本发明涉及一种从含核燃料的材料生产能量的方法。本发明也 指向一种用于提供上述方法的能量放大器，和一种装有上述能量放 大器的能量生产装置。

核反应堆广泛地用来生产热能或电能。已开发出许多反应堆设 计，导致广泛的技术研究。然而，普通的反应堆不是没有问题。正如 某些事故引人注目地显示的那样，其运行控制通常是棘手的。对大 多数反应堆设计来说，燃料材料的制备都涉及同位素分离，这是一种 复杂而昂贵的工艺，还可引起核扩散的危险。核扩散危险也来自一 个事实：普通核反应堆通常都产生裂变钚。从上述钚，例如用快中子 增殖堆方法，回收能量，已出现许多困难，并且只在一定的程度上被 应用。此外，在普通的反应堆中产生的不可忽视数量的钚与其他锕 系元素，是有放射毒性的，并且不容易处置。对上述锕系元素及其裂 变碎片采用地质贮存方法，但显然不是一种令人满意的能决方法。

今天的核能主要以天然U235的裂变为基础，但它在普通铀中的 含量只有约0．7％。在开发核能的初期，人们就认识到借助于中了 俘获从较丰富的核类增殖人造燃料的重要性。尤其是，人们能够从 占优势的U238出发，增殖Pu239；并从天然钍(纯同位素Th232)增殖能 容易裂变的U233。虽然U238-Pu239增殖已导致(快中子)增殖堆的 普遍但有争议的发展，然而在Th232-U233增殖链方面还是至今进展 不大。

在文章“利用一种加速器驱动强热中子源进行核能生产和废物 转变”(物理学研究方面的核仪器与方法杂志，1992，Vol．A320，pp 336-367)，C．D．Bowman等人设想把质子加速器用于焚烧轻水堆 产生的锕系元素废物(也见美国专利5，160，696)。还指望该装置能 够从钍循环产生能量。然而，需要在该装置的中心部分具有很高的 热中子通量(在1016cm-2、S-1范围内)，才能实现镎与镅的转变。在 这些情况下，不能够在原处进行能量生产增殖与裂变过程(即，由 Th232俘获一个中子而生成Pa233，Pa233经β衰变而生成U233，和U233 的η裂变)，从而需要不断地提取Pa233使之离开该中子通量环境，以 便在该中心部分的外面使Pa233经β衰变而生成U233，同时限制Pa233 又俘获中子，这种又俘获会干扰中子平衡，并且导致产生附加的锕素 元素(在约1016cm-2S-1情况下，从Pa233生成Pa234的几率和生成U233 的几率是相差不大的)。此外，必须从装置中心部分不断地提取大量 的裂变产物，并且对它们进行化学处理。这种提取与化学处理都是 复杂的操作，使该装置实际上不适合商业能量生产应用。此外，来自 装置中心部分的Pa233的积累也是不合乎需要的，因为它在约27天 之后，会衰变成核扩散危险很大的U233。

总结先有技术，实际的核能反应堆和快中子增殖反应堆都依靠 一种临界链式反应，通常在一个密封的外壳之内进行这种反应，尽管 已经历几十年的广泛开发，仍有许多问题。而且，上述的加速器驱动 热中子方案，目前还是一个有关将来的课题。它要经过长时期研究 与开发才能投入实用，因为它需要极高的中子通量，并且需要以空前 地高的放射性水平进行化学分离。

本发明之主要目的在于提供一种可以代替普通反应堆去获得核 能的可行的方法，它可避免许多这种普通反应堆和快中子增殖堆所 遇到的问题。

本发明之另一目的在于，使能量生产方案不需要连续地后处理 燃料材料。还希望能量生产方案适合于使用钍作燃料材料的主要成 分。

根据本发明，通过一个对来自燃料材料中一个能增生元素的易 裂变元素，经由所述易裂变元素的一个β先驱核素进行增殖，和对该 易裂变元素进行裂变的过程，提供一种从一个外壳中所含核燃料材 料来生产能量的方法；其特征在于把一个高能粒子束射入该外壳中， 与该外壳中所含的重核相互作用，以便产生高能中子，从而所产生的 中子在次临界条件下通过增殖与裂变过程而被倍增，所述的增殖与 裂变过程是在外壳内进行的。

中子在从产生到裂变过程中被减慢的程度是与应用有关的。例 如，人们能够把中子一直减慢到热能(Eave=0．025(T／273°K)eV，受 到介质温度T的轻微影响)。在其他情况下，同样举例来说，当轻水 被用作慢化剂时，人们能够使中了达到几个eV量级的能量。最后， 在其他一些应用中，人们能够使用一些没有什么慢化作用的冷却剂， 从而能够用100Kev量级能量的中子进行操作。同上述实例中分别 表示成“热”中子和“超热”中子对比，我们把这种100Kev中子1．4 做“快中子”。

为了得到高能输出，使燃料材料受其照射的平均中子通量必须 强。然而，在本发明的方法中有若干理由要限制中子通量。有利的 是，平均中子通量φ充分低，以防大量易裂变元素的β先驱核素俘获 中子。一种实际的限制是φ≤0．03／(σi(2)τ2)，其中σi(2)和τ2分别是β 先驱核素的中子俘获截面和半衰期，使至多不过3％的β先驱核素 俘获中子而不是衰变成易裂变元素。这一条件保证，几乎全部β先 驱核素都被转变成相关的易裂变元素，并且保证在外壳中的中子平 衡不受不希望有的俘获的影响，使能量增益最佳化。

因为增殖与裂变过程是次临界的，故其有效增殖数K小于1。 为了获得高增益，燃料材料的易裂变元素含量要能使有效增殖系数 接近1(一般0．9≤K≤0．98)。如果束流中断，则易裂变元素含量增 加，因为可用的β先驱核素被β衰变，并且该系统可能变成临界状 态。为了避免这种情况，可以把一些控制棒或类似棒插入该外壳中。 然而有一种比较简单的解决办法，它使平均中子通量保持足够低，以 限制β先驱核素的存量，从而防止燃料材料在束流中断时达到临 界。这一条件能够定量地表达成φ≤0．2／(σ(3)τ2)，其中σ(3)是易裂变 核的总中子相互作用截面。

显然，装置能够真正藉以工作的K最大值取决于所用保护的类 型、和K值由于上述效应而引起的运行稳定性；并且它还取决于为 中子选择哪一个能量域。一般说来，人们能够说，上述条件容许快中 子K值比热中子或超热中子的K值大得多。

在燃料材料已达到平衡条件以后，就出现一种燃烧状态，在此状 态下，在燃料材料中易裂变元素浓度与能增生元素浓度之间的比率 是基本上稳定的。当初始燃料装料中易裂变元素浓度与能增生元素 浓度之间的比值，大大小于呈燃烧状态时所述比值的稳定值时，就实 现一种初始增殖状态，以达到稳定值。在初始增殖状态期间，其入射 束强度应高于呈燃烧状态时的强度。

也可以采用这样一种初始燃料装料：使其中易裂变元素浓度与 可增生元素浓度之间比值，约等于呈燃烧状态时所述比值的稳定值。 在这种情况下，能够从已在以前类似能量生产运行中消耗的其他燃 料材料中，通过化学分离，回收初始燃料装料的易裂变元素成分。换 句话说，能够在粒子束活化期间把附加的燃料材料插入外壳中；在此 所述的附加燃料材料具有这样的初始成分：其中易裂变元素浓度与 可增生元素浓度之间比值，大大小于呈燃烧状态时所述比值的稳定 值；在达到所述比值的稳定值以后，从外壳中取出附加燃料材料，以 便在以后的能量生产操作中把所述的附加燃料材料用作初始燃料装 料。

当可增生元素是Th232(Pa233是β先驱核素，U233是易裂变元 素)，且中子是热中子或超热中子时，外壳中平均中子通量最好是小 于1．5×1014cm-2．S-1，并且燃料材料留在外壳中，一直到它已经受 约3×1022cm-2的中子积分通量为止。可以在初始燃料装料中提供 U235核，以便在呈燃烧状态之前在燃料材料中有易裂变的成分。

当可增生元素是U238(NP239是β先驱核素，和Pu239是易裂变元 素)，且中子也是热中子或超热中子时，外壳中平均中子通量最好是 小于1015cm-2S-1，并且燃料材料留在外壳中，一直到它已经受约 1022cm-2的中子积分通量为止。

外壳中所含的“重核”，能够由燃料材料核组成；重核与粒子束相 互作用，以产生高能中子。在本发明这样一个实施例中，慢化剂介质 是水，并且在水慢化剂相应占有值与外壳中燃料材料相应占有值之 间的比值，是处于0．2≤Vm／Vf≤1的范围之内。尤其是，慢化剂可 以是流动的水，它还用来从外壳中引出热量。因此，燃料材料最好是 碎片形式的，并且与水慢化剂形成一个流态化床。通过调节水慢化 剂的流量，能够容易地调节比值Vm／Vf，从而调节反应性。

另一方面，可用一个分离的散裂靶提供“重核”，它位于外壳内的 中心，并且其周围是燃料材料和慢化剂介质。为了避免削弱能量生 产效率，散裂靶应当包含大量对热中子具有高透明度的材料。一般 用铋和／或铅制作的散裂靶可实现这一条件。

在后面的实施例中，可以采用一种固相的慢化剂介质，例如石 墨。固相慢化剂被布置得，可使散裂靶产生的高能中子基本上完全 实现热能化，举例来说，燃料材料由多个燃料体组成，其中每个燃料 体都密封于一个固相慢化剂壳中。这实施例的一个重要优点是，能 够把裂变产生的热量用一些气态的冷却剂从外壳中引出来，已知气 态冷却剂比液态冷却剂产生更高的热力学效率。

最后，可以用一种液态金属，例如铅、铋、或二者的一种低共熔混 合物，作冷却剂，以取代轻水。由于这些物质的慢化作用较小，故要 用快中子驱动该装置。鉴于在快中子增殖堆几乎普遍地选用的液态 钠有许多安全问题，故我们选用液态铅。选用铅(或铋，或二者的低 共熔混合物)的另一个主要原因是下述事实：这些物质是可提供极好 中子产额的高能靶，因此冷却剂物质还可以是用于高能质子束的第 一靶。

虽然用轻水作冷却剂，由于压水堆的大量经验而是众所周知的， 但它的高压力(≥160巴)也不是没有潜在问题的，例如，如果由于漏 泄而大量丧失冷却剂，则能导致熔化问题。必须经受这样大压力的 和容许注入高能束流的窗孔的存在，进一步使问题复杂化。这些问 题能够大加削弱，方法是降低具温度，从而降低水的运行压力，然而 代价是降低热力学效率，但是对某些特殊应用来说，例如海水淡化或 热量生产，仍然关心热力学效率。

用具有很低蒸气压力(＜＜1mmHg)的液态金属冷却剂进行操 作尽管操作温度较高，一般为600℃，仍有一些优点，其相应的热力 学效率较高。如果冷却剂箱有足够的强度，并且可能是双壁的，冷却 剂的主要部分就无法流失或溢出。实际上，放射性加热足以使主箱 中铅保持其液态形式。因此，它足以把大于放射性发热量(占全部热 能的百分之几)的热量用对流被动和持久的方式从冷却剂箱消散到 外界。这可把中止以后由于放射性衰变而产生的残留能量安全地消 散，并且可对标准冷却系统由于熔化事故发生故障情况下的非受控 温度上升有关的全部危险，用一种自动而可靠的方式加以消除。这 种附加的冷却系统应当是全被动的，并且需要用水或空气或二者进 行对流冷却。

这个最新的装置适合于真正安全地防止事故性熔化的事实，是 一个有重要价值的贡献。

入射束的粒子一般是质子氘核，由直线粒子加速器或扇形聚焦 回旋加速器提供，并且具有至少0．5GeV的能量，最好介于1与 1．5GeV之间。

根据本发明的第二个方面，提供一种能量放大器，用于实现一种 此前略述过的方法，它包括一个装燃料材料用的外壳，燃料材料含有 一种可增生的元素；其特征在于它还包括用于把高能粒子束引入外 壳中的装置，以便该粒子束与外壳中所含重核相互作用产生高能中 子，借此，中子能够在次临界条件下被倍增，倍增方法是采用一种在 原处从燃料材料的可增生元素增殖易裂变元素和对易裂变元素进行 裂变的过程。

根据本发明的另一个方面，提供一种能量生产装置，它包括一个 此前所述的能量放大器，一个粒子加速器用于产生高能粒子束以引 入能量放大器外壳内，一个用于从能量放大器外壳取出热量的冷却 剂流体循环装置，和一个用于把冷却剂流体运送的热量转变成能够 容易利用形式能量的能量转换装置。

能量转换装置能量输出的一部分能够用来驱动粒子加速器。

在此所述的能量放大器发明可绕过一个众所周知的困难：为在 实用条件下把天然钍用作主要燃料，但由于增殖能力不足而困扰核 反应堆。为了实现一种完全自给自足的增殖链式反应，由一个被俘 获中子产生的次级中子数η，对易裂变元素来说，必须超过2：每次必 须损失一个中子，以补充出自可增生核的已裂变核和需要另一个中 子去继续裂变链式反应。这样一种完全持续的增殖，在反应堆中是 很难实现的，因为对U233来说，热中子数η=2．29，很接近最小条件η ≥2。因此在反应堆中，完全持续的增殖受其中子总量困扰。为了同 时保证增殖与临界，由于包容损失和其他材料俘获而失去的中子份 额数，最多可以为(2．29-2)／2．29=0．126。这数值很接近能够用最 精心设计和重水慢化实现的中子损失的最小值，对例如由于裂变碎 片和其他涉及增殖过程的中子吸收机理而引起的俘获必然积累，很 少留下或没有留下余地，这一点将在下面更详细地描述。因此，以钍 为基础的普通热反应堆不能够用满意的方式按照一种自给自足的 Th232-U233循环进行操作。外部供应中子可消除上述限制。

快中子处于一个其η比热中子和超热中子η大很多的区域。此 外，由于能量较高，故可用不同的过程，例如可增生材料Th232中的快 中子裂变过程和燃料与慢化剂中的(η；2η)反应过程，在每代中子都 产生一些附加的中子。为了考虑这些作用，通常用ηε取代参数η，其 中ε是所产生的全部中子对来自主要裂变材料的中子的比值。对于 快中子情况我们预计ηε=2．4_2．5，要比2．29大得多；但在我们看 来，尚不完全足以拥有一个长期持续临界的反应堆。

结合本发明使用钍，相对于以铀为基础的反应堆和增殖反应堆 来说，可提供许多重要的优点：

1)钍比铀多。更重要的是，钍是一种纯同位素，它在原则上能够 全部用作燃料。因此，在能量放大器中，钍是一种其效率比反应 堆中铀高140倍的燃料，天然铀在大多数常用情况下还需要一 种昂贵而复杂的同位素浓缩。

2)本方案所用的增殖与能量生产反应是几乎不产生属于放射性 废物之列的次要锕系元素的。在本方案的条件下，一种接近恒 定数量的可裂变核出现，并且连续燃烧，和从散装材料重新产 生。这些锕系元素不真正有成是“废物”，因为它们构成发电厂 下次装料所迫切需要的“点火燃料组件”。而普通反应堆则产生 大量剩余的长寿命和很有毒的锕系元素(所产生钚核的数量一 般是已裂变U235核的0．5至0．9倍)，它们基本上随燃料燃耗加 增加深而无限地增加。

3)当然，在两种情况下和对一给定的输出能量来说，都存在类似 数量的裂变碎片，其中大多数是不稳定的。裂变碎片的毒性强， 但寿命短得多。它在几百年时期中衰变成远低于等效能量输出 的大量天然铀矿石的毒性水平，在此范围内进行安全处理是完 全合理的。

4)核扩散的危险是可以忽略不计的，因为潜在的战略物质，即 U233，是作为一种与充分数量的U232混合的同位素混合物而存 在于燃料之中的；U232由必然发生的(η，2η)反应产生，如果化学 分离，肯定使铀“中毒”。U232同位素具有较短的寿命(70年)， 其衰变产物有强放射性，并且产生大量自发衰变热量；这就使材 料要转用于任何军事目的，不但做不到，也是很难的。到目前为 止，由于存在U232而添加的毒性是不大的，使乏燃料后处理不可 能很昂贵。当然，这一特点用于“焚烧炉”时则不存在，在其中 Pa233被迅速地提取，并且这在以后通过衰变而产生基本上纯的 炸弹级的U233。在快中子情况下，这一效应明显地变到最大，快 中子产生的U232比热中子大50倍。快中子还有一个附加的优 点：实际上完全遏止生产更高质量数的锕系元素。甚至要生产 较低质量数的镎和钚的同位素，例如Np237和Pu238，实际上也是 不行的(在100Gwatt(t)day／ton的燃耗以后，其含量小于1gr／ ton)。这样一来，它就可用于更高质量数的钚、镅、锔、锎等同位 素，它们是普通核反应堆的长寿命毒性的主要来源。在热中子 情况下，钚同位素是以很少的数量被生产的，和被“焚烧”的，使 它们用括号内表示的相对浓度达到平衡：Pu239(1．03×10-4)， Pu240(6．9×10-5)Pu242(8．8×10-5)，和Pu238(1．97×10-4)； Pu238在经α衰变成U234时，具有适中的87．7年的寿命。

总之，本方案受简单愿望的驱使，欲实现根据天然钍增殖-燃烧 循环产生实用核能的目标。燃料维持密封，并且它含有最小的、恒定 数量的易裂变材料，这是从增殖与裂变之间的稳定平衡条件得出的。 预计每个燃料装料可在无需操作的情况下在能量放大器中充分地利 用数年之久。最后燃料必须返回到再生的工厂，除去由于裂变碎片 而引起的“毒物”，并且回收那些将成为下次燃料装料的点火燃料组 件的，已化学分离的铀同位素。因此，对每个装置来说，基本上都能 够无限地继续进行增殖过程。

本发明根本不同于文献中大量描述的束流驱动“焚烧炉”的提 议，这些提议旨在销毁核反应堆所产生的锕系元素，可能还有某些裂 变碎片。我们的基本观点，在第一种情况下，是正好与强烈地抑制生 产上述锕系元素的观点相反的。两种装置遵循不同的设计准则，而 且在很不相同的条件运行：

1)能量放大器必须以比较低的中子通量运行，以保证所提 议增殖循环的恰当性能，并且防止临界危险。上述中子通量(在 热中子情况下一般为约1014cm-2S-1)是与普通核反应堆中通量差 不多的，并且对此已在材料等方面有丰富的技术经验。反之，以热中 子为基础的有效焚烧需要一种高出约2个数量级的中子通量，并且 其射束能量也相应较高。同样明显的限制可用于快中子通量，在此 通量下装置才能用适当的条件运行。应当指出，对等效运行条件，尤 其对相同燃耗率来说，其中子通量约高出33倍。众所周知，它只不 过反映一个事实：在较高能量下载面通常较小。在为快中子增殖堆 所设计的燃料元件细棒或燃料棒方面，已有大量的经验。大多数这 类经验能够直接纳入我们的应用中。从燃料元件细棒热力学得出的 燃耗率，约3倍于热能放大器的燃耗率；如果上述限制对这种情况有 效，则证明这就是限制。因此，相应的中子通量约高出100倍，即φ ≤1016cm-2S-1。在上述通量下，目前的细棒设计应当允许采用一种 约100Gwatt day／t的燃耗。

2)焚烧有用数量的锕系元素，会成为我们中子总量的主要 负载，并且它不许我们的系统经济地运行。在我们的情况下，增殖和 不焚烧是主要的目标，并且决定全部参数的选择。它取决于同时在 焚烧炉中进行的Th232-U233循环，来自其他锕系元素的裂变必须主 要是有助于中子的产生。

3)在很高的热中子通量下，需要一种连续的在线化学分离 (在连续去除Th232“灰分”情况下)，这不是我们的方案所要求的；在 本方案中，燃料在全部燃料循环持续期间仍然保持在原处”。

能量放大器在它的预期性能方面，认为可以比得上核聚变的长 远前景。一个以氘-氚燃烧为基础的聚变装置，对同样数量的生成 能量来说，是用约7倍的平均裂变能量产生约4倍数量的中子。在 聚变反应堆中，即使没有裂变碎片，这些中子也会在安全壳壁中和邻 近的设备中相互作用，并且积累大量的放射性，使其辐射危险的大小 和有裂变碎片的情况差不多。此外，虽然裂变碎片被严密地保持在 燃料包壳之内，但聚变电站中的中子污染部分布于许多散布于一个 很大体积范围的大规模活性部件中。然而在两种情况下，大部分的 放射性产物都是寿命比较短的(最多数百年)，同热反应堆产生的锕 系元素相比，这只是一个次要的问题。

锂通常用来增殖氚。因此，从本质上看，聚变电站是燃烧锂和 氘，并且氚作中介物。估计地壳中锂的天然可用率只是钍可用率的 7倍，用它们二者都非常充足，可供很广泛地利用数百万年之久。

更准确地说，我们能够把我们的装置与离子束驱动惯性聚变相 比。两种装置都需要一个粒子加速器，但用于惯性聚变的加速器大 得多，复杂而昂贵。根据最佳假设，惯性驱动聚变装置的靶增益是G =80÷100。然而这个增益因子很可能被大为减少，甚至丧失，因为 相应加速器的效率，鉴于其复杂程度大得多，是比较低的。因此，在 此提出的能量放大器概念的靶增益因子很可能接近于离子束惯性聚 变装置假设的增益因子当对后者的复杂性被充分了解，并且适当加 以考虑时。我们发明的快中子方案的增益因子具有的数值(G=100 ÷150)肯定大于惯性聚变装置预期的数值。

最后，以磁性约束为基础的实用聚变装置一定要很大，才能保证 安全与有效燃烧的条件。惯性聚变可能也是如此-尽管理由不同。 它们的最小经济功率水平也相应很高-在吉瓦范围之内。我们的装 置能够用小得多的尺寸建造，经济地提供较小的功率输出，从而在其 利用中提供大得多的灵活性。最后，本技术的复杂程度小得多，这使 它远比聚变机器适合于满足发展中国家日益增长的能源需求，和替 代矿物燃料。

图1是一个表示在Th232-U233混合物情况下平衡浓度比的图， 其比值随入射中子能量而变。

图2是一个表示从Th232开始发生的各种核反应的图。

图3a是当热中子通量恒定为1014cm-2S-1时初始钍薄片成分的 时间演变过程的图。

图3b是一个在快中子通量情况下表示钍片成分随积分燃耗率 而变的曲线图。

图4是一个类似于图3a的图，在钍片中初始地添加铀“点火燃 料组件”。

图5a是一个在图3a和4情况下，表示由于从U233裂变中裂变 碎片积累而引起的标准化热中子截面随中子积分通量而变的图。

图5b是一个在热中子和快中子情况下，说明由裂变碎片俘获的 中子份额随积分燃耗率而变的曲线图。

图6是一个同普通压水堆相比，说明能量放大器中裂变产物和 锕系元素的预期毒性的曲线图。

图7是一个在热中子和快中子情况下，说明有效倍增因数随积 分燃耗率而变的曲线图。

图8a-8d是一些在无分离散裂靶的能量放大器中表示某些参 数随水／钍体积比值而变的曲线图。

图9是一个无分离散裂靶的能量放大器的示意图。

图10a是一个有单独散裂靶的能量放大器的轴向截面示意图。

图10b与10c分别是图10a放大器中所用的燃料卵石与散裂金 属卵石的截面图。

图11是一个LINAC质子加速器的方块图。

图12是一个等时性回旋加速器的示意图。

图13是一个从U238开始发生的各种核反应的显示图。

图14是一个当略贫铀用作初始燃料材料时的类似于图3a的 图。

图15是一个液体冷却能量放大器的总图。

图16a是一个用于图15放大器的一个燃料元件的截面图。这 种燃料元件的组件示于图16b的透视图中。

图17是一个例如可用于图15放大器中的流态化床形式的燃料 组件的示意图。

图18是一个可用于液体冷却能量放大器的能量转换装置的方 块图。

图19是一个可用于气体冷却能量放大器的能量转换装置的方 块图。

图20是一个可用于快中子情况的能量放大器的示意图。

图21是一个如图20所示的能量放大器中心部分的示意图。

虽然在此陈述的相关核机理的说明是以目前已知经验最佳证据 为基础的，但我们不想因此而受束缚，因为今后发现的附加经验数据 可能改进某些细节。

用钍作增殖燃料

有一个用于低能中子的很大的裂变截面，是少数几个高原子序 数核，例如233，的独特性质。而象Th232这样一些核则在约1MeV以 下没有有效的裂变截面，但它们能够用于增殖可裂变材料。在低能 下，(η-γ)反应(中子俘获是唯一的非弹性过程，可产生一个(受激) 终核和一个新的中子。而子核是β不稳定的，并且通过一串衰变而 产生一个最终的较高原子序数的核。因此，中子俘获反应提供一种 从不可裂变的初始材料“增殖”可裂变燃料的可能性，即： Th232+n_Th233+γ_Pa233+β-_U233+β-(1)

让我们先确定用于燃料棒中元素混合物的相关截面。η俘获反 应σi与裂变反应σf之比，在中子谱和材料成分范围内求平均值后得 出，通常用α表示，并且用V表示其中子倍增因子。因此，裂变反应 与俘获反应的份额分别为1／(1+α)和α／(1+α)。数量η=V／(1+ α)是由一个中子相互作用产生的次级中子数。

假设有一个可增生材料(Th232)的薄片暴露于一个强中子通量φ 之中。用(X1)、(X2)和(X3)表示链{1}中的相继核Th232 Pa233和 U233，(略去Th233γ转变成它的基态，和随后β转变成Pa233)基本微 分方程是： $\frac{d{n}_1}{\mathrm{dt}}=-{\lambda }_1{n}_1\left(t\right)$ $\frac{d{n}_2}{\mathrm{dt}}={\lambda }_1{n}_1\left(t\right)-{\lambda }_2{n}_2\left(t\right)$ $\frac{d{n}_3}{\mathrm{dt}}={\lambda }_2{n}_2\left(t\right)-{\lambda }_3{n}_3\left(t\right)$ $\frac{d{n}_4}{\mathrm{dt}}={\lambda }_3{n}_3\left(t\right)$ 式中ηK(t)表示在时刻t的燃料材料中元素XK(K=1、2、3)的浓度， 和η4(t)是X3的裂变产物的浓度。

在我们的情况中，λ1=σi(1)φ，λ2=1／τ2，λ3=[σi(3)+σf(3)]φ其中上 标(K)表示元素XK，和τ2表示元素X2在β衰变过程中的半衰期。 在最初，η2(O)=η3(O)=O。在这一阶段，为简化而略去由Pa233进行 的俘获，这一点将在以后考虑。

求解这些微分方程，并且近似地认为λ1＜＜λ2和λ1＜＜λ3，我们就 得出： $n_1\left(t\right)=n_1\left(O\right)e^{-{\lambda }_{1}t}$ $n_2\left(t\right)=n_1\left(t\right)\frac{{\lambda }_1}{{\lambda }_2}(1-e^{-\lambda }{2}^t)$ $n_3\left(t\right)=n_1\left(t\right)\frac{{\lambda }_1}{{\lambda }_3}[1-\frac{1}{{\lambda }_3-{\lambda }_2}({\lambda }_3{e}^{-\lambda }{2}^t-{\lambda }_2{e}^{-\lambda }{3}^t)]$

在稳态条件下，η3／η1=σi(1)／[σi(3)+σf(3)]，与中子通量无关。显 然，不可能均匀地辐照燃料；尽管如此，可增生一易裂变混合物在I 况调节期间仍然稳定，与中子通量的局部强度无关。在图1中，我们 在从10-5eV直至20MeV的广大区间范围内，昼出在Th232和U233 混合物情况下η3／η1随中子能量而变的曲线。在1eV以下，我们发 现一个恒定值，η3／η1=1．35×10-2。而在这一能量值以上，比值在 一个共根区迅速地摆动并且稳定于大得多的值，即η3／η1≈0．1左 右，其能量相当于由裂变引起的中子谱。不用慢化剂，而用直接由裂 变引起的中子谱进行操作，会给予裂变材料这样一个平衡浓度：它比 热化中子方案的浓度高出约7倍。

然而，正如我们将看到的那样，快中子可提供高得多的燃耗率， 从而能够相应地减小燃料总量：对相同的输出功率来说，U233的贮存 量通常是两种方案差不多的。

在一个接通时期以后和在稳定条件下，可裂变物含量有一个大 体上恒定的浓度，这一事实是重要的，必须予以重视。定性地检查 η3／η1的小变化的影响，能够证实稳定性：η3／η1的小量增加(减小)， 将通过增加燃耗和减小增殖来校正，这样会减小η3／η1(反过来也是 一样)。然而束流强度的瞬时变化，会同时在易裂变材料的燃烧率上 立即反映出来，而只是在经历一个τ2量级的时间以后才产生新的燃 料。例如，加大中子辐照会立即减小η3／η1，而只是在τ2以后才增加 η3／η1。这就是反馈回路中滞后的曲型问题。

现在让我们看一看中间元素，即β先驱核素Pa233。在稳态情况 下，η2／η1=σi(1)φτ2，这意味着(X2)的密度正比于中子通量。因此，通 量的变化会引起η2／η1的变化，这又意味着一个进入新的平衡条件 的新的转变时期。其后，η3／η1将不再与φ无关，因为束流强度在瞬 时变化，会在易裂变材料的燃烧率上同时立即反映出来，而只有在 经历一段τ2量级的时间以后才产生产新的燃料。例如，如果突然切 断中子能量，则(X2)核会以速率λ2=1／τ2而衰变成(X3)，导致(X3) 的最终密度等于η1+η3。这样一种可裂变材料的增加，虽然其时间 滞后与τ2有关，且长(许多天)，但一定不会造成系统临界，并且能够 容易采取简单的纠正措施。因此，相关比值η2／η3=(σ(3)φτ2)，其中 σ(3)=σi(3)+σf(3)一定维持小值，从而为中子通量φ规定一个限额。

当通量φ的大小作阶跃函数变化时，如果变化量Δφ不大，则 η3／η1的变化相应较小： $n_3\left(t\right)=n_1\left(t\right)\frac{{\sigma }_i^{\left(1\right)}}{{\sigma }^{\left(3\right)}}[1+\left({\sigma }^{\left(3\right)}\mathrm{\Delta \Phi }\right)\frac{1}{{\lambda }_2-{\lambda }_3}(e^{-\lambda }{3}^t-e^{-\lambda }{2}^t)]$ 式中t由通量变化来计算，和λ3=σ(3)φ涉及新的通量条件。显然，使 用上述公式按照阶跃函数之和，能够分析更复杂的变化。

还存在第二个限制中子通量的等效相关条件。确实，为了实现 大增殖，大多Pa233必须幸免于中子俘获，且要衰变成U233，这就变成 条件σi(2)φτ2＜＜1。能够把用于直至几个eV的能量(在共振区以 下)的非弹性截面参数化成σ(E)=(0．025eV／E)1／2∑，在表 表1 一些小于几个ev的核参数： [σ(E)=(0．025ev／E)1／2∑] 1中列出用于相关元素的参数∑。

利用表1和η2／η3≤0．2，我们得出，对于Pa233-U233和热或超热 中子来说，φ≤1．44×1014[T／(300°K)]1／2cm-2S-1，这相当于大功率 产额，也就是每吨Th232燃料质量的70MW量级的产额，和比较好 的温度。参数T代表温度，用开氏度表示，相当于平均中子能量， 即，当发生完全热化时慢化剂介质的温度。实际运行条件一般不会 超过上述φ值限额。对实际温度来说，关于中子通量的限额将是：φ ≤3×1014cm-2S-1。条件σi(2)φτ2＜＜1可转换成温度相关热中子通 量，φ＜＜1．05×1016[T／(300°K)]1／2cm-2S-1，对上述限额来说，这 导致只有百分之几的增殖损失。

在快中子情况下，截面必须在其能谱范围内积分，并且有些依赖 于燃料化学成分(纯金属对氧化物之比值)的选择，和依赖于冷却剂。 让我们先考虑业已讨论过的有较长平均寿命的Pa233的结果，即，在 近长停工期间有较大的反应性添加，按照Pa233的特征衰变寿期，U233 的浓度将按照一个渐近地等于Pa233浓度的数量而增加，对于一个给 定的平衡燃耗率来说，与装置的运行方式无关。然而，由于现在U233 的平衡浓度是约7倍地高，故它对反应性的影响只有热中子的影响 的1／7。即使对3倍地高的燃耗率，其相应的限额也会是对热中子 给出的限额的3／7。

然后我们考虑由增殖过程的中间元素俘获块)中子，尤其是由 Pa233俘获中子，它依靠额外中子破坏新生的U233原子。载面σa (Pa233)在热中子能量下约为43b(靶；1b=10-24cm2)，而对快中子能 量(E=105eV)则为1．0b。因此，对于快中子，截面小得多，但通量则 相应地较大：对一给定的燃耗率，其损失是热中子值的0．67倍。然 而应当指出，对于具有较大ηε的快中子来说，中子损失的允许量要 大得多，因此较大的燃耗率是实用的；在3倍的燃耗率下，其损失是 两倍于为热中子所定的损失，这是完全可以接受的。

由于强中子通量和天然衰变，还有许多反应发生。在图2中示 出从初始Th232燃料开始的可能的反应的链，其中垂直箭头表示中子 俘获，附有用靶表示的相关截面(靶；1b=10-24cm2)，斜箭头表示 η-裂变，附有用靶表示的相关截面；和水平箭头表示β衰变，附有用 分钟(m)、小时(h)或天(d)表示的相关半衰期。对热中子，截面是用 靶表示的。

其情况相当复杂，只好用计算机模拟。其结果示于图3a中，其 中对一个暴露于恒定的1．0×1014cm-2S-l的(热)中子通量中的初 始钍薄片，显示其成分的时间演变过程。人们能够从图中看到β先 驱核素，铀同位素混合物，和小份额的更高锕系元素NP237和Pu238。

后两个元素才是真正的燃烧“灰分”，因为铀同位素是进一步利 用的“点水燃料组件”。图示的横坐标全程相当于连续照射10年左 右。在一个U233藉以积累到平衡比值的第一初始增殖阶段以后，出 现一个稳定状态(燃烧阶段)，在此状态中中裂变与增殖二者是同时 进行的。还形成一些附加的元素，它们一般由中子燃烧而成，并借此 而达到其平衡浓度。可产生较高浓度的U234，它有较大的几率去转 变成很容易裂变的U235。由不产生裂变的U233立即进行俘获(≈ 10％)，这一方法还要用来产生能量，因为可把它通过U234“增殖”成 可增生的U235。这一次级增殖过程类似于反应{1}-但它完全由中 子俘获驱动这一点除外，该过程有助于增加中子总量，因为把U234转 变成U235只需要一个中子，而U235裂变则给出约2．5个新的中子。 该同位素又能逃脱裂变，而俘获另一个中子，生成U236。要生成的下 一个元素U237，它具有短的寿期(6．75天)，可衰变成长寿命的 NP237。NP237俘获另一个中子，就被焚烧成Pu238；它具有87．7年的 中等寿命，用于α衰变成U234。Pu238如果在燃料内放置一段长时间， 则会以大的截面俘获另一个中子，从而产生容易裂变的Pu239。

在1014cm-2S-1量级的中子通量下，这些许多附加步骤的发生 几率是逐步变小的，其“灰分”仍然主要是铀同位素。正如已被指出 的那样，它们对保证不能够用简单的化学分离去生产大量军用燃料， 起重要的作用。除了铀“点火燃料组件”之外，积累锕系元素是不成 问题的，甚至在若干点火燃料组件被重新回收和利用以后也不成问 题，如图4所示；图4与图3a相同，但其终端铀“点火燃料组件”是被 重新注入新的钍燃料中的。一般说来，我们预期，它们在每次重新利 用循环中从铀中被分离，并且被贮存或焚烧。

输出功率的大小线性地取决于中子通量，在活化容积内的功率 是不均匀的。因此，我们常说“平均”中子照射φave。在增殖平衡和 中子温度T下，由在质量为M燃料中的裂变产生的总热功率，按下 式给出： $P=55.3\left(\frac{M}{1\mathrm{Ton}}\right)\left(\frac{\mathrm{\phi ave}}{{10}^{14}{\mathrm{cm}}^{-2}{S}^{-1}}\right){\left(\frac{300K}{°K}\right)}^{1/2}\mathrm{Mwatt}$ 作为一个例子，令M=4．92tons，φave=1．50×1014cm-2S-1，和T= 400℃，则得出267MW。如果这些稳定条件被不中断地维持两年， 则燃料中中子积分通量是9．46×1021cm-2，这对容许的积分通量给 出一个保守的数字。在这期间，约有4．6％的钍燃料被燃烧，相当于 约220kg的质量。一吨燃料相当于280万公吨媒。若全部按照稳态 条件，则易裂变U233的数量是67kg量级，这意味着易裂变燃料以略 慢于每年2倍的速率被充分地增殖。

在快中子情况下，燃耗率是约3倍于上述的燃耗率。由于能量 较高，就通过一些不同的过程，例如可增生材料Th232中的快中子裂 变过程和燃料与慢化剂中的(η，2η)反应过程，在每一代都产生一些 附加的中子。应当指出，在快中子I况下，大多数偶-偶核，例如232、 U234、U236等，都呈现较大的裂变截面。因此，大多数这类元素就成 为有用的燃料。锕系元素的浓度与热中子能量情况差别很大(图 3b)。虽然一些新的元素，例如Pa231和U232，由于增强3(η，2η)通道 而日益重要，但大大地抑制了生产较高质量锕系元素。甚至生产较 低质量镎与钚同位素，象Np237和Pu238之类，现在实际上也是受抑制 的(在100Gwatt(t)day／ton之后低于1gr／ton的水平)。更不心 说，这要用于较高质量钚、镅、锔、锎等同位素，它们是普通核反应堆 的长寿命毒性的主要来源。

如果解决两个问题，即涉及存在U232的问题和Pa231问题，则同 上述实例的显著特性相比，快中子方案还有可能使锕系元素的毒性 有重大的降低。U232的丰度在类似燃耗下比热中子方案的丰度约高 出50倍，较大数量的U232的存在被认为的确是一个优点，因为它确 实使铀“中毒”，从而使材料的任何军事转用成为很难，尽管转用是不 可能的。并已指出，由于存在U232而添加的毒性是不大的，使乏燃料 处理不会昂贵。

而Pa231(它在40Gwatt day／ton燃耗以后的钍燃料中以200gr／ ton的产率产生，约正比于积分燃耗，是一个必须受控制的附加长寿 命(τ=3．2×104年)放射性毒性源。有可能从乏燃料中化学地分离 出Pa231。能够设想一些消除它的方法。人们能够把这种元素引入 一个强热中子通量中，并且用中子俘获把它转变成U232，随后β衰 变。Pa231热中子俘获截面很大，在En=0．3eV受600b的大共振所 控制，这意味着，在2×1014cm-2S-1的中子通量下，破坏用的1／e折 叠时间是96天。一种以热中子为基础的适宜装置因而是可能的。 另一方面，如果Pa231完全由下一个燃料装料重新注入，则在长期燃 耗以后，由于竞相产生和焚烧，故其浓度会最终以一恒定值而饱和。

普通反应堆的燃耗范围是从CANDU堆的天然铀燃料的 7Gwatt(t)day／t，到PWR堆的浓缩铀的30÷50 Gwatt(t)day／t。 在本发明中，燃料原则上是通过增殖而不断地更新的。因此，在原则 上，最终燃耗不取决于燃料耗尽，而取决于(1)裂变碎片中毒；(2)支 承构件的辐射损伤；和(3)气态裂变碎片的升压。

在能量放大器情况下，如我们稍后所述(见下一节)，热中子情况 的裂变中毒，限制燃料实用于约50Gwatt(t)day／t的燃耗。而快中 子则原则上容许长得多的燃耗，因为裂变碎片中毒已不再是主要关 心的事。因此，燃料的利用取决于限制(2)和(3)。因此，一个合理的 目标应当是100÷150Gwatt day／t，相当于所增殖与燃烧燃料中钍 的10÷15％左右。然而，中子通量在相同燃耗下高出33倍左右，因 为U232裂变的宏观截面相应地较小。辐射损伤成为一个重要的问 题，它在超过所示的限额范围而加大燃耗时，可能是一个主要的限 制。在开发快中子增殖堆中积累的大量经验表明，燃耗目标是实现 的。

I．裂变碎片

燃烧可观数量的燃料会产生一些裂变碎片，它们对热中子还有 非常有效俘获截面。这是本方案的一个重要问题，因为它与该反应 能够在没有后处理情况下持续多久问题密切相关。正如已经指出的 那样，与核反应堆比较时，在能量放大器中，这些效应关系不大，因为 现在本装置不一定维持临界状态。估计由于裂变碎片而引起的一些 效应是一项重大任务，因为存在许多种核和复杂的衰变链。仅有可 能根据现有的截面和热中子俘获数据，用数值计算给出结果。预期 超热中子只有轻微的作用，因为在中等Z核中的共振能量通常远远 高出上述这些能量。因此人们相信，这些计算能够对其状况提供相 当准确的评价。有三个必须考虑的主要效应：

1)裂变碎片可以俘获某些中子，这就影响中子总量，从而影响设 备的能量放大。在中子的俘获与衰变之间有复杂的相互影响，俘获 与衰变二者均可导致由裂变引起的几百种化合物的转变。因此演变 过程取决于中子通量，更一般地说，取决于燃料的过去历史。这是核 反应堆中众所周知的效应。还应当指出，在增殖平衡时，对裂变碎片 中毒来说，在钍情况下的重要性不如例如天然铀情况下的重要性，因 为其燃料截面是2．17倍地大，从而在给定裂变碎片浓度下的俘获数 相应较小。用已知截面计算的结果示于图5a中，在计算时采用适当 的中子通量，并且按照业已用于表1的形式，即[σ(E)=(0．025eV／ E)1／2∑]，对有效总截面进行参数化。在图5a中，我们示出由于有来 自U233裂变的裂变碎片积累而引起的标准化热中子截面，随中子积 分通量而变的曲线；并且采用一种1．0×1014cm-2S-1的恒定中子通 量。两条曲线分别相当于图3a和图4的条件。考虑到时间演变过 程，添加了用于1170种不同核碎片的已知截面与衰变率。在能量高 于锕系元素中能量的情况下，一般发生来自裂变碎片的中等Z核的 共振，这些共振对衰变率的影响较小。裂变中毒效应的关系曲线，同 用积分辐照φdt得出的直线相比，上升不如直线快因为既存在饱 和的裂变碎片，又存在不饱和的裂变碎片(例如象众所周知的Xe135 和Sm149一样)。

众所周知，高热中子截面裂变产物Xe135会引起中子损失。氙毒 物份额是与中子通量有关的，因为它象在Pa233情况下一样，涉及俘 获与衰变之间的平衡。对热中子来说，在增殖平衡下，Xe135俘获的 中子份额可用表达式0．9×10-19φ／(2．1×10-5+3．5×10-18φ)给 出，该式在通量φ≥1．0×1014cm-2S-1情况下，趋向于一个渐近值 0．028。在反应堆停堆或功率减小以后，氙中毒甚至暂时进一步增 加，因为产生Xe的衰变在继续发生，在停堆以后10至12小时通过 一个极大值。这种瞬态附加中毒的大小还依赖于中子通量。虽然这 种暂时损失不大，但必需有一定的反应性储备；虽然一般可由控制装 置补偿，但也意味着中子的一种永久性损失。

还用了同样的计算机计算去分析在涉及快中子情况的条件下的 中毒随积分燃耗而变的关系。最恰当的结论是，由于裂变碎片中毒 而引起的损失的重要性是小得多(图5b)。因此，有可能在没有燃料 后处理情况下实现长得多的燃耗。例如，在40Gwatt day／t的给定 燃耗下，俘获份额对热中子为18％左右，而快中子只有1．4％。在后 者情况下，氙式中毒效应是基本上不存在的，因为不存在那种具有重 要能量域所需特征的裂变碎片核。这些特征可变成快中子方案的两 个明显的优点，即(1)在较高的燃耗下，和(2)一个较高的K容许值， 因为它的由于裂变碎片俘获的变化，现在是(1)与时间无关的，和(2) 小得多的。

2)裂变碎片通常是放射性的，并且即使断开质子束，也会产生附 加的热量，因为它们对由裂变放出的其值为(204±7)MeV的总能量 作出约14MeV的贡献。在关掉质子束之后，由这种残余放射性产 生的功率马上就变成稳定条件的14／204=0．0686。放射性衰变随 时间而缓慢地变化，这可近似表达成t-0．20，其中t用秒表示，从而约 1天降低10倍。当然，继续的冷却必须保证不发生熔化。在这方 面，能量放大器与反应堆没有差别。

然而，至少在用铅作冷却剂的情况下，有可能用这样一种方式引 出裂变碎片的热量，使冷却系统重大故障不测事件方面的意外的熔 化风险得以完全消除。

我们已持有这样的观点：如果人们可“牺牲”能量放大器产生的 百分之几的热能，按照超过放射性热量的数值，以一种自发的方式用 自然对流来消散它，则意外的熔化实际上可成为不可能。

众所周知，从熔化风险来看，“游泳池”式反应堆是安全的。这不 仅仅是由于所产生的功率是适中的这一事实所致。而主要是由于β 衰变发热所产生的热量是通过自然对流而从其中心部分引出的。我 们探索过在液态铅大池中用自然对流引出相应热量的可能性，但能 量放大器产生的放射性衰变热要大得多。一个二次冷却回路也是被 动的，应靠它把这些热量传给环境。这二次传热应当使用水或比水 更好的空气。

在此，我们着重讨论把一回路热量从中心部分引到液态铅池中。 顺便说一下，放射性衰变热会自动地保证铅继续是液体。我们假设， 由大量位于燃料细棒之间的小通道形成中心部分的结构；每个细棒 的等效直径为D，并且其总截面面积为Af。在平行的燃料细棒之间 的冷却剂的流动呈层流状态，因为细棒的间隔很小，并且对流驱动力 也小。这是和能量放大器运行期间的强制热量提取大不相同的，那 时的冷却剂流动一定是湍流的。坚持层流的理由不是主要的，而是 要保证以最小的压降流过中心部分，最有效地传出热量。

只用对流方法从中心部分把热功率qtot带出来的能力，借助泊萧 方程容易作出估计。保证热传导所需的中心部分的顶部与底部之间 的温差Δt，由下式给出：

$\mathrm{\Delta t}=\sqrt{\frac{96\mathrm{\mu ave}}{\beta {\rho }_{\mathrm{ave}}^2{A}_{f}g{D}^2{C}_p}}\mathrm{qtot}$ 式中μave、ρave和Cp分别是冷却液的粘度、密度和比热，g是重力加速 度，β是热膨胀体积系数。使用液态铅特别有利，因为它有大的热膨 胀系数，大的密度和小的粘度，并且它可提供大的温差。

为了估计该方法的可能性，我们着重讨论一个具有2．4Gwatt (t)名义功率的大装置。显然，一个较小功率的装置代表一个比较简 单的问题。在关掉以后，由于衰变放射性引起的热功率立即变成名 义功率的百分之几的量级。它随时间而迅速下降。然后假设，必须 安全地消散qtot=2．4×109×0．05=1．2×108watt的最大功率。在 燃料细棒之间的间隔的等效直径取成D=0．3cm，冷却通道的总截 面面积，即流动面积，Af=2．0m2。然后假设温差Δt=244℃；由事件 的异常性来看，这是完全可以接受的。液体藉以流过其中心部分的 速度由下式给出：

$v=\frac{q_{\mathrm{tot}}}{\rho C_P{A}_f\mathrm{\Delta t}}$ 它按所选值给出V=0．168m／s。在这样一个速度下，雷诺数Re=3． 13×103，仍然把泊萧方程看成是近似正确的。应当指出，虽然以层 流这基础的近似计算是有意义的，但流动通道直径和分成多个部分 的总流动面积，都是临界地列入公式中的，故放宽这些参数会大有好 处。如果把流动转换到湍流，则温差会大得多，大2-3倍，并且需要 一种可更强烈地冷却的几何形状。我们将把这种选择留给具体装置 的详细设计者。

结论是，甚至对1Gwatt(e)范围的大型能量放大器的中心部分， 能够从其中用自然对流方法取出剩余热量。

3)长期持久的放射性虽然其重要性远不如锕系元素情况，但仍 是一个有意义的问题。碎片在停工和分离以后的时间演变过程示于 图6中，在图中对裂变碎片、对锕系元素、和对等效能量输出的预期 毒性，都作为时间的函数而昼出曲线。对锕系元素情况，我们计入了 在其“焚烧”饱和水平下的全部相关元素(但永久性铀点火燃料组件 除外)。如果对一等效能量输出的铀矿石作标准化处理，则其相关毒 性会成反比地降低到再循环的数值。人们能够看出，在约300年以 后，其毒物含量低于等效能量供应的天然铀矿石的毒物含量，并且在 几百年以后变成完全可以忽略不计。

实际上，为了在燃料利用时期保持恒定的性能，人们能够在最初 就引入某些中子吸收元素，它们在燃烧过程中或者被逐渐地收回，或 者被逐渐烧成较少吸收的元素。无论如何，上述演变是不成问题的， 因为它在一个很长时期的时间范围内发生演变，并且它仅仅降低系 统的反应性。

2．一种钍基反应堆？

象指出过的那样，把钍用作核燃料，同铀相比，具有许多优点。 然而，实现以钍充分增殖为基础的典型反应堆，有许多严重的困难- 下面将作拢要说明，并且说明根据本发明添加一个外部中子源部件 是有道理的。

在反应堆中，完全由中子倍增过程维持中子通量，该过程是裂变 驱动的。一个关键参数是有效倍增因数，Keff，在一代结束时中子数 与这一代开始时中子数之比值。显然，对临界的反应堆，Keff=1。人 们能够分离出由于中子漏失而引起的效应，并用引入相应的参数 K∞=Keff／P，这是一个适用于其尺寸大到足以使中子泄漏几率1-P 小到可以忽略不计的(均匀)相同栅格布置的参数。显然，K∞必须比 1大得多，才容许以充分小的栅格体积达到临界。K∞之特征在于， 它不依赖于装置的几何尺寸，而与P有关：K∞大于1表示允许由于 例如泄漏而引起的部分中子损失。

在理论纯天然铀和石墨情况下，K∞的最大可能值是≈1．1；而当 用重水(D2O)作慢化剂和采用天然铀时，则可达到较高的K∞常数， 接近1．3。从所周知，这留有充分余地，供由于泄漏和杂质吸收与裂 变碎片吸收而引起的损失之用，以实现实用的装置。然而，对于钍基 装置来说，这种状况不那么有利。

K∞值直接涉及裂变材料的浓度。对天然铀来说，相关浓度就是 U235的浓度，它是固定的，并且是已知的(0．71％)；而在钍增殖U233 情况下，这一最后的材料的平衡浓度取决于局部中子通量的从前的 强度与历史。象已指出的那样，在稳定条件下和在一段适当的时期 以后，这种浓度达到一个平衡水平：裂变的U233按照此水平被一定数 量的从Th232增殖的U233所平衡。上述平衡浓度还取决于所俘获中 子的能谱-而这又与栅格的基本几何形状有关。除了U233以外，一 些其他的铀同位素和基他的锕素元素也不可避免地以多种时间常数 而生成，它们也最终达到一个平衡水平。它们还用裂变，和在较小的 程度上用(η，2η)反应，对中子俘获与倍增产生影响。

“反应堆级”重水(D2O+0．14％H2O)，铍水(H2O)和石墨都属于 最佳中子慢化剂之列。更一般地说，可以使用很多种类的慢化剂和 作出多种选择，当然，这与应用有关，并且由具体设计要求来决定。 慢化剂必须足以降低裂变中子的能量，因为象指出过的那样，在较低 的能量下，达到增殖平衡所需的U233数量是较少的。

对一些实际的栅格几何体，和一些被适当地间隔开、并且分布于 基本上连续的慢化介质中的、具有多种不同形状与尺寸的燃料体(如 燃料球或燃料棒)，用计算方法作了评价；在该方法中采用了基础核 物理学的最好知识。其相关参数是棒或球的半径γ，和燃料对慢化 剂的体积比值ρ。其结果能够用随变量γ和ρ而变的等K∞曲线来 表达。形成一种清晰的最佳状态，供相当广泛地选择这些参数之用。 初始燃料可以有多种化学形式，例如金属形式，氧化物形式或碳化物 形式。对供γ和ρ最佳选择用的所得K∞值，作了评价，并且示于表 2中。

表2一些无限反应堆栅格几何体的性质 初始燃料成分 慢化剂成分 燃料几何体 最大反应性(理论值) 纯钍 石墨 球，棒 K∞=1．07 纯钍 水 球，棒 K∞=1．07 纯钍 铍 球，棒 K∞=1．36 纯钍 铍+6Li 球，棒 K∞=1．08 纯钍 重水 球，棒 K∞=1．10 对石墨、铍、水(H2O)和反应堆级重水(D2O)，给出了结果。有一个 具体的事例涉及铍，铍对(η，2η)反应具有大的截面，并且因此而有效 地起到一种中子倍增器的作用。然而，铍还通过Be(η，α)反应，与裂 变中子相互作用，产生6Li；它具有940靶的热中子(0．025eV)截面， 并且它很快达到饱和，从而抵销了(η，2η)反应的收益。此外，6Li的 中子俘获还产生大量具有放射性的且必须加以处置的氚。

K∞值仅仅计入慢化剂中俘获的作用，并且是对处于增殖平衡下 的Th232-U233混合物给出的。必须增加一些有相应反应性损失的 另外一些俘获：

1)由中间元素Pa233进行的俘获，其浓度正比于中子通量。 对 $\phi ={10}_{\mathrm{cm}}^{14-2}{S}^{-1},$ 我们得出ΔK∞=-5．3×10-2。

2)在迅速饱和的Xe135和Sm149裂变碎片中的俘获，渐渐地 依赖于中子通量。对φ=1014cm-2S-1，我们得出ΔK∞=-2．0 ×10-2．

3)由多次俘获中子产生的较高铀同位素U234、U235、U236和 U238进行的俘获。它们的浓度依赖于燃料已用了多久。应当指 出，化学分离不能够把它们同主要的U233燃料分开，并且裂变与 俘获以相反的符号对反应性起作用。对于藉以使浓度达到接近 饱和的较长积分中子照射 $\int \mathrm{\phi dt}>3\times {10}^{22}{\mathrm{cm}}^{-2}$ 来说，所起的作 用是ΔK∞=-5．0×10-2。

用于最佳地选择各参数的和只计入效应(1)与(2)的最大K∞ 值，一般处于1．01÷1．03范围之内，即，大大地小于保证使一个有很 尺寸系统处于临界状态所需的数值；并且曾经研究过由于杂质(渐渐 地饱和的裂变碎片和未饱和的碎片)而引起的俘获的其他来源。应 当指出，假使我们希望有效地利用未经同位素浓缩的燃料，则效应 (3)，即高于U233的铀同位素的积累，也可大大地减小K∞值。

因此，在现实的条件下，钍燃烧反应堆几乎不能按照充分增殖的 要求来达到临界。这就是为什么根据本发明，为了提供钍相关核能 的实际可操作性而决定添加一个外部中子源的原因。

根据本发明，不存在临界。然而，有效倍增因数需要提高，以实 现高的增益。业已指出，限制中子通量的条件σi(2)φτ2＜＜1，可使 U233以高效率被生产。会进一步意识到，这一条件还使上述的效应 (1)减至最小，从而保证相当高的反应性。的确，使效应(1)减至最小 似乎是一条用来限制中子通量的严格的准则。实际上中子通量应当 至多不过 $0.03/\left({\mathrm{\sigma i}}_2^{\left(2\right)}{\tau }_2\right),$ 即，至多使3％的Pa233核吸收一个中子而 不衰变成U233。

在快中子情况下，εn较大，但不完全足以实现一种保守的反应 堆设计。例如，反应性剩余，K∞=1．2，要比使天然铀的热中子反应 堆的反应性剩余小得多，由于某种原因，为了实际应用，要有一个限 制对此K∞=1．4。

外部中子供应

外部中子供应可取消上述限制。这能够用例如一个高能、高强 度质子加速器来实现，其束流打击一个位于外壳中心区的重金属靶。 在通过束流打击靶而提供低能中子的初始样品的同时，就通过燃料 元件中裂变而自然地产生该样品的主要倍增。对于在外部中子源注 入的第一代中的N1载体来说，在其第η代中将有Nη=N1Kη-1个载 体，其中K是业已定义的有效倍增系数，或临界因子。当然，为了避 免临界，K＜1。因此所产生的中子总数是：

$N_{\mathrm{tot}}=N_1\underset{n=1}{\overset{n=\infty }{\Sigma }}{k}^{n-1}=N_1(1+k+k^2+k^3+···)=\frac{N_1}{1-k}$ 它具有增大系数1／(1-K)。临界因子业已分解成K=PK∞，其中 K∞涉及一种无限栅格，P是中子不逃逸、从而在燃料中进行反应的 几率。反应指出，容易避免临界(K=1)，因为正如已指出的那样，对 于钍增殖装置，K∞≈1．0。另一方面，K必须大，以获得良好的倍增。 因此，我们需要一种中子滞留几何形状，即大的P值，以保证进一步 裂变的几率维持较大，并且来自一个入射中子的级联持续好几代。

我们还是如前述那样，开始考虑热中子的情况。快中子情况也 将在其后讨论。

实际例子表明，在0．9÷0．95范围内的K值是最佳的，这相当 于慢化剂-燃料中的中子总数是由靶注入的中子数的10÷20倍。 显然，本方案的成功依赖于核级联的相当大的发展，它在从热中子能 量到几个MeV的能量范围内是最富有成果的。其相关参数是裂变 率，它保证级联以新产生的中子持续下去，并且它是能量生产的主要 来源。在一个用高Z材料制作的大块靶上由高能质子得到的中子 产额-经实际散裂源证实-是相当大的。例如，有可能这样选择其 尺寸和靶成分，使每个1．5GeV的入射质子可产生约42个中子的平 均中子产额(这点将在以后描述)。因此，只借助高能级联产生一个 中子所需的束流能量份额，是εn=35MeV量级的。随后在级联中由 于裂变而引起的中子倍增是重要的，因为它按照使它小至1．75÷ 3．5MeV／n的倍增系系数(1-K)，用入射质子束流能量来进一步降 低中子的能量“成本”。无可否认，选择这个范围的K值是颇为保守 的，在一个设计良好的装置中甚至能够维持更高的增益。作为一种 比较，裂变能量产额约为εf=190MeV(包括来自裂变碎片的β衰变， 但中子除外)。

能量放大器的能量增益用G表示，它被定义成在装置中产生的 总能量与由高能束流积存的能量之间的比值。为了对G给出初步 的估计，人们必须考虑，在平衡状态和无限栅格的情况下，全部中子 的0．40左右产生裂变，其余中子用于增殖，或在慢化剂、碎片等中被 俘获。因此，装置的净能量增益可近似地表达成G=190MeV／ (35MeV)×0．4×1／(1-K)=2．17／(1-K)，并且它一般落入G=22 和G=43之间。甚至远离临界，能量增益也相当大。例如，假设使 用一种高温气体汽轮机，则从热到电的转换效率为0．45。因此，所 产生的电功率，在K=0．9(0．95)时，是高能束流所积存能量的10．2 (20．4)倍。所产生的大量电功率，超过运行加速器所需的电功率。

中子守恒方程直接涉及可达到的增益G与比率Γ=η10ss／ηo并 且以此作为它很全面的基础；式中η10ss是中子逃逸数，或由除了锕系 元素燃料混合物以外的其他物质所吸收的中子数，η0是由钶系元素 燃料混合物所吸收的中子数，即， $\Gamma =a+\frac{b}{G},$ 或 $G=\frac{b}{\Gamma -a}$

参数a与b是υ与α的函数，υ是裂变的中子多重度，而α是(η， γ)截面与裂变截面之比值；α是用燃料中全部锕系元素的原子份额 fi加权的，并且在中子能谱范围内进行平均的(标号i表示各种锕 系元素，截面σ上的横线表示在相关中子谱范围内取平均值)： $\bar{\alpha }=\frac{\Sigma f_i\bar{\sigma }{(n\pounds \neg \gamma )}^i}{\Sigma f_i{\bar{\sigma }}_{\mathrm{fiss}}^i\stackrel{}{}}$ $a=\frac{v}{1+\bar{\alpha }}-1$ $b=\frac{{ϵ}_f}{{ϵ}_n}\frac{1}{1+\bar{\alpha }}$

应当指出，当装置变成临界时(G=∞)，则Γcrit=a，因此，按照第 一级近似，a≈K-1。第二项b／G给出由于束流而对Γ所起的作用。 适合于按照热中子和超热中子操作的实用装置的例证数字是，a= 0．070和b=2．52。用于确定a和b的计算机模拟可考虑中子的实 际能谱和载面的能量相关性，这在共振区是特别复杂的。采用非常 节约中子的设计，人们应当能够在没有裂变碎片中毒的情况下实现 Γ0=0．08。Γ0代表除了裂变碎片俘获之外的任何中子损失对Γ所 起的作用；即这些中子损失包括泄漏，由慢化剂、燃料包壳、散裂靶 (如果用的话)…等进行的俘获。 ΔΓcrit=Γcrit-Γ0的负值可保证能量放大器决不会变成临界。然而， 在相同状态和已非常实用的增益G=20的情况下，我们得到ΔΓ= 0．116，从而提供相当大的反应性裕度。对于增益G=40，得出ΔΓ =0．053。因此，Γ必须保持相当小，以保证最高的增益。装置的设 计因此主要是由中子的有效利用情况所决定的。

使Γ0最小的好处是能量增益较大，和对由于裂变碎片而引起的 俘获有较宽的裕度，而这又意味着在不提取这些碎片的情况下有较 长的寿命。裂变碎片的(标准化的)截面示于前述的图5中。在1022 cm-2的积分通量以后，令人满意地估计出∑frag=1．6靶，从此我 们计算出一个贡献ΔΓ=0．106。显然，较短的照射和／或较小的增 益会改善关于ΔΓ的裕度。

裂变碎片的积累对增益有直接的影响，除非在初期阶段通过其 他办法采用可变数量的中子吸收来向下校正。这些额外的中子没有 必要浪费于控制棒中。举例来说，它们能够用来增殖供将来使用的 新燃料。

当然，也有一些其他的理由建议，用比较小的K值进行热中子I 况的操作，即由于停堆或功率变化以后的衰变机理(Pa232和Xe135而 会引起K值相当大的变化，以便从临界风险来看，能留下足够的裕 度。

然而，对于快中子方案来说，同样方式的考虑却提出了大得多的 增益，为此，在K=0．980附近的操作点是最佳的操作点，相当在G =100÷150范围内的能量增益。作这种选择的首要理由是因为ηε =2．5的值要大得多，这意味着a≥0．20。另一方面，裂变中毒要小 得多，并且随燃耗而线性地增长，在100Gwatt day／t以后，总计约为 ΔΓ=0．03。与通量有关的Xe135效应是不存在的；而由于Pa233衰变 而引起的与时间有关的K值变化，对一给定的燃耗率来说，是1／7。 全部这些考虑表明，对于快中子环境来说，K=0．98是很适宜的。此 外，来自裂变碎片的俘获一般是，比相同燃耗的热中子情况小一个数 量级以上。上面为热中子给出的许多考虑已不再切合。K值在整个 燃耗其间的确很恒定，如果举例的话，如图7所示。在这种特殊情况 下，人们已开始用略低于最佳增殖平衡的U233浓度运行，并且在裂变 俘获的稍为下降的效应与由于增殖U233增加而引起的上升效应之 间，实现了理想的相消。

为了把能量放大器调准到所要求的恒定K值，必须为剩余中子 找适当的出路，它们一般具有全部产生中子数的量级，因此需要确 定，人们想按什么用途去利用它们，例如象：(1)增殖新燃料，(2)焚烧 不想要的废物，或可能(3)因此而在“控制棒”中吸收之。因此，这种 选择要确定，将怎样把临界参数调准到所希望的值，以便消散剩余的 临界性。

在本应用中，我们要作出假设，附加的临界性要基本上安排成增 殖附加的燃料。剩余中子的数量为总中子数的10％，其中已考虑了 较高锕系元素和慢化剂的俘获效应。这些中子能够在纯钍转换区中 方便地被俘获；纯钍的形式有ThO2、氧化物或金属，转换区置于中心 部分的周围。与其中Th232和U233有大体上相等宏观截面的主堆相 反，在转换区中全部中子的作用就是增殖U233。这种情况会持续下 去，至少直到U233的积累已使其浓度大大低于0．10附近的平衡浓度 为止。因此，人们预期在增殖反应堆中积累约20％的U233，这些 U233是由其堆芯增殖的。

高能束流

上面谈过，本方案的成功依赖于从外部注入大量中子。这是借 助高能束流-一般是质子-实现的，该束流起动一个富中子的核级 联，该级联能够以小的能量成本，即小的εη产生中子。可以采用两 个方案之一。在第一个方案中，束流直接射向慢化剂-燃料混合物。 而在另一个方案中，可用一个专用靶吸收束流，并且产生中子。此 外，上述靶必须对低能中子尽可能地透明，以便不影响由于裂变而引 起的中子倍增。

利用一项特写的级联发展计划进行了计算机模拟，根据一种实 际的几何形状用蒙特卡罗法进行模拟。它们代表一种逼真的模拟， 因为相关截面是众所周知的，并引入计算中。因此，它们是一个使装 置几何形状最佳化的有效导则。

1．用燃料-慢化剂作高能靶

把束流传送燃料-慢化剂混合物本身上的可能性被认为是最重 要的，因为它有简单性的明显优点。散裂过程所提供的中子，对重核 的倍增率大于对那些被优先用来慢化中子的轻核的倍增率。此外， 钍具有大的高能裂变截面，和大的中子倍增率。因此，显然，为了通 过级联产生大量的中子，慢化材料所占的份额必须尽可能小。

一般说来，一个入射到一大块钍上的1．5GeV的质子，平均说 来，会产生相当于εη≈21MeV的约70个中子。这一产额近似线性 地随能量而变，导致差不多恒定的εη值。例如，在800MeV下，我们 得到εη≈26MeV。然而，当一个同样的1．5GeV的质子入射到例如 水或石墨上时，平均说来，只会产生5．0÷5．5个中子。由精细地再 分成的元件所组成的慢化剂-燃料介质，会产生中等的中子产率，基 本上与栅格几何形状详细情况无关。用Vm和Vf表示慢化剂和燃 料所占的相对体积份额，则水-钍混合物的近似产额可由下式给出 (在Vm≤2Vf范围内有效)：对于1．5GeV和800MeV分别为εη (MeV)≈21．89+4．55Vm /Vf和εη(MeV)≈26．82+5．29Vm／Vf。 我们注意到，直至Vm≤Vf，同纯钍相比，其εη值没有很大的差别。 正是这种幸运的情况使本发明得以开发。

对各式各样的低Z慢化剂-钍混合物发现了很类似的εη值；对 为不同的材料1和2而提供的体积Vm，1和Vm，2，可根据相等几何核 碰撞长度Lint进行比较Vm，1=Vm，2(Lint，2／Lint，1)3。对比起来，被 定义为每单位长度的平均对数中子能量损失-即中子对数能量损失 变化-的慢化能力，随着慢化核A的增加而很快降低，比几何核碰 撞长度快得多，如表3所示。

表3一些用于热中子和高能(H．E．)质子的纯慢化剂的一些性质 慢化剂 密度 gr／cm2 H．E．核相互 作用长度，cm 中子慢化长度， cm 慢化能力 cm-1 水 1．0 84．9 5．74 1．53 重水 1．1 77．2 10．93 0．37 铍 1．85 40．6 10．0 0．125 石墨 1．80 47．9 19．7 0．064 结果，对大多数慢化剂，例如石墨来说，不能够按照一个共同的Vm／ Vf值，同时满足对有效慢化和对高效中子级联的要求。重要的例外 是水，因为氢对慢化中子是很有效的。然而，为了有可能用氢作慢化 元素，我们还必须保证，由众所周知的辐射俘获过程(η，γ)所俘获的 中子份额是充分小的，因为对中子总量有严格的要求。我们记得，例 如用于标准压水堆的充分热化的水慢化剂会容易地俘获占全部中子 的1／5那样多的中子，这种损失显然不能与本方案共存。

我们鉴定了一种替代I况，其中，如果借助欠慢化而使中子能量 远高于热化能量，则水可维持小的中子俘获率，而其他参数，即裂变 材料的εη和平衡比率η3／η1在增殖平衡下都有可接受的数值。实际 上，这是按照高能级联的需要，通过选择0．2Vf≤Vm≤Vf来得到的。 换句话说，这种水栅格中的欠慢化可同时满足两个要求：(1)用高能 束流高效率地产生中子，和(2)在慢化期间中子俘获少。此外，所产 生的具有比热中子能量高得多能量的中子能谱，具有一些其他的有 用特点：(1)反应性K∞，由于在Th233、U234和U236中发生高能裂变而 有重大贡献，从而变大；和(2)在Pa233、Xe135和燃料包壳中的中子损 失被减少。最后，增殖性能不被削弱：尽管钍由于共振区而使中子 俘获的相关份额增加，这要求在增殖平衡下相应地有高得多U233浓 度。

由水与钍形成的无限栅格的参数关系曲线示于图8a-8d中。 结果多少有些不依赖于温度(已对300℃下的压力水计算了它们)， 燃料元件的形状(r半径的球，棒)，和它们的特征尺寸r。按照 4．0mm≤r≤2．0cm范围内的平均性能给出它们，并且它们在上述范 围被保持在±5％以内。图8a示出处于增殖平衡下的U233浓度，它 是随比值Vm／Vf而变的。图8b示出剩余反应性K∞-1，它也是随 比值Vm／Vf而变的。其中包括在其预期平衡浓度下，由于慢化剂和 全部锕系元素吸收中子而所作的贡献。各个不同组分在增殖平衡下 对裂变率和(η，γ)俘获率的单独贡献，分别示于图8c和图8d中。从 图8d可知，当Vm／Vf≤1小时，在水慢化剂中的辐射俘获几率已变 小，甚至可以忽略不计。用于Vm／Vf=0．4和Vm／Vf=0．8的典型条 件，列于表4中。正如已指出的那样，各处使用的U、Pa和Np的浓 度都是相当于一段很长时期的照射而没有同位素分离的浓度，相当 于渐近平衡状态。然而应当指出，那些具有A≥234的元素对K∞的 净影响是极小的， 因为俘获的影响几乎完全由裂变产生的中子所补偿。实际上，每代 的净中子平衡是基本上为零，对Vm／Vf=0．8，为0．0323×2．49- 0．0841=-0．00353；和对Vm／Vf=0．4，为0．0375×2．49-0．0900 =+0．00259。

水也必须足够充足，以便也对把热量从燃料-慢化剂块中引出 来起重要的作用。排热是由众所周知的“烧毁”条件最终决定的，该 条件限制能够从一给定表面引出的能量。实际上，必须把操作条件 维持在比这一限额小许多倍。在一欠水的布置中，能够用一个合理 地大的与水的接触表面，例如用燃料包壳上的散热片，来克服这一问 题。

上述数字是针对一种无限大装置的。控制由于漏失而引起的中 子损失，主要是一个成本问题。为了改善裂变产物的保持，人们能够 加一个反射器，尽管这不是必需的。作为一条通用规则，在一个企图 获得最佳成本的能量放大器中，这些中子损失多半要导致临界因子 k=(0．97～0．95)K∞。在燃料包壳中必然有中子损失的情况下，就 添加氙和其他中毒碎片等，最终K值多半只稍微小于1，即该系统是 轻微次临界的。

表4一个无限的，水欠慢次的几何体的典型参数 还必须保证由于质子束流引起的级联保持。幸而，一般说来，由此确 定的尺寸，和为中子保持而按上面确定的要求得出的尺寸是差不多 的。假设束流打击一个无限的燃料-慢化剂块。我们把质子诱发级 联的全部中子有点人为地都规定为“所产生的”中子，只要它们的能 量降到1MeV以下。显然，它们都充当点火燃料组件，用于使由上 述倍增过程形成的级联得以持续下去。

要在以米计的纵向深度和径向深度上保证保持95％的“所产生 的”中子，这些深度已被分别参数化成0．863+0．577Vm／Vf-0．0366 (Vm／Vf)2和0．431+0．223Vm／Vf-0．0188(Vm／Vf)2。其簇射的尺 寸只在800MeV下略小。因此，在一个比如说每边至少为1米的立 方外壳中，能够方便地装下整个级联。

在图9中示出一个靶几何体概念图。慢化剂-燃料组件示意地 用1表示。一些所产生的中子经受反向散射，并且实际上呈现于一 个从靶上束流撞击点来看的反向锥体中。为了把上述效应减至最 小，必须通过一个与相当小的束流尺寸相匹配的孔2，使束流穿入约 15～20cm。在抽空管4中行进的质子束，必须通过一个厚窗3而穿 入能量放大器。只要厚窗相当靠近慢化剂-燃料块(≈30-40cm， 取决于它的厚度)，这是不成问题的，因为在其中发生的少数相互作 用继续在通过该块而繁殖它们的第二代中子，并且具有类似的中子 产额。然而，必须在屏蔽上采取一些附加的预防措施，以防中子通 过束流管而逃出能量放大器外壳。借助一个长的进入准直器5可作 到这一点。

最后，由高能质子束起动的相互作用引起该外壳内的核与原子 崩裂。核崩裂产生一系列的核，其中大多数是放射性的。原子崩裂 的主要效应是使水慢化剂水解。两种效应都详细研究过，并且看来 皆以完全合格的水平发生。

2．一个独立的高能靶

在某些情况下，例如在体积较大和效率较低的慢化剂(石墨)的 情况下，一个单独的散裂靶必须供应中子。靶最好占据装置的中心 部分，以保证最大限度地利用其立体角。靶材料也必须可尽量渗透 那些能够从慢化剂和燃料反向散射的低能中子。因此，我们能够在 其设计上依赖关于中子散裂源的经验。

能够设想一些可能的几何体。靶区尺寸(一般是30cm半径，1m 长的圆柱体)必须最佳化，以容纳最大份额的高能级联，不致发生蒸 发中子。上述中子的平均能量是几个MeV量级的。最简单的几何 体是富含重材料的均匀体，重材料一般是天然铅、铋、或二者的(共 晶)混合物。选择Pb-Bi混合物，而不选择纯Pb或其他材料，例如 钨或铀，是由主要要求决定的；上面已提到过主要要求：靶必须尽量 对低能中子透明。的确，在有高Z的实际核总量中，只有Bi209、Pb206 和Pb208对热中子和超热中子的俘获截面，是微不足道地小(对 0．025eV的中子能量，＜0．03靶)。虽然天然铋是一种纯同位素，但 铅是一种多个同位素的混合物，并且其俘获截面受Pb208支配(对 0．025eV的中子能量，＜0．07靶)，Pb208的丰度为22．6％。能用任选 地同位素分离法去除这种最讨厌的同位素。

在级联的发展中，我们能够理想地识别两个阶段：在第一阶段， 高能粒子产生一些次级效应；在第二阶段，由于在高Z介质中的非 弹性碰撞而产生中子倍增。在比较完善的设计中，这两上阶段能够 用一些分别最佳化的材料来实现。为简单起见，我们需用一个单独 的均匀体积。我们要求一个1．5GeV的入射质子产生的42个中子 的中子产额。因此，产生每个中子所需的能量是εη≈35MeV，比钍 情况的数值εη≈21MeV高得多。

实际上，靶必须是液体，因为Pb和Bi都有很低的热导率，并且 人们必须依赖对流把核相互作用产生的热量排出来。幸而Pb的熔 点是327℃，Bi熔点是271℃。Pb和Bi能被混合成一种甚至具有更 低熔点的共晶混合物。从中子透明度观点来看，Bi当然是大可取 的。然而，它也有一些缺点。它在凝固时，体积膨胀3．3％，并且它 的腐蚀性很大。中子俘获产生Bi210(镭-E)，这是一种半衰期为5 天的β放射体，会衰变成Po210；Po210是一种半衰期为134天的α放射 体，它毒性大，难以保持。尽管如此，但这些问题看来是能够解决的， 只需要一个严密的熔化金属保持器。适用于液态Bi和Pb的最佳保 持材料是铬钢。质量转移，在550℃左右的高温下显得很重要，通过 把微量(几百个ppm)锆和镁添加到液态金属中，就能加以控制。

因此，我们设想，把靶和燃料都保持在一些有类似设计的密封元 件中，但这些元件具有不同的装填体，例如棒或球或其他有适宜几何 形状的装填体。这样，同样的冷却回路能用于从两种装置排出热量。 最简单的情况是气体(氦、CO2等)冷却回路，因为这时高能级联在其 中相互作用的几率，以及中子收几率都是微不足道的。因此，就象燃 料一样，把靶元件定期地取出和更新。燃料元件组件的结构必须能 够经受住靶材料熔化时的体积变化。

在图10a-c中示出靶几何体的概念图。为明确起见，示出气体 冷却方案。高温而压缩的氦、CO2或其他适宜的气态冷却剂的密度 是充分小的，使质子束安全地在其中穿行。因此，能够把通往加速器 真空装置的束流窗11方便地装在外壳10的外面。用图10a中诸箭 头表示的“冷态”气体冷却剂回路是：它在位于外壳顶部的一个入口 9流入外壳10，然后它在外壳壁与围绕可增生的中心部分13的裙筒 形热屏蔽之间流下；在外壳的底部，冷却剂气体向上偏转，以穿过可 增生的中心部分13和靶区14，然后在出口15流出。在所示的实施 例中，入口9和出口15是共轴的，并且用一个由热屏蔽12的向上近 伸部分形成的管道来互相隔离开。束流通过一个充以冷却剂气体的 无障碍区16达到靶区。可增生中心区13与散裂靶区14均由适宜 数量的燃料元件形成，如图10b与10c所示。我们选择卵石形燃料 作例子：它们被一种适当的包壳19(锆合金、钢或其他有低中子吸收 和良好力学性能的适宜材料)所密封。冷却剂气体通过卵石之间的 间隙进行循环，这可确保重要的热交换表面。

(1)在靶区14，没有慢化介质，而被液化的金属20，Pb或Bi或 二者的共晶混合物，尽量充填其可用的空间，并且留下一个小空间， 供从固体到液体膨胀之用(图10C)。应当指出，58％的共晶混合物 已在125℃熔化，并且在凝固时没有明显的收缩。

(2)在燃料-慢化剂区13，由燃料中心芯体22形成的诸球，皆 被一层石墨慢化剂23所围绕(图10b)。一些多孔嵌板(未示出)用 于保持可增生中心区13的卵石，并且使靶区14与可增生中心区13 隔离，同时允许气体循环。

必须注意几何形状，使冷却剂按照这样一些(弯曲)路径流动：不 允许大份额的质子束脱靶。质子束穿行于一个抽空的管子18中， 直达窗11。需要一个厚的准直器17，以减少中子流通过束流孔道逃 逸。

正象用燃料慢化剂作靶的情况一样，用于保持液态金属的结构 材料也参与高能级联。然而幸运的是，象锆合金、钢等材料对高能质 子的响应是不象钍情况那样不同的，象水慢化剂的情况一样。例如， 如果靶由固态锆作成，我们预计εη≈70MeV。因此，即使靶重量中 相当大的部分是结构材料，预计也只对εη有适中的影响。

高能束流的相互作用会产生大量的不同核，因为有散裂和其他 非弹性核碰撞。其中大多数产物是放射性的，必须就象裂变产物一 样，保持它们。幸而，这些产物的数量，同裂变产物相比，比较小。在 慢化剂-燃料介质的中间存在一个相当大的不可裂变的靶，它本身 也积累反应产物，这就必然降低该系统的反应性。从该效应的第一 级估计得出ΔK=-(1．0～2．0)×10-2。虽然保持器参数与应用有 关，但重大的反应性附加损失还是必须考虑的。

总之，一个独立的靶使中子产额大为减小(由于与Th相比，Pb和Bi性能较差)，并且反应性也由于不可增生材料中的附加中子俘 获而大为减小。然而，它给使用各式各样的慢化剂，例如石墨的可能 性开辟了道路，并且从而给在比用水时可能的温度为高的温度下，操 作装置开辟了道路。更高的温度可提高转换成电的效率，从而至少 部分地弥补上述缺点。最后，高效地用燃料-慢化剂材料作直接的 高能靶意味着，中子仍然是欠慢化的。这些其能量比热中子能量高 得多的中子有缺点：需要高得多的裂变材料平衡浓度。在有很高慢 化能力的水的情况下，我们指出了一种希望的状况，其中裂变浓度只 略高于热中子情况，并且靶效率是高的。当然，其他使用较低效率慢 化剂或根本不用慢化剂的方案都是可能的，但要牺牲数量大得多的 裂变材料。

在另一种其中靶布局不同于燃料-慢化剂介质的情况下，必须 对靶、有关冷却介质和有关保持硬件，以全部相关能量保证高的中子 产额和对中子的透明度。气态冷却剂具有令人感兴趣的特点：它基 本上对中子透明。当然，其他液态介质也是可能的。因为它们不必 在高能靶内慢化中子，故能够认可许多已在快中子反应堆中使用的 冷却剂，当然，从中作出抉择主要取决于具体的应用。

高能粒子加速器

加速器之用途在于通过束流与一固态靶之间的碰撞，最高效率 地产生最大数量的次级中子。象已指出的那样，入射束的能量和性 质是相当独立的。例如，用氘核束代替质子束可提高中子产额10％ 左右。在下面，为简化起见，选择质子。入射质子的能量是不临界 的，并且在低至几百MeV的宽广范围内的任何能量值，都给出类似 的性能，和正比于束流能量的中子产额。加速器还必须在能量方面 有高的效率，即，束流必须携带操作它所需的最大可能份额的能量。

所加速的平均电流iave在设定其动能T的情况下，正比于束流 所需的功率Pbeam，而Pbeam又涉及能量放大器所输送的功率P和增益 G： $i_{\mathrm{ave}}=\frac{1}{G}\frac{P\left(\mathrm{Mwatt}\right)}{T\left(\mathrm{GeV}\right)}\mathrm{mA}$ $P_{\mathrm{beam}}=\frac{1}{G}P$

对于典型的参数G=40，T=0．8GeV和P=250MW，我们得出 iave=7．18mA和Pbeam=6．25MW。较小的装置相应地需要较小的加 速电流。一些其特征接近在此所要求特征的加速器已广泛地用于一 些研究用途，没有理由认为它的建造或操作是特别棘手的或特别复 杂的。因此，可以很简要地叙述它。在加速器的设计中有许多可能 的技术选择。下面简要地叙述两个可能的方案。

1．LINAC加速器(直线加速器)

在图11中示意性示出加速器链系。它包括一个质子源和前置 注入器31，其后有一个前置加速器32；举例来说，32可能是一个 RFQ(射频四极透镜)。RFQ可把束流能量带到约2MeV；其后有一 个中间加速结构33，它可能是一个DTL(漂移管直线加速器)或其他 有类似性能的结构。在DTL的出口，束流能量已达约25MeV；在此 用一个准直器34把束流整形(旨在把高能下束流损失减至最小)；然 后束流进入主加速段35。这样一个主LINAC段可以是一般的，也 可以是超导的：

1)在非超导加速谐振腔情况下，相关数字涉及在谐振腔中 消耗的功率(在没有束流的情况下)。使加速器脉动的周期长于谐 振腔注入时间(一般说来≈50μs)是有好处的，因为在高电流下，传给 束流的功率大大超过在加速腔中消耗的功率。例如，对180mA的最 大峰值电流来说(这似乎完全可以接受，因为没有约束发射)，相当于 在0．80GeV下的150MW峰值功率，在谐振腔的铜中消耗的功率只 有50MW左右。当然，其平均功率较小，并且受控于加速器的工作 循环周期。例如，如果需要iave=7．18mA的指示电流，则调制器37 以几百个脉冲／秒的速率脉动加速器。以便接通4．4％的时间。在 谐振腔中相应的平均功率消耗将是2．3MW左右。其(平均)能量增 益是1．5MeV／m，这就导致一个颇长的结构。任选地，因为束流的 磁硬度是比较适中的，故能够沿着该结构插入180°弯曲元件，以便 把它折叠成较小的纵向尺寸。RF(射频)源38(调速管)一般具有 70％的效率。几个具有适当分离器的上述装置，供给多个谐振腔装 置。从主电源到速束的总效率为50％，这是一个合理的数字。

2)已为粒子加速器开发了超导的谐振腔，它们能够用于本 应用。超导性的优点是具有较高(峰值)的梯度(≥6．0MeV／m，甚至 更高的梯度，可以用脉动超导腔来实现。其最终极限可能在20～ 30MeV／m附近)，这就产生一种约1／3长度的加速器，和一个更好 的主电源到束流的总效率，它将是60％左右。然而，操作一个超导 装置是复杂的，至少在今天的技术状态是如此；这种复杂性是更先进 一些的，并且很可能使比较简单的情况变成过分复杂化。尽管如此， 仍需强调超导性对本应用的好处，并且随着进一步研究与开发，可在 不太遥远的将来实现操作简化。

在全部LINAC方案中，都必须保证一直沿着加速器进行横向 聚焦，这是容易借助四极矩双重线来实现的。由最后焦点四极透镜 和束输运器36进行束-靶匹配。在限制使加速器结构产生活化的 束损失时必须特别小心。全套加速器则上可供给一个以上的能量放 大器。这是可以容易地实现的，方法是：把一些同步地脉动的电或磁 偏转器用于LINAC，继之以一些传统的切隔磁铁和一些束输运元 件，它们把一些独立地的脉冲近似连续地分配到各个不同的靶。

2．等时性回旋加速器

这类环形机器能够加速较小，但很重要的电流，电流一般可达 10MA左右。在与LINAC比较时，它们的优点是尺寸较小，并且对 某些布置来说，成本较低。特别令人感兴趣的是FFAG(固定场交变 梯度)加速器，或扇面聚焦回旋加速器的应用可能性；在这些应用中， 束功率不超过几个MW，束能量小于1GeV。环形机器中主电流的 限制是，由于有横向空间电荷效应，并且它在低能下发生。这就是为 什么根据图12的图解，提出要只在把束流加速到相当大的能量以后 才使用环形机器的缘故(例如，在较小的LINAC和达到50～ 200MeV范围内某一值的情况下，该能量取决于最终被加速电流的 要求)。象上述LINAC情况一样，它包括一个质子源和前置注入器 41，后面有一个前置加速器42，它可能是一个例如RFQ(射频四极透 镜)。RFQ把束流加速到2MeV左右，其后有一个中间加速结构 43；举例来说，该结构可能是一个DTL(漂移管直线加速器)结构。 在DTL的出口，束流具有约25MeV的能量；再把束流用一个准直器 44进行修整；然后束流进入第三个加速部分45，它把束流能量加速 到FFAG注入所需的数值。FFAG由一些扇形磁铁设备46组成，它 们具有强的聚焦梯度，按环形几何形状安置。束流在一抽空室47中 按磁隙环行。上述扇形设备的数量取决于能量：对800MeV的能量 来说，一般约有8～10个扇形设备。在这些扇形设备之间提供的空 间能够方便地用于，插入RF加速腔48，注入通道49，和引出通道 50。腔48以及其他加速设备42、43、45，都由适当的RF源51供给 能量。粒子都是等肘的，RF设备以恒频率操作，加速一个连续的束 流。

从FFAG引出束流是一项棘手的操作，因为定必须用高效率进 行，以避免加速器部件被活化。

加速器的功率消耗主要涉及一个(大)磁铁和RF设备。这个 RF设备的效率是与上面所述LINAC的相应设备很类似的。用一 个保守的线圈设计能够把磁铁的功率消耗维持在一合理的水平(1～ 2MW)。另一方面，一种“超铁的”磁体，其中线圈是用超导材料制作 的，可提供一种大量节约电力的可能性。

在图11和12中，粒子加速器的供电，按来自主电源示出。当 然，在达到平衡状态以后，更适合使用装置的能量输出段，去驱动加 速器。

初始燃料装料

为了用大增益操作，装置必须保持适当数量的对热中子裂变的 材料。最简单的途径包括：只用钍或钍化合物作燃料材料来起动，然 后经历一段初始增殖时期，此时束流强度较大，直至形成平衡数量的 U233为止。虽然概上收简单，但几乎不太可能在实践上这样去作，并 且即使必须在每个具体应用的寿期内这样作一次，也需要进一步考 虑如何去“使泵起动”的问题。我们可以列出下述方案供选择之用。

i)在一个类似的、但业已操作的装置的燃料寿命的初期，把 一些附加的钍插入慢化剂内；这方法能够用来生产U233。中子过剩， 预定用来以后在燃料寿期内保证裂变碎片的俘获裕量，能够转用于 增殖新的燃料。虽然这样一种可能性对于热中子环境来说是不实用 的，因为中子总量是决定性的，已如上述；然而在快中子情况下，存在 一个很有意义的额外反应性裕量。举例来说全部中子的10％左右 能够用于，从围绕中心部分的一个纯Th232再生区增殖一些新的 U233。人们应当保持中子快的性质，因为如果平衡浓度=U232的 0．1，则大值可保证，对于在相当大的大量初始钍中只占小份额的增 殖U232来说，是很少燃烧或不燃烧，而只有增殖的。用这种方法，人 们应当能够比只在中央高浓中心部分燃烧的情况多增殖约20％的 U232。实际上，这对于以后按照这一特征选择的参数来说，容许每8／ 10年左右使可用的燃料翻一番，而不必依靠“起动”程序(见以后的 叙述)，该程序要以浓缩的U232可来自乏燃料或军用材料的过剩 Pu239和Pu241为基础。在已用不同的燃料起动一定初始数量的装置 以后，约8／10年自然地使能量放大器的装机功率翻一番，似乎是一 种很适当的增长率。如果人们牺牲能量生产，提高束流功率，并且相 应地减小有增殖俘获的增益，就能实现大得多的产额。重要的是，添 加的材料要主要用于增殖。因此，U233的相对密度在所有的时间，都 要比稳态增殖的平衡水平低得多。这意味着需要化学分离，以生产 供新电厂用的新燃料棒。

2)能够用U235作初始裂变燃料，以便取代U233。天然铀有一个 大的不便之处：U238必然俘获中子，产生大量钚堆积和少量锕系元 素。因此，最好使用高浓U235。这一燃料或者直接溶于燃料中，或者 装于某些辅助元件中，以便在起动以后取出来。U235的性质完全类 似于U233的性质，按重量计的约90％的平衡水平的初始装料将是以 保证，在起动燃料与自给自足的Th232-U233循环之间平稳地过渡。 应当指出，这一程序在每个装置的历史上一定只执行一次。也能够 使用钚，但它涉及产生较高的锕系元素，故不推荐；无论如休，只有其 基本原理超出本应用范围时，才采用之。

在已达到平衡状态以后，可以开始燃烧。这一阶段可以持续一 段很长的时间(几年)，其限度取决于裂变产物使燃料棒“中毒”的情 况，和钍燃料中主要组份的消耗情况。

当钍装料已被充分地使用，和裂变碎片俘获已达到最大允许水 平时，建议再生燃料。这必须在一个专业化的中心进行。燃料被化 学地分离。在处置其他产物(大多数是裂变碎片)的同时，回收铀燃 料。然后把这样一种燃料用于制备新的钍燃料棒，以便跳过初始增 阶段而用于后继装料，并且限制锕系元素堆积。在每个电厂的历史 上，初始殖燃料增殖一定只发生一次。

以天然铀增殖为基础的能量放大器

本发明的一个主要推动力是，有可能在基本上没有较高锕系元 素废物，尤其是钚的情况下燃烧钍。然而，人们还能够用天然铀或贫 化铀取代钍。铀具有类似的增殖反应，其中U238用Np239作β先驱元 素而变成Pu239：

U238+η_U239+γ_Np239+β-_Pu239+β-(2)

使用上文陈述的基本增殖方程和来自表1的实验数据，我们发 现，对于处在增殖平衡下的U238-Pu239混合物，有明显地小的数字， η3／η1=2．85×10-3。这意味着，在I况条件下，反应能够由平衡态的 Pu239在很低的2．85kg／吨铀的浓度下，无限地维持下去。我们注意 到，这一总量要比普通快中子增殖堆所需的钚量少得多，并且不需要 处理钚，因为它就是在“原处”从U235增殖的。

当与反应堆比较时，有能量放大的本燃烧-增殖过程利用全同 位素，而不是利用天然存在的或经浓缩的易裂变的U235，使燃料材料 的利用好得多。当然，本增殖I况在反应堆中是不可能的，因为它只 涉及束流-驱动次临界条件。一小部分天然存在的U235能够方便地 起一个“起动器”的作用。它被很快烧完，并且被较小数量的很容易 裂变的Pu239替换。

象钍的情况一样，通过中子多次俘获，也许还通过衰变，能够产 生大量不同的核。它们示于图13中。图14给出一种原来稍有贫化 的铀燃料的全时间相关曲线。已保持一小部分天燃存在的U235，因 为它能够方便地起到天然“起动器”的作用。人们能够看出，当与相 应的钍情况(图3a)比较时，对较高的锕系元素有大得多的；产生率 但它们的浓度被维持在某一恒定值，因为本方案有高的“焚烧”能力。 从浓度来看，人们能够计算α=1．694，它略大于Th232-U233混合物 的情况的相应值，其值为α=1．223。因此，η=υ／(1+α)的(靶平均 值)给出从一个中子相互作用产生的次级中子数，并且它是稍微变小 的，(即，1．08对1．13)，这是不利的，但对增益来说，不是不能接受 的。它们还具有较大的俘获截面，并且对中子总量的影响较大。也 应当指出，现在裂变碎片的影响显得更重要，因为“增殖”截面是约2 倍地小。因此，铀的性能略逊于钍的性能：预计增益较小，并且需要 经常后处理，才能消除裂变材料“中毒”，但其经常程度不大于普通核 反应堆的相应程度。

象钍情况一样，如果中子通量被突然切断，则临界性增加，因 为全部Np239核会衰变成Pu239，使Pu239最终密度增加。可裂变材料 的上述增加，一定不要使系统临界。如已指出的那样，这一条件使热 中子通量有一限额：对U238-Pu239来说，φ≤9．84×1014[T／(300° K)]1／2cm-2S-1(这一要求低于为Th232-U233规定的相应限额：φ≤ 1．44×1014[T／(300°K)]1／2cm-2S-1)。对实际温度来说，中子通量 的限额是φ≤2×1015cm-2S-1。然而，由于Np239的寿期短于Pa233的 寿期，故所得燃烧阶段稍快(几天，而不是几周)。

对钍所述的靶和燃料-慢化剂布置也可用于(贫化)铀的情况。 尤其是，我们已证实，使用燃料-慢化剂作高能靶(欠慢化水慢化)和 单独靶布置的方案，能够容易地推广到本情况。

一种不用单独靶的束流驱动、液体

冷却的例证性能量放大器

这个例证性事例利用上述的欠慢化与水的特征。表4给出方案 的主要参数。能够用这种方法最容易产生的典型热功率的量级是 200MW。为了保证高效地冷却燃料，尤其对较大的功率来说，选择 Vm／Vf≈0．8是最适宜的。在考虑到中子漏失和在燃料包壳等中其 他损失之后，系统将是以K=0．92～0．95而次临界的，相当于能量 增益G=33～50。因此，良好的设计值是G=40。在T=800MeV 下的束电流从而是iave=6．25mA，并且Pbeam=5．0MW．LINAC加速 器和FFAG加速器都可容易地满足上述要求。

用压水堆(PWR)获得的大量经验能够用于引出热量。当然，其 他替代方案，例如沸水模式，也能够使用，由应用类型确定如何选择。

装置(PWR)的运行压力是154巴量级的，相当于291℃的进口 温度和322℃的出口温度。对于200MWt的名义功率输出，冷却剂 流量是1．1M3／sec。在燃料芯体内所需冷却传送面积是接近300m2。 甚至在不用散热片的情况下，用2．5(2．0)cm直径或更小直径的圆 柱形燃料棒，和用至少21．4(17．1)吨的燃料质量，也可提供上述的 表面。

图15示出总布置图。它由两个主要的独立部分组成：最终束输 运装置和主能量放大装置。来自加速器的在真空中移动的质子束， 被磁四极透镜52、53和54聚焦，并且借助偏转磁铁55和56偏转90 度。它通过一个在其顶端有一压力维持窗58的长引入准直器57， 进入压力外壳62。几个束流观察装置60用于跟踪束流轨道。厚屏 蔽地板59可保证辐射安全。来自燃料-慢化剂组件的中子可能通 过束流管道而逃逸。这种损失被准直器57大大减少。反向通过准 直器的窄束中子束流是在一个束流堆61收集的，因为与质子束不 同，用偏转磁铁56不能使上述中子束流偏转。

借助主外壳62中所装的压力水提取能量。冷却液体通过一个 入口管咀63流入，并且通过一个出口管咀64流出。它首先在主压 力壳62的内壁与中心部分支撑圆筒65之间流过。其液流由导流围 筒66均匀化，并且流入中心部分支撑圆筒65的内部空间，以便从下 面到达燃料组件67。它流过燃料组件的许多通道，高效地提取其中 产生的热量，并且通过在燃料组件67以上的支撑圆筒65内安装的 流出孔64a流出，该流出孔与出口管咀64连通。

在主外壳的上部安装一个支撑结构68，一个燃料元件装卸设备 69和一些控制棒70，主要用于在束流断开以后在非临界条件下稳固 地使燃料安全可靠。需要上述装置的主要原因是，易裂变的U233在 停工以后由于Pa233衰变而累积。在运行期间，这些控制棒能够方便 地用来微调中子倍增参数K，从而微调能量放大器的增益。

能够使用一些不同的燃料组件。应当指出，关于燃料-慢化剂 布置，可能几乎变化无穷。其中两个方案列举如下，它们主要是反应 堆设计的启发而得到的。

1)一个燃料组件示意性地示于图16a-b中。燃料由一些 钍金属燃料元件74组成；它们被层叠成燃料棒75，并用锆合金薄片 73包覆，以防腐蚀(图16a)。每根棒都有一个端帽71，和一个用于 固定燃料元件74的弹簧72。燃料棒被组合成分组件76，以形成容 易装卸的刚性单元(图16b)。应当指出，燃料元件74能够被ThO2、 ThC2或其他化学上稳定的钍化合物的芯块所取代。

2)我们叙述ThO2燃料芯块和球形燃料芯块在流化床布置 中有利的可能性。流化床是这样一种装置：其中有流体向上流过一 个固态颗粒床，从而使这些颗粒运动或流态化，但不被运走或结块。 该床处于一种湍流状态，固体颗粒在不停地运动，从而产生良好的混 合和优秀的热传递特征。一个典型的装置(图17)由一个外容器80 (例如，装于图15的支撑圆筒65之内)形成，该容器内安装一个圆筒 状容器81；该容器有一个多孔的底板82，其强度足以支撑全部燃料 装料的重量，和一个逐渐张开的上部83。这些孔眼应当这样大：可 防止燃料通过它们下落，但允许冷却剂流动，而又没有太大的压降。 其上部83被逐渐张开，以降低流速，和避免燃料元件从此处逃逸。 冷却液(水)在底部入口85进入容器80，在顶部出口86流出。燃料 元件是相当小的球形芯块84，它们可以用镀层包覆，或者，如果使用 ThO2则不用包覆。可能出现磨损问题，必须予以研究，因为磨损可 能影响主冷却回路装置，从而要求对已磨损的放射性燃料予以安全 地回收。处于叠并状态的燃料的最大填充相当于很大数量球的随机 填充；它具有的孔隙度(充以水的自由体积／总体积)是a≈0．40，相 当于Vm／Vf≈0．666。然而，液体流动会加大孔隙度，从而加大Vm／ Vf。能够在没有控制棒的情况下容易地实现反应性K的控制，方法 只是在流态化范围内改变冷却剂流速，从而改变燃料-慢化剂比率 Vm／Vf。这就大大地简化了压力外壳的设计。对燃料装料的简化也 是显著的，因为有可能通过装在容器壁中的小孔对燃料连续地进行 装料和卸料。

当然，利用所产生的热量是与应用有关的。然而，来自外壳的压 热水必须保持在一个封闭的回路中，只能用一个标准热交换器把热 量引出来，供进一步利用。在装置的最明显的应用中，人们必须操作 一个或多个汽轮机，如图18中示意性地所示。流过能量放大器91 的水，由装置92加压，并且借助泵93循环。一个热交换器94用于 把来自另一回路的水变成汽，以操作汽轮机95。一个冷凝器96和 另一个泵97闭合回路。

普通实践表明，大量用于电站的上述装置，可使热-电转换效率 略高于3％。因此，用上面给出的例证性参数能够产生约60MW的 电力。

一种使用单独靶的束流驱动、

液体冷却的例证性能量放大器

这个例证性事例利用上述的一个单独高能靶的一些特征。最好 用气体作冷却剂，因为正象已指出过的那样，它本质上对入射高能束 和对中子都是透明的。根据目前在核反应堆和其他类似应用方面的 经验，气体最佳选择是(压力)氦或CO2(或它们的混合物)，因为它们 有优秀的热力学性质，并且没有腐蚀效应。作为例证，我们将着重考 虑压力氦-因为它具有高的传热系数，低的压降，高的声速，和对金 属与石墨呈中性-但我们的考虑对其他气体也是有效的。选择石墨 作慢化介质，因为它高温性能好。当然，许多不同的栅格几何体都是 可能的：我们将详细描述一种以球形单元，即所谓的“卵石”为基础的 几何体；每个几何体都有一个图10b的燃料材料(钍金属或钍化合 物)22的中央芯体。和一个包围芯体的石墨壳23。根据上面关于水 慢化的实例，对相关参数(反应性、U233浓度等)进行最佳化选择，结 果表明，要得到最佳性能，Vm／Vf必须处于10～20范围内，即K∞= 1．04和η3／η1=1．7×10-2。因此，慢化剂外壳直径与燃料芯体直径 之比值(Vm／Vf+1)1／3=2．22～2．75。在对“卵石”选择一般为几个 厘米量级的外径时的，存在大的自由度。燃料-慢化剂体积中的孔 隙是，一个由很大数量的球随填充而得的组件的孔隙，a≈0．39。当 然，空的空间供冷却气体流过，对中子没有明显的影响。

燃料-慢化剂和靶的几何形状，严格地仿效已参照图10a-c描 述过的几何形状。靶“卵石”是用Bi-Pb或纯Bi金属装满的球，在 运行期间靠束流携带的能量液化。一个特别透明的区域容许束流深 深地穿入相互作用空间。一些特殊的格栅或其他形式的机械隔离器 保证：不同种类的卵石不能混合。一些适宜的机构允许引入新的卵 石，或把它们从该空间引出来。一些关机控制棒必须穿入卵石组件 中，是通过一些石墨管子穿入的，当然这些管子也参与慢化。

本“原子加热器”能够用于需要高温，达1000℃并且有时超过 1000℃，的各式各样的实际应用。我们着重考虑以闭合循环氦气透 平机为基础的方案，这主要是由闭合循环矿物燃料火电厂引起的。 根据上述装置的大量经验，能够用这一方法最容易生产的典型热功 率，达200MWt量级。图19示出作为一个普通实例的流程图，在实 例中给出直接氦循环的主要设计数据。当然，有可能用不同的方式 布置各机器。

用约58ata(1ata=101．3KPa)压缩的氦，以435℃的温度流入能 量放大器101，并以710℃流出，估计通过能量放大器的压降为≈ 2ata。气体流量是200kg／s量级的。它通过两台串联的透平机102 和103传递它的功率。只有高温透平机102才需要使用耐热材料。 一台有2．5至3膨胀比的透平机，可提供良好的设计条件和数目少 的级数(2)。在第二个透平机103的出口，气体具有470℃的温度和 26ata的压力；使气体流入一个间壁式换热器104，以进一步把它的 温度降到150℃。借助一个冷却器105，把气体温度降到38℃ (25ata)；然后使它进入一个双级的压缩器106和107，在这两个压缩 器之间加了一个冷却器108。在压缩器的出口(120℃，60ata)，使气 体进入间壁式换热器中，以预热到435℃(58ata)，然后闭合进入能量 放大器101的回路。

为了保证在宽广的功率范围内有恒定的效率，装了适配控制器 109。使用补充供应器110和111，以便从外部存贮器112补充气体 的损失。总的全负荷效率是40％量级的。这样，在上面给出的例证 性能数情况下，能够用透平机102和103所驱动的发电机，产生约 80MW的电力。

一种用快中子操作的例证性

束流驱动、铅冷却的能量放大器

这个例证性事例给出一个快中子环境的可能性实例。在上面几 节对这类装置进行的广泛利用表明，它有一些明显的特征，并能克服 一些上面实例的局限性。根据上述水冷能量放大器的实例，它主要 依靠已很好掌握的PWR技术，必须选择不慢化的冷却剂。鉴于快 中子增殖堆中几乎普遍地选用的液态钠有大量安全问题，故我们选 用液态铅；对此迄今几乎没有什么经验可用，只有颇类似的金属- 铋，曾在前苏联开发的小反应堆中和在美国用作冷却剂。铅的沸点 是1740℃，确实高于任何可预见的操作温度。它的熔点，对纯金属 是327℃；能够用一种适当的铅和铋的共晶混合物把熔化点降到 125℃。它的密度是高的(≈10gr／cm3)，并且它的流动性和热容量都 良好。在高温下，它有一定的腐蚀性，这是能够用适当的添加剂解决 的。它的蒸气压力也很低，在973℃只有1mmHg。

选用铅(或铋，或二者的共晶混合物)还有另一个头等重要的原 因：用这些材料作高能靶可提供优秀的中子产额，从而冷却剂材料也 可成为用于高能质子束的第一靶。

与上面一些事例相比，本例证性实例还有第二个重大差别：中子 通量和相关的辐射损伤，现在都是约100倍地大。这是快中子增殖 堆一个众所周知的问题；显然，至少对100Gwatt(t)day／ton的燃耗 来说，已解决了这一问题。

由于在下列性能上大有改进，就不可抗拒地推动我们去接受这 些附加的变化。改进是：(1)增益提高(G≈100～150)，(2)最大功率 密度提高(160Mwatt(t)／ton(Th))，(3)燃耗加深(≥100Gwatt(t) day／ton(Th))。

象前面已说明的一样，增益较高的原因是高能靶布置的效率较 高，和中子倍增系数K的实际值较大。较高的功率密度起因于较高 的容许中子通量，而这又涉及及Pa233中子俘获(众所周知，它抑制裂 变的U233的形成)率的减小，和起因于关机以后由于Pa233按一给定 燃耗率衰变而引起的小得多的K值变化。最后，通过减少裂变碎片 对快中子的俘获率，就有可能加深积分燃耗，但是它受限于燃料元件 的机械耐久性。

实际上，一个由一回旋加速器加速的20Mwatt质子束(在1GeV 下20mA)，将足以操作一个≈Gwatt(e)级的小型能量放大器。积分 燃耗能够加深到超过100Gwatt day／ton，但受限于燃料元件的机械 耐久性。由铅冷却剂有(较)高的操作温度(≥600℃)，故人们能够可 靠地假设一个42％量级的热力学效率。因此，名义热功率为 2．4Gwatt(t)。燃料具有15吨量级的质量，是把ThO2-UO2混合物 装满不锈钢小棒或细棒而制成的，其布置类似于图16a和图16b中 所述的布置。U233“点火燃料组件”(在钍的10％的平衡浓度下)因此 而有1．5吨的重量。

快中子方案具有较大的中子产额，和较小的涉及裂变碎片与较 高铀同位素所引起中毒的损失。因此，人们能够增殖的裂变U233数 量大于由主增殖过程正常地再生的数量，主增殖过程完全按照在燃 料中燃烧U233的速度来产生新的U233。同在中央、高浓中心部分燃 烧U233相比，这种方法应当能够使人们多增殖约20％的U233。实际 上，这容许每8／10年左右使可用的燃料翻一番，而不必依靠基于浓 缩U235的，或基于来自乏燃料或军用的剩余Pu239和Pu241的“起动” 程序。在用一些不同的燃料起动一些初始数量的装置以后，预期在 不到10年时间内使装机功率翻一番，似乎是很适宜的增长率。

在裂变碎片和在一些新产生的铀、镤和镎同位素情况下，供快中 子用的中子(η，γ)截面是小得多的。锕系元素的浓度与热中子情况 下的相应浓度有很大的差别，必须说明如下：

(1)由于加强了(η，2η)反应道，两个新元素，即Pa231和U232显得 重要。存在相当大量的U232(τ=70年)，是丰度在同等燃耗下约为 慢中子情况相应丰度的50倍，能够把它看成是一个优点，因为它肯 定使所生产的铀“中毒”，从而有助于阻止在军事上转用材料。由于 U232存在而添加的毒性，没有大到使乏燃料后处理变成在成本上不 可能接受的程度。Pa231代表一个附加长寿命(τ=3．3×104年)放射 毒性源，必须控制它。有可能从乏燃料中化学地分离Pa231。能够设 想一些方法，以便通过中子俘获和其后的β衰变把它转变成U232。

(2)强烈地抑制生产较高质量的锕系元素，即在100Gw(t)以后 以小于1gr／ton的水平生产Np237和Pu238。较高质量的钚、镅、锔、锎 等同位素都相应地远低于1gr／ton的水平，这对所产生锕系元素的 毒性有有利的影响。实际上，如果控制两个问题，即与U232存在有关 的问题和Pa231的问题，则在解决乏燃料长期贮存问题时，完全没有 较高锕系元素会有严重后果。

占全部中子百分之几的中子吸收会发生于冷却剂中；它对用中 子俘获和用放射毒性来评价子体核的效应是重要的。值得指出，天 然铅业已用作实际反应堆冷却剂。

天然铅由几种同位素组成：Pb208(52．4％)，Pb206(24．1％)，Pp207 (22．1％)和Pb204(1．4％)。如果设想靶由纯Pb208作成，则中子俘获 会产生Pb209，它会迅速地(t1／2=3．25小时)衰变成稳定的Bi209，它又 可与靶材料形成共晶混合物。(η，2η)类型的反应以百分之几的俘获 率发生，并且产生Pb207，它也是稳定的。两种子体核都是稳定的元 素，并且本身都是优秀的靶材料。用天然铅作的靶会Pb204的俘获而 产生明显数量的Pb205，并且会从从(η，2η)反应而变成少量的Pb206。 这一元素是长寿命的(t1／2=1．52×107年)，并且通过电子俘获而衰 变成T1205。没有子射线发射。Pb205的中子俘获性质是未知的，因此 不可能估计其进一步较变的可能性。最后，由Pb204的(η，2η)反应产 生的Pb203是短寿命的(t1／2=51．8小时)并且通过电子俘获而衰变成 T1203。(η，P)类型的反应使Pb同位素转变成相应的铊同位素 (T1208，T1207，T1206和T1204)，它们都经β衰变而迅速地，又变成Pb核。我们认为，一般说来，在使用Pb208同位素富集的金属作冷却剂 方面应当有重大的优点。

铋靶情况比较复杂。中子俘获产生短寿命的Bi210，它会衰变 (t1／2=5．0天)成Po210，而Po210又以t1／2=138天而衰变成稳定的 Pb206。然而，有一种长寿命的(t1／2=3×106年)同核异能态的Bi210， 也受中子俘获所激发，它经α衰变而变成短寿命的T1206(RaE)； T1206又经β衰变而变成稳定的Pb206。(η，2η)类型的反应会产生长 寿命的(t1／2=3．58×105年)Bi208，它经过内部变换而终止于稳定的 Pb208。因此，铋慢化剂可能出现一些重大的放射毒性问题，必须进 一步研究，然后才能认真地研究用这样的一种材料作靶。

在散裂过程中高能束会产生一些附加的碎片。虽然预计不会出 现重大的毒性问题，但也必须予以研究。通常认为，由于在上述添加 杂质中的中子俘获而产生的影响是小的，其影响程度可予以忽略不 计。

对于采用快中子和铅冷却的能量放大器，在图20中示出其原理 性装置。入射质子束115由偏转磁铁116操纵，并且通过一个束流 管125射到中心部分121。熔化的铅包住一个由所释放反应热而带 到高温的区域123。在通过一个热交换器120以后，熔化的铅进入 低温区122，并且通过一个泵119绕回来，以便通过一个送进栅格 124而又进入高温区。在双壁容器117内包括一个用顶盖118盖顶 的装置。在主冷却系统的偶然故障情况下的放射性热量，由对流液 流126从主芯引出来，并且通过一个与熔化铅(未示出)接触的对流 系统而排入大气。

能量放大器的中心部分，示意性地示于图21中，为举例起见，画 成圆柱状几何体，可细分为5个独立区。最里面的区127只充以熔 化铅，充当入射束的高能靶。下一个区128是主芯，充以适当几何形 状的燃料棒／细棒，棒中装有氧化物形式的燃料，燃料用不锈钢薄壁 包覆。这些棒的几何形状类似于已在水慢化能量放大器事例(图 16a和图16b)中所述的形状。在为快中子增殖堆所设计的棒的燃料 细棒方面存在着大量的经验。大多数这类经验皆可直接纳入我们的 应用中。一种典型的快中子增殖堆燃料细棒的主要参数，示于表5 中。其设计完全适合我们的应用。燃料细棒的热力学性能可使其燃 耗率约3倍于热中子实例的燃耗率。相应的中子通量从而也是约 100倍于热中子实例的通量，即φ=1016cm-2S-1。在上述通量下，本 细棒的设计应当容许一个约100Gw day／t的燃耗。

在只用熔化铅充满的缓冲区129的外面，我们有增殖区130，它 由一种杆／细棒结构形成；该结构类似于主芯的结构，但下述两点不 同：(1)最初，用纯钍装满杆／棒，和(2)很少或没有燃烧发生，从而冷 却要求低得多。我们预计，在增殖区中产生的U233的数量约为在主 芯区燃烧的数量的20％。

表5一个典型燃料细棒的主要参数