Реферат: Атомный реактор.

где V- потенциал, соответствующий энергии ускорителя, так что VI по известной формуле есть мощность пучка ускорителя : P₀ = VI , а R₀ в предыдущей формуле есть коэффициент для k _эф = 0,98,что обеспечивает надёжный запас подкритичности. Все остальные величины известны, и для энергии протонного ускорителя 1 ГэВ имеем . Мы получили коэффициент усиления 120, что, разумеется, очень хорошо. Однако коэффициент предыдущей формулы соответствует идеальному случаю, когда полностью отсутствуют потери энергии и в ускорителе, и при производстве электроэнергии. Для получения реального коэффициента нужно умножить предыдущую формулу на эффективность ускорителя r _у и КПД тепловой электростанции r _э . Тогда R = r_y r _э R₀ . Эффективность ускорения может быть достаточно высокой, например в реальном проекте сильноточного циклотрона на энергию 1ГэВ r_y = 0 , 43 . Эффективность производства электроэнергии может составлять 0,42. Окончательно реальный коэффициент усиления R = r_y r _э R₀ = 21 , 8 , что по-прежнему вполне хорошо, потому что всего 4,6% производимой установкой энергии нужно возвращать для поддержания работы ускорителя. При этом реактор работает только при включенном ускорителе и никакой опасности неконтролируемой цепной реакции не существует.

Воспроизводство топлива.

Для производства энергии в подкритическом режиме требуется хорошо делящийся изотоп. Обычно рассматриваются три возможности ²³⁹ Pu,²³⁵ U,²³³ U. Очень интересным оказывается последний вариант, связанный с ²³³ U . Этот изотоп может воспроизводиться в реакторе при облучении интенсивным потоком нейтронов, а это и есть непременное условие роботы реактора в подкритическом режиме. Действительно, представим себе, что реактор заполнен природного тория ²³² Th и ²³³ U . Тогда при облучения реактора нейтронами, полученными с помощью ускорителя, как описано в предыдущем разделе, идут два основных процесса : во-первых, при попадании нейтронов в ²³³ U происходит деление, которое и является источником энергии, и, во-вторых, при захвате нейтрона ядром ²³² Th идёт цепочка реакций.

²³² Th+n ( )²³³ Th ( )²³³ Pa ( )²³³ U

Каждая реакция деления приводит к убыли одного ядра ²³³ U , а каждая предыдущая реакция приводит к появлению такого ядра. Если сравниваются вероятности процесса деления и предыдущего процесса, то кол-во ²³³ U при работе реактора остаётся постоянной, то есть топливо воспроизводится автоматически. Вероятности процесса определяются их эффективными сечениями согласно формуле определения числа событий N . Из этой формулы мы получаем условия стабильной работы реактора с постоянным содержанием ²³³ U: n(²³² Th) (²³² Th)=n(²³³ U) (²³³ U)

где n (^. ) - плотность ядер соответствующего изотопа. Сечение деления (²³³ U ) = 2,784 барн приведено выше, а сечение захвата нейтрона торием при тех же энергиях (²³² Th ) = 0,387 барн. Отсюда получаем отношение концентраций ²³³ U и ²³² Th

Таким образом, если мы в качестве рабочего вещества выберем смесь из 88% природного тория и 12% изотопа ²³³ U , то такой состав, будет длительное время сохраняться при работе реактора. Положение изменится после, того как будет выработано достаточно большое кол-во тория. После этого нужно производить смену рабочего вещества, но ²³³ U следует выделить из отработанного вещества и использовать в следующей загрузке. Оценим время, которое может проработать реактор при одной загрузке. Возьмём в качестве примера параметры установки, предлагаемые группой проф. К. Руббиа Здесь ток ускорителя 12,5 мА при энергии 1 ГэВ и исходная масса топлива 28,41 т. Топливо состоит из Окислов ThO₂ и ²³³ UO₂ . Исходное кол-во ядер ²³² Th 5,58 10²⁸ . При приведённом значении тока производится 1,72 10¹⁸ нейтронов в секунду. В силу соотношения N=N₀ nl _эф половина нейтронов захватывается торием, это соответствует 2,7 10²⁵ захватов в год. Отсюда делается заключение, что при времени работы на одной загрузке порядка нескольких лет будет выработано менее 1% всего кол-ва тория. В проекте принята периодичность замены топлива 5 лет.

Необходимо отметить, что продукты деления ²³³ U , представляющие большую радиационную опасность, с большой вероятностью участвуют в

реакциях с нейтронами, в результате которых наиболее опасные продукты

деления со средним временем жизни пережигаются, то есть либо переходят в устойчивые изотопы, либо, наоборот, в очень нестабильные, которые быстро распадаются. Таким образом, отпадает необходимость геологического хранения отходов работы атомной электростанции. Это ещё одно несомненное преимущество подкритического режима работы ядерного реактора. При этом, разумеется, часть потока нейтронов расходуется на пережигание отходов, что несколько понижает коэффициент усиления R = r_y r _э R₀ = 21 ,8. Однако эти затраты, вне всякого сомнения, оправданны.

О выборе сорта частиц в ускорителе.

В проекте, разрабатываемом группой К.Руббиа, а так же в ряде других проектов для получения пучка нейтронов предлагается использовать ускоритель протонов. Действительно, технология сооружения сильноточных ускорителей протонов хорошо разработана, изучены процессы рождения нейтронов при взаимодействии пучка протонов с массивными мишенями.

Однако отметим, что в последние годы развиваются исследования с использованием пучков более тяжелых ядер высоких энергий, в том числе и в применении к проблеме создания интенсивных пучков нейтронов. В этом случае при столкновении ускоренного ядра с ядром мишени рождается некоторое кол-во нейтронов и ядерные фрагменты, которые, будучи достаточно энергичными, сами вступают в реакции, порождающие нейтроны и новые ядерные фрагменты, вновь вступающие в реакции, и т.д. Такой процесс называется ядерным каскадом. В результате развития ядерного каскада рождается значительное число нейтронов. Проблема заключается в выборе частицы, дающей максимальное число нейтронов на единицу затраченной на ее ускорение энергии.

Для анализа процессов, вызываемых ускоренными ядрами, удобно ввести удельную энергию, то есть энергию, приходящуюся на один нуклон. Это величина Е* = Е/А. В первом приближении ядро, летящее в пучке с энергией Е, можно рассматривать как совокупность А нуклонов с энергией Е* каждый. Тогда действие пучка ядер представляется эквивалентным действию пучка протонов, в А раз более интенсивного и в А раз менее энергичного, что даст то же число нейтронов на единицу затраченной на ускорение энергии (при этом ускорение ядер - процесс технологически несколько более сложный, чем ускорение протонов).

Однако этот вывод справедлив лишь в первом приближении. Величина n в выражении N₀ = , является функцией двух переменных : Е и А, а не только их отношения А*. С одной стороны, эту зависимость можно рассчитать из теоретической модели, а с другой - изучить на опыте. Теоретический расчёт даёт максимальное число нейтронов на единицу затраченной энергии для пучка дейтронов ² Н, а далее с ростом А эффективность ядерного пучка медленно убывает. В эксперименте проявился неожиданный эффект. Эти экспериментальные результаты были получены двумя группами физиков в опытах на синхрофазотроне Объединённого института ядерных исследований в Дубне (Россия), который в последние годы, работает в режиме ускорения пучков ядер. Одна группа представляла физиков ОИЯИ, другая объединяла в рамках сотрудничества физиков из ОИЯИ, Германии (Марбург), Франция

(Страсбург), Греции (Салоники). Обе группы получили согласующиеся между собой результаты : измеренный поток нейтронов, порождённый пучком ядер ¹² С с полной энергией 44 ГэВ (Е* = 3,65 Гэв), в полтора раза превышает расчётный, теоретический. При этом отклонение результатов наблюдений от расчётных предсказаний начинается при достаточно большом значении энергии Е, превышающей согласно данным второй группы энергию 22 ГэВ.

С большой степенью вероятности причиной такого рассогласования можно считать коллективные эффекты в ядрах. Дело в том, что при столкновении двух ядер наряду с взаимодействием отдельных составляющих их нуклонов между собой может происходить обмен энергией между взаимодействующими ядрами как целыми, то есть в игру вступают сразу все 44 ГэВ, запасённые ядром ¹² С. В результате образуется сильно возбуждённое ядерное состояние, дающее при развале большое кол-во так же возбуждённых ядерных фрагментов По - видимому, эти процессы с заметной интенсивностью происходят при энергиях Е порядка 40 ГэВ и более. Например, для ядер аргона ⁴⁰ Ar это происходит уже при удельной энергии Е* = 1 ГэВ. Для коллективных эффектов в ядре важным является действие вязкости ядерной материи, что приводит к эффективному трению при движении частиц в ядре. Трение приводит к тому, что область взаимодействия налетающего ядра с ядром мишени как бы расширяется. Вследствие этого увеличивается вероятность вылета возбужденных ядерных фрагментов, что ведёт к увеличению выхода нейтронов. Справедливость такой интерпретации составляет предмет теоретических и экспериментальных исследований.

Изучение этой проблемы даст возможность выбрать оптимальный пучок для поддержания работы подкритического реактора. В самом деле, усиление ядерных каскадов при реакциях тяжелых ядер с достаточно высокой энергией может привести к выводу о преимуществе использования тяжелых ядер вместо протонов для работы установок, которые описанные выше. Таким образом, вопрос о выборе пучка для генерации потока нейтронов оказывается связанным с фундаментальными проблемами физики ядра и элементарных частиц.

Список используемой литературы:

1. 1. Вальтер А.К., Залюбовский И.И. Ядерная физика. Харьков: Основа, 1991.

2. 2. Воронько В.А. и др. // Атомная энергия. 1990. Т.68.С.449; 1991 Т.71.С.563.

3. 3. Соросовский общеобразовательный журнал. №1, 1997. Арбузов Б.А. Физика подкритического ядерного реактора.

4. 4. Мякишев Г.Я., Буховцев Б.Б. «Физика 11»