Основы теории ядерных реакторов (стр. 8 )

И ещё одно замечание, связанное с образованием осколков деления. Генерируемые при делении осколки деления обладают высокими кинетическими энергиями. Передавая при столкновениях с атомами среды топ­ливной композиции свою кинетическую энергию, осколки деления тем самым повышают средний уровень кинетической энергии атомов и молекул, что в соответствии представлениями кинетической теории воспринимается нами как повышение температуры топливной композиции или как тепловыделение в ней.

Большая часть тепла в реакторе образуется именно таким путём.

В этом заключается определённая позитивная роль образования осколков в рабо­чем процессе энергетического ядерного реактора.

2.2.2. Образование нейтронов деления. Ключевым физическим явлени­ем, сопровождающим процесс деления тяжёлых ядер, является испускание возбуждёнными осколками деления вторичных быстрых нейтронов, иначе называемых мгновенными нейтронами или нейтронами деления.

Значение этого явления (открытого Ф. Жолио-Кюри с сотрудниками - Альбано и Коварски - в 1939 г.) неоспоримо: именно благодаря ему при де­лении тяжёлых ядер появляются новые свободные нейтроны взамен тех, что вызвали деления; эти новые нейтроны могут взаимодействовать с другими делящимися ядрами в топливе и вызывать их деления, сопровождаемые испусканием новых нейтронов деления и т. д. То есть, бла­годаря образованию нейтронов деления, появляется возможность организо­вать процесс равномерно следующих во времени друг за другом делений без поставки в топливосодержащую среду свободных нейтронов от внешнего источника. В такой поставке, попросту говоря, нет необходимости, коль скоро "инструменты", с помощью которых осуществляются деления ядер, находятся здесь же, в этой самой среде, в связанном состоянии в деля­щихся ядрах; для того, чтобы "пустить в дело" связанные нейтроны, их надо лишь сделать свободными, то есть разделить ядро на осколки, а да­лее - все доделают сами осколки: в силу их возбуждённого состояния они испустят "лишние" нейтроны из своего состава, мешающие их устойчивости, причём, это произойдет за время порядка 10-15 - 10-13 с, совпадающее по порядку величины со временем пребывания составного ядра в возбуждённом состоянии. Это совпадение и дало повод для представлений, что нейтроны деления появляются не из пересыщенных нейтронами возбуж­дённых осколков деления после окончания деления, а непосредственно в тот короткий промежуток времени, в течение которого происходит деление ядра. То есть не после акта деления, а в течение этого акта, словно бы одновременно с разрушением ядра. По этой же причи­не эти нейтроны часто называют мгновенными нейтронами.

Анализ возможных комбинаций протонов и нейтронов в устойчивых яд­рах различных атомных масс (вспомните диаграмму устойчивых ядер) и со­поставление их с качественным составом продуктов деления показали, что вероятность образования устойчивых осколков при делении очень мала. А это значит, что подавляющее большинство осколков рождаются нестабиль­ными и могут испускать один, два, три или даже более "лишних" для их устойчивости нейтронов деления, причём, понятно, что каждый определённый возбуждённый осколок должен испускать своё, строго определённое, число "лишних" для его устойчивости нейтронов деления.

Но так как каждый осколок при большом числе делений имеет строго определённый удельный выход, то при определённом большом числе делений число образовавшихся осколков деления каждого сорта будет также опре­делённым, а, следовательно, число нейтронов деления, испущенных оскол­ками каждого сорта, будет тоже определённым, а, значит, определённым бу­дет и их суммарное количество. Разделив суммарное количество получен­ных в делениях нейтронов на число делений, в которых они получены, мы должны получить среднее число нейтронов деления, испускаемых в одном акте деления, которое, исходя из приведенных рассуждений, должно быть также строго определённым и постоянным для каждого сорта делящихся нуклидов. Эта физическая константа делящегося нуклида и обозначена n.

По данным 1998 г. (величина этой константы периодически уточняется по результатам анализа физических экспериментов во всём мире) при де­лении под действием тепловых нейтронов значение n:

- для урана-235 n5 = 2.416,

- для плутония-239 n9 = 2.862,

- для плутония-241 n1 = 2.938 и т. д.

Последнее замечание нелишне: величина константы n существенно за­висит от величины кинетической энергии нейтронов, вызывающих деления и с ростом последней увеличивается приблизительно прямо пропорционально Е.

Для двух наиболее важных делящихся нуклидов приближённые зависимости n(E) опи­сываются эмпирическими выражениями:

- для урана-235 n5(E) = 2.416 + 0.1337 Е;

- для плутония-239 n9(E) = 2.862 + 0.1357 E.

*) Энергия нейтронов Е подставляется в [МэВ].

Таким образом, величина константы n, рассчитанная по этим эмпири­ческим формулам, при различных энергиях нейтронов может достигать сле­дующих значений:

При Е, МэВ	1	5	10
Величина n5	2.549	3.081	3.746
Величина n9	2.997	3.537	4.212

Итак, первой характеристикой нейтронов деления, испускаемых при делении конкретных делящихся нуклидов, является свойственное этим нук­лидам среднее число нейтронов деления, получаемых в акте деления n.

Факт, что для всех делящихся нуклидов n > 1, создаёт предпосылку к осуществимости цепной нейтронной реакции деления. Ясно, что для реа­лизации самоподдерживающейся цепной реакции деления необходимо создать условия, чтобы один из n получаемых в акте деления нейтронов обяза­тельно вызывал следующее деление другого ядра, а остальные (n - 1) нейтронов каким-то образом исключались из процесса деления ядер. В противном случае интенсивность делений во времени будет лавинообразно нарастать (что и имеет место в атомной бомбе).

Поскольку теперь известно, что величина константы n увеличивается с ростом энергии вызывающих деления нейтронов, возникает закономерный вопрос: а с какой же кинетической энергией рождаются нейтроны деления?

Ответ на этот вопрос даёт вторая характеристика нейтронов деления, называемая энергетическим спектром нейтронов деления и представляющая собой функцию распределения нейтронов деления по их кинетическим энер­гиям.

Если в единичном (1 см3) объёме среды в некоторый рассматриваемый момент времени появляются n нейтронов деления всех возможных энергий, то нормированный энергетический спектр - это функция от величины энергии Е, величина которой при любом конкретном значении Е показывает, какую часть (долю) всех этих нейтро­нов составляют нейтроны, обладающие энергиями элементарного интервала dE вблизи энергии Е. Иначе говоря, речь идет о выражении

Распределение нейтронов деления по энергиям достаточно точно опи­сывается спектральной функцией Уатта (Watt):

n(E) = 0.4839, (2.2.2)

графической иллюстрацией которой служит рис.2.8. на следующей странице.

Спектр Уатта показывает, что, хотя нейтроны деления и рождаются с самыми различными энергиями, лежащими в очень широком интервале, боль­ше всего нейтронов имеют начальную энергию, равную Енв = 0.7104 МэВ, со­ответствующую максимуму спектральной функции Уатта. По смыслу эта ве­личина - наиболее вероятная энергия нейтронов деления.

Другая величина, характеризующая энергетический спектр нейтронов деления - средняя энергия нейтронов деления, то есть та величина энер­гии, которую имел бы каждый нейтрон деления, если бы всю суммарную ре­альную энергию всех нейтронов деления поровну разделить между ними:

. (2.2.3)

Подстановка в (2.2.3) выражения (2.2.2) дает значение средней энергии нейтронов деления Еср = 2.0 МэВ

А это означает, что практически все нейтроны деления рождаются быстрыми (то есть с энергиями Е > 0.1 МэВ). Но быстрых нейтронов с относительно высокими кинетическими энергиями (более 7 МэВ) рождается мало (менее 1 %), хотя ощутимое количество нейтронов деления появляется с энергиями до 18 – 20 МэВ.

0.35

0.30

0.25

0.20

0.15

0.10

0.05

0 1 2 3 4 5 Е, МэВ

Рис.2.8. Энергетический спектр нейтронов деления – спектр Уатта.

Спектры нейтронов деления для разных делящихся нуклидов отличают­ся друг от друга незначительно. Скажем, для интересующих нас в первую очередь нуклидов 235U и 239Pu величины средних энергий нейтронов деле­ния (скорректированные по результатам физических экспериментов):

Еср= 1.935 МэВ - для 235U и Еср= 2.00 МэВ - для 239Pu [2]

Величина средней энергии спектра нейтронов деления возрастает с увеличени­ем энергии нейтронов, вызывающих деления, но это возрастание незначи­тельно (по крайней мере, в пределах до 10 - 12 МэВ). Это позволяет не учитывать его и приближенно считать энергетический спектр нейтронов деления единым для различных ядерных топлив и для различных по спектру (быстрых, про­межуточных и тепловых) реакторов.

Для урана-238, несмотря на пороговый характер его деления, спектр нейтронов деления также практически совпадает с выражением (2.2.2), а зависимость среднего числа нейтронов деления n8 от энергии вызывающих деления нейтронов - также практически линейная при энергиях выше поро­говой (Еп = 1.1 МэВ):