DE60126546T2

DE60126546T2 - Verfahren und Vorrichtung zum Heizen eines Gases mittels einer dünnen Kernbrennstoff-Schicht sowie Raumfahrt-Motor, der ein solches Verfahren verwendet

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Publication number: DE60126546T2
Application number: DE60126546T
Authority: DE
Inventors: Carlo Rubbia
Original assignee: Agenzia Nazionale per le Nuove Tecnologie lEnergia e lo Sviluppo Economico Sostenibile ENEA
Current assignee: Agenzia Nazionale per le Nuove Tecnologie lEnergia e lo Sviluppo Economico Sostenibile ENEA
Priority date: 2000-09-28
Filing date: 2001-01-15
Publication date: 2007-10-31
Anticipated expiration: 2021-01-16
Also published as: US6876714B2; IL154916A0; RU2276815C2; CA2340844C; IT1316223B1; ATE354169T1; EP1193719B1; JP4743990B2; CA2340844A1; US20020080907A1; DE60126546D1; ITRM20000521A1; ES2282211T3; EP1193719A1; WO2002027730A1; AU2001274095A1; ITRM20000521A0; JP2002122685A

Description

HINTERGRUND DER ERFINDUNG
Die vorliegende Erfindung betrifft die Verwendung von Kernspaltung zum Erhitzen von Gasen zu erhitzen. Sie weist insbesondere Anwendungen auf dem Gebiet der Weltraumraketenantriebe auf.
Wenn auch Kernenergie zur Zeit mit anderen Verfahren auf der Erde im Wettbewerb steht, weist sie für Weltraumreisen einzigartige Merkmale auf, die sie praktisch unentbehrlich machen, um die langfristigen Ziele einer bemannten Erkundung des Mars, der Satelliten der äußeren Planeten und der Asteroide realistisch zu erreichen.
Neutroneninduzierte Spaltung ist die bevorzugte Kernreaktion zur praktischen Energieerzeugung wegen (1) ihrer bemerkenswerten Energieausbeute (≈ 200 MeV) und (2) ihrer Fähigkeit, die Reaktion mit den Sekundärneutronen aufrecht zu erhalten.
Der derzeitige Stand der Technik eines nuklearen Weltraumantriebs wird zum Beispiel von der Konstruktion von NERVA (siehe "Nuclear thermal rockets: next step to space", Aerospace America, Juni 1989, Seiten 16–29; oder R. W. Bussard, et al. "Nuclear Rocket Propulsion", McGraw-Hill, New York, 1985) dargestellt. Bei der Konstruktion von NERVA wird die Energie, die durch die Spaltungsreaktion erzeugt wird, in der Form von Hitze hoher Temperatur aus Brennstoffstäben wiedergewonnen. Um den Wärmestrom vom Brennstoff zum Treibstoffgas sicherzustellen, muss die Temperatur des Treibstoffgases etwas niedriger als die Betriebstemperatur des Brennstoffs sein, wiederum begrenzt durch die mechanische Festigkeit und die Stabilität der Brennstoffstäbe bei hohen Temperaturen. Weiterhin muss, um eine gute Wärmeübertragung zum Treibstoff sicherzustellen, der Druck des Gases mit hoher Temperatur sehr hoch sein, in der Größenordnung von 150 bar.
Die Abgasgeschwindigkeit v_exh eines Raketenantriebs ist begrenzt durch die Enthalpie und die Endtemperatur der Energie erzeugenden Reaktion, und sie ist proportional zum so genannten spezifischen Impuls. Der spezifische Impuls ist definiert als I_sp = v_exh/g, wobei g = 9,81 m·s^–2 die Gravitationskonstante ist. Er stellt die Dauer dar, über die eine gegebene Masse Treibstoff eine Schubkraft erfahren kann, die gleich ihrem Gewicht ist. Chemische Raketenantriebe, die flüssigen Wasserstoff und Sauerstoff verwenden, arbeiten typischerweise bei Abgastemperaturen von 3600°K unter stöchiometrischen Bedingungen, mit einem effektiven Molekulargewicht von ungefähr A = 11, das den spezifischen Impuls auf ungefähr 450 s begrenzt. Antriebe vom Typ NERVA arbeiten etwas besser als chemische Antriebe und bieten einen höheren spezifischen Impuls von ungefähr 950 s. Der Vorteil ergibt sich jedoch hauptsächlich aus Verringerungen im effektiven Molekulargewicht (der spezifische Impuls ist proportional zu 1/√A) aufgrund der Verwendung von reinem Wasserstoffgas (A = 2 ggü. A = 11) statt aus einer Zunahme der Abgastemperatur.
Tatsächlich wird erwartet, dass NERVA-Raketen bei niedrigeren Temperaturen arbeiten als chemische Raketen (3.000°K), aufgrund von, wie bereits dargestellt, Materialgrenzen des Reaktorkerns. Die überwiegende Energiemenge, die potentiell durch den Spaltungsvorgang erhältlich ist, bleibt großenteils unverwertet aufgrund von (1) Größenbeschränkungen, die mit der kritischen Mindestmasse in Verbindung gebracht werden, die erforderlich ist, um die Kettenreaktion bei der Spaltung aufrecht zu erhalten, und (2) der Schwierigkeit, bei ausreichend hohen Temperaturen Hitze aus dem Reaktor zu gewinnen. Dennoch wird der NERVA-Antrieb oft als der bis heute einzige realistische Antriebskandidat für eine bemannte Reise zum Mars zitiert.
Der NERVA-Antrieb ist im Grunde ein bloßer schneller Reaktor, der einen ernsthaften Nachteil von Nuklearantrieben für Weltraumantriebe darstellt. Lassen Sie uns zum Beispiel einen Satz von drei NERVA-Antrieben berücksichtigen, wie er in einem kürzlichen NASA-Bericht über eine Marsmission ("Human Exploration of Mars: The Reference Mission of the NASA Mars Exploration Study Team", (einschließlich Addendum V3.0, Juni 1998), NASA SP 6107, 1997) beschrieben ist. Die eingerichtete Leistung beträgt nahezu 1 GWAtt und (ein) ungefähr 3,2 × 10¹⁹ schnelle(s) Neutron(en) wird von den Antrieben ausgestoßen.
Die erlaubte Standarddosis von ≤ 10 n/cm²/s wird nur bei einem unabgeschirmten Abstand von 5.000 km erreicht.
Außerdem wird das Neutronenleck auch den gleichzeitigen Betrieb von mehreren nahen NERVA-Antrieben erschweren, wie in dem oben erwähnten Bericht. Allerdings ist ein Reaktor – auch wenn er von Kontrollstäben abgeschaltet wird – noch eine subkritische, vervielfältigende Vorrichtung, und er wird Energie erzeugen, wenn er von Neutronen von den nahen Antrieben bestrahlt wird. Zum Beispiel wird, wenn nur 1% der Neutronen von einem Antrieb die Nachbareinheit trifft, die bei k = 0,99 notabgeschaltet wurde, letztere in volle Leistung einschwingen. Wenn sie bereits eingeschaltet ist, wird der zusätzliche Neutronenbeitrag ausreichend sein, um sie dazu zu bringen, einen kritischen Zustand anzuregen. Das verbundene Kontrollsystem für einander störende Reaktoren ist unserer Ansicht nach ein wahrer Alptraum und unrealistisch bei einer bemannten Weltraummission.
Bei jedem Antrieb, der für interplanetare Reisen verwendet werden soll, sollte der Restneutronenfluss außerhalb des An triebs ausreichend gering sein, um den Betrieb des Antriebs nicht zu weit entfernt von der Raumstation (ISS) zuzulassen, die als Haupt-"Docking-Punkt" für die interplanetare Reise angesehen wird. Außerdem sollte die Dosis, die der Besatzung gegeben wird, auch klein sein im Vergleich zu der unvermeidbaren Dosis des Hintergrunds kosmischer Strahlung, die ungefähr 40 rad/y beträgt.
Die möglichen Merkmale mehrerer Nuklearvorrichtungen für einen Weltraumantrieb jenseits der Möglichkeiten von NERVA sind in mehreren Veröffentlichungen dargestellt worden (T. Kammash, ed., "Fusion Energy in Space Propulsion", AIAA Progress in Astron. Und Aeron., Vol. 167, AIAA, NY, 1995; oder N. R. Schulze, "The NASA-LEWIS Program on Fusion Energy for space Power and Propulsion", Fusion Technology, 19-1, Seiten 11–28, 1991). Sie basieren meistens auf Fusion statt auf Spaltung, hauptsächlich, weil dieses Verfahren die Verwendung von geladenen Reaktionsprodukten direkt ermöglicht, um das ausgestoßene Gas auf hohe Temperaturen in der Form eines Plasmas zu erhitzen.
Sowohl eine Trägheits- als auch eine Fusion mittels magnetischen Einschlusses ist ausgedehnt erforscht worden. Die Wahl der Fusion als einer Empfehlung ist durch das offensichtliche Argument angetrieben worden, dass die ionisierenden Reaktionsprodukte, die verwendet werden, um den Treibstoff aufzuheizen, viel leichter aus einer Fusion mittels magnetischen Einschlusses (MC) oder einer Trägheitsfusions-(IF-) Vorrichtung gewonnen werden können.
Jedoch haben riesige fundamentale und technische Probleme bisher die Verwirklichung einer praktischen, Fusionsenergie erzeugenden Vorrichtung auf der Erde und sogar noch mehr im Weltraum erschwert. Fusionsmaschinen, besonders MC, sind not wendigerweise sehr große Vorrichtungen mit sehr komplexer Technik und kaum geeignet für die Bedingungen einer langen interplanetaren Reise.
Ein weiteres Konzept eines nuklearen Antriebs, beruhend auf Spaltung, ist der so genannte Plasmakernantrieb. Wir nennen das koaxiale Strömungssystem und die nuklearen Glühlampen-Antriebe (siehe R. Ragsdale, et al., "Gas Core Rocket Reaktors – a New Look", NASA TM X-67823, 1971; und J. D, CLEMENT et al., "Gas Core Reactor Technology", Reactor Technol. 13-3, 1970). In diesen Vorrichtungen wird ermöglicht, dass sich das spaltbare Material (angereichertes ²³⁵U) bis auf Plasmatemperaturen von bis zu 50.000°K aufheizt, und seine Strahlung wird verwendet, um das Wasserstoffgas aufzuheizen. Dies ist keine einfache Aufgabe, da Wasserstoff und die meisten anderen leichten Gase bei Temperaturen von weniger als ungefähr 15.000°K optisch transparent sind, bis auf ihre eigene(n) Strahlung(slinien).
Typischerweise wird erwartet, dass ein Plasmareaktor mit koaxialer Strömung für Weltraumantriebe bei 6.000 MWatt Leistung arbeitet, wobei er einen I_SP = 4.000 s erzeugt. Der Hohlraumdurchmesser beträgt ungefähr 4 m, der Druck reicht von 400 bis 600 bar und das Gesamtgewicht liegt in der Größenordnung von 500 Tonnen. Die kritische Masse beträgt zwischen 40 und 80 kg ²³⁵U. Es ist nicht klar, wie so eine Masse beim Start vom festen in den Plasmazustand gebracht werden könnte.
Das Konzept einer nuklearen Glühlampe stellt, anders als das System mit koaxialer Strömung, einen vollständigen Sicherheitsbehälter für den Brennstoff in einer transparenten, innen gekühlten Wandanordnung bereit, wodurch es das Problem des Mischens von Brennstoff mit dem Treibstoff mit einem daraus folgenden Verlust im Abgas umgeht. Das Spaltplasma wird von den transparenten Wänden durch eine tangential eingeführte Wirbelströmung eines Puffergases fern gehalten, das erneut zirkuliert wird, wobei der Uranverlust wiedergewonnen wird und erneut in das Plasma zirkuliert wird. Ansonsten ist das Arbeitsprinzip das gleiche wie beim Plasmareaktor mit koaxialer Strömung. Typische Daten für den nuklearen Glühlampen-Antrieb sind: Leistung 4.600 MWatt; I_sp = 1.870 s; Gewicht 35 Tonnen, Grenze der Brennstofftemperatur 5.000 °K und Druck 500 bar.
Diese Konzepte sind im Detail erforscht worden, obwohl kein Versuch durchgeführt wurde. Es wird erwartet, dass es eine schwierige Technik ist, wobei die Hauptsorge die Kontrolle des kritischen Zustands des Uranplasmas ist. In der Tat würde eine Änderung des Multiplikationskoeffizienten von ≤ 0,7% – wenn sie nicht schlagartig von den Kontrollstäben kompensiert wird – zu einem schlagartigen Unfall beim kritischen Zustand führen. Bei einem dicken spaltbaren Material und unter Vernachlässigung der Wirkungen des Reflektors ist die kritische Masse proportional zur Umkehrfunktion der quadrierten Dichte. Außerdem sind die Querschnitte und somit die kritische Masse Funktionen der Temperatur. Weiterhin ist es nicht klar, wie ein effektives und sicheres Kontrollsystem in Bezug auf die schnelle Bewegung des inneren Kerns (spaltbares Plasma und umgebendes Gas) und dem möglichen Auftreten von hydrodynamischen Instabilitäten verwirklicht werden kann.
Die US 5,289,512 A offenbart einen nuklearen Raketenantrieb, bei dem ein Treibstoff-/Kühlgas zuerst durch einen äußeren zylindrischen Kern zirkuliert wird, der als ein Partikelbettreaktor angeordnet ist, wo es bis zu einer Temperatur von ungefähr 2.500 °K erhitzt wird. Dieses Gas wird in einem Plenum gesammelt und zu einem inneren zylindrischen Kern geleitet, um vor dem Ausstoßen weiter erhitzt zu werden. Der innere Kern ist aus einem Block aus hoch feuerfestem, spaltbarem Carbid hergestellt, der axiale Durchgänge aufweist, in denen das Aufheizen stattfindet. Er kann auch aus einem Carbidschaum mit offener Porosität hergestellt sein.
Die US 3,391,281 A offenbart einen Hohlraum, der ein Leuchtgas enthält, der Wände aufweist, die mit einer Schicht aus spaltbarem Material beschichtet sind, so dass spaltungsinduzierte Fragmente in den Hohlraum freigegeben werden, um mit dem Gas in Wechselwirkung zu treten. Der Zweck ist, die gasförmige Spezies durch Wechselwirkung mit den Spaltfragmenten hoher Energie auf ein angeregtes Niveau zu pumpen. Dies kann ein nuklear gepumpter Laser vorsehen.
Die US 4,759,911 A offenbart ein Brennstoffelement für gasgekühlte Partikelbettreaktoren, bei denen ein nuklearer Brennstoff auf einem porösen Material abgelagert wird. Es wird angemerkt, dass Schutzbeschichtungen aus Kohlenstoff und Zirkoniumkarbid über dem Brennstoff angebracht werden, eindeutig zu dem Zweck des Verhinderns der Freigabe von Spaltfragmenten in das gasförmige Kühlmittel.
In "Gas Heating by Fission Fragments in the Channel of a Pulsed Reactor", Atomnaya Energiya, Vol. 65, No. 6, Dezember 1988, S. 1024–1027, offenbaren K. R. Chikin et al. das Verhalten einer Kanalwand, die mit einem dünnen Film aus angereichertem nuklearen Brennstoff beschichtet ist. Ein stationäres Gas wird von den Spaltfragmenten, die von der Brennstoffschicht in einen gepulsten Reaktoraufbau freigegeben werden, erhitzt.
Ein Ziel der vorliegenden Erfindung ist es, eine alternative Methode zum Erhitzen des Gases durch nukleare Spaltungsreaktionen vorzuschlagen, die für Anwendungen für Weltraumantriebe geeignet ist.
ZUSAMMENFASSUNG DER ERFINDUNG
Die Erfindung schlägt ein Verfahren zum Erhitzen von Gas vor, wie in Anspruch 1 dargelegt.
Ein Hauptteil der spaltungsinduzierten Energie wird in der Form von kinetischer Energie der Spaltfragmente (FF) entwickelt. Die spaltbare Beschichtung der Kammer sieht einen im Wesentlichen zweidimensionalen Brennstoff vor, so dass eine bedeutender Menge der FF aus der Schicht in das Volumen, das das Gas enthält, ausgestoßen wird. Daher wird die kinetische Energie der FF auf das Gas übertragen, um es effizient zu erhitzen.
Die Spaltung wird vorzugsweise bei kritischen Bedingungen eingeleitet, obwohl auch subkritische Anordnungen erwogen werden könnten.
Das Kühlmittel, das verwendet wird, um die Kammerwand von ihrer hinteren Seite zu kühlen, kann ein geschmolzenes Material wie ⁷Li sein.
In einer typischen Ausführungsform weist die Beschichtung aus spaltbarem Material einen spaltbaren Gehalt von weniger als 10 mg/cm² auf, vorzugsweise in dem Bereich von 1 bis 3 mg/cm², der einen optimalen Kompromiss zwischen dem Einsetzen der Spaltungsreaktion und der Freigabe der FF bereit stellt.
Ein bevorzugtes spaltbares Isotop für die Beschichtung aus spaltbarem Material ist ^242mAm. Weitere verwendbare Isotope sind ²³³U, ²³⁵U und ²³⁹Pu. Das spaltbare Material kann in der Form eines Karbids vorliegen.
Um die Neutroneneffizienz zu verbessern, ist die Kammer, z.B. von rohrförmiger Gestalt, in einer Einschließung angeordnet, die von einem Neutronenreflektor umgeben ist, der z.B. Kohlenstoff, Beryllium und/oder Berylliumoxid umfasst. Typischerweise wird es eine Vielzahl von Kammern geben, die in der Einschließung angeordnet sind, die von dem Neutronenreflektor umgeben sind, um das erhitzte Gas aufzunehmen. In einer bevorzugten Ausführungsform umfasst der Neutronenreflektor um die Einschließung eine Dicke von Kohlenstoffmaterial von mindestens 50/d (in cm) und vorzugsweise von mindestens 150/d, wobei d die Dichte des Kohlenstoffmaterials, angegeben in g/cm³, ist.
Zum Kontrollieren der Spaltungsreaktion kann der Neutronenreflektor Hohlräume zum Aufnehmen von entfernbaren Neutronen absorbierenden Kontrollstäben aufweisen.
In einer Anwendung des Verfahrens für einen Raketenantrieb steht die Kammer durch eine Verengung, die in dem Neutronenreflektor vorgesehen ist, in Verbindung mit einer Abgasdüse. Die Einschließung kann einen Brennstoffbereich, in dem die Kammer angeordnet ist, und einen Gassammelbereich zwischen dem Brennstoffbereich und der Verengung aufweisen. Dann wird ein Kühlmittel in einem Kreislauf zirkuliert, der auf einer Seite des Neutronenreflektors neben dem Sammelbereich für heißes Gas einen ersten Bereich und einen zweiten Bereich aufweist, der in dem Brennstoffbereich angeordnet ist und von dem Sammelbereich für heißes Gas durch eine Trennung mit einer Öffnung getrennt ist, in der ein offenes Ende der beschichteten Kammerwand eingeführt ist. Die beschichtete Kammerwand trennt die Kammer von dem zweiten Bereich des Kühlkreislaufs im Brennstoffbereich.
Die Wand der Kammer ist vorzugsweise aus einem porösen Material hergestellt, zum Beispiel einem Kohlenstoffmaterial. Das Gas kann dann durch Poren des porösen Wandmaterials eingeführt werden. So eine Wand ist vorzugsweise mit einer gasdichten Schicht (zum Beispiel Titankarbid) auf einer hinteren Fläche von ihr in Bezug auf die Kammer und die Beschichtung aus spaltbarem Material beschichtet. Diese Schicht kann auch das Kammerwandmaterial von dem benachbarten Kühlmittel isolieren.
Ein weiterer Aspekt der Erfindung betrifft eine Vorrichtung zum Erhitzen von Gas zum Ausführen des Verfahrens, das oberhalb hiervon zusammengefasst ist, wie in Anspruch 21 dargelegt.
Ein weiterer Aspekt der Erfindung betrifft einen Weltraumantrieb, der eine Vorrichtung zum Erhitzen von Gas wie oberhalb hiervon definiert, und Mittel zum Ausstoßen des erhitzten Gases in den Weltraum umfasst, um Schub zu erzeugen.
Die direkte Verwendung der FF, um einen Treibstoff mit niedrigem Molekulargewicht (typischerweise Wasserstoff) zu erhitzen, leidet nicht unter den Energie- und Materialgrenzen, die chemischen und NERVA-Antrieben auferlegt sind. Der Antrieb beruht auf (1) einer Anordnung mit sehr heißen Gas und kaltem Brennstoff und (2) einer sehr geringen Menge nuklearen Brennstoffs in der Form einer sehr dünnen (≈ 3 μm) Schicht, die sehr effizient verbrannt wird. Eine spezielle Neutronendynamik wird verwendet, um sicherzustellen, dass sogar so eine ultradünne Brennstoffschicht ausreichend ist, um einen kritischen Zustand zu erreichen. Das Ultrahochvakuum, das notwendigerweise im Weltraum vorhanden ist, wird verwendet, um einen Teil der erzeugten FF zu evakuieren.
Der verbleibende Teil der FF, der nicht im Gas gelöst ist, ist ausreichend, um das Vorhandensein einer ausreichenden Zahl von verzögerten Neutronen sicherzustellen, die zur Kontrolle, ob eine kritische Reaktorvariante gewählt ist, notwendig sind.
Die sehr hohe Temperatur des ausgestoßenen Gases erzeugt, nachdem es in zusammenhängender Bewegung in der Richtung des Schubs durch die Düse umgewandelt ist, Abgasgeschwindigkeiten v_exh und entsprechende spezifische Impulse I_sp, die viel größer sind als die eines typischen chemischen Brennstoff- oder eines NERVA-Nuklearantriebs.
KURZBESCHREIBUNG DER ZEICHNUNGEN
1 ist ein Diagramm, das den Anteil der FF-Energie, die aus einer Seite einer flachen Ablagerung (Folie) aus spaltbarem Material (^292mAm) austritt, zeigt. Die asymptotische Grenze von 0,44 für eine Dicke von Null, in der die Hälfte der FF austritt, ist eine Hälfte der Gesamtenergie, die den FF durch den Spaltungsvorgang zugeführt wird.
2 zeigt einen schematischen Entwurf, der für Berechnungen verwendet wird. Ein hohler Neutronenreflektor 1 mit einer beschichteten, dünnen, gleichförmigen Ablagerung eines spaltbaren Materials 2 umgibt ein Volumen 3, das mit einem Gas mit niedrigem Druck gefüllt ist, und in dem sich FF, die von der Folie ausgesendet werden, vorwärtsbewegen und schließlich zur Ruhe kommen.
3 ist ein Diagramm, das den Multiplikationskoeffizienten k für eine vereinfachte Geometrie einer einzelnen Schicht auf einem kugelförmigen Reflektor als eine Funktion der Dicke der Reflektorschicht und der Ablagerung von spaltbarem ^242mAm zeigt.
4 ist ein Diagramm, das den Multiplikationskoeffizienten k, berechnet nach der einfachen Diffusionstheorie, für verschiedene spaltbare Elemente und eine Kohlenstoffreflektordicke von 20 cm und 40 cm (Dichte: 1,9 g/cm³) als eine Funktion des Produkts [Flächennutzen, G_area] × [Schichtdicke (m/cm²)] einfach proportional zur Gesamtmenge des Brennstoffs im Hohlraum zeigt. Die Querschnitte sind bei 0,15 eV evaluiert. Die Ergebnisse für ²³³U liegen sehr nahe an denen von ²³⁵U und sind wegen der Übersichtlichkeit nicht dargestellt worden.
5 ist eine schematische Querschnittsansicht eines hohlen Rohrs mit kleinem Durchmesser 4, das innen mit einer dünnen Brennstoffablagerung 5 beschichtet ist. Das Treibstoffgas fließt durch Poren oder kleine Löcher aus den Wänden, wobei die Strömung schematisch durch die kleinen Pfeile 6 bezeichnet wird, und sie tritt durch das offene Ende des Rohrs 7 aus. Der Druck des Gases wird durch den hinteren Druck, der auf 7 wirkt und dynamisch vom Düsenhals erzeugt wird, bis zu einem vorgeschriebenen Wert aufrecht erhalten.
6 ist ein Diagramm, das die Abhängigkeit der Hauptparameter der Mehrfachrohranordnung als eine Funktion der Abmessung des inneren Radius' (2R = h) des Reflektors zeigt. Es wird angenommen, dass der Verdichtungsanteil f = 0,7 beträgt.
7 ist ein Diagramm, das das entstehende kinetische Energiespektrum der FF, gemittelt über die Tochterkernzusammensetzung für verschiedene Ablagerungsdicken zeigt.
8 ist ein Diagramm, das die Verteilung der Nettoladung der fortbestehenden Ionen am Ausgang der Folie, gemittelt über die Tochterkernzusammensetzung, für verschiedene Ablagerungsdicken zeigt.
9 zeigt die spezifischen Energieverluste (MeV pro mg/cm²) für eine Vielzahl von Ionen von Z = 34 bis Z = 64 in festem Uran und Wasserstoffgas als eine Funktion der kinetischen Energie in MeV/AMU. Wir bemerken die viel größeren spezifischen Ionisationsverluste im Wasserstoff aufgrund der langsameren Ge schwindigkeit der Orbitalelektronen. Die Ladung der fortbestehenden Elektronen nimmt bei geringeren Geschwindigkeiten ab, und sie ist die Ursache für die geringeren Ionisationsverluste bei geringer Ionengeschwindigkeit, d.h. der Abwesenheit des Bragg-Höchstwerts.
10 ist ein Diagramm, das die spezifische Energieablagerung, gemittelt über das FF-Spektrum und die Richtungen im Wasserstoffgas, als eine Funktion des Abstandes von der (unendlichen) Folie für verschiedene Ablagerungsdicken zeigt.
11 ist ein Diagramm, das die partielle Energieablagerung in 1 μg/cm² (ω(t)) aufgrund der FF bei einem Abstand t (μg/cm²) von einer unendlichen, gleichförmigen Folie mit einer Ablagerung von ^242mAm, 3 mg/cm² dick, zeigt. Die kombinierte Wirkung von zwei solchen Folien, die einander mit einem Abstand von 500 μg/cm² gegenüberstehen, ist ebenfalls gezeigt. Um die momentane Energie festzustellen, die in 1 μg/cm³ Wasserstoff abgelagert ist, müssen wir ω(t) mit der Energie, die von jeder Folie pro cm² ausgesendet wird, multiplizieren.
12 ist ein Diagramm, das die Leistungsdichte dW/dm im Gas zeigt, die entsprechend einer gekoppelten numerischen, hydrodynamischen und FF-Verbreitungsberechnung für die zylindrische Geometrie in 5 und einer spezifischen Gesamtleistungsdichte der nuklearen Fläche von 200 Watt/cm² im Gas abgelagert ist. Die Endtemperatur ist auf 9400 K strahlungsbegrenzt. Der Rohrdurchmesser ist auf 40 cm und die Rohrlänge auf 250 cm festgelegt worden. Jedoch ist das Verhältnis Größe/Druck ein ausgezeichneter Skalierungsparameter, um das Ergebnis auf verschiedene Rohrdurchmesser auszudehnen. Solange die Länge viel größer ist als der Rohrdurchmesser, ist die Energieverteilung im zentralen Teil gleichförmig und unabhängig von der Rohrlänge. Es sind verschiedene Drücke im Intervall von 1–30 bar dargestellt.
13 ist ein Diagramm, das den Anteil der FF-Energie dW/dm, die im Gas abgelagert ist, als eine Funktion des Gasdrucks entsprechend den Bedingungen, die für 12 beschrieben sind, zeigt. Der "Skalierungs-" Parameter ist das Produkt aus [Druck] × [Rohrdurchmeseer].
14 ist ein Diagramm, das einen optimalen Rohrdurchmesser für die Geometrie in 5 und eine FF-Energieablagerung von 90% im Gas als eine Funktion des Rohrdrucks zeigt.
15 ist ein Diagramm, das die radiale Abweichung von der Gleichförmigkeit der spezifischen FF-Energieablagerung dW/dm bei einem optimalen Druck (90% FF-Energieablagerung im Gas) und einer zylindrischen Geometrie in 5, entsprechend den Bedingungen für 12 zeigt.
16 ist ein Diagramm, das die fortbestehende abgestrahlte Leistung, integriert über das Spektrum, in Watt für 1 μg strahlendes Gas als eine Funktion der Gasdicke in Querrichtung für verschiedene Temperaturen zeigt. Der Wert von 5 μg/cm² entspricht ungefähr 1 cm Gas bei 7.000 °K bei einem Druck von 3 atm.
17 ist ein Diagramm, das die differentielle Massenverteilung dm/dT (g·°K^–1) im Heizrohr (5) als eine Funktion der Temperatur T, mit und ohne den Effekt der entfernten Strahlungsverluste zeigt. Die Kurve mit den Strahlungsverlusten weist bei ungefähr T_∞ = 9.500 °K wegen des Gleichgewichts zwischen der Heizleistung der FF und der abgestrahlten Leistung eine Asymptote auf.
18 ist ein Diagramm, das die optische Leistung, die auf die Wände zurückgestrahlt wird, und einen Anteil der FF-Leistung, der auf die Wände zurückgestrahlt wird, als eine Funktion der endgültigen Stagnationstemperatur T_max für einen Antrieb mit den Parametern von 12 zeigt.
19 zeigt einen Grundentwurf eines erfindungsgemäßen Antriebs. Die Abmessungen und die Anzahl der Rohre sind nur hinweisend.
20 ist eine Querschnittsansicht entlang der Mittelebene in 19. Die Abmessungen und die Anzahl der Rohre sind insgesamt hinweisend.
21 ist ein Prinzipschaubild einer "leckenden" Wand des Rohrs. Es ist eine kleine Scheibe des kreisförmigen Abschnitts des Rohrs 28 dargestellt. Das innere Volumen 29 des Rohrs ist mit Gas gefüllt, während das Rohr in das Kühlmittel 36 eingetaucht ist.
22 ist ein Diagramm, das das Flächenverhältnis des Strahlers und der Hitze erzeugenden Schicht als eine Funktion der Temperatur des Strahlers in °C für verschiedene Werte der schichtspezifischen Spaltungsleistung zeigt. Der Siedepunkt von Lithium bei atmosphärischem Druck ist ebenfalls angegeben.
23 ist ein schematisches Prinzipschaubild des Kühlsystems eines Antriebs, wie in 19 dargestellt.
24 ist ein Diagramm, das die Abgasgeschwindigkeit und den spezifischen Impuls für eine optimierte Abgasdüse in der 1-D-Annäherung als eine Funktion der Stagnationstemperatur zeigt. Die obere Kurve entspricht dem adiabatischen Gleichgewicht mit einer vollständigen Neukombination, während die un tere Kurve keine Neukombination annimmt. Der Stagnationsdruck beträgt 6 atm.
BESCHREIBUNG DER BEVORZUGTEN AUSFÜHRUNGSFORMEN
1. – Aufheizung der Spaltfragmente
Die gut bekannte neutroneninduzierte Spaltungsreaktion ist die bevorzugte Quelle für Kernenergie wegen ihrer hohen Energieausbeute und ihrer Fähigkeit, eine Kettenreaktion, basierend auf Neutronen, aufrechtzuerhalten. Bei dieser Reaktion wird der Anfangskern in zwei Spaltfragmente (FF) und eine Anzahl von Neutronen (>2) geteilt, die notwendig ist, um die Kettenreaktion fortzusetzen. Die durchschnittliche Energieteilung in einer typischen Spaltungsreaktion ist derart, dass ein größerer Teil – nämlich 168 MeV/191 MeV = 88 % – der verwendbaren Energie (Neutrinos sind ausgeschlossen) durch ein Paar FF in Form von kinetischer Energie erzeugt wird. Während die Fragmente des Mutterkerns über den Bereich der (anziehenden) Nuklearkräfte hinaus abgeteilt werden, wird durch die starke elektrostatische Abstoßung zwischen den beiden Fragmenten Energie erzeugt – während der Rest eine Entregung der nuklearen Niveaus mit Gamma- und Neutronenemission ist, möglicherweise gefolgt von einer ☐ Entregung.
Die FF legen in dem spaltbaren Brennstoff einen sehr kleinen Weg zurück, wobei sie aufgrund ihrer großen Ladung Energie in Form von Hitze in der unmittelbaren Umgebung von jedem Mutterkern mit außerordentlich hohen spezifischen Ionisationsverlusten abgeben. Während der längste Bereich von jedem der beiden FF typischerweise <10 μm in einem metallischen Brennstoff beträgt, ist eine so stark lokalisierte Energieablagerung im Allgemeinen nicht direkt zugänglich und die hohe spezifische Hitzeablagerung der FF wird durch die thermische Leitfähigkeit in der Masse des Brennstoffs verdünnt.
Ein Verfahren für eine praktische, direkte Verwendung der kinetischen Energie der FF, die aus einer dünnen, spaltbaren Schicht auf einer Folie austritt, ist hierin im Rahmen eines kritischen (oder möglicherweise auch subkritischen) spaltungsbetriebenen Kernreaktors offenbart. Diese Energie wird in das benachbarte Gasmedium, zum Beispiel Wasserstoff oder ein anderes Treibstoffgas abgeführt, das stark erhitzt wird, typischerweise bis zu einem Beriech um 10.000 °K.
Die direktesten Anwendungen dieses Verfahrens ist ein Raketenantrieb für Raumfahrtmissionen. Daher ist der Antrieb im Allgemeinen dazu vorgesehen, im interplanetaren Vakuum betrieben zu werden. Das Ultrahochvakuum, dass notwendigerweise im Weltraum vorhanden ist, wird verwendet, um mit dem Gas auch die FF zu evakuieren, die aus der Folie austreten. Der Rest der FF bleibt im Allgemeinen in der Folie eingesetzt, obwohl mit der Zeit auch ein gewisser zusätzlicher Anteil später verdampft und im Weltraum verloren werden kann.
Verglichen mit den chemischen Antrieben, die für relativ kurze Zeit mit hohem Schub laufen, erzeugt dieses Verfahren, wie ein Ionenantrieb, einen kontinuierlichen Schub, aber mit geringer Intensität, der für lange Reisen im Weltraum geeignet ist. Jedoch ist er möglicherweise viel stärker als ein Ionenantrieb, da leicht Schubstärken von vielen MWatt erzeugt werden. Ein Großantrieb, der für bemannte interplanetare Reisen geeignet ist, kann ins Auge gefasst werden. Der Aufbau des Antriebs, der auf einer Anordnung mit sehr heißem Gas und kaltem Brennstoff beruht, ist relativ einfach mit wenigen funktionsfähigen Komponenten; es gibt keine sich schnell bewegenden großen Elemente und er weist einen einfachen und flexiblen Betrieb auf.
So eine hohe Temperatur wird von der Düse in einen Strahl aus atomarem Wasserstoff mit hoher Geschwindigkeit transformiert, nämlich in einen spezifischen Impuls I_sp ≈ 2.000 s, der viel größer ist als I_sp ≤ 430 s bei den besten chemischen Antrieben. Eine erforderliche Endgeschwindigkeit der Rakete kann mit einer wesentlich kleineren Brennstoffmasse erreicht werden, die wiederum die mögliche Reichweite der Reise ausdehnt oder alternativ ihre Dauer verkürzt.
2. – Erreichen des kritischen Zustands
Um die FF effizient aus dem Brennstoffmaterial austreten zu lassen, muss das spaltbare Material in der Form einer sehr dünnen (wenige mg/cm²) Ablagerung vorliegen, entweder in einer metallischen oder in einer anderen Form einer chemischen Verbindung. Ein Anteil der kinetischen Energie der FF, die auf die Ablagerung ausgeübt wird, ist in 1 dargestellt, wobei die FF mit einer zufälligen Richtung und gleichförmig entlang der Schichtdicke ausgesendet werden. In der Figur stellen wir den Anteil der gesamten Kernenergie dar, die in der Schicht erzeugt wird, die in Form von kinetischer Energie der FF austritt. Es ist offensichtlich, dass die Effizienz der Energieerzielung eine schnell abnehmende Funktion der Schichtdicke ist. Schichtdicken in der Größenordnung von 1–3 mg/cm² sind ein geeigneter Kompromiss zwischen der Schichtdicke und einer guten FF-Energieübertragung aus der Ablagerung.
Eine Dicke von 1 mg/cm² entspricht ungefähr 1.100 atomaren Schichten von spaltbarem Material (z.B. ^242mmAm) oder einer bloßen Ablagerung von 10 Gramm über einem Quadratmeter. Wie können wir mit einem so hochverdünnten spaltbaren Material einen kritischen Zustand erreichen? Wenn zum Beispiel ein (thermisches) Neutron so eine Schicht normal überquert, wobei das bevorzugteste Element ^242mAm verwendet wird für das σ_fiss ≈ 5.300 Barn ist, beträgt die Wechselwirkungswahrscheinlichkeit bloß 1,31 %. Bei weiteren, gebräuchlicheren Elementen, wie zum Bei spiel ²³⁵U, ²³³U oder ²³⁹Pu ist diese Wechselwirkungswahrscheinlichkeit um mehr als den Faktor 10 kleiner (siehe Tabelle 1). Daher sind viele aufeinanderfolgende Neutronenüberquerungen über die spaltbare Schicht erforderlich. Bei der vorliegenden Erfindung wird dies mit einer geeigneten Anordnung von (dünnen) Brennstoffschichten in einem sehr effektiven Neutronenreflektor erreicht.
Tabelle 1: Einige Querschnitte bei 0,15 eV für relevante Brennstoffelemente.
Lassen Sie uns zuerst eine idealisierte Anordnung eines Hohlraums betrachten, bei der etwas Brennstoff in ein umgebendes, dickes, neutronenreflektierendes Material eingeführt ist. Die Neutronen werden in dem Hohlraum zwischen den reflektierenden Wänden "Ping-Pong spielen" und die dünnen, mit Brennstoff beladenen Folien mehrmals überqueren. Die Neutronen werden eine größere Spaltungswahrscheinlichkeit erreichen. Ein kritischer Zustand ist sichergestellt, da die neuen, durch Spaltung erzeugten Neutronen den Vorgang fortsetzen.
Da die Abschwächungswahrscheinlichkeit bei jeder Hohlraumdurchquerung gering ist, wird die Strömung in dem Hohlraum ungefähr gleichförmig sein. Daher wird die Wechselwirkungswahrscheinlichkeit pro Einheit Brennstoffmasse unabhängig von der eigentlichen räumlichen Anordnung des Brennstoffs in der Vorrichtung sein. Für Berechnungszwecke und in einer ersten Annäherung können wir daher annehmen, dass (2) die Brennstoffschicht 2 im Reflektor 1 gleichförmig über die inneren Wände des Hohlraums 3 verteilt ist. Dies kann ein rein rechnerisches Produkt sein. In der Praxis kann der innere Aufbau aus mehreren zylindrischen Einheiten mit einer dünnen, spaltbaren Schicht bestehen, die auf den inneren Wänden abgelagert ist.
Nach einem schnellen Verlangsamungsvorgang im Reflektor wird sich die durchschnittliche (durch Spaltung erzeugte) kinetische Energie der Neutronen schnell an die thermische Energie mit der Temperatur des Reflektors annähern. Eine einfache Berechnung, basierend auf der Diffusionstheorie für thermalisierte Neutronen zeigt, dass der Fluss für die idealisierte Brennstoffanordnung in Anwesenheit des (unendlichen) Reflektors in Bezug auf diejenige ohne Reflektor ungefähr um den Faktor
verstärkt wird, wobei Σ_ela, Σ_capt entsprechend die elastischen und Einfangquerschnitte des diffundierenden Materials sind. In Tabelle 2 sind einige Kandidatenelemente aufgelistet. Niedrige A-Elemente sind ausgewählt worden, da sie eine schnelle Thermalisierung der durch Spaltung erzeugten Neutronen sicherstellen. Die Größe D = Σ_ela/3 ist der so genannte Diffusionskoeffizient und 1/L = κ = √Σ capt /D ist der Diffusionsparameter. Es können auch kompliziertere chemische Verbindungen, die Elemente mit kleinen, makroskopischen Neutroneneinfangquerschnitten enthalten, verwendet werden. Wir bemerken, dass Sauerstoff solche Eigenschaften aufweist: zum Beispiel liegen die Eigenschaften von BeO sehr nahe an denen von metallischem Beryllium.
Tabelle 2: Liste einiger Elemente mit einer Relevanz als Reflektor.
Eine endliche Reflektordicke wird ein kleineres F ergeben, wobei der radioaktive Niederschlag der Strömung im Reflektor grob exponentiell mit der charakteristischen Länge L ist. Daher stellt L die Bezugseinheit für die erforderliche Dicke des Reflektors dar. Wir schließen daraus, dass Be (BeO) und C interessante Kandidaten darstellen; Li ist zu durchlässig (D zu groß) und F ist zu klein; Deuterium weist ein zu großes L auf. Mit Be (BeO) und C sind sehr wesentliche Verstärkungsfaktoren möglich.
Der momentane Multiplikationsfaktor k (k = 1 bei einem kritischen Zustand) für Neutronen ist als Funktion der entsprechenden einzelnen ^242mAm-Schicht und einer Dicke des Kohlenstoffreflektors mit Monte-Carlo-Verfahren berechnet und in 3 dargestellt worden. Es sollten Kontrollstäbe zugefügt werden, die in den Reflektor eingeführt sind, um die Neutronenmultiplikation zu kontrollieren und um sie immer nahe 1 zu halten, wodurch ein schlagartiger kritischer Zustand wie in einem normalen Leistungsreaktor vermieden wird.
Die Wahl des Brennstoffelements ist stark abhängig von den Anforderungen an den kritischen Zustand. In Tabelle 1 listen wir einige der relevanten Parameter für mögliche Brennstoffkandidaten mit einer durchschnittlichen Neutronenenergie von 0,15 eV entsprechend einer Reflektortemperatur von 1.500 °K auf.
Wie bereits dargelegt, wird der eigentliche Antriebsaufbau aus einer Anordnung von mehreren Schichten mit einer mit Brennstoff versehenen Oberfläche bestehen, die wesentlich größer ist als die der einzelnen Schicht auf den inneren Wänden des Reflektors. Das Verhältnis dieser beiden Flächen wird als der multiplikative Flächennutzen G_area der eigentlichen Anordnung in Bezug auf die Anordnung mit einer einzelnen Schicht bezeichnet. In 4 stellen wir den Multiplikationskoeffizienten k, berechnet nach der einfachen Diffusionstheorie, für verschiedene spaltbare Elemente und Kohlenstoffreflektordicken von 20 cm und 40 cm (Dichte: 1,9 g/cm³) als eine Funktion des Produkts [Flächennutzen, G_area] × [Schichtdicke (mg/cm²)] dar, die einfach proportional zu der Gesamtmenge an Brennstoff im Hohlraum ist. Es werden Querschnitte bei 0,15 eV evaluiert. Die Ergebnisse für ²³³U liegen sehr nahe an denen von ²³⁵U und sind wegen der Übersichtlichkeit nicht dargestellt worden.
Wir bemerken, dass ^242mAm ein herausragender Fall ist, aber es ist ebenso möglich, sowohl ²³⁹Pu als auch ²³⁵U (²³³U) in einen kritischen Zustand zu bringen. Jedoch muss die Reflektordicke im Fall von ²³⁵U wesentlich vergrößert werden. Im allgemeinen bedeutet die Wahl von weniger leistenden Brennstoffen einen massiveren Reflektor, um die verringerte Leistung zu kompensieren.
Die nuklearen Eigenschaften von ^242mAm (t_1/2 = 141 a) sind kurz zusammengefasst, wobei das wahrscheinliche Ziel des beschriebenen Antriebs, d.h. Antrieb im Weltraum, berücksichtigt wird. Der Hauptzerfallsmodus (99,95%) ist ein Übergang zu ²⁴²Am (t_1/2 = 16,01 h) im Grundstadium durch innere Umwandlung mit der Aus sendung eines weichen Elektrons (40,3 keV), der Rest ist ☐-Zerfall. Der Tochterkern zerfällt zu 17,3 % in ²⁴²Pu (t_1/2 = 3,76 × 10⁵ a) und zu 82,7 % in ²⁴²Cm (t_1/2 = 162,9 d), das sich wiederum durch α-Zerfall in ²³⁸Pu (t_1/2 = 87,72 a) umwandelt.
Die aufnehmende Radiotoxizität von ^242mAm und seine Zerfallsprodukte betragen ungefähr die Hälfte derer von ²³⁸Pu, bei gleichen Massen und während der ersten hundert Jahre. Daher sind die möglichen Umweltrisiken bei der Verwendung von jedem dieser Elemente in vergleichbaren Mengen ziemlich ähnlich. Dieses letzte Element ist bei Weltraumanwendungen bereits gut bekannt, da es als eine Energiequelle zum Beispiel bei Voyager-, Cassini- oder anderen Missionen verwendet worden ist.
Ein langer Abbrand des Brennstoffs (definiert als die gesamte sichtbare Energie, die von einer Einheit Brennstoffelementmasse erzeugt werden kann) erfordert, dass das Verhältnis σ_capt/(σ_capt + σ_fiss) so klein wie möglich sein sollte, um eine übertriebene Produktion der Tochterelemente durch die Reaktion (A, Z) + n → (A + 1, Z) + γ, die wiederum Neutronen mit Einfängen abziehen kann, zu vermeiden. Außerdem skaliert sich der nutzbare Abbrand ebenso wie σ_capt/(σ_capt + σ_fiss), da der Einfangkanal keine nennenswerte Energie erzeugt.
Aus Tabelle 1 ist offensichtlich, dass der partielle Einfangquerschnitt von ²³⁹Pu, während ²³⁵U und ²³³U ausgezeichnete nukleare Eigenschaften aufweisen, sehr ähnlich denen von ^292mAm, viel höher ist, und er führt zu einem Tochterkern, der ebenfalls einen großen Einfangquerschnitt aufweist. Daher muss ein wesentlich kürzerer Abbrand erwartet werden. Im Hinblick auf die niedrige Radiotoxizität und die ausgezeichneten Spaltungseigenschaften ist ²³⁵U auch ein geeigneter Ersatz für ^242mAm, obwohl es einen schwereren Reflektor erfordern kann.
Die eigentliche Anordnung des Reflektors muss für jeden spezifischen Fall berechnet werden. Jedoch besteht kein Zweifel, dass durch Befolgen des vorgeschlagenen Verfahrens, in dem so eine dünne Schicht zu einem kritischen Zustand führen kann, Anordnungen gefunden werden können.
3. – Der allgemeine Entwurf des Heizbereichs
Eine Optimierung der Verwendung des Raums im Hohlraum des Moderators schlägt eine sehr große Zahl von hohlen Rohren mit kleinem Durchmesser mit einer Innenbeschichtung aus spaltbarem Material vor, die schematisch in 5 dargestellt sind. Jedes zylindrische Rohr 4 ist innen mit einer dünnen Brennstoffablagerung 5 beschichtet. Wie später besser dargestellt wird, strömt das Brennstoffgas durch Poren oder kleine Löcher aus den Wänden, wobei die Strömung schematisch durch die kleinen Pfeile 6 bezeichnet ist, und sie tritt durch das offene Ende des Rohrs 7 aus. Der Gasdruck wird im Rohr durch den hinteren Druck, der auf 7 wirkt, bis zu einem vorgeschriebenen Wert aufrecht erhalten und durch den Düsenhals, nämlich die kleine Öffnung, durch die das Gas in den Weltraum entweicht, dynamisch erzeugt.
Nehmen Sie als nächstes zur Darstellung eine zylindrische Geometrie an, in der das Volumen in dem hohlen Reflektor mit einer kompakten Anordnung aus vielen solchen Rohren mit kleinem Durchmesser und einem Packanteil von f < 1, definiert als der Anteil des Volumens, der durch die Rohre belegt wird, gefüllt ist. Das Flächenverhältnis des einzelnen Zylinders und der Anordnung von n Zylindern ist grob
Diese rohrförmigen Elemente sind ein wenig das Analoge der Brennstoffstäbe in einem normalen Reaktor. Es gibt keinen Grund, warum n nicht wirklich groß sein sollte, solange die mechanische Struktur von jedem Rohr einfach gehalten wird. Ebenso wie im Fall eines Reaktors kann ein Kühlfluid zwischen diesen Rohren zirkuliert werden. Wenn man dieser Analogie folgt, kann eine Stabkühlung entweder mit einer Flüssigkeit oder mit einem Gas durchgeführt werden. Jedoch erfordert eine Gaskühlung, um effizient zu sein, hohe Drücke und große Zirkulationsvolumina. Daher wird ein flüssiges Kühlmittel bevorzugt, möglicherweise in einem "Zweiphasen-" (Siede-) Modus. Im Hinblick auf die hohen Temperaturen, die erforderlich sind, um Wärme in den Weltraum abzuführen, ist die bevorzugte Wahl ein leichtes geschmolzenes Metall, zum Beispiel Lithium (⁷Li), das bereits in nuklearen Weltraumanwendungen verwendet wird und das ausgezeichnete Neutroneneigenschaften aufweist, die in Tabelle 2 dargestellt sind.
Eine erstrangige Erläuterung der Mehrfachrohranordnung kann auf der folgenden, skizzenhaften Geometrie beruhen.

3.1.1) Wir nehmen an, dass der Reflektor ein zylindrisches inneres Volumen mit einer Höhe h besitzt, die gleich dem Durchmesser (h = 2R) ist: diese Anordnung stellt einen optimalen Neutronenbehälter dar, da sie das Verhältnis des Volumens zur inneren Oberfläche maximiert.
3.1.2) Das Innere des Volumens ist mit einer kompakten Anordnung von n Röhren mit f = 0,7 gefüllt. Die Rohre weisen eine Höhe auf, die gleich h ist, und einen Radius R. Es ist leicht, zu zeigen, dass n ≈ fR²/r².

Wir zeigen in 6 die Veränderung der Hauptparameter als eine Funktion der inneren Größe R des Reflektors. Wegen der Übersichtlichkeit haben wir den Rohrdurchmesser auf einen realistischen Wert 2r = 10 cm festgesetzt. Die sich ergebende An zahl an Rohren ist ziemlich groß: von n = 100 für R = 60 wachsen sie bis n = 400 für R = 120 cm mit einer Abhängigkeit von R². Die Fläche der Brennstoffschicht geht von 38 m² für R = 60 bis 304 m² für R = 120 cm mit einer Abhängigkeit von R²h oder R³. Ähnlich ist offensichtlich eine schnelle Abhängigkeit für die Brennstoffmasse und die daraus folgende Anzahl der Tage des Abbrands bei einer gegebenen abgegebenen Leistung zu erwarten.
Besonders bedeutend ist der Flächenmultiplikationsfaktor, so groß wie G_area = 8,4 und G_area = 16,8 für die beiden angegebenen Werte von R, die linear mit R ansteigen. Einige Parameterlisten sind in Tabelle 3 angegeben.
Tabelle 3: Typische Mehrfachrohranordnungen
So ein großer Flächennutzen G_area über einer einzelnen Schicht, typischerweise so groß wie eine Größenordnung, kann auf zwei verschiedene Arten ausgenutzt werden:

3.1.3) um die Dicke der Brennstoffschicht zu verringern und um entsprechend die Effizienz der FF-Gewinnung zu verbessern. Zum Beispiel wächst der Anteil der Energie, der durch die FF aus der Folie gewonnen wird, von 23,8 bei 3 mg/cm² bis 33,9 % bei 1 mg/cm² und bis zu 44 % bei einer Folie mit einer Dicke von nahezu Null.
3.1.4) um die Menge an spaltbarem Material für eine gegebene Foliendicke zu erhöhen und die Länge des Abbrands zwischen den Brennstoffwiederbeladungen auszudehnen.
3.1.5) um die Verwendung von weniger leicht spaltbaren Brennstoffen, wie zum Beispiel ²³⁵U, ²³³U oder ²³⁹Pu, zu ermöglichen.

Eine präzisere Auswahl dieser Parameter wird offensichtlich von den besonderen Anforderungen der durchzuführenden Mission bestimmt.
Die Brennstoffanordnung, die benötigt wird, um die kinetische Energie der FF effizient auszunutzen, ist eher unkonventionell und es ist notwendig, sie in einigen wichtigen Fragen ausführlicher zu diskutieren. Wir werden uns auf Am^242m konzentrieren. Wir erinnern uns daran, dass das "zweitbeste" vom Standpunkt der Neutronenmultiplikation Pu²³⁹ sein würde. Mit einer geeigneten Verstärkung der Reflektorleistung und bei einem größeren Flächennutzen G_area könnten auch ²³³U und ²³⁵U verwendet werden. Ähnliche Überlegungen gelten für all diese Elemente.
Die chemische Form der Brennstoffablagerung verdient besondere Aufmerksamkeit, um die längste Lebensdauer sicherzustellen.
Die relevanten Haupteffekte auf der Schicht sind das Vorhandensein von (1) zu erhitzendem Gas und (2) von Strahlungsschäden aufgrund von Neutronen und FF. Die Überlegung (1) ist natürlich abhängig von der Art des Gases, das wir aufheizen möchten. Lassen sie und zuerst den Fall betrachten, in dem das zu erhitzende Treibstoffgas Wasserstoff von ausgezeichneter Raketenleistung ist:

3.1.6) das Americiumkarbid Am₂C₃ hat sich bei Vorhandensein von Wasserstoff als stark nachgiebig erwiesen, und es wird für eine Anwendung mit diesem Gas bis zu Temperaturen über 1.500 °C empfohlen.
3.1.7) besonders interessant sind tertiäre Verbindungen, wie zum Beispiel das U-Zr-Nb-Karbid, das bereits im Gasreaktor des NERVA-NASA-Nuklearantriebs verwendet worden ist. Das U-Zr-Nb-Karbid hat im NERVA ohne nennenswerten Schaden über mehrere Stunden in einer Atmosphäre von heißem Wasserstoff (3000 °K) bei hohem Druck (150 bar) gearbeitet. Obwohl wir jetzt eher eine dünne Schicht als eine Materialmasse haben, scheint diese Technik sicher, besonders, wenn man berücksichtigt, dass unter unseren Bedingungen die Temperatur und der Druck viel weniger extrem sind. Der Ersatz von Uran mit Americium (Am-Zr-Nb-Karbid) oder möglicherweise Plutonium (Pu-Zr-Nb-Karbid) ist ohne zusätzliche Probleme möglich und führt zu Verbindungen mit Eigenschaften, die denen des U-Zr-Nb-Karbids sehr ähnlich sind.

Eine Verwendung anderer Gase kann die Anforderungen and die chemische Zusammensetzung der Schicht verändern. Zum Beispiel können, zusätzlich zu den beiden Verbindungen 3.1.6) und 3.1.7) im Fall eines inerten Edelgases, wie Helium, Argon, etc., auch andere Verbindungen verwendet werden.

3.1.8) eine reine Americiummetallablagerung: Dichte 13,67 g/cm³, Schmelzpunkt 1.176 °C und Siedepunkt 2.011 °C. Diese chemische Form ist für das Vorhandensein von Wasserstoffgas ungeeignet wegen der möglichen Bildung einer Hydridverbindung vom Typ AmH₂ und AmH₃. Beachten Sie, dass das Am-Metall bei hoher Temperatur auch in der Form einer dünnen "nassen" (flüssigen) Schicht vorliegen könnte.
3.1.9) das Americiumoxid AmO₂ ist das stabilste der Oxide und hat einen hohen Schmelzpunkt. Aber bei Vorhandensein von (stark reduzierendem) heißen Wasserstoff zerlegt es sich wahrscheinlich in Metall und ist daher wie in Fall 3.1.8) nur geeignet, um nichtreduzierende Gase zu erhitzen.

Offensichtlich erfordert die Auswahl einer geeigneten chemischen Zusammensetzung der Schicht eine zugehörige Betrachtung des chemischen Verhaltens beim Vorhandensein von jedem spezifischen Gas, seien es Wasserstoff, Helium oder andere Gase.
Ein Strahlungsschaden ist ein zweites wichtiges Element, das sorgfältig untersucht werden muss, da es, wie die chemische Stabilität der Schicht, das Ausmaß des erreichbaren Abbrands begrenzen kann.

3.1.10) der integrierte Neutronenfluss im Moderator, der 1/e des umgewandelten Brennstoffs entspricht, ist: ∫Φdt = 1/(σfiss + σfiss)2 = 1021/(1,099 + 5,248) = 1,57 × 1020 n/cm2 (^242mAm), d.h. ziemlich klein wegen der großen Absorptionsquerschnitte des spaltbaren Brennstoffs. Außerdem weist das Spektrum eine starke Spitze um die thermischen Energien auf, was den Strahlungsschaden weiter reduziert. Dieser integrierte Neutronenfluss ist um mehrere Größenordnungen kleiner als der, der für den verbrauchten Brennstoff bei einem normalen Reaktor typisch ist. Daher gibt es weder in den Antriebselementen noch im Reflektor ernsthafte Probleme, sogar nach vielen Wiederbeladungen.
3.1.11) ein mögliches technisches Problem betrifft die Stabilität der ^242mAm-Schicht unter der starken Ionisation der lokal erzeugten FF. Der gesamte Strahlungsschaden der ^242mAm-Schicht ist grob auf die Größenordnung von 30 d.p.a. (displacements per atom) über dem voraussichtlichen maximalen Abbrand geschätzt worden, entsprechend der einen Hälfte des gespalteten Brennstoffs. Strahlfenster, die geladenen Partikelstrahlen ausgesetzt sind, wie es für den dominanten Beitrag aufgrund der FF der Fall ist, zeigen keinen ernsthaften Schaden nach so einer Aussetzungsdosis. Da die der Spaltung ausgesetzte Schicht keine unabhängige strukturelle Funktion aufweist, sollte der Strahlungsschaden an sich kein Problem sein. Dies ist besonders so, wenn eine geeignet hohe Temperatur eine gewisse Wärmebehandlung zur Regeneration vorsieht. Normale Metall- und Oxidbrennstoffe in schnellen Brütern sind erfolgreich einem Abbrand ausgesetzt worden, der ungefähr 1/2 des berücksichtigten Wertes in unseren Anwendungen beträgt. Beachten Sie, dass in deren Fall der Strahlungsschaden aufgrund der schnellen Neutronen, für den der Strahlungsschaden viel höher ist als in unserem Fall, zugefügt werden muss.
3.1.12) eine weitere mögliche Ursache für einen Verlust eines Teils der ^242mAm-Schicht kann ein direkter Ausstoß (Auswerferstreuung) von der Schicht sein. Jedoch ist über dem bezeichneten Abbrandzeitraum der gesamte Fluss der austretenden Ionen Φ ≈ 1,21 × 10¹⁸ a/cm² und der ausgestoßene Anteil für einen Querschnitt σ_ej,q=0 ist dn/n = Φσ_ej,q=0/2 = 0,6 × 10¹⁸ σ_ej,q=0, wobei der Faktor 1/2 die Tatsache berücksichtigt, dass die austretende Ionenquelle innerhalb der Schicht gleichmäßig verteilt ist. Für dn/n ≤ 0,1 haben wir σ_ej,q=0 ≤ 1,64 × 10^–19 cm², was eine konservative obere Grenze ist.
3.1.13) ein wesentlicher Anteil (≈50%) der FF aus der Schicht durchdringen die Trägerschicht und bleiben in ihr eingesetzt. Diese Situation ist nicht anders als die der Umhüllung eines Brennstoffs eines normalen Reaktors, in dem FF, ausgesendet vom Rand des Brennstoffs, auf die aufnehmende Wand auftreffen. Wie in diesem Fall wird kein ernsthaftes Problem erwartet.

Es sollte betont werden, dass das Fortbestehen der Schicht die ganze Zeit des erwarteten Brennstoffabbrennens über, das ein wichtiger Gesichtspunkt ist, da der Antrieb mit dem minimalen anfänglichen Vorrat arbeiten muss, im Hinblick auf die oben genannten Effekte stark abhängig von einem sorgfältigen Herstellungsverfahren ist.
Es ist von Interesse, die Entwicklung der isotopen Zusammensetzung der Brennstoffschicht während eines ausgedehnten nuklearen Brandes zu untersuchen. Die erzeugte spezifische Leistung ist in Form von MWatt/kg des anfänglichen Brennstoffs gegeben. Nehmen Sie an, dass so eine Leistung mit konstanter Höhe über einen Zeitabschnitt (Tage) abgegeben wird. Die gesamte spezifische Energie (Abbrand), die aus dem Brennstoff gewonnen werden kann, kann daher in Form von MWatt/kg × Tag ausgedrückt werden. Eine vollständige nukleare Transformation von 1 kg ^292mAm – wobei ungefähr 90 % gespalten und 10 % in (steriles) ²³⁴Am umgewandelt werden – erzeugt ungefähr 840 MWatt × Tag, oder entsprechend 7,26 × 10¹³ Joule, grob dem energetischen Gehalt von 1000 Tonnen des besten chemischen Brennstoffs (flüssiges O₂ + H₂) entsprechend.
Man kann erwarten, einen praktischen Abbrand zu erreichen, der ungefähr eine Hälfte dieses theoretischen Grenzwerts beträgt. Dies bedeutet, dass ungefähr eine Hälfte des ^242mAm tatsächlich verbrannt wird, wobei man natürlich annimmt, dass die dünne Schicht während des Brennens nicht anderweitig beschädigt oder wegverdampft wird.
Die Zeitentwicklung der isotopen Zusammensetzung des Brennstoffs aufgrund von nuklearem Brennen ist mit einem vollständigen Monte-Carlo-Programm simuliert worden. Das Programm verwendet eine realistische Geometrie mit ^242mAm-Brennstoff, der mit einer konstanten Leistungsabgabe verbrannt wird. Die Zeitentwicklung der Brennstoffzusammensetzung, einschließlich dem Zerfall aller Elemente und besonders der FF ist simuliert worden. Bei der Evaluation des Multiplikationskoeffizienten k sind die Effekte aller Sekundärreaktionen berücksichtigt worden. Die Ansammlung von FF im Antrieb führt, während die Zeit fortschreitet, eine zusätzliche Quelle für Einfänge und daher eine Verringerung des Multiplikationskoeffizienten ein. Es wird angenommen, dass die FF alle im Antrieb bleiben und daher vollständig zum Neutroneneinfang beitragen. Dies ist konservativ, da in Wirklichkeit ungefähr 20–30 % der FF sofort mit dem Gas ausgestoßen werden. Einige der verbleibenden FF können aus der dünnen Schicht diffundieren und gemischt mit dem Treibstoff fortschreitend im Weltraum verloren werden. Übrigens ist das kurzfristige (wenige Minuten) Zurückhalten eines Hauptanteils der FF (70–80 %) im Antrieb nützlich, um ausreichend "verzögerte" Neutronen bereit zu stellen, um die Kon trolle des kritischen Zustands sicher zu stellen, wie im Fall eines normalen Reaktors.
Die Brennstoffverbrennung wird beendet, wenn der Wert von k unter 1 fällt. Der grobe Multiplikationskoeffizient k fällt bei einem Fehlen von Kontrollstäben nach einem ersten, nahezu unmittelbaren Abfallen aufgrund von Einfängen in den Xenon-FF leicht mit dem Abbrand, wobei er das Ende der Herrschaft des kritischen Zustands nach ungefähr 500 MWatt × Tag/kg erreicht. Der Großteil des Abfallens hängt mit der Massenverringerung des Brennstoffs aufgrund von Spaltung und Einfang zusammen. Offenbar ist zu diesem Zeitpunkt ein Wiederbeladen mit Brennstoff erforderlich.
Der Anteil der Neutronen, der von den angesammelten FF eingefangen wird, beträgt nur ungefähr 10 % des maximalen Abbrands von 500 MWatt × Tag/kg. Dieser Anteil zerfällt in einen konstanten Anteil Xenon, der schnell umgewandelt wird, und einen anderweitig fortschreitenden, steigenden Anteil vom Rest der FF-Produkte. Wie bereits dargelegt, muss diese Zahl als eine konservative obere Grenze des momentanen Neutronenverlustes aufgrund der Ansammlung von FF-Produkten im Antrieb berücksichtigt werden, da Xenon und weitere Elemente höchstwahrscheinlich leicht im Weltraum diffundiert werden.
4. – Heizvorgang.
4.1 – Der FF-Heizvorgang.
Das typische Spektrum kinetischer Energie der FF, die von der Folie ausgehen, in MeV ist in 7 dargestellt. Die FF behalten einen wesentlichen Anteil ihrer atomaren Elektronen, somit ist ihre Ladung nicht gleich Z. Die fortbestehende La dungsverteilung am Austritt der Folie ist in 8 dargestellt.
Wir sind an den Energieverlusten im Gas interessiert, das anfänglich bei der Temperatur der Schicht von der Folie ausgeht, die fortlaufend auf hohe Temperaturen erhitzt wird, während es sich von der Folie wegbewegt. Die spezifischen Ionisationsverluste in dem Gas mit niedrigem Z (MeV/(μg/cm²)) sind glücklicherweise viel größer (typischerweise 20 mal) als die der spaltbaren Schicht (9) mit hohem Z. Die Energieverluste sind in der Schicht vertieft, da die Geschwindigkeit der FF im Allgemeinen kleiner ist als die der inneren Elektronen der Schicht mit hohem Z. Somit ist eine viel geringere Dicke des Gases ausreichend, um die meiste Energie der FF heraus zu ziehen.
Der Unterschied wird weiter verstärkt, wenn das Gas unter der Wirkung der hohen Temperatur ionisiert, da die Energieverluste in einem Meer von freien Elektronen weiter verstärkt werden. Dies ist ein glücklicher Umstand, da im Fall eines sehr heißen Gases das FF-Heizen mit Strahlungsenergieverlusten konkurrieren muss, die lokal Energie zum Gas abziehen. Offensichtlich wird der Heizvorgang aufhören, wenn es ein Gleichgewicht zwischen diesen beiden Vorgängen gibt. Eine Integration über die Quellenverteilung in der Folie, die Winkelverteilung der FF und deren Massenspektrum ergibt die Effizienzkurve in 1, in der der Anteil der Gesamtenergie, die durch die Spaltung abgegeben wird, die in der Form von energiereichen FF aus der Folie austritt, für den Fall von ^292mAm gegeben ist. Sehr ähnliche Kurven werden für die anderen Brennstoffelementkandidaten, die oben angegeben sind, erzielt.
Wir schreiten nun fort zu einer besonderen Diskussion des Gasheizvorgangs durch die FF, die von der Schicht ausgesendet werden. Wir beginnen, indem wir ein eindimensionales Modell einer unendlich ausgedehnten, dünnen, ebenen Folie mit einem gleichmäßigen Anteil oberflächenspezifischer Spaltungsenergie betrachten, die von der Folie d²P/dxdy = Λ ausgesendet wird, gefolgt von einem halben Raum, der mit Wasserstoff gefüllt ist. Dieses sehr einfache Modell erlaubt es, das Hauptmerkmal des Vorgangs aufzuklären. Ausführlichere Berechnungen, die die genaue Geometrie des Antriebs berücksichtigen, werden weiterhin vorgestellt.
Die Gasdichte ist wiederum stark abhängig von der Temperatur und so wird es auch die Leistung, die über das Volumen abgegeben wird, sein. Um so eine Temperaturabhängigkeit zu entfernen, wird es bevorzugt, die Quergasdicke in mg/cm² als eine Variable zu berücksichtigen. So lange die Temperatur unter dem Ionisationsgrenzwert liegt, sind die spezifischen Ionisationsenergieverluste streng proportional zur Dichte.
Insbesondere ist bei stetigen Bedingungen einer unendlichen Folie die spezifische Energieablagerung (definiert als Energie pro Massen- und Zeiteinheit oder entsprechend als Leistung pro Masseneinheit) der FF, die von der Folie pro Einheit Gasmasse dW/dm ausgesendet werden, eine Funktion des Querabstands von der Folie z und dem (gleichmäßigen) Gasdruck p₀. Daher kann die Abhängigkeit der Gasdichte ρ(z) von der Temperatur mit einer Variablensubstitution entfernt werden, bei der die "Dicken-" Koordinate
anstelle von z verwendet wird, wobei ρ die lokale Dichte ist. Wir sind an dW/dm = Λω(t) interessiert, der lokalen Energieablagerung pro Einheit Gasmasse. Offensichtlich ist ∫ω(t)dt = 1, da die Integration von dW/dm über die Variable t(z) die Leis tungsdichte angibt, die von der Einheitsfläche Λ ausgesendet wird. Die Funktion ω(t), die mit einem Monte-Carlo-Verfahren berechnet wird, ist für eine Anzahl von verschiedenen Foliendicken in 10 dargestellt. Das Ergebnis zeigt eine Funktion ω(t), die mit t (d.h. die höchste spezifische Energieablagerung findet nahe der Folie statt) weich abfällt und sich bis zu einem maximalen Bereich von 500 μg/cm² erstreckt, der 3 × 10²⁰ Atomen/cm² entspricht. Die meiste Energie wird in ungefähr 1,5 × 10²⁰ Atomen/cm² abgelagert.
Die Energieablagerung wird deutlich gleichmäßiger, wenn das Gas in der Lücke zwischen zwei solchen Folien bei einer Gasdicke in der Größenordnung von 500 μg/cm² entfernt angeordnet wird (der Trennungswert kann bei einer gegebenen Antriebsgeometrie zum Beispiel durch Einstellen des Betriebsdrucks eingestellt werden). Die Summe dW/dm = Λ [ω(t) + ω(500 μg/cm² – t)] stellt eine relativ flache Verteilung (11) dar.
Eine korrekte Analyse des Heizvorgangs erfordert eine gekoppelte numerische, hydrodynamische und FF-Fortschrittsberechnung, die mit der Geometrie in 5 und bei einer Endtemperatur von 9400 °K (strahlungsbegrenzt, siehe später) durchgeführt worden ist. Der Rohrdurchmesser ist auf 40 cm und die Rohrlänge auf 250 cm eingestellt worden. Jedoch ist das Verhältnis Größe/Druck ein ausgezeichneter Skalierungsparameter, um das Ergebnis auf andere Rohrdurchmesser auszudehnen. Solange die Länge viel größer ist als der Rohrdurchmesser, ist die Energieverteilung im zentralen Teil gleichmäßig und unabhängig von der Rohrlänge. Die Leistungsdichte, die von der Einheitsfläche ausgesendet wird, ist auf Λ = 200 Watt/cm² eingestellt worden. Wir merken an, dass sogar für so einen relativ bescheidenen Wert von Λ die spezifische Energieablagerung dW/dm ≈ 10⁶ Watt/g im Gas wirklich sehr groß ist. Die sich er gebende Verteilung (12) zeigt, dass dW/dm relativ gleichmäßig ist, wie von dem eindimensionalen Modell vorhergesagt, vorausgesetzt, dass der Druck so eingestellt ist, dass er den Bereich der FF an den Rohrdurchmesser anpasst. Bei Drücken, die viel geringer sind als der optimale, trifft ein wesentlicher Anteil der FF wieder die Wände des Rohrs. Bei viel größeren Drücken halten die FF an, bevor sie den zentralen Teil des Gases erreichen.
Der Anteil der FF-Energie, der als eine Funktion des Gasdrucks im Gas abgelagert ist, ist in 13 dargestellt. Wir merken die Verwendung der Skalierungsvariablen [Rohrdurchmesser] × [Druck] an. Der optimale Rohrdurchmesser ist ein wenig willkürlich auf eine 90%-ige FF-Fragmentenergie eingestellt worden, die im Gas abgelagert ist, und sie ist in 14 als eine Funktion des Rohrdrucks dargestellt. Die sich ergebende Heizleistungsverteilung ist sehr flach innerhalb von ± 12 %, wie in 15 dargestellt.
Als Abschluss ist bei einer nuklearen Leistungsdichte der Folie von Λ = 200 W/cm² bei einer relativ bescheidener Oberfläche die spezifische, über das Volumen gemittelte Leistung, die dem Gas zugeführt wird dW/dm ≈ 0,661 MWatt/g, was wirklich sehr groß ist.
Heizleistungen in der Größenordnung von einem Megawatt für jedes Gramm Gas sind daher bei einem annehmbar geringen Heizen der Folienoberfläche möglich. Offensichtlich gibt es eine direkte Proportionalität zwischen der Verlustleistung an der Oberfläche auf der Folie und der (fast konstanten) spezifischen massiven Energieablagerung im Gas. Wie wir später sehen werden, ist es möglich, während die Verweildauer des Gases im Rohr relativ lang ist (mehrere Sekunden), dass die erforderliche Gastemperatur mit einer Leistungsdichte der Folienoberflä che, die typischerweise im Bereich von 20–200 Watt/cm² liegt, erreicht wird, die aufgrund der Kühlung viel kleiner ist als die technische Grenze.
4.2. – Strahlungsverluste
Das heiße Gas sendet Strahlungsenergie aus, die entweder durch das benachbarte Gas rückabsorbiert oder auf die Antriebswände abgeführt werden kann. Es wird erwartet, dass solche Strahlungseffekte eine schnell ansteigende Funktion der Gastemperatur sind und beim Betrieb des Antriebs eine wichtige Rolle spielen. Tatsächlich ist die maximale Temperatur, die der FF-Heizvorgang erreichen kann, durch die Gleichgewichtsbedingung zwischen der spezifischen Leistung, die durch die FF eingebracht wird, und die Leistung, die in dem Frequenzbereich ausgestrahlt wird, in denen das Gas optisch "dünn" ist, begrenzt. Daher bestimmen diese Effekte die endgültige Leistung des Verfahrens.
Es ist ein glücklicher Umstand, dass die Grundgleichungen für Wasserstoffatome und freie Elektronen theoretisch gut bekannt sind. Molekularer Wasserstoff besteht nur bis zu Temperaturen, die unter denen liegen, die für wesentliche Strahlungsverluste relevant sind. Daher besteht ein solider theoretischer Hintergrund wenigstens in dem Fall, in dem Wasserstoff das Antriebselement ist. Wir werden uns auf eine Zusammenfassung der Ergebnisse beschränken. Alle Übergänge, nämlich verbunden-verbunden, verbunden-Kontinuum und Kontinuum-Kontinuum sind eingeschlossen worden.
Die fortbestehende ausgesendete Leistung, die nach dem Überqueren einer Dicke L von Gas (in μg/cm²) durch Strahlung getragen wird, ist in 16 dargestellt. Das Spektrum weist im sichtbaren Bereich eine Spitze auf, mit einem wesentlichen Ende im infraroten Bereich.
Man beobachtet ein schnelles Abfallen der fortbestehenden Leistung mit einer Querdicke in dem Bereich, der einem Bruchteil eines Zentimeters Gas entspricht. Ein wesentlicher Anteil der ausgestrahlten Leistung wird offensichtlich in der Nähe des Emissionspunkts rückabsorbiert, wo die Gastemperatur übrigens sehr nahe an der des strahlenden Elements ist. Dieser Beitrag kann gefahrlos vernachlässigt werden, da er zu einer offensichtlichen Zunahme der Wärmeleitfähigkeit beiträgt. Indem man diesem schnellen Abfallen folgt, kann man ein relativ langes Plateau beobachten, das der Strahlung entspricht, für die das Gas im Wesentlichen durchlässig ist. Diese Strahlung geht normalerweise von dem Heizvolumen aus und trifft die Antriebswände, wo sie in das Gasvolumen absorbiert oder diffundiert/reflektiert wird.
Wie in 16 klar gezeigt ist, häuft sich die weitgehende Mehrheit der ausgesendeten Strahlung, wenigstens so lange wie sie bei ≤ 12.000 °K liegt, scharf in zwei verschiedenen Spektralbereichen an:

4.2.1) einen, in dem die Strahlung deutlich vor der bezeichnenden Dicke von 5 μg/cm² (entspricht 1 cm Gas bei 3 bar und 7.000 °K) gefahrlos absorbiert wird, und der eine nahe Wärmeübertragung verursacht, und
4.2.2) einen weiteren, für den das Gas bis zu Wegen, die die Größe des Gasvolumens überschreiten, im Wesentlichen durchlässig ist, das einen Wärmeverlust an die Wände (entferne Strahlung) verursacht.

Sowohl die entfernte Strahlung als auch der FF-Heizvorgang sind direkt proportional zur Wasserstoffmasse, aber ersteres wächst im Gegensatz zu letzterem sehr schnell mit der Gastemperatur. Daher wird es eine Grenztemperatur geben, bei der die spezifische Leistung, die von der entfernten Strahlung fortgetragen wird, gleich der wird, die von den FF eingebracht wird. Die Gastemperatur wird bei diesem Wert gesättigt sein.
Nehmen Sie an, dass (1) das FF-Heizen eine konstante Leistung W_FF pro Masseneinheit, unabhängig von der Temperatur und der Lage, bereit stellt, und (2) die Strahlung, die vom Gas ausgesendet wird, eine Leistung W_RR(T) pro Masseneinheit entfernt, die wiederum numerisch aus der ausgestrahlten Leistung berechnet werden kann, für die das Gas durchlässig ist (siehe 4.2.2). Nach der Zeit dt wird ein Gaspaket, das sich entlang seines eigenen Strömungsrohrs durch den Antrieb bewegt, eine spezifische Enthalpie pro Masseneinheit erreichen: dE =(WFF – WRR(T))dt
Andererseits wird der Massenstrom durch den Antrieb bewahrt und ist bei stetigen Bedingungen für jede gegebene Temperatur gegeben durch: dm/dt = Φ = const. nämlich gleich dem makroskopischen massiven Fluss Φ (g/s) durch den Antrieb.
Die Enthalpieänderung ist durch den spezifischen Wärmekoeffizienten (bei konstantem Druck) abhängig von der Temperaturänderung dE = c_p dT. Durch Kombinieren der obigen Gleichungen können wir die Zeitabhängigkeit des Heizvorgangs für ein gegebenes elementares Gasvolumen ableiten, das sich entlang einer Flusslinie vorwärtsbewegt,:
Durch Integration kann diese Gleichung verwendet werden, um die Verweilzeit des Gases im Antrieb zu berechnen. Bei Vorhandensein von Strahlungsverlusten, die sehr schnell mit der Gastemperatur wachsen, wird als ein Gleichgewicht zwischen der Wärme, die durch die FF erzeugt wird, und den Strahlungsverlusten eine maximale Temperatur T_∞ erreicht (nach einer unendlich langen Zeit), die der Bedingung dt/dT = 0 oder W_RR(T_∞) = W_FF entspricht.
Die Massenverteilung des Gases im Antrieb ist als eine Funktion der Temperatur T < T_max gegeben durch:
Eine typische Temperaturverteilung mit und ohne den Term W_RR(T) ist in 17 dargestellt. Wir bemerken den schnellen Beginn der Strahlungsverluste und die asymptotische Maximaltemperatur für T_∞ = 9.500 °K. Die Gesamtmasse des Gases im Antrieb wird leicht durch Integration der Kurve in 17 berechnet.
Indem wir die spezifische Leistung als eine Funktion der Temperatur über die Massenverteilung integrieren, finden wir die gesamte Strahlungsleistung, die bei einer gegebenen Endtemperatur T_max auf den Wänden landet:
Die Gesamtleistung, die auf die Wände zurückkehrt, ist in 18 als eine Funktion der Endtemperatur dargestellt. Für nicht zu extreme Temperaturen ist der Anteil η_rad = P_rad,wall (T_max)/P_FF, der durch die Wände reabsorbiert wird, bescheiden, zum Beispiel ist η_rad = 0,0342 bei T_max = 9.300 °K und η_rad = 0,0576 bei T_max = 9.400 °K. Die eigentliche Leistung der FF muss leicht eingestellt werden, um diese Verluste zu korrigieren.
Diese Effekte sind sorgfältig in die Monte-Carlto-Berechnung der Leistung des Heizvorgangs eingeschlossen worden. Vollständige hydrodynamische Berechnungen bestätigen diese Schlussfolgerungen.
5. – Design-Kriterien für den Weltraumantrieb
5.1 – Funktionsbeschreibung
Eine typische Struktur beruht auf einer relativ großen Anzahl von hohlen, dünnen, zylindrischen Rohren, die an einem Ende offen sind, um das Gas in den Stagnationsbereich entweichen zu lassen. Jedes Rohr (5) ist mit einer dünnen, spaltbaren Schicht beschichtet. Eine schwache Gasströmung (in der Größenordnung von ≈ 1 g/s/m²) leckt gleichmäßig von den Rohrwänden in ihr Inneres, entweder durch (i) Kapillaröffnungen, (ii) eine Porosität oder (iii) eine andere entsprechende Anordnung. Es bewegt sich unter der fortschreitenden Heizwirkung der FF langsam von den Wänden weg, die zum Austrittsende hin konvergieren. Die FF werden von einer dünnen (typischerweise 3 μg/cm²) Schicht einer geeigneten chemischen Verbindung eines hochspaltbaren Materials (typischerweise ^292mAm) erzeugt, die wegen der hochreflektierenden Eigenschaften des Reflektors einen nuklearen kritischen Zustand bereit stellen. Die Leistungsdichte der Oberfläche, die aufgrund von Spaltung auf der inneren Wand des Rohrs erzeugt wird, liegt im Bereich von Λ = 20–200 W/cm², entsprechend – bei geeigneten Bedingungen – einer FF-spezifischen Heizleistung für das Gas in der Größenordnung von dW/dm = 0,5 × 10⁵–10⁶ W/g. Ein Hauptanteil der Spaltungsleistung (typischerweise 70 %, hauptsächlich abhängig von der Geometrie und dem Gasdruck) muss durch Kühlen der äußeren Flächen des Rohrs gekühlt werden, während der Rest verwendet wird, um das Gas aufzuheizen. Für diesen Effekt ist ein geeignetes Kühlmittel in gutem thermischem Kontakt mit den äußeren Oberflächen der Rohre, in Analogie zu dem, was bei den Brennstoffstäben eines normalen Reaktors erfolgt.
Die Rohre werden von außen gekühlt. Das Kühlen sollte konservativ derart aufgebaut sein, dass es in der Lage ist, die Gesamtheit der Nuklearwärme zu handhaben, da, falls das Wasserstoffgas plötzlich fehlen würde, die volle Energie, die von der Spaltungsreaktion kommt, von der Wand absorbiert werden muss. Die Außenseite der Trägerwand könnte zum Beispiel gekühlt werden, indem flüssiges Lithium (Schmelzpunkt 180 °C, Siedepunkt 1.342 °C) verwendet wird, eine Technik, die bei Weltraumanwendungen verwendet wird. Isotopisch reines ⁷Li muss verwendet werden, da ⁶Li einen zu großen Neutroneneinfangquerschnitt aufweist. Andererseits weist ⁷Li ausgezeichnete Neutroneneigenschaften auf, wie in Tabelle 2 dargestellt. Die Dichte von flüssigem Lithium beträgt 0,534 g/cm³. Isotopisch separiertes ⁷Li ist handelsüblich zu einem relativ niedrigen Preis erhältlich. ⁷Li weist keinen nennenswerten Einfangquerschnitt für Neutronen auf, und es kann reichlich ohne Gegenanzeigen verwendet werden. Daher liegt die typische Temperatur für die äußeren Wände wahrscheinlich in der Nähe von 1.300 °C. Die Temperatur der spaltbaren Schicht ist leicht höher wegen des Temperaturabfalls aufgrund der thermischen Leitfähigkeit durch die Rohrwand. Dieser Temperaturunterschied ist typischerweise nicht größer als einige hundert Grad °C für die oben angegebenen Leistungsdichten.
Fast jedes Gas – oder, allgemeiner, jede Verbindung, die bei Kammereintrittstemperatur und -druck gasförmig ist – könnte auf diese Weise erhitzt werden. Die direkte Verwendung der FF zum Erhitzen eines Gases entfernt von den Wänden leidet nicht unter den Energie- und den Materialgrenzen, die chemischen und von Gasreaktoren abgeleiteten Reaktoren auferlegt sind. Unser Ansatz beruht auf einem schließlich sehr heißen Endgas, das von den relativ kalten, FF-aussendenden Wänden ausgeht.
Wir konzentrieren uns hier auf den Fall von Wasserstoff, da er der am besten geeignete Treibstoff für Weltraumanwendungen ist. Das heiße Wasserstoffgas erreicht bei Drücken von wenigen Bar bei Stagnation die Temperatur in der Größenordnung von 9.500 °K, einem Gleichgewicht zwischen der Wärmezufuhr durch die FF und den Wärmeverlusten durch Strahlung, die für das Gas durchlässig ist, und es wird durch die Düse und einen Expansionskonus in den Weltraum ausgestoßen. Die sehr hohe Temperatur des ausgestoßenen Gases erzeugt, sobald es durch die Düse in eine kohärente Bewegung in der Richtung des Schubs umgeformt worden ist, Abgasgeschwindigkeiten v_exh, die viel größer sind als die eines typischen chemischen Brennstoffs oder eines klassischen Nuklearantriebs. Daher kann mit einer wesentlich kleineren Treibstoffmasse eine gegebene Raketenendgeschwindigkeit erreicht werden, die wiederum die mögliche Reichweite der Reise ausdehnen oder alternativ ihre Dauer verkürzen kann.
Das (Wasserstoff-) Gas arbeitet in einer guten Näherung bei einem ungefähr konstanten Druck im Bereich von 4–20 bar. Beachten Sie, dass dieser Druckbereich nur hinweisend ist, da (1) der Heizmechanismus nahezu druckunabhängig ist und (2) Strahlungsverluste nur sehr langsam vom Betriebsdruck (Druckleitung, Ausbreitung, etc.) betroffen sind. Die Hydrodynamik und der FF-Heizvorgang skalieren sich als (Druck × Größe) solange wie das Gasverhalten nahe dem eines idealen Gases ist. Auf den Neutronenreflektor bezogene Überlegungen können vorschlagen, dass die leichteste Vorrichtung die mit dem kleinsten Kern ist, d.h. dem höchstmöglichen Druck. Jedoch gibt es keinen Grund, den Kern kleiner als die erforderliche Dicke des Reflektors zu machen. Auch ist die Gaseintrittstemperatur einigermaßen frei wählbar; die gesättigte Austrittstemperatur liegt durch die Strahlungsverluste des heißen Gases in der Größenordnung von 9.500 °K, wie bereits dargestellt. Daher besteht eine wesentliche Menge Freiheit bei der Wahl der Parameter, die anwendungsabhängig sind.
Auf der Grundlage dieser Überlegungen gelangen wir zu einem Antriebskonzept, das auf den folgenden vier Hauptkomponenten beruht, (1) dem Reflektor, (2) dem FF-Heizbereich, (3) dem Gasexpansions- und Abgasbereich und (4) dem Kühlsystem. Diese Komponenten sind unterhalb hiervon ausführlicher beschrieben.
Für den Grundentwurf des Antriebs beziehen wir uns auf 19. 20 zeigt eine Querschnittsansicht entlang der Mittelebene. Die Abmessungen und die Anzahl der Rohre sind rein hinweisend.
5.2 – Der Reflektor
Er enthält und reflektiert die Neutronen vom spaltbaren Kern. Zwei (massive) Hauptelemente mit hoher Reinheit sind wegen ihrer hohen Neutronenreflexionsleistung ausgezeichnete Kandidaten, um die Masse des Hohlraums des Moderators darzustellen: (I) Kohlenstoff (Graphit, Kohlenstofffasern) oder (II) Beryllium (entweder Metall oder BeO).
Es gibt eine wesentliche Freiheit bei der eigentlichen Verwirklichung des Reflektors. Zum Beispiel könnte, wenn es durch eine Gewichtsminimierung erforderlich ist, der Moderator aus mehreren Schichten hergestellt sein:

5.2.1) einer ersten inneren Schicht, die sehr effizient Neutronen (z.B. Beo) reflektiert, gefolgt von
5.2.2) einer zweiten dünneren Schicht, die zum Beispiel aus einer Wasserstoffverbindung hergestellt ist, da Wasserstoff eine viel kürzere Diffusionslänge L = 1/κ = √D/Σ capt aber ein weniger günstiges F = 1/√kD aufweist.
5.2.3) Der Moderator kann außen mit einer (wenige cm) dünnen Schicht aus stark Neutronen absorbierendem Material, wie zum Beispiel CB₄, überzogen sein, um eine Leckage in die Umgebung zu verringern.

Der Reflektor 10 weist eine entfernbare Abdeckung 11 auf, die auch für eine Wiederbeladung mit Brennstoff verwendet wird. Dies ist auch der natürliche Ort, an dem die Kontrollstäbe 12 (die z.B. aus CB₄ hergestellt sind) in einer geeigneten Tiefe in 10 angeordnet werden und notwendig sind, um den Multiplikationskoeffizienten k einzustellen, der den kritischen Zustand bestimmt. Er kann auch eine Öffnung 13 aufweisen, durch die der Treibstoff entweicht. Schließlich wird eine geeignete Verrohrung verwendet, um das flüssige Kühlmittel (z.B. geschmolzenes Lithium) einzubringen (14) und herauszunehmen (15). Die Temperatur des Moderatorhohlraums bestimmt die durchschnittliche Energie der Neutronen.
5.3 – Der FF-Heizbereich
Im Reflektorhohlraum ist eine Anzahl von Heizrohren 16 angeordnet (wegen der Übersichtlichkeit ist in 19 nur eine von ihnen dargestellt), deren Struktur bereits vorher beschrieben worden ist. Das Americium (oder ein entsprechender Brennstoff) 5 ist in einer geeigneten chemischen Form, wie oben in Kapitel 3 beschrieben ist, auf einer dünnen, aber stabilen Rohrstruktur 4 (5) angeordnet. Dieselbe Struktur (5) muss auch die Einspritzung einer Kapillarströmung von Wasserstoffgas 6 durch die Wand ermöglichen, das durch das offene Ende des Rohrs 7 entweicht. Die Rohre werden mit Hilfe einer Schließstruktur 17 (die dazu vorgesehen ist, zu entsperren, um die Rohre zur Wiederbeladung zu entfernen) an einer AUfnahmeplatte 18 festgehalten, die fest in der Reflektorstruktur verankert ist. Die Struktur ist der eines normalen Reaktors sehr ähnlich, wobei die Rohre die Brennstoffanordnungen ersetzen.
Wie wir später sehen werden, wird die Treibstoffgasströmung, die in das Innere der Rohre übertragen wird, auch durch die Schließstruktur 17 eingebracht und bewegt sich innerhalb der Aufnahmeplatte 18. Die Platte 18 trennt zwei Hauptvolumina des Antriebs, den oberen Teil 19, in dem die Rohre angeordnet sind und der mit Kühlmittel gefüllt ist, und den unteren Teil 20, der mit dem Treibstoffgas auf seinem Weg zur Verengung 21 und zur Düse 22 gefüllt ist. Die Grundplatte stellt daher die Teilung zwischen der Kühlflüssigkeit auf der einen Seite und dem Gas des Stagnationsbereiches auf der anderen Seite sicher. Das Kühlmittel wird auch verwendet, um mit der Verwendung eines geeigneten Überzugs 23 die heißen Wände des Bereichs 20 zu kühlen. Dieser Überzug könnte auch eine Wasserstoffströmung für eine "Transpirations-" Kühlung bereit stellen.
Alle Materialien, die verwendet werden sollen, um diesen Abschnitt aufzubauen, müssen gleichzeitig eine Anzahl von Anforderungen erfüllen, obwohl sie bis zu einem anderen Maß von den spezifischen Funktionen abhängen:

5.3.1) Ihr kombinierte makroskopischer Neutronenabsorptionsquerschnitt muss sehr klein sein, um die Durchlässigkeit der Neutronen im Moderatorhohlraum zu bewahren, wobei der spaltbare Brennstoff eine offensichtliche Ausnahme bildet. Der Anteil an Neutronen, der von einer gegebenen Komponente absorbiert wird, ist grob propor tional zum Produkt (gesamte eingesetzte Masse) × (thermischer Querschnitt). Einige Überlegung sollte dem möglichen Verlust des Neutrons während des Thermalisierungsvorgangs gelten, für die der relevante Querschnitt das Resonanzintegral ist.
5.3.2) Sie müssen in der Lage sein, dem Strahlungsschaden, hauptsächlich aufgrund des thermischen Neutronenflusses und für die spaltbare Schicht auch der FF stand zu halten. Glücklicherweise ist dieser letzte Effekt durch die Eindringung bis etwa 10 mg/cm² Dicke begrenzt. Wie in Abschnitt 3.4 dargestellt, beträgt der Strahlungsschaden aufgrund dieses Flusses geladener Partikel ungefähr 30 d.p.a. über dem angegebenen Abbrennen, entsprechend einer Hälfte des gespaltenen Brennstoffs. Der Strahlungsschaden des Restes des Antriebs aufgrund des Neutronenflusses ist viel kleiner, typischerweise in der Größenordnung von 1 d.p.a.
5.3.3) Sie müssen im Betriebstemperaturbereich, der hinweisend eingestellt worden ist, um in der Größenordnung von 1.500 °K zu liegen, gute mechanische Eigenschaften behalten, da viel kleinere Temperaturen eine überschüssige Oberfläche der strahlenden Platten bedeuten. Sie müssen thermischen Schocks während des Betriebes widerstehen und eine gute Formbeständigkeit aufweisen.
5.3.4) Sie müssen hauptsächlich mit dem Treibstoffgas (Wasserstoff) und der Kühlflüssigkeit (geschmolzenes Lithium) kompatibel sein. Die Brennstoffschicht muss eine ausgezeichnete Adhäsion am Trägermedium aufweisen. Ein Mangel an Kompatibilität könnte mit der Hilfe geeigneter Beschichtungen gelöst werden.
5.3.5) Sie müssen das zugehörige Gewicht, das eine Hauptsorge in jeder Luftfahrtanwendung ist, minimieren.

Unter den möglichen Wahlmöglichkeiten der Hauptmaterialkomponente des Antriebs wird die Verwendung eines Verbundstoffes aus Kohlenstofffasern und einer Matrix in einiger Ausführlichkeit diskutiert werden. Diese Materialien, die relativ neu sind, befinden sich in kontinuierlicher Entwicklung und sind von sich schnell verbessernder Leistung. Die Entwicklungsarbeit, die im so genannten ITER-Projekt durchgeführt wird, das eine thermonukleare Fusion betrifft, und insbesondere für eine kritische Komponente, die "Divertor" genannt wird, ist von Interesse, da sie gleichzeitig (i) intensiver Neutronenstrahlung, (ii) hohen Temperaturen und Temperaturschocks und (iii) dem Vorhandensein eines heißen Wasserstoffplasmas ausgesetzt wird. Die Anforderungen sind daher ziemlich nahe an denen der vorliegenden Anwendung.
Als ein Beispiel listen wir in Tabelle 4 die Eigenschaften eines Verbundstoffmaterials auf, das aus Kohlenstofffasern hergestellt ist, die für ITER entwickelt wurden. Dieses Produkt ist unter Neutronenstrahlung im Bereich von 0.8–5 d.p.a und bei einer Temperatur von 1.500 °C, was unsere Anforderungen sind, getestet. Die Ergebnisse sind besonders vielversprechend:

5.3.1) die Maßschwankungen sind gering, typischerweise in der Größenordnung von 0,1–0,2 %.
5.3.2) die thermische Leitfähigkeit bleibt, obwohl sie bei niedrigen Temperaturen (ein Verlustfaktor von 0,75–0,8 bei 800 °C) etwas beeinträchtigt wird, aufgrund der Wärmebehandlung aufgrund der Absorption der strahlungs induzierten Defekte, begünstigt durch die hohe Temperatur, unbeeinträchtigt.
5.3.3) Die Auswirkungen der Strahlung auf die thermische Ausdehnung sind sehr gering. Übrigens bemerken wir, dass die thermische Ausdehnung des Materials sehr gering ist, typischerweise eine Größenordnung geringer als die von Metalllegierungen, die bei ähnlichen Bedingungen verwendet werden.
5.3.4) Die Strahlung verbessert den Young-Modul mit einer Zunahme von ungefähr 30–40 % nach 1 d.p.a. Dieser Effekt ist mit einer Verbesserung des Young-Moduls und der Bruchspannung mit der Temperatur (+15% bei 1.500 °C) gekoppelt.

Tabelle 4: Erläuternde Eigenschaften von Kohlenstofffaserverbundstoffen (x, y, z), entwickelt für ITER.
Im Allgemeinen sind bei den Temperaturen, die für unsere Anwendung entworfen sind, die Effekte aufgrund der Neutronenstrahlung gering, und das Material behält in der Praxis alle Haupteigenschaften von nicht bestrahlten Proben.
Daher scheint es geeignet, die FF-Heizrohre aus einem Verbundstoff aus Kohlenstofffasern und einer Matrix aufzubauen. Eine weitere relevante Eigenschaft dieser Materialien ist die Tatsache, dass der Verbundstoff porös und für Wasserstoff permeabel ist (Dies ist auch in Verbindung mit dem ITER-Projekt untersucht worden). Diese Eigenschaften sind stark von den Einzelheiten des Verbundstoffes abhängig, und die Permeabilität kann mit der Hilfe von speziellen Vorgängen eines lokalen Verdichtens oder Dotierens über viele Größenordnungen variiert werden. In unserem Fall weist dieses Merkmal zwei wichtige Anwendungen auf:

5.3.5) Es ermöglicht, den Treibstoff (Wasserstoff) in die FF-Heizrohre einzuführen. Es ist numerisch verifiziert worden, dass eine Platte von wenigen Millimetern Dicke mit einer begrenzten Anzahl enger, hohler Kanäle, in die Wasserstoff unter Druck eingeführt wird, die notwendige Zufuhrmenge an Treibstoff bereit stellen kann, die in der Größenordnung von ≈ 1 g/s/m² liegen sollte. Die Verwendung einer geeigneten Begrenzung/Beschichtung verhindert die Leckage des Gases durch die äußere Schicht des Rohrs in das flüssige Kühlmittel. Das Prinzipschaubild der "leckenden" Rohrwand ist in 21 dargestellt.
5.3.6) Es ermöglicht, die Kammerwände und die Verengung, die sehr heißem Gas ausgesetzt sind, durch die so genannte Konvektionstranspirationskühlung auf eine akzeptable Temperatur zu kühlen.

Die Einzelheiten einer erläuternden Rohrstruktur sind in 21 dargestellt, wo eine kleine Scheibe des kreisförmigen Abschnitts des Rohrs 28 dargestellt ist. Das innere Volumen 29 des Rohrs ist mit Gas gefüllt, während das Rohr in das Kühl mittel 36 eingetaucht ist. Das Rohr ist aus einer Kohlenstoffmatrix mit einer geeigneten Ausrichtung der Fasern 33 hergestellt, und es ist porös für das Gas, das durch eine Vielzahl von dünnen Kanälen 32 zugeführt wird, die in der Rohrwand vorgesehen sind. Eine metallische Umhüllung 30 deckt die Außenfläche der Rohre ab, um zu verhindern, dass Gas in den Kühlbereich entweicht. Diese Umhüllung 30 wird auch verwendet, um eine Kompatibilität mit der Kühlflüssigkeit sicherzustellen. Sie kann zum Beispiel aus Titankarbid hergestellt sein. Eine zusätzliche Auskleidung 31 innerhalb der Rohrwände auf den Abschnitten der Zufuhrkanäle 32, die in Richtung der Rohraußenseite ausgerichtet sind, kann dazu beitragen, die Gasströmung in die Richtung des inneren Volumens 29 des Rohrs zu leiten. Der Brennstoff, der auf der inneren Wand des Rohrs 34 abgelagert ist, kann streifenförmig mit vielen kleinen Schlitzen 35 sein, die ermöglichen, dass das Gas in das Rohr austritt, obwohl die Permeabilität der dünnen Ablagerung für Wasserstoff sehr hoch ist, und sogar eine gleichmäßige, aber sehr dünne Schicht wird kein Hindernis für die Gasströmung darstellen.
Die chemische Kompatibilität des Verbundstoffs aus Kohlenstofffasern und einer Matrix mit Wasserstoff: sie ist untersucht worden, und obwohl es bei niedrigeren Temperaturen die Möglichkeit einer CH₄-Bildung gibt, wird so ein Effekt bei hohen Temperaturen stark abgeschwächt. Die Einspritzung so einer schließlich gebildeten kleinen Menge CH₄ in die FF-Heizkammer sollte harmlos sein, während erwartet wird, dass Erosionseffekte auf das Verbundstoffmaterial vernachlässigbar sind. Andererseits wird eine Oxidation in einer wasserstoffreichen Umgebung stark verhindert.
Bezüglich der chemischen Kompatibilität von Kohlenstoff mit Lithium müssen zwei Effekte berücksichtigt werden:

5.3.7) Die Bildung eines Karbids (Li₂C₂).
5.3.8) Die Löslichkeit von Kohlenstoff im geschmolzenen Metall mit komplexen Transportphänomenen.
5.3.9) Das Anschwellen des Materials aufgrund von Eindringung des geschmolzenen Metalls in den Verbundstoff.

All diese Effekte müssen untersucht werden, bevor ein direkter Kontakt zwischen dem Kühlmittel und den Kohlenstofffasern zugelassen wird. Jedoch kann dieser Kontakt ausgeschlossen werden, da, wie in 21 sichtbar ist, eine geeignete Flächenumhüllung 30 auf der Außenfläche der Rohre verwendet wird, die weiterhin die Trennung zwischen dem Kühlmittel und dem Kohlenstoffverbundmaterial sicherzustellen, um zu vermeiden, dass Wasserstoff in das Kühlmittel leckt. Ein ausgezeichnetes Material für diese Umhüllung ist Titankarbid.
Um abzuschließen, besteht der allgemeine Entwurf des FF-Heizbereichs aus einer relativ großen Anzahl an Rohren, die aus einem Kohlenstoffverbundmaterial hergestellt sind, die in ein Kühlbad mit niedrigem Druck eingetaucht werden. Dies erinnert an die Struktur eines normalen Reaktors, wobei die hohlen Rohre die Brennstoffstäbe und -anordnungen ersetzen.
Bei dieser Analogie gibt es eine starke Grundlinienträgerplatte, in die diese Rohre eingesetzt sind. Einzelne Rohre sind entfernbar zum Wiederbeladen mit Brennstoff und die Befestigungsverbindung zu der Platte stellt einen mechanischen Träger ebenso wie die Zufuhr von Wasserstoff sicher. Die Rohre werden nur von der anordnenden Grundplatte gehalten, ansonsten sind sie frei.
Zusätzliches Wiederbeladen mit Brennstoff wird in Analogie zu einem Reaktor durch Herausziehen der Rohre aus der Aufnahme platte durchgeführt, sobald die obere Abdeckung des Reflektors entfernt worden ist und bei Fehlen der Kühlflüssigkeit. Der Brennstoffentnahmevorgang kann von der oberen Abdeckung des Moderatorhohlraums aus mit Techniken durchgeführt werden, die für normale Reaktoren gebräuchlich sind, z.B. mit einem Paar rotierender Abdeckplatten.
Offensichtlich sind komplexere Anordnungen möglich. Zum Beispiel könnten Gruppen von Rohren in Untereinheiten (Brennstoffbündeln) angeordnet werden, die während des Wiederbeladens mit Brennstoff getrennt als Blöcke entfernt werden. Jede dieser Untereinheiten könnte ihre eigene Gasexpansions- und Abgasdüse besitzen. Offensichtlich sind alle Untereinheiten des Antriebs in einem einzelnen Reflektorvolumen angeordnet.
5.4 – Der Gasexpansions- und Abgasbereich.
Unter erneuter Bezugnahme auf 19 wird das heiße Gas aus den Rohren im Stagnationsbereich 20 gesammelt. Dieser Teil ist dem eines normalen chemischen Raketenantriebs sehr ähnlich, außer dass die Stagnationstemperatur viel höher ist (zum Beispiel 9.500 °K und atomares H in unserem Fall gegen ≈ 3.500 °K und eine stöchiometrische Mischung aus H₂ und O₂ für einen chemischen H/O-Flüssigantrieb). Der Druck im Antrieb wird durch eine enge Öffnung 21, die Verengung, durch die das Gas zu einem Expansionskonus 22 entweicht, in dem die thermische Energie in Gasgeschwindigkeit und folglich in Schub umgewandelt wird, bis auf einen vorgegebenen Wert aufrecht erhalten. Es ist sehr wahrscheinlich, dass das Gas durch die Düse und im Expansionskonus atomarer Wasserstoff ("gefrorene Strömung") bleibt, der die geringste atomare Masse (A = 1) und daher einen hohen spezifischen Impuls aufweist. Die Wände der Verengung und die benachbarten Teile werden mit Lithium 23 gekühlt und durch ein "Kissen" aus kälterem Gas durch Transpiration auf einer akzeptablen Temperatur gehalten. Die Temperatur im Expansionskonus ist schließlich sehr niedrig, aber eine exotherme Umwandlung atomar → molekular kann beim Kontakt mit den festen Oberflächen stattfinden.
Die gesamte thermodynamische Effizienz der Wärme-Schub-Umwandlung beträgt typischerweise 60–70 %.
5.5 – Das Kühlsystem.
Seine Funktion ist die, die Wärme, die nicht in Vortrieb umgewandelt wird, in den Weltraum abzuführen, und es ist auf so eine Weise aufgebaut, dass es in der Lage ist, die volle nukleare Leistung, die erzeugt wird, zum Beispiel im Fall eines Versagens der Gaszufuhr abzuführen.
Dieses System ist durch ein zirkulierendes Kühlmittel (Wärmerohrleitung) mit der Wärmequelle (den Außenwänden der Rohre) gekoppelt. Daher ist die Temperatur der Rohre eng abhängig von der Temperatur, mit der die Wärme ausgestrahlt wird, die wiederum durch die T_rad ⁴-Abhängigkeit des Stefan-Gesetzes einer Schwarzkörperstrahlung von der benötigten Oberfläche abhängig ist. Die gesamte Strahleroberfläche S_rad (dies ist eigentlich die entsprechende Schwarzkörperoberfläche, und sie ist gleich der eigentlichen Oberfläche mal dem Oberflächenabsorptionskoeffizienten) ist offensichtlich proportional zur gesamten spaltbaren (^242mAm-) Oberfläche S_fiol und stark abhängig von T_rad:
Die eigentliche Abhängigkeit ist in 22 für typische Werte der spezifischen Spaltungsleistung dargestellt. Es ist offensichtlich, dass der Strahler, um ein effektives Kühlen sicherzustellen, bei der höchstmöglichen Temperatur arbeiten muss. Ein guter Bezugspunkt könnte der Siedepunkt von Lithium bei niedrigem Druck (1 bar absolut) sein, der 1342 °C entspricht. Bei dieser Temperatur beträgt das Verhältnis S_rad/S_foil 5,12 bzw. 2,56 und 1,28 für dW_fiss/dS_foil = 200, 100 und 50 W/cm², was vernünftige Werte sind. Die latente Siedewärme des Li⁷, die wahrscheinlich für die Kühlung (Konzept des Siedereators) gewonnen wird, beträgt 19,24 kJoule/g (134,7 kJoule/mol), und ein Kühlen einer Leistung von zum Beispiel 100 MWatt erfordert ein Sieden und anschließendes Kondensieren von bloßen 5,2 kg/s (9,7 Liter/s) Kühlmittel. Daher werden wir um der qualitativen Überlegungen willen, die folgen, eine hinweisende Temperatur des Antriebs von > 1.500 °K annehmen.
Die Temperatur des Reflektors im Moderatorhohlraum ist aus praktischen Gründen wahrscheinlich sehr nahe an der des Antriebs. Daher wird die Antriebsmasse bei der gleichen Temperatur arbeiten.
Die Ausschaltung der zusätzlichen Wärme ist im Weltraum ein Problem. Wie bereits dargelegt, nehmen wir ein Kühlmittel aus geschmolzenem Lithium beim Siedepunkt mit niedrigem Druck an (der genaue Druck wird von der momentanen Betriebstemperatur abhängen). Das Lithium wird als ein Dampf extrahiert und zu den strahlenden Platten gesendet, wo es in eine flüssige Form rückkondensiert. Die latente Siedewärme weist einen relativ hohen Wert von 19,24 kJoule/g auf. Wie bereits dargelegt, erfordern 100 MWatt Leistung ein Sieden und eine darauf folgende Kondensation von bloßen 5,3 kg/s (9,7 Liter/s) Kühlmittel.
Für illustrierende Zwecke berichten wir in 23 ein schematisches Prinzipschaubild des Kühlsystems. Das Antriebsvolumen, das mit Kühlmittel 40 gefüllt ist, erzeugt ein zweiphasiges, siedendes Lithium, das durch 41 zu einem Dampftrenner 42 übertragen wird. Die Flüssigkeit wird entlang 43 zu einer Pum pe 48 übertragen und durch 49 in das Kühlvolumen 40 des Antriebs rückeingespritzt. Der Anteil, der Dampf ist, wird durch 44 zu den strahlenden Platten 45 gebracht, wo er sich langsam wieder verflüssigt. Die sich ergebende flüssige Phase wird durch 46 zu einer Pumpe 47 und durch eine Rohleitung 49 zum Kühlvolumen 40 des Antriebs gebracht.
Ein System von strahlenden Platten 45 mit so einer bedeutenden Fläche wird dem Risiko des Durchstechens aufgrund eines Bombardements durch Meteoriten ausgesetzt. Daher ist eine feine Aufteilung der Kühlmittelströmung in den Platten mit speziellen Abdichtventilen erforderlich, um im Fall eines durch einen Unfall verursachten Lochs eine massive Leckage in den Weltraum zu verhindern.
5.6. Erwartete Leistung des erhitzten Gases.
Um eine Wärme hoher Temperatur in Schub umzuwandeln, wird das Gas im Expansionskonus expandiert, wobei es die thermische Energie (Enthalpie), die sich aus dem Erhitzen des Gases ergibt, in kinetische Schubenergie umwandelt, mit einer daraus folgenden Änderung in der Gaszusammensetzung. An jedem Punkt wird die Geschwindigkeit v durch die Energieerhaltung bestimmt: ν = √2(E stagn – E) die Machzahl M und die Fläche A bezogen auf die A_throat des Verengungsbereichs sind:
Daher ist es möglich, die relevanten Parameter des Gases für jeden vorgegebenen Druckwert des isentrop expandierenden Gases entlang des Konus' zu berechnen und insbesondere die Gasgeschwindigkeit, d.h. den spezifischen Impuls, entweder beim Austrittsdruck oder wenn die Düse in ein vollkommenes Vakuum ausstößt.
Eine Hauptannahme der vorhergehenden Berechnung ist das Vorhandensein eines chemischen Gleichgewichts des Gases über die gesamte Expansionsdüse. Wenn diese Annahme nun gelockert wird, sind zwei Rekombinationsreaktionen relevant für das Aufrechterhalten des thermodynamischen Gleichgewichts im Abkühlungsprozess:

5.6.1) Eine Rekombination des Elektronenplasmas in neutrale Atome. Die Primärreaktion ist p + e^– → H° + γ, nämlich der inverse Vorgang zur Photoionisation. Dieser Vorgang ist nicht von Relevanz, da für T_∞ < 9.500 °K die Ionisationsmenge sehr klein ist.
5.6.2) Eine Rekombination von neutralen Atomen in Moleküle, nämlich H° + H° → H₂. Diese Reaktion, wie sie hier steht, ist kinematisch nicht möglich, da man nicht sowohl die Energie als auch den Impuls sofort bewahren kann. Daher kann diese Form einer Rekombination nur durch Vorgänge höherer Ordnung stattfinden, die (1) simultane Kollisionen mit vielen Körpern wie zum Beispiel 3H° → H° + H₂, die einen höheren Druck erfordern, oder (2) mit der Emission eines Photons oder wahrscheinlicher eines Auger-Elektrons H° + H° → H₂ + γ(e) einschließen. Jedoch ist der Grenzwert dieser letzten Reaktion (2) das Ionisationspotential, und es liegt weit über den typischen eingeschlossenen Energien.

Daher ist es sehr wahrscheinlich, dass diese Rekombination wenigstens bei relativ niedrigen Drücken "eingefroren" bleiben wird und dass der Vortrieb des Antriebs hauptsächlich durch die Emission von neutralen Wasserstoffatomen erreicht wird.
Daher ist die Berechnung für ein Gas wiederholt worden, bei dem der atomare Zustand, der durch die Verengung abgegeben wird, während der ganzen Bewegung im Expansionskonus bewahrt wird.
Die Abgasgeschwindigkeit und der spezifische Impuls gegen Vakuum sind unter der Annahme eines chemischen Gleichgewichts und einer vollständig "eingefrorenen" Strömung für den Stagnationsdruck von 6 atm in 24 als eine Funktion der Stagnationstemperatur aufgetragen. Wie bereits dargelegt, beträgt die erwartete Stagnationstemperatur 9.500 K.
Der Leistungsverlust bei einem atomaren Wasserstoffantrieb ist nicht so groß wie man angenommen haben könnte. Tatsächlich wird, obwohl die exotherme Rekombinationsreaktion in Wasserstoffmoleküle fehlt, das durchschnittliche A des ausgestoßenen Gases in Bezug auf den molekularen Wasserstoff halbiert und somit die Geschwindigkeit und folglich der spezifische Impuls um einen Faktor √2 = 1,41 erhöht, was nennenswert ist. Bei der Stagnationstemperatur von 9.300–9.400 °K, strahlungsbegrenzt, erhalten wir eine gefrorene Strömung mit einem spezifischen Impuls I_sp = 2000 Sek., der verglichen mit I_sp = 2540 Sek. bei einer vollständigen Rekombination (eine Verbesserung von 24%) und I_sp = 430 Sek. der besten chemischen Antriebe verglichen werden muss.
Die Strömung aus atomarem Wasserstoff ist sehr kalt (220 °K, verglichen zu 2.300 °K bei vollständiger Rekombination), was bei der Konstruktion des Expansionskonus' einen Vorteil darstellt. Es muss jedoch bemerkt werden, dass eine Rekombination bei Kontakt mit den Wänden schnell stattfinden kann, was das fehlende Impulsgleichgewicht berücksichtigen kann, das für das Stattfinden der Reaktion notwendig ist. Dies ist ein gut bekannter Effekt, auf dem die sogenannte "Plasmafackel" beruht.
Eine schlagartige Rekombination erzeugt beim Kontakt mit den festen Oberflächen reichlich Wärme, die den oben erwähnten Vorteil einer niedrigen Gastemperatur ausschalten könnte.

Claims

Verfahren zum Erhitzen von Gas, worin ein Gas in wenigstens eine Kammer mit einer Wand eingeführt wird, welche mit spaltbarem Material beschichtet ist, worin die Wand der wenigstens einen Kammer von einer hinteren Seite davon in Bezug auf die Kammer und die Beschichtung aus spaltbarem Material gekühlt wird, und worin das spaltbare Material einem Neutronenfluss ausgesetzt wird, um eine Spaltung zu induzieren, wobei Spaltfragmente in die Kammer freigesetzt werden.
Verfahren nach Anspruch 1, worin die Spaltung unter kritischen Bedingungen induziert wird.
Verfahren nach einem der voranstehenden Ansprüche, worin die Beschichtung aus spaltbarem Material einen spaltbaren Gehalt von weniger als 10 mg/cm², vorzugsweise in dem Bereich von 1 bis 3 mg/cm² aufweist.
Verfahren nach einem der voranstehenden Ansprüche, worin das spaltbare Material ^242mAm als ein spaltbares Isotop umfasst.
Verfahren nach einem der Ansprüche 1 bis 3, worin das spaltbare Material ²³³U, ²³⁵U oder ²³⁹Pu als ein spaltbares Isotop umfasst.
Verfahren nach Anspruch 4 oder 5, worin das spaltbare Material in der Form eines Carbids vorliegt.
Verfahren nach einem der voranstehenden Ansprüche, worin die wenigstens eine Kammer in einer Umschließung angeordnet ist, die von einem Neutronenreflektor umgeben ist.
Verfahren nach Anspruch 7, worin der Neutronenreflektor Kohlenstoff, Beryllium oder Berylliumoxid umfasst.
Verfahren nach Anspruch 7, worin der Neutronenreflektor eine Dicke eines Kohlenstoffmaterials umfasst, das die Umschließung umgibt, wobei die Dicke in cm wenigstens 50/d und vorzugsweise wenigstens 150/d beträgt, wobei d die in g/cm³ angegebene Dichte des Kohlenstoffmaterials ist.
Verfahren nach einem der Ansprüche 7 bis 9, worin der Neutronenreflektor Hohlräume zur Aufnahme entfernbarer neutronenabsorbierender Kontrollstäbe aufweist.
Verfahren nach einem der Ansprüche 7 bis 10, worin eine Mehrzahl von Kammern in der von dem Neutronenreflektor umgebenen Umschließung angeordnet ist, um das erhitzte Gas aufzunehmen.
Verfahren nach einem der Ansprüche 7 bis 11, worin sich die wenigstens eine Kammer mit einer Abgasdüse in Kommunikation durch eine Verengung befindet, welche in dem Neutronenreflektor vorgesehen ist.
Verfahren nach Anspruch 12, worin die Umschließung eine Brennstoffzone, wo die wenigstens eine Kammer angeordnet ist, sowie eine Zone zum Sammeln heißen Gases zwischen der Brennstoffzone und der Verengung aufweist, worin ein Kühlmittel in einem Kreis um läuft, wobei der Kreis einen ersten Bereich auf einer Seite des Neutronenreflektors neben der Zone zum Sammeln heißen Gases und einen zweiten Bereich, der in der Brennstoffzone angeordnet ist, aufweist und von der Zone zum Sammeln heißen Gases durch eine Teilung abgeteilt ist, welche eine Öffnung aufweist, in welche ein offenes Ende der beschichteten Kammer eingefügt ist und worin die beschichtete Kammerwand die Kammer von dem zweiten Bereich des Kühlkreises in der Brennstoffzone abteilt.
Verfahren nach einem der voranstehenden Ansprüche, worin die wenigstens eine Kammer eine röhrenförmige Gestalt aufweist.
Verfahren nach einem der voranstehenden Ansprüche, worin die Wand der wenigstens einen Kammer aus einem porösen Material gefertigt ist und worin das Gas durch Poren des porösen Wandmaterials eingeführt wird.
Verfahren nach Anspruch 15, worin das poröse Material ein Kohlenstoffmaterial ist.
Verfahren nach Anspruch 15 oder 16, worin die Wand mit einer gasdichten Schicht auf einer hinteren Seite davon in Bezug auf die Kammer und die Beschichtung aus spaltbarem Material beschichtet ist.
Verfahren nach Anspruch 17, worin die gasdichte Schicht Titancarbid umfasst.
Verfahren nach einem der voranstehenden Ansprüche, worin ein geschmolzenes Metall als Kühlmittel verwendet wird.
Verfahren nach Anspruch 19, worin das geschmolzene Metall ⁷Li umfasst.
Gaserhitzungsvorrichtung, umfassend wenigstens eine Kammer zur Aufnahme von Gas, wobei die wenigstens eine Kammer eine Wand aufweist, die mit spaltbarem Material beschichtet ist, ein Mittel zum Kühlen der Wand der Kammer von einer hinteren Seite davon in Bezug auf die Kammer und die Schicht mit spaltbarem Material und Mittel, das spaltbare Material einem Neutronenfluss auszusetzen, um eine Spaltung zu induzieren, und zur Freigabe von Spaltfragmenten in die Kammer.
Vorrichtung nach Anspruch 21, worin die Beschichtung aus spaltbarem Material und das Mittel, jenes einem Neutronenfluss auszusetzen angeordnet sind, um eine Spaltung unter kritischen Bedingungen zu induzieren.
Vorrichtung nach Anspruch 21 oder 22, worin die Beschichtung aus spaltbarem Material einen spaltbaren Gehalt von weniger als 10 mg/cm², vorzugsweise in dem Bereich von 1 bis 3 mg/cm² aufweist.
Vorrichtung nach einem der Ansprüche 21 bis 23, worin das spaltbare Material ^242mAm als ein spaltbares Isotop umfasst.
Vorrichtung nach einem der Ansprüche 21 bis 23, worin das spaltbare Material ²³³U, ²³⁵U oder ²³⁹Pu als ein spaltbares Isotop umfasst.
Vorrichtung nach Anspruch 24 oder 25, worin das spaltbare Material in der Form eines Carbids ist.
Vorrichtung nach einem der Ansprüche 21 bis 26, ferner umfassend einen Neutronenreflektor, der eine Um schließung umgibt, in welcher die wenigstens eine Kammer angeordnet ist.
Vorrichtung nach Anspruch 27, worin der Neutronenreflektor Kohlenstoff, Beryllium oder Berylliumoxid umfasst.
Vorrichtung nach Anspruch 27, worin der Neutronenreflektor eine Dicke eines Kohlenstoffmaterials umfasst, das die Umschließung umgibt, wobei die Dicke in cm wenigstens 50/d und vorzugsweise wenigstens 150/d beträgt, wobei d die in g/cm³ angegebene Dichte des Kohlenstoffmaterials ist.
Vorrichtung nach einem der Ansprüche 27 bis 29, worin der Neutronenreflektor Hohlräume zur Aufnahme entfernbarer neutronenabsorbierender Kontrollstäbe aufweist.
Vorrichtung nach einem der Ansprüche 27 bis 30, worin eine Mehrzahl von Kammern in der von dem Neutronenreflektor umgebenen Umschließung angeordnet ist, um das erhitzte Gas aufzunehmen.
Vorrichtung nach einem der Ansprüche 27 bis 31, worin sich die wenigstens eine Kammer in Kommunikation mit einer Abgasdüse durch eine Verengung befindet, welche in dem Neutronenreflektor vorgesehen ist.
Vorrichtung nach Anspruch 32, worin die Umschließung eine Brennstoffzone, wo die wenigstens eine Kammer angeordnet ist, sowie eine Zone zum Sammeln heißen Gases zwischen der Brennstoffzone und der Verengung aufweist, worin ein Kühlmittel in einem Kreis umläuft, wobei der Kreis einen ersten Bereich auf einer Seite des Neutronenreflektors neben der Zone zum Sammeln heißen Gases und einen zweiten Bereich, der in der Brennstoffzone angeordnet ist, aufweist und von der Zone zum Sammeln heißen Gases durch eine Teilung abgeteilt ist, welche eine Öffnung aufweist, in welche ein offenes Ende der beschichteten Kammer eingefügt ist und worin die beschichtete Kammerwand die Kammer von dem zweiten Bereich des Kühlkreises in der Brennstoffzone abteilt.
Vorrichtung nach einem der Ansprüche 21 bis 33, worin die wenigstens eine Kammer eine röhrenförmige Gestalt aufweist.
Vorrichtung nach einem der Ansprüche 21 bis 33, worin die Wand der wenigstens einen Kammer aus einem porösen Material gefertigt ist, und ferner umfassend ein Mittel, das Gas durch Poren des porösen Wandmaterials in die Kammer einzuführen.
Vorrichtung nach Anspruch 35, worin das poröse Material ein Kohlenstoffmaterial ist.
Vorrichtung nach Anspruch 35 oder 36, worin die Wand mit einer gasdichten Schicht auf einer hinteren Seite davon in Bezug auf die Kammer und die Beschichtung aus spaltbarem Material beschichtet ist.
Vorrichtung nach einem der Ansprüche 21 bis 37, worin ein geschmolzenes Metall als Kühlmittel verwendet wird.
Vorrichtung nach Anspruch 38, worin das geschmolzene Metall ⁷Li umfasst.
Raum-Antrieb, umfassend eine Vorrichtung zum Erhitzen von Gas nach einem der Ansprüche 21 bis 39 und Mittel zum Ausstoßen des erhitzten Gases in den Raum, um einen Schub zu erzeugen.
Raum-Antrieb nach Anspruch 40, worin das erhitzte Gas Wasserstoff umfasst.
Raum-Antrieb nach Anspruch 40, worin das erhitzte Gas Kohlendioxid, und/oder Helium und/oder Argon umfasst.