8.1. Системы трансмутации, управляемые ускорителем заряженных частиц

Источники нейтронов нового поколения. Электроядерный метод генерации нейтронов, основанный на использовании ядерной реакции расщепления (spallation) ядер-мишеней тяжелых элементов ускоренными до высоких энергий (1–1,5 ГэВ) протонами, является альтернативой методам, использующим реакции синтеза T(d,n) и деления (n, f). Теоретические исследования и эксперименты начались в 1949 г. проектом МТА (Material Testing Accelerator, 1949–1954 гг.) в Радиационной лаборатории Лоуренса в Ливерморе (с 1971 г. получила статус национальной — Lawrence Livermore National Laboratory (LLNL)) и с середины 60-х – в СССР (ОИЯИ, Дубна). Интенсивность исследований то уменьшалась, то возрастала, изменялись задачи и цели этих исследований. Вначале целью было получение вторичного делящегося ядерного материала по уран-плутониевой или торий-урановой схеме. Когда надобность в электроядерном способе производства такого материала отпала, целью этих установок стала генерация нейтронов. Затем эти установки ориентируются на уничтожение радиоактивных отходов АЭС в комплексе с генерацией вторичного топлива из естественного урана или тория, использование которого позволило бы компенсировать затраты на уничтожение РАО. Среди различных схем электроядерного производства энергии рассматривался ядерный реактор на естественном уране, управляемый ускорителем протонов LADR (Linear Accelerator Driven Reactor) с глубоко подкритичной активной зоной (K eff =0,9). Коэффициент усиления мощности, вводимой в A3 такого реактора, достигал ~ 5 и оценивался соотношением 

  протонов, n – количество нейтронов в расчете на один протон, рождаемых в мишени-кон- верторе, ν – количество нейтронов на акт деления, ηу и ηр – к.п.д. ускорителя и реактора., где E f и Е р – энергия деления (~ 200 МэВ) и протонов, n – количество нейтронов в расче- те на один протон, рождаемых в мишени-кон- верторе, ν – количество нейтронов на акт деления, ηу и ηр – к.п.д. ускорителя и реактора.

Основным препятствием развитию этогометода являлось создание ускорителя протонов на энергию 1000 МэВ с током пучка на выходе 300 мА, работающего в непрерывном режиме ускорения с к.п.д. ≥ 0,5.

Однако ускорение протонов с током пучка более 100 мА сопровождается большими потерями его интенсивности в процессе ускорения из-за кулоновского расталкивания частиц в пучке. Кроме того, энергетический спектр нейтронов из мишени-конвертора весьма широк (от тепловых энергий до энергии первичного протона) и для использования нейтронов необходимо формирование этого спектра (замедление). Это касается и трансмутации актинидов, так как этот процесс происходит в двух реакциях – радиационном захвате нейтронов (в тепловой части спектра) и в пороговых реакциях деления (nf), (n, nf) и т.д. быстрыми нейтронами. В любом случае затраты на трансмутацию не окупаются снятой с мишени-конвертора энергией.

В качестве перспективного направления использования электроядерного метода генерации нейтронов для уничтожения оружейного плутония и МА в последнее время рассматривается управляемый ускорителем энергетический подкритический реактор, активная зона которого загружается этими элементами (Рu и МА), естественным ураном, обедненным ураном из отходов заводов по его обогащению или торием.

Число нейтронов в подкритической активной зоне реактора зависит от интенсивности внешнего источника нейтронов. Реактор работает как усилитель потока нейтронов, причем усиление возрастает с увеличением K eff по мере приближения его значения к единице.

Величина подкритичности (1-K eff) зависит от установившегося энергетического спектра нейтронов в подкритической активной зоне, связана с долей запаздывающих нейтронов соотношением (1-K eff ) << β eff и зависит от состава делящихся материалов. Для реакторов на быстрых нейтронах доля запаздывающих нейтронов колеблется в диапазоне β =0,0035–0,0042, для PWR величина β находится в диапазоне значений 0,0050–0,0065.

Максимальный коэффициент размножения K eff определяется в момент начала равновесного выгорания топлива, которое начинается после изменения реактивности за счет выработанной мощности и эффектов отравления ксеноном и самарием.

При выведении реактора на стационарный режим происходит потеря критичности за счет шлакования исходного топлива. Наибольшая потеря реактивности происходит в ядерных реакторах на промежуточных нейтронах (Е п~100 эВ), наименьшая в ядерных реакторах на быстрых нейтронах. Потеря реактивности приводит к возрастанию подкритичности (1-K eff) и уменьшению коэффициента умножения нейтронов, равного 1/(1-Keff). Потеря реактивности в реакторах на тепловых нейтронах происходит из-за образования продуктов деления 135Хе и 149Sm (Δ =(1-Keff) ~ 3%), потеря реактивности при выводе на мощность (за счет выгорания топлива и температурного изменения его плотности) составляет Δ =(1-Keff) ~5%, поэтому Keff=0,92 и коэффициент умножения нейтронов 1/(1-K eff)=12,5. В ядерных реакторах на быстрых нейтронах температурный и плотностной эффекты приводят к возрастанию подкритичности на (1-K eff) ~ 1,1%, отравление ксеноном и самарием ничтожно и им можно пренебречь; в итоге (1-K eff) ~ 2% и коэффициент усиления потока нейтронов составляет 1/(1-K eff)=50.

При введении в активную зону объемом V источника нейтронов с интенсивностью I (нейтронов/с) плотность нейтронов n = I · τ / V (нейтронов/см3), где τ – среднее время жизни поколения нейтронов.

Нейтроны заполняют активную зону (АЗ) и в размножающей среде для конкретного уровня подкритичности устанавливается интенсивность нейтронов в процессе последовательного (во времени) размножения нейтронов источника последовательными поколениями нейтронов и Фуст=Фист/(1-K eff).

Время установления подкритической плотности потока нейтронов Ф(tуст) зависит от подкритичности активной зоны (1-Keff), времени жизни поколения нейтронов τ, интенсивности источника I, введенного в активную зону. Практически Ф подкри т. можно считать установившейся, когда она достигнет 90–95% Фуст (рис. 8.1).

При подкритичности, меньшей доли запаздывающих нейтронов 1-Keff<β, чем ближе Keff к единице, тем в большей степени время запаздывания запаздывающих нейтронов влияет на время установления; чем ближе критическое состояние, тем больше время стабилизации процесса.

Рис. 8.1. Динамика изменения плотности потока нейтронов в подкритическом реакторе при включении внешнего источника нейтронов