Сравнение нейтронно-физических свойств нуклидов цепочек, начинающихся с 237Np и 231Ра

Для обоснования проявления стабилизирующих свойств цепочки, начинающейся с ²³⁷Np, сравним три цепочки нуклидных пре;

948 948 94Q.

вращений: «традиционную», начинающуюся с U (U —" Ри —".

²⁴⁰Pu —>…), и в некотором смысле «нетрадиционные», в которых стартовыми нуклидами являются Np (Np —> ' Pu —> ' Pu —". .) и ^23lPa (²³¹Pa—? ²³²U —? ²³³U —…) (рис. 4.3). Величины сечений радиационного захвата (о_с) и деления (о/) представлены для условий активной зоны легководного реактора с плотностью теплоносителя Ут/н = 0.72 г/см³ (спектр нейтронов легководного реактора типа ВВЭР-1000). Реакция Р-распада на рисунке опущена.

Рис. 4.3. Цепочки нуклидных превращений: (²³⁸U —" ²³⁹Pu —> ²⁴⁰Pu (²³¹Ра — ²³²U — ²³³U ->…) и (²³⁷Np — ²³⁸Pu — ²³⁹Pu Топливная решетка реактора типа ВВЭР, плотность теплоносителя у_т/н = 0.72 г/см^3.

Зависимость сечения радиационного захвата от энергии нейтрона для Np и ' Ра (в сравнении с U) приведены на рис. 4.4.

Можно также видеть (рис. 4.3), что в «нетрадиционной» цепочке превращений, начинающейся с протактиния ²³¹ Ра, размножающие свойства нуклидов улучшаются: стартовый нуклид (²³¹Ра) является поглотителем нейтронов, у второго нуклида (²³²U) деление уже преобладает над захватом, а третий нуклид (²³³U) — хорошо делится. В этой «нетрадиционной» цепочке наблюдается комбинация двух следующих друг за другом делящихся нуклидов (U и U). В то же время, в «традиционной» цепочке, начинающейся с ²³⁸U, третий нуклид (²⁴⁰Ри) уже является поглотителем нейтронов.

Рис. 4.4. Зависимость сечения радиационного захвата от энергии нейтрона для ²³⁷Np и ²³¹Ра (в сравнении с ²³⁸U).

В отличие от цепочки нуклидных превращений.

(231 р_а 23_2и ^ 233-у _ _{цепочка (}237_Np ^ 238p_u ^ 239р_и _ _}

выглядит не так привлекательно, поскольку второй нуклид (²³⁸Ри) является поглотителем в тепловом спектре нейтронов реактора типа ВВЭР-1000 (у_т/" = 0.72 г/см³). В то же время второй нуклид (²³²U) в цепочке, начинающейся с ²³¹ Ра, является размножителем нейтронов. Это обстоятельство иллюстрируется рис. 4.5, где приведены графики сечения деления для «Ри в сравнении с «‘U и ²³⁵U, а также на рис. 4.6, где приведены зависимости числа избыточных нейтронов в расчете на одно поглощение от энергии нейтронов для ядер этих нуклидов.

Рис. 4.5. Зависимость сечения деления ²³⁵U, ²³²U и ²³⁸Pu от энергии нейтрона.

Рис. 4.6. Зависимость числа избыточных нейтронов в расчете на одно поглощение в ²³⁸Ри и ²³²U (в сравнении с ²³⁵U) от энергии нейтрона Можно видеть, что при энергиях нейтронов ниже нескольких кэВ изотоп ²³⁸Ри является поглотителем нейтронов. Вместе с тем, размножающие свойства ²³⁸Ри заметно улучшаются с дальнейшим ростом энергии нейтронов и становятся лучше, чем таковые даже для ²³⁵и.

Таким образом, как в тепловом, так и резонансном спектрах нейтронов цепочка нуклидных превращений, начинающаяся с протактиния, является более предпочтительной с точки зрения размножающих свойств составляющих ее нуклидов по сравнению с цепочкой нуклидных превращений, начинающейся с нептуния.

Важно отметить, что при введении ²³¹ Ра или ²³⁷Np в состав топливной композиции коэффициент размножения нейтронов на начало кампании существенно снижается, т.к. сечение захвата нейтронов для «Ра и для ~ Np более чем на порядок превосходит сечение захвата ²³⁸U (рис. 4.4).

Поэтому наличие «Ра или «Np в составе топливной композиции позволяет иметь повышенное обогащение по делящемуся нуклиду при невысоком начальном запасе реактивности. Данное обстоятельство в значительной мере может способствовать достижению повышенной глубины выгорания топлива.

Конечно, введение выгорающего поглотителя нейтронов (например, ^l57Gd) тоже способствует такому же эффекту, однако, использование поглотителей ²³¹ Ра или ²³⁷Np имеет преимущество. Оно связано с тем, что последующие нуклиды цепочки становятся размножающими нейтроны и, благодаря делению, восполняют потери нейтронов цепной реакции. Чего не происходит, когда используются выгорающие поглотители.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

К ГЛАВЕ 4

• 4.1. Шмелев А. Н., Куликов Г. Г. О нейтронно-физических особенностях модифицированных (денатурированных) топливных циклов // Известия вузов, Сер. Ядерная энергетика. 1997. № 6, С. 42 -48.
• 4.2. Weale J.W., Goodfellow Н., McTaggart М.Н., Mullender M.L. Measurements of reaction rate distribution produced by a source of 14- MeV neutrons at the center of a Uranium metal pile // Reactor Science
• 63

and Technology (Journal of Nuclear Energy, Parts A and B). 1961. Vol. 14, P.91−99.

• 4.3. Haight R.C., Lee J.D., Maniscalco J.A. Reaction Rates in a Uranium Pile Surrounding a 14 MeV Neutron Source: Calculations of the Weale Experiment // Nuclear Science and Engineering. 1976. Vol. 61, P. 53 — 59.
• 4.4. Shief H.E.J. et al. Measurements of the Reaction Rate Distributions Produced in a Large Thorium Cylinder by a Central Source of DT Neutrons. AWRE 20/77, United Kingdom Atomic Energy Authority, July 1977.
• 4.5. Krumbein A., Lemanska M., Segev M., Wagschal J.J., Yaari A. Reaction rate calculations in Uranium and Thorium blankets surrounding a central Deuterium-Tritium neutron source // Nuclear Technology. 1980. Vol. 48. P. 110−116.
• 4.6. Марин C.B., Орлов В. В., Шаталов Г. Е. Образование изотопов плутония в урановом топливе гибридного термоядерного реактора // Атомная энергия. Май 1982. Т. 52. № 5. С. 301 — 304.