На главную
Физика - одна из самых удивительных наук! Физика столь интенсивно развивается, что даже лучшие педагоги сталкиваются с большими трудностями, когда им надо рассказать о современной науке. Данный ресурс поможет эффективно и интересно изучать физику. Учите физику!
   

Обучение и материалы
Физический справочник
Формулы по физике
Шпаргалки по физике
Энциклопедия
Репетиторы по физике
Работа для физиков
Быстрый устный счет
Виртуальные лабораторные
Опыты по физике
ЕГЭ онлайн
Онлайн тестирование
Ученые физики
Необъяснимые явления
Ваша реклама на сайте
Разное
Контакты
Спецкурс
Фейнмановские лекции

В мире больших скоростей

Введение в теорию относительности

Лекции по биофизике
Лекции по ядерной физике
Ускорение времени...
Лазеры
Нанотехнологии
Книги
полезное
Смешные анекдоты о физике
Готовые шпоры по физике
Физика в жизни
Ученые и деньги
Нобелевские лауреаты
Фото
Видео
Карта сайта
На заметку
Если вам понравился сайт, предлагаем разместить нашу кнопку
Кнопка сайта All-fizika.com
Компьютерные программы
по физике
Программы по физике


Физика и юмор
Физика и юмор


Онлайн тестирование
по физике
Онлайн тестирование по физике



-









3.2.2. Нейтронный цикл и характеристики его физических процессов

Проследим подробно за изменением количества нейтронов одного произвольного (i-го) поколения в тепловом реакторе, активная зона которо­го содержит уран-235, уран-238, замедлители, теплоноситель и необходимые конструкционные материалы (наличие получаемого при работе плутония вначале ради принципиальной простоты в расчёт не принимается).
Пусть в таком реакторе в результате делений ядер урана-235 тепло­выми нейтронами рождается nбi быстрых нейтронов деления i-го поколения, имеющих, как мы уже знаем, среднюю энергию Ео = 2 МэВ.

а) Эти быстрые нейтроны начинают процесс замедления и в начале ин­тервала замедления (2 → 1.1 МэВ), то есть выше порога деления ядер 238U, имеют возможность взаимодействовать с ядрами 238U и вызывать их деле­ния, в результате которых появляются дополнительные нейтроны деления.
Кроме того, дополнительные быстрые нейтроны получаются за счёт делений урана-235 эпитепловыми нейтронами (не будем забывать, что 235U делится нейтронами всех энергий). Следовательно, общее количество быстрых нейтронов деления будет больше, чем те nбi нейтронов деления, которые были получены в делениях ядер 235U только тепловыми нейтронами.
Число e, показывающее, во сколько раз число нейтронов деления,  полученных в делениях ядер топлива нейтронами всех энергий, больше числа нейтронов деления, полученных в делениях 235U только тепловыми нейтронами, называется коэффициентом размножения на быстрых нейтронах.

Таким образом, общее число нейтронов деления i-го поколения рав­но не nбi, а nбi e.
б) Эти nбi e быстрых нейтронов начинают замедление в активной зоне реактора, но лишь pз-ая часть их останется в её объёме в конце процес­са замедления, а (1-pз)-ая часть их - претерпит утечку из активной зоны во время замедления.
 Доля нейтронов pз,, избежавших утечки из активной зоны при замедлении, от числа нейтронов поколения, начавших замедление в активной зоне, называется вероятностью избежания утечки замедляющихся нейтронов.
Таким образом, к концу процесса замедления в активной зоне реак­тора останется nбi ε pз нейтронов i-го поколения.

в) Поглощающая способность эпитепловых (быстрых и промежуточных) нейтронов  для подавляющего большинства нуклидов в активной зоне очень низка по сравнению с поглощающей способностью их в области теп­ловых энергий. Но так как в эпитепловой области величины микросечений поглощения всех нуклидов все-таки не нулевые, некоторая часть замедля­ющихся нейтронов будет теряться за счёт реакций радиационного захвата.
Кроме того, (нет правила без исключения!) в составе активной зоны реактора есть уран-238, который является сильным поглотителем замедля­ющихся нейтронов в области энергий (6 ÷ 600) эВ, то есть почти в самом конце интервала замедления.
На графике зависимости микросечения радиационного захвата 238U от энергии нейтронов отчетливо просматриваются в этом интервале несколько десятков аномальных "пиков" - резонансов. Эту аномальную раз­новидность радиационного захвата замедляющихся нейтронов, в отличие от обычного радиационного захвата тепловых нейтронов (или нейтронов любых других энергий, вблизи которых величины микросечений радиационного за­хвата меняются не резко) назвали резонансным захватом.
Поэтому не все nбi ε pз замедляющихся нейтронов i-го поколения благополучно завершат процесс замедления и станут тепловыми, а только φ-ая их часть: (1-φ)-ая часть замедляющихся нейтронов в активной зоне в процессе замедления испытают резонансный захват, и, следовательно, бу­дут потеряны.
Доля нейтронов φ, избежавших резонансного захвата при замедлении, от  числа нейтронов поколения,  замедляющихся в пределах активной зоны  реактора, называется вероятностью избежания резонансного захвата.
С учётом этой характеристики количество нейтронов поколения, бла­гополучно завершающих в активной зоне процесс замедления (= становящих­ся тепловыми) очевидно равно nбi ε pз φ.

г) Уже говорилось о том, что утечка из активной зоны свойственна не только замедляющимся, но и тепловым нейтронам. Поэтому не все ука­занные nбiεpзj тепловых нейтронов останутся до конца процесса диффу­зии в пределах активной зоны, а только pт-ая часть их: (1-pт)-ая часть - покинет при диффузии активную зону и будет  утеряна.
 Доля тепловых нейтронов, избежавших утечки из активной зоны при  диффузии, от числа тепловых нейтронов поколения, начавших процесс  диффузии в активной зоне, называется вероятностью избежания утечки тепловых нейтронов (pт).
Таким образом, к концу диффузии (то есть к моменту поглощения) в активной зоне останется nбi ε pз φ pт тепловых нейтронов i-го поколения.

д) Конец процесса диффузии тепловых нейтронов в реакторе - это их гибель в результате их поглощения. Так как различные ядра - компоненты активной зоны - в различной степени поглощают тепловые нейтроны, ясна последняя альтернатива для тепловых нейтронов поколения: либо быть по­глощенными делящимися под действием тепловых нейтронов ядрами топлива, либо быть поглощенными любыми другими компонентами активной зоны.
Первая из этих возможностей таит в себе нечто потенциально-созида­тельное:  поглощение теплового нейтрона ядром 235U может вызвать деле­ние этого ядра и появление новых быстрых нейтронов деления, в то вре­мя как вторая возможность ведёт к бесполезной потере тепловых нейтронов.
 Доля тепловых нейтронов, поглощаемых делящимися под действием тепловых нейтронов ядрами топлива, от всех тепловых нейтронов поколения (поглощаемых всеми компонентами активной зоны) называется  коэффициентом использования тепловых нейтронов ).
Таким образом, количество тепловых нейтронов i-го поколения, пог­лощенных ядрами урана-235, будет равно nбi ε pз φpт  θ.

е) Из этих nбi ε pз φ pт θ поглощений тепловых нейтронов ядрами 235U лишь f5-ая часть завершится делениями ядер, а (1-f5)-ая часть за­кончится бесполезным для дела радиационным захватом тепловых нейтронов этими ядрами.  Величина f5 - это вероятность того, что поглощение теплового нейтрона ядром урана-235 завершится делением последнего. В рас­сматриваемом простом случае однокомпонентного топлива (состоящего лишь из одного типа делящихся тепловыми нейтронами ядер - 235U) эта вероят­ность может быть легко сосчитана
       скорость делений ядер урана-235                       σf5N5Ф              σf5           583.5
f5 = --------------------------------------------------------                   =  ------------------    =  -----       =  -----------      ≈ 0.857           (3.2.1)
        скорость поглощений ТН ядрами урана-235       σa5N5Ф             σa5           680.9
 
Таким образом, из указанного выше числа поглощений тепловых нейт­ронов ядрами урана-235 закончатся делениями только nбi ε pз φ pт θ f5.

ж) Но в каждом делении ядра урана-235 рождается в среднем ν5 но­выхбыстрых нейтронов. Константа ν5 = 2.416 - это (см.п.2.2.2) уже из­вестное нам среднее число нейтронов деления, получаемых в акте деления ядра урана-235 под действием теплового нейтрона.
Таким образом, в указанном выше количестве делений ядер урана-235 под действием тепловых нейтронов i-го поколения будет рождено
nбi ε pз φ pт θ f5 ν5 = nбi+1                                     (3.2.2)
новых быстрых нейтронов деления, но  это уже будут быстрые нейтроны нового, (i+1)-го поколения.
Отметим, что два последних сомножителя в записанном произведении являются физическими константами ядер урана-235, а, значит, их произ­ведение
η5 = ν5f5                                                         (3.2.3)
также является физической константой ядер урана-235. По физическо­му смыслу эта константа представляет собой среднее число нейтронов де­ления, приходящееся на каждый поглощаемый ядрами 235U тепловой нейтрон. Чаще всего её просто называют "константой этта" в соответствии с греческой буквой η, которой обозначают эту величину. (В некоторых учебни­ках и справочниках её обозначают νэф, называя константой эффективного выхода нейтронов деления).

В более общем случае, когда топливо в реакторе состоит из неско φелящихся под действием тепловых нейтронов ядер:
Константа "этта" - есть среднее число нейтронов деления, приходящееся на каждый поглощаемый делящимися под действием тепловых нейтронов ядрами топлива тепловой нейтрон.
С учётом последнего замечания формулу (3.2.2) можно записать так:
nбi+1 = nбi ηε j θ pз pт                                                  (3.2.4)
Отметим, что, рассуждая о процессах и характеристиках нейтронного цикла, мы исходили из численности быстрых нейтронов i-го поколения в объёме всей активной зоны.

С таким же успехом можно было бы начать рассуждение со слов: "Пусть средняя плотность быстрых нейтронов i-го поколения,  полученных в делениях ядер урана-235 тепловыми нейтронами равна nбi..." - результат рассуждений был бы аналогичным, и пришли бы мы к той же фор­муле:
nбi+1 = nбi ηε φ θ pз pт,                                         (3.2.5)
которая, в конце концов, может быть получена из формулы (3.2.4) простым делением правой и левой её частей на величину объёма активной зоны.
Но если разделить обе части выражения (3.2.5) на величину n бi:
nбi+1
_____  =  ηε φ θpз pт,
nбi
то в левой части получается отношение плотностей нейтронов двух после­довательных поколений, в точности совпадающее с определением величины эффективного коэффициента размножения, то есть:
kэ = ηε φ θ pз pт                                                             (3.2.6)
Формула (3.2.6) выражает характеристику эффективных размножающих свойств активной зоны теплового ядерного реактора (kэ), которая явля­ется и мерой нейтронно-физического состояния реактора, через характеристики отдельных физических процессов нейтронного цикла в реакторе.

Из сказанного следует прямое логическое целеуказание: для позна­ния закономерностей размножения нейтронов в реакторе и понимания прак­тических путей управления мощностью реактора необходимо более подробно исследовать каждую из частных характеристик процессов нейтронного цик­ла, выяснить, какими факторами определяются величины pз, pт, η, ε, φ и θ, и определить, какие из этих факторов пригодны для того, чтобы через их посредство осуществлять воздействие на процесс размножения нейтро­нов в реакторе.
Первые поверхностные размышления над сомножителями формулы (3.2.6) приводят к мысли, что последние два сомножителя в её правой части (pз и pт) определяются в первую очередь формой и размерами активной зоны реактора, и фактом своего существования они обязаны только тому, что реальные активные зо­ны имеют конечные размеры: в гипотетической активной зоне бесконечных размеров обе указанных вероятности равны единице, поскольку и замедля­ющимся, и тепловым нейтронам в бесконечной активной зоне утекать, про­сто говоря, некуда.
Это означает, что размножающие свойства гипотетической бесконечной активной зоны определяются только совокупностью компонентов среды этой активной зоны безотносительно к её размерам и форме.
Вот почему величину произведения в выражении (3.2.6)
k = η ε φ θ                                                      (3.2.7)
при анализе обычно выделяют и называют коэффициентом размножения в бесконечной среде. Это не значит, что k - нереальная, гипотетичес­кая величина; она вполне реальна и служит характеристикой собственных размножающих свойств среды активной зоны определённого состава, указы­зывая предельную, максимально-возможную, величину эффективного коэффи­циента размножения в активной зоне этого состава при бесконечном уве­личении её размеров. Поэтому с учётом (3.2.7) выражение для эффектив­ного коэффициента размножения реальной активной зоны конечных размеров может быть записано кратко:
kэ = kpзpт                                                        (3.2.8)
то есть:
 Величина эффективного коэффициента размножения реактора с  определённым составом активной зоны конечных размеров есть произведение коэффициента размножения в бесконечной среде этого состава на величины вероятностей избежания утечки замедляющихся и тепловых нейтронов для этой конечной активной зоны.
Так как в реальном энергетическом реакторе конечных размеров, ко­торый предназначен работать в основном в критическом режиме, величины обеих вероятностей - меньшие единицы, то величина коэффициента размно­жения в бесконечной среде для такой активной зоны - величина, большая единицы. То есть активная зона реального критического реактора должна быть скомпонована из таких материалов, совокупность которых  обладает собственными надкритическими размножающими  свойствами, но  с учётом утечки нейтронов из её конечного объёма величина эффективного коэффи­циента размножения в ней должна быть в точности равной единице.



ЧИТАЙТЕ ТАКЖЕ:


Социальные комментарии Cackle


 
 
© All-Физика, 2009-2016
При использовании материалов сайта ссылка на www.all-fizika.com обязательна.