Раздел 2. Гидроэнергетические ресурсы, их использование. Принципиальные схемы, параметры, режимы работы ГЭС и ГАЭС

Джерела нейтронів нового покоління. Електроядерний метод генерації нейтронів, заснований на використанні ядерної реакції розщеплення (spallation) ядермішеней важких елементів прискореними до високих енергій (1–1,5 ГеВ) протонами, є альтернативою методам, що використовують реакції синтезу T (d, n) й ділення (n, f). Теоретичні дослідження та експерименти почалися в 1949 р. проектом МТА (Material Testing Accelerator, 1949–1954 рр.) у Радіаційній лабораторії Лоуренса в Ліверморі (з 1971 р. отримала статус національної – Lawrence Livermore National Laboratory (LLNL)) та із середини 60-х – в СРСР (ОІЯД, Дубна). Інтенсивність досліджень то зменшувалася, то зростала, змінювалися завдання і цілі цих досліджень. На початку метою було отримання вторинного ядерного матеріалу, здатного до ділення, за уран-плутонієвою або торій-урановою схемами. Коли потреба в електроядерному способі виробництва такого матеріалу відпала, метою цих установок стало генерування нейтронів. Потім ці установки орієнтуються на знищення радіоактивних відходів АЕС в комплексі з генеруванням вторинного палива з природного урану або торію, використання котрого дозволило б компенсувати витрати на знищення РАВ. Серед різних схем електроядерного виробництва енергії розглядався ядерний реактор на природному урані, керований прискорювачем протонів LADR (Linear Accelerator Driven Reactor) з глибоко підкритичною активною зоною (Keff = 0,9). Коефіцієнт посилення потужності, що вводиться до A3 такого реактора, досягав ~5 і оцінювався співвідношенням

,

де Ef и Ер – енергія ділення (~200 МеВ) й протонів, n – кількість нейтронів у розрахунку на один протон, народжуваних в мішені-конверторі, ν – кількість нейтронів на акт ділення, ηп і ηр – к.к.д. прискорювача й реактора. Головною перешкодою розвитку цього методу було створення прискорювача протонів на енергію 1000 МеВ зі струмом пучка на виході 300 мА, що працює в безперервному режимі прискорення з к.к.д. ≥ 0,5.

Однак прискорення протонів зі струмом пучка більше 100 мА супроводжується великими втратами його інтенсивності в процесі прискорення через кулонівське відштовхування частинок у пучку. Крім того, енергетичний спектр нейтронів з мішені-конвертора дуже широкий (від теплових енергій до енергії первинного протона) і для використання нейтронів необхідне формування цього спектру (уповільнення). Це стосується і трансмутації актиноїдів, тому що цей процес відбувається у двох реакціях – радіаційному захопленні нейтронів (у тепловій частині спектру) і в порогових реакціях ділення (n, f), (n, nf) і т.д. швидкими нейтронами. У будь-якому випадку витрати на трансмутацію не окупаються знятою з мішені-конвертора енергією.

Як перспективний напрямок використання електроядерного методу генерування нейтронів для знищення збройового плутонію і МА останнім часом розглядається керований прискорювачем енергетичний підкритичний реактор, активна зона якого завантажується цими елементами (Рu й МА), природним ураном, збідненим ураном з відходів заводів з його збагачення або торієм.

Кількість нейтронів в підкритичній A3 реактора залежить від інтенсивності зовнішнього джерела нейтронів. Реактор працює як підсилювач потоку нейтронів, причому посилення зростає зі збільшенням Keff у міру наближення його значення до одиниці.

Величина підкритичності (1–Keff) залежить від усталеного енергетичного спектру нейтронів у підкритичній A3 і пов'язана з часткою запізнілих нейтронів відношенням (1–Keff) << βeff і залежить від складу матеріалів, котрі діляться. Для реакторів на швидких нейтронах частка запізнілих нейтронів коливається в діапазоні β = 0,0035–0,0042, для PWR величина β знаходиться в діапазоні значень β = 0,0050–0,0065.

Максимальний коефіцієнт розмноження Keff визначається в момент початку рівноважного вигоряння палива, котре починається після зміни реактивності за рахунок виробленої потужності й ефектів отруєння ксеноном і самарієм.

При виведенні реактора на стаціонарний режим відбувається втрата критичності за рахунок шлакування вихідного палива. Найбільша втрата реактивності відбувається в ядерних реакторах на проміжних нейтронах (Еп ~ 100 еВ), найменша в ядерних реакторах на швидких нейтронах. Втрата реактивності призводить до зростання підкритичності (1–Keff) і зменшення коефіцієнта множення нейтронів, рівного 1/(1–Keff). Втрата реактивності в реакторах на теплових нейтронах відбувається через утворення продуктів ділення¹³⁵Хе и¹⁴⁹Sm (Δ = (1–Keff) ~3%); втрата реактивності при виведенні на потужність (за рахунок вигоряння палива та температурної зміни його щільності) складає Δ = (1–Keff) ~5%, тому Keff = 0,92 і коефіцієнт множення нейтронів 1 (1–Keff) = 12,5. В ядерних реакторах на швидких нейтронах температурний і густинний ефекти призводять до зростання підкритичності на (1–Keff) на 1,1%, отруєння ксеноном та самарієм мізерне і ним можна знехтувати; в результаті (1–Keff) ~2% і коефіцієнт посилення потоку нейтронів становить 1/(1–Keff) = 50.

При введенні до активної зони об'ємом V джерела нейтронів з інтенсивністю I (нейтронів/с) густина нейтронів n = I·τ/V (ньютонів/см³), де τ – середній час життя покоління нейтронів.

Нейтрони заповнюють A3 і в розмножуючому середовищі для конкретного рівня підкритичності встановлюється інтенсивність нейтронів у процесі послідовного (у часі) розмноження нейтронів джерела послідовними поколіннями нейтронів і Фвст=Фдж/(1–Keff).

Час встановлення підкритичної густини потоку нейтронів Ф(tвст) залежить від підкритичності A3 (1–Keff), часу життя покоління нейтронів τ, інтенсивності джерела I, введеного до A3. Практично Фпідкрит. можна вважати сталою, коли вона сягне 90–95% Фвст. (мал. 8.1).

При підкритичності, меншій частки запізнілих нейтронів 1–Keff<β, чим ближче Keff до одиниці, тим більшою мірою час запізнення запізнілих нейтронів впливає на час встановлення; що ближче до критичного стану, тим більше час стабілізації процесу.

Мал. 8.1. Динаміка зміни густини потоку нейтронів у підкритичному реакторі при включенні зовнішнього джерела нейтронів