Ядерный реактор - содержащая ядерное горючее установка, в к-рой осуществляется управляемая ядерная цепная реакция деления. Первые ядерные реакторы были запущены в Германии в конце 1930-х годов под руководством И. Ноддак, Ханна, Гайзенберга и др. Первый ядерный реактор в США был построен по германской документации, добытой разведкой США в 1942 году под руководством Э. Ферми (Е. Fermi).
По своему назначению ядерные реакторы подразделяются на неск. групп; 1) энергетические реакторы, в к-рых энергия, выделяющаяся при делении ядер горючего, используется для выработки электроэнергии, а также для др. промышленных и бытовых нужд (ядерные реакторы для АЭС, транспортные ядерные реакторы для морского флота и др.); 2) экспериментальные, или опытные, реакторы, служащие для проведения экспериментов в области физики и техники реакторов; 3) исследовательские реакторы, в к-рых возникающее излучение используется для научных и прикладных исследований в области ядерной физики, физики твёрдого тела, биофизики, химии и др.; 4) промышленные, или изотопные, реакторы, используемые для наработки (накопления) искусств. изотопов. В многоцелевых ядерных реакторах могут совмещаться различные по назначению функции.
Принципиальная схема ядерного реактора приведена на рис. 1. Осн. часть ядерного реактора - активная зона, где сосредоточено ядерное горючее, протекает цепная реакция деления и выделяется энергия. Активная зона имеет обычно цилиндрич. конфигурацию, объём её в зависимости от назначения и возможностей конструктивного воплощения - от долей литра до многих кубометров. Кол-во горючего, необходимое для поддержания управляемой цепной реакции,- критическая масса - от сотен грамм до неск. тонн. При загрузке ядерного реактор ядерное горючее превышает критич. массу на величину, соответствующую запасу на выгорание. Ядерное горючее размещается, как правило, внутри тепловыделяющих элементов (ТВЭЛов ),кол-во к-рых в активной зоне может достигать многих десятков тысяч. В конце срока службы (кампании) - многие месяцы или годых-ТВЭЛы полностью или частично извлекаются и заменяются новыми. Для удобства загрузки ТВЭЛы собираются по неск. дес. или сотен штук в отд. пакеты - тепловыделяющие сборки (ТВС).
Рис. 1. Схема ядерного
реактора.
Через активную зону прокачивается
теплоноситель, к-рый омывает ТВЭЛы и уносит выделяющееся в них тепло. Наличие
теплоносителя в активной зоне, а также большого кол-ва конструкц. материалов
в условиях разветвлённой теплопередающей поверхности не препятствует протеканию
цепной реакции. Это существенно облегчает техн. проблемы теплосъёма по сравнению,
напр., с реакторами синтеза, где внесение посторонних веществ в зону протекания
ядерной реакции недопустимо.
Для выработки электроэнергии в АЭС применяются турбогенераторы. В одноконтурных (т. н. кипящих) ядерных реакторах при прокачивании водяного теплоносителя через активную зону образуется слаборадиоактивный пар, к-рый затем поступает на турбину. Для того чтобы ограничить возможность распространения радиоактивности, используется двухконтурная система теплопередачи. В ней теплоноситель, циркулируя по замкнутому первичному контуру, отдаёт тепло для выработки пара во вторичный нерадиоактивный контур. В реакторах с жидкометаллич. натриевым теплоносителем для большей гарантии безопасности применяется трёхконтурная система теплопередачи. Плотн. тепловыделения в энергетических ядерных реакторах достигает сотен кВт на литр активной зоны.
В состав активной зоны многих ядерных реакторов входит замедляющее вещество с малым атомным весом, которое
служит для снижения первонач. энергии нейтронов деления (быстрых нейтронов)
за счёт их упругого рассеяния. В результате многократных соударений с ядрами
замедлителя нейтроны теряют свою энергию, пока не войдут в тепловое равновесие
со средой. Энергетич. распределение таких нейтронов (т. н. тепловых) близко
к максвелловскому с максимумом при комнатной температуре ок. 0,025 эВ. В активной
зоне ядерного реактора размещаются также подвижные стержни или кассеты с интенсивно поглощающим
нейтроны веществом (В, Cd, Eu), предназначенные для регулирования цепной реакции
деления.
Активная зона окружена
отражателем, снижающим утечку нейтронов наружу и соответственно позволяющим
уменьшить величину критич. массы. Материал отражателя обычно тот же самый замедлитель.
В случае реактора-размножителя в отражателе помещается обеднённый или
природный Уран и, как и в активной зоне, происходит накопление 239Рu.
Вокруг отражателя размещается
радиац. биол. защита, состоящая из бетона и др. материалов, предназначенная
для снижения интенсивности ядерного излучения снаружи до допустимого уровня.
Радиоакт. первичный контур теплоносителя также размещается внутри бетонной защиты.
По спектру нейтронов ядерные реакторы подразделяются на быстрые
(без замедлителя), в к-рых деление происходит на
быстрых нейтронах (со ср. энергией порядка сотен кэВ); тепловые (с достаточным
кол-вом замедлителя), в к-рых деление ядер происходит на тепловых нейтронах;
промежуточные (с относительно небольшим кол-вом замедлителя), в к-рых деление
осуществляется на частично замедленных нейтронах-промежуточных или резонансных.
По виду используемого ядерного горючего ядерные реакторы подразделяются на урановые и плутониевые;
по виду замедлителя-на водяные (обычная вода), тяжеловодные, графитовые; по
виду теплоносителя - на водяные, натриевые (жидкий натрий), газовые (углекислый
газ, гелий).
Абс. большинство существующих ядерных реакторов - тепловые с урановым
ядерным горючим, с водяными замедлителем и теплоносителем
(водо-водяные ядерные реакторы). В ядерных реакторах с графитовым замедлителем для отвода тепла используется
вода или газ (водо-графитовые и газо-графитовые ядерные реакторы). Обычно топливо физически
отделено от замедлителя, образуя гетерогенную структуру активной зоны (рис.
2). В отдельных экспериментальных ядерных реакторах может отсутствовать
теплоноситель (критич. сборка, или реактор нулевой мощности), отражатель
(голый ядерный реактор). В гомогенных ядерных реакторах нет ТВЭЛов, и
ядерное горючее используется в смеси с замедлителем или теплоносителем
в виде раствора или суспензии.
Особую группу составляют исследовательские импульсные реакторы, в которых
создаются периодические или одиночные нейтронные вспышки. Часто понятие ядерного реактора
распространяется на весь реакторный блок, включающий в себя непосредственно
сам реактор, а также все обслуживающие его системы (управления, теплопередачи
и др.).
Рис. 2. Схематический разрез гетерогенного реактора.
Основные процессы, протекающие в активной зоне ядерного реактора: деление
ядер, радиац. захват, упругое и неупругое рассеяния нейтронов. При делении первичный
нейтрон поглощается ядром, в результате образуются обычно два радиоактивных
осколка и испускается в ср. v вторичных нейтронов и неск. g-квантов. Значения
v для осн. испытывающих в реакторе деление изотопов приведены в табл. 1.
Табл. 1.
Величина v слабо
растёт с ростом энергии нейтронов.
Энергетич. спектр нейтронов
деления практически одинаков для всех изотопов и почти не зависит от энергии
падающих нейтронов. Он простирается от 0 до примерно 10 МэВ и приближённо описывается
ф-лой
где Е'-энергия нейтронов
(в МэВ). Ср. энергия вылетающих нейтронов-2 МэВ. Угл. распределение практически
изотропно.
Небольшое кол-во нейтронов (так называемые запаздывающие нейтроны) испускаются после деления
из возбуждённых ядер, образующихся при р-распаде осколков. Их интенсивность
спадает экспоненциально со временем. Имеется 6 групп запаздывающих нейтронов
со ср. временами запаздывания от десятых долей секунды до одной минуты. Доля
всех запаздывающих нейтронов b по отношению к мгновенным нейтронам деления для
разных изотопов представлена в табл. 2.
Табл.2.
Вероятность процесса деления,
определяемая эфф. поперечным сечением ядра sf, существенно
зависит от энергии падающего нейтрона Е. На рис. 3 представлена соответствующая
зависимость сечения для 235U. Нерегулярности слева определяются резонансным
характером процесса поглощения нейтронов малой энергии. В ср. в этой области
энергий сечение деления обратно пропорц. скорости нейтрона (закон 1/u). Зависимости
sf (Е)для изотопов 239Рu и 233U
имеют аналогичный вид. Ядра 238U и 232Th не делятся тепловыми
нейтронами. Эфф. пороги деления для них примерно одинаковы - ок. 1 МэВ (рис.
3). Значения sf в барнах при делении тепловыми и быстрыми
нейтронами приведены в табл. 3.
Рис. 3. Зависимость сечений деления ядер 235 U и 238U от энергии нейтронов.
Табл. 3.
Образующиеся в процессе
деления ядер осколки находятся в широком диапазоне массовых чисел: примерно
от 70 до 160 а. е. Они перегружены нейтронами и переходят в стабильное состояние
после неск. последовательных (3-распадов. Ок. 29% всех осколков-газообразные
Кr и Хе.
Полная энергия, выделяемая
при одном акте деления, ~200 МэВ. Она распределяется примерно след. образом:
82% составляет кинетич. энергия осколков, 3% энергии уносят g-лучи деления,
6% - b- и g-кванты распадающихся осколков, 9%-нейтроны деления и g-кванты, образующиеся
при их захвате в неделящихся материалах. Выгорание 1 г ядерного горючего даёт
1 МВт сутки энергии.
На всех ядрах, в т. ч. делящихся, а также на накапливающихся осколках происходит реакция радиационного захвата, при к-рой поглощается нейтрон и испускаются g-кванты. Сечения радиац. захвата sс тепловых нейтронов нек-рыми ядрами представлены в табл. 4. Радиац. захват нейтронов в неделящихся материалах активной зоны приводит к образованию b-радиоакт. изотопов. При поглощении нейтронов ядрами 238U после двух последовательных b-распадов образуются ядра 239Рu, т. е. имеет место вос-произ-во ядерного горючего. В результате последовательного радиац. захвата нейтронов ядрами горючего в реакторе накапливаются высокорадиоакт. трансурановые изотопы, в осн. не делящиеся на тепловых нейтронах и слабо делящиеся на быстрых.
Табл.4.
Для тепловых нейтронов характерна значит. разница в сечениях захвата, в т. ч. и для соседних изотопов, связан-ная со случайной близостью к тому или иному резонансу. Энергетич. зависимость sс в принципе имеет тот же характер, что и sf(Е)для делящихся во всём диапазоне энергий ядер с резонансной структурой в области малых энергий. Для быстрых нейтронов различие в sс для разных ядер значительно меньше, чем для тепловых. Резонансная структура энергетич. зависимости здесь практически полностью сглаживается. Для мн. ядер sс при энергии нейтронов 1-2 МэВ-порядка 0,1 барна. Для лёгких ядер, а также нек-рых средних и тяжёлых, т. н. магических, sс на 1-2 порядка ниже. Радиац. захват в материалах активной зоны, отрицательно влияющий на баланс нейтронов, сильнее сказывается в тепловых ядерных реакторов
Процесс упругого рассеяния происходит на всех ядрах и при всех энергиях нейтронов. В
результате упругого рассеяния нейтрон изменяет направление движения и теряет
часть своей энергии (если она выше тепловой), передавая её ядру отдачи. Сечение
упругого рассеяния ss обычно слабо зависит от энергии нейтрона и
приближённо равняется геом. поперечному сечению ядра (порядка неск. барн). Угл.
распределение нейтронов после рассеяния (в системе центра масс) в большинстве
случаев изотропно; лишь на тяжёлых ядрах для быстрых нейтронов имеет место нек-рая
анизотропия с преимуществ. рассеянием вперёд. Эффект упругого рассеяния непосредственно
не влияет на баланс нейтронов, но косвенно сказывается на протекании цепной
реакции, т. к. уменьшение энергии нейтронов в общем случае изменяет соотношение
между вероятностью вызвать деление и вероятностью захватиться, кроме того, "запутывание"
нейтрона в среде уменьшает вероятность его потери из-за вылета наружу. Ср. потерю
энергии нейтроном при одном соударении удобно характеризовать среднелогарифмич.
декрементом
где E1
и Е2-энергии нейтрона до и после соударения соответственно.
Для ядер с атомным весом А>10 при изотропном рассеянии
Качество замедлителя можно
характеризовать ср. кол-вом столкновений Р, к-рое требуется, чтобы нейтрон
деления сделался тепловым:
В табл. 5 приведены значения
Р для применяемых замедлителей и нек-рых др. веществ.
Табл. 5.
Процесс неупругого рассеяния состоит в том, что нейтрон в общем случае теряет значит.
часть своей энергии, к-рая идёт на возбуждение ядра, а затем излучается в виде
у-квантов. Часть энергии, как и в случае упругого рассеяния, передаётся ядру
отдачи. Энергетич. порог процесса определяется первым уровнем возбуждения ядра,
ниже к-рого неупругое рассеяние невозможно. В табл. 6 приводятся значения первого
уровня
для нек-рых ядер.
Табл. 6.
Сечение неупругого рассеяния
sin сначала растёт с ростом энергии падающего нейтрона выше
порога, затем выходит на плато, достигая величины порядка геом. поперечного
сечения ядра. Наиб. вклад в смягчение нейтронного спектра за счёт неупругого
рассеяния дают тяжёлые ядра, включая 238U и 232Th, для
к-рых sin велико, а порог реакции низок. Для ядер 235U,
239Pu, 233U sin мало из-за большой конкуренции
реакции деления. Полное сечение взаимодействия
нейтронов с ядрами равно сумме парциальных сечений: s = sf
+ sс + ss + sin.
Для описания поведения
совокупности нейтронов в среде вводятся след. величины: плотн. нейтронов п (число нейтронов в единице объёма) и поток нейтронов Ф (число нейтронов,
пересекающих единичную площадку, перпендикулярную направлению их движения, в
единицу времени). Величины n и Ф носят статистич. характер, однако они
обычно достаточно велики, чтобы можно было пренебречь относит. флуктуациями
и считать их равными ср. значениям. Полное число взаимодействий нейтронов с
ядрами в единице объёма среды в единицу времени равно NsФ (N-концентрация
ядер).
Ср. длина пробега нейтрона до соударения с ядром l = (Ns)-1. Длина пробега до взаимодействия
того или иного рода определяется соответственным парциальным сечением. Длина
пробега до рассеяния, в частности, ls= (Ns)-1.
Величина l для реакторных сред-порядка
неск. см. В общем случае ср. расстояние, проходимое движущимся в данном
направлении нейтроном в рассеивающей среде, выражается транспортной длиной
l tr=ls/(l~),
где
-ср.
косинус угла рассеяния в лаб. системе. Если рассеяние изотропно, то ltr
= ls. При преимуществ. рассеянии вперёд ltr>ls.
Величина x/ls, наз. замедляющей способностью среды, характеризует ср. потерю энергии нейтроном на единице длины пути
(см. Замедление нейтронов).
Многокомпонентная среда может быть гомогенной или гетерогенной. В гомогенной среде
сечения отд. компонент аддитивны и общее сечение взаимодействия ,
где ai- доля ядерной плотности i-той компоненты;
сумма берётся по всем компонентам. Условие гомогенности: r<<l,
где r-размер участков различающихся по составу компонент. Отсутствие
аддитивности в гетерогенной среде связано с возникновением локальных неоднородностей
нейтронного потока. Т. к. в общем случае l = l(E), то для одних нейтронов,
напр. быстрых, среда может быть гомогенной, а для других, тепловых,- гетерогенной.
Возможность осуществления цепной реакции деления и её параметры определяются
ядерно-физ. свойствами среды и геометрией (размерами, формой) системы. Влияние
свойств среды можно изучать независимо, введя представление о бесконечной (бесконечно
протяжённой) среде. Осн. параметром в этом случае является -коэф.
размножения нейтронов для бесконечной среды, равный отношению кол-ва нейтронов
одного поколения к предыдущему. При этом подразумевается, что нейтроны данного
поколения исчезают как при поглощении с последующим делением ядра, так и в результате
радиац. захвата. Вторичные нейтроны деления относятся к след. поколению. Время
жизни нейтронов одного поколения весьма мало (10-3-10-5
с в тепловых ядерных реакторах и до 10-8 с в быстрых), поэтому потерей нейтрона
за счёт его собственного b-распада (время жизни ~ 15 мин) можно пренебречь.
В гомогенной среде в общем случае
В чистом природном уране,
где неупругое рассеяние быстро снижает энергию нейтронов ниже порога деления
238 U, радиац. захват настолько превалирует, что
оказывается существенно меньше единицы и цепная реакция невозможна. Для её осуществления
нужно либо повысить содержание изотопа 235U (до 10% и более), либо
изменить спектр нейтронов с помощью замедлителя. В обоих случаях цепная реакция
в осн. будет происходить на 235U. Для смеси урана с замедлителем
упрощённый расчёт
основывается на том, что прослеживается вся "судьба" нейтрона, начиная
от его образования в виде быстрого, далее в процессе замедления вплоть до поглощения,
с определением необходимых параметров для каждого
этапа в отдельности. В результате получается известная ф-ла четырёх сомножителей:
Величина h определяет ср.
кол-во вторичных нейтронов, образующихся в результате поглощения в уране одного
теплового нейтрона с последующим делением ядра. Второй множитель e определяет
вклад в
эффекта размножения быстрых нейтронов в 238U. Величина/есть вероятность
избежать резонансного (радиационного) захвата в 238U в процессе замедления
нейтрона; q - вероятность поглощения теплового нейтрона в уране, а не в замедлителе
или др. материалах.
В общем случае в гомогенной
среде существует оптимальное соотношение между концентрациями ядерного топлива
и замедлителя, при к-ром
наибольший. Дальнейшее увеличение
может быть достигнуто за счёт использования гетерогенной структуры активной
зоны. Обычно активная зона представляет собой правильную решётку стержневых
ТВЭЛов, погружённых в массив замедлителя. Если, напр., в гомогенной смеси природного
урана с графитом
меньше единицы, то при гетерогенной структуре
может доходить до 1,1. На природном уране в смеси с обычной водой, к-рая заметно
поглощает тепловые нейтроны, нельзя достигнуть
=
1 ни при какой структуре активной зоны. Водяной замедлитель обязательно требует
применения обогащённого урана.
Для конечной среды вводится
эфф. коэф. размножения нейтронов Kef, к-рый меньше, чем ,
за счёт утечки нейтронов за пределы активной зоны: Kef =
l, где l- вероятность избежать утечки (для нейтронов данного поколения).
Величина l зависит от свойств среды и геометрии системы. С увеличением
объёма активной зоны относит. величина поверхности, через к-рую происходит утечка,
уменьшается и l растёт. При заданном объёме утечка зависит от формы системы;
для сферы - системы с мин. относит. поверхностью - l максимальна.
При Kef = 1 осуществляется самоподдерживающаяся цепная реакция деления. Это состояние, а также сама система и её параметры наз. критическими.
Движение нейтронов в реакторной среде имеет много общего с хаотич.
движением молекул в газе. Однако макс. концентрация нейтронного газа соответствует
вакууму с давлением 10 мм рт. ст. Это означает, что взаимодействие нейтронов
между собой на много порядков ниже, чем с ядрами, и им можно пренебречь. Поэтому
ур-ния переноса нейтронов являются линейными относительно п и Ф. Пространственное
энерге-тич. распределение нейтронов в точной постановке задачи находится из
решения газокинетич. интегродифференци-ального ур-ния Больцмана, получаемого
при строгом учёте нейтронного баланса в элементарном объёме среды. Это ур-ние
можно решать приближёнными численными методами с любой необходимой степенью
точности. Во многих имеющих практич. интерес случаях достаточную точность даёт
первое приближение метода сферич. гармоник, к-рое близко к диффузионному. Ур-ние
диффузии выводится в предположении, что угл. распределение потока нейтронов
мало меняется на расстояниях порядка l. При подведении баланса нейтронов
учитываются изменение кол-ва нейтронов в данном объёме за счёт обмена с соседними
объёмами, размножения и исчезновения нейтронов при ядерных взаимодействиях,
а также возможное образование нейтронов от внутр. источников, не зависящее от
величины Ф.
Для стационарных состояний, представляющих наиб. практич. интерес, в отсутствие внеш. источников ур-ние диффузии в одномерной геометрии имеет вид
для трёхмерной геометрии-
Величина
наз. длиной диффузии и равна среднему расстоянию, которое проходит тепловой нейтрон в данном направлении от момента
его образования до поглощения. Необходимые граничные условия устанавливаются
для каждого конкретного случая. Для тех областей, где
<1, решение одномерной задачи даёт экспоненц. зависимость п (и Ф)
от х, для
=1-линейную,
для
>
1 -синусоидальную.
Диффузионное приближение
даёт заметную погрешность лишь для участков среды с резко меняющимися свойствами,
а также вблизи сосредоточенных источников или поглотителей нейтронов. Само понятие
диффузии имеет смысл только для несильно поглощающих сред, когда sc<<ss.
Осн. ядерно-физ. параметры
существенно зависят от энергии нейтронов, причём зависимости эти различные.
Поэтому часто используется многогрупповой подход, в к-ром составляется система
ур-ний диффузии для отдельных, примыкающих друг к другу энергетич. интервалов.
Для каждого интервала берутся свои параметры, отвечающие соответствующим ср.
значениям. Уход нейтронов в др. интервалы за счёт упругого и неупругого рассеяний
учитывается как поглощение, приход - как вклад от независимых источников.
Для расчёта тепловых ядерных реактор многогрупповой подход оказывается
громоздким и затруднительным. Можно использовать
более простой диффузионно-возрастной метод, в к-ром рассматриваются всего две
группы нейтронов: замедляющиеся и тепловые. Распространение замедляющихся нейтронов
описывается теорией возраста нейтронов. При этом считается, что энергия нейтронов
в процессе упругого замедления изменяется непрерывно (что неприменимо в случае
наиб. сильных замедлителей, содержащих водород и дейтерий). Из рассмотрения
баланса нейтронов в процессе непрерывного замедления следует:
где S = xФE/ls
- плотн. замедления (число нейтронов в единичном объёме, пересекающих уровень
энергии Е в единицу времени). Величина
называется возрастом нейтронов, связана с временем замедления от нач. энергии Е0
до Е (хотя сама и не имеет размерности времени). Ср. расстояние,
на к-рое уходит нейтрон в данном направлении в процессе замедления (от энергии
деления до тепловой), наз. длиной замедления
(t0-возраст теплового нейтрона). В табл. 7 приводятся значения длин
замедления и диффузии для применяемых замедлителей.
Табл. 7.
Из-за утечки наружу плотность нейтронов спадает по направлению к границам активной зоны ядерного реактора. В результате возникает неоднородность тепловыделения, характеризующаяся коэф. неравномерности, равным отношению макс. плотности тепловыделения к средней (в целом по объёму активной зоны). С целью выравнивания тепловыделения применяют топливо разл. обогащения, повышая его к краям. Там, где важно иметь одинаковую температуру на выходе, прибегают к профилированию потока теплоносителя, уменьшая его к периферии.
При решении нестационарных задач реакторной физики в большинстве случаев можно исходить из того, что пространственное распределение нейтронов практически не меняется со временем и, следовательно, временную зависимость мощности можно находить для реактора в целом (точечная модель ядерного реактора). Основным параметром, определяющим ход мощности, служит реактивность
При r = 0 состояние стационарно. Каждому значению r отвечает определённая
скорость изменения мощности с характерным временем Т
(т. н. периодом реактора), устанавливающаяся после некоторого переходного этапа.
При r<0 мощность снижается, при r>0-растёт.
Если | r | << b,
то период реактора определяется практически только запаздывающими нейтронами
и оказывается достаточно большим, чтобы обеспечить удобное и безопасное регулирование
цепной реакции. С увеличением положит. реактивности период реактора быстро уменьшается.
При r > b период реактора почти полностью определяется временем жизни мгновенных
нейтронов Т0 и уже не зависит от временных параметров
запаздывающих нейтронов:
Если r заметно превосходит b, то будет иметь место недопустимо быстрый (аварийный) разгон ядерного реактора на мгновенных нейтронах.
В процессе работы ядерного реактора происходят внутренние изменения реактивности - относительно быстрые, связанные с
изменением температуры ядерного реактора в переходных режимах, и сравнительно медленные, обусловленные
изменением состава активной зоны за счёт выгорания ядерного горючего и накопления
осколков. Температурный эффект реактивности определяется разл. влиянием температуры
на вероятности элементарных процессов (деление, захват нейтронов) и, как следствие,
на величину ,
а также изменением утечки нейтронов из-за термич. деформации компонент и всей
активной зоны в целом. Количественно этот эффект характеризуется мощностным
коэф. реактивности, к-рый равен изменению реактивности при изменении мощности
на единицу, а также температурным коэф. реактивности, равным отношению изменения
реактивности к температуре теплоносителя (при пост. мощности).
Из-за конечных теплопроводности
и теплоёмкости изменения температуры в разных частях и элементах активной зоны происходят
с разной скоростью. Соответственно коэффициенты реактивности состоят из компонент
в общем случае разл. величины, а также знака, с разными периодами установления.
Наиб. быстрая компонента обусловлена нагреванием топлива, при к-ром за счёт
т. н. допле-ровского уширения резонансов происходит перераспределение парциальных
сечений взаимодействия нейтронов с ядрами реакторных материалов. Значения коэффициентов
реактивности изменяются с мощностью, а также в процессе выгорания горючего.
Порядок величины асимпто-тич. коэффициентов реактивности: мощностного - 10-5
МВт-1 температурного-10-5 К-1.
Влияние температуры и мощности на реактивность означает наличие в
ядерном реакторе внутренней обратной связи. В большинстве случаев эта
обратная связь отрицательна, что способствует стабильности ядерного реактора
в аварийных ситуациях, в т. ч. при выходе системы управления из строя. На величину
этой обратной связи можно влиять соответствующими конструктивными мерами. Правила
ядерной безопасности устанавливают жёсткие требования к параметрам внутр. устойчивости
ядерного реактора.
Связанные с накоплением
осколков эффекты влияния на реактивность - отравление и шлакование. Отравление
имеет место только в тепловых ядерных реакторах и обусловлено в первую очередь образованием
135Хе (с выходом 6-7% на акт деления),
обладающего колоссальным сечением поглощения тепловых нейтронов - 2,7•106
барн. Исчезает 135Хе как за счёт р-распада (с периодом 9,2 ч), так
и из-за выгорания-превращения при захвате нейтрона в слабопоглощающий 136Хе.
При большой мощности, отвечающей потоку 1013 нейтрон/см2.с
и выше, второй эффект становится превалирующим. После остановки ядерного реактора количество
135Хе растёт, т. к. продолжается р-распад его предшественника-135I
(с периодом 6,7 ч), а выгорание отсутствует, до тех пор пока не установится
равновесие с его собственным b-распадом. Связанное с этим временное снижение
реактивности после остановки теплового ядерного реактора носит название йодной ямы.
Более слабый эффект - отравление 149Sm, сечение поглощения тепловых нейтронов
для к-рого составляет 5,3•104 барн. Потеря реактивности за счёт накопления
других, слабо поглощающих нейтроны осколков-шлакование-практически не зависит
от уровня мощности и пропорц. достигнутой степени выгорания топлива. В быстрых
ядерных реакторах, где нет сильных поглотителей нейтронов, отравление отсутствует, а шлакование
относительно мало.
Система управления и защиты ядерного реактора (СУЗ) включает в себя след. подсистемы: оперативного регулирования, управляющую относительно небольшой (десятые доли b) положит. и отрицат. реактивностью, достаточной для обеспечения необходимых переходных режимов; подсистему аварийной защиты, быстро вводящую по сигналу о выходе технол. параметров за допустимые пределы большую (неск. b) отрицат. реактивность и останавливающую цепную реакцию; подсистему компенсации, сравнительно медленно вводящую положит. реактивность для компенсации её снижения как за счёт температурных эффектов, так и из-за выгорания ядерного горючего и накопления осколков. Изменение реактивности в нужную сторону осуществляется движением регулирующих стержней по показаниям следящих за мощностью ионизац. камер и др. технол. датчиков. Управление ядерным реактором может осуществляться в автоматическом и ручном режимах.
СУЗ-система высокого класса, обеспечивающая безопасное управление ядерным реактором в нормальных и регламентных аварийных ситуациях за счёт надлежащей внешней обратной связи.
О. Д. Казачковский.
|
![]() |