1. ОСНОВЫ ЯДЕРНОЙ ЭНЕРГЕТИКИ

В наше время, с каждым годом возрастают потребности человечества в энергии. На получение необходимого количества энергии затрачивается примерно 30% производственных усилий человека. Совершенно очевидно, что полный запас энергии в природе в соответствии с законом сохранения энергии не меняется. Поэтому процесс получения энергии представляет собой перевод энергии из связанной ( энергия покоя ) в свободную форму ( энергию относительного движения тел). Свободная энергия быстро рассеивается в пространстве, поэтому ее можно использовать.

Итак мы приходим к тому, что необходимо уметь вызывать процессы, которые приводят к убыли массы тел и эквивалентному выигрышу свободной энергии. Конечно, получать энергию можно лишь при условии существования достаточного количества топлива. Пусть микрочастицы вещества топлива находятся в состоянии с энергией E ₁ и существует другое возможное состояние этих частиц с энергией E ₂ ( E ₁ > E ₂ ). В принципе есть возможность перехода во второе состояние, но ему препятствует существование энергетического барьера, то есть некоторого необходимого промежуточного состояния с энергией E’ ( E’ > E ₁ ). Таким образом процесс сжигания топлива должен быть инициирован некоторым внешним возбуждением.

Существует два способа возбуждения реакции горения топлива. Первый - использование кинетической энергии столкновения частиц ( термоядерный процесс ). Другой способ состоит в использовании энергии связи присоединяющихся частиц. Для возбуждения такой реакции нужно направлять в топливо активные частицы.

Достаточно большое количество вещества может испытать превращение лишь при самоподдерживающейся цепной реакции. Цепная реакция обладает следующим важным свойством - акт реакции возбуждается при поглощении частицы, а в результате ее должны появляться вторичные активные частицы.

При ядерных превращениях носителем цепного процесса может служить нейтрон, поскольку он не имеет электрического заряда и может беспрепятственно сближаться с атомными ядрами. Среди известных ядерных реакций лишь одна обладает свойством цепных реакций. Это реакция деления тяжелых ядер, которые легко возбуждаются нейтроном и дают в среднем 2,5 на акт деления вторичных нейтронов. Основную трудность представляет собой не организация цепной реакции, а получение чистых делящихся веществ. Важной чертой цепных ядерных реакций является тот факт, что их скорости не зависят от температуры среды, что является их главным преимуществом перед процессами с тепловым возбуждением.

В связи с вышесказанным совершенно очевидно, какое значение сегодня имеет использование ядерной энергии. Устройство, предназначенное для организации и поддержания цепной реакции деления ядер с целью получения энергии называется ядерным энергетическим реактором.

В основе работы ядерного реактора лежат процессы взаимодействия нейтронов с ядерным веществом, наиболее важными из которых являются - реакция деления ядер, реакция радиационного захвата (поглощения) и реакция рассеяния.

Рассмотрим тонкую пластинку, содержащую N _я ядер, на которую падает поток нейтронов со скоростью v и концентрацией n.

Найдем количество реакций того или иного типа.

Пусть количество реакций равно R, тогда

R = j N _я s (1)

j = n v - плотность потока нейтронов, s - микроскопическое сечение взаимодействия. s измеряется в барнах ( 1 б = 10 ^-24 см ² ).

R _s = j N _я s _s - реакция рассеяния

s _total = s _f + s _c + s _s

Вообще говоря, микроскопические сечения взаимодействия всех реакций зависят от массового числа ядра и от энергии нейтрона. При этом вид зависимости s (E _Н ) определяется тем, к какой области принадлежит энергия нейтрона E _Н . В соответствии с этим принято делить область энергий на три части: Область тепловых нейтронов, где E < 0,625 эВ; область промежуточных нейтронов или резонансная область, где 0,625 эВ < E < 0.1 МэВ; область быстрых нейтронов, где E > 0.1 МэВ;

Рассмотрим коротко два важных типа ядерных реакций - захвата (поглощения) и рассеяния , а затем перейдем к подробному описанию третьего - реакции деления ядер, которая необходима для поддержания цепной реакции.

Существует два типа реакций рассеяния: упругое взаимодействие, при котором суммарная кинетическая энергия взаимодействующих нейтрона и ядра не меняется после реакции и неупругое взаимодействие, при котором часть кинетической энергии идет на возбуждение конечного ядра и затем испускается в виде g -кванта.

n

A

Нужно отметить, что реакция неупругого рассеяния происходит лишь при определенных значениях энергии нейтрона (E _{пор »} 0,1 МэВ), в то время как энергия упругого рассеяния возможна всегда.

Данная реакция играет важную роль в физике реактора, поскольку она является конкурирующей по отношению к реакции деления.

_g

A ₊₁

В результате нейтрон выбывает из цепной реакции. s _c зависит от энергии нейтрона и от массового числа A. В области тепловых нейтронов сечение подчиняется закону s _c (E) обратно пропорционально скорости нейтрона v (или квадратному корню из E). При увеличении энергии нейтрона начинается резонансная область, в которой s _c имеет множество максимумов и минимумов.

Данная реакция наиболее специфична для ЯР. Схематично эту реакцию можно представить так:

n

A _{1 g оск}

_u

n n A ₂ g _оск

n b

Рассмотрим энергетический баланс реакции деления.

Пусть E _нач = 0.025 эВ - средняя энергия теплового движения при 20 ⁰ С. Тогда E _выдел = 200 МэВ.

Как видно из приведенной выше схемы, при реакции деления кроме новых ядер могут появляться g -кванты, b -частицы распада, g -кванты распада, нейтроны деления и нейтрино. С точки зрения цепной ядерной реакции наиболее важным является образование нейтронов. Среднее число появившихся в результате реакции деления нейтронов обозначают u _f . Эта величина зависит от массового числа делящегося ядра и энергии взаимодействующего с ним нейтрона. образовавшиеся нейтроны обладают различной энергией (обычно от 0,5 до 15 МэВ), что характеризуется спектром нейтронов деления. Для U ²³⁵ среднее значение энергии нейтронов деления равно 1.93 МэВ.

В процессе ядерной реакции могут появляться как ядра способствующие поддержанию цепной реакции (те которые испускают запаздывающий нейтрон), так и ядра, оказывающие неблагоприятное воздействие на ее ход (если они обладают большим сечением радиационного захвата).

Заканчивая рассмотрение реакции деления, нельзя не упомянуть о таком важном явлении как запаздывающие нейтроны. Те нейтроны, которые образуются не непосредственно при делении тяжелых нуклидов (мгновенные нейтроны), а в результате распада осколков называются запаздывающими нейтронами. Характеристики запаздывающих нейтронов зависят от природы осколков. Обычно запаздывающие нейтроны делят на 6 групп по следующим параметрам: T - среднее время жизни осколков, b _i - доля запаздывающих нейтронов среди всех нейтронов деления, b _i / b - относительная доля запаздывающих нейтронов данной группы, E - кинетическая энергия запаздывающих нейтронов.

В целом:

N _зап / (N _зап + N _мгн ) = b = 0.0065; T _зап » 13 сек.; T _мгн » 0.001 сек.

В результате деления ядра появляется в среднем 2.5 нейтрона. Поэтому можно организовать цепную реакцию деления, при которой новые нейтроны, в свою очередь активируют реакцию деления ядер топлива. Однако помимо реакции деления всегда присутствуют конкурирующая реакция радиационного захвата и утечка нейтронов из активной зоны реактора. В состав АЗ всегда входят теплоноситель, конструкционные материалы и замедлитель, которые увеличивают захват нейтронов.

Таким образом мы приходим к необходимости изучения того, при каких условиях возможна цепная реакция деления в ЯР на тепловых нейтронах (именно такие реакторы обычно применяются для энергетических целей). Нужно отметить, что мы будем рассматривать реакторы, использующие естественный U ²³⁸ , обогащенный U ²³⁵ . Кроме того для простоты будем считать, что активная зона реактора - бесконечная и гомогенная.

Рассмотрим соотношения, характеризующие протекание цепной реакции деления.

Пусть в среде есть N быстрых нейтронов, они будут взаимодействовать с ядрами среды, в том числе и с ядрами U ²³⁸ , те из них которые имеют энергию выше порога деления (1 МэВ) могут вызывать деление урана и образование новых быстрых нейтронов. При этом их энергия будет меньше порога деления.

Коэффициент размножения на быстрых нейтронах m - число нейтронов ушедших под порог деления U ²³⁸ на один быстрый нейтрон (появившийся в результате деления ядер U ²³⁵ ).

Пусть в среде есть N тепловых нейтронов, тогда в процессе диффузии часть из них захватится в топливе. Обозначим долю захваченных в топливе нейтронов q . Ясно, что коэффициент теплового использования можно увеличить, используя гетерогенную структуру активной зоны реактора.

Пусть в топливе поглотилось N тепловых нейтронов. Ясно, что не всякое поглощение приводит к делению и испусканию новых быстрых нейтронов. Введем величину u ^т _эф равную количеству вторичных нейтронов деления на один тепловой нейтрон, поглощенный в топливе. Ясно, что u ^т _эф тем больше, чем выше доля U ²³⁵ в топливе.

Рассмотрим жизненный цикл нейтронов в тепловом ЯР, активная зона которого бесконечна и гомогенна.

Пусть на некотором этапе цепной реакции в рассматриваемой среде присутствует N ₁ быстрых нейтронов деления 1 поколения. За счет взаимодействия с ядрами U ²³⁸ под порог деления этих ядер (1 МэВ) уйдет m N ₁ нейтронов ( m - коэффициент размножения на быстрых нейтронах).

В результате рассеяния на ядрах среды эти нейтроны будут замедляться и попадут в область промежуточных энергий. Миновать эту область, избежав поглощения ядрами U ²³⁸ удастся m j N ₁ нейтронам ( j - вероятность избежать радиационного захвата).

Часть из этих нейтронах, которые теперь стали тепловыми, захватится в топливе. Количество захваченных в топливе нейтронов будет равно m j q N ₁ ( q - коэффициент теплового использования).

Некоторые из нейтронов, захваченных в топливе инициируют деление ядер U ²³⁵ и появление новых быстрых нейтронов. Количество нейтронов второго поколения N ₂ = u ^т _эф m j q N _1.

Итак, мы видим, что реакция действительно является самоподдерживающейся и циклической. Цикл жизни нейтронов схематично представлен на рис. 4. На данной схеме, в отличие от вышеприведенного описания рассмотрение начинается со стадии тепловых нейтронов.

Можно вывести коэффициент размножения нейтронов в бесконечной гомогенной среде:

K ¥ = N _i+1 /N _i = u ^т _эф m j q - формула 4-х сомножителей.

K _эф = u ^т _эф m j q P, где P - вероятность избежать утечки.

На этом рассмотрение физических основ протекания цепной ядерной реакции в ЯР можно завершить. Используя описанную цепную ядерную реакцию, можно переводить энергию из формы энергии связи частиц в ядре в кинетическую энергию движения частиц, то есть в тепло. Как уже отмечалось ранее основную трудность представляет собой не организация цепной реакции, а получение чистых делящихся веществ и другие технические и технологические нюансы ядерной энергетики.

1. Рудик А. П. Физические основы ядерных реакторов. М.: Атомиздат, 1980.

2. Климов А. Н. Ядерная физика и ядерные реакторы. М.: Атомиздат, 1971.

3. Нигматулин Н. Н., Нигматулин Б. Н., Ядерные энергетические установки. М.: Энергоатомиздат, 1986.

4. Емельянов И. Я. и др. Конструирование ядерных реакторов. М.: Энергоатомиздат, 1982

5. Камерон И. Ядерные реакторы. М.: Энергоатомиздат, 1987

6. Шихов С. Б., Троянский В. Б. Элементарная теория яднрных реакторов. М.: Атомиздат, 1978

Поделитесь этой записью или добавьте в закладки