Боцманок Брач Владислав Альбертович: другие произведения.

Современное применение генераторов нейтронов в ядерной энергетике. К вопросу о безопасности Аэс.

"Самиздат": [Регистрация] [Найти] [Рейтинги] [Обсуждения] [Новинки] [Обзоры] [Помощь]
Peклaмa:
Литературные конкурсы на Litnet. Переходи и читай!
Конкурсы романов на Author.Today

Конкурс фантрассказа Блэк-Джек-21
Поиск утраченного смысла. Загадка Лукоморья
Peклaмa
 Ваша оценка:
  • Аннотация:
    Новая редакция,дополненная оригинальным материалом и откорректированная. Уходить от аналогов бомбовых схем на СЦР в ядерной энергетике надо уже сегодня.

  Современное применение генераторов нейтронов в ядерной энергетике. К вопросу о безопасности АЭС.
  Аннотация.
  Предоставлен обзор современных методов генерации нейтронов для использования в ядерной энергетике. Предлагается рассмотреть иные возможности управления получением энергии деления ядер природного и слабо обогащённого урана в реакторах на СЦР, частично обеспечивая и регулируя это получение нейтронами, возникшими в результате фотоядерной реакции (f,n) в делящемся материале. В реакции используются фотоны, полученные при торможении электронов, ускоренных в ускорителях до энергий в 100 МэВ. Реализовать такое управление и безопасные режимы получения энергии деления, по мнению автора, возможно даже на действующих реакторах. Это увеличит безопасность атомной энергетики значительно быстрее, чем разработка и создание каскадных генераторов нейтронов на основе ускорителей протонов и лёгких ядер на энергии порядка нескольких ГэВ с большой силой тока ускоренных частиц, для вынужденного деления ядер урана 238, которые также весьма актуальны. Вынужденное деление урана 238 рассмотрено в статье обзорно для сравнения. Предложения автора целесообразны для применения в малой ядерной энергетике, с тепловой энергией установок до 100 Мегаватт. Применение их в более производительных ядерных энергетических установках требует отдельного рассмотрения узловых проблем, указанных в статье.
  
  Предпосылки.
  
   1. Плотные потоки весьма быстрых нейтронов вызывают взрыв урана 238 в комбинированных термоядерных бомбах/Энергия нейтронов 14,1 МэВ/. Значительная доля энергии этих бомб выделяется при подрыве потоком быстрых нейтронов оболочки и перегородок из урана 238. До 80%! Хотя цепная реакция деления ядер с само поддержкой (СЦР) на быстрых нейтронах в уране 238 не идёт ни в реакторах, ни в бесконечных средах. В бомбах имеет место быть вынужденная затухающая цепная реакция деления на быстрых нейтронах в весьма сжатой среде из урана 238. В последнее время, в связи с успехами развития ускорительной техники, получила развитие идея использования вынужденного деления ядер урана 238 в целях получения энергии. Предполагаются каскадные генераторы быстрых нейтронов с энергией выше 12 МэВ, основанные на использовании в реакциях, типа (p, x*n), протонов и лёгких ядер, ускоренных в ускорителях до энергий от единиц до десятков ГэВ с большой силой тока ускоренных частиц.
  
   2. "Нейтроны получаются в результате фотоядерных реакций (gamma, x*n) от тормозного излучения электронов, летящих в мишень из тяжелых ядер. При энергии электронов 100 МэВ на 20 электронов образуется 1 нейтрон и наступает насыщение. При энергии электронов больше100 МэВ выход нейтронов практически перестает увеличиваться с ростом энергии электронов".
  
  Это классическая часть введения, во многих работах, посвящённых источникам нейтронов. Добыты эти данные на слаботочном линейном ускорителе электронов до энергии 180 МэВ на танталовой мишени 40 лет назад. Недавно (2009) харьковские физики при помощи моделирующей программы (США) получили, как результат, возможность генерации на мишени из урана 238 одного нейтрона на 16,5 электронов с энергией 100 МэВ. В то же время, постоянно появляется информация об успешных испытаниях мишеней - бустеров на делящихся актиноидах в паре с линейными ускорителями на меньшую энергию ускоряемых электронов. Рассмотрим возможность использовать для получения энергии вынужденную реакцию деления ядер урана нейтронами от внешнего источника.
  
  Возможны три основных варианта предполагаемого получения энергии:
  1. Получение энергии в образце природного урана через облучение его весьма быстрыми нейтронами с энергией более 12 МэВ. Основная доля энергии получена от деления ядер урана 238. Классический вариант есть деление урана 238 в термоядерной бомбе 'Слойка'
  нейтронами с энергией 14,1 МэВ от реакции D + N => He4 + n .
  2. Получение энергии в слабо менее чем критичной, гомогенной сборке урана, обогащённого изотопом 235 более чем на 5,6%, через облучение её быстрыми нейтронами.
  3. Получение энергии в слабо менее чем критичной, гетерогенной сборке на природном уране с водяным замедлителем и теплоносителем при наличии весьма производительного источника нейтронов.
   Для всех трёх вариантов необходимы источники плотных потоков нейтронов.
  Во втором и третьем вариантах в классическом, общем виде это реактор с электрозапуском (электроядерный реактор), который работает по следующей схеме. Активная зона реактора менее чем критична, то есть количество рождающихся нейтронов следующего поколения меньше количества нейтронов предыдущего поколения, и реакция деления быстро затухает, если для ее поддержания в активную зону реактора не поставляются нейтроны от внешнего источника. Таким источником может быть генератор нейтронов в составе ускорителя протонов или других частиц достаточно высокой энергии, которые при взаимодействии с мишенью из тяжелых элементов дают первичный поток нейтронов высокой энергии. Нейтронный поток из мишени попадает в активную зону, используется прямо для деления ядер горючего, или замедляется, и реакция деления ядер горючего идет на тепловых нейтронах. В таком подкритическом реакторе его мощность всегда пропорциональна силе тока и энергии пучка поступающих в мишень ускорителя частиц, т. е. реактор оказывается лишь своеобразным усилителем энергии пучка частиц ускорителя.
  
  Отдельно для сравнения рассмотрим вариант получения энергии от деления ядер урана или плутония высокого обогащения в глубоко подкритичном образце потоками нейтронов от внешних источников.
  Для получения свободных, быстрых нейтронов наиболее производительным является метод с использованием реакций испарения, каскадирования и скалывания нейтронов, происходящих в тяжёлых, атомных ядрах под воздействием протонов и других лёгких ядер весьма высоких энергий.
  Большая энергия налетающей частицы может распределиться между многими нуклонами ядра. При этом часть из них приобретает энергию, достаточную, чтобы покинуть ядро. Так называемое испарение нейтронов. При взаимодействии частицы высокой энергии с ядром может развиться внутриядерный каскад, в результате которого испускается несколько частиц высоких энергий.
  Эти частицы, могут стать причиной новых каскадов в других ядрах. А оставшаяся часть нуклонов оказывается сильно возбуждённым ядром, которое, распадаясь, испускает частицы меньших энергий. Среднее число испускаемых частиц растёт с увеличением энергии первичной частицы и массы ядер мишени. Например, при использовании протонного синхротрона на один протон с энергией 800 МэВ возможно получить на мишени из природного урана около 30 нейтронов. 1:30! Простые, размножающие мишени из свинца позволяют повысить выход нейтронов ещё, как минимум, в 20 раз. Как показывают расчеты, проведённые в ОИЯИ (Дубна), энергетическая стоимость нейтрона и генерируемого тепла минимальна при Е ~ 1 ГэВ, когда издержки на ионизацию становятся почти постоянными, а быстро возрастающие затраты на рождение распадающихся мезонов еще невелики. Именно на энергию 1 ГэВ, как правило, и ориентируются при проектировании электроядерных АЭС. Однако энергетический оптимум очень широк и переход к энергиям протонов в несколько сотен МэВ (до 300 МэВ), где стоимость ускорителей намного меньше, хотя и снижает выход тепла и поток нейтронов, но не значительно. Например переход от Е = 1 ГэВ к E = 0,66 ГэВ уменьшает величину энергетического выигрыша по сравнению с его максимальным значением при Е = 1 ГэВ всего только примерно на 5%. Быстрое увеличение стоимости тепла и нейтронов наступает при E < 0,2-0,3 ГэВ.
  Современные направления создания источников, которые выдают плотные потоки нейтронов высоких энергий, ориентированы на этот метод. В том числе и источников нейтронов для вынужденного деления ядер для получения энергии. В Брюсселе в 2015 году начнётся эксплуатация первой опытно-промышленной энергетической установки подобного типа. В её основе каскадный источник нейтронов на базе протонного синхротрона на энергию до 1,0 ГэВ и более. В Украине харьковские физики проектируют электроядерный реактор с активной зоной на жидких солях топлива, с ускорителем протонов до энергии 300 МэВ.
  Однако, есть ряд причин, заставляющий искать и развивать другие методы.
  Во-первых, синхротроны с необходимыми параметрами, и сегодня, являются весьма дорогими и сложными машинами.
  Во-вторых, и это общее свойство методов с использованием ускорителей, практическая реализация мишеней для потоков частиц, с высокой плотностью тока, сталкивается с типичными реакторными проблемами, такими, как отвод тепла и радиационная стойкость конструкции, определяемая спектром потока быстрых нейтронов в общем спектре нейтронов в активной зоне или в мишени.
  
  Другой метод основывается на использовании для получения делящих нейтронов от источников на фотоядерной реакции, идущей в мишени при торможении электронов, ускоренных линейными ускорителями. Поскольку в фотоядерной реакции выход нейтронов сравнительно с реакцией испарения мал, 20:1 или 5*10^(-2) н/э, то целесообразно для повышения выхода использовать размножающую мишень (бустер) и, даже, размножающую мишень с модуляцией реактивности (супер бустер). Для создания супер бустера был использован опыт работы импульсного реактора периодического действия - ИБР2.
  Модуляция реактивности - это периодическое изменение реактивности, которое накладывается на постоянную составляющую, называемую базовой реактивностью.
  Надо отметить, что, указанные выше, фотоядерные источники нейтронов раньше предполагалось использовать в исследованиях, а не для промышленного получения энергии. Соответственно, требования к источникам разные. Для нейтронной спектроскопии требуются короткие (порядка микросекунд) интенсивные импульсы. Для получения энергии требуется большое количество нейтронов, которые вызывают деление ядер топлива и сопоставимо с количеством нейтронов в реакторах на СЦР.
  Бустеры или бустер - реакторы есть целый класс реакторных устройств, размножающих нейтроны.
  Генерирование импульсов нейтронов в бустерах есть процесс размножения нейтронов независимого источника, который происходит в условиях, когда обратная связь по реактивности не существенна.
  У бустеров два режима работы - стационарный и импульсный. В стационарном режиме бустер находится в менее чем критическом состоянии. В импульсном режиме бустер на короткое время переводится в состояние, близкое к критическому, и, даже, в более чем критическое состояние на мгновенных нейтронах.
  Основное назначение размножающих нейтроны реакторов - усиливать короткие нейтронные импульсы независимого источника, длительность которых существенно меньше, например, импульсов импульсного реактора с самогашением. В качестве бустеров также используются импульсные реакторы с самогашением и импульсные реакторы периодического действия.
  
  В первом варианте предполагается получение энергии, в основном, через непосредственное деление ядер урана 238 и урана 235, в мишени. Деление ядер урана 238 на весьма быстрых фотонейтронах, с энергией больше 12 МэВ. Возможны, также, реакции деления ядер урана 238 всеми нейтронами, с энергией больше 1,1 МэВ, в угасающих цепях процесса деления и реакции фотоделения. Ядра урана 235 делятся нейтронами любых энергий.
   Во втором варианте предполагается получение энергии, в основном, через деление ядер урана 235, на всех быстрых нейтронах в менее чем критичной, гомогенной сборке на уране обогащения более 5,6%, с отражателем нейтронов. Напомню, что в бесконечной среде урана 5,56% обогащения изотопом 235, идёт самоподдерживающаяся цепная реакция деления ядер на быстрых нейтронах (СЦР). Здесь важно максимально задействовать в реакции деления выход быстрых фотонейтронов из мишени - источника.
   В третьем варианте предполагается получение энергии, в основном, через деление ядер урана 235, тепловыми нейтронами в слабо менее чем критичной гетерогенной сборке на природном уране, с отражателем нейтронов. Необходимо максимально задействовать в делении весь выход нейтронов из мишени - источника, то есть нейтроны всех энергий.
  
  Физическая суть предлагаемого первого процесса состоит в следующем: Поток электронов, разогнанных до энергии 100 МэВ, тормозится в мишени из природного урана, создаёт тормозное гамма - излучение, с непрерывным энергетическим спектром, начиная с максимальной энергии тормозящихся электронов и возрастанием интенсивности излучения в области более низких энергий. Электроны, попадая в уран, часть своей энергии тратят на генерирование гамма и рентгеновского спектра, часть на ионизацию среды торможения. Отношение энергии, идущей на генерирование гамма и рентген излучения к энергии, идущей на ионизацию,
   равно :
  X=Z*E/800. (1)
  В случае урана и 50-МэВных электронов X = 92*50/800 = 5.75 , то есть, на гамма и рентгеновское излучение идет 85% энергии потока ускоренных электронов, попавших в мишень.
  Для 100-Мэвных электронов Х = 11,5, то есть в излучение переходит 92% энергии потока электронов. Гамма - кванты с энергией выше 7.4 МэВ в ядрах урана 238 вызывают реакцию
  (gamma, n).
  Сечение s(E) фотоядерной реакции (gamma, n) связано с выходом нейтронов Y(Em) соотношением
   Y(Em) = Nn*I/e *∫[Ec,Em] s(E)*W(E, Em)*dE , (2)
  
  где I - ток электронного пучка в ускорителе, e - заряд электрона, Nn - количество ядер в образце, W(Е,Em) - тормозной спектр с максимальной энергией Em, s(E) - сечение реакции выхода, [Ec,Em] - пределы интегрирования.
  Это упрощённая формула более сложной формулы, в которой полно учитывается спектр тормозного излучения. Интегрирование ведётся от Еc (энергии) связи нейтрона в ядре, до максимальной энергии фотона, В нашем случае от 7,4 МэВ до 100 МэВ. Так как тормозное излучение имеет узкую направленность, совпадающую с направлением тормозящихся электронов, то размеры мишени для выхода фотонейтронов критичны по толщине. Выход фотонейтронов прямо зависит от тока электронов в пучке, количества ядер мишени, интегрально от сечения реакции и интенсивности тормозного излучения по спектру реакции. Однако, энергетический спектр и, соответственно, интенсивность фотонов по спектру тормозного излучения обратно пропорциональны энергии тормозного фотона:
  
  W(Е,Em) => 1/ Eg , где Eg - энергия тормозного фотона. (3)
  
  Для конкретных расчетов импульсного выхода нейтронов всех энергий имеется следующая формула
  Q * Tie = 0.6 * 10^(13) * I * Tie * Ken , (4)
  где Q - интенсивность выхода н/сек, Tie - длительность импульса электронов, I - ток электронов в импульсе в амперах, Ken - коэффициент выхода нейтронов на один электрон. Для мишени из урана 238 и энергии электрона в 30 МэВ Ken = 1.6 * 10^(-2) из эксперимента и Ken = 1.6 * 10^(-2) из расчёта.
  Для электронов с энергией более 30 МэВ хорошую оценку Ken для неделящихся ядер (кроме урана 233, 235 и плутония 239) даёт формула
  Ken = 0.013 * 10 ^ (-24) * Na * Хо * Ее / Ef^(2) , (5)
  где Na = 6.02*10^(23) - число Авогадро, Хо - эффективный пробег электрона в веществе в г/см2,
  Ef - пороговая энергия фотоядерной реакции - 7.4 МэВ для урана 238, Ее - энергия электрона.
  Выход энергии на единицу мощности пучка электронов Ken / Eпуч увеличивается с ростом энергии ускоренных электронов до 30 МэВ и достигает насыщения при Ее > 40 МэВ.
  При небольшой тепловой мощности мишени оптимальным будет ускоритель на 30 - 40 МэВ, а при высокой интенсивности пучка электронов оптимальным будет ускоритель до 100 МэВ. Для электронов с такой энергией пробег в веществе больше.
  Рассмотрим качественно процесс выхода нейтронов в зависимости от спектра тормозного излучения.
  В реакции (gamma, n) на ядрах урана 238 наблюдается широкий Гигантский резонанс (ГР). Гигантский резонанс выражается резким увеличением сечения реакции (gamma, n) от энергии
  гамма - квантов и, как следствие, сгущением интенсивности выхода нейтронов в его зоне. Энергии этих нейтронов меньше энергии инициирующих гамма - квантов, как минимум, на энергию связи - 7,4 МэВ. В области Гигантского резонанса урана 238 наблюдается увеличение выхода нейтронов с энергиями от 8,6 до 2,6 МэВ, вследствие увеличения более чем в десять раз сечения реакции (y,n). Однако спад этого увеличения по краям не такой резкий, как у ГР других элементов.
  У урана 238 максимум Гигантского резонанса около 13 МэВ и шириной 6 МэВ. По 3 МэВ в обе стороны. При этой энергии гамма - квантов сечение реакции (gamma, n) максимально и равно, по разным источникам, от 400 до 1800 миллибарн. С ростом энергии гамма - квантов выше зоны резонанса сечение этой реакции сначала уменьшается, но остается больше чем в зоне резонансов других элементов, а затем растёт. Начиная с энергий гамма - квантов более 15 МэВ возрастает сечение фотоядерной реакции (gamma, 2n). Выход нейтронов возрастает и за счёт увеличения сечения этой реакции. Насыщение выхода фотонейтронов для урана 238 начинается при энергии гамма - квантов около 30 МэВ. Следовательно, разгон электронов до 50 МэВ, вроде бы, вполне достаточен. На первых 3-4 МэВ стабилизируется энергетический спектр тормозного гамма-излучения и достигает постоянства значений распределения интенсивностей. Уровень энергии квантов, приемлемых для наших целей, находится ниже 25 МэВ. Кажется, можно обойтись и ускорителем на 50 МэВ, но он не подходит по интенсивности гамма излучения. Причина - малый выход нейтронов. Поэтому выберем энергию тормозящихся электронов равной энергии в 100 МэВ. Так мы в два раза повысим интенсивность тормозного излучения и выход нейтронов в реакции (gamma.xn), где x > 2 .
   Фотоядерная реакция гамма излучения происходит на ядрах урана 238 и создаёт поток нейтронов со сгущением интенсивности в области гамма - квантов энергии Гигантского резонанса. Часть потока нейтронов с энергией более 12 МэВ и выше вызывает затухающую цепную реакцию деления ядер урана 238. В делении ядер урана 238 с разной вероятностью участвуют и другие фотоядерные нейтроны с энергией выше 1,1 МэВ и гамма - кванты с энергией выше энергии порога деления. По данным некоторых экспериментов, при превышении порога деления (7 МэВ) энергией гамма - квантов, выход нейтронов возрастает на 30% за счёт реакции фотоделения. Делятся и ядра урана 235. Часть гамма и рентген квантов, не участвующих в фотоядерных реакциях, утилизируются в тепло в результате рассеяния и ионизации. В результате мишень становится источником тепловой энергии.
  Для первого варианта требуется:
  во-первых, выяснить целесообразность и реальность предложенного метода на сегодняшний день;
  во-вторых, определить форму и массу мишени для полной утилизации энергии потока электронов и энергии, выделившейся в сопутствующих реакциях, доля которой в общей сумме - основная, и произвести оценку полученной и затраченной энергии.
  Для второго и третьего вариантов требуется рассмотреть возможность создания производительного источника нейтронов на фотоядерной реакции тормозного излучения и бустера для использования в менее чем критических сборках на природном уране и уране обогащения более 5,56%.
  
  Конструкция мишеней основывается на следующей ниже информации.
  При энергии в единицы и десятки МэВ, пробег электрона в мишени из тяжелых атомов (уран, свинец, вольфрам) порядка миллиметров, а пробег гамма - кванта тормозного излучения той же энергии порядка сантиметров. Поэтому, при попадании электронов на тонкую мишень из тяжелых атомов, образуется тормозной непрерывный гамма и рентгеновский спектр с граничной энергией, определяемой равенством энергий гамма - кванта и электрона. Для изотопа урана 238 фотоны с энергией выше порога деления 7 МэВ вступают в реакции фотоделения, а, в случае превышения энергии связи 7,4 МэВ, и в реакции (gamma, n). В качестве мишени можно использовать просто слой урана, или тонкий (1 мм) слой вольфрама плюс толстый слой бериллия. Реакция
  Be9 (gamma, n) He4 + He4 + n, порог - 1,67 МэВ.
  
  Впрочем, понятие мишень в данном случае имеет ограниченный смысл, так как слои бомбардируемого гамма-лучами вещества должны быть довольно широки. В самом деле, гамма-лучи без заметного ослабления проходят довольно большие толщи вещества. Например, для ослабления пучка гамма-лучей с энергией 3 МэВ в е - 2,7 раза требуется слой металлического бериллия толщиной около 15 см. Очевидно, что выход фотонейтронов тем больше, чем толще слой бомбардируемого вещества, и для лучшего использования гамма-лучей необходимо применять слои бериллия в 10 - 20 сантиметров толщиной.
  Преимущество вольфрам - бериллиевой мишени в том, что при выключении потока бомбардирующих электронов в мишени почти нет наведенной радиоактивности и ее можно перебирать вручную без особых предосторожностей.
  Преимущество урановой - в более высоком выходе нейтронов. Выход нейтронов в реакции
  (gamma, n) быстро растет с увеличением энергии электронов. В случае урановой мишени для третьего варианта необходимо попытаться использовать часть спектра гамма - квантов ниже порога деления урана 238 а именно 7,0 МэВ - 1,67 МэВ, где велика их интенсивность. На эту зону приходится порядка 30% энергии тормозного излучения. Для этого применим бериллий. В мишени, перед зоной основных фотоядерных реакций, надо расположить слой бериллия, толщиной порядка 10 см, в котором пойдёт фотоядерная реакция образования нейтрона с порогом 1,67 МэВ и реакция (n,2n) с порогом 2 МэВ. Часть этих нейтронов низких энергий стимулирует реакцию деления урана 235. Высокоэнергичная часть нейтронов - реакцию деления урана 238. Толщина слоя бериллия не должна препятствовать проникновения гамма - квантов с энергией выше 7,4 МэВ в урановую мишень. Спектр энергий фотонейтронов будет от 92,6 МэВ до 0 МэВ для урана 238, от 94 МэВ до 0 МэВ для урана 235. Узкая направленность тормозного излучения уменьшит количество потребного бериллия. Устройство ( разработка и изготовление) мишени, производящей нейтроны для бустера от электронного инжектора не представляет трудностей, если тепловая мощность мишени не превосходит 10 кВт. Проблемы возникают при использовании сильноточных инжекторов -ускорителей, когда в мишени выделяется 100 - 200 кВт тепла. Суть их в следующем:
  1) для интенсивного охлаждения мишени требуется значительный объём в центре активной зоны, что ухудшает нейтронно-физические характеристики активной зоны;
  2) тепловой удар в веществе мишени вызываёт значительные динамические напряжения, избежать которых вероятно невозможно, даже дробя мишень на мелкие детали, по причине коротких (0,1- 1мкс ) импульсов выделения тепла:
  3) отвод тепла от мишени жидким теплоносителем (вода и др.) и покрытие ТВЭЛ мишени герметизирующим материалом, уменьшают выход нейтронов.
  Однако, при использовании инжекторов электронов и мишеней для управления и регулирования мощности энергетических реакторов, эти проблемы вполне решаемы, учитывая габариты этих реакторов и разветвлённую систему охлаждения с обильным теплосъёмом.
  За последние 20 лет в создании линейных ускорителей электронов произошёл большой прогресс.
  Теперь электроны разгоняют не на бегущей, а на стоячей волне. Источник волны - новые, экономичные пролётные клистроны, заменившие блоки многочисленных магнетронов, потреблявших много затрачиваемых на образование бегущей волны, киловатт мощности. Существенно понизилась цена ускорителей. Управление и диагностика ускорителей полностью автоматизированы. АСУТП на современной элементной базе и с развитым ПО. Применяется модульный, многосекционный разгон электронов. Ускорители на высокие энергии строятся из нескольких секций на более низкие энергии. Разгон стал короче и экономичнее. Короче по длине ускоряющей секции и экономичнее по емкости материалов и затрачиваемой на ускорение энергии. Существенно возросла сила тока современных линейных ускорителей. Как у ускорителей непрерывного действия, так и у импульсных ускорителей. Например, в США выпускается секция на энергию 20 МэВ, непрерывного действия, силой электронного тока до 2 мили ампер. Стандартное сопряжение таких секций позволяет быстро создать ускоритель на энергию в 100 МэВ. Выросла и надёжность линейных электронных ускорителей. Многие из них рассчитаны на работу в непрерывном режиме. В настоящее время в развитых странах большинство медицинских, научных и технологических потребностей в гамма - излучении обеспечивается за счёт применения электронных ускорителей.
  Сила тока электронов в серийных, импульсных, линейных ускорителях электронов на энергию 100 МэВ зачастую превосходит 200 мили - ампер в импульсе, и может достигать даже нескольких ампер в уникальных экземплярах, то есть довольно большая. Длительность импульса от 20 наносекунд до 10 микросекунд при скважности 1:1000. Скважность можно менять. Можно менять и ток в пучке. Средний ток около 2 мили - ампер, или порядка 1,25*10^16 электронов в секунду. 200 киловатт в пучке. Соответственно высока интенсивность тормозного гамма излучения. После фотоядерных реакций поток всех /с энергиями от 92,6 МэВ до 0/ нейтронов из мишени будет, согласно второй части предпосылок, в 20 раз менее плотным, чем поток электронов в импульсе, а в среднем 6,25*10^14 нейтронов в секунду. Более поздние расчёты уменьшили число раз до 16,57 для мишени из урана 238. Получим 7,3*10^14 нейтронов в секунду.
  
  Для реализации 1 Мега джоуля тепла понадобится 3,15*10^16 делений! Предположим, что почти все фотоядерные нейтроны вызывают деление, и наш делящийся образец состоит из урана 235. Хотя это далеко не так. Но, были и такие проекты получения энергии от выжигания оружейного урана и плутония в образцах глубоко менее чем критической массы. Тогда необходимое число нейтронов с учётом сечений всех реакций будет примерно 3,78*10^16. Если на 16,57 ускоренных электронов имеем в среднем выход 1 фотонейтрона, то требуемое количество ускоренных электронов равно 1*10^17 или 1, 1*10^(-1) кулона. А энергия такого пучка электронов 1,6*10^(-11) *6,25*10^(17)= 10^7 джоулей. То есть при выделении от реакции деления 1 мега джоуля в мишени нужно затратить 10 мега джоулей в пучке, которые утилизируются в тепло в той же мишени. Один этот факт заставляет усомниться в целесообразности использования предложенного метода непосредственно для получения энергии деления ядер. Ибо один добавочный мега джоуль в мишени не покроет затрат на производства 10 мега джоулей в мишени. Вообще, возможность использования, как основной, реакции деления нейтронами ядер урана 238 для получения энергии, сводит на нет малое сечение выхода фотонейтронов с энергией Еn порядка 14 МэВ. С компенсацией энергии связи потребная энергия тормозных гамма - квантов должна быть больше 22,5 МэВ. Потребная энергия попадет в зону слабой интенсивности тормозного излучения, так как энергетический спектр тормозного излучения пропорционален 1/ Eg , где Eg - энергия тормозного фотона.
  Интенсивность потоков фотонейтронов разных энергий составляет: 41013 МэВ-1с-1 при энергии нейтронов 1 МэВ и 41010 МэВ-1с-1 при энергии нейтронов 14 МэВ. Это результаты проведённых экспериментов по получению фотонейтронов с помощью ускорителей электронов. Поэтому и предлагают использовать ускорители электронов с энергией 100 МэВ, чтобы увеличить плотность тормозного излучения. Никакой набор реакций в мишени, кроме, цепной, само - поддерживающейся реакции деления, не устранит дефицит нейтронов в три порядка. Но такой реакции для урана 238 нет.
  Подобные этому расчеты для получения энергии от протонных синхротронов на энергию 1 ГэВ при выходе нейтронов к протонам как 40:1 также заставляют искать подходящие для реакций испарения и скалывания нейтронов мишени. Чтобы общий выход нейтронов из мишени стал рентабельным для получения энергии от деления хотя бы природного урана. Не говоря уже об уране 238. Действительно, рассмотрим предыдущий пример с выжиганием в реакции вынужденного деления образца урана высокого обогащения изотопом 235. Образец глубоко менее чем критичен. Для производства 3,78*10^16 нейтронов потребуется 9,45*10^14 протонов с энергией 1 ГэВ. Энергия такого пучка протонов 1,51*10^5 джоулей. На один мега джоуль энергии выхода. Вроде рентабельно? Но сколько энергии надо затратить для получения такого пучка?
  Интересно получение энергии деления от слабо менее чем критичной сборки на уране или плутонии высокого обогащения потоками нейтронов от генератора на основе ускорителя электронов. В условиях космоса, под водой, на кораблях и в труднодоступных районах, где требуются компактные мощные источники энергии. В качестве активной зоны возможно использование слабо подкритического реактора на топливе высокого обогащения по водо - водяной схеме. По сути это те же импульсные реакторы периодического действия, используемые для получения энергии.
  
  Резонен вопрос: а, зачем тогда другие варианты?
  Условием критичности и работы на постоянной мощности любого ядерного реактора на СЦР деления атомных ядер является равенство единице эффективного коэффициента размножения нейтронов, или
  
  Keff = 1 . (6)
  
  Или
  
  Kбеск. * Pутечки = 1 , или Kбеск. * Pутечки_зам * Pутечки_тепл = 1 , (7)
  
  где Kбеск. есть коэффициент размножения нейтронов в бесконечной среде, а Pутечки есть вероятность избежать утечки нейтронов (замедляющихся и тепловых) за пределы конкретного реактора.
  Иная запись этого условия
  
  Kмгн + betta = 1 , (8)
  
  где Kмгн - эффективный коэффициент размножения на мгновенных нейтронах, betta - доля запаздывающих нейтронов.
  Эти равенства должны выполняться в среднем за время жизни нескольких, смежных поколений нейтронов деления в реакторе постоянно. Их физический смысл состоит в среднем постоянстве числа нейтронов в поколениях нейтронов реактора, работающего в стационарном режиме. Управление реактора основано на его кинетике. Основной задачей кинетики является описание поведения реактора во времени (при условии постоянства внутреннего состояния реактора). Для описания кинетики холодного реактора хорошим приближением является одноточечная модель. Ее положения заключаются в том, что при вводе источника нейтронов в активную зону (АЗ) реактора не изменяются: геометрия АЗ; энергетический спектр нейтронов; среднее время жизни поколения нейтронов; эффективные значения констант для запаздывающих нейтронов. Единственный параметр, который изменяется при этом, есть связанная с мощностью реактивность
  
  p = ( Keff - 1 ) / Keff , (9)
  
  характеризующая реакцию АЗ на изменение ее размножающих свойств в результате воздействия различных материальных и геометрических факторов, непосредственно связанных с уровнем мощности реактора (температура, плотность размножающей среды). Мощность реактора пропорциональна количеству нейтронов в реакторе и, соответственно, количеству делений ядер топлива, которые регулируются введением положительной или отрицательной реактвности.
   Введение в реактор нейтронов извне, или введение внешних воздействий, стимулирующих возникновение дополнительных нейтронов, эквивалентны процессу увеличения вероятности избежаия утечки нейтронов или внесению положительной реактивности. Изменение реактивности есть суть управления ядерным реактором. Рассмотрим с одноточечного приближения равновесие и критичность реактора. Уравнения динамики, соответствующие точечной модели реактора:
  
   dN / dt = N * ( p - Beff ) / T + СУММА ( Li * Ci ), ( i = 1, 6 ) + I (10)
  
   dCi / dt = N * Bi / T - Li * Ci (11)
  
  где N − общее количество нейтронов в АЗ реактора; I - эффективная интенсивность источника нейтронов [н/с], введенного в АЗ; Т − среднее время жизни поколения мгновенных нейтронов, Beff -полная эффективная доля запаздывающих нейтронов Beff = СУММА ( Вi ), ( i = 1, 6 ), Ci - число ядер -предшественников i-группы, Вi - эффективная доля запаздывающих нейтронов от ядер -предшественников i-группы, Li - постоянная распада ядер -предшественников i-группы, t - время.
  Точечная модель реактора описывается семью дифференциальными уравнениями первой степени с заданными функциями p(t) и I(t). В общем случае реактивность зависит от количества нейтронов и система не линейна. Но, в отсутствие обратной связи по реактивности, p(t) - заранее известная функция, и тогда система линейна. Сложение всех уравнений (10) и (11) даёт
  
  d [ N + СУММА ( Ci ), ( i = 1, 6 ) ] / dt = N * p / T + I (12)
  
  Равновесное (стационарное) состояние наступает, когда производная слева равна нулю, откуда:
  
  p = - I * T / n , (13)
  
  и достигается только при условии , что p < 0 и I >0, или p = 0 и I = 0. Все остальные состояния неустойчивы. Если p = 0 и I > 0, мощность реактора возрастает по закону, близкому к линейному.
  Отсюда следует вывод, что все большие энергетические реакторы на АЭС работают в подкритическом состоянии, близком к критическому, поскольку в реальных условиях практически не возможно обеспечить условие I = 0. Подкритичность этих реакторов: 1 - Keff << Beff. Следовательно, при производительном источнике нейтронов сам реактор может быть реально менее чем критичен на мгновенных и запаздывающих нейтронах.
  При переменной во времени интенсивности источника нейтронов количество нейтронов в реакторе могло бы оставаться неизменным, если бы реактивность p(t) и интенсивность источника I(t) были строго пропорциональны друг другу. Достичь этого средствами электромеханического привода проблематично. Использование генераторов фотонейтронов позволит сделать этот процесс реальным и существенно повысить безопасность эксплуатации ядерных реакторов. Надо отметить, что внешний источник нейтронов не должен влиять на величину доли запаздывающих нейтронов и на общее число тепловых нейтронов в реакторе, иначе это вызовет существенную деформацию нейтронных полей. Его введение должно быть жёстко связано с уменьшением вероятности избежать утечки замедляющихся нейтронов и компенсировать потери от этих утечек (7). Тогда влияние введения источника на конфигурацию нейтронного поля будет минимальным. Если уменьшить толщину торцевого отражателя нейтронов реактора и таким образом увеличить утечку нейтронов, то мы можем компенсировать потерю реактивности введением по оси реактора с торца нейтронов от внешнего источника.
  
  С другой стороны тепловая мощность реактора определяется интенсивностью процесса деления во всём объёме активной зоны. Поэтому тепловая мощность реактора:
  Q=Eдел x Sf x Фср х Nят х Vак.з , (14)
   где Eдел - энергия акта деления, Sf - сечение деления, Фср - средняя плотность нейтронного потока, Nят- концентрация делящихся ядер, Vак.з- объём активной зоны.
  Так как Фср = Фсрq +/- фсрq, где Фсрq есть плотность потока нейтронов, соответствующая данной тепловой мощности Q , а фсрq есть максимальная флуктуация плотности нейтронного потока в течение времени, равному времени жизни поколения нейтронов в реакторе, учитывая и запаздывающие нейтроны при работе в номинальном режиме без производительного источника нейтронов. Таким образом, сторонний источник нейтронов должен своей производительностью не только обеспечивать среднее значение Keff = 1, но и обеспечивать превышение максимальной флуктуации плотности нейтронного потока при номинальной мощности реактора, как минимум в два раза по модулю. Это необходимо для эффективного регулирования реактора.
  Существует много методов достижения критического состояния и поддержания реактора в этом состоянии. Энергетические реакторы работают, в основном, в стационарном, номинальном режиме при эффективном коэффициенте размножения на мгновенных нейтронах меньше единицы. И, только запаздывающие нейтроны поднимают общий эффективный коэффициент размножения до единицы и делают приемлемым для регулирования реактора время жизни поколения нейтронов деления. За время, равное Времени жизни поколения нейтронов в реакторе. Процесс деления ядер урана 235 есть процесс случайных событий. Поэтому, в принципе не важно, как будет обеспечено выполнение критичности. За счёт выполнения внутриреакторных материальных и конструктивных предпосылок СЦР, или за счёт внесения извне воздействия для появления дополнительных нейтронов. В виде периодического импульса или непрерывного потока нейтронов. Главное, чтобы поток истёкших из реактора нейтронов за время жизни поколения нейтронов был равен потоку добавленных в реактор нейтронов в номинальном режиме. Задача генератора нейтронов - обеспечить приток дополнительных нейтронов, равный утечке. При отключении генератора нейтронов реакция деления угасает по экспоненте. Технологии современных ускорителей электронов, позволяют создать генераторы нейтронов с необходимой производительностью. Важно также, чтобы источник нейтронов значительно не искажал нейтронное поле реактора.
  В современных энергетических реакторах регулирование мощности происходит изменением поглощения нейтронов в реакторе. Таким образом вносится положительная или отрицательная реактивность, которая действует в течении нескольких, необходимых для регулирования, циклов времени жизни нейтронов деления. Аналогом внесения положительной или отрицательной реактивности для регулирования мощности реактора является изменение производительности генератора нейтронов. Оно возможно при изменении длительности импульса ускоряемых электронов и изменения скважности этих импульсов.
  В случае непрерывного потока ускоряемых электронов, это плавное регулирование его плотности.
  Современные технологические решения ускорительной техники электронов это позволяют.
  Отключение генератора нейтронов вызывает весьма быстрый останов работы реактора. Следовательно, безопасность реактора значительно выше, чем у современных реакторов с регулирующими стержнями. Эффективность электронного регулирования зависит от количества вносимых в активную зону нейтронов и от того, какую часть от общего количества нейтронов в активной зоне вносимое количество составляет. От этого зависят скорость, устойчивость и диапазон регулирования мощности реактора. При слабом источнике нейтронов регулирование не устойчиво. Для устойчивого регулирования вводимый от внешних причин, в активную зону, в номинальном режиме работы, максимальный поток нейтронов должен превосходить 'бетту' и количественно быть не менее 0,7% от номинального. Подключение генератора нейтронов происходит после вывода реактора на номинальную мощность обычными средствами. Затем обычными средствами вносится отрицательная реактивность и включается генератор нейтронов.
  
  В отличие от СЦР реакторов на тепловых и быстрых нейтронах рассматриваемые далее устройства работают в подкритическом режиме, т.е. их эффективный коэффициент размножения нейтронов Keff < 1. При этом самоподдерживающаяся цепная реакция деления ядер невозможна и соответственно исключены аварии, связанные с разгоном - неконтролируемым развитием цепной реакции.
   Чтобы осуществить энергетически выгодное ядерное деление в подкритическом реакторе, необходим производительный, внешний источник нейтронов. Интенсивность изменения количества нейтронов в подкритическом, реакторе с источником изменяется со временем при одноточечном приближении в соответствии с элементарным уравнением кинетики
  
  dN / dt = N * ( Keff - 1) / T + I , (15)
  
  где N − общее количество нейтронов в АЗ реактора; I - эффективная интенсивность источника нейтронов [н/с], введенного в АЗ; Т − среднее время жизни поколения нейтронов. Решение этого уравнения вообще зависит от значения (Keff - 1).
  В стационарном режиме, когда dN / dt = 0,
  
  Keff = 1- I * T / N. (16)
   Как известно, если в размножающей среде с Keff < 1 помещен внешний источник нейтронов интенсивностью I (н/с), то полное число нейтронов Nt, образующихся в единицу времени, есть
  
   Nt = I / ( 1 - Keff ) (17)
  
  а мощность выделения энергии Pf за счёт деления ядер топлива нейтронами равна:
  
  Pf = I * Ef * Keff / [ ( 1-Keff ) * n] . (18)
  
  Здесь n - соответственно число нейтронов, образующихся в одном акте деления, и выделяющаяся при этом энергия Ef ≈200 МэВ. Из выражения (18) следует, что для управления подкритическим уран-плутониевым реактором ( n = 2,93 ) тепловой мощностью Pf =1 ГВт, сравнимой с мощностью действующих энергетических реакторов, необходим внешний
  источник нейтронов с интенсивностью I ≈ 2*10^18 н/с, если Keff = 0,98. Очевидно, что такой производительный (60 н/п) источник можно получить, только создав ускоритель протонов на 1,5 ГэВ со значительной силой тока в пучке 3,3 * 10^16 * 1,6 * 10^ (-19) = 5,28 мили ампер.
  
  Во втором варианте рассматривается гомогенная размножающая среда из обогащённого урана. Обогащение изотопом 235 выше 5,56%. При граничном (5,56%) обогащении, возможна СЦР на быстрых нейтронах с энергией 0,1 -10 МэВ, в бесконечной такой среде. Если взять конечный образец из урана, с высоким обогащением изотопом 235, например 19,5 %, и поместить его в отражатель нейтронов, то можно получить сборку (активную зону) на быстрых нейтронах вполне приемлемых размеров. Эту сборку можно сделать слабо менее чем критической
  ( с Keff порядка 0,987 - 0,992 на мгновенных нейтронах), применив частичный отражатель. Применяя производительный источник быстрых нейтронов, можно добиться увеличения его потока нейтронов в 77 - 112 раз. Путь знакомый и понятный.
  Есть и другой похожий путь. Это применение импульсной, более чем критичной сборки на быстрых нейтронах периодического действия. Другое название - импульсный реактор ИРПД. У такой сборки Keff не мгновенных нейтронах в диапазоне ( 0,993 - Отключение сборки; 1,009). Периодический запуск такого источника может обеспечить достаточный поток нейтронов для поддержания выделения значительной мощности во внешней менее чем критической сборке на природном уране. Запуск такой сборки необходимо сделать электрически управляемым, например, от электронного ускорителя и мишени, дающей нейтронную вспышку. Вспышка запускает нарастающую цепную реакцию деления, которая развивается до возникновения быстрого внесения большой отрицательной реактивности или самогашения. Так будет обеспечена высокая безопасность системы. В такой системе главная проблема в надёжности работы импульсной сборки, при многократном включении, и в отводе тепла от неё. Физика и техника импульсных реакторов созданы и совершенствуются в целях получения плотных потоков нейтронов для исследовательских целей и наработки изотопов. В ядерной энергетике импульсные реакторы пока не применяются.
  
  По третьему варианту востребованы все сгенерированные нейтроны.
  Возможно использование ускорителя электронов для поддержания процесса деления в менее чем критических водяных, гетерогенных сборках на природном или слабо обогащённом уране с Kef = 0,991 - 0,993 на мгновенных нейтронах. В этом случае реактор выводится на номинальную мощность обычным способом - работой СУЗ. Затем быстро вносится отрицательное приращение Kef, и включается генератор нейтронов. Экономически это самый приемлемый вариант. Подобные сборки работают на тепловых нейтронах. Задача заключается в создании источника с интенсивным потоком нейтронов в сборке, компенсирующем внесённое отрицательное приращение Kef при работе в режиме выдачи номинальной мощности. В нижней части Гигантского резонанса для урана 238 энергия фотонейтронов порядка 2,6 МэВ - близка к среднестатистической энергии в реакторе на медленных нейтронах. Резон сделать упор на использование фотонейтронов с энергией Гигантского резонанса за счёт увеличения силы электронного тока в пучке. Для их получения вроде бы целесообразно использовать индукционные ускорители на меньшие энергии ускоряемых электронов, которые можно сделать более сильноточными, чем линейные ускорители на большую энергию. Их ток достигает сотен ампер в импульсе. Такие ускорители реализовать легче и дешевле. Следовательно, вполне может хватить ускорителя на 40 МэВ, и, даже на 30 МэВ. Согласно (1) имеем 82% и 78% энергии пучка электронов в тормозном излучении. Поток электронов образует в мишени гамма - рентгеновский спектр, фотоны которого вызывают реакции (gamma,n) и (gamma, f) - фотоядерные реакции урана 238 в области сечений так называемого 'гигантского резонанса', и ниже. Эти реакции лежат в основе первичного источника нейтронов в мишени. Гигантский резонанс выражается сгущением выхода нейтронов в его зоне. Энергии этих нейтронов меньше энергии инициирующих гамма - квантов, как минимум, на энергию связи -7,4 МэВ у урана 238, 6 МэВ у урана 235. Для безопасного регулирования и управления реактора большой мощности можно затратить большую мощность на получение дополнительных нейтронов.
  Главная деталь такой системы - мишень ускорителя, генерирующая нейтроны.
  В мишени целесообразно использовать максимально весь спектр гамма-излучения для получения нейтронов, в том числе и его мягкую составляющую. В простейшей версии это мишень из вольфрама + бериллия, накрытая толстым слоем природного урана. В бериллиевой мишени реализуется генерация нейтронов из мягкой части спектра тормозного излучения с энергией от 7,4 до 1,67 МэВ. В урановом слое происходят фотоядерные реакции с выходом нейтронов на ядрах в уране 238 и 235. Реакции деления урана 235 и урана 238 фотонейтронами, в том числе и из слоя бериллия, дают дополнительный выход нейтронов. Энергия нейтронов от 0 до 12,6 МэВ или от 0 до 32,6 МэВ в зависимости от энергии электронов из ускорителя. Вот тут и возникает вопрос об экономической целесообразности использования сильноточных индукционных ускорителей на более низкие энергии. Энергия пучка электронов будет преобразовываться в мишени в тепло, гамма и рентгеновское излучение. Затем часть излучения превратится в нейтроны, а остальная часть в тепло. Выход полезного для генерации нейтронов излучения меньше, а затраты энергии выше в случае ускорения электронов на более низкие энергии. Надо учитывать необходимые, вносимые генератором, мощность и реактивность по отношению к общей номинальной мощности реактора и просчитывать затраты в каждом конкретном случае.
  Мишень для индукционного электронного ускорителя на 40 МэВ ЛИУ-30 есть диск, диаметром 300 мм, имеющий два слоя. Первый слой из вольфрама, где генерируется тормозное излучение, толщиной 3 мм, второй слой из двуокиси природного урана, где происходят фотоядерные реакции и реакции деления ядер, толщиной 40 мм.
  Более продвинутая, близкая к бустерной, мишень: после слоя бериллия идёт слой природного урана - основная мишень для фотоядерных реакций, после слоя природного урана идёт слой высоко обогащённого урана - размножающий бустер. С подобной мишенью можно достигнуть выхода нейтронов по отношению к электронам 1:1 и выше за счёт реакции деления урана 235.В этом случае важна не энергия нейтронов, а их количество. Соответственно возрастёт мощность сборки и поток нейтронов.
  У автора имеются оригинальные разработки таких комбинированных мишеней.
  
  Проявив смекалку, получаем, как бы, систему реакторов - вложенных друг в друга матрёшек:
  УСКОРИТЕЛЬ ЭЛЕКТРОНОВ=> МИШЕНЬ => СЛАБО ПОДКРИТИЧЕСКАЯ СБОРКА НА БЫСТРЫХ НЕЙТРОНАХ - БУСТЕР ИЛИ ИМПУЛЬСНАЯ НАДКРИТИЧЕСКАЯ СИСТЕМА ПЕРИОДИЧЕСКОГО ДЕЙСТВИЯ С САМОГАШЕНИЕМ ИЛИ МОДЕРАЦИЕЙ РЕАКТИВНОСТИ => СЛАБО ПОДКРИТИЧЕСКАЯ СБОРКА НА ТЕПЛОВЫХ НЕЙТРОНАХ.
  Каждая следующая подсистема является умножителем нейтронов для предыдущей, а последняя подсистема является основным источником энергии деления. В простейшем случае это:
  
  Nt = [ I / ( 1 - Keff1 ) ] / ( 1 - Keff2 ) (19)
  
  Несложно увеличить производительность источника в 2500 - 5000 раз. Такая система весьма безопасна по разгону и взрыву. Опасная положительная обратная связь по нейтронам в быстрой сборке легко подавляется конструкторскими решениями при проектировании. Применение ограничено выходной мощностью, пропорциональной плотности нейтронного потока в конечной сборке. Требования к величине силы тока электронов в ускорителе выше, а к энергии ускорения ниже, чем в первом варианте. Может оказаться так, что вполне хватит ускорителя электронов на 40-50 МэВ с большой силой электронного тока. Конкретный выбор энергии и силы тока ускорителя электронов зависит от мощности конечной сборки. Если мощность небольшая, энергия должна быть выше при небольшой силе тока, чтобы полнее использовать спектр тормозного излучения, и наоборот. Теплосъём и охлаждение такой системы можно сделать сплошным и водяным. Потому, что энергетическая напряжённость активной зоны сборки на быстрых нейтронах будет гораздо меньше энергетической напряжённости активной зоны полноценного энергетического реактора на быстрых нейтронах с СЦР.
  Для подкритической сборки на тепловых нейтронах максимальный коэффициент размножения Keff определяется в момент начала равновесного выгорания топлива, которое начинается после изменения реактивности за счет выработанной мощности и эффектов отравления ксеноном и самарием.
  При выведении такой сборки на стационарный режим происходит потеря реактивности за счет шлакования исходного топлива. Наибольшая потеря реактивности происходит в ядерных реакторах на промежуточных нейтронах, наименьшая − в ядерных реакторах на быстрых нейтронах. Потеря реактивности приводит к возрастанию 1- Keff и уменьшению коэффициента умножения нейтронов, равного I / (1 - Keff ). Потеря реактивности в реакторах на тепловых нейтронах происходит из-за образования продуктов деления Xe135 и Sm149 и составляет порядка %3 от Keff, потеря реактивности при выводе на мощность (за счет выгорания топлива и температурного изменения его плотности) составляет порядка 5%, поэтому Keff = 0,92, и коэффициент умножения нейтронов может уменьшиться до 12,5. Однако, возможен рост реактивности за счёт наработки реакторного плутония. В ядерных реакторах на быстрых нейтронах температурный и плотностной эффекты приводят к возрастанию 1- Keff на 1,1%, отравлением ксеноном и самарием можно пренебречь; в итоге Keff =0,989, и коэффициент усиления потока нейтронов составляет 91! Общее усиление источника нейтронов такой простой матрёшкой 1138 раз!
  Подобные системы можно сделать резонансными, что существенно уменьшит издержки на регулирование и повысит надёжность.
  
  Перспективно развитие идеи автора об использовании об использовании для получения энергии резонансных, менее чем критических, ядерных. делящихся систем на быстрых нейтронах.
  Суть идеи состоит в следующем.
  Возможно создание резонансных, делящихся, ядерных систем на быстрых нейтронах. Суть этого явления в коренном отличии физики быстрых и тепловых реакторов. Дело в том, что замедление нейтронов деления до тепловых скоростей и их дальнейшая диффузия есть процесс случайный, вероятностный. Процесс деления ядер на быстрых нейтронах более детерминирован и ориентирован в пространстве делящейся среды такой системы. Соответственно, чётко определён отклик делящейся, ядерной системы на импульс быстрых нейтронов. Это распространяющиеся колебания плотности нейтронов деления - нейтронные, концентрационные волны, и, соответствующие им, волны деления ядер.
  Возможны затухающие нейтронные волны и соответствующие им, волны деления атомных ядер, в менее чем критичной системе. Импульс быстрых нейтронов создаётся внешним генератором на базе ускорителя электронов. Например, возьмём цилиндр из обогащённого урана. На торцах находятся отражатели из урана 238. L/D = 0.95) Высота L и диаметр D нашего, делящегося цилиндра будут значительно отличаться от их оптимальных размеров при использовании цилиндра делящегося материала для самоподдерживающейся цепной реакции деления ядер - СЦР, в сторону значительного увеличения отношения L/D. (для СЦР оптимально L/D = 0,95.) Делящийся цилиндр менее чем критичен по высоте. К одному из торцов цилиндра по оси подведём в направленный в него, фотоядерный, импульсный источник - генератор быстрых нейтронов. Пусть, это будет мишень для потока ускоренных электронов от линейного, импульсного ускорителя электронов на 40 МэВ с большой силой тока ускоряемых электронов. Состав мишени генератора, это кружок из тонкой (не более 2 мм) полоски из вольфрама, дающий поток тормозного излучения и слой урана 238 толщиной около 5 см. Поток тормозного излучения обладает анизотропией, он максимален в направлении, совпадающем с направлением движения потока ускоренных электронов. Возникающий в уране 238, более редкий (в 17 раз реже) поток фотонейтронов также обладает анизотропией и максимален в направлении, совпадающем с направлением движения потока ускоренных электронов. Далее в делящемся цилиндре на участке длиной, равной средней длине свободного пробега внесённых, сгенерированных фотонейтронов, формируется волна деления. В образовании волны деления ядер атомов участвуют только те нейтроны деления, направление движения которых хотя бы частично совпадает с направлением движения волны деления к противоположному торцу цилиндра. Да, и, то, только те, чья длина свободного пробега меньше диаметра цилиндра. Иные нейтроны уходят за границы цилиндра. Скорость движения волны деления определяется средней энергией нейтронов деления в цилиндре. Энергетический спектр быстрых нейтронов деления находится в пределах [0,1 - 10 МэВ]. Сгущение спектра наблюдается в области низких энергий 0,9 - 0,4 МэВ. Наиболее вероятная энергия нейтрона деления 0,72 МэВ. Средняя энергия быстрых нейтронов деления в общем случае спектра деления равна 2 МэВ. Скорость нейтронов с такой энергией будет большой - порядка v = 1,32*10^9 см/сек (для энергии 2 МэВ), и соответственно велика вероятность утекания даже таких нейтронов за границы цилиндра. Меняя размеры цилиндра можно добиться средней энергии нейтрона деления в волне деления, равной 0,72 МэВ. Его скорость равна 7,9*10^8 см/сек. Такова будет и скорость движения волны деления. Длина волны деления определяется длиной свободного пробега нейтрона деления со средней энергией.
  Амплитудой волны деления будет максимальное число делений при прохождении волны деления в физической точке на пути её движения к противоположному торцу цилиндра.
  После срабатывания источника нейтронов к противоположному торцу делящегося цилиндра пойдёт затухающая, за счёт поглощения и утечки нейтронов через боковую поверхность, волна деления ядер. Она отразится от торца и пойдёт обратно, затем снова отразится. В этот момент опять сработает источник нейтронов, и если частота и фаза импульсного источника быстрых нейтронов совпадут с частотой и фазой волны деления, то можно получить некоторое резонансное увеличение амплитуды волны - увеличение числа делений ядер. Тогда усиленная источником нейтронов, отражённая волна деления двинется по пройденному пути. Резонанс реален до достижения коэффициентом затухания некоторой предельной величины, в нашем случае определяемой, размерами делящейся системы и составом делящейся среды, чтобы было, что усиливать, новым импульсом источника нейтронов.
  Для процесса деления на быстрых нейтронах реакция неупругого рассеяния является реакцией поглощения нейтрона, так как, уменьшая его энергию на два порядка, выводит его из спектра деления. Но, при высоком обогащении делящегося цилиндра её надо отнести в нашем случае к реакции рассеяния. Реакцией рассеяния для нейтронов деления будут реакция упругого рассеяния и реакция захвата с удвоением числа нейтронов, ибо при этом появляется хотя бы один нейтрон в том же энергетическом спектре, что и поглощённый. Но, при высоком обогащении делящегося цилиндра её надо отнести в нашем случае к реакции, производящей нейтроны. Ибо все, возникшие в этих реакциях, нейтроны могут вызвать деление ядер высоко обогащённого урана. Все эти реакции вместе с реакциями поглощения нейтронов неделящимися ядрами и вылет нейтронов за пределы цилиндра создают затухание волны деления для ядер атомов урана 235.
  Бороться с чрезмерным затуханием волны деления можно, используя для этого боковые отражатели переменной толщины для делящегося цилиндра.
  Добротность такой системы будет определяться производительностью источника нейтронов, концентрацией делящихся ядер, поглощением и утечкой нейтронов, зависящей от размеров делящегося цилиндра и составом веществ в нём. Будут достигнуты максимумы числа делений в волне деления и в утечке быстрых нейтронов.
  Возможно автономное использование такой сборки в качестве источника энергии, или применение в качестве бустера для подсветки внешней, менее чем критической сборки на природном уране. В первом случае надо добиться либо максимального выделения энергии в заданной массе делящегося вещества и оптимальных для этого размерах, либо стабильного выделения энергии в устройствах типа ТВЭЛ. Во втором случае требуется максимальная утечка нейтронов при непрерывной работе в резонансе и большом общем числе генерируемых в устройстве нейтронов. По любому, можно будет использовать ускоритель с меньшим током разгоняемых электронов, чем для обычной нейтронной подсветки с помощью ускорителя электронов. В такой системе остро стоит проблема отвода тепла от делящегося образца, ибо движение волны деления будет довольно быстрым, а нагрев делящегося образца - весьма интенсивным.
  При соблюдении определённых условий по обогащению урана и по размерам делящегося цилиндра,
  при применении боковых отражателей нейтронов возможно следующее замечательное явление: при резонансе по достижению насыщения волной деления, амплитуда волны будет постоянной, то есть, затухание при движении прекратится. При решении этой задачи отдельно надо рассмотреть случай отражения волны деления от торца цилиндра и затухание при отражении. Вполне вероятно получить самоподдерживающуюся, бегущую волну деления вроде СЦР в сегодняшних реакторах деления ядер атомов.
  
  Заключение.
  Очевидно, что получение энергии вынужденного деления ядер урана 238 нейтронами, появившимися в фотоядерных реакциях от тормозного излучения электронов не рентабельно. Выжигание слабо подкритических сборок на уране или плутонии высокого обогащения фотонейтронами для получения энергии возможно, но требует отдельного подробного обсуждения.
  Этот путь более перспективен, чем использование так называемого мокс - топлива. Глупо бодяжить природный уран плутонием высокого обогащения. Для использования такого сокровища надо создавать принципиально иные источники энергии. Вероятно применение в космических экспедициях - в полётах и на других планетах.
   Использование электронных ускорителей вместе с бустерами для поддержания безопасных режимов работы энергетических реакторов на СЦР возможно, а их безопасное регулирование - вполне реальная перспектива. Причём как реакторов на тепловых, так и на быстрых нейтронах.
  Я не призываю отказаться от традиционных средств регулирования реакторов на СЦР, а предлагаю дополнить их новыми методами, повышающими безопасность. Предлагаемое направление повышения безопасности эксплуатации энергетических реакторов, безусловно, требует больших вложений на НИР, ОКР и внедрение. Но, наработанный на сегодня опыт по импульсным реакторам и бустерам в исследовательских центрах как в России (Снежинск, Дубна и другие), так и в США, позволит реализовать это направление достаточно быстро. Время такого регулирования настало. Для малой ядерной энергетики, где используют реакторы с тепловой мощностью до 100 мВт, управление и регулирование этих реакторов вполне реальны на инжекторах нейтронов в составе: ускоритель электронов - комбинированная мишень. Возможно применение слабо подкритических, гетерогенных сборок на природном уране с водяным охлаждением с подсветкой фотонейтронами. Причём применение и в получении энергии. Если такие сборки загрузить отработанными ТВЭЛ от ВВЭР. Тогда можно получить в менее, чем в ВВЭР, энергетически напряжённом режиме, при соответствующей подсветке фотонейтронами, стабильный источник энергии. Система вложенных, слабо подкритических реакторов на быстрых и тепловых нейтронах ослабляет требования к плотности потока фотонейтронов и позволяет создавать энергетические блоки большой мощности. Применение импульсных реакторов в качестве бустеров таких систем вообще открывает новую страницу в ядерной энергетике.
  Создание резонансных, менее чем критичных, делящихся систем вообще откроет новую эру в ядерной энергетике, сделав её гораздо чище и безопаснее.
  
  
  
  
  
  Использованные источники:
  Аксёнов В.Л. ИМПУЛЬСНЫЕ РЕАКТОРЫ ДЛЯ НЕЙТРОННЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ.
  Бекман И.Н. ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА.
  Лукин А.В. ФИЗИКА ИМПУЛЬСНЫХ ЯДЕРНЫХ РЕАКТОРОВ.
  И.С. Погребов, А.А. Снопков, В.А. Терёхин
  Б.Г. Леваков, А.В. Лукин, Э.П. Магда,
  ИМПУЛЬСНЫЕ ЯДЕРНЫЕ РЕАКТОРЫ.
  РФЯЦ ⎯ ВНИИТФ
  Цвайфель П. ФИЗИКА РЕАКТОРОВ.
  Сообщения об исследованиях, проводимых в ХФТИ в 2001-2012 годах.(Украина)
  
  
  
  
  
  
  
  
 Ваша оценка:

Популярное на LitNet.com Л.Джейн "Чертоги разума. Книга 1. Изгнанник "(Антиутопия) Д.Маш "Золушка и демон"(Любовное фэнтези) Д.Дэвлин, "Особенности содержания небожителей"(Уся (Wuxia)) Д.Сугралинов "Дисгардиум 2. Инициал Спящих"(ЛитРПГ) А.Чарская "В плену его демонов"(Боевое фэнтези) М.Атаманов "Искажающие Реальность-7"(ЛитРПГ) А.Завадская "Архи-Vr"(Киберпанк) Н.Любимка "Черный феникс. Академия Хилт"(Любовное фэнтези) К.Федоров "Имперское наследство. Забытый осколок"(Боевая фантастика) В.Свободина "Эра андроидов"(Научная фантастика)
Связаться с программистом сайта.

Новые книги авторов СИ, вышедшие из печати:
И.Мартин "Твой последний шазам" С.Лыжина "Последние дни Константинополя.Ромеи и турки" С.Бакшеев "Предвидящая"

Как попасть в этoт список
Сайт - "Художники" .. || .. Доска об'явлений "Книги"