی احتراق آزاد شده توسط باریکه خارجی می¬تواند به طور قابل ملاحظه¬ای کاهش یابد . 4-1- مقدمه در چند دهه گذشته استفاده از انرژی حاصل از همجوشی هسته¬ای با روش محصورسازی اینرسی بسیار مورد توجه قرارگرفته و در این راستا طرحهای متفاوتی ارائه گردیده است . هدف اصلی این طرحها دستیابی به بهره انرژی بالا است . با توجه به مشکلات موجود در روشهای متداول همجوشی ، برای کاهش ناپایداریهای هیدرودینامیکی و کسب بهره انرژی بالا روش دیگری به نام " احتراق سریع "(FI) پیشنهاد شده است. در سال 1994 تاباک و همکارانش یک روش جایگزین به نام احتراق سریع پیشنهاد نمودند ، در این روش برخلاف روش احتراق لکه داغ مرکزی(CHS ) ، فرآیندهای گرمایش و احتراق به منظور کاهش انرژی مورد نیاز و در نتیجه کاهش ناپایداریها و دستیابی به بهره انرژی بالاتر از هم جدا شده¬اند. در ایده اصلی از باریکه الکترونی نسبیتی به عنوان مناسب¬ترین منبع برای احتراق لکه داغ ¬ استفاده شده است . مطالعاتی بر روی امکان انجام احتراق سریع با الکترونهای نسبیتی در بسیاری از آزمایشگاهها انجام گرفته است . این روش دارای مشکلات بجا گذاشتن انرژی و کانونی شدن می باشد . استفاده از باریکه های یونی دارای مزایایی از قبیل برهم کنش کلاسیکی با سوخت ، انرژی احتراق نسبتاً کم در مقایسه با الکترونها ، بجا گذاشتن انرژی بهتر ، بهبود کانونی کردن باریکه ، خط سیر مستقیم ، ماکزیمم بجا گذاشتن انرژی در پایان بردشان ( قله براگ ) و جلوگیری از انواع ناپایداری ها می باشد . احتراق سریع با استفاده از باریکه¬ های پروتونی به دلایل داشتن طیف انرژی وسیع منابع پروتونی ایجاد شده توسط لیزر ، افزایش توان قابل توجه در سوخت چگال ، حل مشکل کانونی کردن و انتقال پیشنهاد شده است ، اما در حال حاضر صفحه های مبدل لیزر به یون که برای تولید یون پروتون استفاده می شوند ، شارهای باریکه پروتونی با چندین مرتبه بزرگی کمتر از شارهای کلی مورد نیاز برای انجام عملی احتراق سریع ایجاد می کنند . باریکه¬های یون کربن به خاطر کانونی شدن بهتر آنها در مرکز سوخت فشرده شده و نیاز به جریانهای یونی کمتر به عنوان گزینه دیگر جهت استفاده در احتراق سریع پیشنهاد شده است، اما شدت های لیزری خیلی بالاتر از آنچه که در آینده نزدیک قابل دسترس خواهد بود مورد نیاز است . استفاده از باریکه های دوترونی علاوه بر گرما رسانی باعث سوخت رسانی در راکتور¬های همجوشی به روش محصور¬سازی اینرسی می¬گردد و از طرف دیگر توان توقف آنها در سوخت از الکترونها بیشتر است و می¬توانند چگالی انرژی بالاتری در اثر توقف در حجم کوچکتر سوخت ایجاد کنند ، لذا ایجاد بهره انرژی همجوشی اضافی با آنها یک ویژگی منحصر به فرد است که می¬تواند جهت کاهش کل شار دوترون¬های مورد نیاز استفاده شود و یا متناوباً باعث کاهش انرژی باریکه لیزر فرودی مورد نیاز گردد که این موضوع می¬تواند نقش بسزایی در افزایش بازدهی راکتورهای همجوشی تجاری داشته باشد . احتراق سریع به عنوان یک طرح جایگزین همجوشی محصورسازی اینرسی(ICF ) مرسوم حدود دو دهه است که پیشنهاد شده است که در آن مرحله احتراق و مرحله فشرده سازی مجموعه سوخت اصلی از هم جدا هستند. ] 29 [.اول سوخت باید به یک چگالی بالا فشرده شود اما دما بسیار پایین-تر از دمای احتراق است . دوم مقدار کمی از سوخت از پیش فشرده شده به سرعت توسط باریکه گرمایشی ثانویه برای ایجاد یک لکه داغ و رسیدن به دمای احتراق گرم می¬شود . FI کمتر به رشد ناپایداری ریلی-تیلور حساس است و نیاز به تراکم بیشتر در مرحله انفجار را کاهش می دهد . علاوه بر این ممکن است به طور قابل توجهی انرژی مورد نیاز برای احتراق ICF را کاهش دهد و منجر به بهره انرژی بالاتر شود . ایده اصلی FI جهت احتراق سریع سوخت پیش فشرده شده توسط باریکه الکترون نسبیتی نزدیک به سوخت متراکم که در آن احتراق پس از تشکیل سطح تونل ایجاد شده توسط باریکه لیزر پالس کوتاه رخ می دهد پیشنهاد شده است] 29 [.پس از آن طراحی یک مخروط توخالی از جنس طلا داخل پوسته کروی توسط Hatchett پیشنهاد شده است] 30 [ و به طور تجربی توسط Kodama ارائه شد] 31 [. نتیجه تجربی بازدهی جفت شدگی قابل توجهی را داد . با این حال هنوز هم بسیاری از ابهامات از نظر انتقال پایدار الکترونهای داغ به دلایل ریشه¬ای و سایر عوامل ناشناخته وجود دارد] 32 [. FI پروتونی توسط Res [5].پس از اولین مشاهده باریکه پروتونی کاملاً موازی شده در برهم کنش¬های لیزر- جامد پتا وات پیشنهاد شد] 33 [. این طرح FI می تواند جایگزین طرح الکترون داغ به علت بجا گذاشتن انرژی بیشتر و انتقال باریکه های سنگین¬تر پروتونی کانونی شده ¬باشد] 34 [ . Temporal و همکارانش طرح جدیدی بوسیله شبیه¬سازی عددی با جرئیات انجام دادند[35]. و نشان دادند که طول برد ناشی از افزایش دما اثر مثبتی بر روی احتراق باریکه پروتونی با توزیع انرژی ماکسولی دارد . همچنین متذکر شدند که استفاده متوالی از دو باریکه پروتونی انرژی احتراق سوخت DT با چگالی 00g〖cm〗^(-3) 5ρ= را به KJ7 کاهش می دهد . به علاوه Temporal وهمکارانش دریافتند که کل انرژی احتراق را به KJ 6 در اثر استفاده از باریکه اولی در شکل حلقوی .[36] و باریکه دومی در شکل پروفیل شعاعی یکنواخت با چگالی سوخت مشابه کاهش می دهد [37] . اخیراً فرناندز و همکارانش پیشنهاد کردند که استفاده از باریکه های کربنی شبه تک انرژی منجر به جفت شدگی بهتر با سوخت DT از پیش فشرده خواهد شد . سپس Honrubia و همکارانش مزایای باریکه یون کربن شبه تک انرژی بوسیله شبیه سازی های D 2 را تأیید کردند . در حال حاضر ما از یک ایده جدید FI با استفاده از باریکه دوترونی به عنوان جرقه احتراق به کار می بریم . دوترونها نه تنها همانند دیگر یونها انرژی مشابهی بجا میگذارند بلکه موجب واکنش¬های همجوشی حرارتی در طول کند شدن می¬شوند . بنابراین انرژی احتراق حمل شده بوسیله باریکه دوترونی می¬تواند کاهش یابد. 4-2- از دست دادن انرژی و برد دوترونها در سوخت های DT و D3He 4-2-1- از دست دادن انرژی دوترون ها در سوخت های DT و D3He به طور جداگانه دو نوع سوخت کروی از نوع مخروط هدایت شده DT و D3He با چگالی یکنواخت 300g〖cm〗^(-3) ρ= و دمای سوخت 1Kev = T را در نظر می گیریم . فرض می کنیم الکترونها و یونهای زمینه در پلاسما در دمای یکسانی باشند و تعداد یونها در هر سوخت از پیش فشرده شده با تعداد الکتروهای زمینه با هم برابر باشند . سهم توقف الکترونها ، دوترونها ، تریتیوم ها و هلیوم ها ی زمینه ( field ) در پلاسماهای هر دو سوخت به ترتیب در معادلات ا تا 4 آمده است . توجه شود که روابط 1و2 برای هر دو سوخت یکسان است اما روابط 3و4 به ترتیب برای سوخت DT و D3He می باشند . الف) سهم توقف الکترونها (dE^(D⁄e))/dx=-(e^4 2πn_e)/E_D .m_D/m_e {[-( 1+m_e/m_D ) 2/√π √(x^(D⁄e) ) e^(-x^(D⁄e) )+ erf⁡( √(x^(D⁄e) ) ) ] 〖lnΛ_De〗⁡〖 +m_e/m_D erf⁡( √(x^(D⁄e) ) )+Θ( x^(D⁄e) )ln⁡( 1.123√(x^(D⁄e) ) )〗 ب)سهم توقف دوترون ها (dE^(D⁄d))/dx=-(e^4 2πn_d)/E_D .{[-4/√π √(x^(D⁄(d )) ) e^(-x^(D⁄d) ) +erf⁡( √(x^(D⁄d) ) ) ] 〖lnΛ_Dd〗⁡〖 + erf⁡( √(x^(D⁄d) ) )+ln⁡( 1.123√(x^(D⁄d) ) )〗 ج)سهم توقف تریتیوم (dE^(D⁄t))/dx=-(e^4 2πn_t)/E_D .m_D/m_t {[-( 1+m_t/m_D ) 2/√π √(x^(D⁄t) ) e^(-x^(D⁄t) )+erf⁡( √(x^(D⁄t) ) ) ] 〖lnΛ_Dt〗⁡〖 +m_t/m_D erf⁡( √(x^(D⁄t) ) )+ln⁡( 1.123√(x^(D⁄t) ) )〗 د) سهم توقف هلیوم ها (dE^(D⁄3He))/dx=-(e^4 2πn_3He)/E_D .m_D/m_3He {[-( 1+m_3He/m_D ) 2/√π √(x^(D⁄3He) ) e^(-x^(D⁄3He) ) +erf⁡( √(x^(D⁄3He) ) ) ] 〖lnΛ_D3He〗⁡〖 +m_3He/m_D erf⁡( √(x^(D⁄3He) ) )+ln⁡( 1.123√(x^(D⁄3He) ) )〗 در عبارات بالا e واحد بار ، n_e ، n_d ، n_t n_3He به ترتیب چگالی های عددی الکترونها ، دوترون ها ، تریتیوم ها و هلیوم ها در سوخت DT و D3He ، E_D انرژی جنبشی دوترون ، m_e (m_D 〖,m〗_t ,m_3He) جرم الکترون (دوترون ، تریتیوم و هلیوم ) ، ∫_0^x▒e^(-t^2 ) dt erf⁡(x)=2/√π تابع خطا است و نیز x^(D⁄e)=(〖(m〗_e E_(D)))/(〖(m〗_D T)) و =E_D/T x^(D⁄d) x^(D⁄t)=(〖(m〗_t E_(D)))/(〖(m〗_D T)) .، x^(D⁄3He)=((m_3He E_(D)))/(〖(m〗_D T)) همچنینΘ( x^(D⁄e) ) تابع پله¬ای است که مقدار صفر را به ازای x≤1 و 1 را به ازای x≥1 دارد . عبارت بیانگر ln⁡( 1.123√x ) سهم اثر جمعی است و T دمای سوخت است و معرف ( lnΛ_Dt و lnΛ_Dd ,lnΛ_D3He )lnΛ_Deلگاریتم کولنی برهم کنش دوترون- الکترون ( دوترون- دوترون ، دوترون- تریتیوم ، دوترون- هلیوم ) می باشد که فرمولهای مربوط به هر یک به ترتیب در معادلات 5 تا 8 آمده است : lnΛ_De=ln √(√(T_e^2+ε_F^2 )/((4πe^2 n_e)))/√(〖{ e^2/[m_e (((2T_e)/m_e )+((2E_D)/m_D ))] }〗^2+〖[ ℏ/((2m_e √(((2T_e)/m_e )+((2E_D)/m_D )))) ]〗^2 ) که در آن ε_F=0.3646〖( n_e⁄〖10〗^21 〖cm〗^(-3) )〗^(2⁄3) ev انرژی فرمی الکترونها می باشد . lnΛ_Dd=ln √(√(T_d )/((4πe^2 n_d)))/(e^2⁄((E_D )+T_d)) lnΛ_Dt=ln √(√(T_t )/((4πe^2 n_t)))/(5 e^2⁄((〖6E〗_D )+4T_t)) lnΛ_D3He=ln √(√(T_3He^2 )/((16πe^2 n_3He ) ))/√({ (2e^2)/[1.206(((2T_3He)/m_3He )+((2E_D)/m_D ))] }^2+[ ℏ/((2.412√(((2T_3He)/m_3He )+((2E_D)/m_D )))) ]^2 ) باید توجه شود که تابع پله ای برای D-e معمولاً کمتر از یک است و بنابراین اثرات جمعی پلاسما یرای هر دو سوخت نادیده گرفته می شود . اما در مورد بر هم کنش D-d ، D-t و D-3He خیلی بزرگتر از یک است و لذا اثرات جمعی مهم است و قابل چشم پوشی نمی باشد . در شکلهای 4-1، 4-2، 4-3 و 4-4 سهم توان توقف dE/dx(Mev⁄μm) الکترونها ، دوترون ها ، تریتیوم ها و هلیوم ها بر حسب انرژی دوترون ( بر حسب Kev ) در دماهای مختلف رسم شده است . ( توجه شود که در همه شکلهای دو و سه بعدی توان توقف برای D-e و D-d برای هر دو سوخت یکسان اما توان توقف های D-t و D-3He که به ترتیب برای سوخت های DT و D-3He میباشد باهم متفاوتند ) . در این شکلها مشاهده می شود : الف- با افزایش انرژی دوترون و افزایش دمای سوخت ، سهم توان توقف الکترونها و یونها (دوترون ها ، تریتیوم ها و هلیوم ها ) در هر دو سوخت D-T و D-3He کاهش می یابد . به خاطر اینکه با افزایش دما تحرک الکترونها و یونها بیشتر می شود و وقتی انرژی باریکه دوترون افزایش می یابد ( در نتیجه آن طبق رابطه E=1/2 mv^2 سرعت باریکه افزایش می یابد ) ، بر هم کنش باریکه با الکترونها و یونها خیلی ضعیف خواهد شد زیرا سرعت زیاد موجب کوتاه شدن زمان بر هم کنش می شود و طبق روابط 1 تا 4 توان توقف با عکسE ، متناسب با عکس مجذور سرعت باریکه ، کاهش می یابد . ب- همانطور که در شکل 1 ملاحظه می شود وقتی که انرژی دوترونها از چندصد Kev بیشتر است سهم توقف الکترونها نسبت به یونها در توان توقف قابل توجه است ( در چگالی ثابت سوخت ) به خاطر اینکه اولاً الکترونها نسبت به یونها جرم کمتری دارند و در رابطه 1 جرم الکترون در مخرج است لذا باعث افزایش سهم توقف آنها می شود . ثانیاً به خاطر اینکه تحرک بیشتری نسبت به یونها دارند در ناحیه وسیع تری در اثر برخورد با باریکه دوترون تأثیر می پذیرند و در نتیجه باریکه را متوقف می کنند . ج- در سوخت D-T سهم توان توقف یونهای دوترون و تریتیوم تقریباً یکسان است . به خاطر اینکه بر هم کنش های باریکه دوترون با هر یک از یونها D-d و D-t دارای لگاریتم کولنی نزدیک به هم می باشند ( طبق شکلهای رسم شده لگاریتم کولنی16 و 17 ) و لذا سهم آنها در توان توقف یکسان است . د- در ناحیه انرژی پایین باریکه دوترون ( کمتر از Kev100) یونها نقش مهمی در توقف دوترونها ایفا می کنند ، به عبارت دیگر سهم توان توقف یونها در ناحیه انرژی پایین باریکه دوترون بسیار بیشتر است تا در ناحیه انرژی بالا ذ- سهم توان توقف یون 3He در سوخت D-3He کمتر از سهم یون تریتیوم در سوخت D-T است . به خاطر اینکه( طبق شکل لگاریتم کولنی 17 و18 ) لگاریتم کولنی بر هم کنش باریکه دوترون با یونهای 3He کمتر از بر هم کنش با یونهای تریتیوم می باشد . شکل4-1:تغییرات دو بعدی سهم توان توقف الکترونها بر حسب انرژی دوترون به ازای دماهای متفاوت الکترونی برای سوخت DT ویا D3He در ρ=300g〖cm〗^(-3) و تابع پله ای 0 شکل4-2-تغییرات دو بعدی سهم توان توقف دوترونها بر حسب انرژی دوترون به ازای دماهای متفاوت دوترونی برای سوخت DT ویا D3He در ρ=300gcm^(-3) . شکل4-3- تغییرات دو بعدی سهم توان توقف تریتونها بر حسب انرژی دوترون به ازای دماهای متفاوت تریتونی برای سوخت DT در ρ=300gcm^(-3) . شکل4-4- تغییرات دو بعدی سهم توان توقف هلیوم ها بر حسب انرژی دوترون به ازای دماهای متفاوت هلیومی برای سوخت D3He در ρ=300gcm^(-3) همانطور که از شکلهای 4-5 ، 4-6، 4-7 و 4-8 مشهود است بنا به دلایل بیان شده در قسمت " الف " آورد شده در بالا با افزایش انرژی دوترون وکاهش دمای سوخت ، سهم توان توقف الکترونها و یونها افزایش می یابد . باید توجه شود که طبق شکل سه بعدی 5 نیز در دمای پایین سوخت و انرژی دوترون بالاتر از چندKev 100، سهم توقف الکترونها بسیار قابل توجه است و همچنین در شکلهای 6 تا 8 به وضوح سهم زیاد توقف یونها در دمای پایین سوخت وناحیه پایین انرژی باریکه دوترون بسیار مشهود است که همه این موارد ، تمام مطالب بیان شده در مورد شکلهای دو بعدی را تصدیق می کند. شکل 4-5-شکل تغییرات سه بعدی سهم توان توقف الکترونها بر حسب انرژی دوترونی و دماهای الکترونی مختلف برای سوخت DT و یا D3He به ازای ρ=300gcm^(-3) و تابع پله ای0. شکل 4-6-شکل تغییرات سه بعدی سهم توان توقف دوترونها بر حسب انرژی دوترونی و دماهای دوترونی مختلف برای سوخت DT و یا D3He به ازای ρ=300gcm^(-3). شکل 4-7- شکل تغییرات سه بعدی سهم توان توقف تریتونها بر حسب انرژی دوترونی و دماهای تریتونی مختلف برای سوخت DT به ازای ρ=300gcm^(-3) شکل 4-8- شکل تغییرات سه بعدی سهم توان توقف هلیوم ها بر حسب انرژی دوترونی و دماهای هلیومی مختلف برای سوخت D-3He به ازای ρ=300gcm^(-3) شکلهای 4-9 ، 4-10 ،4-11 و 4-12 نشان می دهند که با افزایش چگالی سوخت ، در دماهای پایین سوخت و انرژی باریکه دوترون بالا سهم الکترونها و یونها در توان توقف افزایش می یابد . به خاطر اینکه با افزایش چگالی سوخت مقدار چگالی عددی الکترونها و یونها زیاد می شود و در نتیجه در اثر برهم کنش باریکه دوترونی با تعداد زیادی از الکترونها و یونها ، سهم آنها در توان توقف افزایش می یابد . در شکلهای 10 تا 12 سهم زیاد یونها در توان توقف در ناحیه انرژی پایین باریکه دوترونی کاملاً واضح است و در این حالتها نیز با افزایش چگالی این سهم افزایش می یابد . شکل4-9- تغییرات سه بعدی سهم توان توقف الکترونها بر حسب تغییرات انرژی دوترونی و دمای الکترونی برای سوخت D-T و یا D3He با ازای سه چگالی سوخت متفاوت و تابع پله ای 0. شکل4-10- تغییرات سه بعدی سهم توان توقف دوترونها بر حسب تغییرات انرژی دوترونی و دمای دوترونی برای سوخت D-T و یا D3He با ازای سه چگالی سوخت. شکل4-11- تغییرات سه بعدی سهم توان توقف تریتونها بر حسب تغییرات انرژی دوترونی و دمای تریتونی برای سوخت D-T با ازای سه چگالی سوخت. شکل4-12-تغییرات سه بعدی سهم توان توقف هلیوم ها بر حسب تغییرات انرژی دوترونی و دمای هلیومی برای سوخت D3He با ازای سه چگالی سوخت. از شکل 4-13 مشاهده می شود : الف- با افزایش دمای سوخت ، توان توقف کل باریکه دوترون کاهش می یابد و این موضوع ناشی از کاهش سهم الکترونها و یونها در توان توقف کل می باشد . ب- در هر دمای ثابت سوخت ، در ناحیه بالا انرژی باریکه دوترون سهم الکترونها در توان توقف کل غالب است ولیکن در ناحیه پایین انرژی ، سهم یونها به مراتب بیشتر است . ج- از انرژی جنبشی پایینKev 10 به بعد، تغییرات توان توقف کل باریکه دوترون تقریباً متناسب با 1/V^2 است و بررسی ها نشان می دهد بر ای انرژیهای بالاتر ازKev 104 ، توان توقف کل بسیار کاهش می یابد (به سمت صفر میل می کند) و این امر همانطور که قبلاً بیان شد بدلیل برهم کنش ضعیف باریکه با الکترونها و یونهای پلاسما می باشد . a) b) C) d) e) f) شکل 4-13 تغییرات دو بعدی سهم توان توقف الکترونها و یونها بر حسب انرژی دوترون در دماهای مختلف سوخت DT با چگالی ρ=300gcm^(-3) به ازای a)T=1Kev b) T=2Kev c) T=4Kev d) T=6Kev e) T=8Kev f) T=10Kev. شکل 4-14- مربوط به سوخت D-3He و داده های جدول 1 نشان می دهند که : کلیه مطالب بیان شده در مورد سوخت D-T در مورد سوخت D-3He هم صادق است . توان توقف کل در بیشتر دماهای سوخت D-3He ( در انرژی ثابت باریکه دوترون ) کمتر از سوختD-T است و این امر اولاً به دلیل کاهش سهم الکترونها و یونها در توان توقف باریکه در سوخت D-3He نسبت به سوخت D-T می باشد و ثانیاً بدلیل اینکه با وجود نزدیکی جرم هلیوم به تریتیوم ، اما این یون (هلیوم ) دارای بار الکتریکی (z=2 ) بیشتری می باشد و این موجب بر هم کنش شدیدتر بین باریکه دوترونی و الکترونها و یونهای پلاسما می گردد و در نتیجه توان توقف کل کاهش می یابد . a) b) c) d) e) f) شکل 4-14 تغییرات دو بعدی سهم توان توقف الکترونها و یونها بر حسب انرژی دوترون در دماهای مختلف سوخت D3He با چگالی ρ=300gcm^(-3) به ازای a)T=1Kev b) T=2Kev c) T=4Kev d) T=6Kev e) T=8Kev f) T=10Kev جدول 4-1:مقادیر عددی محاسبه شده مربوط به سهم توان توقف الکترونها و یونها در انرژی های متفاوت دوترونی و دماهای مربوط به سوخت های DTو D3He از بررسی شکلهای 15 تا 22 و داده های موجود در جدول 2 می توان دریافت که : الف - مقادیرعددی مربوط به تمام لگاریتمهای کولنی بر هم کنشهای D-e ، D-d ،ِD-t و ِD-3He با افزایش دمای الکترونها ویونهای پلاسمای سوخت افزایش می یابد و علت آن است که با افزایش دما تحرک الکترونها و یونها افزایش می یابد و لذا در هنگام برخورد باریکه دوترونی با آنها برهم کنش بیشتری صورت می گیرد و باعث زیاد شدن لگاریتم کولنی می گردد . ب- لگاریتم کولنی بر هم کنش D-e در دمای ثابت با افزایش انرژی باریکه دوترونی بدون تغییر می ماند در حالی که برای سایر بر هم کنش های باریکه با یونها این کمیت افزایش می یابد . به بیان ریاضی می توان گفت طبق رابطه 5 لگاریتم کولنی به سه عامل دمای الکترونی ، چگالی عددی الکترونی و انرژی باریکه یونی وابسته است و چون جرم الکترون بسیار کم است و در مخرج هم قرار دارد لذا عبارات دارای me در مخرج بسیار بزرگ می شود و افزایش مقدار ED در رابطه لگاریتم کولنی تأثیری ندارد . اما طبق روابط6 ، 7 و 8 با افزایش انرژی باریکه دوترونی ED ، لگاریتم کولنی D-d ،ِD-t و ِD-3He افزایش می یابد .( طبق این روابط هم لگاریتم کولنی به دمای یونی ، چگالی عددی یونی و انرژی باریکه دوترونی وابسته است ) ج- طبق جدول 2 در دمای سوخت و همچنین انرژی باریکه دوترونی ثابت ، لگاریتم کولنی D-e از D-d ،ِD-t و ِD-3He بیشتر است . به خاطر اینکه یون دوترون در باریکه ، با الکترون پلاسما به دلیل جرم کمتر و تحرک بیشتر ، بر هم کنش بیشتری انجام می دهد . د- طبق شکل های 16 و 17 لگاریتم کولنی بر هم کنش های D-d ،ِD-t ، بدلیل داشتن عدد اتمی یکسان ( Z=1 ) تقریباً با هم برابرند . ذ- لگاریتم کولنی برهم کنش D-3He در سوخت D3He کمتر از ِD-t در سوخت DT است . ، به خاطراینکه 3He دارای عدد اتمی بیشتر و جرم کمتری نسبت به تریتیوم می باشد . شکل 4-15- تغییرات دو بعدی لگاریتم کولنی الکترونها بر حسب انرژی دوترون در دماهای مختلف مربوط به سوختDT یا D3He به ازای ρ=300gcm^(-3).. شکل 4-16- تغییرات دو بعدی لگاریتم کولنی دوترونها بر حسب انرژی دوترون در دماهای مختلف مربوط به سوختDT به ازای ρ=300gcm^(-3).. شکل 4-17-تغییرات دو بعدی لگاریتم کولنی تریتونها بر حسب انرژی دوترون در دماهای مختلف مربوط به سوختDT به ازای ρ=300gcm^(-3).. شکل 4-18-تغییرات دو بعدی لگاریتم کولنی هلیوم ها بر حسب انرژی دوترون در دماهای مختلف مربوط به سوخت D3He به ازای ρ=300gcm^(-3).. شکل 4-19-تغییرات سه بعدی لگاریتم کولنی مربوط به الکترونها بر حسب انرژی دوترون و دمای الکترونی برای سوخت DT یا D-3He به ازای ρ=300gcm^(-3). شکل 4-20-تغییرات سه بعدی لگاریتم کولنی مربوط به دوترونها بر حسب انرژی دوترون و دمای دوترونی برای سوخت DT یا D-3He به ازای ρ=300gcm^(-3). شکل 4-21- تغییرات سه بعدی لگاریتم کولنی مربوط به تریتونها بر حسب انرژی دوترون و دمای تریتونی برای سوخت DT به ازای ρ=300gcm^(-3). شکل 4-22-تغییرات سه بعدی لگاریتم کولنی مربوط به هلیوم ها بر حسب انرژی دوترون و دمای هلیومی برای سوخت D-3He به ازای ρ=300gcm^(-3) برد کل دوترون ها در سوخت های DT و D3He برد دوترون ها با انرژی های اولیه مختلف در پلاسمای DT و D3He به ترتیب توسط معادلات 9 و10 محاسبه می شود : R=∫_(ε_D)^0▒〖[ dE^(D⁄e)/dx+dE^(D⁄d)/dx+dE^(D⁄t)/dx]〗^(-1) dE (9 ) R=∫_(ε_D)^0▒〖[ dE^(D⁄e)/dx+dE^(D⁄d)/dx+dE^(D⁄3He)/dx]〗^(-1) dE از بررسی شکل های 23 و 24 و داده های موجود در جدول 3 میتوان دریافت که : الف- با افزایش انرژی دوترون و افزایش دمای سوخت ، برد کل دوترونها در هر دو سوخت DT و D3He افزایش می یابد . به خاطر اینکه یونهای دوترون در باریکه وقتی انرژی بیشتری داشته باشند قادرند در مدت زمان کوتاهتری فاصله بیشتری در سوخت طی کنند و انرژی خود را جاگذاری نمایند . از طرف دیگر در انرژی دوترون ثابت با افزایش دما ، چون طبق مطالب بالا سهم توان توقف هر یک از الکترونها و یونها کاهش می یابد این امر باعث افزایش برد می گردد . ب- برد کل باریکه دوترون در سوخت D3He کمتر از سوخت DT است . شکل 4-23- تغییرات برد کل بر حسب انرژی دوترونی در دماهای متفاوت مربوط به سوخت DT به ازای ρ=300gcm^(-3) شکل 4-24 :تغییرات برد کل بر حسب انرژی دوترونی در دماهای متفاوت مربوط به سوخت D3He به ازای ρ=300g〖cm〗^(-3) جدول 4-3- مقادیر عددی محاسبه شده مربوط به برد کل بر حسب انرژی دوترونی و دما برای سوخت های DT و D3He به ازای ρ=300g〖cm〗^(-3) 4-3- طرح FI دوترون ها کپسول سوخت مخروطی هدایت شده با چگالی یکنواخت 300gcm^(-3) ρ= در شکل 25 مشاهده می شود . چشمه باریکه دوترونی (لیزر شتاب دهنده ) که فویل CD کروی است در فاصله μm 500 d= دور از سوخت قرار گرفته است و فرض می شود دوترونها به طور آنی تولید می شوند و فرآیند بر هم کنش لیزر مافوق شدید با هدف نادیده گرفته می شود . ما فرض می¬کنیم که باریکه دوترونی (توسط لیزر شتاب داده می شوند ) با شعاع μm 20 توسط توزیع انرژی ماکسولی μm 20مشخص می¬شود: (11) (dN_D)/(dE_D )=(2N_0)/(√π T_D^(3⁄2) ) √(E_D ) e^((-E_D)⁄T_D ) در شکل 27 تغییرات توزیع دوترونها بر حسب انرژی اشان رسم شده است . و 〖cm〗^(-3)1016 × 5/1 N_o= تعداد کل دوترونهاست . دمای توزیع Mev 3= T_D و ماکزیمم انرژی جنبشی دوترون Mev 53 است . انرژی جنبشی دوترون¬ها با رسیدن به سوخت در زمانهای مختلف E_D (t)=1⁄2 m_D 〖( d/t )〗^2 است. در شکل 28 تغییرات E_D بر حسب زمان (s) رسم شده است .ودر شکل29 تغییرات N_D بر حسب t(s) ترسیم شده است. شکل 4-25- (a طرح کپسول مخروطی هدایت شده برای احتراق سریع دوترون (b منبع لیزر کانونی شده شتاب دهنده دوترونها از فویل CD کروی شکل 4-26 (a سطح مقطع واکنش همجوشی DT بر حسب انرژی جنبشی دوترون (b احتمال واکنش های هسته ای حرارتی بر حسب دمای سوخت DT E_D (MeV) شکل4-27 تغییرات دو بعدی N_D بر حسب E_D شکل4-28-شکل دو بعدی تغییرات (MeV)E_D بر حسب زمان (s) شکل4-29- شکل دو بعدی تغییرات N_D بر حسب t(s) با احتساب فاصله بین چشمه و سوخت ، ما می¬توانیم توان بجا گذاشته شده باریکه دوترونی را به صورت زیر تعریف کنیم: (6) P_D (t)=8/(3√π) E_total/τ 〖( τ/t )〗^6 e^(-〖( τ/t )〗^2 ) به طوریکه =101.82d(mm)/√(T_(D(Mev)) ) =〖[ (m_D d^2)/((2T_D)) ]〗^(1⁄2) τ زمان مشخصه و N_0 kT_D 2/3 = E_total انرژی کل طیف باریکه دوترونی است . بررسی اشکال دو بعدی و سه بعدی 30 و 31 نشان می دهند که : الف- چون طبق شکل 29 توزیع تعداد دوترون ها N_D در سوخت بر حسب زمان به صورت ماکسولی است . بنابراین شکل توزیع توان بجا گذاشته شده باریکه دوترونی P_D در سوخت نیز بر حسب زمان ماکسولی است . ب- شکل 31 تغییرات P_D بر حسب انرژی جنبشی دوترون T_D و زمان t را به صورت ماکسولی نشان می دهد ، به طوری که با افزایش انرژی جنبشی باریکه دوترون و گذشت زمان تقریباً 5 پیکو ثانیه ، توان بجا گذاشته شده باریکه به ماکزیمم مقدار خود در سوخت می رسد . شکل4-30- شکل دو بعدی تغییرات P_D (t) بر حسب t(ps) شکل 4-31- شکل سه بعدی تغییرات توان بجا گذاشته شده باریکه دوترون بر حسب دمای توزیع دوترون و زمان در سوخت تعداد کل دوترونها که بر واحد زمان در زمانهای مختلف به سوخت می رسند برابر است با: dN/dt=( dN/(dE_D ) ).( (dE_D)/dt ) دوترونهای سریع ممکن است هنگام کند شدن متحمل واکنش های گرما هسته¬ای (همجوشی های باریکه ) شوند. احتمال واکنش های هسته ای (p(T)) به سطح مقطع DT در شکل (a)4 و توان توقف دوترونهای سریع در سوخت DT بستگی دارد . لذا داریم: p(T)=∫_0^R▒〖n_T σ_DT dx〗=∫_(E_o)^(E_th)▒〖n_T σ_DT (E)1/(B(E,T)) dE〗 (7) که در آن n_T چگالی عددی تریتیوم در سوخت است . σ_DT (E) سطح مقطع همجوشی DT است که تابعی از انرژی جنبشی دوترونهاست و سرعت حرارتی تریتیوم را نادیده گرفته ایم زیرا بسیار کمتر از سرعت پرتابه کننده است . R برد دوترونها در سوخت و B(E,T) توان توقف کل دوترونها است . E_0 و E_th به ترتیب انرژی جنبشی اولیه و انرژی حرارتی دوترونهاست . از شکل (b) 4 مشخص است که احتمال واکنش¬های هسته¬ای با افزایش دمای سوخت افزایش می یابد که ناشی از کاهش توان توقف دوترونهاست . ذرات آلفای ناشی از واکنش های گرما هسته ای انرژی خود را در لکه داغ بجا گذاشته می گذارند ومقداری از این انرژی اضافی و توان برای احتراق به کار برده می شود . در رسم شکل 32 از فرمول سه پارامتری زیر به عنوان ساده¬ترین راه برای تعیین سطح مقطع همجوشی( احتمال رخداد بر هم کنش) بین دو هسته سبک استفاده شده است: σ(E_lab )=-16389C_3 (1+m_a/m_b )^2×[m_a E_lab [Exp(31.40 Z_1 Z_2 √(m_a/E_lab ))-1]{〖(C_1+C_2 E_lab)〗^2+(C_3-2π/([Exp(31.04Z_1 Z_2 √(m_a⁄E_lab ))-1]))^2 }]^(-1) که E_lab انرژی دوترون فرودی بر حسبKev در دستگاه آزمایشگاهی ، 〖 m〗_a و m_b به ترتیب جرم هسته فرودی و هسته هدف ، Z_2 و〖 Z〗_1 نیز به ترتیب عدد اتمی هسته فرودی و هسته هدف ¬می¬باشد. C_3 و C_2، C_1 سه¬پارامتر ثابت می باشند که مقادیر عددی آنها ¬در جدول 4 آورده شده اند که برای انواع سوخت¬ها این مقادیر متفاوت است. جدول 4-4 - مقادیرعددی سه پارامتر ثابت C_3 و C_2، C_1 برای سوخت¬هایD-D ، D-T وHe3 D- D-D ( T+ p,n+3He ) He3 D+ D+T 2641/60- 1334/1- 5405/0- C_1 05066/0 003039/0 005546/0 C_2 9932/54- 6702/0- 3909/0- C_3 به کمک رابطه 9 و جدول 4 با قرار دادن مقادیر مشخص و ثابت 2 m_a= و 1 Z_1= به عنوان جرم و عدد اتمی هسته دوترون به عنوان هسته فرودی در شکل 32 تغییرات سطح مقطع همجوشی برحسب انرژی دوترون فرودی در بازه Kev10000-0برای سوخت¬های D-TوHe3D- رسم شده است . شکل 4-32- نشان می¬دهد سوخت D-T نسبت به سوخت He3D- دارای بیشترین سطح مقطع واکنش است . توجه شود که در این شکلها سطح مقطع بر حسب بارن است . الف- ب شکل 4-32- سطح مقطع واکنش همجوشی بر حسب انرژی دوترون برای سوخت الف- DT ب- D3He ج- DT و D3He شکل 33 نشان می دهد : الف- با افزایش دمای سوخت در انرژی ثابت دوترون ، احتمال رخداد واکنش های هسته ای حرارتی افزایش می یابد که علت آن کاهش توان توقف دوترونهاست . ب- در یک دمای ثابت سوخت بین 1 تا Kev10 با افزایش انرژی دوترون احتمال رخداد واکنش های گرما هسته ای تا انرژی Kev400 روند صعودی و بعد از آن روند نزولی پیدا می کند که این موضوع هم طبق شکلهای 13 به کاهش توان توقف دوترونها مربوط می شود . شکل 4-33- احتمال وقوع واکنش های حرارتی برحسب انرژی دوترون در دماهای مختلف سوخت DT بررسی شکل 34 نشان می دهد که مطالب فوق در مورد شکل 33 ، برای سوخت D3He هم صادق است . باید توجه شود که در هر دما احتمال رخداد واکنش های گرما هسته ای برای سوخت D3He کمتر از سوخت DT می باشد که این عامل هم به توان توقف کمتر دوترونها در سوخت D3He نسبت به سوخت DT بر می گردد . شکل 4-34- احتمال واکنش های حرارتی برحسب انرژی دوترون در دماهای مختلف سوخت D3He کل انرژی بجا گذاشته شده در لکه داغ شامل انرژی جنبشی آزاد شده بوسیله باریکه دوترونی و انرژی بجا گذاشته شده بوسیله ذرات آلفاست که توسط واکنش¬های گرما هسته ای تولید می شود . این ذرات آلفا تک انرژی نیستند بدلیل اینکه انرژی جنبشی دوترون¬ها درست قبل از همجوشی گرما هسته ای است . در چارچوب مرکز جرم ، انتشار ذرات آلفای ایجاد شده توسط واکنش های گرما هسته ای ایزوتروپیک است . به طوریکه در چارچوب آزمایشگاهی برای ذرات آلفا از دوترونهای تک انرژی واکنش کننده با تریتیوم ، شکل توزیع طیف انرژی آنها به طور یکنواخت در محدوده انرژی مستطیلی ( ( E ) E_(α_2 ) و (E ) E_(α_1 ) ) است که E_(α_1 ) و E_(α_2 )بوسیله انرژی جنبشی دوترون در زمان واکنش کنندگی تعیین می شود . کسری از انرژی که ذرات آلفا در لکه داغ می توانند بجا گذارند از طریق فرمول زیر تخمین زده می¬شود : f_α={3/2 τ_α-4/5 τ_α^2 (τ_α≤1/2) 1-1/(4τ_α )+1/(160τ_α^3 ) (τ_α≥1/2) τ_α=45×(lnΛ_αe)/5.(ρ_h R_h)/(T_h^(3⁄2) ) √(E_(α_0 )/E_α ) E_(α_0 )=5/3Mev که در آن lnΛ_αe لگاریتم کولنی است و ρ_h R_h چگالی سطحی لکه داغ است .شکل 35 شکل سه بعدی تغییرات آن را برحسب دمای الکترونی و انرژی ذره آلفا نشان می دهد. شکل 4-35- تغییرات لگاریتم کولنی بر هم کنشα-e بر حسب انرژی ذره آلفا و دمای الکترون انرژی بجا گذاشته شده ذرات آلفا در لکه داغ توسط رابطه زیر محاسبه می شود : (9) E_dep=∫_(E_(α_1 ))^(E_(α_2 ))▒〖E_α f_α ( E_α )dN/(dE_α ) dE_α 〗 توان بجا گذاشته شده ذرات آلفا و لکه داغ از ترکیب معادلات 9تا7 بدست می آید: (10) P_α (t)=∫_(E_(α_1 ))^(E_(α_2 ))▒〖dN/dt.σ_DT (E).n_T.1/(B(E,T)).[1/(E_α2 (E)-E_α1 (E)) ∫_(E_(α_1 ) (E))^(E_(α_1 ) (E))▒〖E_α f_α ( E_α )dE_α 〗〗]dE فرض کرده ایم که تعداد دوترون ها بر واحد زمان که در محدوده (E_0 وE_th ) کند می شوند مشابه dN/dt در رابطه( 9 ) است . در محاسبه های ماناMev 1 E_0= قرار می¬دهیم بخاطر آنکه سطح مقطع واکنش DTکوچکتر از b 5/0 است . وقتی که انرژی جنبشی دوترون از Mev 1 تجاوز می کند ، واکنش های موجب شده بوسیله دوترونهای سریع تر می توانند نادیده گرفته شوند. شکل 36 نشان می دهد که تغییرات زمانی انرژی بجاگذاری ذرات آلفا و توان باریکه دوترون همانند توزیع انرژی باریکه دوترونی به صورت توزیع ماکسولی تغییر می کنند . شکل 4-36- انرژی بجاگذاری ذرات آلفا (خط بنفش ) ، توان باریکه دوترون (سبز نقطه چین -خط) و تعداد دوترونها رسیده به سوخت بر واحد زمان ( قرمز خط چین) همانطور که کپسول سوخت منفجر می شود انرژی بجا گذاشته شده ذره ∝ ناشی از سوختن گرما هسته ای DT لکه داغ را گرم می کند . آهنگ حجمی تولید انرژی ناشی از خود گرمایش ذرات ∝ توسط رابطه زیر تعیین می شود : P_α=n_D n_T 〖〈σν〉〗_DT E_0α ( 11) که در آن n_D و n_T به ترتیب چگالی های دوتریوم و تریتیوم است . 〖〈σν〉〗_DT متوسط ماکسولی آهنگ همجوشی ترکیب DT است و E_0α انرژی زمان تولید ذره ∝ در مرکز لکه داغ برابر Mev 52/3 است . با فرض چگالی های عددی یکسان ( n_D=n_T=n_hs/2 ) دوتریوم و تریتیوم در پلاسمای هیدروژنی( n_hs چگالی یون لکه داغ) داریم: P_dα=0.25n_hs^2 〈συ〉_DT E_0α (1-f_ee ) (12) که در آن f_ee کسر انرژی ∝ است که از لکه داغ فرار می کند و به صورت: f_α={ 1-2τ+(8τ^2)/5 (τ_α≤0.25) (13) 1/4τ 1/(32τ^2 )+1/(640τ_α^3 ) (τ_α≥0.25) بیان می شود ، که در آن: τ=r_hs/λ و λ برد ذره ∝ در مرکز لکه داغ است که λ=1.1×〖10〗^(-2) (T_hs^(3/2))/ρ_hs T_hs بر حسب Kev و ρ_hs بر حسب g.〖cm〗^(-3) است . به عبارت دیگر هدایت الکترون از لکه داغ به سوخت سرد اطراف و اتلافهای تابشی بر روی لکه داغ اثر می گذارد . آهنگ های حجمی پراکندگی انرژی ناشی از هدایت الکترونی و تابش برامزشترالانگ با رابطه های زیر تعیین می شود: P_ec=3.684×〖10〗^(-19) ( 〖n_hs/H_hs )〗^2 T_hs^(7/2) Kev.cm^(-3).s^(-1) (16) P_br=3.35×〖10〗^(-15) ( n_hs )^2 T_hs^2 Kev.cm^(-3).s^(-1) (17) که در آن کمیات n_hs ،T_hs و H_hs به ترتیب بر حسب 〖cm〗^(-3) ، Kev و g.〖cm〗^(-2) است. U ̇=d/dt (4/3 πr_hs^3 n_hs T_hs )=4/3 πr_hs^3 n_hs (T_hs ) ̇+4π〖r^2〗_hs n_hs T_hs (r_hs ) ̇ (18) اگر شعاع لکه داغ ثابت باقی بماند در اینصورت داریم: U ̇=4/3 πr_hs^3 n_hs (T_hs ) ̇=4/3 πr_hs^3 [0.25n_hs^2 〈συ〉_DT E_0α (1-f_ee )-3.684×〖10〗^(-19) ( 〖n_hs/H_hs )〗^2 T_hs^(7/2)-3.35×〖10〗^(-15) ( n_hs )^2 T_hs^2 ] با حل این معادله داریم : t≔∫_(T_si)^(T_hs)▒(dT_hs)/(0.25n_hs^2 〈συ〉_DT E_0α (1-f_ee )-3.684×〖10〗^(-19) ( 〖n_hs/H_hs )〗^2 T_hs^(7/2)-3.35×〖10〗^(-15) ( n_hs )^2 T_hs^2 ) (20) t زمان سوختن سوخت در لکه داغ و T_si دمای خود احتراق (دمای لکه داغ در t=0 ) است . با ملاحظه وابستگی 〈σν〉_DT به دما ، می توانیم با انتگرال گیری بالا وابستگی زمانی دمای لکه داغ برای مقادیر مختلف T_hs را بدست آوریم . اشکال 37 و 38 نشان گر توان بر واحد حجم ( آهنگ حجمی انرژی) ایجاد شده ناشی از گرمایش ذرات آلفا می باشند که نتایج زی را به دنبال می آورند: در هر دو سوخت D-T و D-3He ، با افزایش دمای سوخت افزایش می یابد .( تغییرات متناسب با توان دوم دمای سوخت، T^2 ، است .) این توان برای سوختD-T بالاتر از سوخت D-3He است ، به خاطر اینکه مقدار 〖〈σν〉〗_DT بیشتر از 〖〈σν〉〗_D3He است . در انرژی های مختلف دوترون ازKev 300 تا Kev 12000 ، برای هر دو سوخت شکل تغییرات این توان بر حسب دما تقریباً ثابت باقی می ماند ، به خاطر اینکه مقادیر واکنش پذیری آنها در این محدوده انرژی تقریباً ثابت است . شکل 4-37- توان بر واحد حجم ( آهنگ حجمی انرژی) ایجاد شده ناشی از گرمایش ذرات آلفا در سوخت D-T . شکل 4-38 توان بر واحد حجم ( آهنگ حجمی انرژی) ایجاد شده ناشی از گرمایش ذرات آلفا در سوخت D-3He . شکل 4-39 نشان می دهد که : الف- با افزایش دمای لکه داغ در چگالی های ثابت سوخت ، برد ذرات آلفا افزایش می یابد . ب- با افزایش چگالی سوخت در دمای ثابت ، برد ذرات آلفا کاهش می یابد . شکل 4-39- برد ذره آلفا در مرکز لکه داغ در چگالی های مختلف سوخت اشکال 40 و41 نشان گر توان بر واحد حجم (آهنگ حجمی) و افزایش انرژی ناشی از بجاگذاری انرژی ذرات آلفا در سوخت D-T و D-3He می باشند به طوریکه : الف- با افزایش دمای سوخت افزایش می یابد . ب-این توان برای سوختD-T بالاتر از سوخت D-3He است ، به خاطر اینکه مقدار 〖〈σν〉〗_DT بیشتر از 〖〈σν〉〗_D3He است . ج- در انرژی های مختلف دوترون ازKev 300 تا Kev 12000 ، برای هر دو سوخت شکل تغییرات این توان بر حسب دما تقریباً ثابت باقی می ماند ، به خاطر اینکه مقادیر واکنش پذیری آنها در این محدوده انرژی تقریباً ثابت است . شکل 4-40- توان بر واحد حجم (آهنگ حجمی) افزایش انرژی ناشی از جاگذاری انرژی ذرات آلفا در سوخت D-T ( بر اساس رابطه 5 زیر ) شکل 4-41- توان بر واحد حجم (آهنگ حجمی) افزایش انرژی ناشی از جاگذاری انرژی ذرات آلفا در سوخت D-3He شکل 42 نشان می دهد که آهنگ حجمی پراکندگی انرژی ناشی از هدایت الکترون (P_ec) و تابش برامزشترالانگ (P_br) : الف- با افزایش دمای سوخت ، افزایش می یابند . ب- مقادیر P_ec به مراتب بیشتر از P_br است . شکل 4-42- آهنگ حجمی پراکندگی انرژی ناشی از هدایت الکترون (P_ec) و تابش برامزاشترالانگ (P_br ) حال ما بهره و افت توان در کره احتراقی را بررسی می¬کنیم . ما می¬توانیم تشکیل لکه داغ را از مدل استاتیکی لکه داغ درک کنیم . اگر چه ناحیه گرم شده نزدیک به سوخت چگال استوانه¬ای است . ما از جرقه کروی با حجم مساوی با جرقه استوانه¬ای لکه داغ به جهت ساده سازی استفاده می¬کنیم . باریکه دوترونی (لیزر شتاب داده شده) شعاع μm 20 دارد و لکه داغ با شعاع معادل μm 20 می تواند توسط دوترونها با برد کمتر از g〖cm〗^(-2)1 در لبه سوخت از پیش فشرده شده تولید شود . برای FI باریکه دوترونی باید انرژی و توان کافی به منظور تشکیل شدن لکه داغ آزاد نماید . مکانیسم اصلی افت توان در لکه داغ شامل تابش ، کار مکانیکی و شرایط حرارتی است . بنابراین افت تابش در دمای سوخت چند Kev غالب می شود و افت هدایت گرمایی کاملاً کوچک است وقتی که دمای سوخت پایین است . بعلاوه در سوخت ایزوکرویک(هم حجم)FI ، فشار در لکه داغ نسبت به سوخت اطراف بالاتر است و شوک درون سوخت سرد ایجاد می شود . به طوری که افت کار مکانیکی باید ملاحظه شود و معادل توان تعادلی توسط رابطه زیر ارائه می شود: P_D (t)+P_α (t)-[W_r+W_m+W_e-〈συ〉_DT n_D n_T f_(α_0 ) E_(α_0 ) ] 4/3 πr^3=m_DT C_V dT(t)/dt (21) در معادله بالا W_r=A_b ρ^2 〖T(t)〗^(1⁄2) چگالی توان افت تابش ،W_m=A_m ρr^(-1) 〖T(t)〗^(3⁄2) چگالی توان افت کار مکانیکی ، W_e=( (3A_e)⁄lnΛ )r^(-2) 〖T(t)〗^(7⁄2) چگالی افت هدایت گرمایی و 〈συ〉_DT میانگین ماکسولی واکنش پذیری واکنش DT که J〖cm〗^3 1016 × 05/3 A_b=پارامتر افت تابش و 〖Jcm〗^31015 × 5/5 A_m= پارامتر افت کار مکانیکی تحت شرایط ایزوتروپیک(همسانگرد) 〖Jcm〗^(-3)1012 × 5/9 A_e= پارامتر هدایت گرمایی الکترونها در مدل اسپیتزر است . lnΛلگاریتم کولنی ، J 108× 15/1 C_V= گرمای ویژه در حجم ثابت است . Mev 3 E_(∝_0 )= و f_(α_0 ) کسر انرژی بجاگذاشته شده مربوط به ذرات آلفای Mev 5/3 است . شعاع و جرم لکه داغ به ترتیب μm 20 r= و μg 05/10 m_DT= هستند . ما معادله دیفرانسیل 21 را حل می کنیم و دمای لکه داغ را بر حسب تابعی از زمان تعریف می کنیم . معیار احتراق کنسرواتیو(پایستار) ساده g〖cm〗^(-2) Kev6 ρ_h R_h T_h> ]17 [می تواند جهت تخمین ؟استفاده می شود که دمای لکه داغ به Kev10 می رسد احتراق رخ می¬دهد . شکل(a) 5 نشان می¬دهد گرمای ذرات آلفا دمای لکه داغ به Kev10 مسیر می سازد که در حدود Ps1 زودتر از گرمای تنها بوسیله دوترونها است . در شکل (a) 5 ما می توانیم مشاهده می کنیم که افزایش در توان نهشت حدود TW 23 در توان پیک است . این افزایش توان محسوس مرتبط با دوترونها امتیازات دوترون ها به عنوان راه اندازی FI نسبت به دیگر یون ها نشان می دهد.
وقتی دمای لکه داغ به Kev10 می رسد ، انرژی کل آزاد شده Kj21/9 است که ذرات آلفا ی تولید شده توسط واکنشهای گرما هسته¬ای ، Kj 4/0 انرژی بجا می گذارند. ذخیره انرژی باریکه خارجی حدود 5/4% است .
انرژی احتراقی تخمین زده شده توسط ما به طور اساسی با عبارت مقیاس زیر توسط مدل ایزوکرویک(هم حجم) بدست می آید:
(22) E_ig^isoch≥72〖( ρ⁄100 gcm^(-3))〗^(-2)
بنابراین بر طبق نتیجه شبیه سازی های عددی ِD2 بوسیله آتزنی ]18 [انرژی باریکه جهت احتراق سوخت DTفشرده شده با چگالی ρ عبارت است از :
E_ig=140〖( ρ⁄100 gcm^(-3) )〗^(-1.85) Kj (23)
عبارت مقیاس انرژی احتراقی بدست آمده توسط شبیه سازی D2 بیش از 2 برابر بزرگتر از مدل ایزوکرویک برای چگالی سوخت 300g〖cm〗^(-3) ρ= است . اختلاف بین نتایج مدل ایزوکرویک و شبیه سازی D2 اساساً به دلیل افت انرژی باریکه قبل از جفت شدگی با پلاسما ، هدایت گرمایی در ناحیه گرم شده باریکه و اثرات هیدرودینامیکی است . اگر تعداد کل دوترونهای باریکه دو برابر شود انرژی بجا گذاشته شده در لکه داغ با نتایج شبیه سازی D2 همخوانی خواهد داشت . سپس توان و انرژی آزاد شده توسط باریکه دوترونی دو برابر خواهد شد . مطابق آن انرژی بجا گذاشته شده توسط ذرات آلفا به حدود Kj 8/0 دو برابر می شود . این ذخیره انرژی باریکه خارجی امتیاز ویژه دوترون برای FI در مقایسه با یون پروتون و کربن است .
4-4- نتیجه گیری
در این پایان نامه ، FI توسط باریکه دوترونی با لیزر شتاب داده شده با توزیع انرژی باریکه با دمای Mev 3 بررسی کردیم . فرض می¬¬کنیم که باریکه دوترونی می تواند به طور آنی توسط فویل CD قرار گرفته شده در فاصله μm 500 از سوخت فشرده شده تولید شود . مقایسه احتراق سریع توسط یون پروتون و کربن نشان می دهد این طرح استفاده کامل از انرژی بجا گذاشته شده از ذرات آلفای ایجاد شده توسط واکنش های گرما

مطلب مرتبط :   شهری، پراکنش، شهرها، ساکنان