Физика подкритического ядерного реактора
рино. Необходимо отметить также, что изотопы А1, А2, получающиеся
в процессе деления, как правило, являются радиоактивными с временами
полураспада от года до сотен тысяч лет, так что отходы атомных
электростанций, представляющие собой выгоревшее топливо, очень опасны и
требуют специальных мер для хранения. Здесь возникает проблема
геологического хранения, которое должно обеспечить надёжность на миллионы
лет вперёд. Несмотря на очевидную пользу атомной энергетики, основанной на
работе ядерных реакторов в критическом режиме, она имеет и серьезные
недостатки. Это, во-первых, риск аварий, аналогичных Чернобыльской, и, во-
вторых, проблема радиоактивных отходов. Предложение использовать для
атомной энергетики реакторы, работающие в подкритическом режиме, полностью
разрешает первую проблему и в значительной степени облегчает решение
второй.
Ядерный реактор в подкритическом режиме как усилитель энергии.
Представим себе, что мы собрали атомный реактор, имеющий эффективный
коэффициент размножения нейтронов kэф немного меньше единицы. Облучим это
устройство постоянным внешним потоком нейтронов N0. Тогда каждый нейтрон
(за вычетом вылетевших наружу и поглощённых, что учтено в kэф) вызовет
деление, которое даст дополнительный поток N0k2эф. Каждый нейтрон из этого
числа снова произведёт в среднем kэф нейтронов, что даст дополнительный
поток N0kэф и т.д. Таким образом, суммарный поток нейтронов, дающих
процессы деления, оказывается равным
N = N0 ( 1 + kэф + k2эф + k3эф + ...) =
N0[pic]kn эф .
Если kэф > 1, ряд в этой формуле расходится, что и является отражением
критического поведения процесса в этом случае. Если же kэф < 1, ряд
благополучно сходится и по формуле суммы геометрической прогрессии имеем
[pic]
Выделение энергии в единицу времени ( мощность ) тогда определяется
выделением энергии в процессе деления,
[pic]
где к <1 - коэффициент, равный отношению числа нейтронов, вызвавших
деление, к полному их числу. Этот коэффициент зависит от конструкции
установки, используемых материалов и т.д. Он надёжно вычисляется. В
примерах k=0,6. Осталось выяснить, как можно получить первоначальный поток
нейтронов N0. Для этого можно использовать ускоритель, дающий достаточно
интенсивный поток протонов или других частиц, которые, реагируя с некоторой
мишенью, порождают большое кол-во нейтронов. Действительно, например, при
столкновении с массивной свинцовой мишенью каждый протон, ускоренный до
энергии 1ГэВ ( 109 эВ ), производит в результате развития ядерного каскада
в среднем n = 22 нейтрона. Энергии их составляют несколько мега электрон
-вольт, что как раз соответствует работе реактора на быстрых
нейтронах. Удобно представить поток нейтронов через ток ускорителя
[pic]
где е- заряд протонов, равный элементарному электрическому заряду. Когда мы
выражаем энергию в электрон-вольт, это значит, что мы берём представление Е
= еV, где V- соответствующий этой энергии потенциал, содержащий столько
вольт, сколько электрон-вольт содержит энергия. Это значит, что с учётом
предыдущей формулы можно переписать формулу выделения энергии [pic] в виде
[pic]
Наконец удобно представить мощность установки в виде
[pic]
где V- потенциал, соответствующий энергии ускорителя, так что VI по
известной формуле есть мощность пучка ускорителя: P0 = VI, а R0 в
предыдущей формуле есть коэффициент для kэф = 0,98,что обеспечивает
надёжный запас подкритичности. Все остальные величины известны, и для
энергии протонного ускорителя 1 ГэВ имеем [pic]. Мы получили коэффициент
усиления 120, что, разумеется, очень хорошо. Однако коэффициент предыдущей
формулы соответствует идеальному случаю, когда полностью отсутствуют потери
энергии и в ускорителе, и при производстве электроэнергии. Для получения
реального коэффициента нужно умножить предыдущую формулу на эффективность
ускорителя rу и КПД тепловой электростанции rэ. Тогда R=ryrэR0.
Эффективность ускорения может быть достаточно высокой, например в реальном
проекте сильноточного циклотрона на энергию 1ГэВ ry = 0,43. Эффективность
производства электроэнергии может составлять 0,42. Окончательно реальный
коэффициент усиления R = ry rэ R0 = 21,8, что по-прежнему вполне хорошо,
потому что всего 4,6% производимой установкой энергии нужно возвращать для
поддержания работы ускорителя. При этом реактор работает только при
включенном ускорителе и никакой опасности неконтролируемой цепной реакции
не существует.
Воспроизводство топлива.
Для производства энергии в подкритическом режиме требуется хорошо делящийся
изотоп. Обычно рассматриваются три возможности 239Pu,235U,233U. Очень
интересным оказывается последний вариант, связанный с 233U. Этот изотоп
может воспроизводиться в реакторе при облучении интенсивным потоком
нейтронов, а это и есть непременное условие роботы реактора в
подкритическом режиме. Действительно, представим себе, что реактор заполнен
природного тория 232Th и 233U. Тогда при облучения реактора нейтронами,
полученными с помощью ускорителя, как описано в предыдущем разделе, идут
два основных процесса: во-первых, при попадании нейтронов в 233U происходит
деление, которое и является источником энергии, и, во-вторых, при захвате
нейтрона ядром 232Th идёт цепочка реакций.
232Th+n ([pic])233Th ([pic])233Pa
([pic])233U
Каждая реакция деления приводит к убыли одного ядра 233U, а каждая
предыдущая реакция приводит к появлению такого ядра. Если сравниваются
вероятности процесса деления и предыдущего процесса, то кол-во 233U при
работе реактора остаётся постоянной, то есть топливо воспроизводится
автоматически. Вероятности процесса определяются их эффективными сечениями
согласно формуле определения числа событий N. Из этой формулы мы получаем
условия стабильной работы реактора с постоянным содержанием 233U:
n(232Th)[pic](232Th)=n(233U)[pic](233U)
где n(.) - плотность ядер соответствующего изотопа. Сечение деления
(233U) = 2,784 барн приведено выше, а сечение захвата нейтрона торием при
тех же энергиях (232Th) = 0,387 барн. Отсюда получаем отношение
концентраций 233U и 232Th
[pic]
Таким образом, если мы в качестве рабочего вещества выберем смесь из 88%
природного тория и 12% изотопа 233U, то такой состав, будет длительное
время сохраняться при работе реактора. Положение изменится после, того как
будет выработано достаточно большое кол-во тория. После этого нужно
производить смену рабочего вещества, но 233U следует выделить из
отработанного вещества и использовать в следующей загрузке. Оценим время,
которое может проработать реактор при одной загрузке. Возьмём в качестве
примера параметры установки, предлагаемые группой проф. К. Руббиа Здесь ток
ускорителя 12,5 мА при энергии 1 ГэВ и исходная масса топлива 28,41 т.
Топливо состоит из Окислов ThO2 и 233UO2. Исходное кол-во ядер 232Th 5,58
1028. При приведённом значении тока производится 1,72 1018 нейтронов в
секунду. В силу соотношения N=N0nl эф половина нейтронов захватывается
торием, это соответствует 2,7 1025 захватов в год. Отсюда делается
заключение, что при времени работы на одной загрузке порядка нескольких лет
будет выработано менее 1% всего кол-ва тория. В проекте принята
периодичность замены топлива 5 лет.
Необходимо отметить, что продукты деления 233U, представляющие большую
радиационную опасность, с большой вероятностью участвуют в
реакциях с нейтронами, в результате которых наиболее опасные продукты
деления со средним временем жизни пережигаются, то есть либо переходят в
устойчивые изотопы, либо, наоборот, в очень нестабильные, которые быстро
распадаются. Таким образом, отпадает необходимость геологического хранения
отходов работы атомной электростанции. Это ещё одно несомненное
преимущество подкритического режима работы ядерного реактора. При этом,
разумеется, часть потока нейтронов расходуется на пережигание отходов, что
несколько понижает коэффициент усиления R = ryrэR0= 21,8. Однако эти
затраты, вне всякого сомнения, оправданны.
О выборе сорта частиц в ускорителе.
В проекте, разрабатываемом группой К.Руббиа, а так же в ряде других
проектов для получения пучка нейтронов предлагается использовать ускоритель
протонов. Действительно, технология сооружения сильноточных ускорителей
протонов хорошо разработана, изучены процессы рождения нейтронов при
взаимодействии пучка протонов с массивными мишенями.
Однако отметим, что в последние годы развиваются исследования с
использованием пучков более тяжелых ядер высоких энергий, в том числе и в
применении к проблеме создания интенсивных пучков нейтронов. В этом случае
при столкновении ускоренного ядра с ядром мишени рождается некоторое кол-во
нейтронов и ядерные фрагменты, которые, будучи достаточно энергичными, сами
вступают в реакции, порождающие нейтроны и новые ядерные фрагменты, вновь
вступающие в реакции, и т.д. Такой процесс называется ядерным каскадом. В
результате развития ядерного каскада рождается значительное число
нейтронов. Проблема заключается в выборе частицы, дающей максимальное число
нейтронов на единицу затраченной на ее ускорение энергии.
Для
| |  скачать работу |
Физика подкритического ядерного реактора |
