Мерзликин Основы теории ядерных реакторов

Поэтому, если прологарифмировать по точкам график переходного процесса в ре-

альном реакторе (о котором говорилось в п.11.1.1), становится ясным, что величина периода реактора будет примерно постоянной только в развитой части переходного процесса, а на стадии начального скачка величина периода реактора - переменна.

Приходится признать, что на первой стадии переходного процесса n(t), то есть на стадии начального скачка, при постоянной величине реактивности (или δkэ) переменной величиной является величина среднего времени жизни поколения нейтронов. За счёт чего? - Очевидно, за счёт того, что в течение начального скачка переменной величиной является соотношение скоростей генерации мгновенных и запаздывающих

нейтронов.

Величина периода реактора Т, являясь удобной аналитической характеристикой интенсивности переходного процесса n(t) в реакторе, для практика-оператора реакторной установки не очень удобна с точки зрения её практического измерения. Представим себе, как это делается: в определённый момент переходного процесса, когда стрелка измерителя нейтронной мощности проходит определённое деление на его шкале, включается секундомер, который должен быть остановлен в тот момент, когда стрелка прибора будет показывать значение нейтронной мощности, в 2.71828... раза превосходящее значение при включении секундомера; в этом случае секундомер как раз и покажет величину периода реактора Т. Оператору для измерения величины периода необходимо знать, на каком делении следует остановить секундомер, для чего он должен выполнить быстрое вычисление: величину начальной нейтронной мощности умножить (или разделить) на число е = 2.7182818.., что, конечно, можно проделать при наличии калькулятора, но “ в уме” такое вычисление явно затруднительно.

Поэтому операторы пользуются более практичной характеристикой, пропорциональной величине периода реактора Т и называемой периодом удвоения мощности реактора (Т2), которая, как следует из её названия, представляет собой время изменения нейтронной мощности реактора в два раза. Взаимосвязь величин Т2 и Т (при одной и той же величине сообщаемой реактору реактивности ρ) вытекает из того же решения ЭУКР. Если в него подставить значение t = T2 , то отношение n(T2) / no = 2 (как следует из определения ), и, следовательно

И последнее. Элементарное уравнение кинетики реактора и его решение, несмотря на простоту, неплохо служит в прикладном плане, давая возможность непосредственно измерять мгновенное значение периода реактора или периода удвоения его мощности, а, точнее, указывает путь к реализации периодомера - прибора для измерения величины периода. Если в выражение элементарного уравнения кинетики подставить величину периода реактора Т = l / δkэ, то получается

dt

то есть:

Мгновенное значение величины периода реактора есть отношение мгновенного значения нейтронной плотности к мгновенному значению производной плотности нейтронов в реакторе.

Нейтронная мощность реактора измеряется, как известно, с помощью нейтронных камер, по величине электрического тока камер, пропорциональной величине измеряемой нейтронной мощности реактора. Из последней формулы для Т вытекает, что для

измерения мгновенного значения величины периода реактора Т(t) следует выходной сигнал ионизационных камер:

продифференцировать (в дифференцирующем блоке);

подать сигналы, пропорциональные n(t) и dn/dt на вход логарифмирующего усилителя, преобразующего натуральные их значения в логарифмические;

подать выходные сигналы с логарифмирующего усилителя на суммирующее устройство, в котором получается сигнал, пропорциональный их разности (и пропорциональный величине логарифма периода реактора Т);

подать полученный сигнал на показывающий электроизмерительный прибор с логарифмической шкалой.

Рис. 11.6. Принципиальная блок-схема измерителя периода удвоения мощности реактора.

Указанное в схеме логарифмирование сигналов является вынужденной мерой, поскольку в стационарном состоянии период реактора Т (и период удвоения мощности Т2), как известно, имеют бесконечно большие величины, и в натуральном масштабе индикация величины периода оказывается технически невозможной (для этого потребовался бы показывающий прибор с бесконечно широкой шкалой).

Краткие выводы

Кинетика реактора - раздел теории, изучающий и описывающий закономерности изменения во времени плотности нейтронов в реакторе при ненулевых реактивностях постоянной величины.

В кинетическом описании переходных процессов существенную роль играет величина времени жизни поколения нейтронов в реакторе.

Элементарное уравнение кинетики реактора, которое не учитывает различий между мгновенными и запаздывающими нейтронами, не даёт полного объяснения закономерного характера переходных процессов n(t) в реальных реакторах при сообщении им реактивности. Его решение объясняет лишь экспоненциальную стадию в развитой части переходных процессов, но не даёт объяснения наличию в реальных переходных процессах стадии начального скачка плотности нейтронов, с которой начинается переходный процесс n(t). Это вынуждает заниматься более детальным изучением закономерностей генерации нейтронов в реакторе и выделять среди них запаздывающие нейтроны.

Запаздывающие нейтроны получаются за счёт выхода при делении ядер топлива тринадцати основных типов потенциально нейтроноактивных осколков деления, называемых предшественниками запаздывающих нейтронов. Предшественники, испытывая первым β-распад, в качестве дочерних продуктов этого распада дают нейтроноактивные излучатели запаздывающих нейтронов, из которых и испускаются запаздывающие нейтроны.

Отличия запаздывающих нейтронов, испускаемых различными излучателями, заключаются в различных величинах их начальной кинетической энергии и их абсолютными долями выхода, а также величинами времени запаздывания. Для более компакт-

ного описания тринадцать типов запаздывающих нейтронов объединены в шесть групп по принципу близости их основных характеристик. Эти шесть групп характеризуются усреднёнными значениями долей выхода, постоянных β-распада и начальной энергии. Средняя начальная кинетическая энергия запаздывающих нейтронов всех шести групп равна 0.49 МэВ, а суммарная доля выхода в общем балансе генерации нейтронов для запаздывающих нейтронов в критическом реакторе бесконечных размеров равна 0.0064 (для 235U) и 0.0021 (для 239Pu). В реальном уран-плутониевом топливе энергетических реакторов усреднённая величина доли выхода запаздывающих нейтронов в процессе кампании активной зоны снижается пропорционально уменьшению содержания 235U в топливе. В реакторах АЭС величина эффективной доли выхода запаздывающих нейтронов уменьшается от 0.0064 (для свежего топлива в начале кампании) до 0.0045 - 0.0050 (в конце кампании). В реакторах больших размеров (реакторах АЭС) величины теоретической и эффективной долей выхода запаздывающих нейтронов приблизительно равны (величина ценности запаздывающих нейтронов в этих реакторах близка к единице).

Роль запаздывающих нейтронов состоит в том, что относительно небольшое их количество в реакторе увеличивает значение среднего времени жизни поколения нейтронов как минимум на три порядка величины (от 10 -4 до 10 -1 с), благодаря чему и реализуется возможность безопасного управления реактором.

Характеристиками интенсивности развития экспоненциальных переходных процессов n(t) в реакторах являются период реактора и период удвоения мощности. Последняя характеристика для практика более удобна из-за простоты её “ безоружного” измерения. Эти две характеристики пропорционально взаимосвязаны друг с другом зависимостью:

T2 ≈ 0.693 Т, или Т ≈ 1.44 Т2

Математической интерпретацией мгновенного значения изменяющегося периода Т является отношение мгновенных значений плотности нейтронов и производной плотности нейтронов в реакторе по времени.

Тема 12

КИНЕТИКА РЕАКТОРА С УЧЁТОМ ЗАПАЗДЫВАЮЩИХ НЕЙТРОНОВ

Здесь, как и в предыдущей теме, будет рассматриваться кинетика «холодного» реактора в точечно-параметрическом приближении. Как и ранее, оговариваемся, что в рамках нашего рассмотрения величина положительной или отрицательной реактивности первоначально критическому реактору сообщается самым простым и жёстким об-

разом - мгновенным скачком (рис.12.1).

ρ(t)

ρ > 0

t

0

ρ < 0

Рис.12.1. Мгновенный скачок положительной и отрицательной реактивности.

Дело в том, что для изучения общих закономерностей поведения плотности нейтронов n(t) надо, чтобы величина вводимой реактивности во времени изменялась одинаковым образом (по одному закону), общим для всех случаев сообщения реактору конкретной величины реактивности, независимо от её величины и знака. Поэтому и способ сообщения реактору реактивности избран общим: мгновенный скачок.

В действительности реальному реактору таким образом сообщить заданную величину реактивности невозможно: при ограниченной скорости перемещения органа СУЗ перемещение поглотителя всегда требует определённого конечного времени, тем более короткого, чем выше скорость линейного перемещения стержня-поглотителя. Но вследствие инерционности воплощённой в металле кинематической схемы любого органа СУЗ процесс сообщения реактивности критическому реактору всегда будет иметь более “ мягкий” ( растянутый во времени) характер: на начальном участке перемещения поглотителя требуется преодолеть инерцию покоя всего механизма, на конечном участке - наоборот - инерцию движения, а на стадии равномерного перемещения поглотителя (с постоянной скоростью) процесс сообщения реактору реактивности имеет приблизительно линейный характер (рис.12.2).

Рассмотрение случая сообщения реактивности реактору мгновенным скачком обусловлено ещё и тем, что любые иные реальные способы воздействия на реактор бо-

лее безопасны.

ρ* > 0

ρ* < 0

0 t

Рис.12.2. Характер реального процесса сообщения реактору положительной и отрицательной реактивности во времени за счёт перемещения подвижного стержня-поглотителя в реакторе из критического положения.

12.1. Система дифференциальных уравнений кинетики реактора с учётом шести групп запаздывающих нейтронов.

Очевидно, что плотность тепловых нейтронов, полученных в результате замедления в любом микрообъёме активной зоны в любой момент времени всегда равна сумме плотностей тепловых нейтронов, полученных в результате замедления мгновенных и запаздывающих нейтронов.

n(t) = nм(t) + nз(t).

Из этой очевидности вытекает и другая: так как производная суммы двух функ-

На основе этого равенства и построен вывод первого из системы дифференциальных уравнений кинетики реактора - уравнения скорости изменения плотности нейтронов в реакторе.

Примечание. Впредь, говоря о плотности тепловых нейтронов, получаемых в результате замедления мгновенных (или запаздывающих) нейтронов, будем выражаться кратко: “ плотность мгновенных (запаздывающих) нейтронов”, оговаривая лишь случаи, когда использование таких кратких выражений приводит к двусмысленному пониманию их.

12.1.1. Дифференциальное уравнение скорости изменения плотности нейтронов.

Используя один из простейших приёмов математической физики, величину эффективного коэффициента размножения нейтронов в реакторе можно представить как сумму двух слагаемых, каждое из которых словно бы отдельно ответственно за размножение мгновенных и запаздывающих нейтронов:

где kэм = kэ ( 1 - βэ ) - произведение эффективного коэффициента размножения на эффективную долю выхода мгновенных нейтронов, называемое коэффициентом раз-

множения на мгновенных нейтронах, а

kэз = kэ βэ - произведение эффективного коэффициента размножения на эффективную долю выхода запаздывающих нейтронов, называемое коэффициентом размно-

жения на запаздывающих нейтронах.

Величина βэ - в обоих случаях - это суммарная эффективная доля выхода запаздывающих нейтронов всех групп (мы рассматриваем приближение с шестью группами запаздывающих нейтронов):

6

βэ = ∑βэi .

i=1

Аналогично понятию избыточного коэффициента размножения (δkэ = kэ -1) вводится понятие избыточного коэффициента размножения на мгновенных нейтронах, величина которого будет равна:

Обособленное рассмотрение размножения на мгновенных нейтронах даёт возможность первое слагаемое правой части (12.1) записать сразу, без вывода, используя известное нам элементарное уравнение кинетики реактора, в котором следует произвести лишь формальную замену: вместо δkэ - подставить величину δkэм ≈ ρ - βэ, а вместо

Примечание. Из (12.3), строго говоря, следует, что

δkэм = δkэ - kэβэ = kэ [(δkэ / kэ) - βэ] = kэ (ρ - βэ),

но, как уже не раз отмечалось, величина kэ в практике управления реальными энергетическими реакторами мало когда отличается от единицы более, чем на 0.002, поэтому величина kэ без заметного ущерба для точности может быть принята равной единице.

.Второе слагаемое в правой части (12.1.1) - скорость изменения плотности тепловых нейтронов, полученных в результате замедления запаздывающих нейтронов dnз /dt. Эта величина находится из простых рассуждений.

Предположим, что реальная концентрация ядер-предшественников запаздывающих нейтронов i-ой группы в рассматриваемый момент времени равна Сi. Это означает, что в единичном объёме активной зоны будет происходить β-распад этих предшественников со скоростью λiCi (где λi - постоянная β-распада предшественников i-ой группы). Это, в свою очередь, означает, что в этом единичном объёме ежесекундно будут образовываться λiCi ядер-излучателей запаздывающих нейтронов этой группы, а, поскольку каждое ядро-излучатель практически без запаздывания испускает один запаздывающий нейтрон, величина λiCi является ещё и мгновенным значением скорости образования быстрых запаздывающих нейтронов i-ой группы.

Если бы эти быстрые запаздывающие нейтроны со стопроцентной достоверностью избегали утечки и резонансного захвата при замедлении, то в каждом единичном объёме активной зоны в среднем из них ежесекундно рождалось бы столько же тепловых нейтронов, но если учесть, что из всех их только (рзϕ)-ая часть остаётся в активной зоне, то фактически в каждом единичном объёме активной зоны ежесекундно будет рождаться λiCi pзϕ тепловых нейтронов, получаемых из запаздывающих нейтронов i-ой группы. Общая же скорость генерации тепловых нейтронов из запаздывающих нейтронов всех шести групп будет очевидно равна

называется эффективной концентрацией предшественников i-ой группы. Эта ве-

личина, введённая в обиход из соображений чистого удобства (компактности записи), имеет смысл некоторой условной эквивалентной концентрации тех же предшественников, из которых ежесекундно получалось бы реальное количество тепловых запазды-

вающих нейтронов i-ой группы, если бы утечка и резонансный захват замедляющихся нейтронов в реакторе отсутствовали бы.

Таким образом, с учётом выражений (12.5) и (12.4) исходное уравнение для скорости изменения плотности нейтронов в реакторе (12.1) приобретает вид:

Это уравнение является неопределённым, так как, кроме основной неизвестной функции n(t) оно содержит ещё шесть неизвестных функций - временных зависимостей эффективных концентраций предшественников запаздывающих нейтронов всех шести групп. Поэтому для того, чтобы получить конкретное решение, необходимо замкнуть систему, то есть присоединить к (12.7) ещё, как минимум, шесть дифференциальных уравнений, в которых функции сi(t) фигурировали бы независимым от уравнения (12.7) образом.

12.1.2. Дифференциальные уравнения скоростей изменения эффективных концентраций предшественников запаздывающих нейтронов шести групп. Логический вид этих шести уравнений одинаков:

dCi/dt = (скорость генерации предшественников i-ой группы) - (скорость их β-распада). (12.8)

Первое слагаемое правой части (12.8) получается из следующих рассуждений. Если n(t) - средняя по объёму активной зоны плотность тепловых нейтронов в некоторый произвольный момент времени t, то через промежуток времени, равный среднему времени жизни поколения мгновенных нейтронов l плотность нейтронов станет равной kэn(t) (что следует из определения эффективного коэффициента размножения kэ). Эти тепловые нейтроны очередного поколения получены в результате замедления быстрых нейтронов, исходное число которых в единичном объёме активной зоны было равно kэ n /pз ϕ, то есть рождались эти нейтроны со средней скоростью kэn / pзϕ l в каждом см3 активной зоны за 1 с. Но среди всех этих быстрых нейтронов βi-ая часть рождались как запаздывающие нейтроны i-ой группы, а поскольку каждый запаздывающий нейтрон i-ой группы испускался одним излучателем, а каждый излучатель получался в результате β-распада одного предшественника i-ой группы, то из этого следует, что скорость генерации предшественников i-ой группы составляет kэn βэi / pзϕ l ядер/см3 с. Такова величина первого слагаемого правой части логического уравнения (12.8).

Со вторым слагаемым этого уравнения дело обстоит значительно проще: в соответствии с известным законом радиоактивного распада скорость β-распада предшественников i-ой группы определяется только наличной в данный момент времени концентрацией их Сi, то есть равна λiCi.

Поэтому искомое дифференциальное уравнение для скорости изменения действительной концентрации предшественников i-ой группы будет:

а если, руководствуясь формулой (12.6), перейти к эффективным концентрациям предшественников любой группы, и полагая, что, как и в предыдущем выводе, kэ ≈ 1, то:

Таков общий вид шести дифференциальных уравнений для скоростей изменения эффективных концентраций предшественников запаздывающих нейтронов 6 групп.

Таким образом, полная замкнутая система семи дифференциальных уравнений

Уравнение (12.18) по отношению к уравнению (12.10) является характеристиче-

ским и называется уравнением обратных часов (УОЧ).

Замечание. Получена, строго говоря, приближённая форма уравнения обратных часов, поскольку в процессе его вывода было принято одно допущение: предполагалось, что величина эффективного коэффициента размножения kэ очень мало отличается от единицы, в связи с чем допускалось, что ρ ≈ δkэ. Эта натяжка незначительно влияет на точность решения и не меняет качественного характера решения системы дифференциальных уравнений кинетики реактора, но даёт возможность при этом значительно сократить объём математических преобразований при выводе уравнения обратных часов. Если бы мы не прибегали к указанному допущению, в результате более громоздкого вывода можно было бы получить более точное выражение для уравнения обратных часов (сравните):

Уравнение обратных часов настолько важно и для анализа решений системы дифференциальных уравнений кинетики реактора, и для практической деятельности оператора реакторной установки, что мы временно прервём ход решения дифференциальных уравнений кинетики и остановимся на нём более подробно.

12.1.4. Уравнение обратных часов.

а) Уравнение обратных часов как характеристическое уравнение системы дифференциальных уравнений кинетики реактора. Развёрнутый вид уравнения:

свидетельствует о том, что это - алгебраическое уравнение седьмой степени относительно Т. Для того, чтобы понять это, достаточно мысленно представить, что получится в числителе выражения правой части уравнения после приведения его к общему знаменателю: седьмая степень уравнения становится очевидной. А это значит, что уравнение обратных часов в самом общем случае должно иметь семь корней.

В разделе математики “ Решение дифференциальных уравнений” говорится, что вид, величины и знаки корней характеристического уравнения определяют вид решения дифференциальных уравнений. В частности, если характеристическое уравнение имеет действительные корни, то решение дифференциального уравнения (или системы дифференциальных уравнений) имеет экспоненциальный вид. Это побуждает нас заняться анализом корней уравнения обратных часов.

Но вначале следует уточнить одну немаловажную деталь: отыскивая с самого начала именно экспоненциальное решение для дифференциального уравнения изменения плотности нейтронов в виде одной экспоненты - n(t) = no exp (t/T), - мы невольно совершили небольшой просчёт, который следует исправить по ходу дела. Если уравнение обратных часов имеет семь корней, то общее решение системы дифференциальных уравнений кинетики реактора будет не одной экспонентой, а будет представлять со-

бой сумму семи экспонент, показатели которых определяются величинами этих семи корней уравнения обратных часов: