Cohete térmico nuclear pulsado

Tipo de cohete térmico nuclear

Secuencia de maniobra estacionaria-pulsada-estacionaria para un cohete nuclear térmico pulsado. Durante el modo estacionario (funcionando a potencia nominal constante), la temperatura del combustible siempre es constante (línea negra continua) y el propulsor se enfría (líneas discontinuas azules), se calienta en la cámara y se agota en la tobera (línea discontinua roja). Cuando se requiere amplificación en empuje o impulso específico , el núcleo nuclear se "enciende" en modo pulsado. En este modo, el combustible se apaga continuamente y se recupera instantáneamente mediante los pulsos. Una vez que no se requieren los requisitos de alto empuje e impulso específico, el núcleo nuclear se "enciende" en el modo estacionario inicial.

Un cohete térmico nuclear pulsado es un tipo de concepto de cohete térmico nuclear (NTR) desarrollado en la Universidad Politécnica de Cataluña , España , y presentado en la Conferencia de Propulsión AIAA /SAE/ASEE de 2016 para la amplificación del empuje y el impulso específico ( I _sp ) en un cohete térmico nuclear convencional. ^[1]

El cohete nuclear térmico pulsado es un cohete bimodal capaz de trabajar en modo estacionario (a potencia nominal constante como en un reactor nuclear convencional) y también en modo pulsado como un reactor tipo TRIGA , lo que hace posible la producción de alta potencia y un flujo de neutrones intensivo en intervalos de tiempo cortos. Sin embargo, a diferencia de los reactores nucleares, donde las velocidades del refrigerante no son mayores que unos pocos metros por segundo y, por lo tanto, el tiempo de residencia típico es de unos segundos, en las cámaras de cohetes con velocidades subsónicas del propulsor de alrededor de cientos de metros por segundo, el tiempo de residencia es de alrededor de : y luego un pulso de potencia largo se traduce en una ganancia importante en energía en comparación con el modo estacionario. La energía ganada al pulsar el núcleo nuclear se puede utilizar para la amplificación del empuje aumentando el flujo de masa del propulsor, o utilizando el flujo de neutrones intensivo para producir una amplificación específica del impulso muy alta, incluso más alta que el cohete de fragmentos de fisión , en el que el cohete pulsado la temperatura final del propulsor solo está limitada por el enfriamiento radiativo después de la pulsación. ${\displaystyle 10^{-2}s}$ ${\displaystyle 10^{-3}s}$

Declaración del concepto

A continuación se presenta un cálculo aproximado de la ganancia de energía mediante el uso de un cohete nuclear térmico pulsado en comparación con el modo estacionario convencional. La energía almacenada en el combustible después de una pulsación es el calor sensible almacenado debido al aumento de temperatura del combustible. Esta energía se puede escribir como

${\displaystyle E_{\text{pulse}}=c_{f}M_{f}\Delta T}$

dónde:

${\displaystyle E_{\text{pulse}}}$¿Es el calor sensible almacenado después de la pulsación?

${\displaystyle c_{f}}$es la capacidad calorífica del combustible ,

${\displaystyle M_{\text{f}}}$es la masa de combustible,

${\displaystyle \Delta T}$es el aumento de temperatura entre pulsaciones.

Por otra parte, la energía generada en el modo estacionario, es decir, cuando el núcleo nuclear opera a potencia nominal constante viene dada por

${\displaystyle E_{\text{stationary}}=\chi _{l}lt}$

dónde:

${\displaystyle \chi _{l}}$es la potencia lineal del combustible (potencia por longitud de combustible),

${\displaystyle l}$es la longitud del combustible,

${\displaystyle t}$es el tiempo de residencia del propulsor en la cámara.

Además, para el caso de geometrías cilíndricas para el combustible nuclear tenemos

${\displaystyle M_{f}=\pi R_{f}^{2}l\rho _{f}}$

y la potencia lineal dada por ^[2]

${\displaystyle \chi _{l}=4\pi \kappa _{f}(T_{f}-T_{s})}$

Dónde:

${\displaystyle R_{f}}$es el radio del combustible cilíndrico,

${\displaystyle \rho _{f}}$la densidad del combustible ,

${\displaystyle \kappa _{f}}$la conductividad térmica del combustible ,

${\displaystyle T_{f}}$¿Es la temperatura del combustible en la línea central?

${\displaystyle T_{s}}$es la temperatura de la superficie o del revestimiento.

Por lo tanto, la relación de energía entre el modo pulsado y el modo estacionario da como resultado ${\displaystyle N={\frac {E_{\text{pulse}}}{E_{\text{stationary}}}}}$

${\displaystyle N={\frac {c_{f}\rho _{f}R_{f}^{2}}{4\pi \kappa _{f}(T_{f}-T_{s})}}\left[{\frac {\Delta T}{t}}\right]}$

Donde el término dentro del corchete, es la tasa de extinción . ${\displaystyle \left[{\frac {\Delta T}{t}}\right]}$

Los valores medios típicos de los parámetros para combustibles nucleares comunes como el combustible MOX o el dióxido de uranio son: ^[3] capacidades térmicas, conductividad térmica y densidades alrededor de , y , respectivamente, con un radio cercano a , y una caída de temperatura entre la línea central y el revestimiento de o menos (lo que da como resultado una potencia lineal en . Con estos valores, la ganancia de energía viene dada aproximadamente por: ${\displaystyle c_{f}\simeq 300J/(mol\cdot K)}$ ${\displaystyle \kappa _{f}\simeq 6W/(K\cdot m^{2})}$ ${\displaystyle \rho _{f}\simeq 10^{4}kg/(m^{3})}$ ${\displaystyle R_{f}\simeq 10^{-2}m}$ ${\displaystyle T_{f}-T_{s}=600K}$ ${\displaystyle \chi _{l}\simeq 45000W/m)}$

${\displaystyle N\simeq 6\times 10^{-3}\left[{\frac {\Delta T}{t}}\right]}$

donde se da en . Debido a que el tiempo de residencia del propulsor en la cámara es de al considerar velocidades subsónicas del propulsor de cientos de metros por segundo y cámaras de metros, entonces, con diferencias de temperaturas en o tasas de extinción en la amplificación de energía al pulsar el núcleo podría ser miles de veces mayor que el modo estacionario. Cálculos más rigurosos considerando la teoría de transferencia de calor transitoria muestran ganancias de energía de alrededor de cientos o miles de veces, es decir, . ${\displaystyle \left[{\frac {\Delta T}{t}}\right]}$ ${\displaystyle K/s}$ ${\displaystyle 10^{-3}s}$ ${\displaystyle 10^{-2}s}$ ${\displaystyle \Delta T\simeq 10^{3}K}$ ${\displaystyle \left[{\frac {\Delta T}{t}}\right]\simeq 10^{6}K/s}$ ${\displaystyle 10^{2}\leq N\leq 10^{3}}$

Las velocidades de enfriamiento son típicas en la tecnología de producción de metales amorfos , donde se requiere un enfriamiento extremadamente rápido del orden de . ${\displaystyle \left[{\frac {\Delta T}{t}}\right]\geq 10^{6}K/s}$ ${\displaystyle 10^{6}K/s\leq \left[{\frac {\Delta T}{t}}\right]\leq 10^{7}K/s}$

Amplificación de empuje directo

La forma más directa de aprovechar la energía amplificada al pulsar el núcleo nuclear es aumentando el empuje mediante el incremento del flujo de masa del propulsor.

Aumentar el empuje en el modo estacionario, donde la potencia está fijada por restricciones termodinámicas, solo es posible sacrificando la velocidad de escape. De hecho, la potencia está dada por

${\displaystyle P={\frac {1}{2}}Fv_{\text{e}}}$

donde es la potencia, es el empuje y la velocidad de escape. Por otro lado, el empuje viene dado por ${\displaystyle P}$ ${\displaystyle F}$ ${\displaystyle v_{\text{e}}}$

${\displaystyle F={\dot {m}}_{\text{p}}v_{\text{e}}}$

donde es el flujo másico del propulsor. Por lo tanto, si se desea aumentar el empuje, digamos, n veces en el modo estacionario, será necesario aumentar -veces el flujo másico del propulsor y disminuir -veces la velocidad de escape. Sin embargo, si el núcleo nuclear es pulsado, el empuje puede amplificarse -veces amplificando la potencia -veces y el flujo másico del propulsor -veces y manteniendo constante la velocidad de escape. ${\displaystyle {\dot {m}}_{\text{p}}}$ ${\displaystyle n^{2}}$ ${\displaystyle {\frac {1}{n}}}$ ${\displaystyle n}$ ${\displaystyle n}$ ${\displaystyle n}$

Iesamplificación

Concepto de celda unitaria de cohete nuclear térmico pulsado para amplificación de I _sp . En esta celda, el hidrógeno propulsante se calienta mediante pulsos neutrónicos intensos y continuos en los canales propulsores. Al mismo tiempo, la energía no deseada de los fragmentos de fisión se elimina mediante un canal de enfriamiento solitario con litio u otro metal líquido.

La primera preocupación es la consecución de una alta velocidad de escape o impulso específico ( I _{sp ). La expresión más general para el} I _sp viene dada por ^[4]

${\displaystyle I_{\text{sp}}\simeq c{\sqrt {T}}}$

siendo una constante, y la temperatura del propulsor antes de la expansión. Sin embargo, la temperatura del propulsor está relacionada directamente con la energía como , donde es la constante de Boltzmann . Por lo tanto, ${\displaystyle c}$ ${\displaystyle T}$ ${\displaystyle E\simeq kT}$ ${\displaystyle k}$

${\displaystyle I_{\text{sp}}\simeq c'{\sqrt {E}}}$

siendo una constante. ${\displaystyle c'}$

En un NTR estacionario convencional, la energía para calentar el propulsor proviene casi exclusivamente de los fragmentos de fisión, que abarcan casi el 95% de la energía total, y la fracción de energía de los neutrones rápidos es solo de alrededor del 5% y, por lo tanto, en comparación, es casi insignificante. Sin embargo, si se pulsa el núcleo nuclear, puede producir varias veces más energía que el modo estacionario, y entonces la fracción de neutrones rápidos o ^{[ ¿por qué? ] [ cita requerida ]} podría ser igual o mayor que la energía total en el modo estacionario. Debido a que los neutrones rápidos creados en eventos de fisión tienen una temperatura neutrónica muy alta (2 MeV o 20.000 km/s en promedio), son capaces de intercambiar cantidades muy grandes de energía cinética . Los neutrones también intercambian energía cinética mucho más fácilmente con nucleones de masa similar, por lo que el propulsor de baja masa molar puede absorber la mayor parte, mientras que los átomos pesados ​​del combustible en su mayoría no se ven afectados. Esto permite obtener temperaturas en el propulsor más altas que en el combustible, potencialmente en órdenes de magnitud, lo que hace posible una I _{sp muy superior a la que un} cohete térmico nuclear estándar es capaz de alcanzar. ${\displaystyle E}$ ${\displaystyle f_{\text{n}}}$ ${\displaystyle N}$ ${\displaystyle f_{\text{n}}N}$

En resumen, si el pulso genera veces más energía que el modo estacionario, la amplificación de I _sp viene dada por ${\displaystyle N}$

${\displaystyle I_{\text{sp}}\simeq I_{\text{sp,o}}{\sqrt {f_{\text{n}}N+1}}}$

Dónde:

${\displaystyle I_{\text{sp}}}$es el impulso específico amplificado,

${\displaystyle I_{\text{sp,o}}}$el impulso específico en el modo estacionario,

${\displaystyle f_{\text{n}}}$ la fracción de neutrones rápidos,

${\displaystyle N}$la amplificación de energía mediante el pulso del núcleo nuclear.

Con valores entre y fracciones de neutrones rápidos de alrededor de , [ 5 ^] , ^[6] la amplificación hipotética alcanzable hace que el concepto sea especialmente interesante para los vuelos espaciales interplanetarios . ${\displaystyle N}$ ${\displaystyle 10^{2}}$ ${\displaystyle 10^{3}}$ ${\displaystyle f_{\text{n}}\simeq {\frac {1}{20}}}$ ${\displaystyle I_{\text{sp}}}$

Ventajas del diseño

Existen varias ventajas en relación con los diseños de reactores de reacción en cadena estacionarios convencionales. Debido a que la energía de los neutrones se transporta como energía cinética desde el combustible al propulsor, es posible utilizar un propulsor más caliente que el combustible y, por lo tanto, no está limitado a la temperatura máxima permitida por el combustible, es decir, su temperatura de fusión. ${\displaystyle I_{\text{sp}}}$

El otro concepto de cohete nuclear que permite utilizar un propulsor más caliente que el combustible es el cohete de fragmentos de fisión . Como utiliza directamente los fragmentos de fisión como propulsor, también puede alcanzar un impulso específico muy alto.

Otras consideraciones

Para la amplificación, sólo se utiliza la energía de los neutrones inmediatos y algo de energía gamma inmediata. El resto de la energía, es decir, la energía casi total de los fragmentos de fisión, es energía no deseada y debe ser evacuada continuamente por un sistema auxiliar de eliminación de calor utilizando un refrigerante adecuado. ^[1] Los metales líquidos, y en particular el litio, pueden proporcionar las rápidas velocidades de extinción requeridas. Un aspecto a considerar es la gran cantidad de energía que debe evacuarse como calor residual (casi el 95% de la energía total). Esto implica una gran superficie de transferencia de calor dedicada. ^[7] ${\displaystyle I_{\text{sp}}}$ ${\displaystyle 95\%}$

En cuanto al mecanismo para pulsar el núcleo, el modo pulsado se puede producir utilizando una variedad de configuraciones dependiendo de la frecuencia deseada de las pulsaciones. Por ejemplo, el uso de barras de control estándar en una configuración simple o en banco con un mecanismo de accionamiento de motor o el uso de mecanismos de pulsación estándar operados neumáticamente son adecuados para generar hasta 10 pulsos por minuto. ^[8] Para la producción de pulsos a velocidades de hasta 50 pulsaciones por segundo, se puede considerar el uso de ruedas giratorias que introducen alternativamente veneno neutrónico y combustible o veneno neutrónico y veneno no neutrónico . Sin embargo, para pulsaciones de miles de pulsos por segundo (kHz), los cortadores ópticos o las ruedas modernas que emplean cojinetes magnéticos permiten girar a 10 kHz. ^[8] Si se desean pulsaciones aún más rápidas, sería necesario hacer uso de un nuevo tipo de mecanismo de pulsación que no involucre movimiento mecánico, por ejemplo, láseres (basados ​​en la polarización 3He) como lo propuso Bowman ^[9] o haces de protones y neutrones. Las frecuencias del orden de 1 kHz a 10 kHz son opciones probables.

Véase también

• Cohete de fragmentos de fisión

Referencias

1. Arias, Francisco. J (2016). "Sobre el uso de un cohete térmico nuclear pulsado para viajes interplanetarios". 52.ª Conferencia conjunta de propulsión AIAA/SAE/ASEE Salt Lake City, UT, Propulsión y energía, (AIAA 2016–4685) . doi :10.2514/6.2016-4685. ISBN 978-1-62410-406-0.
2. Waltar, Alan. E; Reynolds, Albert. B (1981). Reactores reproductores rápidos . Pergamon Press. ISBN 0-08-025983-9.
3. Popov, SG; Carbajo, JJ; et al. (1996). Propiedades termofísicas de los combustibles MOX y UO2, incluidos los efectos de la irradiación . Departamento de Energía de los Estados Unidos (DOE) ORNL/TM-2000/351.
4. Sutton, GP; Biblarz, O. (2010). Elementos de propulsión de cohetes. Octava edición . John Wiley and Sons.Inc. ISBN 978-0470080245.
5. Duderstadt, James J .; Hamilton, Louis J. (1976). Análisis de reactores nucleares . Wiley. ISBN 0471223638.
6. Glasstone, Samuel. ; Sesonkse, Alexander (1994). Ingeniería de reactores nucleares . Chapman y Hall. ISBN 0412985217.
7. Arias, Francisco. J; Parks, GT (2017). "Sistema de eliminación de calor para apagado en cohetes térmicos nucleares y conceptos avanzados". Revista de naves espaciales y cohetes . 54 (4): 967–972. Código Bibliográfico :2017JSpRo..54..967A. doi :10.2514/1.A33663. hdl : 2117/102046 .
8. William. L Whittemore (23–25 de mayo de 1995). "Un reactor Triga pulsado continuamente: una fuente intensa para experimentos de dispersión de neutrones" (PDF) . 4.ª reunión del Grupo Internacional de Reactores de Investigación, Gatlinburg, TN, EE. UU. Ref.: XAD4168 .
9. Bowman, C. D (1998). "Perspectivas para el control de la reactividad de los reactores mediante láser". Transactions of American Nuclear Society .