ОЯФРиД

потери 01n в конструкционных материалах, т.к. значения сечений захвата для быстрых

нейтронов весьма малы, да к тому же и количество конструкционных материалов уменьшается (т.к. меньше размеры активной зоны).

Основные особенности РБН можно свести к следующим:

1. Основное число делений идет при En = 0,1-0,5 МэВ, где д + з порядка 1,5-2,5 ,

или в 200-300 раз меньше, чем в тепловой области. Значит, критическая масса РБН должна быть во столько же раз больше.

2.Следствием большой критической массы является меньшая, чем в реакторе на тепловых нейтронах, потеря реактивности при сгорании единицы массы топлива. Если учесть внутреннее воспроизводство в РБН, то потеря реактивности может быть даже отрицательной, т.е. будет наблюдаться рост реактивности по мере работы реактора.

3.Небольшие значения д обусловливают высокие потоки нейтронов (примерно на 2

порядка больше, чем в реакторах на тепловых нейтронах): в РТН (10+13 - 10+14) см-2с-1,

а в РБН (10+15 - 10+16 ) см-2 · с-1.

4. За время кампании флюэнс нейтронов для ТВЭЛов РБН превышает 10+23 нейтр·см-2 (каждый атом десятки раз выбит из кристаллической решетки), вследствие чего начинают играть роль процессы радиационного распухания и радиационной ползучести, что ограничивает время кампании.

5.Если нет аномально высоких значений з, нет отравления РБН (в противовес тепловым), что обусловливает разные коэффициенты очистки.

6.Среднее время жизни нейтронов в РБН составляет 10-6 - 10-7 с, а в РТН 10-2-10-4; следовательно, у РБН сложнее управление.

7. У РБН должна быть высокая концентрация делящегося нуклида (по U-235 - не ниже 15%, по Pu-239 - 10%).

8.В РБН большая доля делений U-238 на быстрых нейтронах: в РТН она составляет

3%, в РБН - 10-20%.

9.Плотность энерговыделения у РБН значительно больше (в 4-5 раз), чем у РТН.

10.У РБН коэффициент воспроизводства может быть заметно больше 1.

По исполнению реакторы могут быть однозонными и двухзонными, гомогенными и гетерогенными. Коэффициент воспроизводства для некоторых типов реакторов на быстрых нейтронах может достигать 1,4-1,5, что позволяет удваивать количество делящегося материала за несколько лет. Очень важно и то, что реакторы на быстрых нейтронах позволяют вовлекать в топливный цикл обедненный по урану-235 природный уран путем

Кафедра радиохимии и

1.2.2. Распределение масс ПД

Любой процесс деления дает набор продуктов разной массы. Распределение ПД по массам зависит от энергии возбуждения: чем она выше, тем симметричнее деление. При делении на тепловых нейтронах энергия возбуждения невелика, и распределение ПД по массам несимметричное. Распределение ПД по массам чаще всего характеризуют с помощью кривых выходов масс (рис. 4).Выход определяют либо как долю ПД данной массы, получающихся при делении одного ядра, либо как вероятность образования данного радионуклида при делении, нормированная на 200. По второму определению, сумма выходов

i = 200%.

Вся кривая дискретна. Наибольший выход в легком максимуме имеет изобарная цепочка с А = 100, а в тяжелом – с А = 134.Тонкая структура выходов приведена на рис.1.5.

Рис. 1.5.Тонкая структура выходов: а - легкий максимум, А= 90-102; b - тяжелый максимум, А=131-146

Кафедра радиохимии и

1.2.3. Распределение заряда при делении

Для каждой заданной массы заряд ядра не имеет постоянного значения, а колеблется около наиболее вероятной величины (Zp), т.е. ПД с A = const представляют собой смесь изобар. Величина Zp определяется равноудаленностью легких и тяжелых ядер от зоны стабильности (т.е. примерно равноустойчивостью легких и тяжелых ядер).

Распределение зарядов около Zp охватывает 2-3 единицы в большую и меньшую стороны, и в грубом приближении описывается распределением типа Гаусса. Например, для A = 90, Zp = 36 (Kr) распределение заряда приведено на рис.1.6. Выход каждого изобара можно охарактеризовать "независимым выходом" нез, который дается либо в процентах от общего числа делений – абсолютный независимый выход ( н.а ), либо в процентах от общего числа изобар с данным A – относительный независимый выход ( н.о ).

Рис.1.6. Распределение заряда изобарной цепочки с А=90. Независимый выход : а - абсолютный; b – относительный

1.2.4. Радиоактивные цепочки ПД

Проще всего можно оценить ядерно-физические свойства продуктов деления путем построения так называемой "нейтронно-протонной" диаграммы ядер периодической системы (рис.1.7). Из нее с очевидностью следует, что практически все ПД имеют избыток нейтронов и должны являться -излучателями. Поэтому при переходе в зону устойчивости ядер возникают изобарные цепочки, составленные из -активных радионуклидов различных элементов. Родоначальниками цепочек становятся наиболее нейтронно избыточные ядра с данным А, которые находятся слева на кривой распределения зарядов. В итоге самые правые ядра (наиболее устойчивые) накапливаются за счет распада предшественников. Таким

Кафедра радиохимии и

образом, все ядра цепочки, кроме первого, можно считать образующимися по двум каналам: собственно за счет деления ( нез) и за счет распада предшественников ( ), тогда общее поступление будет описываться "кумулятивным" выходом кум= нез + нез предшественников.

Рис.1.7. "Нейтронно-протонная" диаграмма ядер: * - 236U = 92p + 144n; N – число 01n; Z – число 01p в ядре

Общая схема цепочки приведена на рис.1.8.

кум.1= нез.1

Рис.1.8.Общая схема цепочки

Взаимосвязь цепочек между собой осуществляется: через реакцию (n, ) уход в более "тяжелую" цепочку и путем испускания "запаздывающих" 01n уход в соседнюю

"легкую" цепочку. "Экранированные" ядра возникают при разрыве цепочки с A = const на две, разделенные стабильным нуклидом. Всего цепочек может быть столько, сколько изобар,

Кафедра радиохимии и

а с учетом "экранированных" даже больше; если Amin = 72, а Amax = 161, то число цепочек

Рис.1.9. Примеры цепочек из легкого и тяжелого максимумов Элементный состав продуктов деления приведен в табл.1.4. Всего элементов в ПД

36 (от Zn с z = 30 до Dy с z = 66).

Таблица 1. 4

Элементный состав продуктов деления

Период Ряд

* Ce, Pr, Nd, Pm, Sm, Eu, Gd, Tb, Dy.

Кроме химической (элементной) классификации ПД, которая необходима для выбора схем переработки облученных материалов, ПД часто классифицируют:

а) по степени влияния на отравление реактора (входят радиоактивные и стабильные ПД, имеющие большие и з, очистка от которых должна быть максимальной);

Кафедра радиохимии и

Если общее число ядер U-235 N ,35 = M35 · NАв / 235, где М35 – масса U-235, т; f = =590·10-24 см2 и Ef = 3.04·10-11 Дж; W – мощность реактора, МВт, то ср=

2.2·1010·W/M35, аналогично, если М35 – г, а W – Вт.

1.3.1.2. Характеристики выгорания ядерного топлива

Выгоранием называется процесс убыли атомов топлива в работающем реакторе. Этот процесс можно в целом характеризовать:

1) выделившейся интегральной тепловой энергией (W · tк ), МВт · сут (или флюэнсом нейтронов – · tк, что пока используется редко);

2)полным числом актов деления (Nдел);

3)числом актов деления и захвата нейтронов в делящемся нуклиде, равным числу выгоревших делящихся ядер (N д,з );

4)массой продуктов деления (г, кг).

Лучше характеризуют работу реактора удельные характеристики, полученные при делении интегральных показателей на объем или массу топлива. Наиболее употребительным является удельное выгорание – энергосъем с единичной массы топлива, или с единичной массы тяжелого металла, или с единичной массы делящихся ядер. Размерность: МВт · сут/г; МВт · сут/т. Удельное выгорание не имеет смысла, если не указано, к массе чего (топливо, тяжелый металл и т. д.) отнесен энергосъем.

Предельная величина выгорания находится из соотношения 1 МВт = 3 · 10+16 дел/с, тогда на 1 деление выделится энергия (3·10+16)-1 = 3,2·10-17 МВт·с/дел. В перерасчете на

1 грамм U-235 это дает 3,2·10-17 ·6,02·10+23 /235= 8,1·10+4 МВт·с/г. В пересчете на 1 т U- 235 и в сутки.

мощности 1МВт расходуется 1 г U-235 в сутки, хотя на самом деле к этой величине надо добавить еще U-235, расходуемый по (n, ) – еще около 0,23 г, т.е. всего уйдет 1,23 г U-235, для обеспечения работы в течение суток при мощности 1 МВт.

Если теперь реальное выгорание отнести к предельному, получим степень выгорания

– . Она может быть выражена в долях, процентах. Часто степень выгорания дают прямо в мегаваттах на тонну(не следует забывать, тонну чего).

Кафедра радиохимии и

Преимущества и недостатки разных способов выражения удельного выгорания: удельное выгорание, выраженное через энергосъем с единичной массы топлива (или же тяжелого металла), вполне однозначно и объективно характеризует работу реактора, но неудобно для сравнения реакторов с разной степенью обогащения, т.к. при этом одинаковое удельное выгорание (в МВт·сут/т топлива) будет отвечать разным долям выгоревшего делящегося нуклида. Если же удельное выгорание выражать через энергосъем, отнесенный к 1 г (1 т) делящегося нуклида, то это будет формальная величина, поскольку в процессе деления будут принимать участие и новые ядра образующегося Pu-239, а мы весь энергосъем относим к исходному U-235. В итоге удельное выгорание получается завышенным, а иногда даже превышает единицу (т.е. больше 10+6 МВт·сут/т U-235), что означает лишь то, что большая доля энергосъема обусловлена участием в процессе деления вновь образовавшихся в реакторе ядер Pu-239.

От этих сложностей пытаются избавиться путем использования новых характеристик выгорания:

1.Накопление продуктов деления в единичном объеме топлива (тяжелого металла), г/см-3, или в единице массы, кг/т. Этот способ пока редко используется.

2.Число актов деления ядер на один первоначально загруженный делящийся атом – fifa (fissions per initial fussionablе atom) – это полный аналог способа, где энергосъем отнесен

кединице массы делящегося нуклида (U-235); fifa, так же как , может быть больше единицы для реакторов с коэффициентом воспроизводства больше 1,1.

3.Число актов деления ядер на один первоначально загруженный атом тяжелого металла – fima (fissions per initial metal atom). Очевидно, fima меньше fifa в q раз, где

q = (N35 +N38 )/N35 >> 1.

4. Глубина выгорания – доля выгоревших атомов топлива или тяжелого металла – хорошая характеристика, но не всегда легко определяется.

ГВ = fifa ( 1 + з / д ) 35.

Допустимое удельное выгорание зависит от многих причин: для реакторов на тепловых нейтронах и слабообогащенном уране (реакторы типа ВВЭР и РБМК) составляет 0,02-0,04 МВт·сут/г урана; для реакторов на быстрых нейтронах – 0,1-0,15 МВт·сут/г урана, а на грамм U-235 – больше.

Объемное накопление ПД составляет до 1 г/см3. Относительное выгорание в высокообогащенных системах с низким Kв доходит до 30-50% исходного U-235.

Кафедра радиохимии и

1.3.2.Общая схема эволюции ПД

Впроцессе работы ядерного реактора возможны следующие пути образования того или иного i-нуклида:

1.Образование за счет деления (независимый выход).

Если P – скорость образования; F – скорость деления (дел/с), то

Pi ' = Pi ' ( F · i ).

2. Образование за счет предшественников по цепочке:

где tк – время кампании; j – константы радиоактивного распада предшественников по цепочке.

3. Образование за счет появления i-го ПД при испускании запаздывающих нейтронов из цепочки Ai + 1:

Pi ''' = Pi ''' ( F ; j+1 ; j+1 ; tк ).

4. Образование i-нуклида из цепочки Ai - 1 за счет реакции (n, ):

Pi '''' = Pi '''' ( F ; j-1 ; j-1 ; i-1; ; tк ),

где – сечение захвата, барн; – поток нейтронов, (с · см2) -1. Пути расхода нуклидов при работе реактора:

1. Радиоактивный распад:

Ri' = Ri' ( i ; Ni ; tк ). 2. Реакция радиационного захвата (n, ):

Ri'' =Ri'' ( i ; Ni ; i; ;tк ).

3. Уход в цепочку Ai-1 за счет испускания запаздывающих нейтронов (встречается сравнительно редко):

Кафедра радиохимии и