Новости науки и техники

Всемерное потепление закончилось. Нас ждет всемирное похолодание?

Статься рассказывает о прогнозах ученых, в которых они предрекают скорое наступление малого ледникового периода. По их словам, глобальное потепление уже заканчивается, чему способствует накопление в верхних слоях атмосферы Земли космической пыли. Далее...

ледниковый период

ядерный реактор

ЯДЕРНЫЙ РЕАКТОР - содержащая ядерное горючее установка, в к-рой осуществляется управляемая ядерная цепная реакция деления. Первый Я. р. был построен в 1942 в Чикаго (США) под руководством Э. Ферми (Е. Fermi).

По своему назначению Я. р. подразделяются на неск. групп; 1) э н е р г е т и ч е с к и е р е а к то р ы, в к-рых энергия, выделяющаяся при делении ядер горючего, используется для выработки электроэнергии, а также для др. промышленных и бытовых нужд (Я. р. для АЭС, транспортные Я. р. для морского флота и др.); 2) э к с п е р и м е н т а л ь-н ы е, или о п ы т н ы е, р е а к т о р ы, служащие для проведения экспериментов в области физики и техники реакторов; 3) исследовательские реакторы, в к-рых возникающее излучение используется для научных и прикладных исследований в области ядерной физики, физики твёрдого тела, биофизики, химии и др.; 4) промышленные, или изотопные, реакторы, используемые для наработки (накопления) искусств. изотопов. В многоцелевых Я. р. могут совмещаться различные по назначению функции.

Принципиальная схема Я. р. приведена на рис. 1. Осн. часть Я. р.- активная зона, где сосредоточено ядерное горючее, протекает цепная реакция деления и выделяется энергия. Активная зона имеет обычно цилиндрич. конфигурацию, объём её в зависимости от назначения и возможностей конструктивного воплощения - от долей литра до многих кубометров. Кол-во горючего, необходимое для поддержания управляемой цепной реакции,- критическая масса - от сотен грамм до неск. тонн. При загрузке Я. р. ядерное горючее превышает критич. массу на величину, соответствующую запасу на выгорание. Ядерное горючее размещается, как правило, внутри тепловыделяющих элементов (ТВЭЛов ),кол-во к-рых в активной зоне может достигать многих десятков тысяч. В конце срока службы (кампании) - многие месяцы или годых-ТВЭЛы полностью или частично извлекаются и заменяются новыми. Для удобства загрузки ТВЭЛы собираются по неск. дес. или сотен штук в отд. пакеты - тепловыделяющие сборки (ТВС).

Рис. 1. Схема ядерного реактора.

Через активную зону прокачивается теплоноситель, к-рый омывает ТВЭЛы и уносит выделяющееся в них тепло. Наличие теплоносителя в активной зоне, а также большого кол-ва конструкц. материалов в условиях разветвлённой теплопередающей поверхности не препятствует протеканию цепной реакции. Это существенно облегчает техн. проблемы теплосъёма по сравнению, напр., с реакторами синтеза, где внесение посторонних веществ в зону протекания ядерной реакции недопустимо.

Для выработки электроэнергии в АЭС применяются турбогенераторы. В одноконтурных (т. н. кипящих) Я. р. при прокачивании водяного теплоносителя через активную зону образуется слаборадиоактивный пар, к-рый затем поступает на турбину. Для того чтобы ограничить возможность распространения радиоактивности, используется двухконтурная система теплопередачи. В ней теплоноситель, циркулируя по замкнутому первичному контуру, отдаёт тепло для выработки пара во вторичный нерадиоактивный контур. В реакторах с жидкометаллич. натриевым теплоносителем для большей гарантии безопасности применяется трёхконтурная система теплопередачи. Плотн. тепловыделения в энергетич. Я. р. достигает сотен кВт на литр активной зоны.

В состав активной зоны многих Я. р. входит з а м е д л ит е л ь-вещество с малым атомным весом, к-рое служит для снижения первонач. энергии нейтронов деления (быстрых нейтронов) за счёт их упругого рассеяния. В результате многократных соударений с ядрами замедлителя нейтроны теряют свою энергию, пока не войдут в тепловое равновесие со средой. Энергетич. распределение таких нейтронов (т. н. тепловых) близко к максвелловскому с максимумом при комнатной темп-ре ок. 0,025 эВ. В активной зоне Я. р. размещаются также подвижные стержни или кассеты с интенсивно поглощающим нейтроны веществом (В, Cd, Eu), предназначенные для регулирования цепной реакции деления.

Активная зона окружена отражателем, снижающим утечку нейтронов наружу и соответственно позволяющим уменьшить величину критич. массы. Материал отражателя обычно тот же самый замедлитель. В случае реактора-размножителя в отражателе помещается обеднённый или природный Уран и, как и в активной зоне, происходит накопление ²³⁹Рu.

Вокруг отражателя размещается радиац. биол. защита, состоящая из бетона и др. материалов, предназначенная для снижения интенсивности ядерного излучения снаружи до допустимого уровня. Радиоакт. первичный контур теплоносителя также размещается внутри бетонной защиты.

По спектру нейтронов Я. р. подразделяются на быстрые (без замедлителя), в к-рых деление происходит на быстрых нейтронах (со ср. энергией порядка сотен кэВ); тепловые (с достаточным кол-вом замедлителя), в к-рых деление ядер происходит на тепловых нейтронах; промежуточные (с относительно небольшим кол-вом замедлителя), в к-рых деление осуществляется на частично замедленных нейтронах-промежуточных или резонансных. По виду используемого ядерного горючего Я. р. подразделяются на урановые и плутониевые; по виду замедлителя-на водяные (обычная вода), тяжеловодные, графитовые; по виду теплоносителя - на водяные, натриевые (жидкий натрий), газовые (углекислый газ, гелий).

Абс. большинство существующих Я. р.- тепловые с урановым ядерным горючим, с водяными замедлителем и теплоносителем (водо-водяные Я. р.). В Я. р. с графитовым замедлителем для отвода тепла используется вода или газ (водо-графитовые и газо-графитовые Я. р.). Обычно топливо физически отделено от замедлителя, образуя гетерогенную структуру активной зоны (рис. 2). В отдельных эксперим. Я. р. может отсутствовать теплоноситель (критич. сборка, или реактор нулевой мощности), отражатель (голый Я. р.). В г о м о г е н н ы х Я. р. нет ТВЭЛов, и ядерное горючее используется в смеси с замедлителем или теплоносителем в виде раствора или суспензии. Особую группу составляют исследовательские импульсные реакторы, в к-рых создаются периодические или одиночные нейтронные вспышки. Часто понятие Я. р. распространяется на весь реакторный блок, включающий в себя непосредственно сам реактор, а также все обслуживающие его системы (управления, теплопередачи и др.).

Рис. 2. Схематический разрез гетерогенного реактора.

Взаимодействие нейтронов с материалами Я. р. Осн. процессы, протекающие в активной зоне Я. р.: деление ядер, радиац. захват, упругое и неупругое рассеяния нейтронов. При делении первичный нейтрон поглощается ядром, в результате образуются обычно два радиоактивных осколка и испускается в ср. v вторичных нейтронов и неск. g-квантов. Значения v для осн. испытывающих в реакторе деление изотопов приведены в табл. 1.

Табл. 1.

Величина v слабо растёт с ростом энергии нейтронов.

Энергетич. спектр нейтронов деления практически одинаков для всех изотопов и почти не зависит от энергии падающих нейтронов. Он простирается от 0 до примерно 10 МэВ и приближённо описывается ф-лой

где Е'-энергия нейтронов (в МэВ). Ср. энергия вылетающих нейтронов-2 МэВ. Угл. распределение практически изотропно.

Небольшое кол-во нейтронов (т. н. з а п а з д ы в а ю щ и е н е й т р о н ы) испускаются после деления из возбуждённых ядер, образующихся при р-распаде осколков. Их интенсивность спадает экспоненциально со временем. Имеется 6 групп запаздывающих нейтронов со ср. временами запаздывания от десятых долей секунды до одной минуты. Доля всех запаздывающих нейтронов b по отношению к мгновенным нейтронам деления для разных изотопов представлена в табл. 2.

Табл.2.

Вероятность процесса деления, определяемая эфф. поперечным сечением ядра s_f, существенно зависит от энергии падающего нейтрона Е. На рис. 3 представлена соответствующая зависимость сечения для ²³⁵U. Нерегулярности слева определяются резонансным характером процесса поглощения нейтронов малой энергии. В ср. в этой области энергий сечение деления обратно пропорц. скорости нейтрона (закон 1/u). Зависимости s_f (Е)для изотопов ²³⁹Рu и ²³³U имеют аналогичный вид. Ядра ²³⁸U и ²³²Th не делятся тепловыми нейтронами. Эфф. пороги деления для них примерно одинаковы - ок. 1 МэВ (рис. 3). Значения s_f в барнах при делении тепловыми и быстрыми нейтронами приведены в табл. 3.

Рис. 3. Зависимость сечений деления ядер ²³⁵ U и ²³⁸U от энергии нейтронов.

Табл. 3.

Образующиеся в процессе деления ядер осколки находятся в широком диапазоне массовых чисел: примерно от 70 до 160 а. е. Они перегружены нейтронами и переходят в стабильное состояние после неск. последовательных (3-распадов. Ок. 29% всех осколков-газообразные Кr и Хе.

Полная энергия, выделяемая при одном акте деления, ~200 МэВ. Она распределяется примерно след. образом: 82% составляет кинетич. энергия осколков, 3% энергии уносят g-лучи деления, 6% - b- и g-кванты распадающихся осколков, 9%-нейтроны деления и g-кванты, образующиеся при их захвате в неделящихся материалах. Выгорание 1 г ядерного горючего даёт 1 МВт сутки энергии.

На всех ядрах, в т. ч. делящихся, а также на накапливающихся осколках происходит реакция радиационного захвата, при к-рой поглощается нейтрон и испускаются g-кванты. Сечения радиац. захвата s_с тепловых нейтронов нек-рыми ядрами представлены в табл. 4. Радиац. захват нейтронов в неделящихся материалах активной зоны приводит к образованию b-радиоакт. изотопов. При поглощении нейтронов ядрами ²³⁸U после двух последовательных b-распадов образуются ядра ²³⁹Рu, т. е. имеет место вос-произ-во ядерного горючего. В результате последовательного радиац. захвата нейтронов ядрами горючего в реакторе накапливаются высокорадиоакт. трансурановые изотопы, в осн. не делящиеся на тепловых нейтронах и слабо делящиеся на быстрых.

Табл.4.

Для тепловых нейтронов характерна значит. разница в сечениях захвата, в т. ч. и для соседних изотопов, связан-ная со случайной близостью к тому или иному резонансу. Энергетич. зависимость s_с в принципе имеет тот же характер, что и s_f(Е)для делящихся во всём диапазоне энергий ядер с резонансной структурой в области малых энергий. Для быстрых нейтронов различие в s_с для разных ядер значительно меньше, чем для тепловых. Резонансная структура энергетич. зависимости здесь практически полностью сглаживается. Для мн. ядер s_с при энергии нейтронов 1-2 МэВ-порядка 0,1 барна. Для лёгких ядер, а также нек-рых средних и тяжёлых, т. н. магических, s_с на 1-2 порядка ниже. Радиац. захват в материалах активной зоны, отрицательно влияющий на баланс нейтронов, сильнее сказывается в тепловых Я. р.

Процесс у п р у г о г о р а с с е я н и я происходит на всех ядрах и при всех энергиях нейтронов. В результате упругого рассеяния нейтрон изменяет направление движения и теряет часть своей энергии (если она выше тепловой), передавая её ядру отдачи. Сечение упругого рассеяния s_s обычно слабо зависит от энергии нейтрона и приближённо равняется геом. поперечному сечению ядра (порядка неск. барн). Угл. распределение нейтронов после рассеяния (в системе центра масс) в большинстве случаев изотропно; лишь на тяжёлых ядрах для быстрых нейтронов имеет место нек-рая анизотропия с преимуществ. рассеянием вперёд. Эффект упругого рассеяния непосредственно не влияет на баланс нейтронов, но косвенно сказывается на протекании цепной реакции, т. к. уменьшение энергии нейтронов в общем случае изменяет соотношение между вероятностью вызвать деление и вероятностью захватиться, кроме того, "запутывание" нейтрона в среде уменьшает вероятность его потери из-за вылета наружу. Ср. потерю энергии нейтроном при одном соударении удобно характеризовать среднелогарифмич. декрементом

где E₁ и Е₂-энергии нейтрона до и после соударения соответственно. Для ядер с атомным весом А>10 при изотропном рассеянии

Качество замедлителя можно характеризовать ср. кол-вом столкновений Р, к-рое требуется, чтобы нейтрон деления сделался тепловым:

В табл. 5 приведены значения Р для применяемых замедлителей и нек-рых др. веществ.

Табл. 5.

Процесс н е у п р у г о г о р а с с е я н и я состоит в том, что нейтрон в общем случае теряет значит. часть своей энергии, к-рая идёт на возбуждение ядра, а затем излучается в виде у-квантов. Часть энергии, как и в случае упругого рассеяния, передаётся ядру отдачи. Энергетич. порог процесса определяется первым уровнем возбуждения ядра, ниже к-рого неупругое рассеяние невозможно. В табл. 6 приводятся значения первого уровня для нек-рых ядер.

Табл. 6.

Сечение неупругого рассеяния s_in сначала растёт с ростом энергии падающего нейтрона выше порога, затем выходит на плато, достигая величины порядка геом. поперечного сечения ядра. Наиб. вклад в смягчение нейтронного спектра за счёт неупругого рассеяния дают тяжёлые ядра, включая ²³⁸U и ²³²Th, для к-рых s_in велико, а порог реакции низок. Для ядер ²³⁵U, ²³⁹Pu, ²³³U s_in мало из-за большой конкуренции реакции деления. Полное сечение взаимодействия нейтронов с ядрами равно сумме парциальных сечений: s = s_f + s_с + s_s + s_in.

Для описания поведения совокупности нейтронов в среде вводятся след. величины: плотн. нейтронов п (число нейтронов в единице объёма) и поток нейтронов Ф (число нейтронов, пересекающих единичную площадку, перпендикулярную направлению их движения, в единицу времени). Величины n и Ф носят статистич. характер, однако они обычно достаточно велики, чтобы можно было пренебречь относит. флуктуациями и считать их равными ср. значениям. Полное число взаимодействий нейтронов с ядрами в единице объёма среды в единицу времени равно NsФ (N-концентрация ядер).

Ср. длина пробега нейтрона до соударения с ядром l = (Ns)^-1. Длина пробега до взаимодействия того или иного рода определяется соответственным парциальным сечением. Длина пробега до рассеяния, в частности, l_s= (Ns)^-1. Величина l для реакторных сред-порядка неск. см. В общем случае ср. расстояние, проходимое движущимся в данном направлении нейтроном в рассеивающей среде, выражается т р а н с п о р т н о й д л и н о й l_tr=l_s/(l~), где -ср. косинус угла рассеяния в лаб. системе. Если рассеяние изотропно, то l_tr = l_s. При преимуществ. рассеянии вперёд l_tr>l_s. Величина x/l_s, наз. з а м е д л я ю щ е й с п о с о б н о с т ь ю с р е д ы, характеризует ср. потерю энергии нейтроном на единице длины пути (см. Замедление нейтронов).

Многокомпонентная среда может быть г о м о г е н н о й или г е т е р о г е н н о й. В гомогенной среде сечения отд. компонент аддитивны и общее сечение взаимодействия , где a_i- доля ядерной плотности i-той компоненты; сумма берётся по всем компонентам. Условие гомогенности: r<<l, где r-размер участков различающихся по составу компонент. Отсутствие аддитивности в гетерогенной среде связано с возникновением локальных неоднородностей нейтронного потока. Т. к. в общем случае l = l(E), то для одних нейтронов, напр. быстрых, среда может быть гомогенной, а для других, тепловых,- гетерогенной.

Размножение нейтронов. Возможность осуществления цепной реакции деления и её параметры определяются ядерно-физ. свойствами среды и геометрией (размерами, формой) системы. Влияние свойств среды можно изучать независимо, введя представление о бесконечной (бесконечно протяжённой) среде. Осн. параметром в этом случае является -коэф. размножения нейтронов для бесконечной среды, равный отношению кол-ва нейтронов одного поколения к предыдущему. При этом подразумевается, что нейтроны данного поколения исчезают как при поглощении с последующим делением ядра, так и в результате радиац. захвата. Вторичные нейтроны деления относятся к след. поколению. Время жизни нейтронов одного поколения весьма мало (10^-3-10^-5 с в тепловых Я. р. и до 10^-8 с в быстрых), поэтому потерей нейтрона за счёт его собственного b-распада (время жизни ~ 15 мин) можно пренебречь. В гомогенной среде в общем случае

В чистом природном уране, где неупругое рассеяние быстро снижает энергию нейтронов ниже порога деления ²³⁸ U, радиац. захват настолько превалирует, что оказывается существенно меньше единицы и цепная реакция невозможна. Для её осуществления нужно либо повысить содержание изотопа ²³⁵U (до 10% и более), либо изменить спектр нейтронов с помощью замедлителя. В обоих случаях цепная реакция в осн. будет происходить на ²³⁵U. Для смеси урана с замедлителем упрощённый расчёт основывается на том, что прослеживается вся "судьба" нейтрона, начиная от его образования в виде быстрого, далее в процессе замедления вплоть до поглощения, с определением необходимых параметров для каждого этапа в отдельности. В результате получается известная ф-ла четырёх сомножителей:

Величина h определяет ср. кол-во вторичных нейтронов, образующихся в результате поглощения в уране одного теплового нейтрона с последующим делением ядра. Второй множитель e определяет вклад в эффекта размножения быстрых нейтронов в ²³⁸U. Величина/есть вероятность избежать резонансного (радиационного) захвата в ²³⁸U в процессе замедления нейтрона; q - вероятность поглощения теплового нейтрона в уране, а не в замедлителе или др. материалах.

В общем случае в гомогенной среде существует оптимальное соотношение между концентрациями ядерного топлива и замедлителя, при к-ром наибольший. Дальнейшее увеличение может быть достигнуто за счёт использования гетерогенной структуры активной зоны. Обычно активная зона представляет собой правильную решётку стержневых ТВЭЛов, погружённых в массив замедлителя. Если, напр., в гомогенной смеси природного урана с графитом меньше единицы, то при гетерогенной структуре может доходить до 1,1. На природном уране в смеси с обычной водой, к-рая заметно поглощает тепловые нейтроны, нельзя достигнуть = 1 ни при какой структуре активной зоны. Водяной замедлитель обязательно требует применения обогащённого урана.

Для конечной среды вводится эфф. коэф. размножения нейтронов K_ef, к-рый меньше, чем , за счёт утечки нейтронов за пределы активной зоны: K_ef = l, где l- вероятность избежать утечки (для нейтронов данного поколения). Величина l зависит от свойств среды и геометрии системы. С увеличением объёма активной зоны относит. величина поверхности, через к-рую происходит утечка, уменьшается и l растёт. При заданном объёме утечка зависит от формы системы; для сферы - системы с мин. относит. поверхностью - l максимальна.

При K_ef = 1 осуществляется самоподдерживающаяся цепная реакция деления. Это состояние, а также сама система и её параметры наз. к р и т и ч е с к и м и.

Распространение нейтронов в среде. Движение нейтронов в реакторной среде имеет много общего с хаотич. движением молекул в газе. Однако макс. концентрация нейтронного газа соответствует вакууму с давлением 10 мм рт. ст. Это означает, что взаимодействие нейтронов между собой на много порядков ниже, чем с ядрами, и им можно пренебречь. Поэтому ур-ния переноса нейтронов являются линейными относительно п и Ф. Пространственное энерге-тич. распределение нейтронов в точной постановке задачи находится из решения газокинетич. интегродифференци-ального ур-ния Больцмана, получаемого при строгом учёте нейтронного баланса в элементарном объёме среды. Это ур-ние можно решать приближёнными численными методами с любой необходимой степенью точности. Во многих имеющих практич. интерес случаях достаточную точность даёт первое приближение метода сферич. гармоник, к-рое близко к диффузионному. Ур-ние диффузии выводится в предположении, что угл. распределение потока нейтронов мало меняется на расстояниях порядка l. При подведении баланса нейтронов учитываются изменение кол-ва нейтронов в данном объёме за счёт обмена с соседними объёмами, размножения и исчезновения нейтронов при ядерных взаимодействиях, а также возможное образование нейтронов от внутр. источников, не зависящее от величины Ф.

Для стационарных состояний, представляющих наиб. практич. интерес, в отсутствие внеш. источников ур-ние диффузии в одномерной геометрии имеет вид

для трёхмерной геометрии-

Величина наз. д л и н о й д и ф ф у з и и и равна ср. расстоянию, к-рое проходит тепловой нейтрон в данном направлении от момента его образования до поглощения. Необходимые граничные условия устанавливаются для каждого конкретного случая. Для тех областей, где <1, решение одномерной задачи даёт экспоненц. зависимость п (и Ф) от х, для =1-линейную, для > 1 -синусоидальную.

Диффузионное приближение даёт заметную погрешность лишь для участков среды с резко меняющимися свойствами, а также вблизи сосредоточенных источников или поглотителей нейтронов. Само понятие диффузии имеет смысл только для несильно поглощающих сред, когда s_c<<s_s.

Осн. ядерно-физ. параметры существенно зависят от энергии нейтронов, причём зависимости эти различные. Поэтому часто используется многогрупповой подход, в к-ром составляется система ур-ний диффузии для отдельных, примыкающих друг к другу энергетич. интервалов. Для каждого интервала берутся свои параметры, отвечающие соответствующим ср. значениям. Уход нейтронов в др. интервалы за счёт упругого и неупругого рассеяний учитывается как поглощение, приход - как вклад от независимых источников.

Для расчёта тепловых Я. р. многогрупповой подход оказывается громоздким и затруднительным. Можно использовать более простой диффузионно-возрастной метод, в к-ром рассматриваются всего две группы нейтронов: замедляющиеся и тепловые. Распространение замедляющихся нейтронов описывается теорией возраста нейтронов. При этом считается, что энергия нейтронов в процессе упругого замедления изменяется непрерывно (что неприменимо в случае наиб. сильных замедлителей, содержащих водород и дейтерий). Из рассмотрения баланса нейтронов в процессе непрерывного замедления следует:

где S = xФE/l_s - плотн. замедления (число нейтронов в единичном объёме, пересекающих уровень энергии Е в единицу времени). Величина

наз. в о з р а с т о м н е й т р о н о в, связана с временем замедления от нач. энергии Е₀ до Е (хотя сама и не имеет размерности времени). Ср. расстояние, на к-рое уходит нейтрон в данном направлении в процессе замедления (от энергии деления до тепловой), наз. д л и н о й з а м е д л ен и я (t₀-возраст теплового нейтрона). В табл. 7 приводятся значения длин замедления и диффузии для применяемых замедлителей.

Табл. 7.

Из-за утечки наружу плотность нейтронов спадает по направлению к границам активной зоны Я. р. В результате возникает неоднородность тепловыделения, характеризующаяся коэф. неравномерности, равным отношению макс. плотности тепловыделения к средней (в целом по объёму активной зоны). С целью выравнивания тепловыделения применяют топливо разл. обогащения, повышая его к краям. Там, где важно иметь одинаковую темп-ру на выходе, прибегают к профилированию потока теплоносителя, уменьшая его к периферии.

Кинетика и управление Я. р. При решении нестационарных задач реакторной физики в большинстве случаев можно исходить из того, что пространственное распределение нейтронов практически не меняется со временем и, следовательно, временную зависимость мощности можно находить для реактора в целом (точечная модель Я. р.). Осн. параметром, определяющим ход мощности, служит р еа к т и в н о с т ь

При r = 0 состояние стационарно. Каждому значению r отвечает определ. скорость изменения мощности с характерным временем Т (т. н. п е р и о д о м р е а к т о р а), устанавливающаяся после нек-рого переходного этапа. При r<0 мощность снижается, при r>0-растёт.

Если | r | << b, то период реактора определяется практически только запаздывающими нейтронами и оказывается достаточно большим, чтобы обеспечить удобное и безопасное регулирование цепной реакции. С увеличением положит. реактивности период реактора быстро уменьшается. При r > b период реактора почти полностью определяется временем жизни мгновенных нейтронов Т₀ и уже не зависит от временных параметров запаздывающих нейтронов:

Если r заметно превосходит b, то будет иметь место недопустимо быстрый (аварийный) разгон Я. р. на мгновенных нейтронах.

В процессе работы Я. р. происходят внутр. изменения реактивности - относительно быстрые, связанные с изменением темп-ры Я. р. в переходных режимах, и сравнительно медленные, обусловленные изменением состава активной зоны за счёт выгорания ядерного горючего и накопления осколков. Температурный эффект реактивности определяется разл. влиянием темп-ры на вероятности элементарных процессов (деление, захват нейтронов) и, как следствие, на величину , а также изменением утечки нейтронов из-за термич. деформации компонент и всей активной зоны в целом. Количественно этот эффект характеризуется мощностным коэф. реактивности, к-рый равен изменению реактивности при изменении мощности на единицу, а также температурным коэф. реактивности, равным отношению изменения реактивности к темп-ре теплоносителя (при пост. мощности).

Из-за конечных теплопроводности и теплоёмкости изменения темп-ры в разных частях и элементах активной зоны происходят с разной скоростью. Соответственно коэффициенты реактивности состоят из компонент в общем случае разл. величины, а также знака, с разными периодами установления. Наиб. быстрая компонента обусловлена нагреванием топлива, при к-ром за счёт т. н. допле-ровского уширения резонансов происходит перераспределение парциальных сечений взаимодействия нейтронов с ядрами реакторных материалов. Значения коэффициентов реактивности изменяются с мощностью, а также в процессе выгорания горючего. Порядок величины асимпто-тич. коэффициентов реактивности: мощностного - 10^-5 МВт^-1 температурного-10^-5 К^-1.

Влияние темп-ры и мощности на реактивность означает наличие в Я. р. внутр. обратной связи. В большинстве случаев эта обратная связь отрицательна, что способствует стабильности Я. р. в аварийных ситуациях, в т. ч. при выходе системы управления из строя. На величину этой обратной связи можно влиять соответствующими конструктивными мерами. Правила ядерной безопасности устанавливают жёсткие требования к параметрам внутр. устойчивости Я. р.

Связанные с накоплением осколков эффекты влияния на реактивность - отравление и шлакование. Отравление имеет место только в тепловых Я. р. и обусловлено в первую очередь образованием ¹³⁵Хе (с выходом 6-7% на акт деления), обладающего колоссальным сечением поглощения тепловых нейтронов - 2,7•10⁶ барн. Исчезает ¹³⁵Хе как за счёт р-распада (с периодом 9,2 ч), так и из-за выгорания-превращения при захвате нейтрона в слабопоглощающий ¹³⁶Хе. При большой мощности, отвечающей потоку 10¹³ нейтрон/см^2.с и выше, второй эффект становится превалирующим. После остановки Я. р. кол-во ¹³⁵Хе растёт, т. к. продолжается р-распад его предшественника-¹³⁵I (с периодом 6,7 ч), а выгорание отсутствует, до тех пор пока не установится равновесие с его собственным b-распадом. Связанное с этим временное снижение реактивности после остановки теплового Я. р. носит назв. йодной ямы. Более слабый эффект - отравление ¹⁴⁹Sm, сечение поглощения тепловых нейтронов для к-рого составляет 5,3•10⁴ барн. Потеря реактивности за счёт накопления других, слабо поглощающих нейтроны осколков-шлакование-практически не зависит от уровня мощности и пропорц. достигнутой степени выгорания топлива. В быстрых Я. р., где нет сильных поглотителей нейтронов, отравление отсутствует, а шлакование относительно мало.

Система управления и защиты Я. р. (СУЗ) включает в себя след. подсистемы: оперативного регулирования, управляющую относительно небольшой (десятые доли b) положит. и отрицат. реактивностью, достаточной для обеспечения необходимых переходных режимов; подсистему аварийной защиты, быстро вводящую по сигналу о выходе технол. параметров за допустимые пределы большую (неск. b) отрицат. реактивность и останавливающую цепную реакцию; подсистему компенсации, сравнительно медленно вводящую положит. реактивность для компенсации её снижения как за счёт температурных эффектов, так и из-за выгорания ядерного горючего и накопления осколков. Изменение реактивности в нужную сторону осуществляется движением регулирующих стержней по показаниям следящих за мощностью ионизац. камер и др. технол. датчиков. Управление Я. р. может осуществляться в авто-матич. и ручном режимах.

СУЗ-система высокого класса, обеспечивающая безопасное управление Я. р. в нормальных и регламентных аварийных ситуациях за счёт надлежащей внешней обратной связи.

Лит.: Вейнберг А., Вигнер Е., Физическая теория ядерных реакторов, пер. с англ., М., 1961; Крамеров А. Я., Щевелев Я. В., Инженерные расчеты ядерных реакторов, М., 1964; Бать Г. А., Коченов А. С., Кабанов Л. П., Исследовательские ядерные реакторы, М., 1972; Белл Д., Глесстон С., Теория ядерных реакторов, пер. с англ., М., 1974. О. Д. Казачковский.

<< Предметный указатель >>