Мерзликин Основы теории ядерных реакторов

Таким образом, и до, и после взаимодействия нейтрона с ядром имеются свободный нейтрон и одно и то же ядро, и единственным результатом такого взаимодействия является лишь то, что кинетические энергии исходного и испущенного нейтронов неодинаковы: энергия испускаемого нейтрона в подавляющем большинстве случаев оказывается ниже энергии исходного нейтрона. Кроме того, направления движения исходного и испускаемого нейтронов также неодинаковы.

Внешне такое взаимодействие выглядит не как ядерное, а, скорее, как обычное механическое соударение нейтрона с ядром, в результате которого нейтрон передает ядру часть своей кинетической энергии, меняя при этом свою скорость и направление движения.

Многократно повторяемые акты таких соударений в классической механике, как известно, называют рассеяниями. По аналогии с механическими рассеяниями нейтронные реакции подобного типа называют реакциями рассеяния.

Склонностью к реакции рассеяния, как и склонностью к радиационному захвату,

обладают все (без исключения) известные нуклиды, хотя и в различной степени.

Для реакторщика важно знать, ядра каких элементов наделены Природой этой склонностью к рассеянию, поскольку в тепловом реакторе за счёт реакций рассеяния идёт процесс уменьшения кинетической энергии нейтронов при их перемещении в сре-

де активной зоны. Этот процесс коротко именуется замедлением нейтронов. Поэтому ядра - хорошие рассеиватели нейтронов, - обладающие пониженной склонностью к радиационному захвату, как правило, оказываются хорошими замедлителями нейтронов.

Например, ядра атомов водорода (1Н), дейтерия (2D), бериллия (9Be), углерода (12С), кислорода (16О), циркония (91Zr) и ряд других ядер со слабыми захватными свойствами и сильно выраженной склонностью к рассеянию являются хорошими замедлителями рождаемых в реакторе быстрых нейтронов.

Материалы - простые и сложные - с хорошими замедляющими свойствами являются столь же принципиально важными компонентами конструкции активных зон ядерных реакторов, как и ядерное топливо и поглотители.

И ещё одна аналогия ядерного рассеяния с механическим: рассеяние может быть упругим и неупругим, причём, критерии оценки упругости рассеяния в обоих случаях одинаковы:

- если суммы кинетических энергий ядра и нейтрона до и после рассеяния равны между собой

(Ея + Ен)до = (Ея + Ен)после ,

рассеяние называют упругим. Иначе говоря, при упругом рассеянии происходит простое перераспределение кинетической энергии: нейтрон отдает часть своей кинетической энергии ядру, кинетическая энергия ядра увеличивается после рассеяния именно на величину этой отдачи, а потенциальная энергия ядра (энергия связи нуклонов) остается прежней, а, следовательно, энергетическое состояние и 2структура ядра до и после рассеяния остаются неизменными;

- если же сумма кинетических энергий ядра и нейтрона после рассеяния оказывается ниже, чем их сумма до рассеяния,

(Ея + Ен)до > (Ея + Ен)после ,

рассеяние называют неупругим.

Не следует думать, что при неупругом рассеянии нарушается закон сохранения энергии: просто разница сумм кинетических энергий до и после рассеяния затрачивается на изменение внутренней структуры ядра подобно тому, как при неупругом механическом соударении тел (например, свинцовых шариков) суммарное изменение их кинетической энергии расходуется на их деформацию. Изменение структуры исходного яд-

ра в процессе неупругого рассеяния равноценно переходу ядра в новое квантовое состояние, в котором в общем случае всегда имеет место некоторый избыток энергии сверх уровня устойчивости, который "сбрасывается" ядром в виде испускаемого гаммакванта. Физические эксперименты подтверждают, что электромагнитное излучение - непременный спутник реакций неупругого рассеяния, что делает эту реакцию похожей на реакцию радиационного захвата, с той лишь разницей, что при неупругом рассеянии исходный нейтрон не удерживается ядром.

Отметим для памяти еще одну важную закономерность ядерного рассеяния:

- упругое рассеяние в большей степени свойственно лёгким ядрам (с атомной мас-

сой А < 20) при взаимодействии их с нейтронами сравнительно небольших кинетических энергий (Е < 0.1 МэВ), в то время как к реакциям неупругого рассеяния более склонны тяжёлые ядра при взаимодействии с нейтронами больших (Е > 1 МэВ) энергий.

*) Иногда выделяют еще один вид рассеяния - так называемое потенциальное рассеяние, представляя его механизм как скользящий проход нейтрона по периферийной зоне сферы действия ядерных сил ядра и последующий выход его за пределы этой сферы с изменениями в направлении движения и его скорости (кинетической энергии). Структура ядра от такого взаимодействия, конечно, не меняется, составного ядра не образуется, и результатом взаимодействия является только

обмен кинетическими энергиями нейтрона и ядра. Разумеется, такой вид рассеяния может быть только упругим, и, поскольку потенциальное рассеяние в работе реактора особо выдающейся роли не играет, его попросту рассматривают как небольшую составляющую упругого рассеяния.

И последнее замечание по рассеянию. Качественная идентичность исходных объектов и продуктов реакции рассеяния позволяет при решении некоторых задач физики реакторов игнорировать то, что рассеяние является полноправной нейтронной ядерной реакцией, начинающейся с поглощения ядром свободного нейтрона и образования составного ядра.

Создатель теории замедления Э.Ферми для упрощения представлений рассматривал акт упругого ядерного рассеяния как его механический аналог (то есть как упругое соударение нейтрона с ядром) и получил на такой упрощённой аналитической модели теоретические результаты, правильность которых хорошо согласовывалась с физическими экспериментами.

При рассмотрении процесса замедления нейтронов в реакторе мы тоже будем пользоваться такими представлениями по той причине, что классические механические

образы просты, понятны, привычны, легко воспринимаемы и запоминаемы. Однако,

находя в них правильное отражение закономерностей процесса замедления нейтронов, не будем всё же забывать, что это - лишь механическая модель процесса, а сам процесс - значительно более сложен.

2.1.3. Реакция деления. Третий способ выхода возбуждённого составного ядра в более устойчивые образования - деление его на две, три или даже более протоннонейтронных комбинации, называемые осколками деления.

В отличие от реакций радиационного захвата и рассеяния, к делению склонны далеко не все известные ядра, а лишь некоторые (главным образом, чётнонечётные) ядра тяжёлых элементов. Вот некоторые из них:

233U, 235U, 239Pu, 241Pu, 251Cf, ...

Наиболее важным из перечисленных нуклидов является уран-235 - основное топливо большинства существующих ядерных реакторов. Уран-235 делится нейтронами любых кинетических энергий, но лучше всего – нейтронами с малыми энергиями.

Вторым по значимости делящимся нуклидом является плутоний-239 - вторичное топливо в урановых реакторах, воспроизводящееся в процессе их работы. Как и уран-

235, плутоний-239 делится нейтронами любых кинетических энергий, но наиболее эффективно – тепловыми нейтронами.

Третьим по значению делящимся нуклидом является чётно-чётный изотоп урана - уран-238 (238U). Чётное число нейтронов в его ядре даёт более устойчивую комбинацию, чем нечётное их число, благодаря чему деление урана-238 имеет пороговый характер: для инициации деления ядер 238U годны не любые нейтроны, а лишь нейтроны с энергиями выше Еп = 1.1 МэВ. (Говорят: Eп = 1.1 МэВ - энергетический порог деления

ядер урана-238).

Казалось бы: стоит ли обращать серьезное внимание на уран-238? - Стройте себе реакторы с ураном-235 в качестве топлива, раз он такой хороший! Но:

-во-первых, урана-238 в Природе больше всего: природная смесь изотопов урана содержит в себе 99.28% урана-238 и лишь 0.71% урана-235; операции разделения изотопов с целью получения чистого или высокообогащенного урана-235 весьма энергоёмки, а потому экономически невыгодны; уже по этой причине следует задуматься над тем, что следует "сжигать" в реакторах в первую очередь - уран-235 или уран-238?

-во-вторых, уран-238 как раз и является тем исходным сырьевым нуклидом, из которого в работающем реакторе воспроизводится вторичное топливо - плутоний-239; это побуждает не просто терпимо относиться к неизбежному присутствию в реакторе урана-238, но и думать о том, как организовать в реакторе процесс наиболее эффективного превращения урана-238 в плутоний-239 с целью получения и использования для получения энергии наибольшего количества последнего.

Реакция деления, разумеется, является самой важной и практически значимой из трёх упомянутых выше нейтронных реакций. Ядерный реактор, по существу, конструируется и строится ради осуществления самоподдерживающейся цепной реакции деления требуемой интенсивности, а реакции радиационного захвата и рассеяния оказываются либо вынужденно необходимыми, либо просто неизбежными, идущими параллельно и одновременно с реакцией деления, сопутствующими ей.

Особая роль реакции деления в ядерном реакторе побуждает к более детальному рассмотрению её особенностей. Но прежде, чем сделать это, упомянем ещё о некоторых видах нейтронных реакций, сопровождающих работу ядерного реактора, но не имеющих принципиального значения.

2.1.4. Ещё три нейтронные реакции. Во-первых, это реакция типа (n,p) - то есть нейтронная реакция, завершающаяся испусканием протона.

p11

Захват нейтрона ядром Испускание протона

Рис.2.3. Схематическое представление о реакции типа (n,p).

В результате этой реакции образуется изобара исходного ядра, поскольку протон уносит один элементарный заряд, а масса ядра практически не меняется (нейтрон привнесён, а равный ему по массе протон - унесён).

Представление о делении ядра урана-235 в наглядных образах даёт рис.2.6.

Нейтрон Ядро массой А Возбуждённое составное ядро Осколки деления

Нейтроны деления

Рис.2.6. Схематическое представление о делении ядра 235U.

На основании этой схемы обобщённое «уравнение» реакции деления (которое является скорее логическим, чем строго математическим) можно записать так:

где:

-(F1)* и (F2)* - символьные обозначения возбуждённых осколков деления (индексом (*) здесь и далее обозначаются неустойчивые, возбужденные или радиоактивные элементы); осколок (F1)* имеет массу A1 и заряд Z1, осколок (F2)* - массу А2 и заряд Z2;

-ν5 . 1n обозначены ν5 нейтронов деления, высвобождающихся в среднем в каждом акте деления ядра урана-235;

-α, β и γ - α-частицы, β-частицы и γ-кванты, средние числа которых на акт деления ядра урана-235 равны соответственно a, b и c;

-E - среднее количество энергии, высвобождаемой в акте деления.

Подчеркнём ещё раз: записанное выше выражение не является уравнением в строгом смысле этого слова; это скорее просто удобная для запоминания форма записи, отражающая основные особенности нейтронной реакции деления:

а) образование осколков деления; б) образование новых свободных нейтронов при делении, которые впредь будем

кратко называть нейтронами деления;

в) радиоактивность осколков деления, обуславливающая их дальнейшие трансформации к более устойчивым образованиям, из-за чего возникает ряд побочных эффектов - как позитивных, полезных, так и негативных, которые следует обязательно учитывать при проектировании, постройке и эксплуатации ядерных реакторов;

г) высвобождение энергии при делении - главное свойство реакции деления, позволяющее создать энергетический ядерный реактор.

Каждый из перечисленных выше физических процессов, сопровождающий реак-

цию деления, играет в реакторе определённую роль и имеет свое практическое значе-

ние. Поэтому познакомимся с ними подробнее.

2.2.1. Образование осколков деления. Об одиночном акте деления ядра можно говорить как о явлении до известной степени случайном, имея в виду, что тяжёлое ядро урана, состоящее из 92 протонов и 143 нейтронов, принципиально способно разделиться на различное число осколков с различными атомными массами. В таком случае к оценке возможности деления ядра на 2, 3 или более осколков можно подходить с веро-

ятностными мерками. По данным, приведенным в [2], вероятность деления ядра на два осколка составляет более 98%, следовательно, подавляющее большинство делений завершается образованием именно двух осколков.

Спектроскопическими исследованиями продуктов деления установлено более 600 качественно различных осколков деления с различными атомными массами. И здесь в кажущейся случайности при большом числе делений сразу выявилась одна общая закономерность, которую кратко можно выразить так:

Вероятность появления осколка определённой атомной массы при массовом делении конкретного нуклида - величина строго определённая, свойственная этому делящемуся нуклиду.

Эту величину принято называть удельным выходом осколка, обозначать малой греческой буквой γi (гамма) с нижним индексом - символом химического элемента, ядром которого является этот осколок, или символом изотопа.

Например, в физических экспериментах зафиксировано, что осколок ксенона-135 (135Xe) при осуществлении каждой тысячи делений ядер 235U появляется в среднем в трёх случаях. Это означает, что удельный выход осколка 135Xe составляет

γXe = 3/1000 = 0.003 от всех делений,

и применительно к одиночному акту деления ядра 235U величина γXe = 0.003 = 0.3% -

есть вероятность того, что деление завершится образованием именно осколка 135Хе.

Наглядную оценку закономерности образования осколков деления различных атомных масс дают кривые удельного выхода осколков (рис.2.7).

10

γi, %

1

10-1

10-2

10-3

10-4

10-5

Рис. 2.7. Удельные выходы осколков деления различных атомных масс при делении ядер 235U (сплошная линия) и 239Pu (штриховая линия).

Характер этих кривых позволяет заключить следующее:

а) Атомные массы осколков, образующихся при делении, в подавляющем большинстве случаев лежат в пределах 70 ÷ 165 а.е.м. Удельный выход более лёгких и более тяжёлых осколков очень мал (не превышает 10-4 %).

б) Симметричные деления ядер (то есть деления на два осколка равных масс) крайне редки: их удельный выход не превышает 0.01% для ядер урана-235 и 0.04% - для ядер плутония-239.

в) Чаще всего образуются лёгкие осколки с массовыми числами в пределах 83 ÷104 а.е.м. и тяжёлые осколки с А = 128 ÷ 149 а.е.м. (их удельный выход составляет 1% и более).

г) Деление 239Pu под действием тепловых нейтронов влечёт образование несколько более тяжёлых осколков по сравнению с осколками деления 235U.

*) В будущем при изучении кинетики реактора и процессов его отравления и шлакования нам ещё не раз предстоит обращаться к величинам удельных выходов многих осколков деления при составлении дифференциальных уравнений, описывающих физические процессы в активной зоне реактора.

Удобство этой величины состоит в том, что, зная скорость реакции деления (число делений в единице объёма топливной композиции в единицу времени), несложно подсчитать скорость образования любых осколков деления, накопление которых в реакторе так или иначе влияет на его работу:

Скорость генерации i-го осколка = γi × (скорость реакции деления)

И ещё одно замечание, связанное с образованием осколков деления. Генерируемые при делении осколки деления обладают высокими кинетическими энергиями. Передавая при столкновениях с атомами среды топливной композиции свою кинетиче-

скую энергию, осколки деления тем самым повышают средний уровень кинетической энергии атомов и молекул, что в соответствии представлениями кинетической теории воспринимается нами как повышение температуры топливной композиции или как

тепловыделение в ней.

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, иначе называемых мгновенными

нейтронами или нейтронами деления.

Значение этого явления (открытого Ф.Жолио-Кюри с сотрудниками - Альбано и Коварски - в 1939 г.) неоспоримо: именно благодаря ему при делении тяжёлых ядер по-

являются новые свободные нейтроны взамен тех, что вызвали деления; эти новые нейтроны могут взаимодействовать с другими делящимися ядрами в топливе и вызы-

вать 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 ко-

роткий 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 по-

лучены, 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 ν.

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

тепловых нейтронов значение ν:

Последнее замечание нелишне: величина константы ν 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 ν(E) описываются эмпирическими выражениями:

-для урана-235 ν5(E) = 2.416 + 0.1337 Е;

-для плутония-239 ν9(E) = 2.862 + 0.1357 E.

*) Энергия нейтронов Е подставляется в [МэВ].

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

Итак, первой характеристикой нейтронов деления, испускаемых при делении конкретных делящихся нуклидов, является свойственное этим нуклидам среднее число

нейтронов деления, получаемых в акте деления ν.

Факт, что для всех делящихся нуклидов ν > 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 (ν - 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 ν 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 рас-

пределения 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

= 1 × dn

n(E)

n dE

Распределение нейтронов деления по энергиям достаточно точно описывается

спектральной функцией Уатта (Watt):

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 нейтро-

нов имеют начальную энергию, равную Енв = 0.7104 МэВ, соответствующую максиму-

му спектральной функции Уатта. По смыслу эта величина - наиболее вероятная энер-

гия 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:

∞

∫ E × n(E) × dE

9

Подстановка в (2.2.3) выражения (2.2.2) дает значение средней энергии нейтронов деления Еср = 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.