WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


Pages:     || 2 |
PHYSICS ФИЗИКА ПОДКРИТИЧЕСКОГО OF SUBCRITICAL ЯДЕРНОГО РЕАКТОРА NUCLEAR REACTOR B. A. ARBUZOV..

The physical principles of ‚ „‰‡‚ ‚ the design of a subcritical... ‚‡ nuclear reactor serving as an amplifier of energy of accelerated protons or more heavy nuclei are disОсновным прикладным результатом фундаменcussed in this article. This тальных исследований в ядерной физике явилось design is nowadays con- становление атомной энергетики. Производимая в ядерных реакторах энергия составляет около 6% sidered as a future basis всего мирового производства энергии. В некоторых for a safe nuclear power странах (Франция, Швеция) атомные электростанindustry. Fundamental ции дают более половины всей электроэнергии. Однако развитие атомной энергетики породило и обstudy of elementary proщественные проблемы, которые наиболее ярко cesses involving relativisпроявились в трагической Чернобыльской катастtic nuclei is highly impor- рофе. После Чернобыля опасность для здоровья людей и окружающей среды, связанная с ядерной tant for an optimal choice энергетикой, вызвала обоснованную негативную of an accelerated beam.

реакцию общественного мнения. Возникшие при этом вопросы относились не только к промышленникам и политикам, но и к научному сообществу ‡fl ‚fl‡ физиков, работающих в области ядерной физики и ‰„ физики элементарных частиц. В конце концов выяснилось, что физики разработали ядерный реаꇇ, ‡·‡„ ‡ тор, который, как оказалось, может выйти из-под „ контроля. Поэтому задача развития безопасной ‚ ·ядерной энергетики, проведение фундаментальных исследований по этой тематике в последние годы fl fl‰.

привлекают повышенное внимание.

‚‡‡ ‚ ‡fl ‚fl ‡‡‚‡fl Уже давно известен возможный вариант безопасной ядерной энергетики – освоение управляе‡ ‚‡ ·‡ мого термоядерного синтеза. Однако, несмотря на fl‰ „.

принципиальную осуществимость этой програ쉇‡ - мы, до сих пор перед исследователями стоят еще не преодоленные технологические трудности. Для за‰‚‡fl ‡вершения программы исследований по управляе ‚ ‡мому термоядерному синтезу необходимы большие fl‚ fl‰ материальные вложения и значительное время. В то же время также достаточно давно известен и другой ‚‡ ‰fl вариант безопасной энергетики, основанный на ра‡„ ‚·‡ боте ядерного реактора в подкритическом режиме, „ ‡. для чего требуется облучение реактора потоком нейтронов. Эти нейтроны могут быть получены с помощью интенсивных пучков протонов или более тяжелых ядер. В последние годы работа в этом направлении значительно активизировалась как в области фундаментальных исследований, так и в разработке конкретных проектов установок, производящих энергию.

.. © ·‚.., В настоящей статье описываются физические приобретаемой элементарным зарядом под дейстосновы работы подкритических реакторов и пред- вием разности потенциалов 1 В (1 эВ = 1,6 10- 19 Дж).

ставлены некоторые направления фундаменталь- Например, средняя энергия, выделяемая при деленых исследований, связанных с этой проблемой. нии ядра 235U:

Eд = 180 МэВ = 180 106 эВ. (4) Таким образом, тяжелые ядра являются потенИсточником энергии реактора служит процесс циальными источниками энергии. Однако самоделения тяжелых ядер (см., например, [1]). Напомпроизвольное деление ядер происходит исключиним, что ядра состоят из нуклонов, то есть протонов тельно редко и практического значения не имеет.

и нейтронов. При этом количество протонов Z опЕсли же в тяжелое ядро попадает нейтрон, то проределяет заряд ядра Ze: оно равно номеру элемента цесс деления может резко убыстриться. Это явление в Периодической системе Менделеева, а атомный происходит с различной интенсивностью для развес ядра A – суммарному количеству протонов и личных ядер, и мерой его служит эффективное понейтронов. Ядра, имеющие одинаковое число проперечное сечение процесса. Напомним, как опретонов, но различное число нейтронов, являются деляются эффективные сечения и как они связаны различными изотопами одного и того же элемента и с вероятностями тех или иных процессов. Предстаобозначаются символом элемента с атомным весом вим себе пучок частиц (например, нейтронов), паслева вверху. Например, существуют следующие дающих на мишень, состоящую из определенных изотопы урана: 238U, 235U, 233U, … объектов, скажем ядер. Пусть N0 – число нейтронов Масса ядра M не просто равна сумме масс сов пучке, n – плотность ядер, приходящаяся на едиставляющих его протонов и нейтронов, а меньше ницу объема (1 см3). Пусть нас интересуют события ее на величину M, определяющую энергию связи определенного сорта, например деление ядер ми E = (A )Ac (в соответствии с соотношением шени. Тогда число таких событий N будет опреде E = Mc2) ляться формулой M = Zmp + (A - Z)mn - (A)A, (1) N = N0nl, (5) эф где (A)c2 – энергия связи, приходящаяся на один где l – длина мишени и называется эффективэф нуклон. Величина (A) зависит от деталей строения ным поперечным сечением процесса деления (или соответствующего ядра. Однако наблюдается об- любого другого процесса) при заданной энергии E, щая тенденция зависимости ее от атомного веса. А соответствующей энергии налетающих нейтронов.

именно, пренебрегая мелкими деталями, можно Как видно из формулы (5), эффективное сечение описать эту зависимость плавной кривой, возраста- имеет размерность площади (см2). Оно имеет вполющей при малых A, достигающей максимума в сере- не понятный геометрический смысл: это площадка, дине таблицы Менделеева и убывающей после мак- при попадании в которую происходит интересуюсимума к большим значениям A. Представим себе, щий нас процесс. Очевидно, если сечение большое, что тяжелое ядро с атомным весом A и массой M процесс идет интенсивно, а маленькое сечение соразделилось на два ядра A1 и A2 с массами соответст- ответствует малой вероятности попадания в эту венно M1 и M2, причем A1 + A2 равно A либо несколь- площадку, следовательно, в этом случае процесс ко меньше его, так как в процессе деления могут происходит редко.



вылететь несколько нейтронов. Возьмем для наИтак, пусть для некоторого ядра мы имеем доглядности случай A1 + A2 = A. Рассмотрим величину статочно большое эффективное сечение процесса разности масс начального ядра и двух конечных деления. При этом, как мы уже отмечали, при делеядер, причем будем считать, что A1 A2, так что нии наряду с двумя большими осколками A1 и A (A1) = (A2), могут вылететь несколько нейтронов. Среднее число этих дополнительных нейтронов называется ко M = M - M1 - M2 = - (A)A + (A1)(A1 + A2) = эффициентом размножения и обозначается симво= A( (A1) - (A)). (2) лом k. Тогда реакция идет по схеме Если A соответствует тяжелому ядру в конце Периn + A A1 + A2 + kn. (6) одической системы, то A1 находится в середине и имеет максимальное значение (A1). Значит, M > Родившиеся в процессе (6) нейтроны, в свою очеи, следовательно, в процессе деления выделяется редь, реагируют с ядрами A, что дает новые реакции энергия деления и новое, еще большее число нейтронов. Если k > 1, такой цепной процесс происходит с нараEд = Mc2. (3) стающей интенсивностью и, вообще говоря, привоДля тяжелых ядер, например для ядер урана, ( (A1) - дит к взрыву с выделением огромного количества - (A))c2 1 МэВ. Так что при A 200 имеем оценку энергии. Однако процесс этот можно контролироEд 200 МэВ. Напомним, что электрон-вольт (эВ) – вать. Во-первых, не все нейтроны обязательно попавнесистемная единица энергии, равная энергии, дут в ядро A: они могут выйти наружу через внешнюю, ‹1, границу реактора, могут поглотиться в веществах, работы реактора вырабатывается значительное кокоторые специально вводятся в реактор. Таким об- личество еще одного расщепляющегося изотопа – разом, величину k, характеризующую процесс (6), Pu. Плутоний получается в результате цепочки можно уменьшить до некоторой kэф, которая равна реакций единице или лишь незначительно ее превышает.

U + n ( )239U ( )239Np ( )239Pu, (8) Тогда можно успевать отводить производимую энергию и работа реактора становится устойчивой. Тем где означает излучение фотона, а – -распад по не менее в этом случае реактор работает в критичесхеме ском режиме. Неполадки с отводом энергии привеZ (Z + 1) + e +. (9) ли бы к нарастающей цепной реакции и катастрофе.

Разумеется, во всех действующих системах предусЗдесь Z определяет заряд ядра, так что при распаде мотрены меры безопасности, направленные на пре(9) происходит переход к следующему элементу табдотвращение этой возможности, однако аварии, лицы Менделеева с тем же A, e – электрон и – элекпусть с очень малой вероятностью, могут происхотронное антинейтрино.

дить и, к сожалению, происходят.

Необходимо отметить также, что изотопы A1 и Как выбирается рабочее вещество для атомного A2, получающиеся в процессе деления, как правиреактора Необходимо, чтобы в топливных элеменло, являются радиоактивными с временами полутах присутствовали ядра изотопа с большим эффекраспада от года до сотен тысяч лет, так что отходы тивным сечением деления. В табл. 1 приведены знаатомных электростанций, представляющие собой чения этого сечения для некоторых изотопов при выгоревшее топливо, очень опасны и требуют спереакциях с достаточно быстрыми нейтронами (с циальных мер для хранения. Здесь возникает проэнергиями порядка мегаэлектрон-вольт, которые блема геологического хранения, которое должно характерны для условий, обсуждаемых ниже). Едиобеспечивать надежность на миллионы лет вперед.

ница измерения сечения 1 барн = 10- 24 см2. Мы виТаким образом, несмотря на очевидную пользу дим две группы значений сечений: большие (233U, 235 239 современной атомной энергетики, основанной на U, Pu) и малые (232Th, U). Для того чтобы представить себе разницу, вычислим, какое рассто- работе ядерных реакторов в критическом режиме, она имеет и серьезные недостатки. Это, во-первых, яние должен пролететь нейтрон, чтобы произошло событие деления. Воспользуемся для этого форму- риск аварий, аналогичных Чернобыльской, и, вовторых, проблема радиоактивных отходов.

лой (5). Для N = N0 = 1 имеем Предложение использовать для атомной энергеl = -----------. (7) тики реакторы, работающие в подкритическом реn эф жиме, полностью разрешает первую проблему и в значительной степени облегчает решение второй.

Здесь n – плотность ядер, n = --------, Am где – обычная плотность и m = 1,66 10- 24 г – Представим себе, что мы собрали атомный реакатомная единица массы. Для урана и тория n = тор, имеющий эффективный коэффициент раз= 4,8 1022 см- 3. Тогда для 235U имеем l = 10 см, а для множения нейтронов kэф немного меньше единицы.

Th l = 35 м. Таким образом, для реального осущеОблучим это устройство постоянным внешним поствления процесса деления следует использовать током нейтронов N0. Тогда каждый нейтрон (за вычетакие изотопы, как 233U, 235U, 239Pu. Изотоп 235U в нетом вылетевших наружу и поглощенных, что учтено большом количестве содержится в природном урав kэф) вызовет деление, которое даст дополнительный не, состоящем в основном из 238U, поэтому в качестпоток N0kэф. Каждый нейтрон из этого числа снова ве ядерного топлива обычно используют уран, произведет в среднем kэф нейтронов, что даст дополобогащенный изотопом 235U. При этом в процессе нительный поток N0k2 и т.д. Таким образом, сумэф марный поток нейтронов, дающих процессы деления, оказывается равным Таблица Изотоп, барн эф N = N0(1 + kэф + k2 + k3 + …) = N0 kn. (10) эф эф эф n = Th 0,U 2,Если kэф 1, ряд в (10) расходится, что и является отражением критического поведения процесса в U 1,этом случае. Если же kэф < 1, ряд благополучно схоU 0,дится и по формуле суммы геометрической проPu 1,грессии мы имеем.. NN = ----------------. (11) -------------------------------------------- = 120.





R0 = 180 106 22 0,6 (16) 1 – kэф 109 0,Выделение энергии в единицу времени (мощность) Мы получили коэффициент усиления 120, что, ратогда определяется выделением энергии (4) в прозумеется, очень хорошо. Однако коэффициент (16) цессе деления соответствует идеальному случаю, когда полностью отсутствуют потери энергии и в ускорителе, и при N0Eд P = NEд = ----------------, (12) производстве электроэнергии. Для получения ре1 – kэф ального коэффициента нужно умножить (16) на эфгде < 1 – коэффициент, равный отношению числа фективность ускорителя rу и КПД тепловой электнейтронов, вызвавших деление, к полному их числу. ростанции rэ. Тогда R = rуrэR0. Эффективность Этот коэффициент зависит от конструкции уста- ускорения может быть достаточно высокой, наприновки, используемых материалов и т.д. Он надежно мер в реальном проекте сильноточного циклотрона вычисляется. В примерах, которые мы будем рас- на энергию 1 ГэВ rу = 0,43. Эффективность произсматривать, водства электроэнергии может составлять 0,42.

Окончательно реальный коэффициент усиления = 0,6. (13) R = rуrэR0 = 21,8, (17) Осталось выяснить, как можно получить первоначальный поток нейтронов N0. Для этого можно что по-прежнему вполне хорошо, потому что всего использовать ускоритель, дающий достаточно ин- 4,6% производимой установкой энергии нужно возтенсивный поток протонов или других частиц, ко- вращать для поддержания работы ускорителя. При торые, реагируя с некоторой мишенью, порождают этом отметим еще раз, что реактор работает только большое количество нейтронов. Действительно, на- при включенном ускорителе и никакой опасности пример, при столкновении с массивной свинцовой неконтролируемой цепной реакции не существует.

мишенью каждый протон, ускоренный до энергии 1 ГэВ (109 эВ), производит в результате развития ядерного каскада в среднем n = 22 нейтрона. ЭнерДля производства энергии в подкритическом регии их составляют несколько мегаэлектрон-вольт, жиме требуется хорошо делящийся изотоп. Обычно что как раз соответствует работе реактора на быстрассматриваются три возможности: 239Pu, 235U, 233U.

рых нейтронах. Удобно представить поток нейтроОчень интересным оказывается последний вариант, нов через ток ускорителя связанный с U. Этот изотоп может воспроизводиться в реакторе при облучении интенсивным поIn N0 = -----, (14) током нейтронов, а это и есть непременное условие e работы реактора в подкритическом режиме. Дейстгде e – заряд протона, равный элементарному элеквительно, представим себе, что реактор заполнен трическому заряду.

смесью природного тория 232Th и 233U. Тогда при обКогда мы выражаем энергию в электрон-воль- лучении реактора нейтронами, полученными с потах, как в (4), это значит, что мы берем представле- мощью ускорителя, как описано в предыдущем разние E = eV, где V – соответствующий этой энергии деле, идут два основных процесса: во-первых, при потенциал, содержащий столько вольт, сколько попадании нейтрона в 233U происходит деление, коэлектрон-вольт содержит энергия. Это значит, что с торое и является источником энергии, и, во-втоучетом (14) можно переписать (12) в виде рых, при захвате нейтрона ядром 232Th идет цепочка реакций VдIn P = ----------------.

Th + n ( )233Th ( )233Pa ( )233U. (18) 1 – kэф Каждая реакция деления приводит к убыли одНаконец удобно представить мощность установки в ного ядра 233U, а каждая реакция (18) приводит к повиде явлению такого ядра. Если сравниваются вероятности процесса деления и процесса (18), то количество Vдn P = -------------------------VI = R0P0, (15) U при работе реактора остается постоянным, то V(1 – kэф) есть топливо воспроизводится автоматически. Вегде V – потенциал, соответствующий энергии уско- роятности процессов определяются их эффективрителя, так что VI по известной формуле есть мощ- ными сечениями согласно формуле (5). Из этой ность пучка ускорителя: P0 = VI, а R0 в (15) есть ко- формулы мы получаем условие стабильной работы эффициент усиления этой мощности. Оценим этот реактора с постоянным содержанием 233U:

коэффициент для kэф = 0,98, что обеспечивает наn(232Th) (232Th) = n(233U) (233U), (19) дежный запас подкритичности. Все остальные величины известны, и для энергии протонного уско- где n( ) – плотность ядер соответствующего изоторителя 1 ГэВ имеем па. Сечение деления (233U) = 2,784 барн приведено, ‹1, выше, а сечение захвата нейтрона торием при тех же Однако отметим, что в последние годы развиваэнергиях (232Th) = 0,387 барн. Отсюда получаем от- ются исследования с использованием пучков более ношение концентраций 233U и 232Th тяжелых ядер высоких энергий, в том числе и в применении к проблеме создания интенсивных пучков n(233U) нейтронов. В этом случае при столкновении уско-------------------- = (232Th- --------------------------------) = 0,387 = 0,14. (20) 2,784 ренного ядра с ядром мишени рождается некоторое n(232Th) (233U) количество нейтронов и ядерные фрагменты, котоТаким образом, если мы в качестве рабочего веще- рые, будучи достаточно энергичными, сами вступаства выберем смесь из 88% природного тория и 12% ют в реакции, порождающие нейтроны и новые изотопа 233U, то такой состав будет длительное вре- ядерные фрагменты, вновь вступающие в реакции, мя сохраняться при работе реактора. Положение и т.д. Такой процесс называется ядерным каскадом.

Pages:     || 2 |










© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.