Большая часть тепла в реакторе образуется именно таким путём.

В этом заключается определённая позитивная роль образования осколков в рабочем процессе энергетического ядерного реактора.

2.2.2. Образование нейтронов деления. Ключевым физическим явлением, сопровождающим процесс деления тяжёлых ядер, является испускание возбуждёнными осколками деления вторичных быстрых нейтронов, иначеназываемых мгновенными нейтронами или нейтронами деления.

Значение этого явления (открытого Ф.Жолио-Кюри с сотрудниками - Альбано иКоварски - в 1939 г.) неоспоримо: именно благодаря ему при делении тяжёлых ядер появляются новые свободные нейтроны взамен тех, что вызвали деления; эти новые нейтроны могут взаимодействовать с другими делящимися ядрами в топливе и вызывать их деления, сопровождаемые испусканием новых нейтронов деления и т.д. То есть, бла­годаря образованию нейтронов деления, появляется возможность организовать процесс равномерно следующих во времени друг за другом делений без поставки в топливосодержащую среду свободных нейтронов от внешнего источника. В такой поставке, попросту говоря, нет необходимости, коль скоро " инструменты", с помощью которых осуществляются деления ядер, находятся здесь же, в этой самой среде, в связанном состоянии в деля­щихся ядрах; для того, чтобы " пустить в дело" связанные нейтроны, их надо лишь сделать свободными, то есть разделить ядро на осколки, а далее - все доделают сами осколки: в силу их возбуждённого состояния они испустят " лишние" нейтроны из своего состава, мешающие их устойчивости, причём, это произойдет за время порядка 10^-15 - 10^-13 с, совпадающее по порядку величины со временем пребывания составного ядра в возбуждённом состоянии. Это совпадение и дало повод для представлений, что нейтроны деления появляются не из пересыщенных нейтронами возбуждённых осколков деления после окончания деления, а непосредственно в тот короткий промежуток времени, в течение которого происходит деление ядра. То есть не после акта деления, а в течение этого акта, словно бы одновременно с разрушением ядра. По этой же причи­не эти нейтроны часто называют мгновенными нейтронами.

Анализ возможных комбинаций протонов и нейтронов в устойчивых ядрах различных атомных масс (вспомните диаграмму устойчивых ядер) и сопоставление их с качественным составом продуктов деления показали, что вероятность образования устойчивых осколков при делении очень мала. А это значит, что подавляющее большинство осколков рождаются нестабиль­ными и могут испускать один, два, три или даже более " лишних" для их устойчивости нейтронов деления, причём, понятно, что каждый определённый возбуждённый осколок должен испускать своё, строго определённое, число " лишних" для его устойчивости нейтронов деления.

Но так как каждый осколок при большом числе делений имеет строго определённый удельный выход, то при определённом большом числе делений число образовавшихся осколков деления каждого сорта будет также определённым, а, следовательно, число нейтронов деления, испущенных осколками каждого сорта, будет тоже определённым, а, значит, определённым будет и их суммарное количество. Разделив суммарное количество полученных в делениях нейтронов на число делений, в которых они получены, мы должны получить среднее число нейтронов деления, испускаемых в одном акте деления, которое, исходя из приведенных рассуждений, должно быть также строго определённым и постоянным для каждого сорта делящихся нуклидов. Эта физическая константа делящегося нуклида и обозначена n.

По данным 1998 г. (величина этой константы периодически уточняется по результатам анализа физических экспериментов во всём мире) при делении под действием тепловых нейтронов значение n:

- для урана-235 n₅ = 2.416,

- для плутония-239 n₉ = 2.862,

- для плутония-241 n₁ = 2.938 и т.д.

Последнее замечание нелишне: величина константы n существенно зависит от величины кинетической энергии нейтронов, вызывающих деления и с ростом последней увеличивается приблизительно прямо пропорционально Е.

Для двух наиболее важных делящихся нуклидов приближённые зависимости n(E) опи­сываются эмпирическими выражениями:

- для урана-235 n₅(E) = 2.416 + 0.1337 Е;

- для плутония-239 n₉(E) = 2.862 + 0.1357 E.

*) Энергия нейтронов Е подставляется в [МэВ].

Таким образом, величина константы n, рассчитанная по этим эмпирическим формулам, при различных энергиях нейтронов может достигать следующих значений:

 

При Е, МэВ
Величина n5	2.549	3.081	3.746
Величина n9	2.997	3.537	4.212

Итак, первой характеристикой нейтронов деления, испускаемых при делении конкретных делящихся нуклидов, является свойственное этим нуклидам среднее число нейтронов деления, получаемых в акте деления n.

Факт, что для всех делящихся нуклидов n > 1, создаёт предпосылку к осуществимости цепной нейтронной реакции деления. Ясно, что для реализации самоподдерживающейся цепной реакции деления необходимо создать условия, чтобы один из n получаемых в акте деления нейтронов обязательно вызывал следующее деление другого ядра, а остальные (n - 1) нейтронов каким-то образом исключались из процесса деления ядер. В противном случае интенсивность делений во времени будет лавинообразно нарастать (что и имеет место в атомной бомбе).

Поскольку теперь известно, что величина константы n увеличивается с ростом энергии вызывающих деления нейтронов, возникает закономерный вопрос: а с какой же кинетической энергией рождаются нейтроны деления?

Ответ на этот вопрос даёт вторая характеристика нейтронов деления, называемая энергетическим спектром нейтронов деления и представляющая собой функцию распределения нейтронов деления по их кинетическим энергиям.

Если в единичном (1 см³) объёме среды в некоторый рассматриваемый момент времени появляются n нейтронов деления всех возможных энергий, то нормированный энергетический спектр - это функция от величины энергии Е, величина которой при любом конкретном значении Е показывает, какую часть (долю) всех этих нейтронов составляют нейтроны, обладающие энергиями элементарного интервала dE вблизи энергии Е. Иначе говоря, речь идет о выражении

Распределение нейтронов деления по энергиям достаточно точно описывается спектральной функцией Уатта (Watt):

n(E) = 0.4839 , (2.2.2)

графической иллюстрацией которой служит рис.2.8. на следующей странице.

Спектр Уатта показывает, что, хотя нейтроны деления и рождаются с самыми различными энергиями, лежащими в очень широком интервале, больше всего нейтронов имеют начальную энергию, равную Е_нв = 0.7104 МэВ, соответствующую максимуму спектральной функции Уатта. По смыслу эта величина - наиболее вероятная энергия нейтронов деления.

Другая величина, характеризующая энергетический спектр нейтронов деления - средняя энергия нейтронов деления, то есть та величина энергии, которую имел бы каждый нейтрон деления, если бы всю суммарную реальную энергию всех нейтронов деления поровну разделить между ними:

. (2.2.3)

Подстановка в (2.2.3) выражения (2.2.2) дает значение средней энергии нейтронов деления Е_ср = 2.0 МэВ

А это означает, что практически все нейтроны деления рождаются быстрыми (то есть с энергиями Е > 0.1 МэВ). Но быстрых нейтронов с относительно высокими кинетическими энергиями (более 7 МэВ) рождается мало (менее 1 %), хотя ощутимое количество нейтронов деления появляется с энергиями до 18 – 20 МэВ.

 

0.35

 

 

0.30

 

 

0.25

 

 

0.20

 

 

0.15

 

 

0.10

 

 

0.05

 

0 1 2 3 4 5 Е, МэВ

Рис.2.8. Энергетический спектр нейтронов деления – спектр Уатта.

 

Спектры нейтронов деления для разных делящихся нуклидов отличают­ся друг от друга незначительно. Скажем, для интересующих нас в первую очередь нуклидов ²³⁵U и ²³⁹Pu величины средних энергий нейтронов деления (скорректированные по результатам физических экспериментов):

Е_ср= 1.935 МэВ - для ²³⁵U и Е_ср= 2.00 МэВ - для ²³⁹Pu [2]

Величина средней энергии спектра нейтронов деления возрастает с увеличением энергии нейтронов, вызывающих деления, но это возрастание незначительно (по крайней мере, в пределах до 10 - 12 МэВ). Это позволяет не учитывать его и приближенно считать энергетический спектр нейтронов деления единым для различных ядерных топлив и для различных по спектру (быстрых, промежуточных и тепловых) реакторов.

Для урана-238, несмотря на пороговый характер его деления, спектр нейтронов деления также практически совпадает с выражением (2.2.2), а зависимость среднего числа нейтронов деления n₈ от энергии вызывающих деления нейтронов - также практически линейная при энергиях выше пороговой (Е_п = 1.1 МэВ):

n₈(E) = 2.409 + 0.1389E. (2.2.4)

 

2.2.3. Радиоактивность осколков деления. Уже говорилось, что установлено свыше 600 типов осколков деления, отличающихся по массе и протонному заряду, и о том, что практически все они рождаются сильно возбуждёнными.

Дело усложняется ещё и тем, что они несут в себе значительное возбуждение и после испускания нейтронов деления. Поэтому в естественном стремлении к устойчивости они и в дальнейшем продолжают " сбрасывать" избыточную сверх уровня основного состояния энергию до тех пор, пока не будет достигнут этот уровень.

Этот сброс осуществляется путём последовательного испускания осколками всех видов радиоактивного излучения (альфа-, бета- и гамма-излучений), причём у разных осколков различные виды радиоактивного распада протекают в различной последовательности и (в силу различия в величинах постоянных радиоактивного распада l) в различной степени растянуты во времени.

Таким образом, в работающем ядерном реакторе идёт не только процесс накопления радиоактивных осколков, но и процесс непрерывной их трансформации: известно довольно большое число цепочек следующих друг за другом превращений, приводящих в конечном счёте к образованию стабильных ядер, но все эти процессы требуют различного времени, для одних цепочек - весьма небольшого, а для других - достаточно продолжительного.

Поэтому радиоактивные излучения не только сопровождают реакцию деления в работающем реакторе, но и долгое время испускаются топливом после его останова.

Этот фактор, во-первых, порождает особый вид физической опасности - опасности облучения персонала, обслуживающего реакторную установку, кратко именуемой радиационной опасностью. Это вынуждает конструкторов реакторной установки предусматривать окружение её биологической защитой, размещать её в изолированных от окружающей среды помещениях и принимать ряд других мер по исключению возможности опасного облучения людей и радиоактивного загрязнения окружающей среды.

Во-вторых, после останова реактора все виды радиоактивного излучения, хотя и уменьшаются по интенсивности, но продолжают взаимодействие с материалами активной зоны и, подобно самим осколкам деления в начальный период их свободного существования, передают свою кинетическую энергию атомам среды активной зоны, повышая их среднюю кинетическую энергию. То естьв реакторе после его остановки имеет место остаточное тепловыделение.

Несложно понять, что мощность остаточного тепловыделения в реакторе в момент останова прямо пропорциональна количеству осколков, накопленных при работе реактора к этому моменту, а темп её спада в дальнейшем определяется периодами полураспада этих осколков. Из сказанного следует другой негативный фактор, обусловленный радиоактивностью осколков деления - необходимостьдлительного расхолаживания активной зоны реактора после его останова с целью снятия остаточных тепловыделений, а это связано с ощутимым расходованием электроэнергии и моторесурса циркуляционного оборудования.

Таким образом, образование радиоактивных осколков в процессе деления в реакторе - явление, главным образом, негативное, но... нет худа без добра!

В радиоактивных превращениях осколков деления можно увидеть и позитивный аспект, которому ядерные реакторы буквально обязаны своим существованием. Дело в том, что из большого множества осколков деления есть около 60 типов таких, которые после первого b-распада становятся нейтроноактивными , способными испускать так называемые запаздывающие нейтроны. Запаздывающих нейтронов в реакторе испускается сравнительно немного (приблизительно 0.6% от общего числа генерируемых нейтронов), однако именно благодаря их существованию возможно безопасное управление ядерным реактором; в этом убедимся при изучении кинетики ядерного реактора.

 

2.2.4. Высвобождение энергии при делении. Ядерная реакция деления в физике является одним из наглядных подтверждений гипотезы А.Эйнштейна о взаимосвязи массы и энергии, которая применительно к делению ядра формулируется так:

Величина высвобождаемой при делении ядра энергии прямо пропорциональна величине дефекта масс, причём коэффициентом пропорциональности в этой взаимосвязи является квадрат скорости света:

DE = Dmс²

При делении ядра избыток (дефект) масс определяется как разница сумм масс покоя исходных продуктов реакции деления (то есть ядра и нейтрона) и результирующих продуктов деления ядра (осколков деления, нейтронов деления и остальных микрочастиц, испускаемых как в процессе деления, так и после него).

Спектроскопический анализ позволил установить большинство продуктов деления и их удельные выходы. На этой основе оказалось не так уж сложно подсчитать частные величины дефектов масс при различных результатах деления ядер урана-235, а по ним - рассчитать среднюю величину высвобождаемой в одиночном делении энергии, которая оказалась близкой к

Dmc² = 200 МэВ

Достаточно сравнить эту величину с высвобождаемой энергией в акте одной из самых экзотермических (протекающих с выделением тепла) химических реакций - реакции окисления ракетного топлива (величиной менее 10 эВ), - чтобы понять, что на уров­не объектов микромира (атомов, ядер) 200 МэВ - очень большая энергия: она по меньшей мере на восемь порядков величины (в 100 миллионов раз) больше энергии, получаемой при химических реакциях.

Энергия деления рассеивается из объёма, где произошло деление ядра, через посредство различных материальных носителей: осколков деления, нейтронов деления, a- и b-частицами, g-квантами и даже нейтрино и антинейтрино.

Распределение энергии деления между материальными носителями при делении ядер ²³⁵U и ²³⁹Pu приведено в табл.2.1.

Таблица 2.1. Распределение энергии деления ядер урана-235 и плутония-239 между продуктами деления.

 

Носители энергии деления	урана-235	плутония-239
1. Кинетическая энергия осколков деления	166.0	171.5
2. Кинетическая энергия нейтронов деления	4.9	5.8
3. Энергия мгновенных гамма-квантов	7.2	7.0
4. Энергия g-квантов из продуктов деления	7.2	7.0
5. Кинетическая энергия b-излучения осколков	9.0	9.0
6. Энергия антинейтрино	10.0	10.0
Итого:	204.3 МэВ	210.3 МэВ

Различные составляющие энергии деления трансформируются в тепло не одновременно.

Первые три составляющие обращаются в тепло за время менее 0.1 с (считая с момента деления), а потому и называются мгновенными источниками тепловыделения.

b- и g-излучения продуктов деления испускаются возбуждёнными осколками с самыми различными по величине периодами полураспада (от нескольких долей секунды до нескольких десятков суток, если брать в расчёт только осколки с заметным удельным выходом), а потому упоминавшийся выше процесс остаточного тепловыделения, который как раз и обусловлен радиоактивными излучениями продуктов деления, может длиться десятки суток после остановки реактора.

*) По очень приблизительным оценкам мощность остаточного тепловыделения в реакторе после его останова снижается за первую минуту - на 30-35%, по истечении первого часа стоянки реактора она составляет примерно 30% от мощности, на которой реактор работал до останова, а после первых суток стоянки - примерно 25 процентов. Ясно, что об остановке принудительного охлаждения реактора в таких условиях не может быть и речи, т.к. даже кратковременное прекращение циркуляции теплоносителя в активной зоне чревато опасностью теплового разрушения твэлов. Лишь после нескольких суток (иногда – до двух десятков суток) принудительного расхолаживания реактора, когда мощность остаточного тепловыделения снижается до уровня отводимой за счёт естественной конвекции теплоносителя, циркуляционные средства первого контура можно остановить.

Второй практический для инженера вопрос: где и какая часть энергии деления трансформируется в тепло в реакторе? - так как это связано с необходимостью организации сбалансированного теплоотвода от различных его внутренних частей, оформленных в различные технологические конструкции.

Топливная композиция, в составе которой находятся делящиеся нуклиды, содержится в герметичных оболочках, препятствующих выходу образующихся осколков из топливной композиции тепловыделяющих элементов (твэлов) в охлаждающий их теплоноситель. И, если осколки деления в исправном реакторе не покидают твэлов, ясно, что кинетические энергии осколков и слабопроникающих b-частиц превращаются в тепло внутри твэлов.

Энергии же нейтронов деления и g-излучения трансформируются в тепло внутри твэлов лишь частично: проникающая способность нейтронов и g-излучения порождает унос большей части их начальной кинетической энергии от мест их рождения.

Оценочно принято считать, что внутри твэлов обращается в тепло приблизительно 90% всей энергии деления (то есть » 180 МэВ).

Знание точной величины энергии деления и её доли получаемого тепла внутри твэлов, имеет важное практическое значение, позволяя рассчитать другую практически важную характеристику, называемую удельным объёмным тепловыделением в топливе твэлов (q_v).

Например, если известно, что в 1 см³ топливной композиции твэла за 1 с происходит R_f делений ядер урана-235, то очевидно: количество тепловой энергии, генерируемой ежесекундно в этом единичном объёме (= тепловая мощность 1 см³ топлива), - и есть удельное объёмное тепловыделение (или энергонапряженность) топлива, и эта величина будет равна:

q_v = 0.9^. DE ^. R_f (2.2.5)

 

Доля энергии деления, получаемой в виде тепла вне твэлов в активной зоне реактора, зависит от его типа и устройства и лежит в пределах (6 ¸ 9)% от полной энергии деления. (Например, у ВВЭР-1000 эта величина приблизительно равна 8.3%, а у РБМК-1000 - около 7%).

Таким образом, доля полного тепловыделения в объёме активной зоны от всей энергии деления составляет 0.96 ¸ 0.99, то есть с технической степенью точности совпадает с полной энергией деления.

Отсюда - другая техническая характеристика активной зоны реактора:

- средняя энергонапряжённость активной зоны (q_v)_аз - тепловая мощность, получаемая в единице объёма активной зоны:

 

(q_v)_аз = (0.96-0.99) DE ^. R_f » DE ^. R_f (2.2.6)

 

Так как энергия в 1 МэВ в системе СИ соответствует 1.602 ^. 10^-13 Дж, то величина энергонапряжённости активной зоны реактора:

(q_v)_аз » 3.204 ^. 10^-11 R_f.

 

Поэтому, если величина средней по объёму активной зоны энергонапряжённости известна, то тепловая мощность реактора Q_p, очевидно, будет:

Q_p = (q_v)_аз ^. V_аз » 3.204 ^.10 ^{–11 .} R_f ^. V_аз [Вт] (2.2.7)

 

Тепловая мощность реактора прямо пропорциональна средней скорости

⇐ Предыдущая12345Следующая ⇒

Поделиться: