ES2129665T5 - Amplificador de energia para la produccion de energia nuclear "limpia" gobernado por un acelerador de haz de particulas. - Google Patents

Abstract

SE PRESENTA UN METODO PARA PRODUCIR ENERGIA A PARTIR DE UN MATERIAL COMBUSTIBLE NUCLEAR CONTENIDO EN UN ALOJAMIENTO, A TRAVES DE UN PROCEDIMIENTO DE PRODUCIR UN ELEMENTO FISIBLE A PARTIR DE UN ELEMENTO FERTIL DEL MATERIAL COMBUSTIBLE POR MEDIO DE UN PRECURSOR {BE} DEL ELEMENTO FISIBLE Y PROVOCAR LA FISION DEL ELEMENTO FISIBLE. UN RAYO DE PARTICULAS DE ALTA ENERGIA SE DIRIGE AL INTERIOR DEL CERRAMIENTO PARA INTERACTUAR CON EL NUCLEO PESADO CONTENIDO EN EL ALOJAMIENTO DE MANERA QUE SE PRODUZCAN NEUTRONES DE ALTA ENERGIA. LOS NEUTRONES ASI PRODUCIDOS SON MULTIPLICADOS EN CONDICIONES SUBCRITICAS MEDIANTE EL PROCEDIMIENTO DE PRODUCCION/REPRODUCCION Y FISION. EL PROCEDIMIENTO DE PRODUCCION/REPRODUCCION Y FISION SE LLEVA A CABO DENTRO DEL ALOJAMIENTO.

Description

Amplificador de energía para la producción de energía nuclear "limpia" gobernado por un acelerador de haz de partículas.

La presente invención se refiere a un método para producir energía a partir de un material combustible nuclear. La invención se dirige también a un amplificador de energía para implementar tal método y a una instalación de producción de energía que incorpora tal amplificador de energía.

Para la producción de potencia o energía térmica o eléctrica se hallan en un amplio uso los reactores nucleares. Se han desarrollado numerosos diseños de reactor, conduciendo a amplios estudios tecnológicos. Sin embargo, los reactores convencionales no carecen de problemas. El control de la operación o funcionamiento es de manera general delicado, como lo demuestran dramáticamente algunos accidentes. En la mayor parte de diseños de reactor, la preparación del material combustible implica la separación isotópica, un proceso complejo y caro que da lugar a riesgos de proliferación. Se originan también riesgos de proliferación debido al hecho de que los reactores nucleares convencionales producen de manera general plutonio fisionable. La recuperación de energía a partir de tal plutonio, por ejemplo por medio de un reactor reproductor de neutrones rápidos, ha planteado muchas dificultades y sólo se emplea marginalmente. Además, el plutonio y otros actínidos, producidos en cantidades no negligibles en los reactores convencionales, son radiológicamente tóxicos y no se eliminan fácilmente. Se utiliza la conservación o almacenaje geológico de tales actínidos, junto con fragmentos de fisión, pero ésta no es claramente una solución satisfactoria.

La energía nuclear de hoy día se basa principalmente en fisiones de U^{235} natural, que constituye sin embargo solamente unos 0,7% del uranio ordinario. En los primeros tiempos del desarrollo de la energía nuclear, se constató la importancia de reproducir combustibles artificiales a partir de especies nucleares más abundantes con la ayuda de capturas de neutrones. En particular, partiendo del U^{238} dominante se puede reproducir Pu^{239} y a partir de torio natural (isótopo puro Th^{232}) U^{233} fácilmente fisionable. Si bien la reproducción U^{238} - Pu^{239} ha conducido al desarrollo amplio pero controvertido de los reactores reproductores (rápidos), hasta ahora se ha realizado un progreso relativamente pequeño en la cadena de reproducción Th^{232} - U^{233}.

En "Nuclear energy generation and waste transmutation using an accelerator-driven intense thermal neutron source" (Nuclear Instruments and Methods in Physics Research, 1992, Vol. A320, páginas 336-367), C.D. Bowman et al contemplan el uso de un acelerador de protones para incinerar residuos de actínidos producidos por un reactor de agua ligera (véase también la patente US 5.160.696). Se espera también que la instalación sea capaz de producir energía a partir del ciclo del torio. Sin embargo, el flujo de neutrones térmicos en el núcleo de la instalación necesita ser muy elevado (de la franja de 10^{16} cm^{- 2}.s^{-1}) a fin de lograr la transmutación del neptunio y del americio. Bajo estas condiciones, el proceso de producción de energía por reproducción y fisión (es decir captura de un neutrón por Th^{232} que conduce a Pa^{233}, \beta-degradación de Pa^{233} en U^{233} y n-fisión de U^{233}) no puede realizarse in situ, sino que por el contrario necesita de una extracción continua de Pa^{233} respecto al flujo de neutrones para permitir la \beta-degradación de Pa^{233} en U^{233} fuera del núcleo, mientras limita las capturas de neutrones por el Pa^{233}, lo que plagaría el balance de neutrones y conduciría a la producción de actínidos adicionales (a unos 10^{16} cm^{-2}.s^{-1} las probabilidades de formación de Pa234 y U^{233} a partir de Pa^{233} son comparables). Además, deben extraerse continuamente abundantes productos de fisión del núcleo de la instalación y deben procesarse químicamente. Tales extracciones y tal procesado químico son manipulaciones complicadas que harían que la instalación fuese prácticamente inadecuada para las aplicaciones comerciales de producción de energía. Además, la acumulación de Pa^{233} fuera del núcleo de la instalación es indeseable debido a que se degradaría, después de unos 27 días, en U^{233} altamente proliferante.

La patente U.S. nº 5.037.601 revela un reactor nuclear crítico que se basa en la fisión de núcleos de U^{233} reproducidos a partir de Th^{232}. Antes de que el conjunto alcance la criticidad, se realiza una fase de puesta en marcha por medio de un haz de electrones que genera fotoneutrones.

La patente U.S. nº 3.325.371 revela un sistema para obtener un elemento fisionable a partir de un elemento fértil contenido en una materia fértil de reproducción que rodea a una fuente de neutrones de espalación o división en numerosas partículas. Una vez así reproducido, el combustible nuclear se transfiere a un reactor crítico convencional LWR (de las siglas en inglés, un reactor de agua ligera).

En "Accelerator Spallation Reactors for Breeding Fissile Fuel and Transmuting Fission Products" (Nuclear Technologies in a sustainable energy system, Selected papers from an IIASA workshop, Springer-Verlag, Nueva York, 1983, paginas 203 a 224), se presenta un resumen del estado de desarrollo de los reactores de espalación por acelerador para reproducir combustible fisionable y para transmutar productos fisionables. El artículo hace mención de un denominado proyecto para un "Linear Accelerator Driven Reactor" (un reactor gobernado por acelerador lineal) en el que neutrones generados por espalación ocasionarían la multiplicación de fisión y una producción neta de potencia.

Para resumir la técnica anterior, los reactores de energía nuclear y los reproductores rápidos prácticos confían en una reacción de cadena crítica que se realiza de manera general dentro de un recinto sellado pero se plantean aún muchos problemas a pesar de las varias décadas de amplios desarrollos. Y la anterior propuesta de un esquema de neutrones térmicos gobernado en acelerador es actualmente una solución con futuro. Sus aplicaciones prácticas estarán condicionadas por la investigación y el desarrollo a largo plazo, debido al extraordinariamente elevado flujo de neutrones y al requisito o necesidad de separación química a niveles radiactivos de una altura sin precedentes.

Un objetivo principal de la presente invención es proporcionar una alternativa viable a los reactores convencionales para extraer energía nuclear, que evite varios problemas que se encuentran con tales reactores y reproductores rápidos.

Otro objetivo de la invención es que el esquema de producción de energía no necesite de un reprocesado continuo del material combustible. También se desea que el esquema de producción de energía sea compatible con el uso de torio como constituyente principal del material combustible.

Según la invención, se provee un método para producir energía como se indica en la reivindicación 1.

La cantidad en la cual los neutrones son moderados de la producción a la fisión depende de la aplicación. Por ejemplo, se podrían moderar neutrones por todo el camino hacia las energías térmicas (E_{ave} _ 0,025 (T/273ºK) eV, afectadas ligeramente por la temperatura T del medio). En otros casos, como por ejemplo cuando se utiliza agua ligera como moderador, se podría dejar que los neutrones alcanzaran energías del orden de varios eV. Finalmente, en otras aplicaciones, se pueden utilizar refrigerantes que tengan poca acción de moderación y trabajar por lo tanto con neutrones de energías del orden de 100 keV. Denominamos a tales neutrones "neutrones rápidos", en contraste con los ejemplos anteriores en que se indican como neutrones "térmicos" y "epitérmicos", respectivamente.

A fin de obtener una elevada producción de energía, el flujo medio de neutrones al que se expone el material combustible debe ser intenso. Sin embargo, existen razones para limitar el flujo de neutrones en el método de la invención. Ventajosamente, el flujo medio \Phi de neutrones es suficientemente bajo para impedir capturas de neutrones por una cantidad substancial del \beta-precursor del elemento fisionable. Una limitación práctica es \Phi \leq 0,03/(\sigma_{i}^{(2)} \tau_{2}), en la cual \sigma_{i}^{(2)} y \tau_{2} designan la sección transversal de captura de neutrones y la semivida, respectivamente, del
\beta-precursor, de modo que como máximo el 3% de los \beta-precursores capturen neutrones en vez de degradarse en el elemento fisionable. Esta condición garantiza que prácticamente todos los núcleos de \beta- precursores se transforman en el elemento fisionable relevante y que el balance de neutrones en el recinto no es afectado por capturas indeseadas, optimizando con ello la ganancia de energía.

Dado que el proceso de reproducción y de fisión es subcrítico, el factor efectivo k de multiplicación es menor de 1. A fin de obtener una alta ganancia, el contenido de fisionables del material combustible es tal que el factor efectivo de multiplicación es próximo a 1 (típicamente 0,9 \leq k \leq 0,98). En el caso de una interrupción de haces, el contenido de fisionables aumenta debido a las \beta-degradaciones de los \beta-precursores disponibles, y el sistema puede hacerse crítico. A fin de evitarlo, es posible insertar barras de control o similares en el recinto. Pero una solución más simple es mantener el flujo medio de neutrones suficientemente bajo para limitar la cantidad del \beta-precursor de modo que se impida que el material combustible alcance la criticidad en el caso de la interrupción de haces. Esta condición puede cuantificarse como \Phi \leq 0,2/(\sigma^{(3)}\tau_{2}), en donde \sigma^{(3)} designa la sección transversal total de interacción de los neutrones de los núcleos fisionables.

Evidentemente, el valor mayor de k al cual puede realmente trabajar el dispositivo depende del tipo de las protecciones empleadas y de la estabilidad de funcionamiento de k debido a los efectos antes indicados y que a su vez dependen del dominio de energía que se elige para los neutrones. En general, puede decirse que las anteriores condiciones permiten para neutrones rápidos un k substancialmente mayor que para los térmicos o los epitérmicos.

Una vez el material combustible ha alcanzado las condiciones de equilibrio, tiene lugar una fase de quemado, en la cual la relación entre las concentraciones del elemento fisionable y del elemento fértil en el material combustible es substancialmente estable. Cuando en la carga inicial de combustible la relación entre las concentraciones del elemento fisionable y del elemento fértil es substancialmente menor que el valor estable de dicha relación en la fase de quemado, se realiza una fase inicial de reproducción a fin de alcanzar el valor estable. Durante la fase inicial de reproducción, la intensidad del haz incidente debe ser superior que en la fase de quemado.

También es posible utilizar una carga inicial de combustible en la cual la relación entre las concentraciones del elemento fisionable y del elemento fértil sea aproximadamente el valor estable de dicha relación en la fase de quemado. En tal caso, el contenido de elemento fisionable de la carga inicial de combustible puede recuperarse, por medio de una separación química, de otro material combustible que se ha consumido en una operación anterior y similar de producción de energía. Alternativamente, puede insertarse material combustible adicional en el recinto durante la activación del haz de partículas, teniendo dicho material combustible adicional un contenido inicial en el cual la relación entre las concentraciones del elemento fisionable y del elemento fértil es substancialmente menor que el valor estable de dicha relación en la fase de quemado, eliminándose del recinto el material combustible adicional una vez se alcanza el valor estable de dicha relación, a fin de utilizar dicho material combustible adicional como carga inicial de combustible en una operación posterior de producción de energía.

Cuando el elemento fértil es Th^{232} (siendo Pa^{233} el \beta-precursor y siendo U^{233} el elemento fisionable) y los neutrones son térmicos o epitérmicos, el flujo medio de neutrones en el recinto es preferentemente inferior a 1,5 x 10^{14} cm^{-2}.s^{-1} y el material combustible se deja en el recinto hasta que ha sido sometido a un flujo de neutrones integrados de unos 3 x 10^{22} cm^{-2}. Es posible proporcionar núcleos de U^{235} en la carga inicial de combustible, de modo que se tenga un contenido de fisionable en el material combustible antes de la fase de quemado.

Cuando el elemento fértil es U^{238} (siendo Np^{239} el \beta-precursor y siendo Pu^{239} el elemento fisionable) y los neutrones son también térmicos o epitérmicos, el flujo medio de neutrones en el recinto es preferentemente inferior a
10^{15} cm^{-2}.s^{-1} y el material combustible se deja en el recinto hasta que ha sido sometido a un flujo de neutrones integrados de unos 10^{22}cm^{-2}.

Los "núcleos pesados" contenidos en el recinto, que interactúan con el haz de partículas para producir neutrones de elevada energía, pueden estar compuestos por núcleos del material combustible. En tal realización de la presente invención, el medio moderador es agua y la relación entre los valores ocupados respectivamente por el moderador de agua y por el material combustible en el recinto es de la franja de 0,2 \leq V_{m}/V_{f} \leq 1. En particular, el moderador puede ser agua circulante, utilizada además para extraer calor del recinto. Preferentemente, el material combustible está entonces en forma fragmentada y forma un lecho fluidizado con el moderador de agua. La relación V_{m}/V_{f}, y por lo tanto la reactividad, pueden ajustarse fácilmente por medio del ajuste del caudal del moderador de agua.

Alternativamente, los "núcleos pesados" son proporcionados por un blanco separado de espalación, situado centralmente en el recinto y rodeado por el material combustible y el medio moderador. Para evitar el perjuicio de la eficiencia o rendimiento de la producción de energía, el blanco de espalación debe contener una cantidad substancial de un material que tenga una alta transparencia a los neutrones térmicos. Un blanco de espalación fabricado de bismuto y/o de plomo cumple típicamente esta condición.

En la última realización, puede utilizarse un medio moderador en fase sólida, tal como grafito. El moderador en fase sólida se dispone de modo que logre una termalización substancialmente completa de los neutrones de alta energía producidos por el blanco de espalación, estando compuesto por ejemplo el material combustible por una pluralidad de cuerpos de combustible, cada uno encapsulado en una envolvente de moderador en fase sólida. Una ventaja importante de esta realización es que el calor producido por las fisiones puede extraerse del recinto por medio de refrigerantes gaseosos, de los que se sabe que dan lugar a rendimientos termodinámicos superiores que los refrigerantes líquidos.

Finalmente, en vez de agua ligera, puede utilizarse como refrigerante un metal líquido tal como plomo, bismuto o una mezcla eutéctica de ambos. Debido a la menor acción de moderación de tales materiales, el dispositivo será gobernado entonces por neutrones rápidos. Teniendo en cuenta los considerables problemas de seguridad relacionados con el sodio líquido, elegido casi universalmente en los reactores reproductores rápidos, hemos optado por el plomo líquido. Otra razón decisiva para elegir el plomo (o el bismuto o una mezcla eutéctica de ambos) es el hecho de que estos materiales son blancos de alta energía que ofrecen un excelente rendimiento de neutrones y por ello el material refrigerante puede ser también el primer blanco para el haz de protones de alta energía.

Aunque el agua ligera como refrigerante es bien conocida debido a la amplia experiencia de los PWR, su elevada presión (\geq 160 bars) no carece de problemas potenciales, y por ejemplo una pérdida masiva del refrigerante debida a una fuga podría conducir a problemas de fusión. La presencia de la ventana que debe resistir una presión tan grande y permitir la inyección del haz de alta energía complica adicionalmente el problema. Estos problemas pueden atenuarse en gran manera reduciendo la temperatura y, por lo tanto, la presión de funcionamiento o trabajo del agua, pero a costa de un menor rendimiento o eficiencia termodinámica, aunque ello podría seguir siendo de interés para aplicaciones especiales como por ejemplo la desalación de agua o la producción de calor.

Existen ventajas al trabajar con un refrigerante metálico líquido que tenga una presión de vapor muy baja
(\ll 1 mm Hg) a pesar de la superior temperatura de trabajo o funcionamiento, típicamente de 600ºC, con una eficiencia o rendimiento termodinámico correspondientemente superior. No hay manera de que una parte principal del refrigerante pueda perderse o fugarse, siempre que su depósito sea suficientemente resistente y eventualmente de doble pared. El calentamiento de la radiactividad será en la práctica suficiente para mantener el plomo del depósito o tanque principal en su forma líquida. Es suficiente entonces introducir una disipación térmica convectiva, pasiva y permanente desde el tanque hacia el exterior en una cantidad mayor que el calentamiento por radiactividad (un pequeño porcentaje de la potencia térmica total). Esto disipará con seguridad la potencia residual debido a las degradaciones radiactivas después del paro y eliminará de una manera automática y verosímil todos los peligros asociados con un aumento incontrolado de temperatura en el caso de fallo del sistema normal de refrigeración, con el peligro de accidentes por fusión. Este sistema adicional de refrigeración debe ser totalmente pasivo e implicar refrigeración por convección ya sea con agua, ya sea con aire, ya sea con ambos.

El hecho de que este último dispositivo se preste a una protección intrínsecamente segura contra la fusión accidental representa una importante ventaja.

Las partículas del haz incidente son típicamente protones o deuterones proporcionados por un acelerador lineal de partículas o por un ciclotrón de enfoque por sectores y que tiene una energía de por lo menos 0,5 GeV, preferentemente entre 1 y 1,5 GeV.

Según el segundo aspecto de la presente invención, se proporciona un amplificador de energía como se indica en la reivindicación 43.

Según otro aspecto de la presente invención, se proporciona una instalación de producción de energía como se indica en la reivindicación 44.

Una parte de la producción de energía de los medios de conversión de energía puede utilizarse para gobernar el acelerador de partículas.

La invención descrita aquí sobre un amplificador de energía evita la bien conocida dificultad de que los reactores nucleares estén plagados por una insuficiente potencia de reproducción a fin de utilizar torio natural como combustible principal en condiciones prácticas. A fin de obtener una reacción en cadena de reproducción completamente autosuficiente, el número de neutrones secundarios \eta que resultan de un neutrón capturado debe sobrepasar 2 para el elemento fisionable: cada vez debe sacrificarse un neutrón para substituir el núcleo fisionado salido del núcleo fértil y se necesita otro para continuar la cadena de fisión. Tal reproducción completamente sostenida es muy difícil en un reactor, dado que para los neutrones térmicos \eta = 2,29 para U^{233}, valor muy próximo a la condición mínima \eta \geq 2. Por ello, en un reactor una reproducción totalmente sostenida está plagada por el problema de la cantidad o inventario de neutrones. A fin de garantizar al mismo tiempo la reproducción y la criticidad, puede perderse como máximo una fracción
(2,29 - 2)/2,29 = 0,126 de los neutrones por pérdidas de confinamiento y por capturas realizadas por otros materiales. Esto es muy próximo al valor mínimo de las pérdidas de neutrones que puede lograrse utilizando el más cuidadoso diseño y la moderación con agua pesada, dejando poco o ningún espacio para el inevitable crecimiento de capturas debidas por ejemplo a fragmentos de fisión y a otros mecanismos de la absorción de neutrones relacionados con el proceso de reproducción, que se describirán con mayor detalle en lo que sigue. Por consiguiente, un reactor térmico convencional basado en torio no puede trabajar de una forma satisfactoria en un ciclo autosuficiente de Th^{232} - U^{233}. El suministro externo de neutrones elimina las limitaciones antes mencionadas.

Los neutrones rápidos están en una zona en la cual \eta es significativamente mayor que para los neutrones térmicos y epitérmicos. Además, debido a las más altas energías, se producen neutrones adicionales en cada generación por parte de diferentes procesos, tales como por ejemplo fisiones rápidas en el material fértil Th^{232} y reacciones (n;2n) en el combustible y el moderador. A fin de tener en cuenta estas contribuciones, es habitual substituir el parámetro \eta por \eta\varepsilon, en donde \varepsilon es la relación de todos los neutrones producidos con los del material fisionable principal. En el caso de los neutrones rápidos, esperamos \eta\varepsilon _ 2,4 \leftrightarrow 2,5 significativamente mayor que \eta = 2,29, pero en nuestra opinión no lo suficiente para obtener un reactor crítico de larga permanencia.

Utilizado conjuntamente con la presente invención, el torio ofrece ventajas muy importantes con respecto a los reactores y reproductores basados en uranio:

1)

El torio es más abundante que el uranio. Lo que es más importante, es un isótopo puro, que en principio puede utilizarse completamente como combustible. Por lo tanto, en el amplificador de energía, el torio es un combustible 140 veces más eficaz que el uranio natural en un reactor en el cual el uranio natural requiere lo más frecuentemente también un enriquecido isotópico, caro y complicado.

2)

Las reacciones de reproducción y de producción de energía utilizadas en el presente esquema generan pocos actínidos menores entre el residuo radiactivo. En condiciones de régimen, se halla presente una cantidad aproximadamente constante de núcleos fisionables y se quema continuamente y se regenera del material en masa. Literalmente, no se considera que tales actínidos sean "residuos" dado que constituyen las "semillas" muy necesarias para la siguiente carga de la planta de generación de energía. En cambio, los reactores convencionales producen un gran exceso de actínidos de larga vida y altamente tóxicos (el número de núcleos de plutonio producidos es típicamente de 0,5 a 0,9 de los núcleos fisionados de U^{235}), creciendo esencialmente de forma indefinida con el quemado del combustible.

3)

Desde luego, en ambos casos y para una energía entregada dada, existe una cantidad comparable de fragmentos de fisión, la mayor parte de los cuales son inestables. La toxicidad de los fragmentos de fisión es fuerte, pero de una vida mucho más corta. Se degrada muy por debajo del nivel de toxicidad de un volumen de minerales naturales de uranio para una entrega equivalente de energía en un período de unos pocos centenares de años, en los cuales un depósito seguro es perfectamente sensible.

4)

El riesgo o peligro de la proliferación nuclear es negligible, dado que el material potencialmente estratégico, a saber el U^{233}, está presente en el combustible como una mezcla isotópica, con U^{232} producido por las inevitables reacciones (n,2n) en una cantidad suficiente para "desnaturalizar" positivamente el uranio si se separa químicamente. El isótopo U^{232} tiene una vida relativamente corta (70 años) y sus productos de degradación son fuertemente radiactivos y producen un gran calor espontáneo haciendo muy difícil, si no imposible, cualquier desvío militar del material. Además, la toxicidad añadida debida a la presencia de U^{232} no es tan grande como para hacer que el procesado del combustible agotado sea prohibitivamente caro. Esta característica se pierde desde luego en los "incineradores" en los cuales el Pa^{233} es extraído rápidamente y produce posteriormente, por degradación, esencialmente U^{233} puro, de calidad bomba. Este efecto es desde luego maximizado en el caso de neutrones rápidos que producen unas 50 veces más de U^{232} que los neutrones térmicos. Los neutrones rápidos tienen también la ventaja adicional de que la producción de actínidos de masa superior, en la práctica, se suprime totalmente. Incluso la producción de los isótopos de neptunio y de plutonio inferiores, tales como Np^{237} y PU^{238}, se halla prácticamente ausente (niveles de menos de 1 g/tonelada después de 100 GWat (t) día/tonelada). A fortiori, esto se aplica a los isótopos superiores de plutonio, americio, curio, californio, etc., que son la fuente principal de la toxicidad de larga vida de los reactores nucleares ordinarios. En el caso de los neutrones térmicos, se producen isótopos de plutonio en cantidades muy pequeñas y se "incineran" de modo que alcancen el equilibrio con las concentraciones fraccionarias indicadas dentro de paréntesis: Pu^{239} (1,03x10^{-4}), Pu^{240} (6,9x10^{-5}), Pu^{242} (8,8x10^{-5}) y PU^{238} (1,97x10^{-4}), que tiene el moderado tiempo de vida de 87,7 años para \alpha-degradación en U^{234}.

En conclusión, el esquema está gobernado por el deseo de simplicidad y alcanza el objetivo de crear energía nuclear práctica en base al ciclo de reproducción-quemado de torio natural. El combustible se mantiene sellado y contiene una cantidad mínima y constante de material fisionable, que resulta de una condición o estado de equilibrio estable entre la reproducción y las fisiones. Se espera que la utilización de cada carga de combustible tenga varios años de plena utilización en el amplificador de energía sin requerir manipulaciones. Finalmente, el combustible debe devolverse a la fábrica para ser regenerado, eliminando los "venenos" debidos a los fragmentos de fisión y recuperando los isótopos de uranio separados químicamente que se convertirán en las "semillas" de la siguiente carga de combustible. Por lo tanto, el proceso de reproducción puede continuar esencialmente de manera indefinida para cada instalación.

La presente invención difiere radicalmente de las propuestas de los "incineradores" accionados o gobernados por haz ampliamente descritos en la literatura, de los que se espera que destruyan actínidos y eventualmente también algo de los fragmentos de fisión producidos por los reactores nucleares. Nuestra filosofía, por el contrario, es suprimir fuertemente la producción de tales actínidos en la primera ocasión. Los dos dispositivos siguen criterios diferentes de diseño y también funcionan en condiciones muy diferentes:

1)

el amplificador de energía debe trabajar o funcionar con un flujo de neutrones relativamente bajo para garantizar las correctas prestaciones del ciclo propuesto de reproducción y para impedir el peligro de la criticidad. Tal flujo de neutrones (típicamente de unos 10^{14} cm^{-2}s^{-1} para el caso térmico) es comparable al de los reactores nucleares ordinarios y para los cuales existe ya una amplia experiencia tecnológica en cuanto a materiales, etc. Por el contrario, una incineración eficaz basada en neutrones térmicos necesita de un flujo de neutrones que es de aproximadamente dos órdenes de magnitud mayor y una correspondientemente mayor energía del haz. Se aplican limitaciones igualmente estrictas al flujo de neutrones rápidos al que funciona el dispositivo en condiciones aceptables. Obsérvese que para las condiciones de funcionamiento equivalentes y, en particular, para el mismo régimen de quemado, el flujo de neutrones es aproximadamente 33 veces mayor. Como es bien conocido, refleja simplemente el hecho de que las secciones transversales son de manera general menores a mayores energías. Existe una considerable experiencia en varillas o barras de combustible destinadas a reproductores rápidos. La mayor parte de tal experiencia puede transferirse directamente a nuestra aplicación. La termodinámica de las varillas de combustible permite un régimen de quemado que es de unas tres veces el de un amplificador de energía térmica, que resulta ser el límite si para este caso se calculan los límites mencionados anteriormente. Entonces el flujo correspondiente de neutrones es unas 100 veces mayor, es decir \Phi \leq 10^{16} cm^{-2}.s^{-1}. A tal flujo, el diseño de las varillas actuales permitiría un quemado de unos 100 GWat día/t.

2)

La incineración de una cantidad útil de actínidos sería una imposición importante en nuestro inventario o cantidad de neutrones y no permitiría que nuestro sistema funcionara económicamente. En nuestro caso la reproducción y no la incineración es el objetivo principal y determina la elección de todos los parámetros. Se basa en el ciclo Th^{232} - U^{233} mientras que en los incineradores las fisiones de otros actínidos deben contribuir de una forma principal en la generación de neutrones.

3)

Con un flujo de neutrones térmicos muy alto, se necesita una continua separación química en línea (con una eliminación continua de las "cenizas" de Th^{232}), lo que no es requerido por nuestro esquema en el cual el combustible permanece "in situ" por toda la duración de todo el ciclo de combustible.

El amplificador de energía puede compararse, en cuanto a sus prestaciones previstas, con las perspectivas a largo plazo de la fusión nuclear. Un dispositivo de fusión basado en combustión de deuterio - tritio producirá unas cuatro veces de neutrones en unas siete veces la energía media de las fisiones para la misma cantidad de energía generada. En un reactor de fusión, incluso si no existen fragmentos de fisión, estos neutrones interactuarán y acumularán una gran cantidad de radiactividad en las paredes de confinamiento y en el equipo circundante, lo que representará un peligro de radiaciones de una magnitud comparable a la de los fragmentos de fisión. Además, mientras los fragmentos de fisión quedan retenidos estancamente dentro del recubrimiento de combustible, la contaminación por neutrones por una estación o planta de energía de fusión se distribuirá en cierto número de componentes activos en gran escala dispersados sobre un volumen muy grande. Pero, en ambos casos, la masa de los productos radiactivos tiene una vida relativamente corta (hasta unos pocos centenares de años) y representa un problema menor en comparación con los actínidos procedentes de un reactor térmico.

El litio se utiliza normalmente para reproducir tritio. Por lo tanto, una estación o planta de energía por fusión quemará esencialmente litio y deuterio con tritio como intermedio. Se estima que la disponibilidad natural del litio en la corteza terrestre es de sólo siete veces la de torio y ambos son ampliamente adecuados para millones de años de una utilización muy intensa.

Más específicamente, podemos comparar nuestro dispositivo con una fusión de inercia gobernada por haces de iones. Ambos dispositivos necesitan un acelerador de partículas, pero el de la fusión por inercia es mucho mayor, complicado y caro. La ganancia del blanco para un dispositivo de fusión gobernado por inercia, según las suposiciones más optimistas, será de G = 80 \textdiv 100. Sin embargo, este factor es susceptible de reducirse substancialmente e incluso de desaparecer dado que la eficiencia o rendimiento del acelerador correspondiente será inferior teniendo en cuenta su complejidad mucho mayor. Por lo tanto, la ganancia del blanco para el concepto de amplificador de energía aquí propuesto es muy susceptible de estar próxima a la supuesta para la fusión de inercia de haces de iones cuando la complejidad del último dispositivo se comprenda completamente y se tenga debidamente en cuenta. La ganancia de la versión de neutrones rápidos de nuestra invención tiene valores (G = 100 \textdiv 150) que son definitivamente mayores de lo que se espera de la fusión por inercia.

Finalmente, los dispositivos prácticos de fusión basados en confinamiento magnético deben ser muy grandes para garantizar unas condiciones de confinamiento y de quemado eficiente. Éste es también probablemente el caso de la fusión por inercia, aunque por razones diferentes. Su nivel económico mínimo de potencia o de energía es correspondientemente muy grande, dentro de la franja de los gigawatios. Nuestro dispositivo puede construirse con dimensiones mucho menores, entregar económicamente producciones menores de energía y ofrecer por ello una flexibilidad mucho mayor en su utilización. Finalmente, la tecnología es mucho menos sofisticada y esto lo hace mucho más adecuado que las máquinas de fusión para responder a las crecientes demandas de energía de los países en desarrollo y como alternativa a los combustibles fósiles.

Breve descripción de los dibujos

La Fig. 1 es una gráfica que ilustra la relación de concentraciones de equilibrio en el caso de una mezcla Th^{232}-U^{233} en función de la energía de los neutrones incidentes.

La Fig. 2 es un esquema que presenta varias reacciones nucleares que pueden producirse partiendo de Th^{232}.

La Fig. 3a es una gráfica que muestra la evolución en el tiempo de la composición de una placa inicial delgada de torio expuesta a un flujo constante de neutrones térmicos de 10^{14} cm^{-2}.s^{-1}.

La Fig. 3b es una gráfica que muestra la evolución de la composición de una placa de torio en presencia de un flujo de neutrones rápidos en función del régimen integrado de quemado.

La Fig. 4 es una gráfica similar a la Fig. 3a en el caso de una placa de torio inicialmente dopada con "semillas" de uranio.

La Fig. 5a es una gráfica que muestra la sección transversal térmica normalizada debida a la acumulación de fragmentos de fisión procedente de fisiones de U^{233} en el caso de las Figs. 3a y 4 en función del flujo integrado de neutrones.

La Fig. 5b es una gráfica que muestra la fracción de neutrones capturados por los fragmentos de fisión en función del quemado integrado en los casos de neutrones térmicos y rápidos.

La Fig. 6 es una gráfica que muestra las toxicidades esperadas de los productos de fisión y los actínidos en el amplificador de energía, en comparación con las de los reactores convencionales de agua presurizada.

La Fig. 7 es una gráfica que muestra la evolución del factor efectivo o eficaz de multiplicación en función del régimen integrado de quemado en los casos de neutrones térmicos y rápidos.

Las Figs. 8a-8d son gráficas que muestran las variaciones de algunos parámetros en función de la relación en volumen de agua/torio en un amplificador de energía sin blanco independiente de espalación.

La Fig. 9 es un diagrama esquemático de un amplificador de energía sin blanco independiente de espalación.

La Fig. 10a es una vista esquemática en sección axial de un amplificador de energía que tiene un blanco independiente de espalación.

Las Figs. 10b y 10c son vistas en sección de gránulos de combustible y de gránulos de metal de espalación, respectivamente, utilizados en el amplificador de la Fig. 10a.

La Fig. 11 es un diagrama de bloques de un acelerador de protones LINAC.

La Fig. 12 es un diagrama esquemático de un ciclotrón isócrono.

La Fig. 13 es un diagrama que muestra varias reacciones nucleares que pueden producirse partiendo de U^{238}.

La Fig. 14 es una gráfica similar a la Fig. 3a cuando se utiliza uranio ligeramente agotado como material combustible inicial.

La Fig. 15 es un diagrama general de un amplificador de energía refrigerado por líquido.

La Fig. 16a es una vista en sección de una barra de combustible utilizable en el amplificador de la Fig. 15. Un conjunto de tales barras de combustible se muestra en vista en perspectiva en la Fig. 16b.

\newpage

La Fig. 17 es una vista esquemática de un conjunto de combustible en forma de un lecho fluidizado utilizable, por ejemplo, en el amplificador de la Fig. 15.

La Fig. 18 es un diagrama de bloques de unos medios de conversión de energía utilizables con un amplificador de energía refrigerado por líquido.

La Fig. 19 es un diagrama de bloques de unos medios de conversión de energía utilizables con un amplificador de energía refrigerado por gases.

La Fig. 20 es un diagrama esquemático de un amplificador de energía utilizable en el caso de neutrones rápidos.

La Fig. 21 es un diagrama esquemático del núcleo de un amplificador de energía como se muestra en la Fig. 20.

Si bien las explicaciones del mecanismo nuclear relevante indicado aquí se basan en la mejor prueba experimental actualmente conocida, no deseamos quedar limitados por aquéllas, puesto que otros datos experimentales posteriormente descubiertos pueden modificar algunos detalles.

El torio como combustible de reproducción

Una sección transversal de fisión muy grande para neutrones de baja energía es la propiedad o característica peculiar de unos pocos núcleos de alta Z tales como U^{233}. Los núcleos tales como Th^{232} tienen una sección transversal de fisión no significativa inferior a \approx 1 MeV, pero pueden utilizarse para reproducir materiales fisionables. A bajas energías, la reacción (n-\gamma) (captura de neutrones) es el único procedimiento inelástico que conduce a un núcleo final (excitado) con un neutrón más. En cambio, el núcleo hijo es \beta-inestable y conduce, a través de una cascada de degradaciones, a un núcleo final de alta Z. Por lo tanto, la reacción de captura de neutrones ofrece la posibilidad de "reproducir" combustibles fisionables a partir de materiales iniciales que no lo son, en particular:

(1)Th^{232} + n \Rightarrow Th^{233} + \gamma \Rightarrow Pa^{233} + \beta^{-} \Rightarrow U^{233} + \beta^{-}

Permítasenos definir primero las secciones transversales relevantes para la mezcla de elementos en las barras de combustible. La relación de la reacción \sigma_{i} de n-captura respecto a la reacción \sigma_{f} de fisión, promediada en el espectro de neutrones, y la composición de material se denota normalmente con \alpha y la multiplicidad de neutrones con \nu. Por lo tanto la fracción de las reacciones de fisión y de captura es 1/(1 + \alpha) y \alpha/(1 + \alpha), respectivamente. La cantidad
\eta = \nu/(1 + \alpha) es el número de neutrones secundarios que resultan de un neutrón interactuante.

Supóngase que una placa delgada de material fértil (Th^{232}) está expuesta a un intenso flujo \Phi de neutrones. Indicando con (X_{1}), (X_{2}) y (X_{3}) los sucesivos núcleos Th^{232}, Pa^{233} y U^{233} de la cadena (1), (la \gamma-transición de Th^{233} a su estado de base y la posterior \beta-transición a Pa^{233} se negligen) las ecuaciones diferenciales básicas son:

\frac{dn_{1}}{dt} = \lambda_{1}n_{1} (t)

\frac{dn_{2}}{dt} = \lambda_{1}n_{1} (t)-\lambda_{2}n_{2} (t)

\frac{dn_{3}}{dt} = \lambda_{2}n_{2} (t)-\lambda_{3}n_{3} (t)

\frac{dn_{4}}{dt} =\lambda_{3}n_{3} (t)

en donde n_{k}(t) designa la concentración de elemento X_{k} en el material combustible (k = 1,2,3) en el momento t, y
n_{4}(t) es la concentración de los productos de fisión de X_{3}.

En nuestro caso \lambda_{1} = \sigma_{i} ^{(1)}\Phi, \lambda_{2} = 1/\tau_{2}, \lambda_{3} = [\sigma_{i}^{(3)} + \sigma_{f}^{(3)}]\Phi, en donde el índice superior (k) significa el elemento X_{k}, y \tau_{2} designa la semivida del elemento X_{2} bajo \beta-degradación. Inicialmente, n_{2}(0) = n_{3}(0) = 0. Las capturas por Pa^{233} se negligen por simplicidad, en esta etapa, y se considerarán posteriormente. Resolviendo las ecuaciones diferenciales y con la aproximación de que \lambda_{1} \ll \lambda_{2} y \lambda_{1} \ll \lambda_{3}, hallamos:

\newpage

n_{1}(t) = n_{1} (0)e^{^-\lambda_{1t}}

n_{2}(t) = n_{1}(t)\frac{\lambda_{1}}{\lambda_{2}}(1-e^{-\lambda_{2t}} )

n_{3}(t) = n_{1}(t)\frac{\lambda_{1}}{\lambda_{3}}\left[1-\frac{1}{\lambda_{3} -\lambda_{2}}(\lambda_{3}e^{-\lambda_{2}t} -\lambda_{2}e^{-\lambda_{3}t})\right]

En condiciones estacionarias o no dinámicas, n_{3}/n_{1} = \sigma_{i}^{(1)}/[\sigma_{i}^{(3)} + \sigma_{f}^{(3)}], independientemente del flujo de neutrones. Evidentemente, no será posible irradiar uniformemente el combustible; no obstante, la mezcla fértil-fisionable permanece estable durante las condiciones de régimen, independientemente de la intensidad local del flujo de neutrones. En la Fig. 1 punteamos n_{3}/n_{1} en el caso de una mezcla de Th^{232} y U^{233} en función de la energía de neutrones en el amplio intervalo de 10^{-5} eV hasta 20 MeV. Por debajo de 1 eV, hallamos un valor constante, n_{3}/n_{1} = 1,35 x 10^{-2}. Por encima de tal energía, la relación oscila rápidamente en la zona de resonancia y se fija a valores mucho mayores en la proximidad de n_{3}/n_{1} \approx 0,1 para energías correspondientes al espectro de neutrones de la fisión. El funcionamiento sin moderador y con un espectro de neutrones directamente de las fisiones dará una concentración de equilibrio del material fisionable que es aproximadamente siete veces mayor que la de la alternativa de neutrones termalizados.

Sin embargo, como veremos, los neutrones rápidos permiten regímenes de quemado mucho mayores y por lo tanto el total de combustible puede reducirse correspondientemente: para la misma energía producida, las existencias acumuladas de U^{233} son en general comparables para ambos esquemas.

El hecho de que después de un período de marcha y en condiciones estables el contenido de fisionables tenga una concentración substancialmente constante es importante y debe subrayarse. La estabilidad puede verificarse cualitativamente viendo el efecto de las pequeñas variaciones de n_{3}/n_{1}: un pequeño aumento (disminución) de n_{3}/n_{1} será corregido por una mayor combustión y una menor reproducción lo que, a su vez, disminuirá n_{3}/n_{1} (o viceversa). Pero las variaciones instantáneas de la intensidad del haz, si bien son inmediatamente reflejadas en el régimen de combustión o quemado del material fisionable, sólo producen nuevo combustible después de un tiempo del orden de \tau_{2}. Por ejemplo, un aumento de la irradiación de neutrones producirá una inmediata reducción de n_{3}/n_{1} seguida por un aumento de n_{3}/n_{1} sólo después de \tau_{2}. Éste es el problema clásico del retardo en un bucle de realimentación.

Permítasenos considerar ahora el elemento intermedio, es decir el \beta-precursor Pa^{233}. En condiciones estacionarias, n_{2}/n_{1} = \sigma_{i}^{(1)} \Phi \tau_{2}, que implica una densidad de (X_{2}) directamente proporcional al flujo de neutrones. Por ello, las variaciones del flujo provocan variaciones en n_{2}/n_{1} que, a su vez, implican un nuevo período de transición hacia la nueva condición o estado de equilibrio. Entonces n_{3}/n_{1} ya no será independiente de \Phi, dado que las variaciones instantáneas de la intensidad del haz, si bien se reflejan inmediatamente en el régimen de quemado o combustión del material fisionable, producen nuevo combustible solamente después de un tiempo del orden de \tau_{2}. Por ejemplo, si se corta bruscamente el flujo de neutrones, los núcleos (X_{2}) se degradarán con un régimen \lambda_{2} = 1/\tau_{2} en (X_{3}), conduciendo a una población final de (X_{3}) igual a n_{2} + n_{3}. Tal aumento de material fisionable no debe hacer que el sistema sea crítico, aunque el retardo de tiempo está relacionado con \tau_{2} y pueden tomarse fácilmente medidas correctivas largas (muchos días) y simples. Por ello, la relación relativa n_{2}/n_{3} = (\sigma^{(3)} \Phi \tau_{2}) en la cual \sigma^{(3)} = \sigma_{i}^{(3)} + \sigma_{f}^{(3)} debe permanecer pequeña, fijando un límite para el flujo \Phi de neutrones.

Para un cambio de flujo menos radical de una función de etapas de amplitud \Delta\Phi, las variaciones de n_{3}/n_{1} son correspondientemente menores:

n_{3}(t) = n_{1}(t)\frac{\sigma_{i}^{(1)}}{\sigma^{(3)}}\left[1+(\sigma^{(3)}\Delta\Phi)\frac{1}{\lambda_{2}-\lambda_{3}}(e^{-\lambda_{3}t}-e^{-\lambda_{2}t)}\right]

en donde t se calcula a partir del cambio de flujo y \lambda_{3} = \sigma^{(3)}\Phi se refiere a las nuevas condiciones de flujo. Evidentemente, pueden analizarse cambios más complejos utilizando la anterior fórmula como suma de funciones de etapa.

Existe una segunda condición o estado igualmente relevante que limita al flujo de neutrones. Desde luego, a fin de lograr una gran reproducción, la mayoría del Pa^{233} debe sobrevivir a la captura por neutrones y más bien degradarse hacia U^{233}, lo que se traduce en la condición o estado \sigma_{i}^{(2)} \Phi \tau_{2} \ll 1. Las secciones transversales inelásticas para las energías de E hasta unos pocos eV (inferiores a la región o zona de resonancia) pueden parametrizarse como
\sigma(E) = (0,025 eV/E)^{1/2}\Sigma, con el parámetro \Sigma que se recoge para los elementos relevantes en la Tabla 1.

Utilizando la Tabla 1 y n_{2}/n_{3} \leq 0,2 hallamos \Phi \leq 1,44 x 10^{14} [T/(300ºK)]^{1/2} cm^{-2} s^{-1} para Pa^{233} - U^{233} y los neutrones térmicos o epitérmicos, correspondientes a grandes rendimientos de energía, especialmente del orden de 70 MW para cada tonelada de masa de combustible de Th^{232} y temperaturas razonables. La cantidad T significa la temperatura, en grados Kelvin, correspondiente a la energía media de los neutrones, es decir la temperatura del medio moderador cuando ha tenido lugar la termalización completa. Las condiciones prácticas de funcionamiento no sobrepasarán normalmente tal límite para \Phi. Para temperaturas prácticas, el límite del flujo de neutrones será:
\Phi \leq 3x10^{14}cm^{-2}s^{-1}. La condición \sigma_{i}^{(2)} \Phi \tau_{2} \ll 1 se traduce en un flujo de neutrones térmicos, dependiente de la temperatura, \Phi \ll 1,05 x 10^{16}[T/(300ºK)]^{1/2} cm^{-2} s^{-1}, que conduce sólo a un pequeño porcentaje de pérdida de reproducción para el límite anterior.

TABLA 1 Parámetros de algunos núcleos por debajo de unos pocos eV: [\sigma(E) = (0,025 eV/E)^{1/2}\sum]

Elemento	Elástico, \Sigma	Captura, \Sigma	Fisión, \Sigma	n-multip.	seg/prim	\sigma(\gamma)/\sigma(f)
	barnio	barnio	barnio	\nu	\eta	\alpha
Th^{232}	13,0	7,48	<2x10^{-4}
Pa^{233}	13,1	40,6	- - -
U^{233}	12,7	46,2	534	2,52\pm0,03	2,28\pm0,02	0,105\pm0,007
U^{235}	10\pm2	112\pm110	582\pm10	2,47\pm0,03	2,07\pm0,02	0,192\pm0,007
U^{238}	8,3\pm0,2	2,75\pm0,04	<5x10^{-4}
Pu^{239}	9,67\pm0,5	285\pm13	740\pm9	2,91\pm0,04	2,09\pm0,02	0,39\pm0,03
Bi^{209}	9,37	0,034	- - -
Natural	13,0	0,17	- - -
Pb

En el caso de los neutrones rápidos, las secciones transversales deben integrarse en el espectro y dependen en algún grado de la elección de la composición química del combustible (metal puro respecto a óxido) y del refrigerante. Permítasenos considerar primero la consecuencia ya discutida de la vida media relativamente larga del Pa^{233}, es decir la adición significativa de reactividad que se produce durante un largo paro, después del tiempo de vida característico de degradación del Pa^{233}, la concentración de U^{233} aumentará en una cantidad asintóticamente igual a la concentración de Pa^{233}, esencialmente independiente del modo de funcionamiento del dispositivo para un régimen dado de quemado o combustión de equilibrio. Sin embargo, dado que ahora la concentración de equilibrio del U^{233} es de unas siete veces mayor, su efecto sobre la reactividad sólo será de 1/7 del efecto de los neutrones térmicos. Incluso para un régimen de combustión o de quemado tres veces mayor, el correspondiente límite será aún de 3/7 del límite dado para los neutrones térmicos.

A continuación, consideramos la captura de neutrones (rápidos) por parte de los elementos intermedios del proceso de reproducción y específicamente por el Pa^{233} que destruye un átomo naciente de U^{233} al precio de un neutrón adicional. La sección transversal \sigma_{a} (Pa^{233}) es de unos 43 b (b; 1b = 10^{-24} cm^{2}) en energías térmicas y de 1,0b para neutrones rápidos (E _ 10^{5} eV). Por ello, para neutrones rápidos, la sección transversal es mucho menor pero el flujo es correspondientemente mayor: para un régimen dado de combustión o quemado, la pérdida es de 0,67 veces el valor de los neutrones térmicos. Obsérvese, sin embargo, que la posibilidad de pérdidas de neutrones es mucho mayor para los neutrones rápidos que tienen un mayor \eta\varepsilon, y por ello son prácticos mayores regímenes de combustión o quemado; a tres veces el régimen de combustión o quemado la pérdida es del doble de la fijada para los neutrones térmicos, lo cual es bastante aceptable.

Se producen muchas más reacciones debido al intenso flujo de neutrones y a las degradaciones naturales. La cadena de reacciones posibles, partiendo del combustible inicial Th^{232}, se muestra en la Fig. 2, en la cual las flechas verticales indican capturas de neutrones con las secciones transversales correspondientes en barnios, (b; 1b = 10^{-24} cm^{2}), las flechas oblicuas indican n-fisiones con las secciones transversales correspondientes en barnios y las flechas horizontales indican \beta-degradaciones con las correspondientes semividas en minutos (m), horas (h) o días (d). Las secciones transversales son para neutrones térmicos en barnios.

La situación es suficientemente compleja para justificar una simulación por ordenador. Los resultados se muestran en la Fig. 3a, en la cual se indica la evolución en el tiempo de la composición de una placa inicial y delgada de torio expuesta a un flujo constante de neutrones (térmicos) de 1,0 x 10^{14} cm^{-2} s^{-1}. Puede verse el \beta-precursor Pa^{233}, la mezcla de isótopos de uranio y una pequeña fracción de actínidos superiores, Np^{237} y PU^{238}.

Los últimos dos elementos son las únicas "cenizas" propiamente dichas de la combustión, dado que los isótopos de uranio son las "semillas" para otra utilización. La escala completa de la gráfica en las abcisas corresponde a unos 10 años de exposición continua. Después de una primera fase inicial de "reproducción" en la cual se acumula U^{233} hasta la relación de equilibrio, se fija una situación o estado constante en el cual se están produciendo tanto fisión como reproducción (fase de combustión o quemado). Se forman elementos adicionales que en general se queman por medio de los neutrones y por ello alcanzan una concentración de equilibrio. Se desarrolla una concentración significativa de U^{234} que tiene una significativa probabilidad de transformarse en U^{235} altamente fisionable. Se utilizan aún capturas por parte del U^{233} que no conducen a fisiones de inmediato (\approx 10%) para producir energía dado que se "reproducen" para dar U^{235} fértil a través de U^{234}. Este proceso secundario de reproducción, que se parece a la reacción (1) -excepto que es gobernado totalmente por capturas de neutrones- tiene una contribución adicional en el inventario de neutrones, dado que la transformación de U^{234} en U^{235} requiere un neutrón, mientras que la fisión de U^{235} da o cede aproximadamente 2,5 nuevos neutrones. Este isótopo puede no lograr a su vez la fisión y capturar en cambio otro neutrón, conduciendo a U^{236}. El siguiente elemento a formar es U^{237}, que tiene un corto tiempo de vida (6,75 días) y que se degrada en Np^{237} que tiene un largo tiempo de vida. Otra captura por neutrones y el Np^{237} es incinerado para dar PU^{238} que tiene el moderado tiempo de vida de 87,7 años para una \alpha-degradación para dar U^{234}. Si se deja durante un largo tiempo dentro del combustible, el PU^{238} capturará otro neutrón con una gran sección transversal, dando lugar así a Pu^{239} fácilmente fisionable.

A flujos de neutrones del orden de 10^{14} cm^{-2} s^{-1} estas muchas etapas adicionales tienen una probabilidad crecientemente menor de producirse y las "cenizas" siguen siendo principalmente isótopos de uranio. Como ya se ha señalado, tienen la importante función de garantizar que una simple separación química no pueda producir una cantidad significativa de combustible para aplicaciones militares. La acumulación de actínidos distintos de las "semillas" de uranio no constituye un problema ni incluso después de varias recuperaciones y utilización de semillas como se muestra en la Fig. 4, que es igual que la Fig. 3a excepto que ahora las "semillas" terminales de uranio están reinyectadas en el nuevo combustible de torio. De manera general, esperamos que se separen del uranio a cada ciclo de reutilización y se almacenen o incineren.

La cantidad de energía entregada depende linealmente del flujo de neutrones, que no es uniforme dentro del volumen activo. Por ello, es útil hablar de una exposición "media" \Phi_{ave} de neutrones. La energía térmica total producida por las fisiones en una masa M de combustible en el equilibrio de reproducción y a la temperatura T de los neutrones viene dada por:

p=55.3\left(\frac{M}{1Ton}\right) \left(\frac{\phi_{ave}}{10^{14}cm^{-2}s^{-1}}\right) \left(\frac{300K}{T(^{o}K)}\right)^{1/2}Mwatt

Como ejemplo, fijando M=4,92 toneladas, \Phi_{ave} = 1,50 x 10^{14} cm^{-2} s^{-1} y T = 400ºC, hallamos 267 MW. Si estas condiciones constantes se mantienen ininterrumpidas durante dos años, el flujo integrado de neutrones del combustible será 9,46 x 10^{21} cm^{-2}, lo que da una cifra conservadora del flujo integrado permitido. Durante este período se habrá quemado aproximadamente 4,6% del combustible de torio, correspondiente a una masa de unos 220 kg. Una tonelada de combustible corresponde a 2,8 millones de toneladas métricas de carbón. Siempre con condiciones fijas o estacionarias, la cantidad de U^{233} fisionable es del orden de 67 kg, lo que significa que el combustible fisionable se reproduce completamente a una velocidad ligeramente inferior del doble por año.

En el caso de los neutrones rápidos, el régimen de combustión o quemado es de unas tres veces el anterior. Debido a las superiores energías, se producen neutrones adicionales a cada generación por medio de diferentes procesos, como por ejemplo fisión rápida en material fértil Th^{232} y reacciones (n, 2n) en el combustible y el moderador. Debe observarse que, en el régimen de neutrones rápidos, la mayor parte de núcleos par-par como U^{232}, U^{234}, U^{236}, etc., presentan una sección transversal de fisión significativa. Por ello, la mayor parte de estos elementos se convierten en combustibles útiles. Las concentraciones de los actínidos son muy diferentes respecto a las concentraciones en energías térmicas (Fig. 3b). Mientras los nuevos elementos se hacen importantes debido a los canales mejorados
(n, 2n) como por ejemplo Pa^{231} y U^{232}, la producción de actínidos de masa superior se suprime muy fuertemente. Incluso ahora se suprime prácticamente (niveles inferiores a 1 g/tonelada después de 100 GWat (t) día/ton) la producción de los isótopos inferiores de neptunio y de plutonio, tales como Np^{237} y PU^{238}. A fortiori, esto se aplica a los isótopos superiores de plutonio, americio, curio, californio, etc., que son la principal fuente de toxicidad de larga vida de los reactores nucleares ordinarios.

La opción de neutrones rápidos augura también una importante reducción de la toxicidad de actínidos en comparación con las prestaciones ya notables de los ejemplos anteriores, siempre que se dominen dos problemas, a saber el asociado con la presencia de U^{232} y el del Pa^{231}. La presencia de una cantidad relativamente grande de U^{232}, que es unas 50 veces más abundante que para neutrones térmicos para combustión comparable, podría desde luego considerarse como una ventaja, dado que "desnaturaliza" positivamente el uranio haciendo muy difícil, si no imposible, cualquier desvío militar del material. Como ya se ha señalado, la toxicidad añadida debida a la presencia de U^{232} no es tan grande como para hacer el procesado del combustible agotado prohibitivamente caro.

El Pa^{231} (que se produce al régimen de 200 g/tonelada de combustible de torio después de 40 GWat día/tonelada de combustión, aproximadamente proporcional a la combustión integrada) representa en cambio una fuente de radiotoxicidad adicional de larga vida (\tau = 3,2 10^{4} años) que debe dominarse. Es posible separar químicamente el Pa^{231} del combustible agotado. Pueden preverse métodos para eliminarlo. Podría introducirse tal elemento dentro de un fuerte flujo térmico y transformarlo en U^{232} por captura de neutrones y posterior \beta-degradación. La sección transversal de captura de neutrones térmicos de Pa^{231} es muy grande y está dominada por una gran resonancia de 600 b a
E_{n} = 0,3 eV, lo que significa que, a un flujo de neutrones de 2 x 10^{14} cm^{-2} s^{-1}, el tiempo 1/e de doblado para la destrucción es de 96 días. Para ello es concebible un dispositivo adecuado basado en neutrones térmicos. Alternativamente, si el Pa^{231} es simplemente reinyectado en la siguiente carga de combustible, su concentración se saturará finalmente a un valor constante después de una combustión o quemado largo, como resultado de la producción y la incineración competitivas.

El quemado o combustión de un reactor ordinario varía desde los 7 GWat (t) día/t de un combustible de uranio natural de reactores de CANDU a los 30 \textdiv 50 GWat (t) día/t de uranio enriquecido en PWR. En la presente invención, el combustible se renueva en principio continuamente por medio de la reproducción. Por lo tanto, en principio, el quemado o combustión final es determinada no por el agotamiento del combustible sino más bien por (1) envenenado por fragmentos de fisión; (2) daño por radiaciones de las estructuras de soporte; y (3) acumulación de presión de fragmentos gaseosos de fisión.

En el caso del amplificador de energía, como indicaremos posteriormente (véase el siguiente párrafo), el envenenado por fisión en el caso de los neutrones térmicos limita el uso práctico de un combustible a unos 50 GWat (t) día/t. Los neutrones rápidos permiten en principio un quemado o combustión mucho más larga, dado que el envenenado por fragmentos de fisión ya no es un problema principal. Por lo tanto, la utilización de combustible está determinada por las limitaciones (2) y (3). Un objetivo razonable sería entonces 100 \textdiv 150 GWat día/t, correspondientes a uno
10 \textdiv 15% del torio en el combustible reproducido y quemado. Sin embargo, el flujo de neutrones es de unas 33 veces mayor para el mismo quemado, dado que la sección transversal macroscópica para la fisión de U^{235} es correspondientemente menor. El daño por radiaciones se convierte en uno de los problemas importantes y puede representar una limitación principal para extender el quemado o combustión más allá del límite indicado. La amplia experiencia acumulada en el desarrollo de los reproductores rápidos indica que los objetivos de quemado o combustión son realistas.

1.- Fragmentos de fisión

La combustión de una cantidad apreciable de combustible producirá fragmentos de fisión que a su vez tendrán una sección transversal de captura eficaz significativa para los neutrones térmicos. Esta es una cuestión importante de este esquema, dado que está íntimamente relacionada con el problema del tiempo durante el cual la reacción puede proseguir sin reprocesar. Como ya se ha indicado, cuando se compara con un reactor nuclear, en el amplificador de energía estos efectos son menos relevantes dado que ahora no debe mantenerse la criticidad. Una estimación de los efectos debidos a los fragmentos de fisión es una tarea importante, dado que existen muchos núcleos y cadenas complicadas de degradación. Solamente es posible dar resultados con cálculos numéricos basados en secciones transversales y en capturas de neutrones térmicos disponibles. Se espera que los neutrones epitérmicos contribuyan sólo ligeramente, dado que las resonancias en núcleos de Z media se hallan de manera general muy por encima de estas energías. Por ello se cree que estos cálculos pueden proporcionar una determinación razonablemente exacta de la situación. Existen tres efectos principales que deben considerarse:

1) Los fragmentos de fisión pueden capturar alguno de los neutrones, afectando así el inventario de neutrones y por consiguiente la amplificación de energía del bloque. Existe una complicada interrelación entre las capturas de neutrones y las degradaciones que conducen ambas a transformaciones de los centenares de compuestos que resultan de la fisión. Por lo tanto la evolución depende del flujo de neutrones y, de manera más general, del historial del combustible. Este es un efecto bien conocido en los reactores nucleares. También debe observarse que el fragmento de fisión venenoso es menos importante en el caso del torio en el equilibrio de reproducción que, por ejemplo, en el uranio natural, dado que la sección transversal del combustible es 2,17 veces mayor y por ello el número de capturas para una concentración dada de fragmentos de fisión es correspondientemente menor. Los resultados de cálculo utilizando secciones transversales conocidas se muestran en la Fig. 5a para flujos razonables de neutrones y con la sección transversal total efectiva o eficaz parametrizada en la forma ya usada en la Tabla 1, a saber
[\sigma(E)=(0,025eV/E)^{1/2}\Sigma]. En la Fig. 5a mostramos una sección transversal térmica normalizada debida a acumulaciones de fragmentos de fisión procedentes de fisiones de U^{233}, en función del flujo integrado y para un flujo constante de neutrones de 1,0 x 10^{14} cm^{-2} s^{-1}. Dos curvas corresponden a las condiciones de la Fig. 3a y de la Fig. 4, respectivamente. Se han añadido secciones transversales y regímenes de degradación conocidos para 1170 fragmentos nucleares diferentes, teniendo en cuenta la evolución en el tiempo. Las resonancias para los núcleos de Z media procedentes de fragmentos de fisión se producen de manera general a energías superiores que en los actínidos y tienen una menor contribución en el régimen. La dependencia del efecto de envenenado por fisión crece menos rápidamente que linealmente con la irradiación integrada \int\Phi dt dado que se trata en ambos casos de fragmentos de fisión de saturación (como por ejemplo los bien conocidos Xe^{135} y Sm^{149}) y de no saturación.

Son bien conocidas las pérdidas de neutrones debidas al producto Xe^{135} de fisión de alta sección transversal térmica. La fracción de veneno de xenon es dependiente del flujo de neutrones, ya que se refiere, como en el caso del Pa^{233}, a un equilibrio entre las capturas y las degradaciones. Para los neutrones térmicos y en el equilibrio de reproducción, la fracción de neutrones capturada por el Xe^{135} viene dada por la expresión 0,9 x 10^{-19}\Phi/(2,1 x 10^{-5 }+ 3,5 x 10^{-18}\Phi) que tiende a un valor asintótico de 0,028 para flujos \Phi \geq 1,0 x 10^{14} cm^{-2} s^{-1}. Después de un paro del reactor o de una reducción de potencia, aumenta temporalmente el envenenado por xenon incluso adicionalmente debido a que las degradaciones que producen Xe siguen ocurriendo, pasando a través de un máximo de 10 a 12 horas después del paro. La magnitud de este envenenado pasajero adicional depende también del flujo de neutrones. Aunque la pérdida temporal no es significativa, una necesaria reserva de reactividad, incluso si se compensa normalmente por medio de dispositivos de control, representaría una pérdida permanente de neutrones.

Los mismos cálculos por ordenador se han utilizado también para analizar el envenenado en función del quemado o combustión integrada para condiciones relevantes al caso de neutrones rápidos. La conclusión más relevante es que las pérdidas debidas al envenenado por fragmentos de fisión son mucho menos importantes (Fig. 5b). Por lo tanto, son posibles unos quemados mucho más largos sin reprocesar el combustible. Por ejemplo, a un quemado dado de 40 GWat día/t, la fracción de capturas es de unos 18% para los neutrones térmicos y sólo de 1,4% para los neutrones rápidos. En el último caso, el efecto de envenenado de tipo xenon está substancialmente ausente, dado que no hay ningún núcleo de fragmento de fisión que tenga las características requeridas en el dominio de energía de importancia. Estas características se traducen en dos ventajas distintivas para la opción de neutrones rápidos, a saber (1) en un quemado o combustión mayor y (2) en un valor permitido mayor de k, dado que sus variaciones debidas a las capturas por los fragmentos de fisión son ahora (1) independientes del tiempo y (2) mucho menores.

2) Los fragmentos de fisión son generalmente radiactivos y producen calor adicional, incluso si el haz de protones se apaga, dado que contribuyen en unos 14 MeV a la energía total emitida por la fisión que es (204 \pm 7) MeV. Inmediatamente después de apagar el haz de protones, la potencia producida por esta actividad residual es de
14/204 = 0,0686 en el estado constante o de régimen. La actividad se degrada lentamente con el tiempo, aproximadamente como t^{-0,20}, en donde t está en segundos, conduciendo a una reducción de un factor 10 en aproximadamente un día. La refrigeración continuada debe garantizar desde luego que no se produzca fusión. Respecto a ello, el amplificador de energía no difiere substancialmente de un reactor.

Sin embargo, existe la posibilidad, por lo menos en el caso del plomo como refrigerante, de extraer el calor de los fragmentos de fisión de tal forma que se elimine totalmente el peligro de una fusión accidental en la eventualidad de un fallo masivo del sistema de refrigeración.

Hemos adoptado el punto de vista de que si se "sacrifica" un pequeño porcentaje de la energía térmica producida por el amplificador de energía disipándola de una forma espontánea por convección natural, en una cantidad tal que sobrepase el calor de la radiactividad, se hace prácticamente imposible una fusión accidental.

Es bien conocido que un reactor de "piscina" es seguro respecto a los riesgos o peligros de fusión. Ello no es sólo debido al hecho de que la energía producida es modesta. Principalmente es debido a que el calor producido por el calentamiento por \beta-degradación se extrae del núcleo por convección natural. Por ello hemos explorado la posibilidad de utilizar la convección natural en la gran piscina de plomo líquido para extraer el correspondiente, pero mucho más radiactivo, calor de degradación procedente del amplificador de energía. Un segundo bucle de refrigeración, también pasivo, transferiría entonces tal calor al ambiente. Para esta transferencia secundaria se utilizaría o bien agua o bien, incluso mejor, aire.

Aquí, concentramos nuestra atención en la extracción de calor primario procedente del núcleo hacia la piscina o masa de plomo líquido. Incidentalmente, el calor por degradación de radiactividad garantizará automáticamente que el plomo permanezca líquido. Suponemos una estructura de núcleo constituida por una gran cantidad de canales delgados entre las varillas, cada uno de un diámetro equivalente D y un área total en sección transversal A_{f}. El flujo de refrigerante entre las varillas paralelas es aproximadamente laminar, debido al poco espaciado de las varillas y a la pequeña fuerza de gobierno o accionamiento por convección. Esto contrasta con la extracción forzada de calor durante el funcionamiento del amplificador de energía, en la cual el flujo de refrigerante es definitivamente turbulento. La razón de insistir en un flujo laminar no es fundamental, pero garantiza la transferencia más eficiente con la mínima caída de presión a través del núcleo.

La capacidad de transportar una energía térmica q_{tot} fuera del núcleo por convección sólo puede estimarse fácilmente con la ayuda de la ecuación de Poiseuille. La diferencia requerida de temperatura \Deltat entre la parte superior y la parte inferior del núcleo para garantizar la transferencia de calor viene dada por

\Delta t = \sqrt{\frac{96\mu_{ave}}{\beta p^{2}_{ave}A_{f}gD^{2}c_{p}}q_{tot}}

en donde \mu_{ave}, \rho_{ave} y c_{p} son respectivamente la viscosidad media, la densidad y el calor específico del fluido refrigerante, g es la aceleración de la gravedad y \beta es el coeficiente térmico para expansión o dilatación en volumen. El uso de plomo líquido es particularmente favorable dado que tiene un gran coeficiente de dilatación térmica, una gran densidad y una pequeña viscosidad y permite grandes diferencias de temperatura.

A fin de estimar las capacidades del método, nos concentramos en una gran instalación con una potencia nominal de 2,4 GWat (t). Evidentemente, una unidad de menor potencia plantearía un problema más simple. Inmediatamente después del paro o apagado, la potencia térmica debida a la radiactividad retardada es del orden de varias unidades por ciento de la potencia nominal y baja rápidamente con el tiempo. Supóngase entonces que debe disiparse con seguridad un máximo de q_{tot} = 2,4 x 10^{9} x 0,05 = 1,2 x 10^{8} wat. Se considera que el diámetro equivalente de los espacios entre las varillas es D = 0,3 cm y que el área total de sección transversal de los canales de refrigeración, es decir el área de flujo, es A_{f} = 2,0 m^{2}. La diferencia de temperatura es entonces \Deltat = 244ºC, lo que es muy aceptable teniendo en cuenta la excepcionalidad del evento. La velocidad con la cual circula el líquido a través del núcleo viene dada por:

v = \frac{q_{tot}}{pc_{p}A_{f} \Delta t}

que da v = 0,168 m/s para los valores elegidos. A tal velocidad, el número de Reynolds Re = 3,13 x 10^{3} y la ecuación de Poiseuille pueden aún considerarse como aproximadamente correctos. Obsérvese que aunque las aproximaciones de los cálculos basados en el flujo laminar son importantes, el diámetro del canal de flujo y del área total fraccionaria de flujo entran críticamente en la fórmula y puede lograrse una considerable ventaja relajándose en estos parámetros. Si el flujo debiera pasar a turbulento, la diferencia de temperatura sería mucho mayor en un factor de 2-3 y se requeriría una geometría de refrigeración más generosa. Dejaremos esta posibilidad o elección para el diseño detallado de un dispositivo específico.

La conclusión es que puede utilizarse convección natural para extraer el calor residual incluso de un gran núcleo de amplificador de energía del dominio de 1 GWat (e).

3) La radiactividad de larga perduración es un problema importante, aunque mucho menos relevante que en el caso de los actínidos. La evolución en el tiempo de los fragmentos después del paro y la separación se muestra en la Fig. 6, en la cual se indican en función del tiempo las toxicidades previstas de los fragmentos de fisión y de los actínidos, para una entrega o suministro equivalente de energía. En el caso de los actínidos, hemos incluido todos los elementos relevantes (excepto las semillas permanentes de uranio) a su nivel de saturación de "incineración". Si se normaliza respecto a minerales de uranio para una entrega o suministro equivalente de energía, su toxicidad relativa disminuirá de manera inversamente proporcional al número de reciclos. Puede verse que después de unos 300 años el contenido de toxicidad es inferior al de los minerales naturales de uranio para un suministro equivalente de energía y se hace totalmente negligible pocos centenares de años más tarde.

En la práctica, a fin de mantener un comportamiento constante durante la utilización del combustible, podrían introducirse inicialmente algunos elementos absorbentes de neutrones que o bien se retiraran o bien se quemaran progresivamente para dar menos elementos absorbentes durante el proceso de combustión. En cualquier caso, tal evolución no constituye un problema, dado que se produce durante un muy largo período de tiempo y que sólo disminuye la reactividad del sistema.

2.- ¿Un reactor basado en torio?

Como se ha señalado, el torio, como combustible nuclear, tiene considerables ventajas cuando se compara con el uranio. Sin embargo, la realización de un reactor clásico basado en la reproducción completa de torio presenta serias dificultades, que se ilustrarán brevemente, y que justifican la mayor complejidad de una fuente externa de neutrones según la presente invención.

En un reactor, el flujo de neutrones está totalmente sostenido por el proceso de multiplicación de neutrones, que es gobernado o determinado por la fisión. Un parámetro clave es el factor efectivo de multiplicación, K_{eff}, la relación de los neutrones al final de una generación respecto al número de partida de esta generación. Es evidente que para un reactor crítico, K_{eff} = 1. Se pueden separar los efectos debidos a la fuga de neutrones e introducir el correspondiente parámetro K_{\infty} = K_{eff}/P, que es el parámetro que se aplicaría a una disposición de retícula idéntica (homogénea) en la cual las dimensiones son lo suficientemente grandes para hacer que la probabilidad de fuga de neutrones 1 - P sea negligiblemente pequeña. Evidentemente, K_{\infty} debe ser significativamente mayor que 1 a fin de permitir que se alcance la criticidad con un volumen de retícula suficientemente pequeño. La característica de K_{\infty} es que no depende de la dimensión geométrica del dispositivo, que se refiere a P: el exceso de K_{\infty} respecto a la unidad representa la posibilidad de pérdidas fraccionarias de neutrones debidas por ejemplo a fugas.

En el caso de uranio y de grafito naturales teóricamente puros, el valor máximo posible de K_{\infty} es \approx 1,1, mientras que cuando se utiliza agua pesada (D_{2}O) como moderador, también con uranio natural, pueden alcanzarse constantes K_{\infty} superiores, que se acercan a 1,3. Como es bien conocido, esto deja suficiente libertad para pérdidas debidas a fugas y a absorción por impurezas y por fragmentos de fisión para realizar dispositivos prácticos. Sin embargo, para un dispositivo basado en torio la situación no es tan favorable.

El valor de K_{\infty} está directamente relacionado con la concentración de material fisionable. Mientras que para el uranio natural la concentración relevante es la del U^{235} que es fija y conocida (0,71%), en el caso del torio que reproduce U^{233} la concentración de equilibrio de este último material depende de la intensidad previa y del historial del flujo local de neutrones. Como se ha señalado, en condiciones constantes y después de un período adecuado de tiempo, tal concentración alcanza un nivel de equilibrio en el cual el U^{233} fisionado es equilibrado por la cantidad de U^{233} reproducido a partir de Th^{232}. Tal concentración de equilibrio depende también del espectro de energía de los neutrones capturados que, a su vez, está relacionado con la geometría básica de la retícula. Además de U^{233}, se forman inevitablemente varios otros isótopos de uranio y otros actínidos con una diversidad de constantes de tiempo, que finalmente también alcanzan un nivel de equilibrio. Contribuyen también tanto a las capturas de neutrones como a la multiplicación con fisiones y en un menor grado con reacciones (n,2n).

Entre los mejores moderadores de neutrones se hallan el agua pesada "de calidad reactor" (D_{2}O + 0,14% de H_{2}O), el berilio, el agua (H_{2}O) y el grafito. De manera más general, puede utilizarse un gran número de moderadores y se hallan disponibles varias posibilidades de elección, siendo ello desde luego dependiente de la aplicación y viniendo dictado por los requisitos o necesidades del diseño específico. El moderador debe ser suficiente para reducir la energía de los neutrones de fisión, dado que, como se ha señalado, a energías inferiores la cantidad de U^{233} necesaria para alcanzar el equilibrio de la reproducción es menor.

Se han evaluado varias geometrías prácticas de retícula, con cuerpos de combustible de varias formas y dimensiones diferentes (tales como esferas de combustible o barras de combustible), espaciados adecuadamente y distribuidos uniformemente en un medio moderador substancialmente continuo, evaluación que se ha realizado con métodos de cálculo en los cuales se ha utilizado lo mejor del conocimiento de la física nuclear subyacente. Los parámetros relevantes son el radio r de las barras o las esferas y la relación \rho de volúmenes del combustible respecto al moderador. Los resultados pueden expresarse en términos de curvas iso-K_{\infty} en función de las variables r y \rho. Surge un óptimo claro para una amplia elección apropiada de estos parámetros. El combustible inicial puede hallarse en varias formas químicas, por ejemplo de metal, de óxido o de carburo. Los valores resultantes de K_{\infty} para las elecciones óptimas de r y \rho se han evaluado y se dan en la Tabla 2.

TABLA 2 Propiedades de algunas geometrías de retícula infinita de reactor

Composición inicial	Composición del	Geometría del com-	Reactividad máxima
del combustible	moderador	bustible	(teor.)
Torio puro	Grafito	Esferas, barras	K_{\infty} = 1,07
Torio puro	Agua	Esferas, barras	K_{\infty} = 1,07
Torio puro	Berilio	Esferas, barras	K_{\infty} = 1,36
Torio puro	Berilio+^{6}Li	Esferas, barras	K_{\infty} = 1,08
Torio puro	Agua pesada	Esferas, barras	K_{\infty} = 1,10

Los resultados se dan para el grafito, el berilio, el agua (H_{2}O) y el agua pesada de calidad reactor (D_{2}O). Un caso especial se refiere al berilio, que tiene una sección transversal importante para la reacción (n, 2n) y por lo tanto actúa efectivamente como un multiplicador de neutrones. Sin embargo, las interacciones con neutrones de fisión producen también ^{6}Li por medio de la reacción Be(n, \alpha) que tiene una sección transversal para los neutrones térmicos (0,025 eV) de 940 barnios y que alcanza muy rápidamente la saturación, compensando las ventajas de la reacción (n,2n). Además, las capturas de neutrones del ^{6}Li producen una gran cantidad de tritio que es radiactivo y que debe eliminarse.

Los valores de K_{\infty} incluyen solamente las contribuciones a las capturas en los moderadores y se dan para una mezcla de Th^{232} - U^{233} en el equilibrio de reproducción. Deben añadirse capturas adicionales, con una pérdida correspondiente de reactividad:

1)

Capturas por el elemento intermedio Pa^{233} cuya concentración es proporcional al flujo de neutrones. Para

\hbox{ \Phi  = 10 ^{14}  cm ^{-2} 
s ^{-1} }

hallamos \DeltaK_{\infty} = -5,3 x 10^{-2}.

2)

Capturas en los fragmentos de fisión, que se saturan rápidamente, de Xe^{135} y Sm^{149}, que dependen lentamente del flujo de neutrones. Para \Phi = 10^{14} cm^{-2} s^{-1} hallamos \DeltaK_{\infty} = -2,0 x 10^{-2}.

3)

Capturas por parte de los isótopos superiores de uranio U^{234}, U^{235}, U^{236} y U^{238}, generados por capturas múltiples de neutrones. Su concentración depende del tiempo en que se haya utilizado el combustible. Obsérvese que la separación química no puede separarlos del combustible principal U^{233} y que tanto la fisión como las capturas contribuyen, con signos opuestos, a la reactividad. Para la exposición de neutrones integrada relativamente larga \int\Phi dt \geq 3 x 10^{22} cm^{-2} a la que las concentraciones alcanzan aproximadamente la saturación, la contribución es \DeltaK_{\infty} = -5,0 x 10^{-2}.

El mayor valor de K_{\infty} para la elección óptima de los parámetros e incluyendo sólo los efectos (1) y (2) es típicamente de la franja de 1,01 \textdiv 1,03, es decir demasiado pequeño para determinar la criticidad para un sistema de tamaño finito y una vez se tienen en cuenta otras fuentes de capturas debidas a impurezas (fragmentos de fisión lentamente saturantes y no saturantes). Debe señalarse que K_{\infty} se reduce significativamente también por el efecto (3), es decir la acumulación de isótopos de uranio superiores a U^{233} siempre que deseemos hacer un uso eficiente del combustible sin enriquecido isotópico.

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Por lo tanto, en condiciones realistas, un reactor de quemado de torio difícilmente puede alcanzar la criticidad con los requisitos de completa reproducción. Esta es la razón por la cual, según la presente invención, la adición de una fuente externa de neutrones es determinante para proporcionar la operatividad práctica de la energía nuclear relacionada con el torio.

Según la presente invención, no existe criticidad. Sin embargo, el factor efectivo o eficaz de multiplicación necesita ser elevado para lograr una alta ganancia. Ya se ha observado que la condición \sigma_{i}^{(2)} \Phi \tau_{2} \ll 1, que limita el flujo de neutrones, origina una producción eficiente de U^{233}. Se observará además que esta condición también minimiza el efecto (1) antes discutido, garantizando con ello una reactividad razonablemente alta. Desde luego, la minimización del efecto (1) parece ser un criterio severo para limitar el flujo de neutrones. En la práctica, el flujo \Phi de neutrones debe ser como máximo de 0,03/(\sigma_{i}^{(2)}\tau_{2}), es decir debe ser tal que como máximo el 3% de los núcleos de Pa^{233} absorban un neutrón en vez de degradarse en U^{233}.

En el caso de los neutrones rápidos, \varepsilon\eta es mayor pero no lo suficiente para realizar un diseño de reactor conservador. Por ejemplo, el exceso de reactividad, K_{\infty} = 1,2, es substancialmente inferior que el de un reactor térmico con uranio natural, lo cual es de alguna forma un caso limitativo para la utilización práctica, para la cual K_{\infty} = 1,4.

El suministro externo de neutrones

El suministro externo de neutrones elimina las limitaciones antes mencionadas. Puede realizarse por ejemplo por medio de un acelerador de protones de alta energía y alta intensidad, cuyo haz incida en un blanco de metal pesado situado en la zona central del recinto. Si bien la muestra inicial de los neutrones de baja energía es propocionada por el choque del haz en el blanco, la principal multiplicación de esta muestra es generada naturalmente por las fisiones en los elementos de combustible. Para portadoras N_{1} en la primera generación inyectada por la fuente externa de neutrones, existirán N_{n} = N_{1} k^{n-1} portadoras en la generación n^{a}, siendo k el factor efectivo de multiplicación o factor de criticidad ya definido. Desde luego, a fin de evitar la criticidad, k < 1. El número total de neutrones producidos es entonces:

N_{tot} = N_{1}\sum\limits^{n=\infty}_{n=1}k^{n-1} = N_{1}(1+k+k^{2}+k^{3}+...) =\frac{N_{1}}{1-k}

con un factor de mejora 1/(1 - k). El factor de criticidad se ha descompuesto ya como k=P K_{\infty}, en donde K_{\infty} se refiere a una retícula infinita y P a la probabilidad de que un neutrón no escape y por consiguiente reaccione en el combustible. Obsérvese que la criticidad (k = 1) se evita fácilmente dado que, como ya se ha señalado para un dispositivo reproductor de torio K_{\infty} \approx 1,0. Por otra parte, k debe ser grande para obtener una buena multiplicación. Por ello necesitamos una geometría de retención de los neutrones, especialmente un valor grande para P, a fin de garantizar que la probabilidad de otras fisiones siga siendo importante y de que la cascada de un neutrón entrante prosiga durante varias generaciones.

Iniciamos nuestra consideración, como anteriormente, en el caso de los neutrones térmicos. El caso de los neutrones rápidos se discutirá también posteriormente.

Los ejemplos prácticos indican que un valor de k dentro de la franja de 0,9 \textdiv 0,95 es óptimo, correspondiendo a un número total de neutrones en el moderador-combustible que es de 10 \textdiv 20 veces el número inyectado por el blanco. De manera clara, el éxito del esquema depende del saludable desarrollo de la cascada nuclear, que tiene la máxima producción en la franja de energías que va desde las energías térmicas a unos pocos MeV. El parámetro relevante es la tasa o régimen de fisiones, que garantiza la continuación de la cascada con neutrones recién producidos y es la principal fuente de producción de energía. El rendimiento de neutrones a partir de los protones de alta energía sobre un blanco masivo constituido por material de alta Z -demostrado por fuentes prácticas de espalación- es muy grande. Por ejemplo, una elección posible de dimensiones y de composición del blanco -descrita posteriormente- conducirá a un rendimiento medio de neutrones de unos 42 neutrones por cada protón incidente de 1,5 GeV. Por ello, la fracción de la energía del haz requerida para producir un neutrón con la ayuda de solamente la cascada de alta energía es del orden de \varepsilon_{n} = 35 MeV. La posterior multiplicación de neutrones en la cascada, debida a las fisiones, es importante dado que reduce adicionalmente el "coste" energético de un neutrón en función de la energía del haz incidente de protones por el factor multiplicativo (1 - k), llevándolo a tan bajo como de 1,75 \textdiv 3,5 MeV/n. Se admite que la elección de esta franja para k es más bien conservadora y que tal vez pueden mantenerse ganancias aún superiores en un dispositivo bien diseñado. Como comparación, el rendimiento de energía de fisión es de unos \varepsilon_{f} = 190 MeV (se incluyen las \beta-degradaciones de los fragmentos de fisión, pero se excluyen los neutrinos).

La ganancia energética del amplificador de energía se indica por G y se define como la relación entre la energía total producida en el dispositivo y la energía depositada por el haz de alta energía. A fin de dar una primera estimación de G, se tiene que tener en cuenta que en condiciones de equilibrio y de una retícula infinita, aproximadamente 0,40 de todos los neutrones producen fisiones, dedicándose el resto a la reproducción o a ser capturados en el moderador, a fragmentos de fisión, etc. Por lo tanto, la ganancia neta de energía del dispositivo viene dada aproximadamente por G = 190 MeV/(35 MeV) x 0,4 x 1/(1 - k) = 2,17/(1 - k) y caerá generalmente entre G = 22 y G = 43. Incluso lejos de la criticidad la ganancia de energía es considerable. Supóngase por ejemplo que la eficiencia o rendimiento de la conversión de calor en electricidad, utilizando una turbina de gas a alta temperatura, es de 0,45. La energía eléctrica producida será entonces 10,2 (20,4) veces la energía depositada por el haz de alta energía para k = 0,9 (0,95). Existe abundancia de energía eléctrica producida, en exceso respecto a la necesaria para hacer funcionar el acelerador.

La ecuación de conservación de neutrones se refiere directamente y sobre bases muy generales a la ganancia alcanzable G y a la relación \Gamma = n_{loss}/n_{0}, en la cual n_{loss} ("loss" = pérdida) es el número de neutrones que escapan o que son absorbidos por algo distinto de la mezcla de combustible de actínidos, y n0 es el número de neutrones absorbidos por la mezcla de combustible de actínidos, es decir

\Gamma = a+\frac{b}{G'}

o

G = \frac{b}{\Gamma-a}

Los parámetros a y b son funciones de \nu, la multiplicidad de neutrones de fisión, y de \alpha, la relación de secciones transversales de (n, \gamma) y de fisión, ponderadas por la fracción f_{i} de átomos de todos los actínidos del combustible y promediadas por el espectro de energía de neutrones (el subíndice i indica cada actínido y la barra de encima de las secciones transversales \sigma representa un valor promediado sobre el espectro relevante de neutrones):

\overline{\alpha} = \frac{\Sigma f_{i}\overline{\sigma}(n,\gamma)^{1}}{{\Sigma f_{i}\overline{\sigma}}_{fiss}^{i}}

a = \frac{\nu}{1+\overline{\alpha}}-1

b = \frac{\varepsilon_{f}}{\varepsilon_{n}}\frac{1}{1+\overline{\alpha}}

Obsérvese que cuando el dispositivo se hace crítico (G = \infty), \Gamma_{crit} = a. Por ello, en primera aproximación, a \approx k - 1. La contribución a \Gamma debida al haz viene dada por el segundo término b/G. Las cifras ejemplificadas, apropiadas para un dispositivo práctico que trabaje con neutrones térmicos y epitérmicos, son a = 0,070 y b = 2,52. Los modelos de ordenador utilizados para determinar a y b tienen en cuenta el espectro real de energía de los neutrones y la dependencia de las secciones transversales respecto a la energía, particularmente complicada en la zona de resonancia. Utilizando un diseño de elevado ahorro de neutrones, se será capaz de lograr, en ausencia de envenenamiento por fragmentos de fisión, \Gamma_{0} \approx 0,08. \Gamma_{0} representa la contribución a \Gamma de cualesquiera pérdidas de neutrones por capturas por fragmentos de fisión, es decir fugas, capturas por el moderador, revestimiento del combustible, blanco de espalación si se utiliza, etc. El margen \Delta\Gamma = \Gamma - \Gamma_{0} es grande cuando el sistema tolera una cantidad relativamente grande de productos de fisión. El valor negativo de \Delta\Gamma_{crit} = \Gamma_{crit} - \Gamma_{0} garantiza que el amplificador de energía no se haga nunca crítico. Pero, en las mismas condiciones y a la ganancia G = 20, ya bastante práctica, hallamos \Delta\Gamma = 0,116 lo que proporciona una considerable capacidad de reactividad. Para una ganancia de G = 40, \Delta\Gamma = 0,053. Por ello \Gamma debe mantenerse razonablemente pequeña a fin de garantizar la máxima ganancia. El diseño del dispositivo es por ello gobernado principalmente por la economía de neutrones.

La recompensa por minimizar \Gamma_{0} es una mayor ganancia de energía y una más amplia capacidad para capturas debidas a fragmentos de fisión, lo que a su vez significa un tiempo de vida más largo sin su extracción. La sección transversal (normalizada) para los fragmentos \Sigma_{frag} de fisión viene dada en la Fig. 5 anteriormente descrita. Una buena estimación después de un flujo integrado de 10^{22} cm^{-2} es \Sigma_{frag} = 1,6 barnios, a partir de lo cual calculamos una contribución \Delta\Gamma = 0,106. Evidentemente, exposiciones más cortas y/o ganancias menores mejorarán el margen de \Delta\Gamma.

La acumulación de fragmentos de fisión tiene una influencia directa sobre la ganancia, a menos que se corrija disminuyéndola durante las fases tempranas por introducción de una cantidad variable de absorción de neutrones con otros medios. Estos neutrones adicionales no tienen que desperdiciarse necesariamente en las barras de control. Podrían utilizarse por ejemplo para reproducir nuevo combustible para otro uso.

Desde luego, existen también otras razones que sugieren el funcionamiento del régimen de neutrones térmicos con valores relativamente pequeños de k, especialmente sus variaciones relativamente grandes debidas a los mecanismos de degradación después del paro o las variaciones de energía (Pa^{232} y Xe^{135} ) de modo que se deje suficiente margen respecto al peligro de criticidad.

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Sin embargo, el mismo tipo de consideraciones podría sugerir una ganancia mucho mayor para un esquema de neutrones rápidos, en el cual un punto de funcionamiento u operación en la proximidad de k = 0,980 es un punto óptimo de funcionamiento, correspondiente a una ganancia energética del intervalo G = 100 \textdiv 150. Una primera razón de esta elección surge del valor mucho mayor de \eta\varepsilon = 2,5, que implica \geq 0,20. Por otra parte, el envenenado por fisión es mucho menor y crece linealmente con la combustión o quemado, ascendiendo a unos \Delta\Gamma = 0,03 después de
100 GWat día/t. El efecto del Xe^{135}, que depende del flujo, se halla ausente y la variación de k, que depende del tiempo, debida a degradaciones de Pa^{233}, es siete veces menor para un régimen dado de combustión o quemado. Todas estas consideraciones sugieren que k = 0,98 es muy apropiado para un ambiente de neutrones rápidos. Además, las capturas por los fragmentos de fisión son típicamente más de un orden de magnitud menores que en el caso de los neutrones térmicos para la misma combustión o quemado. Muchas de las consideraciones dadas anteriormente para los neutrones térmicos no son ya ahora relevantes. El valor de k es desde luego extraordinariamente constante durante el período de combustión o quemado, como se ejemplifica en la Fig. 7. En este caso particular, se ha iniciado la operación con una concentración de U^{233} ligeramente menor que el equilibrio óptimo de reproducción y se ha logrado una perfecta cancelación entre el efecto, ligeramente decreciente, de las capturas de fisión y el ascenso debido al aumento de U^{233} reproducido.

A fin de sintonizar el amplificador de energía al valor constante deseado de k, debemos introducir un destino apropiado para los neutrones en exceso, que son típicamente del orden de todos los neutrones producidos. Es por ello necesario determinar qué uso se pretende hacer de ellos, tal como por ejemplo (1) reproducir nuevo combustible, (2) incineración de residuos no deseados o eventualmente (3) su absorción en "barras de control". Esta elección definiría entonces la forma en que se sintonizará el parámetro de criticidad al valor deseado, disipando la criticidad en exceso.

En la presente aplicación, supondremos que la criticidad extra debe desplegarse esencialmente para reproducir combustible adicional. El exceso de neutrones es del orden del 10% de la cantidad o inventario total, una vez se han tenido en cuenta los efectos de los actínidos superiores y de las capturas por el moderador. Estos neutrones pueden capturarse convenientemente en una zona fértil de torio puro, en forma de óxido ThO_{2} o de torio metálico, dispuesto en la periferia del núcleo. Contrariamente al núcleo principal, en el cual el Th^{232} y el U^{233} tienen secciones transversales macroscópicas esencialmente iguales, todos los neutrones contribuyen aquí a la reproducción de U^{233}. Esto seguirá siendo así, por lo menos mientras la acumulación de U^{233} produzca una concentración que sea mucho menor que la concentración de equilibrio en la proximidad de 0,10. Por ello, se espera acumular en el reproductor aproximadamente el 20% del U^{233} que es reproducido por el núcleo.

El haz de alta energía

El éxito del esquema se basa por lo tanto en la inyección de un gran número de neutrones desde el exterior. Esto se logra con la ayuda de un haz de alta energía -típicamente de protones- que inicia una cascada nuclear rica en neutrones que es capaz de producir neutrones a un coste energético pequeño, especialmente un pequeño \varepsilon_{n} Son posibles dos alternativas. En la primera alternativa el haz es disparado directamente en la mezcla de moderador-combustible. Alternativamente, puede utilizarse un blanco dedicado para que absorba el haz y produzca los neutrones. Tal blanco debe ser además lo más transparente posible a los neutrones de baja energía, a fin de no afectar la multiplicación de neutrones debida a las fisiones.

Se ha realizado una simulación por ordenador con el método de Monte Carlo en una geometría práctica, utilizando un programa especialmente escrito de evolución de la cascada. Representan una simulación muy realista dado que las secciones transversales relevantes son bien conocidas y se introducen en los cálculos. Por lo tanto, son una guía válida para optimizar la geometría del dispositivo.

1. El combustible-moderador como blanco de alta energía

La posibilidad de enviar el haz sobre la misma mezcla de combustible-moderador se considera en primer lugar, dado que tiene la evidente ventaja de la simplicidad. El proceso de espalación proporciona neutrones en una mayor multiplicidad para los núcleos pesados que para los ligeros que deben preferirse para moderar los neutrones. Además, el torio tiene una gran sección transversal de alta energía para la fisión con una gran multiplicidad de neutrones. Es por ello evidente que a fin de tener una copiosa producción de neutrones por parte de la cascada, la cantidad fraccional o fraccionaria de material de moderación debe ser lo menor posible.

Típicamente, un protón de 1,5 GeV que incida en un gran bloque de torio producirá como media unos 70 neutrones, correspondientes a \varepsilon_{n} \approx 21 MeV. Este rendimiento es dependiente aproximadamente de forma lineal de la energía, conduciendo a un valor casi constante para \varepsilon_{n}. Por ejemplo, a 800 MeV hallamos \varepsilon_{n}\approx 26 MeV. Sin embargo, el mismo protón de 1,5 GeV, incidiendo por ejemplo en agua o en grafito, proporcionará como media solamente
5,0 \textdiv 5,5 neutrones. El medio de moderador-combustible compuesto por elementos finamente subdivididos proporcionará un régimen intermedio de neutrones, en gran parte independiente de los detalles de la geometría de la retícula. Indicando con V_{m} y V_{f} las fracciones relativas de volumen ocupadas por el moderador y por el combustible, los rendimientos aproximados para mezcla de agua-torio vienen dados por la expresión (válida en el intervalo
V_{m} \leq 2 V_{f}): \varepsilon_{n} (MeV) _ 21,89 + 4,55 V_{m}/V_{f} y \varepsilon_{n}(MeV) \approx 26,82 + 5,29 V_{m}/V_{f} para 1,5 GeV y 800 MeV, respectivamente. Observamos que hasta V_{m} \leq V_{f} el valor de \varepsilon_{n} no es muy diferente del valor del torio puro. Es esta feliz circunstancia lo que la presente invención se propone explotar.

Se hallan resultados muy similares para \varepsilon_{n} con varias mezclas de moderador de baja Z-torio, siempre que para diferentes materiales, 1 y 2, se comparen los volúmenes V_{m,1} y V_{m,2} en función de iguales longitudes geométricas de colisión nuclear L_{int}: V_{m,1} = V_{m,2} (L_{int,2}/L_{int,1})^{3}. En cambio, la potencia de moderación, definida como la pérdida logarítmica media de la energía de los neutrones -es decir, el cambio de letargia- por unidad de longitud, disminuye muy rápidamente al aumentar A del núcleo de moderación mucho más rápidamente que la longitud geométrica de la colisión nuclear, como se ilustra en la Tabla 3.

TABLA 3 Algunas propiedades de algunos moderadores puros para neutrones térmicos y protones de alta energía (H.E., de las siglas en inglés)

Moderador	Densidad g/cm^{2}	Longitud de inte-	Longitud de	Potencia de
		racción nuclear de	moderación de	moderación,
		H.E.,cm	neutrones, cm	cm^{-1}
Agua	1,0	84,9	5,74	1,53
Agua pesada	1,1	77,2	10,93	0,37
Berilio	1,85	40,6	10,0	0,125
Grafito	1,80	47,9	19,7	0,064

Como consecuencia de ello, para la mayor parte de moderadores tales como por ejemplo grafito, los requisitos de una moderación efectiva o eficaz y de una cascada eficiente de neutrones no pueden satisfacerse simultáneamente para un valor común de V_{m}/V_{f}. La excepción importante es el agua, dado que el hidrógeno es extraordinariamente eficiente en la moderación de los neutrones. Sin embargo, a fin de hacer posible el uso de hidrógeno como elemento de moderación, debemos también asegurarnos de que la fracción de neutrones capturada por el proceso bien conocido de captura radiactiva (n, \gamma) es suficientemente pequeña, teniendo en cuenta los severos requisitos impuestos en la cantidad o inventario de neutrones. Recordamos que un moderador de agua totalmente termalizante igual al utilizado, por ejemplo, en los PWR normales, capturará fácilmente tanto como 1/5 de todos los neutrones, pérdida que es claramente incompatible con el esquema de la presente.

Hemos identificado un sistema alternativo en el cual el agua mantiene un pequeño régimen de captura de neutrones mientras los otros parámetros, es decir \varepsilon_{n} y la relación de equilibrio del material fisionable en el equilibrio de reproducción n_{3}/n_{1}, tienen ambos unos valores aceptables, siempre que la energía de los neutrones se mantenga significativamente superior a la termalización con la ayuda de submoderación. En la práctica esto se obtiene eligiendo 0,2 V_{f} \leq V_{m} \leq V_{f}, tal como lo requiere la cascada de alta energía. En otras palabras, tal submoderación en una retícula de agua cumple simultáneamente ambos requisitos de (1) - una producción eficiente de neutrones por parte del haz de alta energía y de (2) - una captura baja de neutrones durante la moderación. Además, el espectro resultante de la energía de los neutrones con energías significativamente superiores que la térmica tiene otras características útiles: (1) la reactividad K_{\infty} se aumenta por la presencia de una significativa contribución debida a las fisiones de alta energía en Th^{233}, U^{234} y U^{236}; y (2) se reducen las pérdidas de neutrones en Pa^{233}, Xe^{135} y el revestimiento del combustible. Finalmente, no se perjudican las prestaciones de reproducción: no obstante existirá un aumento de la correspondiente fracción de capturas de neutrones por parte del torio, debido a la región de resonancia, lo que requiere una concentración correspondiente y significativamente superior de U^{233}, n_{3}/n_{1}, en el equilibrio de reproducción.

La dependencia de parámetros para una retícula infinita constituida por agua y torio se da en las Figs. 8a-8d. Los resultados son substancialmente independientes de la temperatura (han sido calculados para agua presurizada a 300ºC) y de la forma de los elementos de combustible (esferas, barras de radio r) y de su dimensión característica r. Se dan para unas prestaciones medias del intervalo de 4,0 mm \leq r \leq 2,0 cm y se mantienen dentro de tal intervalo en \pm 5%. La Fig. 8a muestra la concentración de U^{233} en el equilibrio de reproducción en función de la relación V_{m}/V_{f}. La Fig. 8b muestra la reactividad en exceso K_{\infty} - 1 de nuevo en función de la relación V_{m}/V_{f}. Se incluyen la contribución debida a las absorciones de neutrones por parte del moderador y todos los actínidos a su concentración esperada o prevista de equilibrio. La contribución individual o por separado de los diferentes componentes en el equilibrio de reproducción a los regímenes de fisiones y de capturas (n, \gamma) se muestra en la Fig. 8c y en la Fig. 8d, respectivamente. Se observa de la Fig. 8d que la probabilidad de captura de radiación en el moderador de agua se ha hecho pequeña o incluso negligible para V_{m}/V_{f} \leq 1. Las condiciones típicas para V_{m}/V_{f} = 0,4 y V_{m}/V_{f} = 0,8 se indican en la Tabla 4. Como ya se ha indicado, las concentraciones de U, Pa y Np utilizadas siempre son las correspondientes a una muy larga exposición sin separación isotópica, lo que corresponde a condiciones de equilibrio asintótico. Obsérvese sin embargo que los efectos netos en K_{\infty} de los elementos con A \geq 234 son extraordinariamente pequeños, dado que los efectos de las capturas son casi completamente compensados por los neutrones producidos por las fisiones. El balance neto de neutrones por generación es, de hecho, substancialmente igual a cero, 0,0323 x 2,49 - 0,0841 = -0,00353 para
V_{m}/V_{f} = 0,8 y 0,0375 x 2,49 - 0,0900 = + 0,00259 para V_{m}/V_{f} = 0,4.

El agua debe ser también suficientemente abundante para realizar asimismo la importante función de extraer calor del bloque de combustible-moderador. La extracción de calor viene finalmente fijada por la bien conocida condición de "quemado" o "combustión" que limita la energía que puede extraerse de una superficie dada. En la práctica, deben mantenerse las condiciones de operación o funcionamiento muchas veces por debajo de tal límite. En una disposición deficiente en agua, este problema puede resolverse con una superficie de contacto con el líquido apropiadamente grande, tal como por ejemplo con aletas de refrigeración en el revestimiento del combustible.

Las cifras anteriores son para un dispositivo infinitamente grande. El control de las pérdidas de neutrones debidas a las fugas es en gran manera una cuestión de coste. A fin de mejorar el confinamiento se puede añadir un reflector, aunque esto no constituye una necesidad. Por regla general, en un amplificador de energía diseñado para un coste optimizado, estas pérdidas son susceptibles de conducir a un factor de criticidad k = (0,97 \textdiv 0,95) K_{\infty}. Una vez se añaden las inevitables pérdidas en el revestimiento del combustible, por el xenón y por otros fragmentos venenosos, etc., el valor final de k es susceptible de ser sólo ligeramente inferior a la unidad, de manera que el sistema es ligeramente subcrítico.

TABLA 4 Parámetros típicos de una geometría infinita submoderada con agua

Elementos de combustible, forma		esfera, cilindro	esfera, cilindro
Elementos de combustible, radio, r		4 mm \textdiv 2 cm	4 mm \textdiv 2 cm
V_{m}/V_{f}		0,4	0,8
Densidad media (g/cm^{3})		8,67	6,96
Concentración de equilibrio de U^{233} (unidades de 1,3x10^{-2})		1,725	1,291
Confinamiento longitudinal de la cascada (95%) (haz de 1,5 GeV), m		1,11	1,34
Confinamiento radial de la cascada (95%), m		0,505	0,62
\varepsilon_{n}, MeV		23,5	25,2
K_{\infty} - 1		0,088	0,060
Capturas en el moderador:	-H_{2}O	0,00528	0,0216
Capturas en el combustible:	-Th^{232}	0,405	0,407
	-U^{233}	0,0473	0,0458
	-Pa^{233}	0,0152	0,0159
	-U^{234}	0,0584	0,0585
	-U^{235}	0,00715	0,00635
	-U^{236}	0,0231	0,0176
	-Np^{237}	0,00134	0,00163
Fisiones en el combustible:	-Th^{232}	0,0415	0,0237
	-U^{233}	0,351	0,365
	-Pa^{233}	0,00027	0,00016
	-U^{234}	0,0123	0,00529
	-U^{235}	0,0209	0,0251
	-U^{236}	0,00428	0,00196
	-Np^{237}	0,00009	0,00004

Debe también garantizarse el confinamiento de la cascada debido al haz de protones. Felizmente, esto conduce en general a dimensiones que son comparables a las requeridas por los requisitos anteriormente definidos para el confinamiento de neutrones. Supóngase que el haz choca con un bloque infinito de combustible-moderador. Definimos, un tanto arbitrariamente, como neutrones "producidos" todos los neutrones de la cascada inducida por protones tan pronto su energía baje por debajo de 1 MeV. Evidentemente, actúan como semilla para una cascada continua que es producida por el proceso de multiplicación ya discutido.

El confinamiento del 95% de los neutrones "producidos" se garantiza longitudinal y radialmente a profundidades en metros que se parametrizan como 0,863 + 0,577 V_{m}/V_{f} - 0,0366 (V_{m}/V_{f})^{2} y 0,431 + 0,223 V_{m}/V_{f} - 0,0188

\hbox{(V _{m} /V _{f} ) ^{2} }

respectivamente. El tamaño de la precipitación sólo es ligeramente menor a 800 MeV. Por lo tanto, toda la cascada puede ser convenientemente confinada o contenida en un recinto cúbico de, pongamos, por lo menos un metro por cada lado.

Un diagrama conceptual de la geometría del blanco se muestra en la Fig. 9. El conjunto moderador-combustible se indica esquemáticamente con 1. Algunos de los neutrones producidos sufren redispersión y realmente emergen en el cono de hacia atrás tal como se ve del punto de impacto del haz en el blanco. A fin de minimizar tal efecto, el haz debe penetrar en unos 15 \textdiv 20 cm a través de un orificio 2 adaptado al tamaño relativamente pequeño del haz. El haz de protones que se desplaza por un tubo 4 al vacío tiene que penetrar en el amplificador de energía a través de una gruesa ventana 3. Esto no constituye un problema mientras la ventana esté relativamente próxima al bloque de moderador- combustible (\approx 30-40 cm, según su grosor), dado que las pocas interacciones que se producen en el mismo siguen propagando sus secundarias a través del bloque y tienen un rendimiento comparable de neutrones. Sin embargo, deben emplearse algunas precauciones adicionales en el blindaje contra los neutrones que escapan del recinto del amplificador de energía a través del tubo del haz. Esto se hace con la ayuda de un largo colimador 5 de entrada.

Finalmente, las interacciones iniciadas por el haz de protones de alta energía causan la descomposición de los núcleos y los átomos del interior del recinto. La descomposición nuclear produce una serie de núcleos, la mayor parte de los cuales son radiactivos. El principal efecto de la descomposición atómica es la hidrólisis del moderador de agua. Ambos efectos se han considerado en detalle y resultan producirse a un nivel muy aceptable.

2. Un blanco separado de alta energía

En algunos casos, como por ejemplo en el caso de un moderador más voluminoso y menos eficiente (grafito), debe suministrar los neutrones un blanco separado o independiente de espalación. El blanco ocupa preferentemente la parte central del dispositivo para garantizar el mayor ángulo sólido de utilización. El material del blanco debe ser lo más permeable posible a los neutrones de baja energía que pueden ser redispersados desde el moderador y el combustible. Por ello podemos basarnos, en su diseño, en la experiencia obtenida para las fuentes de espalación de neutrones.

Pueden preverse varias geometrías posibles. El tamaño de la zona del blanco (típicamente un cilindro con un radio de 30 cm y una longitud de 1 m) debe optimizarse para contener o confinar la mayor fracción de la cascada de alta energía pero para dejar que emerjan o salgan los neutrones de evaporación. La energía media de tales neutrones es del orden de unos pocos MeV. La geometría más simple es un volumen homogéneo rico en material pesado, típicamente plomo o bismuto naturales o una mezcla (eutéctica) de ambos. La elección de la mezcla de Pb-Bi, en vez de Pb puro u otros materiales como tungsteno o uranio, viene justificada por el requisito principal -ya mencionado- de que el blanco debe ser lo más transparente posible a los neutrones de baja energía. Desde luego, en el inventario de núcleos prácticos con alta Z solamente el Bi^{209}, el Pb^{206} y el Pb^{208}, exhiben o presentan una sección transversal de captura negligiblemente pequeña (\leq0,03 barnio para una energía de neutrones de 0,025 eV) para los neutrones térmicos y epitérmicos. Si bien el bismuto natural es un isótopo puro, el plomo es una mezcla de muchos isótopos y su sección transversal de captura está dominada por el Pb^{208} (\leq0,70 barnios para una energía de neutrones de 0,025 eV) que tiene una abundancia del 22,6%. Opcionalmente, podría utilizarse separación isotópica para eliminar este isótopo más peligroso.

En el desarrollo de la cascada podemos distinguir idealmente dos fases: una primera fase en la cual la partícula de alta energía produce varias secundarias y una fase de multiplicación de neutrones debido a las colisiones inelásticas de un medio de alta Z. En diseños más sofisticados, estas dos fases podrían realizarse con materiales optimizados por separado. Por razones de simplicidad hemos tomado un solo volumen uniforme. Esperamos un rendimiento de neutrones de unos 42 neutrones por protón incidente de 1,5 GeV. Por ello, la energía requerida para producir cada neutrón es \varepsilon_{n} \approx 35 MeV, significativamente mayor que el valor \varepsilon_{n} \approx 21 MeV en el caso del torio.

En la práctica, el blanco debe ser líquido, dado que tanto el Pb como el Bi tienen una muy baja conductividad térmica y es necesario confiar en la convección para extraer el calor producido por las interacciones nucleares. Felizmente, el punto de fusión del Pb es de 327ºC y el del Bi de 271ºC. El Pb y el Bi pueden mezclarse en una mezcla eutéctica que tiene incluso un punto de fusión inferior. Desde el punto de vista de la transparencia a los neutrones, el Bi es desde luego muy preferible. Sin embargo, tiene también algunas desventajas. Al solidificarse se dilata en el 3,3% del volumen y es muy corrosivo. Las capturas de neutrones conducen a Bi^{210} (radio-E) y éste es un \beta-emisor de una degradación de semivida de 5 días en Po^{210} que es un \alpha-emisor con una semivida de 134 días y que es muy tóxico y difícil de contener o confinar. No obstante, estos problemas pueden solucionarse pero requieren un confinamiento riguroso del metal fundido. Los mejores materiales de confinamiento para Bi o Pb líquidos son aceros al cromo. Las transferencias de masa, que se hacen importantes a altas temperaturas, de alrededor de 550ºC, pueden controlarse por medio de la adición de pequeñas cantidades (unos pocos centenares de p.p.m.) de circonio y de magnesio al metal líquido.

Vemos por ello que tanto el blanco como el combustible se contendrán o confinarán en elementos sellados de diseño similar pero con diferente contenido, por ejemplo barras o esferas u otras formas geométricas adecuadas. Entonces puede utilizarse el mismo circuito de refrigeración para eliminar calor de ambas unidades. El caso más simple es el de la refrigeración por gas (helio, CO_{2},etc.), dado que entonces la probabilidad de interacciones de la cascada de alta energía en el mismo, así como la probabilidad de absorción de neutrones, son negligibles. Entonces, los elementos de blanco serán periódicamente sacados y reacondicionados de la misma forma que lo es el combustible. La estructura del conjunto de elementos de combustible debe ser capaz de resistir los cambios de volumen del material del blanco con la fusión.

Un diagrama conceptual de la geometría del blanco se muestra en las Figs. 10a-c. Por razones de exactitud se muestra la alternativa de la refrigeración con gas. La densidad del helio, del CO_{2} y de otros refrigerantes gaseosos adecuados a alta temperatura pero comprimidos es suficientemente pequeña para permitir que el haz de protones se desplace de manera segura por los mismos. Por consiguiente, la ventana 11 del haz hacia el vacío del acelerador puede instalarse convenientemente fuera del recinto 10. El refrigerante gaseoso "frío" circula como lo indican las flechas en la Fig. 10a: se introduce en el recinto 10 por una entrada 9 situada en la parte superior del recinto y entonces circula hacia abajo entre la pared del recinto y un blindaje térmico 12 en forma de faldón que rodea al núcleo fértil 13; en el fondo del recinto, el gas refrigerante es desviado hacia arriba para que recorra el núcleo fértil 13 y la zona 14 del blanco antes de salir por la salida 15. En la realización ilustrada, la entrada 9 y la salida 15 son coaxiales y están separadas entre sí por un tubo formado por una prolongación superior del blindaje térmico 12. El haz alcanza la zona del blanco a través de una zona rebajada 16, llenada por el gas refrigerante. Tanto la zona 13 del núcleo fértil como la zona 14 del blanco de espalación están constituidas por un número adecuado de elementos de combustible, mostrados en las Figs. 10b y 10c. Hemos elegido gránulos de combustible en los ejemplos: están sellados por un revestimiento apropiado 19 (Zircalloy, acero u otro material adecuado de baja absorción de neutrones y de buenas propiedades mecánicas). El gas refrigerante circula a través de los intersticios de entre los gránulos, lo que asegura una importante superficie de intercambio térmico.

(1)

En la zona 14 del blanco, no hay medio de moderación y el metal licuado 20, ya sea Pb, ya sea Bi, ya sea la mezcla eutéctica de ambos, llena lo más posible el espacio disponible y se deja un pequeño espacio 21 para la dilatación de sólido a líquido (Fig. 10c). Obsérvese que la mezcla eutéctica Bi-Pb al 58% funde ya a 125ºC y no presenta una contracción apreciable con la solidificación.

(2)

En la zona 13 del combustible-moderador, las esferas están constituidas por un núcleo central de combustible 22, rodeado por un moderador 23 de grafito (Fig. 10b).

Se utilizan paneles perforados (no ilustrados) para contener los gránulos en la zona 13 del núcleo fértil y para separar la zona 14 del blanco respecto a la zona 13 del núcleo fértil, al tiempo que para permitir la circulación del gas.

Debe trabajarse con cuidado en la geometría para hacer que el refrigerante se desplace por trayectos (curvos) que no sean capaces de permitir que una fracción significativa del haz de protones no dé en el blanco. El haz de protones se desplaza por un tubo 18 al vacío hasta la ventana 11. Es necesario un grueso colimador 17 para reducir el flujo de neutrones que escapan a través del orificio de paso del haz.

Igual que en el caso del moderador de combustible como blanco, el material estructural utilizado para confinar el metal líquido participa en la cascada de alta energía. Sin embargo, felizmente, el comportamiento de los materiales del tipo del Zircalloy, del acero, etc., respecto a los protones de alta energía no es tan diferente como el del torio, como sucede en el caso del moderador de agua. Por ejemplo, si el blanco está fabricado de circonio sólido, prevemos
\varepsilon_{n} \approx 70 MeV. Por lo tanto, aunque una fracción relativamente grande del peso del blanco sea material estructural, sólo se esperan efectos modestos sobre \varepsilon_{n}.

Las interacciones del haz de alta energía producirán un gran número de núcleos diferentes debido a la espalación y otras colisiones nucleares inelásticas. La mayor parte de estos productos son radiactivos y deben confinarse al igual que los productos de fisión. Felizmente, la cantidad de estos productos es relativamente modesta cuando se compara con los de la fisión. La presencia de un blanco relativamente grande y no fisionable en el centro del medio de moderador-combustible con su propia acumulación de productos de reacción reduce inevitablemente la reactividad del sistema. Una estimación de primer orden del efecto da \Deltak = -(1,0 \textdiv 2,0)x10^{-2}. Aunque los parámetros del contenedor dependen de la aplicación, debe tenerse en cuenta una significativa pérdida adicional de reactividad.

En conclusión, un blanco independiente o separado conduce a una reducción significativa del rendimiento de neutrones (debido a las peores prestaciones del Pb y Bi cuando se comparan con el Th) y a una significativa reducción de la reactividad debido a las capturas adicionales de neutrones en los materiales no fértiles. Sin embargo, esto abre el camino a la posibilidad de utilizar varios moderadores, tales como por ejemplo grafito, y por consiguiente de hacer funcionar el dispositivo a temperaturas más altas de lo que es posible con el agua. Las temperaturas más altas permiten aumentar la eficiencia de la conversión en electricidad y por consiguiente compensar por lo menos parcialmente tales inconvenientes. En conclusión, el uso eficiente del material combustible-moderador, como blanco directo de alta energía, implica que los neutrones permanecen submoderados. Estos neutrones de energías substancialmente superiores que la térmica tienen la desventaja de requerir una concentración mucho más alta de material fisionable en el equilibrio. En el caso del agua, que tiene un poder de moderación muy elevado, indicamos una situación de compromiso en la cual la concentración de fisionables es sólo ligeramente más alta que en el caso térmico y la eficiencia del blanco es alta. Desde luego, son posibles otros esquemas con medios de moderación menos eficientes o sin ningún moderador, pero a expensas de una cantidad mucho mayor de material fisionable.

En el caso alternativo de que el blanco tenga una topología diferente de la del medio combustible-moderador, el alto rendimiento de neutrones y la transparencia a los neutrones deben garantizarse a todas las energías relevantes, para el blanco, el medio de refrigeración correspondiente y el equipo físico correspondiente de confinamiento. El refrigerante gaseoso tiene la interesante característica de que es substancialmente transparente a los neutrones. Desde luego son posibles otros medios líquidos. Dado que no tienen que moderar neutrones dentro del blanco de alta energía, pueden identificarse los muchos refrigerantes ya utilizados en reactores de neutrones rápidos, dependiendo en gran medida la elección, entre ellos, desde luego, de la aplicación específica.

El acelerador de partículas de alta energía

La finalidad del acelerador es producir con la máxima eficiencia el mayor número posible de neutrones secundarios por colisión entre el haz y un blanco sólido. Como ya se ha indicado, existe una gran independencia entre la energía y la naturaleza del haz entrante. Por ejemplo, utilizando un haz de deuterones en vez de un haz de protones se mejorará el rendimiento de neutrones en unos 10%. En lo que sigue, por razones de simplicidad se eligen protones. La energía de los protones entrantes no es crítica y cualquier valor de un amplio intervalo, por debajo de varios centenares de MeV, da unas prestaciones comparables y un rendimiento de neutrones proporcional a la energía del haz. El acelerador debe también ser energéticamente eficiente, es decir que el haz debe transportar la mayor fracción posible de la energía requerida para accionarlo o gobernarlo.

La corriente media ("ave") acelerada i_{ave}, una vez se fija su energía cinética T, es proporcional a la potencia o energía P_{beam} requerida por el haz ("beam") que a su vez está relacionada con la potencia o energía P entregada por el amplificador de energía y la ganancia G:

i_{ave} = \frac{1}{G}\frac{P(Mwatt)}{T(GeV)}mA

P_{beam} = \frac{1}{G}P

Para los parámetros típicos G = 40, T = 0,8 GeV y P = 250 MW, hallamos i_{ave}= 7,18 mA y P_{beam} = 6,25 MW. Los dispositivos menores requerirán una corriente acelerada correspondientemente menor. Los aceleradores de características próximas a las requeridas aquí se han utilizado ampliamente con finalidades de investigación y, con la experiencia existente en este campo, no hay razón para considerar particularmente delicadas o complicadas su construcción o su funcionamiento. Por ello se puede ser muy breve. Existen varias posibles elecciones técnicas en el diseño del acelerador. Se esbozarán brevemente dos posibles esquemas.

1.- El acelerador LINAC.

La cadena del acelerador se muestra esquemáticamente en la Fig. 11. Está compuesta por una fuente de protones y un preinyector 31, seguido por un preacelerador 32 que podría ser por ejemplo un RFQ (de las siglas en inglés de tetrapolo de radiofrecuencia). El RFQ llevará la energía del haz a unos 2 MeV y será seguido por una estructura intermedia 33 de aceleración que podría ser por ejemplo un DTL (linac de tubos de impulsión) u otra estructura de prestaciones similares. A la salida del DTL el haz, que en este momento tiene unos 25 MeV, es perfilado por un colimador 34 (a fin de minimizar las pérdidas del haz a alta energía) antes de entrar en la sección principal 35 de aceleración. Una sección principal de LINAC de este tipo puede ser normal o superconductora:

1)

En el caso de cavidades de aceleración no superconductoras, la cifra relevante se refiere a la energía disipada en la cavidad (en ausencia de haz). Existe ventaja en hacer pulsar al acelerador durante períodos más largos que el tiempo de llenado de las cavidades (típicamente \approx 50 \mus) dado que con altas corrientes la energía entregada al haz sobrepasa en gran manera la que se disipa en las cavidades de aceleración. Por ejemplo, para una corriente pico máxima de 180 mA (que parece muy aceptable, dado que no existe restricción a la emitancia), correspondiente a una potencia o energía pico de 150 MW a 0,80 GeV, la energía disipada en el cobre de las cavidades es solamente de unos 50 MW. La potencia o energía media es desde luego menor y está controlada por el ciclo de trabajo del acelerador. Por ejemplo, si se necesita la corriente indicada de i_{ave} = 7,18 mA, el acelerador se hará pulsar por medio de moduladores 37 al régimen de unos pocos centenares de impulsos/s a fin de que lo sea en el 4,4% del tiempo. La correspondiente disipación media en las cavidades será de unos 2,3 MW. La ganancia (media) de energía es 1,5 MeV/m, lo que conduce a una estructura más bien larga. Opcionalmente, dado que la rigidez magnética del haz es relativamente modesta, podrían introducirse unos elementos de doblado a 180º a lo largo de la estructura para plegarla a fin de dar dimensiones longitudinales menores. Las fuentes 38 de RF (clistrones) tienen típicamente una eficiencia o rendimiento del 70%. Varias de tales unidades con apropiados escindidores alimentan la multitud de unidades de cavidades. Una eficiencia global de corriente a haz del 50% es una cifra razonable.

2)

Se han desarrollado cavidades de superconducción para aceleradores de partículas y podrían utilizarse para la presente aplicación. La ventaja de la superconductividad es un mayor gradiente (pico) (\geq 6,0 MeV/m, pueden lograrse incluso mayores gradientes con cavidades de superconducción pulsadas; el límite final se halla probablemente en la proximidad de 20 \textdiv 30 MeV/m), lo que origina un acelerador de aproximadamente 1/3 de la longitud y una mejor eficiencia global de corriente a haz, que se hallará en los alrededores del 60%. Sin embargo, la complejidad de hacer funcionar un dispositivo de superconducción - por lo menos en el actual estado de la técnica - es algo mayor y es muy posible que, en casos más simples, pueda resultar excesivamente complicado. No obstante, deben subrayarse los beneficios o ventajas de la superconductividad para esta aplicación y puede lograrse simplicidad de funcionamiento en un futuro no lejano con más trabajo de I&D.

\newpage

En todas las versiones con LINAC debe garantizarse el enfocado transversal por toda la longitud del acelerador y esto es realizado fácilmente con la ayuda de dobletes de tetrapolos. El apareado o adaptación del haz al blanco se realiza por medio de las lentes de tetrapolos de enfocado final y el transporte 36 del haz. Debe tenerse un cuidado particular en la limitación de las pérdidas del haz que producen activación de la estructura del acelerador. El complejo del acelerador podría alimentar en principio a más de un amplificador de energía. Esto puede realizarse fácilmente con deflectores o desviadores eléctricos o magnéticos pulsados en sincronización con el LINAC seguidos por clásicos imanes de tabique y de elementos de transporte del haz que distribuyan pulsos separados e independientes en una sucesión próxima a diferentes blancos.

2.- El ciclotrón isocrono

Tales máquinas circulares son capaces de acelerar corrientes menores pero bastante significativas típicamente de hasta unos 10 mA. Cuando se comparan con el LINAC tienen las ventajas del menor tamaño y, para algunas configuraciones, de un menor coste. Es particularmente interesante la posibilidad de un acelerador FFAG (de las siglas en inglés, gradiente de alternancia de campo fijo) o de un ciclotrón de enfoque por sectores, en aplicaciones en las cuales la potencia del haz no sobrepasa varios MW y para energías de haz inferiores a 1 GeV. La limitación de la corriente principal en una máquina circular es debida a los efectos de las cargas espaciales transversales y se produce a bajas energías. Esta es la razón por la cual se propone utilizar la máquina circular sólo después de que se ha acelerado el haz hasta una energía substancial (por ejemplo con un menor LINAC y hasta un valor del intervalo de 50 \textdiv 200 MeV, según las necesidades de la corriente acelerada final), según el esquema de la Fig. 12. Como en el caso de un LINAC ilustrado anteriormente, está compuesto por una fuente y un preinyector 41 de protones, seguido por un preacelerador 42 que podría ser por ejemplo un RFQ (de las siglas en inglés, tetrapolo de radiofrecuencia). El RFQ acelerará el haz a unos 2 MeV y estará seguido por la estructura intermedia 43 de aceleración que podría ser por ejemplo una estructura DTL (Linac de tubos de impulsión). A la salida del DTL el haz tiene aproximadamente 25 MeV y se perfila por medio de un colimador 44 antes de entrar en una tercera sección 45 de aceleración que lleva la energía del haz al valor requerido por la inyección de FFAG. El FFAG está compuesto por varias unidades 46 de imanes de sector con un fuerte gradiente de enfocado dispuestas en una geometría circular. El haz circula por una cámara 47 al vacío en los entrehierros de los imanes. El número de tales sectores depende de la energía: para energías de 800 MeV son típicos unos 8 \textdiv 10 sectores. El espacio que queda disponible entre estos sectores puede utilizarse convenientemente para insertar cavidades 48 de aceleración de RF y los canales 49 de inyección y 50 de extracción. Las cavidades 48, así como las otras unidades 42, 43, 45 de aceleración, son activadas por adecuadas fuentes 51 de RF. Las partículas son isocronas y la RF funciona a una frecuencia constante, acelerando un haz continuo.

La extracción del haz respecto al FFAG es una operación delicada, dado que tiene que realizarse con elevado rendimiento o eficiencia para evitar la activación de los componentes del acelerador.

El consumo de energía del acelerador se refiere principalmente al de los (grandes) imanes y al de la RF. La eficiencia o rendimiento de la presente RF es muy comparable al discutido previamente en un LINAC. El consumo de energía del imán puede mantenerse a un nivel razonable (1\textdiv2 MW) por medio de un diseño de bobinas conservador. Alternativamente, un imán "superférrico", en el cual la bobina se hace superconductora, ofrece la posibilidad de importantes ahorros de energía.

En las Figs. 11 y 12, el suministro de energía de los aceleradores de partículas se muestra procediendo de la red. Desde luego, una vez se alcanzan las condiciones de equilibrio, es más apropiado utilizar una parte de la producción de energía de la instalación para accionar o gobernar el acelerador.

La carga inicial de combustible

A fin de trabajar con una ganancia significativa, el dispositivo debe contener una cantidad razonable de material que sea fisionable para neutrones térmicos. La solución más simple consiste en partir o arrancar con solamente torio o un compuesto del mismo como material combustible y realizar una fase inicial de reproducción, en la cual la intensidad del haz es mayor, hasta que se forma la cantidad de equilibrio de U^{233}. Aunque es conceptualmente simple, es muy difícil que en la práctica ello se realice así y el problema de cómo "cebar la bomba" necesita más atención, incluso si debe hacerse una sola vez en el tiempo de vida de cada aplicación específica. Podemos indicar las siguientes alternativas:

1)

Puede producirse U^{233} por inserción, dentro del moderador, de algo de torio adicional al principio de la vida del combustible de un dispositivo similar pero que ya sea operativo. El exceso de neutrones, destinado a proporcionar la posibilidad de capturas por fragmentos de fisión posteriormente en el tiempo de vida del combustible, puede dedicarse a la reproducción de nuevo combustible. Si bien tal posibilidad no es práctica en un ambiente térmico, dado que el inventario de neutrones es marginal, como ya se ha mencionado, en el caso de neutrones rápidos existe una posibilidad bastante importante de reactividad adicional y unos 10% de todos los neutrones podrían utilizarse, por ejemplo, para reproducir algo de U^{233} fresco o nuevo a partir de una zona fértil de Th^{232} puro que rodeara el núcleo central. Podría conservarse la naturaleza rápida de los neutrones, dado que el gran valor de la concentración de equilibrio = 0,1 del U^{232} garantiza que para pequeñas concentraciones de U^{232} reproducido en una masa relativamente grande de torio inicial sólo existe poco o no existe ningún quemado o combustión, sino solamente reproducción. De esta forma, debería poderse reproducir aproximadamente un exceso del 20% de U^{232} con respecto al quemado en el núcleo central de alta concentración. En la práctica, esto permite, para el parámetro elegido posteriormente en esta nota, un tiempo de doblado del combustible disponible de aproximadamente cada 8/10 años, sin confiar en procesos de "puesta en marcha" (véase posteriormente) basados en U^{232} enriquecido o con exceso de PU^{239} y PU^{241} a partir de aplicaciones de combustible agotado o militares. Un tiempo de doblado de la potencia instalada del amplificador de energía de unos 8/10 años parece perfectamente un régimen adecuado de crecimiento, naturalmente después de que se ha puesto en marcha un número inicial de instalaciones con diferentes combustibles. Pueden lograrse rendimientos mucho mayores si se sacrifica la producción de energía, aumentando la potencia del haz y reduciendo correspondientemente la ganancia con capturas de reproducción. Es importante que el material añadido se utilice principalmente para la reproducción. Por lo tanto la densidad fraccionaria del U^{233} debe ser en todo momento muy inferior al nivel de equilibrio para la reproducción fija o estacionaria. Esto implica que se requiere purificación química para producir nuevas barras de combustible para la nueva planta o instalación de energía.

2)

Podría utilizarse U^{235} como combustible fisionable inicial en vez de U^{233}. El uranio natural tiene el considerable inconveniente de que las inevitables capturas de U^{238} conducen a una importante acumulación de plutonio y actínidos inferiores. Por ello es preferible utilizar U^{235} altamente enriquecido. Este combustible puede ya sea disolverse directamente en el combustible ya sea estar contenido en algunos elementos auxiliares, que se sacarán después de la puesta en marcha. Las propiedades del U^{235} son muy similares a las del U^{233} y una carga inicial en peso de unos 90% del nivel de equilibrio será suficiente para garantizar una transición uniforme entre el combustible de puesta en marcha y el ciclo autosuficiente Th^{232}-U^{233}. Obsérvese que este proceso debe seguirse solamente una vez en la historia de cada instalación. También podría utilizarse plutonio, pero implica la producción de actínidos superiores y no se recomienda, por lo menos si debe seguirse la filosofía que se halla detrás de la presente aplicación.

Una vez se han alcanzado las condiciones de equilibrio, puede empezar la combustión. Esta fase puede tardar un tiempo muy largo (varios años), siendo el límite el "envenenado" de las barras por parte de los productos de fisión y el consumo de una fracción principal de combustible a base de torio.

Cuando se ha utilizado suficientemente la carga de torio y las capturas de fragmentos de fisión han alcanzado el nivel máximo aceptable, se recomienda una regeneración del combustible. Esto debe realizarse en un centro especializado. El combustible se separa químicamente. El combustible de uranio se recupera mientras que los otros productos (la mayor parte fragmentos de fisión) se eliminan. Entonces tal combustible se utiliza para preparar nuevas barras de torio, a fin de saltar la fase inicial de reproducción para el siguiente llenado y limitar el almacenaje de actínidos. La reproducción inicial de combustible sólo debe producirse una vez en la historia de cada planta de energía.

Un amplificador de energía basado en reproducción a partir de uranio natural

Una ventaja principal de la presente invención es la posibilidad de quemar torio en condiciones que están substancialmente libres de residuos de actínidos superiores y especialmente de plutonio. Sin embargo, también se puede utilizar uranio natural o agotado en vez de torio. El uranio tiene una reacción de reproducción similar, en la cual el U^{238} se convierte en Pu^{239} con Np^{239} como \beta-precursor:

(2)U^{238}+n \Rightarrow U^{239} + \gamma \Rightarrow Np^{239} + \beta^{-} \Rightarrow Pu^{239} + \beta^{-}

Utilizando las ecuaciones básicas de reproducción indicadas anteriormente y los datos experimentales de la Tabla 1, hallamos, para la mezcla de U^{238} - Pu^{239} en el equilibrio de reproducción, el número notablemente pequeño de
n_{3}/n_{1} = 2,85x 10^{-3}. Esto significa que en condiciones de régimen constante, la reacción puede sostenerse indefinidamente por Pu^{239} en equilibrio a la pequeña concentración de 2,85 kg/tonelada de uranio. Observamos que este inventario o cantidad es mucho menor que la cantidad de plutonio necesaria en un reactor reproductor rápido ordinario y que no se necesita manipulación del plutonio dado que se reproduce "in situ" a partir de U^{238}.

Cuando se compara con un reactor, el presente proceso de quemado-reproducción con amplificación de energía utiliza el isótopo dominante U^{238} en vez del fisionable U^{235} naturalmente presente o enriquecido, conduciendo a una utilización mucho mejor del material combustible. Desde luego, el régimen constante de reproducción de la presente es imposible en un reactor, dado que se refiere sólo a una condición o estado subcrítico gobernado por el haz. Una fracción del U^{235} naturalmente presente puede actuar convenientemente como "arrancador". Es rápidamente quemada y substituida por una cantidad menor de Pu^{239} altamente fisionable.

Como en el caso del torio, puede producirse un gran número de núcleos diferentes por capturas múltiples de neutrones y eventualmente por degradaciones. Se ilustran en la Fig. 13. La total dependencia del tiempo de un combustible de uranio inicialmente algo agotado se da en la Fig. 14. Una fracción del U^{235} naturalmente presente se ha conservado dado que puede actuar convenientemente como "arrancador" natural. Se puede ver que cuando se compara con el correspondiente caso de torio (Fig. 3a) existe una producción mucho mayor de actínidos superiores, pero que su concentración se mantiene a un valor constante debido a la alta capacidad de "incineración" del esquema. De las concentraciones, se puede calcular \alpha = 1,694, que es ligeramente mayor que en el caso de una mezcla de Th^{232}- U^{233} cuando tenemos una \alpha = 1,223. Por consiguiente el valor (promediado en el blanco) de \eta = \nu/(1 + \alpha) da el número de neutrones secundarios que resultan de una interacción de un neutrón y es ligeramente menor (por ejemplo 1,8 contra 1,13), lo que es perjudicial pero no inaceptable respecto a la ganancia. Tienen a su vez una mayor sección transversal de captura y afectan de forma más importante la cantidad o inventario de neutrones. También debe observarse que los efectos de los fragmentos de fisión son ahora más importantes, dado que la sección transversal de "reproducción" es menor en un factor de aproximadamente dos. Por ello, las prestaciones del uranio son ligeramente peores que las del torio: se espera una menor ganancia y se requiere un reprocesado más frecuente a fin de eliminar el "envenenado" por fragmentos de fisión, pero no más frecuentemente que en un reactor nuclear ordinario.

Como en el caso del torio, si el flujo de neutrones se corta bruscamente se produce un aumento de la criticidad, debido al hecho de que todos los núcleos de Np^{239} se degradarán a Pu^{239}, conduciendo a un aumento de la población final de Pu^{239}. Un aumento de este tipo en cuanto a material fisionable no debe hacer que el sistema sea crítico. Esta condición, como ya se ha indicado, determina un límite para el flujo de neutrones térmicos de
\Phi \leq 9,84 x 10^{14} [T/(300ºK)]^{1/2}cm^{-2} s^{-1} para el U^{238} - Pu^{239} (que es menos exigente que el correspondiente límite para Th^{232} - U^{233} que era de \Phi \leq 1,44 x 10^{14} [T/(300 ºK)]^{1/2}cm^{-2} s^{-1}). Para temperaturas prácticas, el límite para el flujo de neutrones será de \Phi \leq 2 x 10^{15}cm^{-2}s^{-1}. Sin embargo, siendo el tiempo de vida del Np^{239} menor que el del Pa^{233}, la fase de quemado se obtiene algo más rápidamente (días en vez de semanas).

La configuración del blanco y la del combustible-moderador descritas para el torio son aplicables también al caso del uranio (agotado). En particular hemos verificado que ambos esquemas del combustible-moderador como blanco de alta energía (moderación con agua submoderada) y la configuración con blanco independiente pueden extenderse fácilmente al presente caso.

Un amplificador de energía refrigerado por líquido y gobernado por haz, ilustrativo, sin blanco separado o independiente

Este caso ilustrativo explota las características de la submoderación con agua ya descritas anteriormente. Los parámetros principales del esquema se dan en la Tabla 4. La potencia térmica típica que puede producirse más fácilmente de esta forma es del orden de 200 MW. A fin de garantizar una suficiente refrigeración del combustible, especialmente para mayor potencia, es más apropiada la elección V_{m}/V_{f} \approx 0,8. Una vez se tienen en cuenta las fugas de neutrones y las otras pérdidas en el revestimiento del combustible, etc., el sistema será subcrítico con k = 0,92\textdiv0,95, correspondiente a una ganancia de energía G = 33 \textdiv 50. Por ello, un buen valor de diseño es G = 40. La corriente del haz a T = 800 MeV es entonces i_{ave} = 6,25 mA y P_{beam} = 5,0 MW. Tanto un LINAC como un acelerador de FFAG pueden satisfacer fácilmente tales requisitos.

La amplia experiencia con reactores de agua presurizada (PWR) puede utilizarse para la extracción del calor. Desde luego, pueden también utilizarse otras alternativas, como el modo de agua hirviente, estando determinada la elección por el tipo de aplicación.

La presión del funcionamiento del dispositivo (PWR) es del orden de 154 bar correspondientes a una temperatura de entrada de 291ºC y una temperatura de salida de 322ºC. El flujo de refrigerante para la producción nominal de energía de 200 MWt es de 1,1 m^{3}/s. El área requerida de transferencia de refrigerante dentro del núcleo de combustible es aproximadamente de 300 m^{2}. Tal superficie se proporciona incluso sin aletas de refrigeración por medio de las barras cilíndricas de combustible de 2,5 (2,0) cm de diámetro o menores y una masa de combustible de por lo menos
21,4 (17,1) toneladas.

La disposición general se muestra en la Fig. 15. Está compuesta por dos partes principales separadas, el transporte final del haz y el conjunto principal del amplificador de energía. El haz de protones, que se desplaza en el vacío desde el acelerador, se enfoca o concentra por medio de las lentes tetrapolo magnéticas 52, 53 y 54 y es deflectado o desviado en 90 grados con la ayuda de los imanes 55 y 56 de doblado. Se introduce en el recinto presurizado 62 a través de un largo colimador 57 de entrada, que tiene en su extremo superior una ventana 58 de retención de la presión. Se utilizan varios dispositivos 60 de observación del haz para seguir la trayectoria del haz. Un pesado piso 59 de blindaje garantiza la seguridad contra las radiaciones. Los neutrones procedentes del conjunto de combustible-moderador pueden escapar a través del tubo del haz. Esta pérdida es reducida considerablemente por el colimador 57. El estrecho haz de neutrones que retrocede a través del colimador es recogido en una reserva 61 del haz dado que, contrariamente al haz de protones, tal haz de neutrones permanece indesviado por parte del imán 56 de doblado.

Se extrae energía con la ayuda del agua a presión contenida en el recinto principal 62. El fluido refrigerante entra a través de una tobera 63 de entrada y sale a través de una tobera 64 de salida. Pasa primero entre las paredes interiores del recipiente principal 62 y del tambor 65 de soporte del núcleo. Su flujo es uniformizado por el faldón 66 de flujo y entra en el volumen interior del tambor 65 de soporte del núcleo a fin de llegar hasta el conjunto 67 de combustible desde debajo. Recorre los muchos canales del conjunto de combustible, extrayendo eficazmente el calor producido en el mismo, y sale a través de un orificio 64a de salida dispuesto en el tambor 65 de soporte por encima del conjunto 67 de combustible, comunicando el orificio de salida con la tobera 64 de salida.

La parte superior del recinto principal aloja a una estructura 68 de soporte, a un equipo 69 de manipulación del combustible y a varias barras 70 de control, principalmente para utilizarlas a fin de asegurar firmemente, en la condición no crítica, el combustible después de haber cortado o apagado el haz. La necesidad de un dispositivo de este tipo es debida principalmente al hecho de que el U^{233} fisionable se acumula después del paro por la degradación del Pa^{233}. Durante el funcionamiento, estas barras de control pueden utilizarse también cómodamente para modificar el parámetro k de multiplicación de neutrones y por lo tanto la ganancia del amplificador de energía.

Pueden utilizarse varios conjuntos diferentes de combustible. Obsérvese que son posibles casi infinitas variantes en las configuraciones de combustible- moderador. Dos de tales esquemas, inspirados en gran parte en los diseños de reactor, se indican en lo que siguen:

1)

Un conjunto de combustible se muestra esquemáticamente en las Figs. 16a-b. El combustible está compuesto por elementos 74 de combustible de torio metálico apilados para formar barras 75 de combustible y revestidos con una delgada hoja 73 de Zircalloy para impedir la corrosión (Fig. 16a). Cada barra tiene una tapa extrema 71 con un resorte 72 para retener o sujetar los elementos 74 de combustible. Las barras de combustible están agrupadas en subconjuntos 76 que constituyen unidades rígidas para la fácil manipulación (Fig. 16b). Obsérvese que los elementos metálicos 74 de combustible podrían substituirse por gránulos de ThO_{2}, ThC_{2} u otros compuestos de torio químicamente estables.

2)

Mencionamos la ventajosa posibilidad de combustible a base de ThO_{2} y de gránulos esféricos de combustible en una configuración de lecho fluidizado. Un lecho fluidizado es un lecho en el cual un fluido circula hacia arriba a través de un lecho de partículas sólidas que entonces quedan soportadas o fluidizadas pero no transportadas o ligadas. El lecho está en un estado de turbulencia y las partículas sólidas están en movimiento constante, originando un buen mezclado y unas excelentes características de transferencia de calor. Un diseño típico (Fig. 17) está constituido por un recipiente exterior 80 (a colocar por ejemplo dentro del tambor 65 de soporte de la Fig. 15), que aloja a un contenedor cilíndrico 81 que tiene un fondo 82 de plancha perforada lo suficientemente resistente para soportar el peso de toda la carga de combustible, y una parte superior 83 abocinada. Las perforaciones deben ser de tal tipo que impidan que el combustible caiga a su través, pero deben permitir el flujo del refrigerante sin una caída de presión demasiado grande. La parte superior 83 está abocinada para reducir la velocidad del flujo y evitar que puedan escapar elementos de combustible desde la parte superior. El fluido refrigerante (agua) entra en el recipiente 80 por una entrada inferior 85 y sale por una salida superior 86. Los elementos de combustible son simples pequeños gránulos esféricos 84 que pueden estar revestidos por un recubrimiento o, si se utiliza ThO_{2}, pueden no estar revestidos. Pueden surgir problemas de abrasiones y deben estudiarse, dado que pueden afectar el diseño del bucle o circuito primario de refrigeración y requerir que se recupere con seguridad el combustible radiactivo abrasionado. La compactación máxima del combustible en el estado colapsado o de reposo corresponde a la compactación aleatoria de un número muy grande de esferas y tiene una porosidad (volumen libre lleno de agua/volumen total) a \approx 0,40, correspondiente a V_{m}/V_{f} \approx 0,666. Sin embargo, el flujo de líquido aumentará la porosidad y por consiguiente V_{m}/V_{f}. Puede lograrse fácilmente el control de la reactividad k sin barras de control, variando simplemente el caudal de refrigerante dentro de la franja de fluidización y por ello la relación combustible-moderador V_{m}/V_{f}. Esto simplifica considerablemente el diseño del recinto de presión. La simplicidad de la carga de combustible es también evidente, dado que son posibles la carga y la descarga continuas del combustible a través de pequeñas aberturas dispuestas en la pared del recipiente.

La utilización del calor producido es dependiente, desde luego, de la aplicación. El agua calentada y a presión procedente del recinto debe sin embargo quedar retenida en un circuito cerrado y ser extraída para posterior uso mediante un intercambiador normal de calor. En la aplicación más obvia del dispositivo, se tienen que hacer funcionar una o más turbinas, como se muestra esquemáticamente en la Fig. 18. El agua que atraviesa el amplificador 91 de energía es presurizada por el dispositivo 92 y circula con la ayuda de la bomba 93. Un intercambiador 94 de calor se utiliza para transformar el agua de otro circuito o bucle en vapor de agua que acciona a la turbina o a las turbinas 95. Un condensador 96 y otra bomba 97 cierran el circuito.

La práctica habitual indica que una disposición de este tipo, ampliamente empleada en plantas de generación de energía, puede conducir a un rendimiento de conversión en electricidad ligeramente mayor del 30%. Así pueden producirse unos 60 MW de electricidad con los parámetros ejemplificados dados anteriormente.

Un amplificador de energía refrigerado por gas y gobernado por haz, ilustrativo, con un blanco separado o independiente

Este caso ilustrativo explota las características de un blanco separado de alta energía, descrito anteriormente. Se prefiere el gas como refrigerante dado que, como ya se ha indicado, es substancialmente transparente tanto al haz entrante de alta energía como a los neutrones. Siguiendo la práctica usual de los reactores nucleares y de otras aplicaciones similares, las mejores elecciones de gas son helio o CO_{2} (presurizados) (o su mezcla) debido a sus excelentes propiedades termodinámicas y a la ausencia de efectos corrosivos. Como ejemplo, nos concentraremos en el helio presurizado -debido a su alta transferencia térmica, baja caída de presión, alta velocidad sónica y neutralidad respecto a los metales y al grafito- pero nuestras consideraciones serán también válidas para otros gases. El medio de moderación, teniendo en cuenta sus prestaciones a altas temperaturas, se ha elegido de modo que sea grafito. Desde luego son posibles muchas geometrías diferentes de retícula: describiremos en detalle la basada en unidades esféricas, denominadas "gránulos", constituidas cada una por un núcleo central de material combustible (torio metálico o un compuesto de torio) 22 de la Fig. 10b rodeado por una envolvente 23 de grafito. Una optimización de los parámetros relevantes (reactividad, concentración de U^{233}, etc.) realizada según las líneas generales del ejemplo anterior de moderación con agua indica que V_{m}/V_{f} debe ser de la franja de 10\textdiv20 para las prestaciones óptimas, especialmente
K_{\infty} = 1,04 y n_{3}/n_{1} = 1,7 x 10^{-2}. La relación de los diámetros de las esferas del moderador externo y del núcleo de combustible es entonces (V_{m}/V_{f} + 1)^{1/3} = 2,22 \textdiv 2,75. Existe una gran libertad en la elección de los diámetros exteriores de los "gránulos", típicamente del orden de varios centímetros. La porosidad del volumen de combustible-moderador es la de un conjunto de un muy gran número de esferas compactadas aleatoriamente, a \approx 0,39. Desde luego, los espacios vacíos están recorridos por el gas refrigerante y no influencian apreciablemente los neutrones.

La geometría del combustible-moderador y del blanco sigue estrechamente la ya descrita con referencia a las Figs. 10a-c. Los "gránulos" blanco son esferas llenas de Bi-Pb o de Bi metálico puro, licuados por la energía transportada por el haz durante el funcionamiento. Una zona especialmente rebajada permite que el haz penetre profundamente en el volumen de interacción. Rejillas especiales u otra forma de separadores mecánicos garantizan que los gránulos de diferente género no puedan mezclarse. Unos mecanismos adecuados permiten introducir nuevos gránulos o extraerlos del volumen. Varias barras de control de paro deben penetrar en el conjunto de gránulos y lo hacen a través de varios tubos de grafito, que participan también desde luego en la moderación.

El presente "calentador atómico" puede utilizarse para varias aplicaciones prácticas en las cuales son necesarias temperaturas elevadas, de hasta unos 1000ºC y a veces superiores. Nos concentramos en un esquema basado en una turbina de helio gaseoso, de ciclo cerrado, inspirada en gran parte en las instalaciones de producción de energía accionadas por combustible fósil, en ciclo cerrado. Siguiendo la gran experiencia en tales dispositivos, la potencia térmica típica que puede producirse más fácilmente de esta forma es de hasta el orden de 200 MWt. Un diagrama de flujo, como ejemplo general que da los datos principales de diseño de un ciclo directo de helio, se muestra en la Fig. 19. Son posibles, desde luego, diferentes formas de disposición de las máquinas. El helio comprimido a unas 58 ata (1 ata = 101,3 kPa) entra en el amplificador 101 de energía a una temperatura de 435ºC y sale a 710ºC con una caída estimada de presión a través del amplificador de energía de \approx 2 ata. El flujo de gas es del orden de 200 kg/s. Entrega su energía a través de dos turbinas 102 y 103 en cascada. Es necesario utilizar material resistente al calor sólo para la turbina 102 de alta temperatura. Una relación de expansión en la turbina de 2,5 a 3 ofrece buenas condiciones de diseño y un pequeño número de etapas (2). A la salida de la segunda turbina 103 el gas tiene una temperatura de 470ºC y una presión de 26 ata y entra en un recuperador 104 para reducir adicionalmente su temperatura a 150ºC. Con la ayuda de un enfriador 105, la temperatura del gas se reduce a 38ºC (25 ata) y entra en un compresor 106 y 107 de dos etapas con un enfriador adicional 108 entre las dos unidades. A la salida del compresor (120ºC, 60 ata) el gas se precalienta en el recuperador a 435ºC (58 ata) y cierra el circuito entrando en el amplificador 101 de energía.

Se dispone un adecuado control 109 para garantizar un rendimiento constante en una amplia franja de potencia. Se utilizan suministros 110 y 111 de relleno para rellenar las pérdidas de gas desde el depósito externo 112. El rendimiento total a plena carga es del orden del 40%. Pueden producirse así unos 80 MW de electricidad por medio del generador 113 gobernado por las turbinas 102, 103, con los parámetros ejemplificados dados anteriormente.

Un amplificador de energía refrigerado por plomo y gobernado por haz, ilustrativo, que trabaja con neutrones rápidos

Este caso ilustrativo da un ejemplo de las posibilidades del ambiente de neutrones rápidos. El amplio estudio de tal dispositivo realizado en los capítulos anteriores demuestra que tiene características notables y que puede superar varias de las limitaciones de los ejemplos anteriores. Con referencia al ejemplo anterior del amplificador de energía refrigerado por agua, que se basa en gran parte en la bien dominada técnica de los PWR, debe elegirse un refrigerante no moderador. Teniendo en cuenta los considerables problemas de seguridad relacionados con el sodio líquido, elegido casi universalmente en los reactores reproductores rápidos, hemos optado por el plomo líquido, para el cual hasta ahora existe poca experiencia, como no sea en cuanto a un pequeño reactor desarrollado en la antigua Unión Soviética y en cuanto al uso en los USA de un metal bastante similar, el bismuto, como agente refrigerante.

Su punto de ebullición es de 1740ºC, con seguridad por encima de cualquier temperatura previsible de funcionamiento. Su punto de fusión, 327ºC para el metal puro, puede hacerse bajar a 125ºC con una mezcla eutéctica igual de plomo y bismuto. Su densidad es alta (\approx10 g/cm^{3}) y su fluidez y capacidad térmica son bastante buenas. A alta temperatura, tiene algunas propiedades corrosivas que pueden resolverse con aditivos apropiados. Su presión de vapor es también muy baja, alcanzando 1 mm Hg sólo a 973ºC.

Otra abrumadora razón para elegir el plomo (o el bismuto o una mezcla eutéctica de ambos) es el hecho de que estos materiales ofrecen, como blancos de alta energía, un excelente rendimiento de neutrones y por ello el material refrigerante puede ser también el primer blanco para el haz de protones de alta energía.

Una segunda diferencia importante del presente ejemplo ilustrativo, cuando se compara con los casos anteriores, es que el flujo de neutrones y el correspondiente daño por radiaciones son ahora un centenar de veces mayores. Esto es un problema bien conocido de los reactores reproductores rápidos y aparentemente ha sido resuelto por lo menos para quemados o combustiones del orden de 100 GWat (t) día/tonelada.

Los motivos para aceptar estos cambios adicionales son según nuestro punto de vista abrumadores teniendo en cuenta la mejora considerable de prestaciones, especialmente (1) una mayor ganancia (G \approx 100\textdiv150), (2) una mayor densidad de potencia o energía máxima (160 MWat (t)/tonelada (Th)) y (3) una combustión extendida (\geq 100 GWat (t) día/tonelada (Th)).

Como ya se ha ilustrado en lo que precede, la mayor ganancia es debida tanto a una configuración más eficiente del blanco de alta energía como a un mayor valor práctico del factor k de multiplicación de neutrones. La mayor densidad de energía se origina del mayor flujo permisible de neutrones que, a su vez, está relacionado con el reducido régimen de capturas de neutrones de Pa^{233} (que, como es bien conocido, suprime la formación del U^{233} fisionable) y con las variaciones mucho menores de k después del paro debido a degradaciones de Pa^{233} para un régimen dado de quemado o combustión. Finalmente, se hace posible un más largo quemado integrado debido al reducido régimen de capturas por fragmentos de fisión de neutrones rápidos y está limitado por la supervivencia mecánica de los elementos de combustible.

En la práctica, un haz de protones de 20 MWat (20 mA a 1 GeV) acelerado por un ciclotrón será suficiente para gobernar un amplificador compacto de energía al nivel de \approx GWat_{e}. El quemado integrado de combustible puede extenderse más allá de los 100 GWat día/tonelada, estando limitado por la supervivencia mecánica de los elementos de combustible. Debido a la alta o superior temperatura de funcionamiento (\geq 600ºC) del refrigerante de plomo, se puede suponer con seguridad un rendimiento termodinámico del orden de 42%. Por lo tanto, la potencia térmica nominal es de 2,4 GWat (t). La masa de combustible es del orden de 15 toneladas en forma de mezcla de ThO_{2} - UO_{2} que llena delgadas barras o varillas de acero inoxidable, en una configuración similar a las ya descritas en la Fig. 16a y la Fig. 16b. Las "semillas" de U^{233} (a la concentración de equilibrio de 10% de torio) tienen entonces un peso de
1,5 toneladas.

La opción de neutrones rápidos tiene un mayor rendimiento de neutrones y menores pérdidas relacionadas con el envenenamiento debido a los fragmentos de fisión y a los isótopos superiores de uranio. Por ello, puede reproducirse U^{233} fisionable en exceso respecto al que se regenera normalmente por medio del proceso principal de reproducción que se halla creando nuevo U^{233} exactamente al ritmo con el cual se quema U^{233} en el combustible. De esta forma se será capaz de reproducir aproximadamente un 20% de exceso de U^{233} con respecto al quemado en el núcleo central, de alta concentración. En la práctica, esto permite un tiempo de doblado del combustible disponible cada 8/10 años aproximadamente, sin confiar en procesos de "puesta en marcha" basados en U^{235} enriquecido o en exceso de Pu^{239} y Pu^{241} procedentes de combustible agotado o de aplicaciones militares. Un tiempo de doblado de la potencia instalada por debajo de diez años parece un régimen muy adecuado de crecimiento, naturalmente después de haber puesto en marcha varias instalaciones iniciales con diferentes combustibles.

Las secciones transversales de neutrones (n, \gamma) para neutrones rápidos son mucho menores tanto en el caso de fragmentos de fisión como en el de varios de los recién producidos isótopos de uranio, protactinio y neptunio. Las concentraciones de los actínidos son muy diferentes de las concentraciones de los neutrones térmicos y deben

\hbox{ilustrarse:}

(1) Se hacen importantes dos nuevos elementos debido a los canales mejorados (n, 2n), a saber Pa^{231} y U^{232}. La presencia de una cantidad relativamente grande de U^{232} (\tau=70 años), que es aproximadamente 50 veces más abundante para un quemado comparable, puede considerarse como una ventaja dado que "desnaturaliza" positivamente el uranio extraído, ayudando a luchar contra las desviaciones militares del material. La toxicidad añadida, debido a la presencia de U^{232}, no es tan grande como para hacer que el procesado del combustible agotado sea prohibitivamente caro. El Pa^{231} representa una fuente de radiotoxicidad adicional de larga vida (\tau = 3,3 10^{4} años) que debe dominarse. Es posible separar químicamente el Pa^{231} del combustible agotado. Pueden preverse métodos para transformarlo en U^{232} por captura de neutrones y posterior \beta-degradación.

(2) La producción de actínidos de mayor masa se suprime fuertemente, especialmente de Np^{237} y de PU^{238}, a niveles inferiores a 1 g/tonelada después de 100 GW(t) día/tonelada. Los isótopos superiores de plutonio, de americio, de curio, de californio, etc., están muy por debajo de estos niveles, con correspondientes efectos beneficiosos sobre la toxicidad de los actínidos producidos. La ausencia prácticamente total de actínidos superiores tiene una consecuencia tremenda en la solución del problema de almacenaje a largo plazo del combustible agotado, siempre que se dominen dos problemas, a saber el asociado con la presencia de U^{232} y el del Pa^{231}.

Un pequeño porcentaje de todas las absorciones de neutrones se producirá en el refrigerante; es importante evaluar los efectos de los núcleos hijos tanto en cuanto a capturas de neutrones como en cuanto a radiotoxicidad. Puede ser importante observar que el plomo natural ya se ha empleado como refrigerante práctico de reactores.

El plomo natural está constituido por varios isótopos, Pb^{208} (52,4%), Pb^{206} (24,1%), Pb^{207} (22,1%) y Pb^{204} (1,4%). Si el blanco está idealmente constituido por Pb^{208} puro, una captura de neutrones producirá Pb^{209} que rápidamente (t_{1/2} = 3,25 horas) se degrada en el estable Bi^{209} que permanecerá como mezcla eutéctica con el material del blanco. Se producen reacciones de tipo (n, 2n) a un nivel que es de un bajo porcentaje de capturas y crean Pb^{207}, también estable. Ambos núcleos hijos son elementos estables y a su vez excelente material de blanco. Un blanco con plomo natural producirá una cantidad apreciable de Pb^{205} a partir de capturas de Pb^{204} y en un nivel menor procedente de (n, 2n) de Pb^{206}. Este elemento tiene una larga vida (t_{1/2} = 1,52 10^{7} años) y se degrada en Tl^{205} estable por captura de electrones y no emisión de rayos \gamma. Las propiedades de captura de neutrones del Pb^{205} son desconocidas y por ello es imposible estimar la posibilidad de otras transformaciones. Finalmente, el Pb^{203} procedente de (n, 2n) de Pb^{204} tiene una corta vida (t_{1/2} = 51,8 horas) y se degrada en Tl^{203} estable por captura de electrones. Las reacciones del tipo (n,p) transforman los isótopos de Pb en los correspondientes isótopos de talio (Tl^{208}, Tl^{207}, Tl^{208} y Tl^{204}) que se \beta-degradan todos rápidamente para dar de nuevo núcleos de Pb. Observamos que, de manera general, podría existir una importante ventaja en el uso de Pb^{208} metálico enriquecido isotópicamente como refrigerante.

La situación es más compleja en el caso de un blanco de bismuto. Las capturas de neutrones conducen a Bi^{210} de corta vida que se degrada (t_{1/2} = 5,0 días) en Po^{210} que, a su vez, se degrada con t_{1/2} = 138 días a Pb^{206} estable. Sin embargo, existe un estado isomérico Bi^{210} de larga vida (t_{1/2} = 3 10^{6} años), también excitado por la captura de neutrones, que se degrada por medio de una \alpha-degradación a Tl^{206} (RaE) de corta vida, que a su vez se \beta-degrada en Pb^{206} estable. Las reacciones del tipo (n, 2n) producirían el Bi^{208} de larga vida (t_{1/2} = 3,58 10^{5} años), que acaba en Pb^{208} estable a través de una conversión interna. Por ello, un moderador de bismuto puede presentar importantes problemas de radiotoxicidad que deben examinarse adicionalmente antes de considerar seriamente tal material como blanco.

Se producen fragmentos adicionales por los procesos de espalación debidos al haz de alta energía. También debe investigarse el problema de toxicidad, aunque se supone que no deberían surgir problemas importantes. En general se considera que los efectos debidos a las capturas de neutrones en tales impurezas añadidas son pequeños y se negligirán a este nivel.

El diseño de principio de un amplificador de energía con neutrones rápidos y con refrigeración por plomo se muestra en la Fig. 20. El haz incidente 115 de protones se direcciona por medio de imanes 116 de doblado y choca, a través de un tubo 125 de haz, sobre el núcleo 121. El plomo fundido incluye una zona 123 que es llevada a alta temperatura por el calor de reacción liberado. Después de atravesar un intercambiador 120 de calor, el plomo fundido entra en la zona 122 de baja temperatura y recircula por medio de una bomba 119 para entrar de nuevo en la zona de alta temperatura por una rejilla 124 de paso de alimentación. La instalación está incluida en un recipiente 117 de doble pared que está tapado por una tapa 118. El calor radiactivo en el caso de un fallo accidental del sistema principal de refrigeración se extrae del núcleo principal por corrientes 126 de convección y se libera a la atmósfera a través de un sistema de convección en contacto con el plomo fundido (no ilustrado).

El núcleo del amplificador de energía, ilustrado esquemáticamente en la Fig. 21, que tiene por ejemplo una geometría cilíndrica, está subdividido en cinco zonas separadas. La zona más interna 127 está simplemente llena de plomo fundido y actúa como blanco de alta energía para el haz incidente. La siguiente zona 128 es el núcleo principal, lleno con la apropiada geometría de barras/varillas de combustible, que contienen el combustible en forma de óxido revestido por delgadas paredes de acero inoxidable. La geometría de estas barras es similar a la ya descrita en el caso del amplificador de energía moderado por agua (Fig. 16a y Fig. 16b). Existe una considerable experiencia en varillas o barras de combustible destinadas a reproductores rápidos. La mayor parte de tal experiencia puede transferirse directamente a nuestra aplicación. Los parámetros principales de una varilla típica de combustible de reproductor rápido se muestran en la Tabla 5. Su diseño puede adaptarse perfectamente a nuestra aplicación. La termodinámica de las varillas de combustible permite un régimen de quemado o combustión que es de unas tres veces el de un ejemplo con neutrones térmicos. El correspondiente flujo de neutrones es entonces mayor aproximadamente en un factor de 100, es decir \Phi = 10^{16} cm^{-2} s^{-1}. A tal flujo, el diseño de las varillas normales permitiría un quemado o combustión de unos 100 GW día/t.

Después de una zona tampón 129 únicamente llenada por el plomo fundido, tenemos la zona reproductora 130, constituida por una estructura de barras/varillas similar a la del núcleo excepto que (1) las barras/varillas están llenas de torio inicialmente puro y (2) se produce poco o ningún quemado o combustión y por ello las necesidades de enfriamiento son mucho más modestas. Prevemos que la cantidad de U^{233} producida en el reproductor sea aproximadamente el 20% de la cantidad quemada en el núcleo.

TABLA 5 Parámetros principales de una varilla típica de combustible

Material	UO_{2}, PuO_{2}, (ThO_{2})
Diámetro de los gránulos de combustible	6,0	mm
Grosor del revestimiento	0,35	mm
Tipo de revestimiento	SS16Cr13Ni
Densidad de difusión	0,80 \textdiv 0,85
Potencia lineal de las barras	450	W/cm
Potencia nominal de combustible (ThO_{2} + reproducción), \rho	160	kW/kg
Intersticio entre gránulos de combustible y revestimiento	80,0	\mum
Temperatura máxima media de los puntos calientes de revestimiento	700	ºC
Quemado	>100	GW día/t
Duración de un elemento a 100 GW día/t	2 años	a 85% útil.

Claims (45)

1. Método para producir energía a partir de un material combustible nuclear contenido en un recinto, por medio de un proceso de reproducción de un elemento fisionable a partir de un elemento fértil del material combustible por medio de un \beta-precursor de dicho elemento fisionable y de la fisión del elemento fisionable, en el que se producen neutrones de alta energía por espalación dentro del recinto (10; 62; 117) dirigiendo un haz de partículas de alta energía sobre núcleos pesados contenidos en el recinto, siendo multiplicados los neutrones con ello producidos en condiciones subcríticas por medio del proceso de reproducción y de fisión, siendo dicho proceso de reproducción y de fisión realizado en el interior del recinto, y en el que la energía se recupera del calor producido por el proceso de reproducción y de fisión en una fase de combustión en la que la relación entre las concentraciones del elemento fisionable y del elemento fértil en el material combustible es substancialmente estable.

2. Método según la reivindicación 1, en el que, en una carga inicial de combustible, la relación entre las concentraciones del elemento fisionable y del elemento fértil es substancialmente menor que el valor estable de dicha relación en la fase de combustión, realizándose una fase inicial de reproducción a fin de alcanzar el valor estable, siendo mayor la intensidad del haz incidente en la fase inicial de reproducción que en la fase de combustión.

3. Método según la reivindicación 1, en el que, en una carga inicial de combustible, la relación entre las concentraciones del elemento fisionable y del elemento fértil es aproximadamente el valor estable de dicha relación en la fase de combustión, recuperándose el contenido del elemento fisionable de la carga inicial de combustible, por medio de separación química, respecto a otro material combustible que se ha consumido en una operación anterior similar de producción de energía.

4. Método según la reivindicación 2 ó 3, en el que se introduce material combustible adicional en el recinto durante la activación del haz de partículas, presentando dicho material combustible adicional un contenido inicial en el cual la relación entre las concentraciones del elemento fisionable y del elemento fértil es substancialmente menor que el valor estable de dicha relación en la fase de combustión, y en el que el material combustible adicional se saca del recinto una vez que se alcanza el valor estable de dicha relación, a fin de utilizar el material combustible adicional como carga inicial de combustible en una operación posterior de producción de energía.

5. Método según cualquiera de las reivindicaciones anteriores, en el que un flujo medio (\Phi) de neutrones al cual está expuesto el material combustible es, como máximo, de 0,03/(\sigma_{i}^{(2)} \tau_{2}), en donde \sigma_{i}^{(2)} y \tau_{2} designan la sección transversal de captura de neutrones y la semivida, respectivamente, del \beta-precursor.

6. Método según cualquiera de las reivindicaciones anteriores, en el que un flujo medio (\Phi) de neutrones al cual está expuesto el material combustible es suficientemente bajo para limitar el inventario del \beta-precursor de modo que se impida que el material combustible alcance la criticidad en el caso de una interrupción del haz.

7. Método según la reivindicación 6, en el que el flujo medio (\Phi) de neutrones al cual está expuesto el material combustible es como máximo de 0,2/(\sigma^{(3)} \tau_{2}), en donde \sigma^{(3)} designa la sección transversal total de interacción de neutrones de los núcleos fisionables, y \tau_{2} designa la semivida del \beta-precursor.

8. Método según cualquiera de las reivindicaciones anteriores, en el que dichos núcleos pesados contenidos en el recinto están compuestos por núcleos del material combustible, y en el que se dispone agua como medio moderador en el recinto, siendo la relación (V_{m}/V_{f}) entre los volúmenes respectivamente ocupados por el moderador a base de agua y por el material combustible en el recinto, en la escala de 0,2 \leq V_{m}/V_{f} \leq 1.

9. Método según la reivindicación 8, en el que el moderador es agua circulante que se utiliza además para extraer calor del recinto.

10. Método según la reivindicación 8 ó 9, en el que el material combustible está en forma fragmentada y constituye un lecho fluidizado con el moderador a base de agua.

11. Método según la reivindicación 10, caracterizado porque el caudal del moderador a base de agua es ajustable.

12. Método según cualquiera de las reivindicaciones 1 a 7, en el que dicho proceso de reproducción y de fisión se realiza dentro del recinto y implica neutrones rápidos, y en el que se utiliza plomo y/o bismuto fundidos para proporcionar los núcleos pesados contenidos en el recinto para interactuar con el haz de partículas, siendo circulado dicho plomo y/o dicho bismuto fundidos a lo largo de un circuito de refrigeración para extraer calor del recinto.

13. Método según la reivindicación 12, en el que el flujo medio de neutrones en el recinto es inferior a 10^{16} cm^{-2}.s^{-1}.

14. Método según la reivindicación 13, en el que el circuito de refrigeración está dimensionado de modo que se asegure, por convección pasiva, una disipación del calor generado radiactivamente.

15. Método según cualquiera de las reivindicaciones 12 a 14, en el que una zona fértil (130) de material fértil está dispuesta alrededor del material combustible de modo que capture los neutrones en exceso y produzca unos elementos fisionables, pudiéndose utilizar la mezcla fértil-fisionable obtenida con ello como una carga inicial de combustible en una posterior operación de producción de energía.

16. Método según cualquiera de las reivindicaciones anteriores, en el que el proceso de reproducción y de fisión se realiza con un factor efectivo de multiplicación por lo menos igual a 0,9.

17. Método según la reivindicación 16, en el que los neutrones implicados en el proceso de reproducción y de fisión son neutrones térmicos, y en el que el factor efectivo de multiplicación está comprendido en un intervalo de entre 0,9 y 0,95.

18. Método según la reivindicación 16, en el que los neutrones implicados en el proceso de reproducción y de fisión son neutrones rápidos, y en el que el factor efectivo de multiplicación es por lo menos igual a 0,95.

19. Método según la reivindicación 18, en el que el factor efectivo de multiplicación es aproximadamente 0,98.

20. Método según cualquiera de las reivindicaciones anteriores, en el que el haz de partículas de alta energía presenta una potencia del haz de aproximadamente 20 MW como máximo.

21. Método según cualquiera de las reivindicaciones 1 a 20, en el que el elemento fértil es Th^{232}, el \beta-precursor es Pa^{233} y el elemento fisionable es U^{233}

22. Método según la reivindicación 21, en el que se disponen núcleos de U^{235} en la carga inicial de combustible, de modo que se obtenga un contenido fisionable en el material combustible antes de la fase de combustión.

23. Método según cualquiera de las reivindicaciones 1 a 20, en el que el elemento fértil es U^{238}, el \beta-precursor es Np^{239} y el elemento fisionable es Pu^{239}.

24. Método según cualquiera de las reivindicaciones 1 a 11, 16, 17 y 20, en el que se dispone un medio moderador en el recinto (10; 62) de modo que se moderen los neutrones a energías térmicas o epitérmicas.

25. Método según las reivindicaciones 21 y 24, en el que el flujo medio de neutrones en el recinto es inferior a
1,5 x 10^{14} cm^{-2}.s^{-1}.

26. Método según la reivindicación 25, en el que el material combustible se deja en el recinto hasta que ha sido sometido a un flujo integrado de neutrones de aproximadamente 3 x 10^{22} cm^{-2}.

27. Método según las reivindicaciones 23 y 24, en el que el flujo medio de neutrones en el recinto es inferior a 10^{15} cm^{-2}.s^{-1}.

28. Método según la reivindicación 27, en el que el material combustible se deja en el recinto hasta que ha sido sometido a un flujo integrado de neutrones de aproximadamente 10^{22} cm^{-2}.

29. Método según cualquiera de las reivindicaciones 1 a 7 y 12 a 28, en el que dichos núcleos pesados contenidos en el recinto están proporcionados por un blanco de espalación separado o independiente (14; 127).

30. Método según la reivindicación 29, en el que el blanco de espalación está posicionado centralmente en el recinto y está rodeado por el material combustible.

31. Método según la reivindicación 29 ó 30, en el que el blanco de espalación contiene una cantidad substancial de un material que presenta una alta transparencia a los neutrones térmicos.

32. Método según la reivindicación 31, en el que el blanco de espalación está constituido por bismuto y/o plomo.

33. Método según cualquiera de las reivindicaciones 29 a 32, en el que se dispone un medio moderador (23) en fase sólida en el recinto de modo que se logre una termalización substancialmente completa de los neutrones de alta energía producidos por el blanco de espalación.

34. Método según la reivindicación 33, en el que el material combustible está compuesto por una pluralidad de cuerpos de combustible (22) cada uno de ellos encapsulado en una envolvente (23) de moderador en fase sólida.

35. Método según la reivindicación 33 ó 34, en el que el medio moderador es grafito.

36. Método según cualquiera de las reivindicaciones 29 a 35, en el que se extrae calor del recinto (10) mediante gas circulante.

37. Método según cualquiera de las reivindicaciones 1 a 7, 16 y 20, en el que los neutrones implicados en el proceso de reproducción y de fisión son neutrones rápidos.

38. Método según la reivindicación 37, en el que el flujo medio de neutrones en el recinto es inferior a 10^{16} cm^{-2}.s^{-1}.

39. Método según la reivindicación 37 ó 38, en el que se utiliza plomo y/o bismuto fundidos para proporcionar los núcleos pesados contenidos en el recinto para interactuar con el haz de partículas, siendo circulado dicho plomo y/o dicho bismuto fundidos a lo largo de un circuito de refrigeración para extraer calor del recinto.

40. Método según la reivindicación 39, en el que el circuito de refrigeración está dimensionado de modo que se asegure, por convección pasiva, una disipación del calor generado radiactivamente.

41. Método según cualquiera de las reivindicaciones 37 a 40, en el que una zona fértil (130) de material fértil está dispuesta alrededor del material combustible de modo que capture los neutrones en exceso y produzca unos elementos fisionables, pudiéndose utilizar la mezcla fértil-fisionable obtenida con ello como una carga inicial de combustible en una posterior operación de producción de energía.

42. Método según cualquiera de las reivindicaciones 1 a 41, en el que las partículas del haz incidente son protones o deuterones proporcionados por un acelerador lineal de partículas o por un ciclotrón (41-48) de enfoque por sectores y que presentan una energía de por lo menos 0,5 GeV.

43. Amplificador de energía para la realización de un método según cualquiera de las reivindicaciones 1 a 42, que comprende un recinto (10; 62; 117) para contener un material combustible que incluye un elemento fértil, caracterizado porque comprende además una fuente de espalación de neutrones de alta energía que comprende núcleos pesados contenidos en el recinto y medios (2-5; 11, 17, 18; 57, 58; 116, 125) para dirigir un haz de partículas de alta energía sobre dichos núcleos pesados, por lo que los neutrones pueden ser multiplicados en condiciones subcríticas por medio de un proceso in situ de reproducción de elementos fisionables a partir de elementos fértiles del material combustible y por fisión de los elementos fisionables.

44. Instalación de producción de energía, que comprende un amplificador de energía según la reivindicación 43, un acelerador de partículas para producir un haz de partículas de alta energía dirigido hacia el interior del recinto del amplificador de energía y unos medios de circulación de fluido refrigerante para extraer calor del recinto del amplificador de energía.

45. Instalación según la reivindicación 44, que comprende además unos medios de conversión de energía para transformar el calor transportado por el fluido refrigerante en electricidad, siendo gobernado el acelerador de partículas por una parte de la electricidad producida por los medios de conversión de energía.