Действии радиации на человека и окружающую среду. Атомные станции Методическое руководство к расчёту Водо-водянных реакторов в курсовом проектировании


Атомная энергетика. Выполнение курсовых проектов по ядерным реакторам

Замедление нейтронов в средах

Рассеяние нейтронов ядрами. Рассеянием называется процесс, при котором нейтрон сталкивается с ядром и отскакивает в сторону, передав ядру часть своей энергии. Все виды рассеяния нейтронов делятся на две группы – упругое и неупругое рассеяние.

  При упругом рассеянии суммарная кинетическая энергия нейтрона и ядра сохраняется: Е0 =Е + Ея.о., где Е0 и Е – энергии нейтрона до и после столкновения, Ея.о. – энергия ядра отдачи. При этом максимальная энергия передается ядру при «лобовом» ударе, когда нейтрон отскакивает назад с энергией , а ядро отдачи улетает вперед с энергией , где А – массовое число ядра, с которым столкнулся нейтрон. Наибольшую энергию нейтрон теряет при столкновении с протоном (А = 1): в этом случае Е = 0, т.е. нейтрон останавливается, а протон, получив всю его энергию, улетает вперед. Нечто похожее можно наблюдать при столкновении шаров при игре в бильярд. При не лобовом ударе нейтрон теряет лишь часть своей энергии, но всё равно, чем меньше масса ядра, тем большую долю энергии теряет нейтрон при рассеянии, а при столкновении с очень тяжелым ядром (А>>1) Е ≈ Е0, т.е. нейтрон отскакивает от ядра, как от стенки, почти не потеряв энергии.

При неупругом рассеянии часть энергии нейтрона расходуется на возбуждение одного из уровней ядра, поэтому кинетическая энергия частиц не сохраняется, и нейтрон теряет значительно большую долю энергии, чем при упругом столкновении. Рассмотрим в качестве примера столкновение нейтрона с энергией 1 МэВ с ядром железа-56. Если рассеяние будет упругим, то даже при лобовом столкновении, когда потеря энергии максимальна, энергия нейтрона после столкновения будет равна 0,93 МэВ, т.е. он потеряет всего 7 % энергии, тогда как при неупругом рассеянии с возбуждением первого уровня ядра железа с энергией возбуждения 0,83 МэВ энергия нейтрона после столкновения окажется равной всего лишь 0,17 МэВ, т.е. он потеряет 83 % энергии. Очевидно, что неупругое рассеяние может происходить лишь при энергиях нейтронов выше первого возбужденного уровня ядер среды. При энергии нейтронов ниже этого уровня, нейтроны могут испытывать только упругое рассеяние. Как отмечалось выше, переход ядер из возбужденных состояний в основные происходит путем испускания гамма-квантов, поэтому неупругое рассеяние нейтронов всегда сопровождается гамма-излучением.

Неупругое рассеяние в реакторе играет огромную роль поскольку топливная загрузка в нем состоит , в основном из ядер 238U, которые имеют сильные уровни неупругого рассеяния начиная с энергии 46 кэВ и выше.

Замедление нейтронов. При различных ядерных реакциях, в том числе и при делении ядер, возникают быстрые нейтроны с энергиями, как правило, от сотен кэВ до нескольких МэВ. Но для ядерных реакторов, работающих на тепловых нейтронах, энергии нейтронов должны быть меньше 1 эВ. Для получения нейтронов со столь малыми энергиями, первичные быстрые нейтроны приходится замедлять. С этой целью источники быстрых нейтронов, в том числе и блочки из делящихся материалов, помещают в среды из легких материалов, таких, как обычная вода, тяжелая вода, бериллий или углерод (графит). Такие вещества называются замедлителями. Сталкиваясь с ядрами замедлителя, нейтроны рассеиваются на них и передают им при этом часть своей энергии. Поэтому от столкновения к столкновению энергия нейтрона постепенно снижается, пока нейтрон не достигнет тепловой области. Этот процесс постепенного снижения энергии нейтронов в результате многократных столкновений с ядрами замедлителя и называется процессом замедления нейтронов. Количественно процесс замедления нейтронов характеризуется т.н. длиной замедления Ls, которая равняется среднему расстоянию от точки рождения нейтрона до точки, в которой он становится тепловым. Значения Ls для различных замедлителей приведены в табл.1.8.

Для реакторной технологии важно, что при замедлении в чистом замедлителе формируется т.н. спектр Ферми Фф(Е) @ Const/E , такую же асимптотическую форму он имеет и в реакторе в присутствии поглощающих (топливных и других) материалов. При этом поглощение во всей области замедления (от 1эВ до примерно 0.5 МэВ) определяется т.н. резонансным интегралом поглощения на этом спектре :

IaU= ò saU(E)*dE/E 

Диффузия  нейтронов в средах

Для описания некоторых важных закономерностей процесса диффузии в реакторах введем и уточним некоторые определения. Определим плотность потока нейтронов Ф, чаще называемую «потоком» как число нейтронов, пересекающих сферическую поверхность 1 см.2 в секунду, таким образом размерность потока будет í1/(см2 *с)ý. Ранее мы уже определили микроскопическое сечение реакции типа «a» изотопа «i» sai как площадь взаимодействия одного ядра в барнах. Теперь определим т.н. макроскопическое сечение реакции типа «a» изотопа «i» как сечение взаимодействия всех ядер «i» , находящихся в 1 см3 вещества S ai.

Эти два сечения связаны между собой величиной т.н. «ядерной плотности» или плотности ядер r, которая характеризует количество молекул (или ядер) в 1 см3 вещества.

r = NA*g / m

где:

NA – число Авогадро (равное 0.6023*1024 молекул/гмоль);

g- физическая плотность любого сложного вещества (г/см3);

m- молекулярный вес вещества (г/гмоль).

Тогда связь между микроскопическим и макроскопическим сечением можно записать как :

S ai = ri *sa

При этом плотности ядер данного изотопа ri будут связаны с плотностью молекул r через число атомов данного вида «i» в молекуле вещества.

Наконец, единственной величиной, которая может быть реально измерена в ядерных реакциях ( в том числе в дозиметрических приборах, камерах деления, реализуется внутри реактора) является скорость реакции данного типа «a » для выбранного изотопа «i» Aai :

Aai = Ф* S ai

Эта величина измеряется в единицах количества реакций в 1 см3 в секунду ( 1/(см3*с) ). При этом для процесса деления существует важная связь количества делений и выделяемой при этом мощности 1Вт=3.3 *1010 дел/с.

Диффузия тепловых нейтронов . Когда энергия нейтронов снизится до энергий, характерных для энергий теплового движения атомов среды, нейтроны приходят в равновесие с этими атомами. Теперь при столкновении с атомом среды нейтрон может не только передать ему часть своей энергии, но и получить порцию энергии. В результате нейтрон продолжает двигаться в среде, но теперь его энергия от столкновения к столкновению может не только уменьшаться, но и увеличиваться, колеблясь около некоторого среднего значения, зависящего от температуры среды. Для комнатной температуры такое среднее значение энергии составляет примерно 0,04 эВ. Нейтрон, пришедший в тепловое равновесие со средой, называется тепловым нейтроном, а движение тепловых нейтронов с постоянной в среднем скоростью – диффузией тепловых нейтронов. Аналогично процессу замедления, процесс диффузии характеризуется длиной диффузии Ld, которая равняется среднему расстоянию от точки, где нейтрон стал тепловым, до точки, где он прекратил свое свободное существование в результате поглощения каким-нибудь встречным ядром (см. табл.1. 8).

Таблица 1.8. Длины замедления и диффузии нейтронов в различных веществах

Вещество

Длина замедления Ls (см)

Длина диффузии Ld (см)

Вода

 5,3

 2,8

Тяжелая вода

 10,4

116

Бериллий

 8,9

 20,8

Графит

 17,7

 53,8

Процессы замедления и диффузии нейтронов иллюстрирует рис. 1.4

Рис. 1.4. Иллюстрация процессов замедления и диффузии нейтронов в веществе.

Диффузия нейтронов, так же как и диффузия других веществ в жидких и газообразных средах описывается универсальным законом Фика, который связывает диффузионный ток JD c плотностью частиц N или потоком через коэффициент пропорциональности, называемый коэффициентом диффузии D:

JD= -D*grad(N) = -D* Ñ(N)

Распространение нейтронов в модели диффузии(правда, при выполнении целого ряда допущений) хорошо описывается математическими функциями. Для неразмножающих сред с источником (что соответствует подкритическому реактору) в простейшем случае это экспоненты:

Ф(z)= С1 exp(+z/ Ld )+ С1* exp(-z/ Ld )

Каким будет вид этих функций для размножающих сред будет показано в следующей главе.

Литература к Гл.1.

Широков Ю.М., Юдин Н.П.,Ядерная физика, М., Наука, 1980.

Фрауэнфельдер Г., Хенли Э. Субатомная физика. М., Мир, 1979.

Мухин К.Н. Экспериментальная ядерная физика, М.,Атомиздат, 1974.

Абрамов А.И.,Казанский Ю.А., Матусевич Е.С. Основы экспериментальных методов ядерной физики М.,Атомиздат, 1982.

Климов А.Н.Ядерная физика и ядерные реакторы М. Энергоатомиздат, 1985.

Переход к серийному сооружению АЭС с БН осложнено многими неотработанными в промышленном масштабе технологическими процессами и нерешенными вопросами оптимальной организации их ядерного топливного цикла (ЯТЦ), который должен базироваться на плутонии и может быть только замкнутым с очень коротким (до 1 года) временем внешнего цикла (химическая переработка отработавшего топлива и дистанционно управляемое изготовление свежего топлива).

Удельные капиталовложения в АЭС с БН в настоящее время значительно (1.5-2 раза) превышают удельные капиталовложения в АЭС с реакторами на тепловых нейтронах.[10] Сдерживающее влияние на развитие БН оказывает также пока благополучное положение в мире с ресурсами относительно дешевого урана.

4.1.5.2 РБН со свинцовым теплоносителем

Данное направления на ряду с РБН с натриевым охлаждением так же считается перспективным. У РФ было накоплено достаточно опыта по данному вопросу, так как ещё в СССР свинец-висмут использовался в качестве теплоносителя на реакторах подлодок альфа класса. Кроме того на данный момент РФ обладает проектом опытного реактора БРЕСТ на основе свинцового теплоносителя. Однако для дальнейшей реализации проекта требуется проведение значительных исследований по обоснованию данного реактора.

Конструкция РБН такого типа несколько упрощена по сравнению с РБН на натриевом теплоносителе:

одинарный корпус или бассейновая конструкция без металлического корпуса (размещение реактора непосредственно в бетонной шахте с термоизоляцией между бетоном и свинцом);

двухконтурная схема основного и аварийного охлаждения, отвод остаточного тепла естественной циркуляцией воздуха по трубам, расположенным в свинце первого контура;

система перегрузки топлива без его обмывки от Na;

управление реактивностью главным образом расположенными в боковом бланкете трубами со свинцом, уровень которого регулируется давлением газа;

пассивные средства управления и защиты, в том числе порогового действия, высокий уровень естественной циркуляции теплоносителя, снижение требований быстродействия с упрощением системы управления и защиты;

упрощение конструкции парогенераторов с исключением быстродействующих систем контроля течей и арматуры;

упрощение противопожарных, вентиляционных и других вспомогательных систем и оборудования, помещений контуров охлаждения и других сооружений АЭС. [6]

Данные упрощения положительно сказываются на относительную капиталоемкость строительства и материалоемкость реактора по сравнению с натриевоохлаждаемым РБН. Однако и делают его менее безопасным по сравнению с тем, если бы в этих проектах не содержалось некоторых послаблений по данным вопросам.

Ниже приведен только малый перечень наиболее “узких мест” использования свинцовой технологии на быстрых реакторах:

в большом объеме интегральной схемы БРЕСТ не обеспечивается равномерность поддержания кислородного потенциала в узком разрешенном диапазоне (если он будет подтвержден). Чтобы обеспечить работоспособность тепловыделяющих элементов, необходимо найти оптимальное для заданного уровня и диапазона изменения температур содержание кислорода в теплоносителе и стабильно поддерживать его на этом уровне в течение всего срока эксплуатации реакторной установки.

не обоснована работоспособность конструкционных материалов в свинце при принятой температуре и при высоком облучении нейтронами.

не изучено влияние облучения в реальных реакторных условиях на поведение в свинце тепловыделяющих элементов и топливной композиции. Сама по себе проблема смешанного нитридного топлива требует значительных усилий и времени для ее разрешения.

технические решения по переработке топлива находятся на начальной стадии разработки;

неоптимальная температура кипения (~1743 С0), поскольку она значительно превышает температуру плавления стали и некоторых видов топлива при тяжелых авариях с расплавлением активной зоны;

худшие по сравнению с натрием теплофизические свойства;

существенные экономические затраты на обогрев и поддержание свинца в жидком состоянии;

свинец является химически токсичным веществом (при вытекании свинца из контура возникает проблема “задымления” с серьезными последствиями химического воздействия на персонал;

существенно более высокое давление (несколько десятков атмосфер) в первом контуре по сравнению с натриевым быстрым реактором:

сложность систем очистки и поддержания чистоты теплоносителя;

специфические технические средства для удержания элементов активной зоны “от всплытия” из-за высокого удельного веса свинца. [6]


Атомная энергетика Задачи по курсу "Ядерная и нейтронная физика"