авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 |   ...   | 3 | 4 || 6 | 7 |

«ФЕДЕРАЛЬНОЕ АГЕНТСТВО ПО ОБРАЗОВАНИЮ Федеральное государственное автономное образовательное учреждение высшего профессионального образования Национальный ...»

-- [ Страница 5 ] --

p ee i - вероятность электрону «рожденному» в «i»-ой зоне родиевой проволоки внести вклад в сигнал ДПЗ;

p e i - вероятность гамма-кванту «рожденному» в «i»-ой зоне родиевой проволоки выбить электрон из нее и внести вклад в сигнал ДПЗ;

G Rh - количество гамма-квантов появляющихся в результате захвата нейтрона ядром 103Rh;

peТВС - вероятность гамма-кванту «рожденному» в твэлах ТВС в результате реакций радиационного захвата и деления, а также за счет распада продуктов деления выбить электрон из родиевой проволоки и внести вклад в сигнал ДПЗ;

G ТВС - количество гамма-квантов на единицу энергии, выделяющейся в ТВС.

В процессе расчетов конкретной ТВС реактора ВВЭР-1000 FL30 были проведены исследования для определения чувствительности результатов моделирования распределения скорости радиационного захвата нейтронов по радиусу родиевой проволоки к некоторым параметрам математической модели.

Были проведены расчеты распределения скорости радиационного захвата нейтронов по радиусу родиевой проволоки в различных моделях ДПЗ, помещенных в центральный канал ТВС FL30. Были рассмотрены следующие модели:

- гомогенная модель ДПЗ, в которой родиевая проволока окружена цилиндром с усредненными по объему концентрациями материалов изолятора, коллектора и корпуса;

- гетерогенная модель ДПЗ, приведенная на рис.4.17.

В обоих случаях скорость захвата оценивалась с использованием констант родия для нескольких значений температуры проволоки.

Анализ результатов расчетов показал:

1) При переходе от гетерогенной модели ДПЗ к гомогенной скорости реакций по зонам согласуются между собой в пределах статистической погрешности результатов, которая составляла 0,8%. Это позволяет использовать гомогенные модели ДПЗ в производственных расчетах данного распределения по программе ТВС-М;

2) При изменении температуры родиевой проволоки от 300 К до 3000 К скорость радиационного захвата увеличивается в среднем на 2,5%. Данное значение можно рассматривать как верхнюю границу неопределенности, вносимой температурой родия.

Расчет вероятностей вылета бета-электронов из различных слоев родиевого эмиттера На данном этапе моделирования сигнала в ДПЗ необходимо решить задачу переноса электронов в характерной области вокруг родиевой проволоки. Выбор размера области и детализация компонентов детектора определяется возможностями используемой программы. В качестве характерной области можно выбрать: только проволоку, изолятор и коллектор;

весь ДПЗ, включая линию связи и корпус;

ДПЗ в ТВС.

Источником электронов должен быть фиксированный источник или локализованный в одной зоне родиевой проволоки, или распределенный по зонам, подобно распределению скорости радиационного захвата нейтронов.

Искомым функционалом могут являться или односторонние токи электронов через границы раздела сред, или скорости «поглощения» электронов на атомах среды. Таким образом, на данном этапе необходимо решить задачу переноса электронов с внешним источником электронов, распределенном по пространству и энергии. В результате решения данной задачи можно будет определить вероятность p ee электрону «рожденному» в проволоки за счет бета-распада внести вклад в сигнал ДПЗ, или ее составляющие p ee i.

Для вычисления p ee i - вероятности электрону «рожденному» в «i»-ой зоне родиевой проволоки внести вклад в сигнал ДПЗ необходимо моделировать процесс переноса электронов через материалы датчика.

Электроны, появившиеся в эмиттере могут:

1) поглотится (сбросить всю энергию) в нем;

2) вылететь в изолятор и поглотится в нем;

3) пролететь изолятор и поглотиться в коллекторе.

Электроны 1) не дают вклада в ток. Электроны 2) накапливаются в изоляторе и создают в нем электростатическое поле, которое будет приводить к тому, что они начнут «стекать» как в эмиттер, так и в коллектор.

Электроны 3) полностью вносят вклад в сигнал.

Программа MCNP разработана для моделирования переноса нейтронов, гамма-квантов и электронов в различных средах. Поэтому ее можно использовать для расчета вероятностей p ee i.

Геометрическая модель ДПЗ в программе MCNP изображена на рис 4.17. Однако, как показали расчетные исследования, можно использовать более простые цилиндрические модели без существенной потери в точности результатов. Математическая модель включает в себя: геометрическую модель, источник электронов и функционалы, которые необходимы для расчета вероятностей p ee i.

Рис. 4.17. Гетерогенная модель ДПЗ ИНК-7 в программе MCNP Спектр бета-электронов Электроны бета-распада Rh могут иметь различную энергию. Если распад происходит в основное состояние изотопа палладия Pd, то максимальная энергия электронов равна Emax=2,442 МэВ. В работе [197] для моделирования распределения электронов по энергиям используется следующая формула:

105 P( E ) ( Emax E ) 2 E (4.1) 7/ 16 E max Авторство формулы (4.1) приписывается Э.Ферми, поэтому в дальнейшем изложении мы будем использовать словосочетание – спектр Ферми, в тех случаях, когда она будет применяться для моделирования распределения электронов по энергиям. Формула (4.1) получена в нерелятивистском приближении и не учитывает кулоновского поля ядра.

Среднее значение энергии вылетающих электронов, полученное с помощью этой формулы, равно трети от Emax. Для бета-распада Rh получается значение 0,814 МэВ, что значительно отличается от значения средней энергии, приведенной в файлах оцененных ядерных данных – 0,987 МэВ.

Поэтому для описания распределения электронов необходимо использовать более точные распределения. В работе [198] приведены распределения электронов бета-распада различных изотопов с учетом релятивистских эффектов. В дальнейшем мы будем использовать словосочетание – спектр СТО, в тех случаях, когда распределение из данной работы будет использоваться. В расчетах использовались оба спектра для оценки неопределенности в распределении бета-электронов по энергии в итоговый результат. При этом, среднее значение энергии электронов, полученное для спектра СТО равно – 0,99 МэВ, что хорошо соответствует значению из файлов оцененных ядерных данных. Поэтому при расчетах вероятностей p ee i, если особо не оговаривается спектр, использовался спектр СТО.

Анализ результатов расчетов значений сигнала в ДПЗ с использованием различных спектров электронов показывает, что выбор спектра существенно влияет на результаты расчета.

p ee i в программе MCNP необходимо Для расчета вероятностей выбрать функционалы. В программе MCNP для электронов можно I рассчитать односторонние токи через поверхности – (знак «+»

k соответствует одностороннему току в направлении «из» ячейки, знак «-» «вовнутрь» ячейки) и скорости ядерных реакций по объемам ячеек – Rl. При этом для ячейки “l” выполняется уравнение баланса исследуемых частиц:

I R a I Q l (4.2) k k k k Скорость поглощения электронов в выделенной ячейке (зоне) ДПЗ можно рассчитать через односторонние токи, используя балансное уравнение (4.2).

Изолятор в ДПЗ отделяет коллектор от эмиттера. Он должен обеспечить высокое электрическое сопротивление при ограниченных толщинах, не эмитировать в большом количестве заряженные частицы, способные искажать показания детектора, и пропускать заряженные частицы, испускаемые эмиттером. Электроны, попадающие в изолятор, могут поглотиться в нем. При этом изолятор приобретает объемный отрицательный заряд, электрическое поле которого будет влиять на движение электронов, вылетающих из эмиттера. К сожалению, в программе MCNP, как и в других подобных программах, нет возможности учитывать объемные заряды при переносе электронов через вещество. Поэтому для учета влияния объемного заряда изолятора на сигнал ДПЗ необходимо делать дополнительные предположения.

В работе [196] проведен теоретический анализ влияния объемного заряда на сигнал ДПЗ. В результате данного анализа показано, что внутри изолятора можно выбрать критическую поверхность, которая разделяет изолятор на две части. В стационарном состоянии заряд изолятора не будет изменяться, т.к. «натекание» заряда будет компенсироваться его «стеканием»

на эмиттер и коллектор. Если электрон, поглощается в зоне, примыкающей к эмиттеру, то он «стечет» на эмиттер. Если электрон, поглощается в зоне, примыкающей к коллектору, то он «стечет» на коллектор. Для определения критического радиуса в цилиндрическом изоляторе в указанной работе предлагается следующая формула:

1 (r1 / r2 ) rk r2 (4.3) 2 ln( r2 / r1 ) где r1 и r2 – внутренний и внешний радиусы изолятора соответственно.

В работе [199] указывается, что в цилиндрической геометрии на эмиттер стекает 44-46% заряда, поглощенного в изоляторе в равновесном режиме.

Таким образом, для расчета вероятностей p ee i с учетом процесса накопления заряда в изоляторе ДПЗ, можно использовать два алгоритма. В обоих алгоритмах проводится расчет переноса электронов от единичного источника равномерно распределенного по «i»-ой зоне эмиттера с соответствующим распределением по энергии.

В первом алгоритме рассчитываются скорости поглощения электронов в эмиттере – RЭ и в части изолятора со стороны эмиттера до критической границы – RИЭ. В этом случае вероятность p ee i можно выразить как p ee i =1 RЭ- RИЭ. Для расчета скоростей RЭ и RИЭ можно использовать как односторонние токи электронов через границы соответствующих зон и балансную формулу 4.2, так и прямой расчет скоростей поглощения электронов в соответствующих зонах.

Во втором алгоритме, рассчитываются скорости поглощения электронов в эмиттере – RЭ и во всем объеме изолятора – RИ. При этом вероятность p ee i можно выразить как p ee i =1- RЭ-RИ, где – доля заряда изолятора, стекающего на эмиттер.

В обоих алгоритмах в математической модели необходимо выбрать один дополнительный параметр: критический радиус в первом случае, и параметр во втором. Необходимость выбора дополнительного параметра с одной стороны вносит дополнительную неопределенность в окончательный результат моделирования, но при этом появляется дополнительная возможность адаптации математической модели к экспериментальным результатам.

Результаты верификации математической модели Для проверки возможности использования программы MCNP для решения задач переноса электронов были проведены расчеты модельной задачи, приведенной в работе [199]. При этом следует отметить, что в работе [200] приведены результаты решения с помощью программы MCNP ряда тестовых задач на перенос электронов. Эта работа фактически является верификационным отчетом по обоснованию возможности использования программы MCNP и библиотеки EL03 для решения подобных задач. Поэтому результаты, приведенные в данном разделе, можно рассматривать как тестирование алгоритмов оценки функционалов электронов, необходимых для расчета вероятностей p ee i.

В табл. 4.5 приведены результаты расчетов.

Таблица 4.5.

Поглощение электронов в элементах детектора в результате рождения 0,998 бета-электрона в невыгоревшем эмиттере (в скобках приведена абсолютная погрешность в последней цифре) 2,44 МэВ (98%) Emax Расчет Работа [199] EGS–MCU MCNP Эмиттер 0,5713 0,5789( 5) 0,560 (3) Изолятор 0,1950 0,1976( 4) 0,201 (5) Коллектор 0,1450 0,1477( 4) 0,157 (4) Вылетело из 0,0687 0,0558( 3) 0,065 (2) детектора Из табл. 4.5 видно, что результаты расчетов, полученные различными способами, хорошо согласуются между собой. Это позволяет утверждать, что программу MCNP можно использовать для расчета вероятностей p ee i.

Результаты, представленные в табл. 4.5, получены с использованием для энергетического распределения электронов спектра Ферми (см. формулу 4.1).

При переходе от спектра Ферми к спектру СТО результаты существенно изменяются. Они представлены в табл. 4.6.

Таблица 4.6.

Поглощение электронов в элементах детектора в результате рождения 0,998 бета-электрона в невыгоревшем эмиттере. Составляющая 2,44 МэВ (98%). Спектр учетом СТО.

Расчет MCNP-5 (В) EGS–MCU 0, Эмиттер 0,486 (4) Изолятор 0,2099 0,204 (3) Коллектор 0,1954 0,202 (3) Вылетело из 0,107 (2) 0, детектора Как видно из табл. 4.6, результаты расчетов со спектром СТО по различным программам хорошо согласуются между собой и существенно отличаются от результатов, полученных со спектром Ферми. Разница в вероятностях испускания электронов, а следовательно в сигнале ДПЗ, по расчетам с различными спектрами может достигать 15%. Эти результаты требуют дополнительного анализа, потому что:

1) они противоречат данным, приведенным в работе [199] по результатам расчетов со спектром Ферми вероятности испускания электронов из голой родиевой проволоки, которые прекрасно согласуются с экспериментальными данными.

2) Как уже было отмечено выше, средняя энергия спектра Ферми существенно отличается от экспериментальных данных.

Для разрешения данного противоречия необходим поиск экспериментальной информации и/или проведение экспериментов с ДПЗ различным моделей, включая детекторы без твердого изолятора для исключения влияния заряда изолятора на перенос электронов, вылетающих из эмиттера.

Расчет вероятностей вылета электронов из различных слоев родиевого эмиттера из-за взаимодействия гамма-квантов, возникающих в процессе захвата нейтронов в родии с электронами вещества ДПЗ pe i Для вычисления вероятности захватному гамма-кванту «рожденному» в «i»-ой зоне родиевой проволоки, выбить из нее электрон, который внесет вклад в сигнал ДПЗ необходимо моделировать процесс согласованного переноса захватных гамма-квантов и электронов через материалы датчика. Гамма-кванты взаимодействуют с веществом и теряют свою энергию в следующих процессах: рождение электрон-позитронной пары, Комптон-эффект и фотоэффект. Во всех процессах появляются свободные электроны, которые могут перемещаться по материалам ДПЗ.

Захватные гамма-кванты, появившиеся в эмиттере могут:

1) выбить электроны из эмиттера так, что они вылетят в изолятор;

2) выбить электроны из изолятора так, что они вылетят в эмиттер;

3) выбить электроны из изолятора так, что они вылетят в коллектор;

4) выбить электроны из коллектора так, что они вылетят в изолятор.

Электроны 1) дают вклада в сигнал ДПЗ, такого же знака, что и бета электроны. При этом общий заряд изолятора увеличится. Электроны 2) дают вклада в сигнал ДПЗ, противоположного знака, по сравнению с бета электронами. При этом общий заряд изолятора уменьшается. Электроны 3) не дают вклада в сигнал ДПЗ. При этом общий заряд изолятора уменьшается.

Электроны 4) не дают вклада в сигнал ДПЗ. При этом общий заряд изолятора увеличивается.

Геометрическая модель ДПЗ в программе MCNP для проведения расчета переноса захватных гамма-квантов изображена на рис. 4.????. Она полностью эквивалентна модели, используемой при моделировании переноса бете-электронов. Однако, как показали расчетные исследования, можно использовать более простые цилиндрические модели без существенной потери в точности результатов. Математическая модель включает в себя:

геометрическую модель, источник захватных гамма-квантов и функционалы, которые необходимы для расчета вероятностей pe i.

Спектр захватных гамма-квантов Спектр захватных гамма-квантов родия зависит от энергетических уровней ядра изотопа 104Rh. Эти уровни в настоящее время хорошо изучены и представлены в различных базах данных, например – ENSDF [201]. Однако, большое количество уровней затрудняет использование этой информации.

При этом данные часто не являются полными. Например, в базе данных [201] приведены экспериментальные данные по интенсивности появления гамма квантов в диапазоне 3-7 МэВ на один захваченный нейтрон. Однако, данные для других диапазонов отсутствуют. Поэтому для формирования данных об источнике захватных гамма-квантов необходимо смоделировать спектр и вычислить количество гамма-квантов на захват. В реакции радиационного захвата нейтрона ядром Rh должно выделится приблизительно E =7 МэВ энергии. Это значение должно получаться при умножении средней энергии ~ гамма-кванта - E на количество гамма-квантов - G Rh.

~ В работе [202] приводится спектр в виде гистограммы с E =2,7 МэВ и G Rh =2,61. Этот спектр используется в расчетах по программе MCU в РНЦ «Курчатовский институт». Долее будем называть этот спектр – спектр КИ. В спектре КИ, в диапазоне 3-7 МэВ данные существенно отличаются от экспериментальной информации из базы данных ENSDF, поэтому был разработан новый спектр, к котором это противоречие было снято, этот ~ спектр имеет параметры E =2,4 МэВ и G Rh =2,91. Далее будем называть новый спектр – спектр МИФИ.

Функционалы гамма-квантов и электронов Для расчета вероятностей pe i в программе MCNP необходимо выбрать функционалы. В программе MCNP для электронов можно рассчитать односторонние токи через поверхности – I (знак «+» соответствует k одностороннему току в направлении «из» ячейки, знак «-» - «вовнутрь»

ячейки) и скорости ядерных реакций по объемам ячеек – Rl. При этом для ячейки “l” выполняется уравнение баланса исследуемых частиц (см.

уравнение 4.2.). Источниками электронов в различных зонах ДПЗ являются реакции взаимодействия гамма-квантов с атомами среды. При этом электрон может «родится» в зоне и поглотиться в ней же. При этом заряд зоны не изменяется и такие электроны не могут внести вклада в сигнал ДПЗ. Из-за этого, на наш взгляд, использование оценки вероятностей pe i на основе введения критического радиуса затруднительно и желательно использовать второй способ, основанный на использовании параметра.

Для оценки вероятностей pe i предлагается использовать следующий подход. В результате расчетов переноса захватных гамма-квантов и сопутствующих им электронов оцениваются односторонние токи электронов через внешнюю границу эмиттера и итоговый заряд, накопленный в изоляторе за счет взаимодействия захватных гамма-квантов с атомами среды.

pe i (I Э I Э ) (I Э I Э I I ) (4.4) И И где:

I Э - односторонний ток электронов, вылетающих из эмиттера в изолятор;

I Э - односторонний ток электронов, вылетающих из изолятора в эмиттер;

I - односторонний ток электронов, вылетающих из изолятора в коллектор;

И I - односторонний ток электронов, вылетающих из коллектора в изолятор.

И Результаты верификации математической модели Для проверки возможности использования программы MCNP для решения задач согласованного переноса гамма-квантов и электронов были проведены расчеты модельной задачи, приведенной в работе [199].

Результаты, приведенные в данном разделе, можно рассматривать как тестирование алгоритмов оценки функционалов электронов, необходимых для расчета вероятностей pe i.

В табл. 4.7 приведены результаты расчетов.

Таблица 4.7.

Вылет электронов из элементов детектора под действием захватных гамма-квантов, испущенных при поглощении одного нейтрона в невыгоревшем эмиттере MCNP MCNP расчет Работа [9] EGS–MCU Спектр КИ Спектр МИФИ Эмиттер 0,0164 0,01749(1) 0,0239 (5) 0,0254 (5) Изолятор 0,0036 0,00548(1) 0,0046 (1) 0,0039 (1) Коллектор 0,0084 0,01086(1) 0,0151 (3) 0,0156 (3) Вылетело из 0,0284 0,03382(1) 0,0436 (6) 0,0448 (6) детектора Как видно из табл. 4.7, результаты расчетов по различным программам значительно различаются. Гораздо лучше согласуются между собой результаты, полученные с использованием различных спектров. Возможно, различие между различными программами связано с различной интерпретацией функционалов. К сожалению, других benchmark результатов по согласованному переносу гамма-квантов и электронов найдено не было.

Для оценки вклада в сигнал ДПЗ электронов связанных с захватными гамма-квантами были проведены расчеты вероятностей p ee и pe для модельного детектора из работы [199]. Для расчетов по программе MCNP с использованием для источника электронов спектра СТО эта доля составила 4,4%, что хорошо согласуется с экспериментальными данными. Таким образом, можно утверждать, что алгоритм расчета переноса захватных гамма-квантов и сопутствующих им электронов можно использовать для моделирования сигнала ДПЗ.

В заключении к настоящему разделу следует отметить, что программу MCNP можно использовать для моделирования сигнала ДПЗ в реакторах ВВЭР-1000. С помощью MCNP можно проводить не только нейтронно физические расчеты - расчет распределения скорости радиационного захвата нейтронов по радиусу родиевой проволоки, но и расчеты переноса других частиц - расчет вклада в сигнал ДПЗ от бета-электронов, появляющихся в родиевой проволоки в процессе радиоактивного распада ядер изотопов Rh 104m и Rh;

расчет вклада в сигнал ДПЗ от гамма-квантов, появляющихся в родиевой проволоки в процессе радиационного захвата нейтронов ядрами Rh;

расчет вклада в сигнал ДПЗ от гамма-квантов, появляющихся в реакторе в результате ядерных реакций радиационного захвата и деления в материалах ТВС.

Так же результаты расчетов, приведенные в настоящем разделе, демонстрируют следующее важное положение: при комплексном моделирование физических процессов с помощью одной программы точности моделирования на различных этапах могут существенно различаться. При этом, во многом различие определяется неопределенностями в ядерных данных (спектр электронов или захватных гамма-квантов изотопов родия) и/или незнанием физических процессов (заряд на изоляторе).

4.3. Результаты анализа ядерных топливных циклов Ядерные топливные циклы также можно классифицировать на основе используемых делящихся и сырьевых изотопов. В земной коре в больших количествах присутствуют уран и торий. В природной смеси урана содержится делящийся изотоп 235U (0,72 %), сырьевой изотоп 238U (99,275 %) и изотоп U (0,005 %). В природной смеси тория содержится только сырьевой изотоп Th (100 %). Для урана было разработано обогатительное производство, с помощью которого из природного урана можно получать смесь изотопов урана с повышенным содержанием делящегося изотопа U.

В природном тории нет делящихся изотопов. В результате радиационного захвата в тории будет накапливаться делящийся изотоп U, которого нет в природе. Поэтому топливные циклы с торием требуют на начальном этапе использования делящихся изотопов уран-плутониевого топливного цикла (235U или 239Pu). В табл. 4.8 приведены основные топливные циклы.

Таблица 4.8.

Основные топливные циклы Основной Нарабатывающиеся Сырьевой Цикл делящийся делящиеся нуклид нуклид нуклиды Открытый 235 238 U U Pu урановый Замкнутый 239 238 Pu, 241Pu Pu U уран-плутониевый Открытый U или 232 Th U ториевый Pu Замкнутый 233 232 U Th U торий-урановый В настоящее время в мире наибольшее распространение получил открытый урановый цикл. В рамках этого цикла в реакторах на тепловых нейтронах используется топливо в виде UO2 с обогащением по U (0,72– 235 %). Энергия выделяется в результате деления изотопов Uи Pu, которая накапливается в топливе в результате радиационного захвата на изотопе 238U.

Главным недостатком данного топливного цикла является ограниченная сырьевая база. Дефицит дешевого природного урана ощущается уже в настоящее время. Развитие крупномасштабной ядерной энергетики в рамках данного подхода невозможно по многим взаимосвязанным причинам.

К сожалению, использование замкнутого уран-плутониевого топливного цикла в ядерной энергетике, основанной на тепловых реакторах, принципиально не улучшает ситуацию с топливной базой. Количество делящихся ядер, которые можно выделить из ОЯТ тепловых реакторов всегда меньше, чем начальное количество делящихся ядер (коэффициент воспроизводства меньше 1).

Для развития масштабной ядерной энергетики необходимо развитие технологии быстрых реакторов, в которых наработка делящихся ядер идет быстрее, чем их уничтожение. В данном случае можно использовать для энергетических целей практически весь добытый природный уран. В ядерной энергетике с быстрыми реакторами топливная база увеличивается примерно в 100 раз по сравнению с ядерной энергетикой, основанной только на тепловых реакторах. Однако на сегодняшний день в мире работают только три быстрых реактора, и их активное строительство пока не ведется.

Масштабное использование тория – пока дело отдаленного будущего.

Фактически ториевый топливный цикл не реализован ни в одной стране мира. Использование тория в ядерной энергетике сдерживается по многим причинам. Открытый ториевый цикл не решает проблемы ограниченной топливной базы ядерной энергетики на тепловых нейтронах, а замкнутый ториевый цикл требует больших финансовых затрат на свою реализацию.

Для анализа перспектив возможного использования топливного цикла необходимо проведение нейтронно-физических расчетов, которые можно проводить на упрощенных физических моделях. Главное в подобных расчетах правильно смоделировать спектр нейтронов для чего необходимо выдержать соотношения между объемами материалов и геометрическими параметрами решетки, которые характерны для исследуемого реактора. В подобных расчетах практически всегда исследуется характерная ячейка реактора – геометрическая модель с условиями отражения потока на границах. Ячейки различных реакторов могут иметь различные размеры и сложность, выражающуюся в количестве элементов, необходимых для их описания.

Для качественного моделирования параметров ядерного топливного цикла необходимо решить комплексную задачу В4-В52, которая состоит из двух базовых задач:

В4 - задача на собственное значение уравнения переноса нейтронов, в которой источник деления является единственным. Используется, как правило, многогрупповое уравнение переноса или диффузии нейтронов.

Целями решения данной задачи являются: 1) определение нейтронно физических характеристик ячейки при заданном изотопном составе топлива (коэффициента размножения, коэффициента воспроизводства и др.);

2) определение скоростей нейтронных реакций (одногрупповых констант) всех «ключевых» изотопов.

В52 – задача моделирования изменения изотопного состава топлива в процессе выгорания. В качестве исходных данных используются:

одногрупповые константы, полученные при решении задачи В4;

ядерные данные о распадах;

условия выгорания, которые задают абсолютные значения потоков нейтронов (скоростей ядерных реакций).

Последовательность задач В4-В52 необходимо решать в цикле, т.к. в процессе выгорания ядерного топлива изменяются: изотопный состав топлива и спектр нейтронов в нем. Эти изменения могут приводить к изменению не только нейтронно-физических характеристик ячейки, но и одногрупповых констант «ключевых» изотопов.

Для решения комплексной задачи В4-В52 необходимо использовать специальные программные комплексы. В расчетах, результаты которых представлены в настоящей главе, использовались следующие комплексы:

SCALE (управляющая последовательность SAS2H) [167] и MCCOOR [175]. В ряде расчетов циклы организовывались «вручную», используя программы комплекса SCALE: XSDRNPM [163] для решения базовой задачи В4 и ORIGEN-S [164] для решения задачи В52.

4.3.1. Примеры топливных циклов с глубоким выгоранием Вопросу увеличения глубины выгорания ядерного топлива легководных реакторов всегда уделялось много внимания. Последние 20 лет средняя глубина выгорания ядерного топлива в реакторах типа PWR постоянно растет, а максимальная глубина выгорания уже достигла значений 70-80 МВтсут/кг. Увеличение глубины выгорания сегодня достигается за счет увеличения начального обогащения топлива, при этом для компенсации начального запаса реактивности планируется использовать Gd в качестве выгорающего поглотителя. Увеличение начального обогащения традиционного U-Pu топлива в традиционных легководных реакторах приводит к уменьшению коэффициента конверсии, что негативно сказывается на общей эффективности топливного цикла. Наличие в топливе выгорающих поглотителей, например Gd, связывает большой начальный запас положительной реактивности. Однако, после выгорания такого поглотителя, которое происходит довольно быстро, избыточная реактивность должна быть связана традиционными методами: поглощающими стержнями и разбавлением бора в замедлителе.

В конце ХХ века была сформулирована концепция международных научно-технических центров по утилизации плутония и переработке ОЯТ реакторов, размещенных в странах, которые не имеют развитых ядерных технологий [203]. Для подобных вариантов были предложены модифицированные (денатурированные) топливные, характеризующиеся большей глубиной выгорания и пологой кривой изменения коэффициента размножения в процессе кампании [204].

Для денатурированных топливных циклов можно сформулировать условия, выполнение которых необходимо для достижения глубин выгораний топлива более 150 МВт сут/кг, которые будем называть “глубоким” выгоранием. Условия формулируются для топливных композиций, состоящих из делящегося нуклида и сырьевых нуклидов.

Условия можно разделить на несколько групп.

1) Нейтронно-физические Значимая доля реакций деления должна проходить на изотопах, появляющихся в топливе из сырьевых нуклидов. Для характеристики данного процесса можно использовать отношение доли делений на данных изотопах за всю кампанию к общему числу делений.

Большая глубина выгорания не должна приводить к значительным превышениям коэффициента размножения ячейки над 1 в любой момент времени.

В любой момент времени коэффициенты реактивности реактора в аварийных режимах должны быть отрицательны (пустотный, плотностной, температурный и т.д.).

2) Материаловедческие Материалы конструкции твэла и элементы конструкции активной зоны должны выдерживать флюенс излучения за всю кампанию.

Твелы должно эксплуатироваться в режимах, благоприятных для длительного использования (энергонапряженность, температура и т.д.).

Технологичность этапов переработки топлива и изготовления твэлов и ТВС.

3) Проблемы нераспространения Защищенность топлива от несанкционированного распространения на всех этапах топливного цикла.

Главными, на наш взгляд, должны быть условия, обеспечивающие активное использование сырьевого нуклида. Идеальным топливным циклом с точки зрения достижения максимальной глубины выгорания может считаться бридинговый режим выгорания, при котором коэффициент размножения реактора не изменяется с течением времени. Другими словами, положительная реактивность связанная с появлением новых делящихся ядер за любой интервал времени компенсирует отрицательную реактивность связанную с исчезновение делящихся ядер и накоплением осколков деления и других поглотителей. Сформулированные условия можно записать в виде формул (4.5), записанных относительно одногрупповых констант и концентраций тяжелых нуклидов.

( f f )1 с 2 2 сf 1 (4.5) 1 ( f f )1 ( 1 ( ) t ) ( f f )3 ( ) t t t 2 1 3 ~ fp ( ) t fp с ( ( ) t ) сf ( ( ) t ) cf ( ) t c 2 1 2 t t t t где индексы обозначают: 1 – начальный делящийся изотоп, 2 – сырьевой нуклид, 3 – нарабатываемый делящийся нуклид, fp – эффективный осколок деления.

Предлагаемые формулы можно использовать при подборе топливных композиций со свойствами глубокого выгорания. При этом необходимо использовать итерационный процесс, т.к. одногрупповые константы зависят от спектра нейтронов, который в свою очередь определяется концентрациями тяжелых атомов.

Бридинговый режим легко достигается в быстрых реакторах. Однако, проблемы эксплуатации жидкометаллического теплоносителя пока сдерживаю широкое распространение реакторов данного типа. В тепловых реакторах эффективный бридинговый режим на твердотопливных традиционных композициях практически невозможен из-за большой роли осколков в поглощении нейтронов.

В последние годы было предложено ряд топливных циклов легководных реакторов, в которых добавление в традиционное топливо некоторых “экзотических” нуклидов, приводило к выполнению условий достижения глубокого выгорания. При этом добавляемый тяжелый нуклид одновременно выполняет роли выгорающего поглотителя и сырьевого нуклида. Выгорая параллельно делящемуся нуклиду он обеспечивает приток новых делящихся ядер и удерживает коэффициент размножения реактора на одном уровне. Высокие концентрации тяжелых ядер с большими сечениями поглощения значительно уменьшают в предложенных циклах отрицательную роль накопления осколков деления.

Например, в работе [205] было показано, что топливные композиции с добавлением Pa-231 могут характеризоваться стабилизированными размножающими свойствами до очень глубоких выгораний (30%HM и даже более) в условиях легководного реактора. Заметим, что нуклид Pa-231, будучи поглотителем нейтронов практически во всем реакторном диапазоне энергий нейтронов, в этих цепочках играет роль не только своеобразного “сырьевого элемента”, но и проявляется как “выгорающий” поглотитель.

Однако, выполнение условий (4.5) не гарантирует безопасной работы реактора, т.к. при этом коэффициенты реактивности могут оказаться положительными. Поэтому были проведены специальные исследования по обоснованию возможности обеспечения условий безопасной работы реактора на основе топливных циклов на основе Th-Pa-U топлива, результаты которых опубликованы в работе [206].

4.3.2. Методика сравнительного анализа топливных циклов с точки зрения возможности топливного цикла с самовоспроизводством делящихся ядер При работе в режиме самообеспечения топливом количество и состав тяжелых ядер в ТВС, выгружаемых из реактора, должны обеспечивать (после извлечения продуктов деления, изготовления новых ТВС и загрузке этих ТВС в реактор) Kяч 1. Коэффициент воспроизводства для ячейки при постоянной мощности реактора и 1/ можно определить следующим образом:

( E ) N1 (r ) ( E, r ) dE dr R КВ c c (4.6) ( E ) N 2 (r ) ( E, r ) dE dr 2 Ra a где 1 – сечение захвата нейтронов в сырьевом изотопе, например - 232Th;

a c – сечение поглощения (сумма сечений захвата и деления) нейтронов в делящемся изотопе, например - U;

N1, N2 – число ядер сырьевого и делящего изотопов соответственно в точке r;

(E,r) – плотность потока нейтронов с энергией E в точке r. Интегрирование в (4.6) осуществляется по площади ячейки и по всему диапазону энергии нейтронов. Если воспользоваться определением Kяч для реактора, работающего в условиях воспроизводства, например - Th–U топливного цикла, то вместо (4.6) легко получить простое уравнение, устанавливающее связь между Kяч и КВ f K яч (4.7) 1 КВ P Где = R f R a – отношение скоростей реакций деления и поглощения в 2 делящемся нуклиде, например - 233U для ячейки (в том смысле, в котором эти сечения определены в (4.6));

Р – потери нейтронов в конструкционных материалах, замедлителе и продуктах деления, накопившихся к моменту, в расчете на одно поглощение в делящемся нуклиде. Для тех вариантов ячейки, в которых const и Р const, уравнение (4.7) описывает однозначную связь между Kяч и КВ. Это означает, что соотношение (4.7) может быть использовано для анализа возможностей и путей достижения режима самообеспечения топливом при рассмотрении различных видов топлива и воспроизводящего материала, а также в различных типах реакторов.

Результаты независимого расчета КВ и Kяч для трех вариантов ячейки представлены в виде точек на рис.4.18. При переходе от одного варианта ячейки к другому, а также при изменении содержания U в ThО2 или шага тяжеловодной решетки, параметры Р и практически не изменяются.

Поэтому все расчетные точки с хорошей точностью описываются кривой 1, которая получена из формулы (4.7) для уран-ториевого топливного цикла.

Кривая 2 получена на основе формулы (4.7) для тяжеловодной решетки реактора типа CANDU, работающего в условиях U-Pu топливного цикла. Эта кривая лежит существенно ниже кривой 1 из-за того, что и для U 233 меньше чем для U. При расчете кривой 2 учитывалось деление U на быстрых нейтронах. Сопоставления кривых 1 и 2 показывает, что практическая реализация режима самообеспечения топливом (КВ1, Kяч1) возможна лишь в тяжеловодном реакторе с Th-U топливом.

1, КВ 1, 1, 0, 0,8 0,9 1,0 1,1 1, Кяч Рис. 4.18. Зависимость коэффициента воспроизводства КВ от Kяч для реактора типа CANDU.

Кривая 1 – тяжеловодная решетка для Th-U топливного цикла. Точки на кривой:

– ячейка 1 при различных шагах тяжеловодной решетки, – ячейка 5 при различном содержании 233U в тории, – ячейка 2 при различном содержании 233U в тории.

Кривая 2 – тяжеловодная решетка для U-Pu топливного цикла Таким образом, можно предположить, что использование представленной выше методики позволяет сравнивать топливные циклы в различных реакторах с точки зрения воспроизводства делящихся ядер.

4.3.3. Обоснование возможности осуществления ториевого топливного цикла с самовоспроизводством делящихся ядер в тяжеловодном реакторе При работе в режиме самообеспечения топливом количество и состав тяжелых ядер в ТВС, выгружаемых из реактора, должны обеспечивать после извлечения продуктов деления, изготовления новых ТВС и загрузке этих ТВС в реактор коэффициент размножения Kяч 1. Задача обоснования возможности осуществления ториевого топливного цикла с самовоспроизводством делящихся ядер в тяжеловодном реакторе заключается в том, чтобы определить геометрию и состав ячейки активной зоны, для которой выполняется это условие при приемлемой глубине выгорания 233U.

В рамках исследований характеристик Th-U топливного цикла были проведены расчетные исследования, результаты которых опубликованы в работах В данных работах обосновывается возможность [207-211].

практического осуществления режима самообеспечения топливом в условиях тяжеловодных энергетических реакторов типа CANDU. Расчеты проводились по прецизионной программе MCNP (базовая задача В4) и комплексу программ MCCOOR (комплексная задача В4-В52), который описан в главе 3.

В настоящем разделе кратко изложены основные результаты проведенных исследований. В качестве исходной, рассматривалась ячейка тяжеловодной решетки реактора HWPR-881. В четырех каналах ячейки, расположенных по углам квадратной решетки, размещаются стандартные по геометрии твэлы и мишени. Твэлы заполнены ThO2 с добавкой UO2. Что касается мишеней, то они заполнены ThO2. Были изучены различные варианты состава и геометрии ячеек активной зоны.

Положение расчетных точек на кривой 1 (см. рис.4.18) позволяет выбрать для дальнейшего анализа варианты геометрии и состава ячейки активной зоны тяжеловодного HWPR-881, при которых КВ1 и Kяч1.

Отметим, что равномерное распределение U по всем каналам и твэлам реактора может обеспечить такие условия только при шаге решетки меньше 20 см, т.е. при существенно более жестком спектре нейтронов, чем в HWPR 881. Перспективными для режима самообеспечения топливом являются два варианта: 1) неравномерное размещение U по твэлам во всех четырех каналах ячейки и 2) равномерное размещение U по твэлам в трех из четырех каналах ячейки и загрузка одного канала мишенями, содержащими ThO2. Варианты с комбинированными каналами, содержащими твэлы и мишени, не рассматривались по той же причине, что и для режима накопления топлива. Первый вариант был рассмотрен в работе [207], где показано, что глубина выгорания U в режиме самообеспечения топливом сравнительно мала, значит, велика скорость поступления ТВС, выгружаемых из реактора, на переработку для извлечения 233U. Кроме того, в этом варианте могут возникнуть технологические трудности, связанные с организацией одинаково надежного отвода мощности от всех твэлов в канале. Второй вариант значительно технологичнее. Как и в режиме накопления, все четыре канала независимы в том смысле, что могут иметь разный расход воды для охлаждения твэлов, а ТВС могут перемещаться по длине канала с различной скоростью.

Для оценки глубины выгорания топлива в режиме самообеспечения использовался интеграл по всем выгораниям ТВС – от 0 до Wмакс. В отличие от аналогичной формулы, использованной в работе [212], в это интегральное соотношение была введена нормированная на 1 функция f(z), которая учитывала, что в реакторах с движущимся топливом все ТВС с определенной глубиной выгорания W имеют в пределах ячейки одну и ту же координату по длине активной зоны. Учитывая, что все ТВС с W = Wмакс находятся на выходе из каналов, а ТВС с W = 0 – на входе в каналы, в качестве функции f(z) была выбрана функция sin(W/Wмакс). В этом случае интегральное соотношение для определения Wмакс приобретает следующий вид:

W dW Wмакс (4.8) K яч (W) sin 2 Wмакс Wмакс В этой формуле параметр определяется поглощением нейтронов в конструкционных элементах активной зоны и регулирующих стержнях, а также утечкой нейтронов из активной зоны. Для HWPR-881 при стержнях СУЗ, находящихся в активной зоне, =1,045, при полностью извлеченных стержнях = 1,035 [212].

1, Кяч 1,12 1 4 3 1, 1, 0, 0 5 10 15 W, МВт сут/кг Рис. 4.19. Зависимость коэффициента размножения от глубины выгорания при начальном содержании U в ячейке 24,1 г/см (1) – вариант ячейки 1;

24,1 г/см (2), 25,3 г/см (3), 26,5 г/см (4) – вариант ячейки Решение уравнения (4.8) относительно Wмакс возможно лишь при наличии информации о зависимости Kяч(W). Кривые на рис. 4.19 описывают зависимость коэффициента размножения от выгорания при различном начальном содержании U для двух вариантов ячеек: равномерное размещение U во всех четырех каналах ячейки;

в трех из четырех каналов ячейки. Из представленных данных следует, что только в варианте воспроизводство U обеспечивает рост реактивности при изменении глубины выгорания топлива от 1 до 8 МВтсут/кг. С ростом начального содержания 233U в ячейке увеличивается и максимальная глубина выгорания.

Из решения уравнения (4.8) при = 1,045 и начальном содержании Uв ячейке 26,5 г/см получаем Wмакс 24 МВтсут/кг. Однако для определения реального выгорания в режиме самообеспечения топливом данных об изменении реактивности недостаточно. Необходимы данные о количестве U+233Pa в ячейке в конце кампании. Для режима самообеспечения ядер топливом эта величина должна быть не меньше начального количества ядер U в ячейке. Что касается других тяжелых изотопов урана, то расчеты кинетики показывают, что накопление U компенсирует влияние на реактивность неделящихся изотопов урана [207].

М, % 0 5 10 15 W, МВт сут/кг Рис. Зависимость изменения относительного количества 4.20.

делящихся ядер в ячейке от глубины выгорания при разном начальном содержании 233U в ячейке (обозначения кривых см. на рис.4.19) На рис. 4.20 видно, что для варианта 2 при одном и том же выгорании количество ядер U в конце кампании уменьшается при увеличении начального содержания U. Отметим, что для реактора с движущимся по длине активной зоны топливом начальное содержание 233U в ячейке означает количество U в ТВС, поступающих на вход в каналы (четыре ТВС для варианта 1 и три ТВС для варианта 2). Количество U в ячейке в конце кампании подразумевает содержание U в ТВС на выходе из всех каналов (четыре ТВС для обоих вариантов).

Таблица 4.9.

Глубина выгорания в режиме самообеспечения топливом при = 1, Wмакс, МВтсут/кг Вариант Содержание 233U в рассчитанное по из условия равенства числа ядер 233U+ 233Pa ячейки ячейке на входе в уравнению 4.8 с каналы, г/см использованием на входе и выходе из данных рис.4.19 каналов (см. рис.4.20) 1 24,1 10 2 24,1 0 2 25,3 0 2 25,7 9 2 26,5 24 Сопоставление данных табл. позволяет сделать вывод о 4. возможности режима самообеспечения топлива в реакторе HWPR-881, в котором квадратная ячейка активной зоны состоит из трех каналов с твэлами и одного канала с мишенями. Глубина выгорания топлива при такой компоновке активной зоны составляет ~8 МВтсут/кг. Полученная величина соответствует технологии, принятой для HWPR-881. Максимальная глубина выгорания может быть увеличена до 17 МВтсут/кг, если вместо = 1, использовать = 1,035, что связано с необходимостью уменьшить на 1% минимальный запас реактивности в HWPR-881 путем соответствующего снижения потерь нейтронов при их захвате в регулирующих стержнях, конструкционных материалах и утечке из активной зоны. Возможен и другой способ увеличения максимальной глубины выгорания. Для решения этой задачи нужно увеличить скорость перемещения мишеней в канале или скорость их выгрузки из активной зоны по сравнению с аналогичным параметром для ТВС. Таким способом можно восполнить недостаток ядер U+233Pa в конце кампании для режима с начальным содержанием Uв ячейке 26,5 г/см. Как следует из табл. 4.9, для этого режима изменение реактивности в процессе выгорания обеспечивает достижение Wмакс = Конечно, при этом увеличивается число мишеней, 24МВтсут/кг.

поступающих на переработку для удаления продуктов деления. Однако при этом экономия в числе мишеней в сравнении с режимом, когда Wмакс = 8МВтсут/кг, существенна.

Опираясь на представленные результаты расчетных исследований, можно утверждать, что практическая реализация режима самообеспечения топливом HWPR-881, работающего в условиях торий-уранового топливного цикла, возможна без использования какой-либо новой технологии. Главными особенностями такого типа реакторов, обеспечивающими возможность режима самообеспечения топливом, является хороший баланс нейтронов в активной зоне и движение топлива по технологическим каналам.

4.4. Анализ условий трансмутации минорных актиноидов Специалисты по ядерным технологиям, предлагающие атомную энергетику в качестве масштабного и долговременного способа производства энергии, обязаны разработать и обосновать эффективный метод уничтожения вредных отходов этого производства. Не исключено, что практическое применение трансмутации потребуется лишь в отдаленном будущем, возможно в период прекращения эксплуатации атомных электростанций. Но уже сейчас необходимо затратить небольшие средства для проведения исследований, которые позволят продемонстрировать реальную возможность уничтожения долгоживущих радионуклидов. В противном случае гражданское общество может вообще отказаться от использования атомной энергии.

К долгоживущим радионуклидам, накапливаемым в отработавшем ядерном топливе, относятся как большинство актиноидов, так и некоторые продукты деления. В настоящем разделе рассматриваются вопросы трансмутации минорных актиноидов (МА) - изотопов нептуния, америция и кюрия, которые представляют наибольшую опасность для окружающей среды. При этом предполагается, что плутоний может быть использован в энергетических реакторах всех типов в качестве ядерного топлива.

Для анализа эффективности ядерных установок для трансмутации минорных актиноидов необходимо проведение нейтронно-физических расчетов, которые можно проводить на упрощенных физических моделях.

Главное в подобных расчетах, как и в случае анализа топливных циклов, правильно смоделировать спектр нейтронов в рассматриваемой установке.

Для качественного моделирования условий трансмутации необходимо решить комплексные задачи В4-В52 или АВ4-АВ52, которые состоят из двух базовых задач. Комплексная задача В4-В52 описана в предыдущем разделе.

Поэтому рассмотрим комплексную задачу АВ4-АВ52:

АВ4 - задача на решение уравнения переноса нейтронов для среды, в которой присутствуют два источника: внешний источник (термоядерная или электроядерная установки) и источник деления. Используется, как правило, многогрупповое уравнение переноса. Целью решения данной задачи является - определение скоростей нейтронных реакций (одногрупповых констант) всех «ключевых» изотопов в «рабочем» объеме трансмутационной установки.

АВ52 – задача моделирования изменения изотопного состава топлива в процессе выгорания. В качестве исходных данных используются:

одногрупповые константы, полученные при решении задачи АВ4;

ядерные данные о распадах;

условия выгорания, которые задают абсолютные значения потоков нейтронов (скоростей ядерных реакций) и, возможно, значения скоростей ввода трансмутируемых изотопов в систему.

Последовательность задач АВ4-АВ52 необходимо решать в цикле, т.к.

в процессе выгорания ядерного топлива изменяются: изотопный состав топлива и спектр нейтронов в нем. Эти изменения могут приводить к изменению не только нейтронно-физических характеристик «рабочей»

области, но и одногрупповых констант «ключевых» изотопов.

Для решения комплексной задачи АВ4-АВ52 необходимо использовать специальные программные комплексы. В расчетах, результаты которых представлены в настоящей главе, использовался комплекс MCCOOR [175]. В ряде расчетов циклы организовывались «вручную», используя программы комплекса SCALE: XSDRNPM [163] для решения базовой задачи АВ4 и ORIGEN-S [164] для решения задачи АВ52.

Ниже изложены результаты исследований эффективности трансмутации долгоживущей радиоактивности в различных реакторных установках, работающих в условиях замкнутого топливного цикла. При этом технологические аспекты проблемы такие, как размещение радионуклидов в активной зоне реактора, влияние их на глубину выгорания топлива, коэффициенты реактивности и др. не рассматривались. Проанализирован также комбинированный подход к проблеме обращения с долгоживущей радиоактивностью с использованием трансмутации и долговременных хранилищ. Полученные результаты позволили выбрать оптимальный, по нашему мнению, сценарий для трансмутации МА.

В качестве реакторов-трансмутаторов рассматривались как действующие или ранее эксплуатировавшиеся энергетические установки ВВЭР-1000, и так и PHWR-880 SUPER-PHENIX(SPX)-1200 [213], разрабатываемый в настоящее время БРЕСТ-1000 [214]. Наряду с энергетическими реакторами в качестве трансмутатора рассматривалась высокопоточная электроядерная (подкритическая) установка на жидком топливе УТА [215, 216].

Для описания процесса трансмутации использовалась модель непрерывного облучения в средних потоках и спектрах нейтронов в топливе указанных установок. Такая упрощенная модель позволяет простым и наглядным способом провести количественное сравнение эффективности трансмутации в различных установках, работающих в условиях замкнутого топливного цикла. Модель непрерывного облучения, фактически, близка к режиму длительной, многократной трансмутации, когда МА вместе с ядерным топливом возвращаются после очередного цикла обратно в реактор.


Непрерывная подпитка реакторов – трансмутаторов определяется скоростью накопления МА в энергетических реакторах на тепловых и быстрых нейтронах. В качестве таковых были рассмотрены ВВЭР-1000 и SРX-1200. Величина и состав подпитки получены для выгорания топлива до В=40 МВтсут/кг и В=44 МВтсут/кг соответственно. Результаты расчета состава МА (на 1 ГВт(э)), извлекаемых из отработанного ядерного топлива (ОЯТ) непосредственно после остановки реактора, а также после 3-х летней и 10-ти летней выдержки в кратковременном хранилище, приведены в табл.4.10.

В качестве непрерывной подпитки трансмутаторов использовались данные из табл. 4.10, соответствующие 3-х летней выдержки ОЯТ.

Результаты расчетов трансмутации представлены в виде кривых на рис. 4.21.

Эти кривые описывают зависимость от времени суммарной радиационную опасность МА+Pu*, накапливающейся в различных реакторах в процессе непрерывного облучения. Кривая 1 описывает радиационную опасность МА, накапливающихся в долговременном хранилище, если трансмутация не проводится. Под Pu* подразумевается плутоний, образовавшийся только из МА, которыми подпитывается реактор-трансмутатор. В качестве меры радиационной опасности использовалось понятие радиотоксичности RТ.

Рис. 4.21. Зависимость от времени радиотоксичности Np, Am, Cm, накапливаемой в долговременном хранилище без трансмутации (1), при трансмутации в ВВЭР (2), PHWR (3), Суперфениксе (4), БРЕСТ (5), электоядерной установке (6) при непрерывной подпитке Np, Am, Cm, извлекаемых из отработанного топлива ВВЭР (а) и Суперфеникса (б).

Таблица 4.10.

Изотопный состав МА в ОЯТ после выдержки: 0;

3 года;

10 лет 237 241 Amm 243 242 Изотоп сумма Np Am Am Cm Cm 0 13,3 0,9 0,02 2,8 0,34 0,90 18, ВВЭР 3года 13,7 5,9 0,02 2,8 0 0,80 23, Кг/год 10лет 13,8 15,2 0.02 2,8 0 0,60 32, ГВт (э) 0 3,8 11,1 0,25 5,8 0,66 0,66 22, SPX 3года 4, 1200* 32,3 0,25 5,8 0 0,58 42, Кг/год 10лет 4,6 70,7 0,24 5,8 0 0,45 81, ГВт (э) * - Данные для SPX-1200 пересчитаны на мощность 1000 МВт Параметры, соответствующие расчетным данным на рис. 4.21 и характеризующие процесс трансмутации, приведены в табл. 4.11. Расчетные данные, представленные на рис. 4.21 и в табл. 4.9, свидетельствуют о следующем:

1. Достижение в процессе трансмутации равновесной (постоянной) МА+Pu* радиотоксичности является главным преимуществом рассматриваемого режима по сравнению с, практически, неограниченным накоплением радиотоксичности в долговременном хранилище без трансмутации. В зависимости от типа трансмутатора равновесные массы МА+Pu* различаются в ~16- 41 раз при подпитке из ВВЭР-1000 и в ~12- раза при подпитке из SPX-1200. При этом в обоих случаях наибольшая равновесная масса МА+Pu* устанавливается в реакторе Брест-1000 ( кг/ГВт (э) и 960 кг/ГВт (э) соответственно).

Таблица 4.11.

Параметры трансмутации в различных реакторах ВВЭР- БРЕСТ ЭЛЯУ PHWR SРХ Трансмутатор 1000 -880 1200 - 1000 - Поток 1,8 2, интеграл. 2,4 1014 3,0 1015 2,0 нейтронов 7,0 2, n/см2 сек тепловой 2,8 1013 4,9 105 3,8 Скорость подпитки МА, извлекаемых из ОЯТ реактора ВВЭР – 23,2 кг/год ГВт (э) Время выхода RT( МА +Pu*) Год 50 50 60 80 В равновесие Равновесная кг/ГВт (э) 235 190 330 490 масса МА+Pu* Время k Год 90 90 120 170 Скорость подпитки МА, извлекаемых из ОЯТ реактора SPX – 42,9 кг/годГВт (э) Время выхода RT( МА+Pu*) Год 30 30 50 80 в равновесие Равновесная кг/ГВт (э) 370 370 650 960 масса МА+Pu* Время К Год 60 65 65 80 В начале процесса трансмутации происходит накопление 2.

радиотоксичности в трансмутаторе, за счет превращения долгоживущих изотопов: 237Np, 241Am, 243Am в сравнительно короткоживущие -излучатели:

Pu, 244Cm в результате реакций Np+n=238Np--2,12 сут-238Pu87лет Am+n= 242Am(82,7%) –16 час-242Cm161сут.238Pu87лет (4.9) Am +n= 244Am--10час244Cm18лет В первые 10-20 лет после начала трансмутации скорость накопления радиотоксичности во всех реакторах-трансмутаторах примерно одинакова (несколько выше в реакторах на тепловых нейтронах) и существенно превышает скорость накопления в долговременном хранилище, т.е. без трансмутации.

3. Радиотоксичность, накапливаемая в реакторах-трансмутаторах, становится меньше радиотоксичности, накапливаемой в долговременном хранилище без трансмутации, лишь спустя к=60-170 лет после начала процесса трансмутации. Для УТА это время составляет 10лет 4. Трансмутация наименее эффективна в реакторах типа Брест-1000 из за относительно низких нагрузок на топливо, что органически присуще подобным установкам. Добавление МА+Pu* к топливу таких реакторов неизбежно приведет к неоправданно большому дополнительному накоплению долгоживущей радиотоксичности (превышение более чем в раза в течение нескольких десятков лет) и соответственно к дополнительному загрязнению окружающей среды при перегрузках и электрохимической переработке топлива.

5. Cпециализированная подкритическая установка ЭЛЯУ-800, благодаря высокому потоку тепловых нейтронов в бланкете, обладает наилучшими показателями, характеризующими процесс трансмутации. Установка может длительное время работать в безопасном режиме с относительно небольшим равновесным содержанием долгоживущей радиотоксичности (12 кг/ГВт(э) подпитка МА из ВВЭР и 30 кг/ГВт(э)-подпитка МА из SPX).

Использование жидкого топлива и, в частности, расплава солей связано с очень большими технологическими трудностями. Не случайно во всем мире нет ни одного действующего энергетического реактора, в котором применялось бы жидкое топливо. Поэтому, скорее всего, для практического использования трансмутации в рамках проблемы обращения с долгоживущей радиотоксичностью потребуются компромиссные решения. К таковым можно отнести комбинированный подход, при котором МА, извлекаемые из энергетических реакторов, загружаются в долговременное хранилище лишь после однократной (без подпитки) трансмутации в реакторе на твердом топливе. При этом однократная трансмутация должна быть относительно кратковременной, так как в реакторах на твердом топливе режим длительного непрерывного облучения практически нереализуем.

Радиотоксичность МА, извлекаемых из ОЯТ энергетического реактора, 241 определяется изотопами и Cm. По мере накопления МА в Am долговременном хранилище без трансмутации основной вклад в суммарную радиотоксичность RТ дает Am. Через 100 лет хранения радиотоксичность всех изотопов, за исключением Am, составляет менее 10% от RТ при подпитке из ВВЭР-1000 и менее 1% при подпитке из SPX-1200. Отсюда следует, что перед размещением в долговременном хранилище МА, извлекаемых из ОЯТ, целесообразно провести их предварительное облучение с целью уничтожения 241Am.

Выше уже отмечалось, что в начале процесса трансмутации происходит значительное увеличение радиотоксичности в основном за счет 238 накопления Pu. Существуют (см.(4.9)) два канала для образования Pu 237 через Np и При облучении МА в высоком потоке тепловых Am.

нейтронов (1015 n/см2сек) оба канала частично перекрываются за счет 238 242 выгорания Np и Cm. Интенсивно выгорает и сам Pu. Если 1014 n/см2сек, то в начале облучения неизбежно происходит накопление Pu, а значит и рост радиотоксичности. Поэтому критерием для выбора времени однократного облучения МА может служить время, необходимое для ликвидации первоначального увеличения радиотоксичности.

Результаты расчетов однократной трансмутации в различных реакторах МА, извлеченных из ОЯТ реактора ВВЭР после 3-х летней выдержки, представлены на рис. 4.22. Кривые на рис. 4.22 описывают изменения радиотоксичности и массы МА+Pu* в зависимости от времени облучения. Из этих кривых следует, что при =10 лет радиотоксичность МА+Pu*, облученных в реакторах на тепловых нейтронах почти сравнивается с первоначальной (до облучения), а их масса уменьшается в 3-4 раза. В реакторе на быстрых нейтронах аналогичный эффект может быть достигнут лишь по истечении 20-ти лет.

Рис. 4.22. Зависимости массы (а) и радиотоксичности (б) МА от времени облучения в ВВЭР (1), PHWR (2), Суперфеникс (3) при однократной загрузке МА, извлекаемых из ОЯТ реактора ВВЭР.

после 10ти летнего облучения в Радиотоксичность смеси МА+Pu* реакторе PHWR определяется изотопом Cm, накопление которого происходит, в основном, за счет реакций Am + n = 242Am (17,3%)-16час242Pu + n = 243Pu-10,1час 243Am Am + n = 244Am-10,1час 244Cm-18,1год При облучении МА в остальных реакторах та же радиотоксичность 244 определяется двумя изотопами Cm и Pu. Это зависит от уровня потока тепловых нейтронов, который в PHWR выше, чем в других рассматриваемых нами реакторах.

Таким образом, 10ти летнее облучение МА в реакторе PHWR позволяет, сохранив радиотоксичность на начальном уровне, добиться уменьшения в раза периода полураспада изотопа, ее определяющего. Тем самым достигается основная цель однократной трансмутации - снижение до приемлемой величины времени, по истечении которого в долговременном хранилище устанавливается равновесие, т.е. прекращается рост радиотоксичности.

Как и следовало ожидать, однократное облучение МА в течение 10 ти лет приводит к существенно худшим результатам, чем непрерывное облучение (рис. 4.21). Однако, при этом вместо идеализированного (для реакторов на твердом топливе) режима многократной трансмутации, предполагающего накопление радиотоксичности в самом трансмутаторе, получаем реально осуществимый режим однократной трансмутации с последующим размещением МА+Pu* в долговременном хранилище. Если однократная трансмутация осуществляется в реакторе PHWR, то время достижения равновесной радиотоксичности в хранилище не превышает ~ 100 лет. Для сравнения, то же время для реактора ВВЭР составляет ~500 лет, так как в этом случае радиотоксичность, загружаемая в хранилище, 244 определяется не Cm с периодом полураспада 18,1 лет, а Pu с периодом полураспада 87 лет.

Опираясь на полученные результаты, можно предложить разумный, на наш взгляд, сценарий обращения с долгоживущей радиотоксичностью МА:


Трансмутация МА наиболее эффективна при непрерывной подпитке и облучении МА в высоком потоке тепловых нейтронов ( 1015 n/см2сек). С таким потоком длительный безопасный режим работы достаточно мощной установки, практически, осуществим лишь при использовании жидкого топлива и в условиях подкритичности. В УТА с параметрами близкими к тем, которые приведены в [215, 216], можно трансмутировать, т.е. уничтожать МА, нарабатываемые в ~ 40 энергетических реакторах ВВЭР-1000. При этом равновесное количество смеси МА+Pu*, содержащейся в жидком топливе, равняется ~ 950кг и может поддерживаться на этом уровне в течение всего времени эксплуатации УТА. Одна такая специализированная установка способна обслуживать атомную энергетику целой страны без использования хранилищ для размещения долгоживущей радиотоксичности актиноидов.

Альтернативой многократной трансмутации и накоплению радиотоксичности в самом трансмутаторе может служить однократная трансмутация в реакторе на твердом топливе и накопление радиотоксичности в специализированном хранилище. В этом случае предполагается следующая последовательность ОЯТ энергетического реактора после 3х летней выдержки операций:

поступает на химпереработку, в процессе которой, наряду с U и Pu, из ОЯТ извлекаются МА. Мишени, изготовленные из МА, загружаются в активную зону реактора PHWR для однократной трансмутации. Использование в качестве трансмутатора тяжеловодного реактора объясняется необходимостью обеспечения высокого потока тепловых нейтронов и наличием в активной зоне свободного пространства для размещения мишеней. После 10ти летнего облучения мишени, содержащие смесь МА+Pu*, извлекаются из трансмутатора и помещаются в долговременное хранилище.

Через ~100 лет после начала захоронения в долговременном хранилище устанавливается постоянный уровень радиотоксичности.

4.5. Радиальное распределение выгорания в топливной таблетке Основной целью сегодняшних научно-технических разработок в топливном цикле энергетических реакторов является повышение глубины выгорания выгружаемого топлива и надежности ТВС в жестких условиях эксплуатации [217]. Главным образом это достигается повышением начального обогащения топлива и использованием выгорающих поглотителей. Однако, повышение глубины выгорания приводит к развитию ряда процессов, влияющих на интегральные характеристики твэла. Одним из таких процессов является образование хорошо различимой измененной микроструктурной области на границе топливной таблетки – так называемого рим(rim)-слоя [218, 219].

В традиционных однородных топливных таблетках rim-слой начинает проявляться при глубинах выгорания больше 45-50 МВтсут/кг. Данный слой имеет толщину порядка 100-200 мкм и характеризуется значительно большей, чем основная часть топливной глубиной выгорания. Так при средней глубине выгорания 80 МВт*сут/кг глубина выгорания в периферийном слое толщиной 100 мкм глубина выгорания глубина может достигать значений более 130 МВт*сут/кг. Топливо этого слоя характеризуется резким уменьшением теплопроводности и прочности.

Значительно усиливается выход газообразных продуктов деления, в том числе атермический. Образование и развитие такого слоя приводит к созданию теплового барьера на пути тепла из топлива и ухудшению теплопроводности зазора топливо-оболочка при выходе газообразных продуктов деления [219]. Увеличение температуры топлива и выход газообразных продуктов деления из периферийного слоя будут приводить к увеличению давления на оболочку твэла, что может существенно повлиять на его характеристики. Основной причиной формирования rim-слоя является большая скорость образования в нем ядер плутония за счет резонансного захвата нейтронов ядрами урана 238.

Для моделирования формирования и распределения rim-слоя энерговыделения по радиусу топливного сердечника необходимо проведение нейтронно-физических расчетов, которые можно проводить на упрощенных физических моделях. Главное в подобных расчетах, как и в случае анализа топливных циклов, правильно смоделировать спектр нейтронов в рассматриваемой установке. Для качественного моделирования данных эффектов необходимо решить комплексную задачу В4-В52, которая состоит из двух базовых задач. Особенности комплексной задачи В4-В52 уже были описаны в предыдущих разделах. Поэтому рассмотрим особенности решения этой задачи в данном случае:

Последовательность задач В4-В52 необходимо решать для каждой рассматриваемой зоны (радиальное слоя) в цикле, т.к. в процессе выгорания ядерного топлива изменяются: изотопный состав топлива и спектр нейтронов в нем. Эти изменения могут приводить к изменению не только нейтронно физических характеристик «рабочей» области, но и одногрупповых констант «ключевых» изотопов. Необходимость рассмотрения послойного выгорания ядерного топлива в топливном сердечнике приводит к появлению дополнительных требований к алгоритмам и программам нейтронно физического расчета.

Для решения комплексной задачи АВ4-АВ52 необходимо использовать специальные программные комплексы. В расчетах, результаты которых представлены в настоящей главе, использовались комплексы: MCCOOR [175], в котором используется непрерывная зависимость нейтронных сечений от температуры топлива;

UNK_CELL [220], в которой предусмотрено подробное групповое разбиение в области изолированных резонансов изотопов урана и плутония. Следует отметить, что в рамках комплекса программ SCALE (последовательность SAS2H), который уже неоднократно упоминался в данной работе корректное моделирование процессов формирования rim-слой невозможно.

Для анализа процесса формирования rim-слоя была проведена серия ячеечных расчетов. В расчетах использовалась трехзонная цилиндрическая модель ячейки реактора ВВЭР-1000. Радиус топливной таблетки из диоксида урана плотностью 10,27 г/см3, равный внутреннему радиусу оболочки был принят 0,386 см. Толщина циркониевой оболочки 0,069 см. Внешний радиус ячейки, соответствовал шагу треугольной решетки равной 1,275 см.

Рассматривалось рабочее состояние ячейки с температурой воды 573 К и плотностью 0,71 г/см3. Обогащение топлива по урану 235 для возможности достижения глубокого выгорания было выбрано равным 5,5%. Расчеты проводились по программам MCNP, и Каждая из SCALE UNK.

используемых программ широко используется в практике нейтронно физических расчетов и имеет свои плюсы и минусы. Например, программа MCNP, основанная на методе Монте-Карло, позволяет моделировать распределение потоков нейтронов и скоростей реакций практически в любой геометрии. Однако, для решения задач изменения изотопного состава в процессе выгорания требуется привлечение других программ. Комплекс программ SCALE специально разработан для решения задач расчета выгорания в топливе легководных реакторах. Специальный управляющий модуль SAS2H позволяет проводить расчет спектра нейтронов на каждом временном шаге на основе Метода Дискретных Ординат (МДО) и подготавливать одногрупповые константы для программы ORIGEN, в которой решаются уравнения выгорания. Однако, в модуле SAS2H затруднено проведение согласованного расчета выгорания по топливным подзонам. В программе UNK расчет спектра нейтронов основан на методе Вероятностей Первых Столкновений (ВПС), для расчета выгорания используется модуль BURNUP. В программе UNK возможно осуществление согласованного расчета выгорания по топливным подзонам.

На рис. 4.23 представлены графики распределения по радиусу трехзонной ячейки групповых потоков различных энергетических интервалов. Результаты были получены по программе SCALE.

Все представленные потоки нормированы на 1 в центре топливной ячейки. Как видно из рисунка, наибольшее изменение по радиусу имеет поток резонансных нейтронов. За счет такого поведения потока резонансных нейтронов скорость накопления плутония во внешних слоях топливной таблетки выше, чем в центральных слоях. В слое 0,4 мм скорость захвата на уране 238 на 34% больше, чем в остальной области за счет увеличения резонансного поглощения. При этом, чем меньше толщина периферийного слоя, тем больше различие.

Групповой поток, отн.ед.

0.0 0.2 0.4 0. r, см Рис. 4.23. Распределение групповых потоков по трехзонной ячейке.

1 – нейтроны (6,5 – 6,75 эВ) 1-ый резонанс 238U 2 – нейтроны ( 0,4 эВ) тепловые нейтроны 3 – нейтроны (0,4 эВ – 0,5 Мэв) промежуточные нейтроны Изменение изотопного состава ядерного топлива в некоторой зоне можно характеризовать коэффициентом воспроизводства ядерного горючего - КВ. Для свежего топлива КВ можно оценить из следующей формулы:

c КВ = a Расчеты КВ были проведены по программе MCNP, в которой используется непрерывная зависимость сечений от энергии и отсутствует проблема блокировки резонансных сечений в зависимости от расположения топливной зоны по радиусу ячейки. Аналогичные расчеты по программе SCALE могут приводить к некорректным результатам по указанной выше причине. Результаты расчетов КВ для свежего уранового топлива для различных зон топливной таблетки представлены на рис. 4.24 (ro – радиус топливной таблетки).

Для свежего топлива коэффициент воспроизводства (КВ) делящихся ядер в слое толщиной 100 мкм превышает 1, тогда как в среднем по таблетке начальный КВ не превышает 0,5. Большая концентрация делящихся ядер в периферийном слое приводит к повышенному энерговыделению в нем. При средней глубине выгорания 10 МВт*сут/кг энерговыделение в периферийном слое толщиной 100 мкм на 30% превышает среднее по таблетке.

Рис. 4.24. Локальный КВ по радиусу топливной таблетки.

1 – обогащение топлива 4,4% по 235U;

2 – обогащение топлива 5,5% по 235U.

Для свежего топлива коэффициент воспроизводства (КВ) делящихся ядер в слое толщиной 100 мкм превышает 1, тогда как в среднем по таблетке начальный КВ не превышает 0,5. Большая концентрация делящихся ядер в периферийном слое приводит к повышенному энерговыделению в нем. При средней глубине выгорания 10 МВт*сут/кг энерговыделение в периферийном слое толщиной 100 мкм на 30% превышает среднее по таблетке.

Повышенная скорость накопления плутония в периферийном слое топливной таблетки может быть использована для экономии обогащенного топлива. Для этого топливная таблетка будет состоять из 2 частей.

Центральная часть таблетки традиционно будет состоять из топлива с большим количеством делящихся изотопов, например, из обогащенного урана. Вторая часть – тонкий периферийный слой будет состоять из топлива, в котором содержание делящихся изотопов значительно меньше, чем в центральной части, а содержание сырьевых изотопов такое же или увеличенное. Примером материала для второй части комбинированной таблетки может служить природный или отвальный уран.

Для оценки нейтронно-физических параметров топливного цикла с топливом из комбинированных таблеток были проведены расчеты по программе UNK. В расчетах использовалась четырехзонная цилиндрическая модель ячейки реактора ВВЭР-1000. Радиус топливной таблетки из диоксида урана плотностью 10,27 г/см3, равный внутреннему радиусу оболочки был принят 0,386 см. Центральная часть таблетки состояла из урана с обогащением 5,5% и радиусом 0,376 см. Таким образом, периферийный слой имел толщину 100 мкм. Топливо периферийного слоя также было диоксидом г/см3.

урана плотностью 10,27 Однако, рассматривались различные обогащения топлива в периферийном слое: 5,5%, 0,71%, 0,2%. Толщина циркониевой оболочки 0,069 см. Внешний радиус ячейки, соответствовал шагу треугольной решетки равной 1,25 см. Рассматривалось рабочее состояние ячейки с температурой воды 573 К и плотностью 0,71 г/см3. В первой серии расчетов были рассчитаны глубины выгорания и элементные составы топлива в слое 100 мкм для различных обогащений. Глубина выгорания, в среднем, по таблетке была равной 80 МВт*сут/кг. Результаты расчетов представлены в табл. 4.12.

Таблица 4.12.

Элементный состав и глубина выгорания в периферийном слое.

Среднее Обогащение периферийного слоя 100 мкм 0,2% 235U 0,71% 235U 5,5% 235U по таблетке В, 80 98 102 МВт*сут/кг U, г/т 896,0 857,0 853,4 823, Np, г/т 1,22 0,30 0,44 1, Pu, г/т 18,2 36,5 36,53 36, Am, г/т 0,69 1,95 1,95 1, Cm, г/т 0,54 1,62 1,62 1, Сумма 916,65 897,37 893,94 864, Как видно из табл. 4.12, элементный состав Pu, Am и Cm в периферийном слое толщиной 100 мкм не зависит от начального обогащения топлива. Содержание в этом слое плутония в два раза превышает среднее значение по всей таблетке. Глубина выгорания в периферийном слое при среднем выгорании по таблетке 80 МВт*сут/кг сильно зависит от начального обогащения топлива и для всех рассмотренных вариантов превышает среднее. Это доказывает, что значительная часть делений в периферийном слое происходит на ядрах плутония, образовавшихся в топливе в процессе выгорания.

Во второй серии расчетов определялось относительное энерговыделение в периферийном слое в различные моменты кампании.

Результаты расчетов представлены на рис. 4.25.

Рис. 4.25. Относительное энерговыделение в периферийном слое толщиной 100 мкм в зависимости от средней по таблетке глубины выгорания и начального обогащения периферийного слоя по 235U: 1 – 5,5%;

2 – 0,2%;

3 – 0,71%.

В процессе выгорания топлива комбинированной таблетки в начальный период (до 20-30 МВт*сут/кг) в периферийном слое с обогащением меньшим, чем в остальной части таблетки, энерговыделение будет ниже, чем в центральной части таблетки. При увеличении глубины выгорания, энерговыделение в периферийном слое будет возрастать за счет накопления делящихся изотопов и начнет превышать энерговыделение в центральной части. Средние глубины выгорания в обоих частях таблетки сравняются при глубине выгорания 50-60 МВт*сут/кг. Таким образом, rim-слой начнет образовываться при более высокой, чем у традиционного топлива, средней по таблетки глубине выгорания.

Таким образом, использование комбинированной топливной таблетки будет приводить к:

- экономии топлива с большим количеством делящегося материала.

Например – обогащенного урана;

- замедлению процесса образования rim-структуры в периферийном слое топливной таблетки.

Более подробные результаты моделирования rim-слоя и различных вариантов комбинированных топливных сердечников представлены в работах автора настоящей диссертации [221-223]. Главный вывод, который можно сделать на основе результатов, приведенных в настоящем разделе, заключается в том, для каждой конкретной задачи нейтронно-физического расчета необходим этап выбора расчетного инструмента, который подходит для ее решения. При этом может возникнуть дополнительная задача подготовки специальных тестовых задач (benchmarks) для сравнения эффективности использования различных программ.

5. Нейтронно-физические расчеты и учебный процесс Подготовка специалистов в области проведения нейтронно-физических расчетов должна включать теоретический и практический этапы.

В рамках теоретического этапа необходимо представить (нарисовать) перед обучаемым полную картину задач и видов деятельности в данной области и познакомить его с соответствующими материалами. Для этого на кафедре «Теоретической и экспериментальной физики ядерных реакторов»

НИЯУ МИФИ была разработана Информационно-справочная система «Онтология НФР» [224] и, совместно с кафедрой «Системного анализа», подготовлено учебное пособие по информационным ресурсам и поисковым системам [225]. В разделе 5.1 приведено описание Онтологии НРФ и приведены примеры использования в учебном процессе.

В рамках практического этапа перед обучаемым необходимо поставить задачу моделирования объекта с нейтронным полем и предоставить программное средство, которое позволит ему провести нейтронно физические расчеты данного объекта. При этом моделируемый объект может быть как абстрактный (бесконечная решетка топливных стержней, гомогенная активная зона и т.п.), так и конкретный (экспериментальная сборка, прототип детектора и т.п.). В разделе 4.1 представлены материалы моделирования экспериментальных установок НИЯУ МИФИ, которые проводились с непосредственным участием Тихомирова Г.В. в качестве исполнителя и/или руководителя работ. Опыт моделирования экспериментальных установок позволил сформулировать концепцию «Виртуальных лабораторных работ на уникальном физическом оборудовании» и разработать «Систему поддержки лабораторных работ на уникальном физическом оборудовании в области ядерных технологий» [226], которая описана в разделе 5.2.

5.1. Информационно-справочная система «Онтологии НФР»

Цели и задачи разработки В настоящее время развитие любой области знания, в которой активно используется математическое моделирование, характеризуется лавинообразным ростом информационных потоков. Это связано не только с появлением новых фундаментальных знаний, а с ростом возможностей вычислительной техники и информационных технологий. Уже более трех десятилетий остается справедливым «закон Гордона Мура», согласно которому сложность микросхем удваивается каждые два года. Активно развивается Интернет, который уже стал глобальным информационным ресурсом. Число доступных страниц к началу XXI века во много раз превысило число жителей Земли. Сегодня без учета возможностей и использования Интернета работа научных работников, преподавателей вузов, инженеров и студентов в настоящее время становится малоэффективной [227].

Однако информационная лавина породила две иллюзии, которые наиболее ярко проявляются в профессиональных областях:

В Интернете можно легко найти любую, в том числе узко специальную информацию;

С помощью современных математических пакетов (программ, кодов) можно легко провести любой расчет.

В обоих пунктах иллюзорными являются слова: «любой» и «легко». При этом следует отметить два момента:

1) По оценкам специалистов по Интернету более 90% электронных научных публикаций сосредоточено вне общедоступного веба. И это при том, что информация оцифрована и выложена в сети.

2) Что бы провести «любой расчет» нужно уметь поставить и найти ответы на ряд непростых вопросов: Какой объект моделируется? Какие упрощения можно сделать при переходе от объекта к системе (модели) объекта? Какие программы можно использовать для получения результатов с необходимой точностью? Какую долю в неопределенности результатов составляют «фундаментальная», «алгоритмическая» и «технологическая» составляющие?

Кроме «иллюзий» информационная лавина порождает проблемы и вопросы, связанные с поиском, переработкой и хранением профессиональной информации. Кто должен этим заниматься? Как обеспечить достоверность и актуальность профессиональной информации размещенной в системе? Как обеспечить устойчивость технологий к изменениям информационной среды?

Если спроецировать данные проблемы на область нейтронно-физических расчетов, то появляется уверенность, что разработка узкоспециализированной информационной системы (онтологии), построенной на современных сетевых технологиях, является актуальной задачей.

Целями данной разработки являются:

Помощь студентам, аспирантам и научным работникам в освоении методологии проведения нейтронно-физических расчетов;

Сохранение знаний в области нейтронно-физических расчетов;

Унификация подходов к проведению и анализу результатов при решении различных задач (областей применения) нейтронно физического расчета.

Создание информационно-справочной среды, в которой можно найти материалы (электронные копии книг, пособий, статей и докладов;

ссылки на различные источники, включая интернет адреса;

рекомендации и комментарии к использованию программ, методов и алгоритмов;

наборы тестовых задач;

и т.п.) непосредственно связанные с подготовкой, проведением и анализом результатов нейтронно физических расчетов.

Унификация терминологии – разработка тезауруса терминов, используемых в нейтронно-физических расчетах.



Pages:     | 1 |   ...   | 3 | 4 || 6 | 7 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.