minevi.ru
страница 1
скачать файл



Физика подкритического ядерного реактора

ВведениеОсновным прикладным результатом фундаментальных исследований в ядернойфизике явилось становление атомной энергетики. Производимая в ядерныхреакторах энергия составляет около 6% всего мирового производства энергии.В некоторых странах ( Франция, Швеция ) атомные электростанции дают болееполовины всей электроэнергии. Однако развитие атомной энергетики породило иобщественные проблемы, которые наиболее ярко проявились в трагическойЧернобыльской катастрофе. После Чернобыля опасность для здоровья людей иокружающей среды, связанная с ядерной энергетикой, вызвала обоснованнаянегативную реакцию общественного мнения. Возникшие при этом вопросыотносились не только к промышленникам и политикам, но и к научномусообществу физиков, работающих в области ядерной физики и физикиэлементарных частиц. В конце концов выяснилось, что физики разработалиядерный реактор, который, как оказалось, может выйти из-под контроля.Поэтому задача развития безопасной ядерной энергетики, проведениефундаментальных исследований по этой тематике в последние годы привлекаютповышенное внимание. Ядерным (или атомным) реактором называется устройство, в которомосуществляется управляемая реакция деления ядер. Ядра урана, особенно ядраизотопа 235U, наиболее эффективно захватывают медленные нейтроны.Вероятность захвата медленных нейтронов с последующим делением ядер всотни раз больше, чем быстрых. Поэтому в ядерных реакторах, работающих наестественном уране, используются замедлители нейтронов для повышениякоэффициента размножения нейтронов. Эти реакторы получили названиегетерогенных реакторов. Уже давно известен возможный вариант безопаснойядерной энергетики - освоение управляемого термоядерного синтеза. Однако,несмотря на принципиальную осуществимость этой программы, до сих пор передисследователями стоят ещё не преодолённые технологические трудности. Длязавершения программы исследований по управляемому термоядерному синтезунеобходимы большие материальные вложения и значительное время. В то жевремя также достаточно давно известен и другой вариант безопаснойэнергетики, основанный на работе ядерного реактора в подкритическом режиме,для чего требуется облучение реактора потоком нейтронов. Эти нейтроны могутбыть получены с помощью интенсивных пучков протонов или более тяжелых ядер.В последние годы работа в этом направлении значительно активизировалась какв область фундаментальных исследований, так и в разработке конкретныхпроектов установок, производящих энергию.Атомный реактор.Источником энергии реактора служит процесс деления тяжелых ядер. Напомним,что ядра состоят из нуклонов, то есть протонов и нейтронов. При этомколичество протонов Z определяет заряд ядра Ze: оно равно номеру элементаиз таблицы Менделеева, а атомный вес ядра А – суммарному количествупротонов и нейтронов. Ядра, имеющие одинаковое число протонов, но различноечисло нейтронов, являются различными изотопами одного и того же элемента иобозначается символом элемента с атомным весом слева вверху. Например,существуют следующие изотопы урана: 238U, 235U, 233U,...Масса ядра М не просто равна сумме масс составляющих его протонов инейтронов, а меньше её на величину [pic] М, определяющую энергию связи[pic] (в соответствии с соотношением [pic]) М=Zmp+(A-Z)mn-(A)A, где(А)с -энергия связи, приходящаяся на один нуклон. Величина (А) зависит от деталейстроения соответствующего ядра... Однако наблюдается общая тенденциязависимости её от атомного веса. А именно, пренебрегая мелкими деталями,можно описать эту зависимость плавной кривой, возрастающей при малых. А,достигающей максимума в середине таблицы Менделеева и убывающей послемаксимума к большим значениям А. Представим себе, что тяжелое ядро сатомным весом А и массой М разделилось на два ядра А1 и А2 с массамисоответственно М1 и М2, причем А1 + А2 равно А либо несколько меньше его,так как в процессе деления могут вылететь несколько нейтронов. Возьмем длянаглядности случай А1 + А2 = А. Рассмотрим величину разности массначального ядра и двух конечных ядер, причем будем считать что А1 = А2,так, что [pic](А1)=[pic](А2), [pic]М=М-М1-М2=-[pic](А)А+[pic] (А1)(А1 +А2)=А([pic](А1)- [pic](А1)). Если А соответствует тяжелому ядру в концеПериодической системы, то А1 находится в середине и имеет максимальноезначение[pic](А2). Значит, [pic]М>0 и, следовательно, в процессе делениявыделяется энергия Ед=[pic]Мс2. Для тяжелых ядер, например для ядерурана, ([pic](А1)- [pic](А))с2=1 МэВ. Так что при А=200 имеем оценку Ед =200 МэВ. Напомним, что электрон-вольт (эВ) внесистемная единица энергии,равная энергии, приобретаемой элементарным зарядом под действием разностипотенциалов 1В ( 1эВ = 1,6*10-19 Дж). Например, средняя энергия, выделяемаяпри делении ядра 235U Ед = 180 МэВ = 180 106 эВ.Таким образом, тяжелые ядра являются потенциональными источниками энергии.Однако самопроизвольное деление ядер происходит исключительно редко ипрактически значения не имеет. Если же в тяжелое ядро попадает нейтрон, топроцесс деления может резко убыстриться. Это явление происходит сразличной интенсивностью для различных ядер, и мерой его служит эффективноепоперечное сечение процесса. Напомним, как определяются эффективные сеченияи как они связаны с вероятностями тех или иных процессов. Представим себепучок частиц, (например, нейтронов), падающих на мишень, состоящую изопределённых объектов, скажем ядер. Пусть N0 - число нейтронов в пучке, n-плотность ядер, приходящаяся на единицу объема (1 см3 ). Пусть насинтересуют события определённого сорта, например деление ядер мишени. Тогдачисло таких событий N будет определяться формулой N=N0nl[pic]эф, где l-длинна мишени и [pic]эф называется поперечным сечением процесса деления(или любого другого процесса) заданной энергией Е, соответствующей энергииналетающих нейтронов. Как видно из предыдущей формулы, эффективное сечениеимеет размерность площади(см2). Оно имеет вполне понятный геометрическийсмысл: это площадка, при попадании в которую происходит интересующий наспроцесс. Очевидно, если сечение большое, процесс идёт интенсивно, амаленькое сечение соответствует малой вероятности попадания в эту площадку,следовательно, в этом случае процесс происходит редко. Итак, пусть для некоторого ядра мы имеем достаточно большоеэффективное сечение процесса деления при этом, при делении наряду с двумябольшими осколками А1 и А2 могут вылететь несколько нейтронов. Средне числодополнительных нейтронов называется коэффициентом размножения иобозначается символом k[pic]. Тогда реакция идёт по схеме n+AA1+A2+k[pic]n.Родившиеся в этом процессе нейтроны, в свою очередь, реагируют с ядрами А,что даёт новые реакции деления и новое, ещё большее число нейтронов. Если k > 1, такой цепной процесс происходит с нарастающей интенсивностью иприводит к взрыву с выделением огромного кол-ва энергии. Но процесс этотможно контролировать. Не все нейтроны обязательно попадут в ядро А: онимогут выйти наружу через внешнюю границу реактора, могут поглотиться ввеществах, которые специально вводятся в реактор. Таким образом, величинуk[pic], можно уменьшить до некоторой kэф, которая равна 1 и лишьнезначительно её превышает. Тогда можно успевать отводить производимуюэнергию и работа реактора становится устойчивой. Тем не менее в этом случаереактор работает в критическом режиме. Неполадки с отводом энергии привелибы к нарастающей цепной реакции и катастрофе. Во всех действующих системахпредусмотрены меры безопасности, однако аварии, с очень малой вероятностью,могут происходить и, к сожалению происходят. Как выбирается рабочее вещество для атомного реактора? Необходимо,чтобы в топливных элементах присутствовали ядра изотопа с большимэффективным сечением деления. Единица измерения сечения 1 барн = 10-24 см2.Мы видим две группы значений сечений: ( 233U, 235U, 239Pu ) ималые(232Th,238U). Для того, чтобы представить себе разницу, вычислим,какое расстояние должен пролететь нейтрон, чтобы произошло событие деления.Воспользуемся для этого формулой N=N0nl[pic]эф. Для N=N0=1 имеем [pic]Здесь n- плотность ядер, [pic], где p- обычная плотность и m =1,66*10-24г-атомная единица массы. Для урана и тория n = 4,8.1022 см3. Тогда для 235Uимеем l = 10см, а для 232Th l = 35 м. Таким образом, для реальногоосуществления процесса деления следует использовать такие изотопы как 233U,235U, 239Pu. Изотоп 235U в небольшом кол-ве содержится в природном уранесостоящем в основном из 238U, поэтому в качестве ядерного топлива обычноиспользуют уран, обогащённый изотопом 235U. При этом в процессе работыреактора вырабатывается значительное кол-во ещё одного расщепляющегосяизотопа- 239Pu. Плутоний получается в результате цепочки реакций 238U + n ([pic])239U ([pic])239Np ([pic])239Pu,где [pic] означает излучение фотона, а [pic]-[pic]- распад по схеме Z(Z+1)+e +v.Здесь Z определяет заряд ядра, так что при распаде происходит к следующемуэлементу таблицы Менделеева с тем же А, е- электрон и v-электронноеантинейтрино. Необходимо отметить также, что изотопы А1, А2, получающиесяв процессе деления, как правило, являются радиоактивными с временамиполураспада от года до сотен тысяч лет, так что отходы атомныхэлектростанций, представляющие собой выгоревшее топливо, очень опасны итребуют специальных мер для хранения. Здесь возникает проблемагеологического хранения, которое должно обеспечить надёжность на миллионылет вперёд. Несмотря на очевидную пользу атомной энергетики, основанной наработе ядерных реакторов в критическом режиме, она имеет и серьезныенедостатки. Это, во-первых, риск аварий, аналогичных Чернобыльской, и, во-вторых, проблема радиоактивных отходов. Предложение использовать дляатомной энергетики реакторы, работающие в подкритическом режиме, полностьюразрешает первую проблему и в значительной степени облегчает решениевторой.Ядерный реактор в подкритическом режиме как усилитель энергии.Представим себе, что мы собрали атомный реактор, имеющий эффективныйкоэффициент размножения нейтронов kэф немного меньше единицы. Облучим этоустройство постоянным внешним потоком нейтронов N0. Тогда каждый нейтрон(за вычетом вылетевших наружу и поглощённых, что учтено в kэф) вызоветделение, которое даст дополнительный поток N0k2эф. Каждый нейтрон из этогочисла снова произведёт в среднем kэф нейтронов, что даст дополнительныйпоток N0kэф и т.д. Таким образом, суммарный поток нейтронов, дающихпроцессы деления, оказывается равным N = N0 ( 1 + kэф + k2эф + k3эф + ...) =N0[pic]kn эф .Если kэф > 1, ряд в этой формуле расходится, что и является отражениемкритического поведения процесса в этом случае. Если же kэф < 1, рядблагополучно сходится и по формуле суммы геометрической прогрессии имеем [pic]Выделение энергии в единицу времени ( мощность ) тогда определяетсявыделением энергии в процессе деления, [pic]где к <1 - коэффициент, равный отношению числа нейтронов, вызвавшихделение, к полному их числу. Этот коэффициент зависит от конструкцииустановки, используемых материалов и т.д. Он надёжно вычисляется. Впримерах k=0,6. Осталось выяснить, как можно получить первоначальный потокнейтронов N0. Для этого можно использовать ускоритель, дающий достаточноинтенсивный поток протонов или других частиц, которые, реагируя с некотороймишенью, порождают большое кол-во нейтронов. Действительно, например, пристолкновении с массивной свинцовой мишенью каждый протон, ускоренный доэнергии 1ГэВ ( 109 эВ ), производит в результате развития ядерного каскадав среднем n = 22 нейтрона. Энергии их составляют несколько мега электрон-вольт, что как раз соответствует работе реактора на быстрыхнейтронах. Удобно представить поток нейтронов через ток ускорителя [pic]где е- заряд протонов, равный элементарному электрическому заряду. Когда мывыражаем энергию в электрон-вольт, это значит, что мы берём представление Е= еV, где V- соответствующий этой энергии потенциал, содержащий стольковольт, сколько электрон-вольт содержит энергия. Это значит, что с учётомпредыдущей 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 поизвестной формуле есть мощность пучка ускорителя: P0 = VI, а R0 впредыдущей формуле есть коэффициент для kэф = 0,98,что обеспечиваетнадёжный запас подкритичности. Все остальные величины известны, и дляэнергии протонного ускорителя 1 ГэВ имеем [pic]. Мы получили коэффициентусиления 120, что, разумеется, очень хорошо. Однако коэффициент предыдущейформулы соответствует идеальному случаю, когда полностью отсутствуют потериэнергии и в ускорителе, и при производстве электроэнергии. Для полученияреального коэффициента нужно умножить предыдущую формулу на эффективностьускорителя rу и КПД тепловой электростанции rэ. Тогда R=ryrэR0.Эффективность ускорения может быть достаточно высокой, например в реальномпроекте сильноточного циклотрона на энергию 1ГэВ ry = 0,43. Эффективностьпроизводства электроэнергии может составлять 0,42. Окончательно реальныйкоэффициент усиления R = ry rэ R0 = 21,8, что по-прежнему вполне хорошо,потому что всего 4,6% производимой установкой энергии нужно возвращать дляподдержания работы ускорителя. При этом реактор работает только привключенном ускорителе и никакой опасности неконтролируемой цепной реакциине существует.Воспроизводство топлива.Для производства энергии в подкритическом режиме требуется хорошо делящийсяизотоп. Обычно рассматриваются три возможности 239Pu,235U,233U. Оченьинтересным оказывается последний вариант, связанный с 233U. Этот изотопможет воспроизводиться в реакторе при облучении интенсивным потокомнейтронов, а это и есть непременное условие роботы реактора вподкритическом режиме. Действительно, представим себе, что реактор заполненприродного тория 232Th и 233U. Тогда при облучения реактора нейтронами,полученными с помощью ускорителя, как описано в предыдущем разделе, идутдва основных процесса: во-первых, при попадании нейтронов в 233U происходитделение, которое и является источником энергии, и, во-вторых, при захватенейтрона ядром 232Th идёт цепочка реакций. 232Th+n ([pic])233Th ([pic])233Pa ([pic])233UКаждая реакция деления приводит к убыли одного ядра 233U, а каждаяпредыдущая реакция приводит к появлению такого ядра. Если сравниваютсявероятности процесса деления и предыдущего процесса, то кол-во 233U приработе реактора остаётся постоянной, то есть топливо воспроизводитсяавтоматически. Вероятности процесса определяются их эффективными сечениямисогласно формуле определения числа событий N. Из этой формулы мы получаемусловия 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 притех же энергиях (232Th) = 0,387 барн. Отсюда получаем отношениеконцентраций 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 длительноевремя сохраняться при работе реактора. Положение изменится после, того какбудет выработано достаточно большое кол-во тория. После этого нужнопроизводить смену рабочего вещества, но 233U следует выделить изотработанного вещества и использовать в следующей загрузке. Оценим время,которое может проработать реактор при одной загрузке. Возьмём в качествепримера параметры установки, предлагаемые группой проф. К. Руббиа Здесь токускорителя 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 5,581028. При приведённом значении тока производится 1,72 1018 нейтронов всекунду. В силу соотношения N=N0nl эф половина нейтронов захватываетсяторием, это соответствует 2,7 1025 захватов в год. Отсюда делаетсязаключение, что при времени работы на одной загрузке порядка нескольких летбудет выработано менее 1% всего кол-ва тория. В проекте принятапериодичность замены топлива 5 лет.Необходимо отметить, что продукты деления 233U, представляющие большуюрадиационную опасность, с большой вероятностью участвуют вреакциях с нейтронами, в результате которых наиболее опасные продуктыделения со средним временем жизни пережигаются, то есть либо переходят вустойчивые изотопы, либо, наоборот, в очень нестабильные, которые быстрораспадаются. Таким образом, отпадает необходимость геологического храненияотходов работы атомной электростанции. Это ещё одно несомненноепреимущество подкритического режима работы ядерного реактора. При этом,разумеется, часть потока нейтронов расходуется на пережигание отходов, чтонесколько понижает коэффициент усиления R = ryrэR0= 21,8. Однако этизатраты, вне всякого сомнения, оправданны.О выборе сорта частиц в ускорителе.В проекте, разрабатываемом группой К.Руббиа, а так же в ряде другихпроектов для получения пучка нейтронов предлагается использовать ускорительпротонов. Действительно, технология сооружения сильноточных ускорителейпротонов хорошо разработана, изучены процессы рождения нейтронов привзаимодействии пучка протонов с массивными мишенями.Однако отметим, что в последние годы развиваются исследования сиспользованием пучков более тяжелых ядер высоких энергий, в том числе и вприменении к проблеме создания интенсивных пучков нейтронов. В этом случаепри столкновении ускоренного ядра с ядром мишени рождается некоторое кол-вонейтронов и ядерные фрагменты, которые, будучи достаточно энергичными, самивступают в реакции, порождающие нейтроны и новые ядерные фрагменты, вновьвступающие в реакции, и т.д. Такой процесс называется ядерным каскадом. Врезультате развития ядерного каскада рождается значительное числонейтронов. Проблема заключается в выборе частицы, дающей максимальное числонейтронов на единицу затраченной на ее ускорение энергии.Для анализа процессов, вызываемых ускоренными ядрами, удобно ввестиудельную энергию, то есть энергию, приходящуюся на один нуклон. Этовеличина Е* = Е/А. В первом приближении ядро, летящее в пучке с энергией Е,можно рассматривать как совокупность А нуклонов с энергией Е* каждый. Тогдадействие пучка ядер представляется эквивалентным действию пучка протонов, вА раз более интенсивного и в А раз менее энергичного, что даст то же числонейтронов на единицу затраченной на ускорение энергии (при этом ускорениеядер - процесс технологически несколько более сложный, чем ускорениепротонов).Однако этот вывод справедлив лишь в первом приближении. Величина n ввыражении N0 = [pic], является функцией двух переменных: Е и А, а нетолько их отношения А*. С одной стороны, эту зависимость можно рассчитатьиз теоретической модели, а с другой - изучить на опыте. Теоретическийрасчёт даёт максимальное число нейтронов на единицу затраченной энергии дляпучка дейтронов 2Н, а далее с ростом А эффективность ядерного пучкамедленно убывает. В эксперименте проявился неожиданный эффект. Этиэкспериментальные результаты были получены двумя группами физиков в опытахна синхрофазотроне Объединённого института ядерных исследований в Дубне(Россия), который в последние годы, работает в режиме ускорения пучковядер. Одна группа представляла физиков ОИЯИ, другая объединяла в рамкахсотрудничества физиков из ОИЯИ, Германии (Марбург), Франция(Страсбург), Греции (Салоники). Обе группы получили согласующиеся междусобой результаты: измеренный поток нейтронов, порождённый пучком ядер 12С сполной энергией 44 ГэВ (Е* = 3,65 Гэв), в полтора раза превышает расчётный,теоретический. При этом отклонение результатов наблюдений от расчётныхпредсказаний начинается при достаточно большом значении энергии Е,превышающей согласно данным второй группы энергию 22 ГэВ.С большой степенью вероятности причиной такого рассогласования можносчитать коллективные эффекты в ядрах. Дело в том, что при столкновении двухядер наряду с взаимодействием отдельных составляющих их нуклонов междусобой может происходить обмен энергией между взаимодействующими ядрами какцелыми, то есть в игру вступают сразу все 44 ГэВ, запасённые ядром 12С. Врезультате образуется сильно возбуждённое ядерное состояние, дающее приразвале большое кол-во так же возбуждённых ядерных фрагментов По -видимому, эти процессы с заметной интенсивностью происходят при энергиях Епорядка 40 ГэВ и более. Например, для ядер аргона 40Ar это происходит ужепри удельной энергии Е* = 1 ГэВ. Для коллективных эффектов в ядре важнымявляется действие вязкости ядерной материи, что приводит к эффективномутрению при движении частиц в ядре. Трение приводит к тому, что областьвзаимодействия налетающего ядра с ядром мишени как бы расширяется.Вследствие этого увеличивается вероятность вылета возбужденных ядерныхфрагментов, что ведёт к увеличению выхода нейтронов. Справедливость такойинтерпретации составляет предмет теоретических и экспериментальныхисследований.Изучение этой проблемы даст возможность выбрать оптимальный пучок дляподдержания работы подкритического реактора. В самом деле, усиление ядерныхкаскадов при реакциях тяжелых ядер с достаточно высокой энергией можетпривести к выводу о преимуществе использования тяжелых ядер вместо протоновдля работы установок, которые описанные выше. Таким образом, вопрос овыборе пучка для генерации потока нейтронов оказывается связанным сфундаментальными проблемами физики ядра и элементарных частиц. Список используемой литературы:1. Вальтер А.К., Залюбовский И.И. Ядерная физика. Харьков: Основа, 1991.2. Воронько В.А. и др. // Атомная энергия. 1990. Т.68.С.449; 1991 Т.71.С.563.3. Соросовский общеобразовательный журнал. №1, 1997. Арбузов Б.А. Физика подкритического ядерного реактора.4. Мякишев Г.Я., Буховцев Б.Б. «Физика 11»
скачать файл



Смотрите также:
Физика подкритического ядерного реактора
129,48kb.
2. Мало-угловое дифракционное рассеяние адронов на легчайших ядрах
11,26kb.
9 класс, физика 2 октября
96,76kb.
Реферат учащейся 4 «А» группы Масловой Марины Игоревны 2006 год Немного об истории
165,22kb.
Физика в медицине
1528,5kb.
Физика и астрономия это науки, изучающие окружающий нас мир. Их возникновение теряется в глубине веков
76,4kb.
Учебнику А. В. Пёрышкина «Физика. 7 класс»
109,57kb.
Тематическое планирование к учебнику А. В. Пёрышкина Физика. 8 класс
150,73kb.
Н. К. Мартынова физика, 7-9 книга
1887,75kb.
Учебно-методический комплекс по дисциплине актуальные проблемы педагогической теории и практики для специальности 050203-физика
552,79kb.
Учебное пособие для студентов дневного отделения физико-математического факультета специальность «математика-физика»
1720,51kb.
Көкшетау қаласындағы Назарбаев зияткерлік мектебінің физика пәні мұғалімі Алтынбеков Аян Серікұлы
30,2kb.