(57)【特許請求の範囲】
【請求項１】
核分裂性物質で被覆されている壁を有する少なくとも１つのチャンバ内に気体を入れ、前記核分裂性物質を中性子束に曝して核分裂をひき起こさせ、その結果核分裂性破片を、該核分裂性破片の運動エネルギーが前記気体に移されて前記気体を加熱するように前記チャンバ内に放出する、気体加熱法。
【請求項２】
前記核分裂を臨界状態でひき起こす、請求項１に記載の方法。
【請求項３】
前記核分裂性物質の被覆の核分裂性物質含有量は１０ｍｇ／ｃｍ2よりも低い、請求項１または請求項２に記載の方法。
【請求項４】
前記核分裂性物質は核分裂性同位体として242mＡｍを含んでいる、請求項１から請求項３のいずれか１項に記載の方法。
【請求項５】
前記核分裂性物質は核分裂性同位体として233Ｕまたは235Ｕまたは239Ｐｕを含んでいる、請求項１から請求項３のいずれか１項に記載の方法。
【請求項６】
前記核分裂性物質はカーバイドの形をとっている、請求項４または請求項５に記載の方法。
【請求項７】
前記少なくとも１つのチャンバは中性子反射材により囲まれている格納容器内に配置されている、請求項１から請求項６のいずれか１項に記載の方法。
【請求項８】
前記中性子反射材は炭素またはベリリウムまたは酸化ベリリウムを含んでいる、請求項７に記載の方法。
【請求項９】
前記中性子反射材は前記格納容器を囲んでいる、ある厚さの炭素材料を備え、ｃｍで表したその厚さは少なくとも５０／ｄであり、ｄはｇ／ｃｍ3で表した前記炭素材料の密度である、請求項７に記載の方法。
【請求項１０】
前記中性子反射材は除去可能な中性子吸収制御棒を受け入れるキャビティを有する、請求項７から請求項９のいずれか１項に記載の方法。
【請求項１１】
加熱された気体を受け入れるために、複数のチャンバが前記中性子反射材により囲まれている前記格納容器内に配置されている、請求項７から請求項１０のいずれか１項に記載の方法。
【請求項１２】
前記少なくとも１つのチャンバは、前記中性子反射材内に設けられている、のどを介して排気ノズルに通じている、請求項７から請求項１１のいずれか１項に記載の方法。
【請求項１３】
前記格納容器は前記少なくとも１つのチャンバが配置される燃料領域と、該燃料領域と前記のどとの間の高温気体収集領域とを有し、該高温気体収集領域の近くの前記中性子反射材の面の上の第１の部分と、前記燃料領域内に配置されて、被覆されている前記チャンバの壁の開放端部が挿入される開口部を有する隔壁により前記高温気体収集領域から分離されている第２の部分とを有する回路内に冷却媒体が循環させられ、被覆されている前記チャンバ壁は前記チャンバを前記燃料領域内部の前記冷却媒体が循環させられる回路の前記第２の部分から分離する、請求項１２に記載の方法。
【請求項１４】
前記少なくとも１つのチャンバの形は筒状である、請求項１から請求項１３のいずれか１項に記載の方法。
【請求項１５】
前記少なくとも１つのチャンバの前記壁は多孔質材料で製作され、前記気体を前記多孔質材料で製作された壁の孔を通じて入れる、請求項１から請求項１４のいずれか１項に記載の方法。
【請求項１６】
前記多孔質材料は炭素材料である、請求項１５に記載の方法。
【請求項１７】
前記チャンバおよび前記核分裂性物質の被覆について、前記壁の裏面上に気密層が被覆されている、請求項１５または請求項１６に記載の方法。
【請求項１８】
前記気密層はチタニウム・カーバイドを含む、請求項１７に記載の方法。
【請求項１９】
前記少なくとも１つのチャンバの前記壁は、前記チャンバおよび前記核分裂性物質の被覆について、前記壁の裏面から冷却される、請求項１から請求項１８のいずれか１項に記載の方法。
【請求項２０】
冷却媒体として溶融金属を使用する、請求項１３または１９に記載の方法。
【請求項２１】
前記溶融金属は7Ｌｉを含む、請求項２０に記載の方法。
【請求項２２】
核分裂性物質で被覆されている壁を有し、気体を含むための少なくとも１つのチャンバと、前記核分裂性物質を中性子束に曝すことにより核分裂をひき起こさせ、核分裂破片を、該核分裂性破片の運動エネルギーが前記気体に移されて前記気体を加熱するように前記チャンバ内に放出させる手段とを備える気体加熱装置。
【請求項２３】
前記核分裂性物質の被覆と前記中性子束に曝す前記手段は、臨界状態で核分裂をひき起こさせるように配置されている、請求項２２に記載の装置。
【請求項２４】
前記核分裂性物質の被覆の核分裂性物質含有量は１０ｍｇ／ｃｍ2よりも低い、請求項２２または請求項２３に記載の装置。
【請求項２５】
前記核分裂性物質は核分裂性同位体として242mＡｍを含んでいる、請求項２２から請求項２４のいずれか１項に記載の装置。
【請求項２６】
前記核分裂性物質は核分裂性同位体として233Ｕまたは235Ｕまたは239Ｐｕを含んでいる、請求項２２から請求項２４のいずれか１項に記載の装置。
【請求項２７】
前記核分裂性物質はカーバイドの形をとっている、請求項２５または請求項２６に記載の装置。
【請求項２８】
前記少なくとも１つのチャンバが内部に配置されている格納容器を囲んでいる中性子反射材を更に備えている、請求項２２から請求項２７のいずれか１項に記載の装置。
【請求項２９】
前記中性子反射材は炭素またはベリリウムまたは酸化ベリリウムを含む、請求項２８に記載の装置。
【請求項３０】
前記中性子反射材は前記格納容器を囲んでいる、ある厚さの炭素材料を備え、ｃｍで表したその厚さは少なくとも５０／ｄであり、ｄはｇ／ｃｍ3で表した前記炭素材料の密度である、請求項２８に記載の装置。
【請求項３１】
前記中性子反射材は除去可能な中性子吸収制御棒を受け入れるキャビティを有する、請求項２８から請求項３０のいずれか１項に記載の装置。
【請求項３２】
加熱された気体を受け入れるために、複数のチャンバが前記中性子反射材により囲まれている前記格納容器内に配置されている、請求項２８から請求項３１のいずれか１項に記載の装置。
【請求項３３】
前記少なくとも１つのチャンバは、前記中性子反射材内に設けられている、のどを介して排気ノズルに通じている請求項２８から、請求項３２のいずれか１項に記載の装置。
【請求項３４】
前記格納容器は前記少なくとも１つのチャンバが配置される燃料領域と、該燃料領域と前記のどとの間の高温気体収集領域とを有し、該高温気体収集領域の近くの前記中性子反射材の面の上の第１の部分と、前記燃料領域内に配置されて、被覆されている前記チャンバの壁の開放端部が挿入される開口部を有する隔壁により前記高温気体収集領域から分離されている第２の部分とを有する回路内に冷却媒体が循環させられ、被覆されている前記チャンバの壁は前記チャンバを前記燃料領域内部の前記冷却媒体が循環させられる回路の前記第２の部分から分離する、請求項３３に記載の装置。
【請求項３５】
前記少なくとも１つのチャンバの形は筒状である、請求項２２から請求項３４のいずれか１項に記載の装置。
【請求項３６】
前記少なくとも１つのチャンバの前記壁は多孔質材料で製作され、前記気体を前記多孔質材料で製作された壁の孔を通じて入れる手段を更に備える、請求項２２から請求項３５のいずれか１項に記載の装置。
【請求項３７】
前記多孔質材料は炭素材料である、請求項３６に記載の装置。
【請求項３８】
前記壁のうち前記チャンバおよび前記核分裂性物質被覆に関して裏面上に気密層が被覆されている、請求項３６または請求項３７に記載の装置。
【請求項３９】
前記少なくとも１つのチャンバの前記壁は前記チャンバおよび前記核分裂性物質の被覆について、前記壁の裏面から冷却される、請求項２２から請求項３８のいずれか１項に記載の装置。
【請求項４０】
冷却媒体として溶融金属が使用される、請求項３４または請求項３９に記載の装置。
【請求項４１】
前記溶融金属は7Ｌｉを含む、請求項４０に記載の装置。
【請求項４２】
請求項２２から請求項４１のいずれか１項に記載の加熱装置と、加熱された気体を空間内に推し出して推力を発生する手段とを備えている宇宙エンジン。
【請求項４３】
加熱される気体は水素を含む、請求項４２に記載の宇宙エンジン。
【請求項４４】
加熱される気体は二酸化炭素と、ヘリウムと、アルゴンとの少なくとも１つを含む、請求項４２に記載の宇宙エンジン。
【発明の詳細な説明】
【０００１】
【技術分野】
本発明は気体の加熱に核分裂を使用することに関するものである。これは特に深宇宙ロケット推進の分野に応用される。
【０００２】
核エネルギーが地球上で他の方法と現在競合しているならば、深宇宙旅行のためには、火星．外惑星の衛星、および小惑星の有人探査という長距離目標を現実的に達成するために実際に不可欠にする独特の特徴を原子力エネルギーは有する。
【０００３】
中性子によりひき起こされる核分裂は、（１）それの顕著なエネルギー発生（約２００ＭｅＶ）および（２）二次中性子によるそれの反応の持続能力、のために実用的なエネルギー発生のために好適な核反応である。
【０００４】
【従来の技術】
原子力宇宙推進の技術の現在の状態はたとえばＮＥＲＶＡ設計により表されている（「原子力熱ロケット：宇宙への次の歩み（Ｎｕｃｌｅａｒ  ｔｈｅｒｍａｌ  ｒｏｃｋｅｔｓ：  ｎｅｘｔ  ｓｔｅｐ  ｔｏ  ｓｐａｃｅ）、Ａｅｒｏｓｐａｃｅ  Ａｍｅｒｉｃａ、１９８９年６月号，１６〜２９ページ、またはＲ．Ｗ．Ｂｕｓｓａｒｄ他著「原子力ロケット推進（Ｎｕｃｌｅａｒ  Ｒｏｃｋｅｔｓ  Ｐｒｏｐｕｌｓｉｏｎ）、ＭｃＧｒａｗ‐Ｈｉｌｌ、Ｎｅｗ  Ｙｏｒｋ、１９５８参照）。ＮＥＲＶＡ設計では、核反応により発生されたエネルギーは燃料棒からの高温度の熱の形で回収されている。燃料から推進剤気体への熱の流れを確実にするために、推進剤気体の温度は燃料の動作温度より多少低くなければならないが、それは高温度における燃料棒の機械的強度および安定性によって制約される。更に、推進剤への熱の良好な移動を確実に行うために、高温気体の圧力は、１５０バールのオーダーというように、非常に高くなければならない。
【０００５】
ロケットエンジンの排出速度ｖｅｘｈはエネルギー発生反応のエンタルピーおよび最終温度によって制約され、それはいわゆる比推力に比例する。比推力はＩsp＝ｖexh／ｇとして定義されている。ここにｇ＝９．８１ｍ．ｓ-2は重力定数である。比推力は、所与の質量の推進剤が推力をそれの重量に等しくできる時間の長さを表す。液体水素および酸素を使用する化学ロケットエンジンは確率的計量の諸条件の下で３６００°Ｋの排気温度で通常運転し、実効分子量Ａは約１１である。それは比推力を約４５０ｓに制限する。ＮＥＲＶＡ型エンジンは化学エンジンより多少良く動作し、約９５０ｓのより高い比推力を提供する。しかし、利点は、排気温度の上昇ではなくて純水素ガス（Ａ＝２対Ａ＝１１）の使用に起因する実効分子量の減少に主として起因する（比推力は１／Ａ1/2に比例する）ことである。
【０００６】
実際に、ＮＥＲＶＡロケットは、既に指摘したように、炉心の材料の制約のために化学ロケットよりも低い温度（３０００°Ｋ）で運転する。核分裂過程で潜在的に利用できる膨大な量のエネルギーは、（１）核分裂連鎖反応を持続するために求められる最小臨界質量に関連する寸法の制約、および（２）原子炉から熱を十分に高い温度で取り出すことが困難である、ことのために多くが利用されていないままである。それにもかかわらず、ＮＥＲＶＡエンジンは火星への有人飛行のための唯一の現実的なエンジンの候補であるとしてこれまでしばしば言及されてきた。
【０００７】
ＮＥＲＶＡエンジンは基本的には露出型高速原子炉である。この原子炉は宇宙推進用原子力エンジンの重大な欠点を表す。たとえば、火星への飛行についての最近のＮＡＳＡ報告書に記載されているように３台１組のＮＥＲＶＡエンジンについて考察することにする（「火星有人探査：ＮＡＳＡ火星探査研究チームの関連任務（Ｈｕｍａｎ  Ｅｘｐｌｏｒａｔｉｏｎ  ｏｆ  Ｍａｒｓ：  Ｔｈｅ  Ｒｅｆｅｒｅｎｃｅ  Ｍｉｓｓｉｏｎ  ｏｆ  ｔｈｅ  ＮＡＳＡ  Ｍａｒｓ  Ｅｘｐｌｏｒａｔｉｏｎ  Ｓｔｕｄｙ  Ｔｅａｍ）」（補遺  Ｖ３．０、１９９８年６月を含めて）、ＡＳＡ  ＳＰ  ６１０７、１９９７）。装備されている出力は１ギガワットに近く、エンジンからは約３．２×１０19中性子／ｓが排出される。非遮蔽距離５００ｋｍにおいてのみ≦１０ｎ／ｃｍ2／ｓの標準許容量が達成される。
【０００８】
また、上記報告書にあるように、中性子の漏れも近くの何台かのＮＥＲＶＡエンジンの同時運転を妨げる。実際に、原子炉は、制御棒により運転を停止されていたとしても、依然として臨界状態以下の増殖装置であって、近くのエンジンからの中性子により照射されたならば出力を生ずる。たとえば、１台のエンジンからの中性子の単に１％がｋ＝０．９９で非常停止させられている付近の装置に入射したとすると、その装置は全出力を発生することになる。装置が既に運転状態にあったとすると、付加中性子の寄与がその装置を急速に臨界状態にするのに十分である。相互に干渉している原子炉のための結合されている制御装置は、我々の見解では、真の悪夢で有人宇宙飛行では非現実的である。
【０００９】
惑星間航行のために使用すべきどのようなエンジンでも、エンジン外部の残留中性子束は、惑星間航行のための主「ドッキング点」として考えられる宇宙ステーション（ＩＳＳ）からあまり遠く離れていないエンジンの運転を行えるようにするために十分に少なくなければならない。更に、乗員が受ける放射線量は、約４０ｒａｄ／ｙに達する、背景宇宙線からの避けられない放射線量と比較して少なくなければならない。
【００１０】
ＮＥＲＶＡの潜在的可能性を超える宇宙推進エンジン用の何台かの原子力装置の潜在的な特徴がいくつかの論文により示されている（Ｔ．Ｋａｍｍａｓｈ編「宇宙推進における核融合エネルギー（Ｆｕｓｉｏｎ  Ｅｎｅｒｇｙ  ｉｎ  Ｓｐａｃｅ  Ｐｒｏｐｕｓｉｏｎ）、ＡＩＡＡ  Ｐｒｏｇｒｅｓｓ  ｉｎ  Ａｓｔｒｏ．Ａｎｄ  Ａｅｒｏｎ．、１６７巻、ＮＹ、１９５５、またはＮ．Ｒ．Ｓｃｈｕｌｚｅ著「宇宙出力および推進用の核融合エネルギーに関するＮＡＳＡ‐ＬＥＷＩＳプログラム（Ｔｈｅ  ＮＡＳＡ‐ＬＥＷＩＳ  Ｐｒｏｇｒａｍ  ｏｎ  Ｆｕｓｉｏｎ  Ｅｎｅｒｇｙ  ｆｏｒ  ｓｐａｃｅ  Ｐｏｗｅｒ  ａｎｄ  Ｐｒｏｐｕｌｓｉｏｎ）、Ｆｕｓｉｏｎ  Ｔｅｃｈｎｏｌｏｇｙ、１９‐１、１１〜２８ペ−ジ、１９９１）。それらは核分裂ではなくて核融合をほとんど基にしている。その理由は、核融合が排気をプラズマの形で高温度に直接加熱するために荷電反応生成物を使用可能だからである。
【００１１】
慣性閉じ込め核融合および磁気閉じ込め核融合が広範囲に研究されてきた。参照としての核融合の選択は、推進剤を加熱するために用いられるイオン化反応生成物が磁気閉じ込め（ＭＣ）核融合装置または慣性核融合（ＩＦ）装置から取り出すことがはるかに容易である。
【００１２】
しかし、大きな基本的かつ技術的諸問題が地上における実用的な核融合エネルギー装置の実現をこれまで阻んできたが、宇宙においてはなお更である。核融合装置、特にＭＣ、は非常に複雑な技術の必然的に非常に大規模な装置であって、長期の惑星間航行の諸条件に適合させることはほとんどできない。
【００１３】
核分裂を基にしている原子力推進の他の面は、いわゆるプラズマ炉心推進である。同軸流れシステム（ｃｏａｘｉａｌ  ｆｌｏｗ  ｓｙｓｔｅｍ）および核ライト・バルブエンジン（ｎｕｃｌｅａｒ  ｌｉｇｈｔ  ｂｕｌｂ  ｅｎｇｉｎｅ）について述べる（Ｒ．Ｒａｇｓｄａｌｅ他著「気体炉心ロケット原子炉−新たな視点（Ｇａｓ  Ｃｏｒｅ  Ｒｏｃｋｅｔ  Ｒｅａｃｔｏｒｓ  ‐  Ａ  ＮｅｗＬｏｏｋ），ＮＡＳＡ  ＴＭ  Ｘ‐６７８２３、１９７１、Ｊ．Ｄ．ＣＬＥＭＥＮＴ他「気体炉心原子炉技術（Ｇａｓ  Ｃｏｒｅ  Ｒｅａｃｔｏｒ  Ｔｅｃｈｎｏｌｏｇｙ）、Ｒｅａｃｔｏｒ  Ｔｅｃｈｎｏｌ．１３‐３、１９７０、参照）。それらの装置では、核分裂可能な物質（濃縮２３５Ｕ）がプラズマ温度を５００００°Ｋまで加熱することを許され、それの放射が水素ガスを加熱するために用いられる。これはささいな仕事ではない。その理由は水素およびその他の軽い気体のほとんどが、それの自身の放射（線）を除いて、約１５０００°Ｋより低い温度で光学的に透明であるからである。
【００１４】
通常、宇宙推進用の同軸流れプラズマ原子炉は６０００メガワットの出力で運転して、Ｉsp＝４０００ｓを発生するものと予測されている。キャビティの直径は約４ｍで、圧力は４００ないし６００バールの範囲、全重量は５００トンのオーダーである。臨界質量は235Ｕで４０ないし８０ｋｇの間である。そのような質量を始動時に固体からプラズマ状態へどのようにして変えることができるかは明らかではない。
【００１５】
核ライト・バルブ概念は、同軸流れシステムとは異なって、透明な、内部冷却壁構成内の燃料を完全に汚染して、推進剤に混合する燃料の問題を避けるが、その結果排気が失われる。核分裂プラズマは緩衝ガスの接線方向に噴射される渦巻き流により透明な壁から遠去けられる。それは再循環させられて、ウランの損失が回収されてプラズマ中を再循環させられる。他の点では、運転原理は同軸流れプラズマ原子炉と同じである。核ライト・バルブエンジンの典型的なデータは、出力４６００メガワット、Ｉsp＝１８７０ｓ、重量３５トン、燃料の縁部温度５０００°Ｋ、圧力５００バール、である。
【００１６】
それらの概念は詳細に研究されてきたが、試験は行われなかった。それは困難な技術であることが予測され、主な関心事はウランプラズマの臨界の制御である。実際に増倍率の≦０．７％の変化によって−制御棒により急速に補償されなければ−急激に臨界事故となる。厚い核分裂性物質の場合に、反射材の影響を無視すると、臨界質量は密度の平方根の逆数に比例する。また、断面積したがって臨界質量は温度の関数である。更に、内部炉心（核分裂可能なプラズマおよび周囲の気体）の急速な動きと、流体力学的不安定性とのために、効果的で安全な制御装置をどのようにして実現するかは明らかでない。
【００１７】
【発明が解決しようとする課題】
本発明の目的は、宇宙推進応用に適する、核分裂反応により気体を加熱する代わりの方法を提供することである。
【００１８】
【課題を解決するための手段】
本発明は核分裂性物質で被覆されている壁を有する１つのチャンバ内に気体を入れ、前記核分裂性物質を中性子束に曝して核分裂をひき起こさせ、その結果核分裂性破片を、該核分裂性破片の運動エネルギーが前記気体に移されて前記気体を加熱するように核分裂性破片をチャンバ内に放出する、気体加熱法を提案するものである。
【００１９】
核分裂により発生されたエネルギーの大部分は核分裂破片（ＦＦ）の運動エネルギーの形で放出される。チャンバの核分裂性被覆はほぼ二次元燃料を提供するので、ＦＦの大部分は層から気体を含んでいる場所に追い出される。したがって、ＦＦの運動エネルギーは気体に移されてそれを非常に効率的に加熱する。
【００２０】
核分裂は臨界状態でひき起こすことが好ましいが、臨界以下の構成も考えられる。
【００２１】
チャンバの壁はチャンバおよび核分裂性物質被覆について壁の裏面から冷却される。冷却媒体は7Ｌｉなどの溶融金属とすることができる。
【００２２】
典型的な実施形態では、核分裂性物質被覆の核分裂性物質含有量は１０ｍｇ／ｃｍ2より低く、好ましくは１ないし３ｍｇ／ｃｍ2の範囲であって、核分裂反応の開始とＦＦの放出との間の最適な妥協を計る。
【００２３】
核分裂性物質のための好適な核分裂性同位体は242mＡｍである。その他の使用できる同位体は233Ｕ、235Ｕまたは239Ｐｕである。核分裂性物質はカーバイドの形をとることができる。
【００２４】
中性子の効率を高くするために、チャンバ、たとえば筒形、は、たとえば炭素、ベリリウムまたは酸化ベリリウムのうちの少なくとも１つを含む中性子反射材により囲まれている格納容器内に配置される。通常は、加熱される気体を受けるために中性子反射材により囲まれている格納容器内に配置されている複数のチャンバがある。有利な実施形態では、中性子反射材は、格納容器の周囲に、少なくとも５０／ｄ（ｃｍの）、好ましくは少なくとも１５０／ｄの厚さの炭素材料を備えている。ここにｄはｇ／ｃｍ3で表した炭素材料の密度である。
【００２５】
核分裂反応を制御するために、中性子反射材は除去可能な中性子吸収制御棒を受けるキャビティを有することができる。
【００２６】
ロケットエンジンへのこの方法の応用において、チャンバは中性子反射材内に設けられているのどを介して排出ノズルに通じている。格納容器はチャンバが配置される燃料領域と、この燃料領域と前記のどとの間の高温気体収集領域とを有することができる。そうすると、高温気体収集領域の近くの中性子反射材の面の上の第１の部分と、燃料領域内に配置されて、被覆されているチャンバ壁の開放端部が挿入される開口部を有する隔壁により高温気体収集領域から分離されている第２の部分とを有する回路内に冷却媒体が循環させられる。被覆されているチャンバ壁はチャンバを燃料領域内部の冷却回路の第２の部分から分離する。
【００２７】
チャンバの壁は多孔質材料、たとえば、炭素材料、で製作すると有利である。気体を多孔質壁材料の孔を通じて入れることができる。その壁のうち、チャンバおよび核分裂性物質被覆に関して裏面上に気密層（たとえば、チタニウム・カーバイド）を被覆することが好ましい。その層はチャンバ壁材料を近くの冷却媒体から分離することもできる
本発明の他の面は上で概略述べた方法を実施する気体加熱装置に関する。その装置は、核分裂性物質で被覆されている気体を含むための少なくとも１つのチャンバと、核分裂性物質を中性子束に曝すことにより核分裂をひき起こさせ、核分裂破片を前記チャンバ内に放出させる手段とを備えている。
【００２８】
本発明の別の面は上記加熱装置と、加熱された気体を空間内に推し出して推力を発生する手段とを備えている宇宙エンジンに関する。
【００２９】
低分子量の推進剤（通常は水素）を加熱するためにＦＦを直接使用しても、化学エンジンおよびＮＥＲＶＡエンジンにエネルギーおよび材料上の制約が課されることはない。エンジンは（１）非常に高温の気体と低温の燃料との構成、（２）非常に効率的に燃焼させられる非常に薄い（約３μｍ）層の形の非常に少量の燃料、を基にしている。そのように極めて薄い燃料層でも臨界に十分に到達するようにするために特殊な中性子動力学が用いられる。発生されたＦＦの部分を排出するために宇宙に必然的に存在する超高真空を用いる。
【００３０】
気体中で消費されないＦＦの残りの部分は、臨界原子炉オプションが選択されるならば制御のために必要とされる十分な数の遅発中性子を確実に存在させるために十分である。
【００３１】
非常に高温の排出される気体は、ノズルにより推力の向きにコヒーレントな運動に変換されると、通常の化学燃料およびＮＥＲＶＡ原子力エンジンの排出速力および比インパルスよりもはるかに大きい排出速力ｖexhおよび対応する比インパルスＩspを生ずる。
【００３２】
【発明の実施の形態】
１．核分裂破片の加熱
周知の中性子によりひき起こされる核分裂反応は、それの高いエネルギー発生および中性子を基にした連鎖反応を維持できることのために、好適な原子核エネルギー源である。この反応では、最初の原子核が２個の核分裂性破片（ＦＦ）と、連鎖反応を持続するために必要ないくつか（≧２）の中性子とに分割される。典型的な核分裂反応における平均エネルギー分担は、使用できるエネルギー（ニュートリノは除外する）の大きな割合−すなわち、１６８ＭｅＶ／１９１ＭｅＶ＝８８％−がＦＦの対により運動エネルギーの形で発生されるようなものである。別の原子核の破片は（引っ張り）核力の範囲を越えて分割され、２個の破片の間の強い静電反発力によりエネルギーが発生される−残りは原子核レベルの脱励起であってガンマ線と中性子が放出され、恐らく脱励起が続く。
【００３３】
ＦＦは核分裂できる燃料内を非常に短い経路を進んで、熱の形でエネルギーを別の原子核の非常に近くに放出する。この場合には、ＦＦの電荷が大きいために比イオン化損失が極めて大きい。２個のＦＦのおのおのの最長距離は金属燃料中では通常≦１０μｍである。そのような強く局所化されたエネルギー堆積には直接にアクセスできず、ＦＦの高い比熱堆積が大質量の燃料内での熱伝導度により低下させられる。
【００３４】
箔の上に付着されている薄い核分裂可能な層から逃げるＦＦ運動エネルギーの実際の直接利用法が、臨界（またはおそらく臨界以下でも）核分裂でドライブされる原子炉の枠内でここに開示されている。このエネルギーは気体媒体、たとえば、通常１００００°Ｋの付近まで強烈に加熱される水素またはその他の推進気体、の付近で消費される。
【００３５】
この方法の最も直接の応用は宇宙旅行のためのロケット推進である。したがって、エンジンは惑星間の真空中で運転することを意図されている。宇宙に必然的に存在する超高真空は箔から逃げる気体またＦＦを排出するために用いられる。ＦＦの残りは箔内に全体として包含されたままであるが、時間が経過するにつれて、いくらか余分の破片が蒸発させられて宇宙内に失われることになる。
【００３６】
比較的短時間で高い推力で運転する化学推進エンジンと比較して、この方法は、イオン推進と同様に、深宇宙の長期間航行に適する低い推力を連続して発生する。しかし、メガワットよりも大きな出力の推力を容易に発生できるので、この方法はイオン推進より潜在的にはるかに強力である。有人惑星間航行に適する大型エンジンを考察できる。非常に高温の気体と低温の燃料との構成を基にしたエンジンの構造は比較的簡単で、機能部品の数も少なく、速く動く大型の要素が無く、運転が容易で、融通性に富む。
【００３７】
そのような高い温度はノズルにより高速の原子状水素のジェットに変換される、すなわち、比インパルスＩspがほぼ２０００ｓになる。これは最良の化学エンジンのＩsp≦４３０ｓよりはるかに大きい。求められている最終ロケット速力は十分に小さい質量の推進剤で達成できる。そうすると潜在航行距離が長くなり、あるいは、それの運転時間を短縮する。
【００３８】
２．臨界達成
ＦＦを効率的に出させるために燃料物質、すなわち核分裂可能な物質は、金属またはその他の化合物の形の、非常に薄い（数ｍｇ／ｃｍ2）の堆積の形でなければならない。ＦＦは層の厚さに沿って任意の方向に一様に放出される。堆積から運び出されるＦＦ運動エネルギーの部分が図１に示されている。この図では、層の内部で発生された全核エネルギーのうちＦＦの運動エネルギーの形で逃げる割合が示されている。エネルギー取り出し効率は層の厚さの急激に減少する関数であることが明らかである。１〜３ｍｇ／ｃｍ2のオーダーの層厚さが層の厚さと堆積からの良好なＦＦエネルギー移動との間の適切な妥協である。
【００３９】
１ｍｇ／ｃｍ2の厚さは約１１００層分の核分裂性物質（たとえば、２４２ｍＡｍ）または単に１平方メートルへの１０グラムの付着に相当する。そのように非常に稀薄にされている核分裂性物質でどのようにして臨界を達成できるのであろうか。たとえば、そのような層を通常貫通する（熱）中性子は、σfissがほぼ５３００バーンである最も好ましい元素242mＡｍを用いて、単に１．３１％である。他のより一般的な元素では、たとえば、235Ｕ、233Ｕまたは239Ｐｕと同様に、この相互作用確率は１０分の１より高い（表１参照）。したがって、分裂性層の多くの連続する中性子貫通が求められる。本発明では、これは非常に効果的な中性子反射材の内側の（薄い）燃料層の適切な構成で達成される。
【００４０】
0004743990.tif 000002
表  １．関連する燃料元素についての０．１５ｅＶにおけるいくつかの断面積
ここで、周囲の厚い中性子反射材の内側にある燃料が入れられるキャビティの理想化した配列構成についてまず考えることにする。中性子はキャビティ内で反射壁の間で「ピンポン」のように弾ね返り、燃料を装入されている薄い箔を多数回貫通する。中性子はより高い核分裂確率を獲得する。新たな核分裂により発生された中性子がこの過程を持続するので臨界が確保される。
【００４１】
各キャビティ横断における減衰確率は小さいので、キャビティ内部の線束はほぼ一様である。したがって、単位燃料質量当りの相互作用確率は装置内部の燃料の実際の空間配列構成とは独立している。したがって、計算のために、および第１の近似で、反射材１の内部で燃料層２がキャビティ３の内壁上に一様に分布されていると仮定できる（図２）。実際には、内部構造は、内壁上に薄い分裂性層が付着されているいくつかの円筒形ユニットで構成できる。
【００４２】
反射材内での急速減速過程の後で、平均（核分裂が生じた）中性子運動エネルギーが反射材の温度における熱エネルギーに急速に接近する。熱中性子化された中性子についての拡散理論を基にした簡単な計算が、理想化された燃料配列構成に対して、（無限）反射材が存在する中での線束は反射材なしの場合に対しておよそ
Ｆ＝１／ｋＤ＝（３Σela／Σcapt）1/2
の倍率だけ強められる。ここに、Σela 、Σcaptは拡散材のそれぞれ弾性断面積および捕獲断面積である。表２に候補元素のいくつかを掲げている。低Ａ元素は核分裂により発生された中性子を急速に熱中性子にするので低Ａ元素を選択した。量Ｄ＝Σela ／３はいわゆる拡散係数、１／Ｌ＝κ＝（Σcapt／Ｄ）1/2は拡散パラメータである。小さい中性子捕獲巨視的断面積を持つ元素を包含しているより複雑な化合物も使用できる。酸素がそのような諸性質を有することに我々は注目した。たとえば、ＢｅＯの諸性質は金属ベリリウムのそれに非常に近い。
【００４３】
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表  ２  反射材としてのいくつかの元素の関連性の一覧表
有限な反射材厚さはより小さいＦを与え、反射材への線束のフォールアウトは特性長さＬに対してほぼ指数的である。したがって、Ｌは反射材の求められている厚さに対する基準単位を表す。Ｂｅ（ＢｅＯ）およびＣは興味ある候補であると結論づけられる。Ｌｉは透明過ぎ（Ｄは大きすぎる）Ｆは小さすぎる。重水素のＬは大きすぎる。Ｂｅ（ＢｅＯ）およびＣでは非常に大きいエンハンスメント係数が可能である。
【００４４】
等化単一242mＡｍ層と炭素反射材厚さとの関数である実際の中性子増倍パラメータｋ（臨界のためにはｋ＝１）をモンテ‐カルロ法で計算したそれが図３に示されている。通常の原子炉におけるように、中性子増倍を制御し、それを常に１近くに維持して、急激な臨界を避けるために、制御棒を付加して、反射材内に挿入しなければならない。
【００４５】
燃料元素の選択は臨界の要求に強く関連させられている。反射材温度１５００°Ｋに対応する０．１５ｅＶの平均中性子エネルギーにおける可能な燃料候補のための関連するパラメータのいくつかを表１に掲げた。
【００４６】
既に指摘したように、エンジンの実際の構造はいくつかの層の構成より成り、燃料を充填された表面は反射材の内壁上の単一の層の１つより大きい。それら２つの面積の比は、単一層構成に関する実際の構成の増倍面積利得Ｇareaとして示されている。図４に、種々の核分裂性元素および厚さが２０ｃｍおよび４０ｃｍであるＣ反射材（密度：１．９ｇ／ｃｍ3）とについて、積［面積利得Ｇarea］×［層厚さ（ｍｇ／ｃｍ2）］の関数として簡単な拡散理論で計算した増倍係数ｋを、キャビティ内の燃料の総量に単に比例して表示している。断面積は０．１５ｅＶで計算した。233Ｕについての結果は235Ｕの１つに非常に近いので明確にするために表示しなかった。
【００４７】
242mＡｍは顕著なケースであるが、239Ｐｕと235Ｕ（233Ｕ）を臨界にすることも可能であることを述べる。しかし、235Ｕの場合には、反射材の厚さを十分に増さねばならない。一般に、性能の低い燃料を選択することは、低い性能を補償するために、より大きくて重い反射材を伴う。
【００４８】
242mＡｍ（ｔ1/2＝１４１ｙ）の原子核の諸特性を、説明したエンジンのありそうな目的、すなわち、宇宙における推進、を考えて簡単に要約する。主な崩壊モード（９９．９５％）は軟電子（４０．３ｋｅＶ）の放出による内部変換による基底状態242mＡｍ（ｔ1/2＝１６．０１ｈ）への遷移であり、残りは□‐崩壊である。子核は１７．３％が242Ｐｕ（ｔ1/2＝３．７６×１０5ｙ）へ崩壊し、８２．７％が242Ｃｍ（ｔ1/2＝１６２．９ｄ）へ崩壊する．242Ｃｍはα崩壊により238Ｐｕ（ｔ1/2＝８７．７２ｙ）へ転換する。
【００４９】
242mＡｍの経口摂取放射線毒性およびそれの崩壊生成物は、等質量で、最初の１００年間では、238Ｐｕの１つのおよそ半分である。したがって、それらの元素のいずれかを匹敵する量使用することによる潜在的な環境への危険は全く同じである。この最後の元素は、たとえば、ボイジャー、カッシーニおよびその他の飛行においてエネルギー源として使用されてきたので、宇宙応用において既に周知である。
【００５０】
燃料の長期間燃焼（単位燃料元素質量により外部に発生できるエネルギーの総量として定義される）には、子元素の過大な発生を反応（Ａ，Ｚ）＋ｎ→（Ａ＋１，Ｚ）＋γにより避けるために、比σcapt／（σcapt＋σfiss）をできるだけ小さくすべきである。その反応は捕獲により中性子を取り去ることができる。また、所与の分裂性質量に対して、有用な燃焼スケールはσcapt／（σcapt＋σfiss）にまた類似する。その理由は、捕獲チャネルがかなりのエネルギーを生じないからである。
【００５１】
235Ｕと233Ｕは242mＡｍの核特性に非常に類似する優れた核特性を持つが、239Ｐｕの部分捕獲断面積ははるかに大きく、大きい捕獲断面積を有する子核を生ずることになることが、表１から明らかである。したがって、十分に短い燃焼を予測すべきである。低い放射線毒性と優れた核分裂特性とを考慮して、235Ｕはまた242mＡｍの可能な代替核であるが、それはより重い反射材を要することがある。
【００５２】
反射材の実際の構成を特定のケースのおのおのについて計算せねばならない。しかし、構成は提案した方法に従って見出すことができ、その方法ではそのような薄い燃料層が臨界に導くことができるることは疑いない。
【００５３】
３．加熱領域の全体的なレイアウト
減速材のキャビティの内側のスペースの使用の最適化が、図５に概略的に示されているように、核分裂性物質の内部被覆が施されている非常に多数の小径中空管を示唆する。各円筒管４の内面には薄い燃料層５が被覆されている。後でより詳しく説明するが、推進気体は小さい孔を通じて壁から流れ出る。流れは小さい矢印６で示され、管の開放端部７を通って出る。気体の圧力は開放端部７に作用する背圧により管内に指定されている値に維持され、ノズルのど、すなわち、気体が宇宙内へ放出される際に通る小さい開口部、によって動的に発生される。
【００５４】
次に、説明のために、中空反射材内部のスペースがそれらの小径管の多くのコンパクトなアレイで充たされる円筒形状構成と、管により占められている体積の一部として定義される充填割合ｆ＜１とを仮定する。１つの円筒の表面と、内部のｎ個の円筒の組立体の表面との比はおよそ
Ｇarea＝多数（ｎ）の表面／１個の表面≒（ｎｆ）1/2
である。
【００５５】
それらの管状要素は通常の原子炉内の燃料棒にともかく類似している。各管の機械的構造が単純に維持されている限り、ｎをなぜ真に大きくすべきでないかの理由はない。原子炉の場合と全く同様に、冷却流体をそれらの管の間で循環させることができる。この類似性に従って、燃料棒の冷却を液体または気体で行うことができる。しかし、気体冷却は、効率を良くするためには、高い圧力と大きな循環容量を要する。したがって、液体冷媒、おそらく「二相モード」（沸騰）、が好ましい。宇宙内で熱を消費するために要する高い温度を考慮して、好適な選択は溶融軽金属、たとえば、原子力宇宙応用で既に使用されており、表２に示されている優れた中性子特性を持つリチウム（7Ｌｉ）である。
【００５６】
多数管構造の第１種の例が下記のおおざっぱな構成である。
【００５７】
３．１．１）反射材が直径に等しい高さｈ（ｈ＝２Ｒ）を持つ円筒形内部空間を有すると仮定する。この構成で体積と内面の表面積との比が最高になるので、中性子を最適に含むことができる。
【００５８】
３．１．２）空間内はｆ＝０．７であるｎ本の管のコンパクトなアレイで充填されている。管の高さはｈに等しく、半径はｒである。ｎがｆＲ2／ｒ2にほぼ等しいことを示すことは容易である。
【００５９】
反射材の内部寸法Ｒの関数としての主パラメータの変化を図６に示す。明確にするために、管の直径を現実的な値、２ｒ＝１０ｃｍに設定した。その結果としての管の数は非常に多く、Ｒ＝６０ｃｍの場合のｎ＝１００からＲ＝１２０ｃｍの場合のｎ＝４００におよび、Ｒ2に依存している。燃料層の表面積はＲ＝６０ｃｍの場合の３８ｍ2からＲ＝１２０ｃｍの場合の３０４ｍ2になり、Ｒ2ｈ∝Ｒ3に依存する。同様に、燃料の質量と、その結果としての、所与の放出されるパワーにおける燃焼日数とに対して強い依存性が明らかに予測される。に重要なことは、Ｒとともに直線的に大きくなる、Ｒの示されている２つの値についてのＧarea＝８．４およびＧarea＝１６．８もの、表面積増倍係数である。いくつかのパラメータのリストを表３に与えている。
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表  ３  典型的な多重管構成
単一の層に対するそのような大きい面積利得Ｇarea、典型的には１桁ほども大きい、は次の２つの異なるやり方で利用できる。
【００６０】
３．１．３）燃料層の厚さを薄くし、それに対応してＦＦ抽出の効率を上げるため。たとえば、ＦＦにより箔から抽出されるエネルギーの割合は３ｍｇ／ｃｍ2における２３．８％から１ｍｇ／ｃｍ2における３３．９％まで、およびほぼ零厚さの箔に対する４４％まで増大する。
【００６１】
３．１．４）所与の箔厚さに対する核分裂性物質の量を増加するため、および燃料補給の間の燃焼期間を延長するため。
【００６２】
３．１．５）たとえば、233Ｕ、235Ｕ、239Ｐｕなどの、核分裂が劣る燃料を使用するため。
【００６３】
それらのパラメータのより正確な選択は実行すべき飛行に対する特定の要求により明らかに決定される。
【００６４】
ＦＦ運動エネルギーを効率的に利用するために必要な燃料構成はかなり自由であって、いくつかの関連する諸疑問についてより詳細に論じる必要がある。ここでは242mＡｍに的を絞ることにする。中性子増倍の観点からは「次善のもの」は239Ｐｕであろう。また、反射材の性能を適切に向上し、かつ面積利得Ｇareaを大きくすると、233Ｕまたは235Ｕを使用することもできる。同様な考慮をそれら全ての元素に払うことができる。
【００６５】
最長残存時間を確保するために燃料堆積の化学的形態が特別な注目を受けるに値する。層に対する主な関連する影響は（１）加熱すべき気体の存在、（２）中性子とＦＦとに起因する放射線損傷の存在、である。考察（１）は加熱しようと望む気体の種類にもちろん依存する。加熱すべき推進剤気体が、優れたロケット性能を持つ水素である場合についてまず考察する。
【００６６】
３．１．６）アメリシウム・カーバイドＡｍ2Ｃ3が水素の存在下で極めて弾力的であることが判明しており、この気体を１５００°Ｃを超える温度まで応用することが推奨される。
【００６７】
３．１．７）特に興味があるのは、たとえば、ＮＥＲＶＡ‐ＮＡＳＡ原子力推進、ガス原子炉で既に使用されてきたＵ‐Ｚｒ‐Ｎｂカーバイドに似た、第三化合物である。Ｕ‐Ｚｒ‐Ｎｂカーバイドは、高温（３０００°ｋ）、高圧（１５０バール）の雰囲気内で何時間にもわたってあまり損傷をこうむることなくＮＥＲＶＡで使用されてきた。現在は塊状の物質ではなくて薄い層を使用できるが、この技術は、特に我々の諸条件において温度と圧力が極端なものからはるかに異なることを考慮するならば、安全であるようにみえる。ウランをアメリシウム（Ａｍ‐Ｚｒ‐Ｎｂカーバイド）で置換，またはおそらくプルトニウム（Ｐｕ‐Ｚｒ‐Ｎｂカーバイド）で置換，することは問題を更にひき起こすことなく可能であり、それによりＵ‐Ｚｒ‐Ｎｂカーバイドの諸性質に非常に類似する諸性質を持つ化合物が得られる。
【００６８】
他の気体を使用すると層の化学組成に対する諸要求を変更することがある。たとえば、２つの化合物３．１．６）および３．１．７）に加えて、ヘリウム、アルゴン等などの不活性稀ガスの場合に他の化合物も使用できる。
【００６９】
３．１．８）純アメリシウム金属堆積：密度１３．６７ｇ／ｃｍ3、融点１１７６°Ｃ、沸点２０１１°Ｃ。この化学的形態は、ＡｍＨ2およびＡｍＨ3の種類の水酸化化合物が生成される可能性があるために、水素ガスが存在する中では不適当である。Ａｍ金属は高温において薄い「湿った」（液体）層の形をとることもできる。
【００７０】
３．１．９）酸化アメリシウムＡｍＯ2は酸化物の中で最も安定なものであって、高い融点を持つ。しかし、（強く還元する）高温の水素が存在する中では金属に分解しやすいために、３．１．８）の場合におけるように非還元性気体を加熱するのに適するだけである。
【００７１】
明らかに、層の適切な化学組成を選択するためには、各特定の気体、水素、ヘリウムまたはその他の気体、が存在する中での化学的挙動についてのみ考察することを要する。
【００７２】
放射線による損傷は、層の化学的安定性と同様に、達成可能な燃焼の限度を制約することがあるので、慎重に研究すべき２番目に重要な要素である。
【００７３】
３．１．１０）変換された燃料の１／ｅに対応する減速材内の積分された中性子束は
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すなわち、核分裂可能な燃料の大きい吸収断面積のために、非常に小さい。また、スペクトルは熱エネルギーの周囲で強くピークに達し、そのために放射線による損傷が更に減少する。この積分された中性子束は、通常の原子炉の消費された燃料について典型的な積分された中性子束よりも何桁も少ない。したがって、燃料補給を多数回行った後でも、エンジンの要素や原子炉に重大な問題が起きることはない。
【００７４】
３．１．１１）潜在的な技術問題は、局部的に発生されたＦＦの強いイオン化の下の242mＡｍ層の安定性に関するものである。242mＡｍ層の全放射線損傷は最長予想燃焼にわたってほぼ３０ｄ．ｐ．ａ．（ｄｉｓｐｌａｃｅｍｅｎｔ  ｐｅｒ  ａｔｏｍ）と見積もられている。これは核分裂された燃料の半分に対応する。荷電粒子ビームに曝されたビーム・ウィンドウは、ＦＦによる優勢な寄与の場合に似て、そのような曝露線量の後で大きな損傷は示さない。核分裂に曝された層は独立の構造的機能を持たないので、放射線損傷自体は問題とすべきではない。これは、適当に高い温度がいくらかの再生アニーリングを行うならば特にそうである。高速増殖炉における通常の金属燃料および酸化物燃料は、発明者等の応用で考えられている値のおよそ半分である燃焼に曝されて成功している。通常の場合には、放射線損傷が本発明の場合におけるよりもはるかに大きい、高速中性子に起因する放射線損傷を付加せねばならないことに注目されたい。
【００７５】
３．１．１２）242mＡｍ層の一部が失われる別の可能な原因は層からの直接追い出し（たたき出し散乱）のことがある。しかし、指示されている燃焼期間にわたって、出て行くイオンの全束φはほぼ１．２１×１０18ａ／ｃｍ2であり、断面積σej,q=0に対して放出される割合はｄｎ／ｎ＝φσej,q=0／２＝０．６×１０18σej,q=0である。ここに、係数１／２は出て行くイオン源が層内に一様に分布されているという事実を考慮に入れたものである。ｄｎ／ｎ≦０．１であるとσej,q=0≦１．６４×１０-19ｃｍ2である。これは控え目な上限である。
【００７６】
３．１．１３）層からのＦＦの十分な割合（ほぼ５０％）が支持箔内に浸透して、そこに注入されたままとなる。この状況は、燃料の縁部により放出されたＦＦが通常の原子炉の燃料の保持被覆の壁内に入射する、通常の原子炉の燃料の被覆の状況とは異ならない。その場合におけるように、重大な問題は予測されない。
【００７７】
予測される燃料燃焼の初めからの層の残存は、エンジンが最少の初期燃料備蓄で運転せねばならないために重要な点であって、上記影響に鑑みて慎重な製造過程に強く依存していることを強調せねばならない。
【００７８】
長期の核燃焼中に燃料層の同位体組成の変化を調べることは興味のあることである。発生される特定のパワーは最初の燃料のＭＷatt／ｋｇの単位で与えられる。そのようなパワーはある期間（日）にわたって一定の割合で供給されると仮定する。したがって、燃料から抽出できる総特定エネルギー（燃焼）はＭＷatt／ｋｇ×日で表すことができる。１ｋｇの242mＡｍ−約９０％が核分裂され、１０％が（エネルギーを生じない）243Ａｍに変換される−の完全な核変換で約８４０ＭＷatt／ｋｇ×日、すなわち、７．２６×１０13ジュール、を発生する。これは最良の化学燃料（液体Ｏ2＋Ｈ2）１０００トンのエネルギー量にほぼ等しい。
【００７９】
この理論的限界の約半分である実際的な燃焼に到達することを期待できる。これは、燃焼中に薄い層が他の原因で損傷を受けたり、蒸発したりしないものと仮定して、242mＡｍの約半分が実際に燃焼されることを意味する。
【００８０】
核燃焼による燃料の同位体組成の時間的な変化を完全なモンテ‐カルロ・プログラムでシミュレートした。このプログラムは、一定パワー放出で燃焼させられる、242mＡｍ燃料での現実的な形状構成を使用する。全ての元素および特にＦＦの崩壊を含めて、燃料組成の時間的な変化をシミュレートした。増倍係数ｋの計算においては、全ての二次反応の効果を考慮に入れた。時間の経過に伴うＦＦのエンジン内部での累積で捕獲源が更に付加されることになるために増倍係数は小さくなる。ＦＦは全てエンジン内部に留まっていると仮定しているので、中性子捕獲に全面的に寄与する。実際にはＦＦの約２０〜３０％が気体と共に即時に排出されるので、ＦＦが中性子捕獲に全面的に寄与することはない。残っているＦＦのいくらかは薄い層から拡散により出て、推進剤と混合して宇宙内に次第に失われることになる。ついでにいえば、通常の原子炉の場合におけるように、臨界の制御のために十分な「遅発」中性子を得るためにはＦＦの大きな割合（７０〜８０％）をエンジン内に短時間（数分間）保持することが有用である。
【００８１】
ｋの値が１以下になった時に燃料の燃焼は停止する。制御棒がない場合の元来の増倍係数ｋは、キセノンＦＦ中の捕獲のために最初のほとんど即時の減少の後で、燃焼と共に徐々に小さくなって、約５００ＭＷatt×ｄａｙ／ｋｇの後で臨界状況の終りに達する。ｋの減少の大半は核分裂および捕獲に基づく燃料の質量減少に関連する。この時点で燃料補給を求められることが明らかである。
【００８２】
蓄積されたＦＦにより捕獲される中性子の割合は５００ＭＷａｔｔ×ｄａｙ／ｋｇの最大燃焼時に約１０％のみに達する。この割合はキセノンの一定の寄与になる。それは急速に変えられ、さもなければＦＦ生成物の残りからの次第に増大する寄与になる。既に指摘したように、この値は、エンジン内でのＦＦ生成物の蓄積に起因する実際の中性子損失の控え目な上限と考えなければならない。その理由は、キセノンおよびその他の元素が宇宙内に最も拡散しやすいからである。
【００８３】
４．加熱手順
４．１  ＦＦ加熱過程．
箔から出るＦＦのＭｅＶで表した典型的な運動エネルギースペクトルが図７に示されている。ＦＦは原子電子の十分な割合を保持し、したがってそれの電荷はＺに等しくない。箔の出口における残存電荷分布が図８に示されている。
【００８４】
発明者等は、層から出る気体であって、最初は層の温度にあり、箔から離れるにつれて高い温度まで次第に加熱されるその気体におけるエネルギー損失に興味を持った。低Ｚ気体における比イオン化損失（ＭｅＶ／（μｇ／ｃｍ2））は幸いなことに高Ｚの核分裂可能な層におけるそれよりはるかに大きい（典型的には２０倍）（図９）。ＦＦの速さが高Ｚ層の内部電子のそれより一般に低いので、エネルギー損失は層内で減少される。したがって、ＦＦのエネルギーのほとんどを取り出すためには非常に薄い気体で十分である。
【００８５】
気体が、高温の作用の下に、イオン化されるようになると、エネルギー損失が自由電子の海の中で一層増加するので、差は一層大きくなる。非常な高温気体の場合にはＦＦ加熱が、気体へのエネルギーを局部的に取る放射エネルギー損失に対抗せねばならない。それら２つの過程の間に平衡が存在した時に加熱過程は停止することが明らかである。箔におけるエネルギー源分布全体にわたる積分、ＦＦの角度分布およびそれの質量スペクトルが図１の効率カーブを導く。その効率カーブでは、強力なＦＦの形で箔を出る核分裂により放出された総エネルギーの割合が、242mＡｍの場合に、与えられている。上記の他の候補燃料元素に対して非常に類似するカーブが得られる。
【００８６】
ここで、層により放出されたＦＦによる気体加熱過程についての特定の検討へ進む。無限に拡がっている薄い平らな箔で、その箔からは一様な単位表面積比核分裂パワーｄ2ｐ／ｄｘｄｙ＝Λを持ち、後に水素が充填されている半スペースが続くような前記箔の一次元モデルを考察することから始める。この非常に簡単なモデルによってこの過程の主な特徴を説明する。エンジンの正確な構造を考慮に入れたより綿密な計算については後で提示する。
【００８７】
気体の密度は温度に強く依存し、したがって気体の集まり全体にわたって放出されるパワーに依存する。そのような温度依存性を除去するためには、ｍｇ／ｃｍ2で表した横切られる気体厚さを変数として考察することが好ましい。気体温度がイオン化しきい値以下である限り、比イオン化エネルギー損失は密度に正確に比例する。
【００８８】
更に詳しく言えば、無限箔の定常状態においては、気体単位質量当り箔により放出されるＦＦの比エネルギー蓄積（単位質量および単位時間当りのエネルギー、または等しく単位質量当りのエネルギーとして定義される）ｄＷ／ｄｍ、は箔からの横断距離ｚと、（一様な）気体圧力ｐ0との関数である。したがって気体密度ρ（ｚ）の温度依存性を除去でき、変数が置換され、そうすると「厚さ」コオーディネート
【００８９】
【数１】
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【００９０】
がｚの代わりに用いられる。ここに、ρは局部的な密度である。発明者等はｄＷ／ｄｍ＝Λω（ｔ）、気体単位質量当りの局部的なパワー蓄積、に興味を持った。明らかに、変数ｔ（ｚ）にわたるｄＷ／ｄｍの積分が単位面積Λにより放出されるパワー密度を与えるので、∫ω（ｔ）ｄｔ＝１である。モンテ‐カルロ法で計算された関数ω（ｔ）が、いくつかの異なる箔厚さに対して図１０に示されている。この結果は、時間と共に滑らかに減少し（すなわち、箔の近くで最高比エネルギー蓄積が起きる）、約５００μｇ／ｃｍ2、３×１０20ａｔｏｍｓ／ｃｍ2に対応する、の最大範囲まで延びる関数ω（ｔ）を示す。エネルギーのほとんどは約１．５×１０20ａｔｏｍｓ／ｃｍ2内に蓄積される。
【００９１】
５００μｇ／ｃｍ2のオーダーの気体厚さに離れて置かれているそのような箔の２枚の間の間隙内に気体が含まれているならば、エネルギー蓄積はより一層一様になる（分離値は、たとえば、運転圧を調整することにより所与のエンジン構造形態において設定できる）。和ｄＷ／ｄｍ＝Λ［ω（ｔ）＋ω（５００μｇ／ｃｍ2−ｔ）］は比較的平らな分布を示す（図１１）。
【００９２】
加熱過程の正しい解析は結合された流体力学およびＦＦ伝播数値計算を要する。この計算は図５の構造で、最終温度９４００°Ｋにおいて行われている（放射が限定されている、後述参照）。管の直径は４０ｃｍに、管の長さは２５０ｃｍに定められている。しかし、寸法／圧力比は結果を種々の管直径に拡張するための優れた換算パラメータである。長さが管の直径よりはるかに大きい限り、中央部におけるエネルギー分布は一様で、管の長さとは独立している。単位面積により放出されるパワーの密度はΛ＝２００Ｗａｔｔ／ｃｍ2に設定されている。Λのそのように比較的適度な値に対してさえ、気体中のほぼ１０6Ｗａｔｔ／ｇの比エネルギー蓄積ｄＷ／ｄｍは実際に非常に大きい。その結果としての分布（図１２）は、ＦＦの範囲を管の直径に整合させるために圧力が調整されるならば、一次元モデルにより予測されているように、ｄＷ／ｄｍが比較的一様であることを示す。最適圧力よりはるかに低い圧力では、ＦＦの大きな割合が管の壁に再び当たる。はるかに高い圧力では、ＦＦは気体の中心部に達する前に停止する。
【００９３】
気体内部に蓄積されるＦＦエネルギーの割合を気体圧力の関数として図１３に示す。換算変数［管直径］×［圧力］の使用について述べる。最適な管直径は、気体中に蓄積されている９０％ＦＦ破片エネルギーに多少随意に設定されており、それは管圧力の関数として図１４に示されている。その結果としての加熱パワー分布は、図１５に示されているように、約±１２％以内で非常に平坦である。
【００９４】
結論として、箔の比較的適度な表面核パワー密度Λ＝２００Ｗ／ｃｍ2に対して、気体に与えられる比体積平均パワーｄＷ／ｄｍはおよそ０．６６１ＭＷａｔｔ／ｇで、これはまったく非常に大きい。
【００９５】
気体のグラム当り１メガワットのオーダーの加熱パワーが可能で、箔表面加熱は許容できるほど低い。箔の表面パワー消費と、気体中の（ほとんど一定である）比マッシブ・エネルギー蓄積との間に正比例関係が存在することが明らかである。後でわかるように、管内での気体の滞留時間は比較的長い（数秒）ので、典型的には間隔２０〜２００Ｗａｔｔ／ｃｍ2にある−冷却に起因する技術的限界よりはるかに小さい−箔表面パワー密度で所要の気体温度に達することが可能である。
４．２  放射損失．
高温気体は放射エネルギーを放出する。その放射エネルギーは付近の気体により再び吸収されたり、エンジンの壁で消費されたりすることがある。そのような放射作用は気体温度の急上昇関数で、エンジンの運転において重要な役割を演ずる。全く、ＦＦ加熱過程が達成することがある最高温度は、ＦＦによりもたらされる特定のパワーと、気体が光学的に「薄い」ことになる周波数領域内で放射されるパワーとの間の平衡条件により制限される。したがって、それらの作用はこの方法の最終的な性能を決定する。
【００９６】
水素原子および自由電子についての基本方程式が理論的に周知であることが幸運な環境である。分子状態の水素は大きい放射損失に関連する温度より低い温度まで存続するのみである。したがって、水素が推進元素である場合に少なくとも、確実な理論的背景が存在するが、ここでは結果の要約に限ることにする。全ての遷移、すなわち、バウンド‐バウンド（ｂｏｕｎｄ‐ｂｏｕｎｄ）、バウンド‐コンティニュアム（ｂｏｕｎｄ‐ｃｏｎｔｉｎｕｕｍ）、コンティニュアム‐コンティニュアム（ｃｏｎｔｉｎｕｕｍ‐ｃｏｎｔｉｎｕｕｍ）が含まれていた。
【００９７】
気体の厚さＬ（μｇ／ｃｍ2での）を横切った後で放射により運ばれる残存放射パワーを図１６に示す。このスペクトルは可視光部にピークを持ち、赤外部に十分な尾を引く。
【００９８】
気体の何分の１センチメートルかに対応する領域内の横切られる厚さとともに残存パワーは急速に低下することがわかる。放射されたパワーの大きな割合が、気体温度が放射元素の温度に非常に近い場所である放出点の付近で明らかに再吸収される。この寄与は、熱伝導度の見かけの上昇に寄与するので、安全に無視できる。この急激な低下に続いて、気体がほとんど透明であるような放射に対応する、比較的長い高原状態を観察できる。この放射は加熱されている物体から通常出てエンジンの壁に入射し、そこで吸収されたり、拡散されたり、反射されて元の気体へ戻ることがある。
【００９９】
図１６に明らかに示されているように、放出された放射のほとんど大部分‐少なくとも≦１２０００°Ｋである限り‐が２つの異なるスペクトル領域内に鋭くまとまる。
【０１００】
４．２．１）１つの領域は、５μｇ／ｃｍ2の示されている厚さ（３バール、７０００°Ｋにおける気体の１ｃｍに対応する）より十分前に放射が安全に吸収されて、近くへの熱移転を行わせる領域であり、
４．２．２）他の１つの領域は、気体の集まりの寸法を超える経路まで気体がほとんど透明で、壁に熱損失を起こさせる（遠く離れている放射）領域である。
【０１０１】
遠く離れている放射とＦＦ加熱過程は水素の質量に直接比例するが、前者は、後者とは対照的に、気体温度と共に非常に急速に大きくなる。したがって、遠く離れている放射により運び去られる特定のパワーは、ＦＦにより持ち込まれるパワーに等しくなるような制限温度がある。気体温度はこの値で飽和させられる。
【０１０２】
（１）ＦＦ加熱が単位質量当り一定のパワーのＷFFを供給して、温度および位置とは独立していること、（２）気体により放出された放射は単位質量当りパワーＷRR（Ｔ）を除去し、それは気体が透明であるような放射で放出されるパワーから数値計算できる（４．２．２参照）こと、を仮定する。時間ｄｔの後で、エンジン自身の管の束に沿ってエンジン内を進んでいる気体のかたまりは単位質量当り特定のエンタルピー
ｄＥ＝（ＷFF−ＷRR（Ｔ））ｄｔ
を得る。
【０１０３】
他方、エンジン内での質量流量は維持され、定常状態では、所与の任意の温度に対して
ｄｍ／ｄｔ＝φ＝一定
により与えられる。すなわち、エンジン内の巨視的質量流量φ（ｇ／ｓ）に等しい。
【０１０４】
エンタルピーの変化は（一定圧力）比熱係数ｄＥ＝ｃpｄＴにより温度変化に関連付けられる。上の式を組合わせて、束ラインに沿って進んでいる所与の気体基本体積について加熱過程の時間依存性を導くことができる。
【０１０５】
ｄｔ＝ｃp（Ｔ）ｄＴ／（ ＷFF−ＷRR（Ｔ））
積分により、エンジン内での気体の滞留時間を計算するためにこの式を用いることができる。放射損失が存在する中では、ＦＦにより発生された熱と放射損失との間の平衡として最高温度Ｔ∞に達する（無限の時間の後で）。それは条件ｄｔ／ｄＴ＝０またはＷRR（Ｔ∞）＝ＷFFに対応する。
【０１０６】
温度Ｔ＜Ｔmaxの関数としてのエンジン内での気体の質量の分布は
0004743990.tif 000007
により与えられる。
【０１０７】
ＷRR（Ｔ）項がある場合と、無い場合とにおける典型的な温度分布を図１７に示す。この図で、放射損失の急激な開始と、漸近最高温度Ｔ∞＝９５００°Ｋに発明者等は注目した。エンジン内の気体の全質量は図１７に示されているカーブの積分により容易に計算できる。
【０１０８】
温度の関数としての質量分布にわたって特定のパワーを積分することにより、所与の最終温度Ｔmaxに対する壁で終わる全放射パワーは
【０１０９】
【数２】
0004743990.tif 000008
【０１１０】
であることを発明者等は見出した。
【０１１１】
壁へ戻る全パワーが最終温度の関数として図１８に示されている。あまり極端ではない温度では、壁により再吸収される割合ηrad＝Ｐrad,wall（Ｔmax）／ＰFFは適度で、たとえば、Ｔmax＝９３００°Ｋではηrad＝０．０３４２、Ｔmax＝９４００°Ｋではηrad＝０．０５７６である。それらの損失を修正するために実際のＦＦパワーを僅かに調整せねばならない。
【０１１２】
それらの影響は加熱過程の性能のモンテ‐カルロ計算に慎重に含ませられていた。十分な流体力学的計算でそれらの結論を裏付けた。
【０１１３】
５．宇宙推進エンジンの設計基準
５．１  機能的な説明．
典型的な構造は、気体をよどみ領域へ逃がすために一端部が開いている、細い中空円筒管を比較的多数用いたものを基にしている。各管（図５）は薄い核分裂可能な層で被覆されている。気体の弱い流れ（約１ｇ／ｓ／ｍ2のオーダー）が、（ｉ）毛細管孔、（ｉｉ）多孔質、（ｉｉｉ）その他の同等な構成、によって管の壁を通じてそれの内部に一様に漏れている。気体は、ＦＦの連続加熱作用により壁から離れて徐々に動き、出口端部に集まる。ＦＦは、高度に核分裂性の元素（典型的には242mＡｍ）の適切な化学組成の薄い（典型的には３μｇ／ｃｍ2）層により発生される。それは反射材の高い反射性によって核を臨界状態にする。管の内壁上に発生された核分裂に起因する表面パワー密度はΛ＝２０〜２００Ｗ／ｃｍ2の範囲で、適切な条件の下では、ｄＷ／ｄｍ＝０．５×１０5〜１０6Ｗ／ｇのオーダーの、その気体に特定のＦＦ加熱パワーに対応する。核分裂パワーの大きな割合（主として構造および気体の圧力に依存するが、通常は７０％）を管の外面の冷却により除去しなければならず、残りは気体の加熱に用いられる。そのために、通常の原子炉の燃料棒に対して行われる冷却に類似して、適切な冷却剤が管の外面に良く熱接触する。
【０１１４】
管は外部から冷却される。冷却は、原子力により発生された熱の全てを取り扱うことができるようにして従来のやり方で設計すべきである。その理由は、水素ガスが急に失われた場合に、核分裂反応から生ずるエネルギーを壁により吸収しなければならないからである。支持壁の外側はたとえば液体リチュウム（融点１８０°Ｃ、沸点１３４２°Ｃ）を用いて冷却できる。これは宇宙応用で用いられる技術である。6Ｌｉの中性子捕獲断面積が大きすぎるために、同位体的に純粋な7Ｌｉを使用すべきである。他方、表２に示されているように7Ｌｉは優れた中性子特性を有する。液体リチュウムの密度は０．５３４ｇ／ｃｍ3である。同位体的に分離された7Ｌｉは比較的低い価格で商業的に入手できる。7Ｌｉの中性子捕獲断面積は大きくなく、使い切られる懸念なしに豊富に使用できる。したがって、外壁の典型的な温度は１３００°Ｃ付近にされるのが普通である。管の壁を通じての熱伝導による温度降下我在るので、核分裂可能な層の温度は外壁の温度より僅かに高い。この温度更に別の実施例においては、上記パワー密度では数百°Ｃより大きくないのが普通である。
【０１１５】
ほとんどどのような気体も、あるいは、より一般的には、入口チャンバの温度および圧力で気体状であるどのような化合物も、このようにして加熱できる。壁から離れて気体を加熱するためにＦＦを直接使用しても、化学物質およびガス反応器を応用して実現されたエンジンにはエネルギー上の制約や材料による制約が課されることはない。本発明の手法は比較的低温のＦＦ放出壁から出る最終的に非常に高温の最終気体を基にしている。
【０１１６】
水素は宇宙応用のために最も適する推進剤であるので、ここでは水素の場合に的を絞ることにする。数バールの圧力で、よどんでいる高温の水素ガスは、ＦＦによる熱供給と、その水素ガスに対して透明である放射による熱損失との間の平衡点である９５００°Ｋの温度に達し、ノズルおよび膨脹コーンを通って宇宙に排出される。排出された気体の非常に高い温度は、ノズルによって推進の向きの整然とした運動に変換されて、通常の化学燃料の排出速力または旧式原子力エンジンの排出速力よりはるかに高い排出速力ｖexhを生ずる。したがって、十分に小さい推進剤質量で所与のロケット速力を達成でき、それにより潜在的な飛行距離を長くし、あるいは飛行期間を短縮する。
【０１１７】
（水素）ガスは４〜２０バールの範囲のほぼ一定の圧力で良い近似動作状態にある。この圧力範囲は、（１）加熱機構が圧力とはほとんど独立していること、（２）放射損失が動作圧によって非常にゆっくり影響を受けるだけである（圧力ライン拡張、等）、ので例示的なものであることに注意されたい。流体力学およびＦＦ加熱過程は、気体の挙動が完全気体の挙動に近い限り（圧力×寸法）としてスケーリングである。中性子反射材に関連する考察は、最も軽量の装置は最も小さい炉心を有するもの、すなわち、可能な最高圧力を使用するものであることを示唆するかもしれない。しかし、求められている反射材厚ささよりはるかに薄い炉心の製作には要点はない。また、気体入力温度は多少随意である。出力飽和温度は９５００°Ｋのオーダーであって、既に述べたように高温気体の放射温度によって制限される。したがって、用途に依存するパラメータの選択にはかなりの自由がある。
【０１１８】
それらの考察を基にして、発明者等は次の４つのおもな部品を基にしたエンジン概念に到達した。（１）反射材、（２）ＦＦ加熱領域、（３）気体膨脹および排出領域、（４）冷却システム。それらの部品については後で詳しく説明する。
【０１１９】
エンジンの基本的な構成について図１９を参照する。図２０は中央平面に沿う横断面図を示す。管の寸法および数は完全に例としてのものである。
５．２  反射材
反射材は核分裂炉心からの中性子を含んで、それを反射する。高い中性子反射能を有するので、減速材の多数のキャビティ構成するために２種類の主な（固体）高純度元素が優れた候補である。それらは炭素（黒煙、炭素繊維）またはベリリウム（金属またはＢｅＯ）である。
【０１２０】
反射材の実際の実現には十分な自由がある。たとえば、重量をできるだけ軽くすることを求められたならば、減速材はいくつかの層で製造できる。すなわち、５．２．１）中性子を非常に効率的に反射する第１の内部層（たとえば、ＢｅＯ）、それに、
５．２．２）水素は非常に短い拡散距離長さＬ＝１／κ＝（Ｄ／Σcapt）1/2を有するので、たとえば、水素化合物で製造された第２の薄い層が続く。ただし、水素Ｆ＝１／（ｋＤ）1/2はあまり好ましくない。
【０１２１】
５．２．３）減速材は、周囲への漏れを減少するために、たとえば、ＣＢ4に似た中性子を強く吸収する材料の薄い（数ｃｍ）層で外側に張り付けることができる。
【０１２２】
反射材１０は、燃料補給のためにも使用される取り外し可能なカバー１１を有する。これは、もちろん制御棒１２（たとえば、ＣＢ4製の）を、反射材１０の内側の制御可能な深さで、臨界を決定する増倍係数ｋを調整するために必要な場所に置くのに当然な場所でもある。それは、推進剤を排出する開口部１３も有する。最後に、液体冷却剤（たとえば、溶融リチウム）を送り込んだり（１４）、取り出したり（１５）するために適切な配管が用いられる。減速材のキャビティの温度が中性子の平均温度を決定する。
５．３  ＦＦ加熱領域
反射材キャビティの内側に、何本かの加熱管１６が配置されている（明確にするために図１９にはそのうちの１本だけが示されている）。それの構造は既に説明した。３章で説明したように、適切な化学的形態のアメリシウム（またはその他の同等な燃料）５が薄いが頑丈な筒状構造４（図４）の上に付着されている。同じ構造（図５）は水素ガス６の毛細管の流れの壁により注入できるようにもしなければならない。水素ガスは管７の開放端部を通じて排出される。管は固定構造体１７の支援により頑丈な保持プレート１８の所定場所に固定保持されている。固定構造体１７は、燃料補給のために管を取り外すために緩めることができると仮定されている。保持プレート１８は反射材構造体に強く係止されている。この構造は従来の原子炉の構造に非常に類似しており、管は燃料組立体を置換している。
【０１２３】
後で更にわかるように、管の内部を送られている推進気体の流れは、固定構造体１７内も通され、保持プレート１８の内部を進む。保持プレート１８はエンジンの２つの主な内部空間、すなわち、管が配置されて冷却液体が充填されている上側部分１９と、のど部２１およびノズル２２までの経路内に推進気体が充填されている下側の部分２０とを分離する。したがって、保持プレート１８は一方の側の冷却液体と、他方の側のよどんでいる領域の気体とを隔てる。冷却剤は、適切なライニング２３を用いて、領域２０内の高温の壁を冷却するためにも用いられる。そのライニングは「排出」冷却のためにいくらかの水素流も供給できる。
【０１２４】
この部分を製造するために使用すべきあらゆる材料は、特定の機能に依存して、異なる限度までではあるが、いくつかの要求を同時に満たさなければならない。それらの要求は次の通りである。
【０１２５】
５．３．１）減速材のキャビティ内の中性子の透明性を保持するために、核分裂性燃料を明らかに除いて、材料の組合わされた巨視的吸収中性子断面積は非常に小さくなければならない。所与の部品により吸収される中性子の割合は積（採用されている全質量）×（熱横断面）にほぼ比例する。熱中性子化過程中に起き得る中性子損失にもある考慮を払わなければならない。熱中性子化過程に対しては関連する断面積は共鳴積分である。
【０１２６】
５．３．２）材料は、熱中性子束に主として起因する放射線損傷に耐えることができなければならず、また核分裂層はＦＦに耐えることができなければならい。幸いなことに、この最後の効果はおよそ１０ｍｇ／ｃｍ2の厚さまで浸透することによって制限される。３．４章において指摘したように、この荷電粒子束による放射線損傷は、核分裂させられた燃料の半分に対応する、指示された燃焼にわたって約３０ｄ．ｐ．ａ．である。中性子束に起因するエンジンの残りの部分の放射線損傷ははるかに小さく、通常は１ｄ．ｐ．ａ．のオーダーである。
【０１２７】
５．３．３）材料は、たとえば１５００°Ｋのオーダーに設定されている、運転温度範囲内で良い機械的性質を保持しなければならない。というのは、はるかに低い温度は放射パネルの過大な表面を意味するからである。材料は運転中の熱衝撃に耐えねばならず、かつ良い寸法安定性を持たねばならない。
【０１２８】
５．３．４）材料は推進気体（水素）および冷却液体（溶融リチウム）に主に適合できねばならない。燃料層は支持媒体に対する優れた接着性を持たなければならない。適合性の欠如は適切な被覆層の支援により解決できる。
【０１２９】
５．３．５）材料は関連する重量をできるだけ軽くしなければならない。これはどのような飛行用途においても第一の関心事である。
【０１３０】
エンジンの主な材料の組成の可能な選択のうちで、複合炭素繊維およびマトリックスの使用についていくらか詳しく説明する。比較的新しいそれらの材料は絶えず開発されており、性能が急速に向上している。熱核融合に関連するいわゆるＩＴＥＲプロジェクトで、および特に「ダイバータ」と呼ばれている重要な部品のために、行われている開発作業は興味のあるものである。その理由は、（ｉ）強い中性子照射、（ｉｉ）高温および温度衝撃、（ｉｉｉ）高温の水素プラズマの存在、に同時にさらされることである。したがって、それらの要求はこの出願の諸要求に全く近い。
【０１３１】
例として、ＩＴＥＲのために開発された炭素繊維で作られた複合材料の諸性質を表４に掲げた。この製品を中性子照射の下に０．８〜５ｄ．ｐ．ａ．の範囲内、および１５００°Ｃの温度で試験した。それらの試験条件は本発明の要求である。結果は極めて有望なものである。
【０１３２】
５．３．１）寸法の変化は小さくて、通常は０．１〜０．２％である。
【０１３３】
５．３．２）熱伝導度は、低い温度で多少影響を受けるかもしれないが（８  ００°Ｃで損失率が０．７５〜０．８）、高温度でよく起きる、放射線によりひき起こされる諸欠陥の吸収に起因するアニーリングのために、１０００°Ｃ以上では影響を受けないままである。
【０１３４】
５．３．３）熱膨張に及ぼす照射の影響は非常に小さい。ついでながら、この材料の熱膨張は非常に小さくて、典型的には、類似の諸条件において用いられる合金の１つよりも１桁も小さいことに注目した。
【０１３５】
５．３．４）照射によりヤング率が改善され、１ｄ．ｐ．ａ．の後では約３０〜４０％の増加である。この影響はヤング率の改善と、温度による破断応力の向上（１５００°Ｃ電圧＋１５％）とに結びつけられる。
0004743990.tif 000009
表  ４．ＩＴＥＲのために開発された炭素繊維化合物（Ｘ，Ｙ，Ｚ）の諸特性の例
一般に、発明者等の応用のために計画された温度では、中性子照射による影響は小さく、材料は照射されていない試料の主な特性の全てを実際に保持している。
【０１３６】
したがって、複合炭素繊維およびマトリックスからＦＦ加熱管を製作することが適切であるようである。それらの材料の他の関連する性質は、化合物が多孔質であって、水素を通すことができることである（これもＩＴＥＲプロジェクトに関連して研究されてきた）。それらの特徴は化合物の詳細に強く依存しており、浸透性は局部的な圧縮またはドーピングという特別なプロセスの支援で何桁もの大きさにわたって変化できる。本発明の場合には、尾の特徴には２つの重要な用途がある。
【０１３７】
５．３．５）それによって推進剤（水素）をＦＦ加熱管内に入れることができる。圧力をかけられている水素が入れられる細い中空通路が限られた数設けられている数ミリメートル厚のスラブが、推進剤を、ほぼ１ｇ／ｓ／ｍ2のオーダーでなければならない、必要な供給量だけ供給できることが数値で確認されている。適切な障壁／被覆の使用によって、気体が管の外部層を通じて液体冷却剤中に漏れることが阻止される。管の「漏れる」壁の原理図が図２１に示されている。
【０１３８】
５．３．６）それは、非常に高温の気体に曝されているチャンバの壁およびのどを、いわゆる対流発散冷却で、許容温度まで冷却できる。
【０１３９】
管構造の一例の詳細が図２１に示されている。この図には管２８の円形断面の小さい輪切りが示されている。この管の内部空間２９は気体が充たされ、管は冷却剤中に浸されている。管は繊維が適切な向き３３に向けられている炭素マトリックスで製作され、管壁内に設けられている複数の細いダクト３２を通じて供給される気体を通す。金属被覆３０が管の外面を覆って気体が冷却剤領域へ逃げることを阻止している。この被覆３０は冷却剤液体との適合性を確保するためにも用いられている。それはたとえばチタン・カーバイドで製作できる。管壁の内側の、管の外部へ向けられている気体供給ダクト３２の部分における付加被覆３１が、気体の流れを管の内部空間２９の向きにすることを支援できる。管の内壁３４に付着した燃料をはぎ取ることができる。その内壁には、気体を管内部に出すようにする多数の小さいスリット３５が設けられている。もっとも、薄い付着物の水素に対する透過性は非常に高く、一様ではあるが非常に薄い層でさえもその気体の流れに対する障壁を構成することはない。
【０１４０】
複合炭素繊維およびマトリックスの水素との化学的適合性については研究されてきて、低温でＣＨ4 生成の可能性があるが、そのような作用は高温では強く減衰させられる。そのような最終的に生成された少量のＣＨ4 のＦＦ加熱チャンバ内への無害でなければならないが、複合材料に対する腐食作用は無視できると予測される。他方、水素が多量にある環境では、酸化が強く阻止される。
【０１４１】
リチウムに対する炭素の化学的適合性に関しては２つの作用を考察せねばならない。
【０１４２】
５．３．７）カーバイド（Ｌｉ2Ｃ2）の生成。
【０１４３】
５．３．８）複雑な輸送現象による溶融金属中への炭素の溶融性。
【０１４４】
５．３．９）複合材料中への溶融金属の浸透に起因する材料の膨脹。
【０１４５】
冷却剤と炭素繊維との直接接触を許す前に、それらの作用の全てについて調べる必要がある。しかし、図２１から見えるように、冷却剤中への水素の漏れを避けるために、管の外面に適切な表面被覆３０が用いられているので、その接触はなくすことができる。その表面被覆によって冷却剤と複合炭素材料との間の分離が一層確保される。この被覆のための優れた材料がチタン・カーバイドである。
【０１４６】
結論として、ＦＦ加熱領域の全体的なレイアウトは、低圧冷却浴中に浸されている炭素複合材で製作された比較的多数の管で構成されている。これは通常の原子炉の構造を連想させるもので、燃料棒および組立体を中空管で置き換えたものである。
【０１４７】
この類似性で、それらの管が差し込まれる強い支持基線プレートがある。燃料補給のために単一の管を取り外すことができ、プレートへの取り付けジョイントによって機械的支持と水素の供給とが確保される。管は配置ベースプレートにより保持されているだけで、それ以外はフリーである。
【０１４８】
追加の燃料補給は、原子炉に類似して、反射材の上カバーが外されて冷却液体が存在しない状態で、保持プレートから管を抜き出すことにより行われる。燃料抜き出し作業は、通常の原子炉で普通の技術、たとえば、一対の回転カバープレートで、減速材のキャビティの上カバーから行うことができる。
【０１４９】
明らかにより複雑な構成が可能である。たとえば、管群を、宇宙内での燃料補給中にブロックとして別々に外される補助ユニット（燃料束）内に配置できる。それらの補助ユニットのおのおのはそれ自身の気体膨脹および排出ノズルを持つことができる。明らかに、このエンジンの全ての補助ユニットは単一の反射材空間内に配置されている。
５．４  気体膨脹および排出領域
図１９を再び参照する。管からの高温気体がよどみ領域２０に集められる。この部分は、よどみ温度がはるかに高い（本発明の場合にはたとえば９５００°Ｋおよび原子Ｈ対、液体Ｈ／Ｏ化学エンジンの約３５００°ＫおよびＨ2とＯ2の化学量論的混合物）ことを除き、通常の化学ロケットエンジンの部分に非常に類似している。エンジン内の圧力は、気体が通って膨脹円錐部２２まで逃げる狭い穴すなわちのど２１によって、指定されている値に維持される。その膨脹円錐部において熱エネルギーは気体の速さしたがって推力に変換される。ノズルと膨脹円錐部を通る気体は原子水素のままである（「凍結した流れ」）ことが最もありそうである。それは最小の原子量（Ａ＝１）を有するので、高い比インパルスを有する。のどの壁と付近の部品はリチウム２３により冷却され、発散によるより低い温度の気体の「枕」により許容温度に保たれる。膨脹円錐部内の温度は最終的には非常に低いが、固体表面との接触で発熱変換原子→分子が起きることがある。
【０１５０】
熱−推力変換の全体の熱力学的効率は通常は６０〜７０％である。
５．５  冷却装置．
それの機能は推力へ変換されない熱を宇宙で消費することであって、たとえば、気体供給の障害の場合に、発生された原子力の全てを消費できるように設計されている。
【０１５１】
この装置は循環している冷却剤（ヒートパイプ）により熱源（管の外壁）に結合される。したがって、管の温度は放熱温度に密接に関連させられる。放熱温度は、黒体放射のシュテファンの法則のＴrad4依存性により必要とされる表面に関連させられる。放熱器の全表面積Ｓrad（これは実際には等化黒体表面であって、実際の表面に表面吸収率を乗じたものに等しい）は明らかに核分裂性物質（242mＡｍ）の全表面積Ｓfoilに比例し、Ｔradに強く依存している。
Ｓrad＝Ｓfoil（ｄＷfiss／ｄＳfoil）（６４．８１°Ｋ／Ｔrad）1/4
比核分裂パワーの典型的な値に対する実際の依存性が図２２に示されている。効果的な冷却を確実に行うためには、放熱器は可能な最高温度で動作しなければならないことが明らかである。良い基準値は１３４２°Ｃに対応する低い圧力（１バール絶対値）におけるリチウムの沸点とすることができる。この温度では比ｄＷfiss／ｄＳfoilは、妥当な値であるｄＷfiss／ｄＳfoil＝２００、１００および５０Ｗ／ｃｍ2に対してそれぞれ５．１２、２．５６、１．２８である。冷却のために良く利用されるＬｉ7の沸騰潜熱（沸騰水型原子炉概念）は１９．２４ｋＪｏｕｌｅ／ｇ（１３４．７ｋＪｏｕｌｅ／ｍｏｌ）で、たとえば、１００ＭＷａｔｔパワーの冷却には単に５，２ｋｇ／ｓ（９．７ｌｉｔｒｅ／ｓ）の冷却剤の沸騰と、その後の凝結を要する。したがって、以後の定量的考察のためにエンジン温度の例として≧１５００°Ｋを仮定する。
【０１５２】
実際的な理由で減速剤のキャビティ中の反射材の温度はエンジンの温度に非常に近くなりがちである。したがって、エンジン全体が同じ温度で運転する。
【０１５３】
余分な熱の解消は宇宙内で問題である。既に指摘したように、低い圧力（正確な圧力は実際の運転温度に依存する）では溶融リチウム冷却剤温度を沸点であると仮定する。リチウムは蒸気として取り出され、放射パネルへ送られて、そこで液体状に凝結される。沸騰潜熱は比較的高い１９．２４ｋＪｏｕｌｅ／ｇの値を有する。既に指摘したように、１００ＭＷａｔｔのパワーの消費には単に５．２ｋｇ／ｓ（９．７ｌｉｔｒｅ／ｓ）の冷却剤の沸騰と、その後の凝結を要する。
【０１５４】
説明のために図２３に冷却装置の概略原理図を示している。冷却剤４０が充填されているエンジン空間は二相沸騰リチウムを発生する。そのリチウムは管４１を通じて液体‐蒸気分離器４２へ移動される。液体は管４３に沿ってポンプ４８へ送られ、管４９を通ってエンジンの冷却剤空間４０に再び注入される。蒸気の他の部分が管４４を通って放射パネル４５へ送られ、そこで再び徐々に液化する。その結果得られた液体相は管４６を通ってポンプ４７へ送られ、パイプライン４９を通ってエンジンの冷却空間４０へ送られる。
【０１５５】
そのように広い表面の放射パネル４５の系が隕石の衝突により穴を開けられる危険にさらされる。したがって、パネル内の冷却剤の流路を細かに区分し、穴があいた場合に宇宙への大量の漏れを避けるために、特殊なシール弁を設けることを求められる。
５．６  加熱される気体の予測性能
高温度の熱を推力に変換するために、気体は膨脹円錐部で膨脹させられて、気体加熱の結果としての熱エネルギー（エンタルピー）を運動推力エネルギーに変換し、その結果として気体の組成が変化する。任意の点で、速さｖはエネルギー保存により決定される。
【０１５６】
ｖ＝｛２（Ｅstagn−Ｅ）｝1/2
マッハ数Ｍと、のど領域の面積Ａthr6atに対する面積Ａが
Ｍ＝ｖ（ρ／γρ）1/2； Ａ／Ａthr6at＝（ρthr6at／ρ）（ｖthr6at／ｖ）
したがって、円錐に沿って等エントロピー的に膨脹する気体の指定されている各圧力値に対して、気体の関連するパラメータ、特に気体の速さ、すなわち、比インパルスを、出口圧力において、またはノズルが完全な真空まで排出した時に、計算することが可能である。
【０１５７】
以前の計算における主な仮定は膨脹ノズル全体にわたる気体の化学的平衡の存在である。この仮定が今緩和されたとすると、２つの再結合反応が冷却過程における熱力学的平衡を維持することに向って関連する。
【０１５８】
５．６．１）中性電子への電子プラズマの再結合。最初の反応は
ｐ＋ｅ-→Ｈ゜＋γ、すなわち、光イオン化の逆過程である。Ｔ∞≦９５００°Ｋに対してイオン化の量が非常に少ないので、その過程は妥当でない。
【０１５９】
５．６．２）分子への中性原子の再結合、すなわち、Ｈ゜＋Ｈ゜→Ｈ2。この反応は、ここに書いているように、エネルギーと運動量を即座に保持できないので、化学的に可能でない。したがって、この形の再結合は、（１）たとえば、高い圧力を要する３Ｈ゜→Ｈ゜＋Ｈ2に似た多数のボデーとの同時衝突、または（２）光子の放出、またはよりありそうなことはオージェ電子の放出Ｈ゜＋Ｈ゜→Ｈ2＋γ（ｅ），を含むより高次のプロセスを通じてのみ起きることができる。しかし、この後者の反応（２）はイオン化ポテンシャルであって、含まれている典型的なエネルギーをはるかに越えている。
【０１６０】
したがって、この再結合が少なくとも比較的低い圧力に「凍結」されたままであること、およびエンジンの推進が主として中性水素原子の放出によって達成されること、は非常にありそうである。したがって、のど部により供給された原子状態が、控え目に再結合より高い温度で、膨脹円錐部内での運動全体を通じて保持されるような気体に対して計算が繰り返された。
【０１６１】
化学平衡および６ａｔｍのよどみ圧力に対して完全に「凍結された」流れとの仮定における、排出速力および真空に対する比インパルスが、よどみ温度の関数として図２４に示されている。既に指摘したように、予測よどみ温度は９５００°Ｋである。
【０１６２】
原子状水素推進での性能の低下は予想されるようには大きくない。実際に、水素分子への発熱祭結合反応は存在しないが、放出される気体の平均Ａは分子状水素に関して半分にされ、したがって、速力を上昇し、その結果として比インパルスが２1/2＝１．４１倍だけ大きくなる。これはかなりである。放射が制限されている９３００〜９４００°Ｋのよどみ温度では、凍結された流れを得る。この場合の比インパルスＩsp＝２０００ｓｅｃで、これを全再結合に対するＩsp＝２５４０ｓｅｃ（２４％の改善）および最良の化学エンジンのＩsp＝４３０ｓｅｃと比較すべきである。
【０１６３】
原子状水素の流れは非常に冷たい（２２０°Ｋ、これを完全再結合での２３００°Ｋと比較されたい）。これは膨脹円錐部の設計における利点である。しかし、再結合は壁と接触して迅速に起きることに注目せねばならない。これは反応の発生に必要な失われた運動量の平衡をとることができる。これは周知の効果であって、これをいわゆる「プラズマトーチ」が基にしている。迅速な再結合によって固体表面との接触で豊富な熱が生ずる。これは低い気体温度という上記利点を無くしてしまうかもしれない。
【図面の簡単な説明】
【図１】核分裂性物質（242mＡｍ）の平坦な堆積（箔）の１つの側から逃げるＦＦエネルギーの割合を示す。零厚さに対する漸近限界０．４４、この場合にはＦＦエネルギーの半分が逃げる、核分裂仮定によりＦＦに与えられる全エネルギーの半分である。
【図２】計算のために用いられる概略レイアウトを示す。核分裂性物質の薄い一様な被覆が付着されている中空の中性子反射材が、低圧気体を充填されている空間を囲んでおり、その空間内では箔により放出されたＦＦが伝播して最終的には停止する。
【図３】球面反射材上の単一層の簡略にした形状構成についての増倍係数ｋを反射材層の厚さおよび核分裂性物質242mＡｍの堆積の厚さとの関数として示すグラフである。
【図４】厚さが２０ｃｍおよび４０ｃｍ（密度１．９ｇ／ｃｍ3）である種々の核分裂性物質元素および炭素反射材についての、簡単な拡散理論で計算した増倍係数ｋを、積［面積利得、Ｇarea］×［層厚さ（ｍｇ／ｃｍ2）］−キャビティ内の燃料の総量に単に比例している−の関数として示すグラフである。０．１５ｅＶにおける断面積を計算した。233Ｕに対する結果は235Ｕに対する結果と非常に近いので明確にするために表示しなかった。
【図５】内部が薄い燃料層で被覆されている小径中空管の概略横断面図である。推進気体は小さい穴を通じて流れ出す。流れは小さい矢印で示されており、管の開放端部を通って出る。管内の気体の圧力は、開放端部に作用していて、ノズルのど部により動的に発生された背圧により指定されている値に維持される。
【図６】多重管構造の主パラメータの依存性を、反射材の内径寸法の関数として示すグラフである。充填割合はｆ＝０．７と仮定している。
【図７】子核の組成にわたって平均した出るＦＦ運動エネルギースペクトルを種々の付着厚さに対して示すグラフである。
【図８】子核の組成にわたって平均した箔の出口における残存している正味イオン電荷分布を種々の付着厚さに対して示すグラフである。
【図９】固体ウランおよび水素ガスにおけるＺ＝３４からＺ＝６４までの各種のイオンについて比エネルギー損失（ｍｇ／ｃｍ2当りＭｅＶ）をＭｅＶ／ＡＭＵで表した運動エネルギーの関数として示す。軌道電子の速力が遅いために、水素中の比イオン化損失がはるかに大きいことに注目した。残存イオン電荷は低い速力で減少し、それが低いイオン速力でイオン化損失が小さい事、すなわち、ブラッグのピークが存在しないことの理由である。
【図１０】ＦＦスペクトルおよび水素ガス中の向きとにわたって平均した比エネルギー蓄積を、種々の蓄積厚さに対して、（無限）箔からの距離の関数として示すグラフである。
【図１１】242mＡｍが３ｍｇ／ｃｍ2厚さで付着されている無限一様箔空の距離ｔ（μｇ／ｃｍ2）におけるＦＦに起因する１μｇ／ｃｍ2（ω（ｔ））での部分エネルギー付着を示すグラフである。５００μｇ／ｃｍ2の距離で相互に向き合っている２つのそのような箔の組合わされた効果も示されている。水素の１μｇ／ｃｍ2に蓄積された実際のエネルギーを見出すためにはω（ｔ）にｃｍ2当り各箔により放出されたエネルギーを乗じなければならない。
【図１２】図５の円筒形についての結合された流体力学およびＦＦ伝播数値計算に従って気体中に蓄積されたパワー密度ｄＷ／ｄｍと、比全核表面パワー密度２００Ｗａｔｔ／ｃｍ2 を示すグラフである。最終温度は放射により９４００°Ｋに制限されている。管の直径は４０ｃｍ、管長さは２５０ｃｍに設定してある。しかし、比寸法／圧力は、結果を種々の管直径へ拡張するためには優れた換算パラメータである。長さが管直径よりはるかに長い限り、中央部におけるエネルギー分布は一様で、管長さとは独立している。間隔１〜３０ａｔｍ内のいくつかの圧力が表示されている。
【図１３】気体ｄＷ／ｄｍ内に蓄積されたＦＦエネルギーの割合を図１２に示されている諸条件に従う気体圧力の関数として示すグラフである。「換算」パラメータは積［圧力］×［管直径］である。
【図１４】図１５の構造と気体中の９０％ＦＦエネルギー蓄積に対する最適管直径を管圧力の関数として示すグラフである。
【図１５】最適圧におけるＦＦエネルギー蓄積ｄＷ／ｄｍの一様性からのラジアル変化（気体中の９０％ＦＦエネルギー蓄積）と、図５の円筒形形状とを、図１２の諸条件に従って示すグラフである。
【図１６】種々の気体温度に対して、スペクトル上で積分された残存している放射されたパワーを、放射気体の１μｇに対してワットで、横切られた気体厚さの関数として示すグラフである。５μｇ／ｃｍ2 の値は７０００°Ｋおよび３ａｔｍの圧力における気体の約１ｃｍに相当する。
【図１７】加熱管（図５）の内側の差質量分布ｄｍ／ｄＴを、離れている放射損失の影響ありおよび影響なしで、温度Ｔの関数として示すグラフである。放射損失ありのカーブは、ＦＦ加熱パワーと放射されたパワーとの間の平衡のために、約Ｔ∞＝９５００°Ｋにおいて漸近線を持つ。
【図１８】放射により壁に戻された光パワーと、放射により壁に戻されたＦＦパワーの部分とを、図１２のパラメータを持つエンジンについて最後のよどんだ温度Ｔmaxの関数として示すグラフである。
【図１９】本発明のエンジンの基本的な構成を示す。管の寸法と数はまったく例示的なものである。
【図２０】図１９の中間平面に沿う横断面図である。管の寸法と数はまったく例示的なものである。
【図２１】管の「漏れ」壁の基本的な図を示す。管の円形断面の小さい輪切りが示されている。管の内部空間に気体が充填され、管は冷却剤に漬けられている。
【図２２】放熱器の面積と発熱層の面積との比を、層の比核分裂パワーの種々の値について、°Ｃで表した放熱器温度の関数として示すグラフである。大気圧におけるリチウムの沸点も示されている。
【図２３】図１９に示されているエンジンの冷却装置の概略原理図である。
【図２４】１‐Ｄ近似での最適化された排出円錐部に対する排出速力と比インパルスを、よどみ温度の関数として示すグラフである。上側のカーブは完全再結合での断熱平衡に相当し、下側のカーブは再結合がないと仮定している。よどみ圧力は６ａｔｍである。
【符号の説明】
１    中性子反射材
２    核分裂性物質
３、４０、４５    空間
４、４１、４３、４４、４６    管
１０    反射材
１７    固定構造
１８    保持プレート
１９    上側部分
２０    よどみ領域
２１    細い穴
２２    膨脹円錐部
２３    ライニング
２８    管
２９    内部空間
３０    被覆
３２    細いダクト
３３    繊維
３４    管
３５    スリット
３６    冷却剤
４２    蒸気分離器
【図１】
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【図２】
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【図３】
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【図４】
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【図５】
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【図６】
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【図７】
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【図８】
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【図９】
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【図１０】
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【図１１】
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【図１２】
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【図１３】
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【図１４】
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【図１５】
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【図１６】
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【図１７】
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【図１８】
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【図１９】
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【図２０】
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【図２１】
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【図２２】
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【図２３】
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【図２４】
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