CC BY
12т АТОМНАЯ ЭНЕРГЕТИКА
о ATOMIC ENERGY
УДК 621.039.516.4
ВТГР С ТОРИЙСОДЕРЖАЩИМ ЯДЕРНЫМ ТОПЛИВОМ: НЕЙТРОННО-ФИЗИЧЕСКИЕ ПРЕИМУЩЕСТВА
И.В. Шаманин
Томский политехнический университет e-mail: [email protected]
Приведены результаты численных экспериментов, определяющие границы области значений отношения Кзам/Ктоп (объем замедлителя/объем топлива), в которой наблюдается аномалия в ходе зависимости резонансного поглощения. Ее существование доказывает физические преимущества Th232 по сравнению с U238 в случае использования в качестве воспроизводящего материала в составе ядерного топлива высокотемпературных ядерных реакторов при определенных значениях отношения Кзам/Кгоп.
HIGH-TEMPERATURE GAS-COOLED NUCLEAR REACTOR WITH THORIUM-CONTAINED NUCLEAR FUEL: NEUTRON-PHYSICAL ADVANTAGES
I.V. Shamanin
Tomsk Polytechnical University
In the paper are presented the results of numerical experiments which determine the bounds of values of ratio «moderator volume/nuclear fuel volume» interval when anomaly in the resonance absorption dependence is observed. The presence of this interval proves the physical advantages of Th in comparison with U238 when use as reproducing (breeding) material in the nuclear fuel composition of high-temperature nuclear reactors when the value of ratio «moderator volume/nuclear fuel volume» is located in this interval.
Предварительные замечания
Высокотемпературные реакторы с гелиевым теплоносителем (ВТГР) способны вырабатывать тепло с температурой около 1000° С, которое может быть использовано для производства электроэнергии с высоким КПД в прямом газотурбинном цикле и для снабжения высокотемпературным теплом и электричеством процессов производства водорода, технологических процессов химической, нефтеперерабатывающей, металлургической и других отраслей промышленности, а также для опреснения воды.
В реакторах ВТГР могут быть применены как замкнутые, так и открытые топливные циклы с использованием урана, плутония и тория. Концепция открытого ядерного топливного цикла (ОЯТЦ) на базе тория с вовлечением урана и плутония оружейной кондиции наиболее опробована именно на таких реакторах. Преимущества ОЯТЦ на базе тория еще более возрастут, если при разработке проектов ядерных энерготехнологических комплексов на базе ВТГР будут приняты во внимание нейтронно-физические преимущества тория как сырьевого нуклида по сравнению с ураном. Этого можно достичь пересмотром ряда устоявшихся положений, принятых в физике и технике ядерных реакторов.
Состояние проблемы
Концепции торий-уранового ядерного топливного цикла уже несколько десятков лет. Потеря интереса к ней практически на старте исследований вызвана двумя причинами:
- высокой радиоактивностью ториевого концентрата, которая обусловлена наличием в нем изотопа
гтп.228
Тп и цепочкой радиоактивных превращений, начинающейся с него;
- образованием изотопа и232 при облучении то-рийсодержащего топлива, наличие которого в облученном топливе также является началом цепочки радиоактивных превращений, в ходе которых образуются «жесткие» гамма-излучатели.
Сам же сырьевой изотоп Тп232, из которого образуется делящийся и233, не представляет большой радиологической опасности. Он альфа-активен, но период его полураспада (а-распад) составляет 13,9 миллиарда лет [1]. Возраст планеты Земля в настоящее время считается равным около 4,5 миллиарда лет, если основываться на скоростях радиоактивного распада урана и тория [2]. Период полураспада И238, играющего определяющую роль в уран-плутониевом ядерном топливном цикле, составляет 4,47 миллиарда лет [1], то есть его значение близко к возрасту
Земли, а значение периода полураспада ТИ232 значительно превосходит возраст Земли. Вообще говоря, торий - один из немногих радиоактивных элементов, открытых задолго до появления самого понятия «радиоактивность». Обнаружил оксид тория Берцелиус, исследуя редкий минерал, который теперь называют торитом (ТИ8Ю4). Торит содержит до 77% оксида тория ТЮ2. По сравнению с очень многими актиноидами и с учетом выше отмеченного ТИ232 можно считать практически стабильным, что объясняет тот факт, что его содержание в земной коре в 5 раз больше, чем урана.
Возобновление интереса к использованию тория в ядерном топливном цикле вызвано двумя причинами:
- беспокойством за стабильность сырьевой базы ядерной энергетики [3] и необходимостью утилизации значительных излишков урана и плутония, имеющих «оружейную кондицию» [4, 5];
- обнаружением серьезных преимуществ ТИ232 по сравнению с и238 при их использовании в традиционном качестве - как воспроизводящих нуклидов в ядерном топливном цикле. Эти преимущества обусловлены особенностями и отличиями их ядерно-физических свойств на уровне элементарных процессов взаимодействия нейтронов с их ядрами [6].
Было обнаружено, что структура резонансной области в зависимости сечения поглощения нейтронов от энергии последних для сырьевого четно-четного нуклида ТИ232 обеспечивает ему неоспоримые преимущества по сравнению с и238 в части обеспечения безопасности ядерных реакторов на тепловых нейтронах, топливом которых являются торийсодержа-щие композиции. Преимущества обусловлены тем, что торий как резонансный поглотитель обеспечивает большие значения отрицательных температурных коэффициентов реактивности и позволяет пересмотреть привычные и общепринятые подходы при конструировании тепловыделяющих элементов и тепловыделяющих сборок ядерных реакторов. В частности, возможность увеличения отношения объема замедлителя к объему топлива создает предпосылки для создания активных зон, тепловая инерция которых значительно выше привычных значений. Большая тепловая инерция кроме повышения безопасности активной зоны в теплотехническом отношении нивелирует действие быстрого положительного мощностного эффекта реактивности при резких сбросах нейтронной мощности. Ядерные реакторы с топливом, в состав которого входит ТИ232 как сырьевой нуклид, являются более безопасными по сравнению с реакторами, активная зона которых загружена урановым топливом.
Требуются практически значимые результаты, которые позволяют перейти к рассмотрению физики размножающих систем с конкретным материальным составом и геометрическими параметрами составляющих их элементов периодичности.
В настоящей работе приведены результаты численных экспериментов, выполненных с целью определения материальных и геометрических параметров структуры размножающей среды, сочетание которых обеспечивает возможность создания тепловыделяющих элементов ядерных реакторов повышенной безопасности.
Постановка и реализация численного эксперимента
Моноэнергетический поток нейтронов с энергией 4,65 кэВ, что соответствует верхней границе интервала энергий, в котором находятся сильные резонан-
238 232
сы как для И , так и для ТИ , падает на многослойную систему: з (замедлитель) - т (слой резонансного поглотителя) - з - т - з - т. Всего шесть слоев, как это показано на рис. 1.
Д
Рис. 1. Структура многослойной системы Fig. 1. The structure of multi-layer system
Процесс прохождения нейтронов через систему моделируется в координатах (X, Y, Z) методом статистических испытаний [7]. Используется предположение постоянства сечений взаимодействия нейтронов с ядрами среды на отрезке траектории и в пределах энергетической группы. Значения сечений взаимодействия задаются в соответствии с библиотекой констант JENDL 3.2 [8]. Разработанный алгоритм с использованием метода статистических испытаний для определения параметров траектории нейтронов отличается от стандартного [9] и имеет структуру, подробно изложенную в работе [10]. Хотя в библиотеке оцененных ядерных данных JENDL для описания рассеяния медленных нейтронов хранятся законы рассеяния, из которых с использованием программ обработки можно получить сечения рассеяния, в данном алгоритме при определении энергии нейтрона до и после неупругого рассеяния использовались аналитические зависимости, в которых учитывалось возбуждение только первого уровня ядра. Ранее [10] этот алгоритм был использован только для определения «времени торможения» и конечной энергии изначально быстрого нейтрона в тяжелой замедляющей среде, поэтому его работоспособность для решения поставленной задачи проверялась путем сравнения с точными аналитически-
Международный научный журнал «Альтернативная энергетика и экология» № 11 (67) 2008 © Научно-технический центр «TATA», 2008
ми решениями, полученными для тепловых нейтронов. В частности, с помощью разработанного алгоритма была решена задача определения дифференциального и интегрального альбедо мононаправленного потока тепловых нейтронов, падающих на полубесконечные мишени из урана и из тория. В численном эксперименте значение интегрального альбедо составило 0,264 для мишени из урана и 0,168 для мишени из тория. Значение интегрального альбедо, рассчитанное по формулам Чандрасекара [11], составило 0,268 для мишени из урана и 0,169 для мишени из тория. Согласие результатов достаточно хорошее. В рассматриваемой задаче при моделировании контролируются значения вероятности прохождения нейтронов через систему рравероятности отражения от системы (альбедо) р^ и вероятности поглощения в системе раЪц, а также выполнение условия рраж+ рГеА+ ръ = 1. Количество моделируемых траекторий обеспечивает статистическую погрешность в интервале 0,1-0,2%.
Толщина каждого слоя резонансного поглотителя в численном эксперименте остается неизменной, а толщина каждого слоя замедлителя увеличивается (с одинаковой кратностью). При этом отношение толщины слоя замедлителя к слою резонансного поглотителя увеличивается от 1 до 100. В результате моделируются практически интересные случаи, в которых отношение объема замедлителя к объему топлива в размножающей системе увеличивается от 1 до 100 при постоянном объеме топлива.
Результаты численных экспериментов
В ходе численных экспериментов установлены границы области значений отношения Кзам/Кгоп (объем замедлителя/объем топлива), в которой наблюдается аномалия, обнаруженная ранее в работах [12, 13] и указывающая на преимущества !Ъ232 по сравнению с и238 при использовании в качестве воспроизводящего материала.
Если толщина слоя резонансного поглотителя составляет Д = 400 мкм, что соответствует размеру топливного керна дисперсионного ядерного топлива, а замедлителем является графит, то аномально низкое поглощение нейтронов в системе, содержащей !Ъ232, по сравнению со случаем И238 наблюдается при 40 < Кзам/Кгоп < 70. На рис. 2 приведена зависимость вероятности резонансного поглощения в системе от значения К^/Ктоп для Д = 400 мкм.
При Кзам/Кгоп » 50 резонансное поглощение в урансодержащей системе превосходит таковое в то-рийсодержащей системе в 6 раз. В интервале 40 < < 50 вероятность резонансного погло-
щения в торийсодержащей системе составляет около 5-10-3 и меняется незначительно, в то время как в урансодержащей системе она возрастает от 5-10-3 до 3-10-2. В работе [13] показано, что оптимальные параметры размножающей решетки, содержащей !Ъ232, достигаются при значительно больших отношениях
^ам/^гоп по сравнению со случаем И для легководного замедлителя (в 2-5 раз). В рассмотренном выше случае вероятность избежать резонансного захвата (1 - Раы) составляет 0,97 при и 50 для уран-
графитовой решетки и при Ким/Кип « 65 для торий-графитовой решетки. Вероятность избежать захвата, равная 0,98, достигается при К^м/Ктон ® 45 для уран-графитовой решетки и при К^/К^ « 60 для торий-графитовой решетки.
0.06
0.04
g ¡¡.о;
G 10 30 50 70 90 110
V /V
у зам' v топ
Рис. 2. Аномалия в зависимости резонансного поглощения в системе
Fig. 2. The anomaly in the resonance absorption vary dependence in system
При увеличении толщины слоя резонансного поглотителя до значения Д = 600 мкм (1,6 мм) на качественном уровне в зависимости, приведенной выше, значительных изменений не происходит. Сильно изменяются границы интервала значений V^/V^, в котором резонансное поглощение в торийсодержа-щей системе существенно ниже поглощения в урансодержащей системе. Так, для Д = 600 мкм интервал находится в пределах 50 < V^/V^ < 70. Для Д = 800 мкм границы интервала практически те же, что и для Д = 400 мкм (см. рис. 3), но внутри этого интервала зависимости резонансного поглощения в торийсо-держащей и урансодержащей системах становятся ближе.
о.оэ
0.07
0.05
Û.03
0.01 о
1 1
m *
/
. — y 238 1
ч
if
II
г** j
10
30
so
70 90 110
V3aM/VTon
Рис. 3. Зависимость резонансного поглощения в системе
от значения Узам/У™ Fig. 3. Vary dependence of resonance absorption in system on the Vmod/VfUei value
Для Д = 1600 мкм интервал значений, обеспечивающих преимущество тория, находится в пределах 40 < Кзам/Кгоп < 60, а при Д = 2000 мкм (2 мм) преиму-
50
International Scientific Journal for Alternative Energy and Ecology № 11 (67) 2008
© Scientific Technical Centre «TATA», 2008
É? M
ществ у тория нет. Остается лишь резкий рост резонансного поглощения в интервале 50 < Кзам/Кгоп < 60 как в торийсодержащей, так и в урансодержащей системах (см. рис. 4).
0 10 ВО 50 70 90 110
V3aM/VTon
Рис. 4. «Исчезновение» преимуществ Th232 при увеличении
толщины топливного слоя Fig. 4. «Disappearing» of the Th232 advantages when fuel layer thickness increasing
Естественно, что с ростом толщины слоя резонансного поглотителя резонансное поглощение возрастает.
Для Th232 в энергетических интервалах 4,65-10 эВ и 10-21,5 эВ в зависимости сечения поглощения нейтронов от энергии последних резонансы отсутствуют. Для U238 в этих интервалах находятся два мощных резонансных уровня с амплитудными значениями сечений 11000 и 8000 б. Отсутствие резонансов приводит к тому, что при замедлении нейтронов в торийсодержащей среде возрастает значение плотности замедления нейтронов в энергетическом интервале, соответствующем сумме интервалов этих групп. Следовательно, возрастает плотность потока нейтронов с энергиями ниже 4,65 эВ вплоть до тепловой энергии. Увеличение отношения концентрации ядер замедлителя к концентрации ядер топлива, в состав которого входит и сырьевой нуклид, вместе с отмеченным эффектом должно еще больше увеличить плотность потока нейтронов, имеющих энергию ниже 4,65 эВ, по сравнению с U238. По существу в размножающей среде для нейтронов увеличивается вероятность избежать резонансного захвата.
Заключение
Обнаруженная аномалия в зависимости резонансного поглощения в размножающей среде от отношения «объем замедлителя/объем топлива», вызванная заменой сырьевого нуклида U238 на сырьевой нуклид Th232, указывает на целесообразность пересмотра традиционных конструктивных решений, которые приняты для «размножающих решеток». Например, в высокотемпературных газоохлаждае-мых реакторах [14] «рабочие» значения отношения количества ядер графита (замедлителя) к количеству ядер тяжелых элементов в ТВЭЛе (сырьевой и делящийся нуклиды вместе) находятся в интервале от 200
до 600. ТВЭЛ представляет собой графитовый шар диаметром около 6 см, в объеме которого равномерно распределены (диспергированы) микроТВЭЛы. Обогащение по и235 при этом составляет от 6,5 до 10% (остальное - ядра И238), диаметр кернов микро-ТВЭЛов составляет от 400 до 700 мкм. Керн микро-ТВЭЛа выполнен из диоксида урана. В каждом шаровом ТВЭЛе содержится около 6 г урана. Отношение «объем замедлителя/объем топлива», таким образом, значительно превышает 100. При таких значениях отношения (см. рис. 2) резонансное поглощение в микроТВЭЛах, содержащих сырьевой и238, не будет заметно изменяться при его замене на ТЪ232. Если же изменить значение отношения до 50, заменив при этом И238 на ТЪ232, то резонансное поглощение уменьшится почти в 6 раз. Замена будет состоять в увеличении количества микроТВЭЛов, равномерно рассредоточенных по объему шарового ТВЭЛа. На первый взгляд, это влечет за собой увеличение количества делящегося И235 в каждом шаровом ТВЭЛе, что нецелесообразно. Но, поскольку вероятность избежать резонансного поглощения стала существенно выше, количество делящегося И235 в каждом микроТВЭЛе можно значительно уменьшить. Более того, И235 можно заменить на плутоний оружейной кондиции. Небольшие количества деля-
235 239
щегося тепловыми нейтронами И или Ри будут выполнять функцию «запала», при выгорании кото-
232 233
рого из ТЪ будет нарабатываться делящийся И . Схема такого плутоний-ториевого ядерного топливного цикла подробно рассмотрена в работе [6].
Если говорить о водо-водяных реакторах, то принятое на сегодня значение отношения «объем замедлителя/объем топлива» в них значительно меньше 10. В случае легководного замедлителя аномалия в зависимости резонансного поглощения от отношения «объем замедлителя/объем топлива», вызванная заменой сырьевого нуклида И238 на сырьевой нуклид ТЪ232, наблюдается при значениях около 10. Это было установлено в численных экспериментах, проведенных для тепловыделяющих сборок с плутоний-ториевыми топливными композициями [6]. Причина в том, что замедляющая способность воды (= 1,50) несоизмеримо больше замедляющей способности графита (« 0,063). Даже если принять во внимание то, что коэффициент замедления для графита (» 170) превосходит таковой для воды (« 69), оптимальные по значению коэффициента размножения параметры решетки с топливом, содержащим сырьевой ТЪ232 и делящийся И235 или плутоний оружейной кондиции, обеспечивают широкие возможности для пересмотра конструкции тепловыделяющих сборок. Простая
238 232
замена И на ТЪ при значении отношения в пределах от 1,2 до 2,1 не дает выигрыша. Увеличение отношения до 8-10 при одновременном увеличении количества И235 или плутония в торийсодержащем топливе делает такую замену очень эффективной. Например, если объем активной зоны и диаметр тепловыделяющих элементов оставить неизменными, то
Международный научный журнал «Альтернативная энергетика и экология» № 11 (67) 2008 © Научно-технический центр «TATA», 2008
при содержании делящегося нуклида 10-12% (U235 или оружейный плутоний) в ториевом топливе количество топлива в активной зоне можно уменьшить в 3-4 раза. Тепловая мощность ядерной энергетической установки при этом останется той же. Техническая реализация такого изменения будет состоять в уменьшении количества тепловыделяющих элементов в каждой тепловыделяющей сборке. Если уран-водные решетки относятся к «тесным решеткам», то торий-водные решетки должны быть «разреженными».
Таким образом, можно предположить, что техническая реализация концепции плутоний-ториевого ядерного топливного цикла не будет сопряжена с большими трудностями, а замена в ядерном топливе сырьевого U238 на сырьевой Th232 не только расширит сырьевую базу ядерной энергетики, но и сделает менее напряженной проблему обращения с облученным ядерным топливом.
Список литературы
1. Гордеев И.В., Кардашев Д.А., Малышев А.Д. Справочник по ядерно-физическим константам для расчетов реакторов. М.: Атомиздат, 1960.
2. Frederic B. Jueneman secular catastrophism // Industrial Research and Development. 1982. Vol. 24, № 6. P. 21.
3. Мурогов В.М., Троянов М.Ф., Шмелев А.Н. Использование тория в ядерных реакторах. М.: Энергоатомиздат, 1983.
4. Пономарев-Степной Н.Н., Лунин Г.Л., Морозов А.Г. и др. Ториевый реактор ВВЭР-Т // Атомная энергия. 1998. Т. 85, № 4. С. 263-277.
5. Шаманин И.В., Ухов А.А., Рюттен Г.-И., Хаас К., Шерер В. Результаты моделирования параметров топливного цикла для водо-водяного энергетического реактора // Известия вузов. Ядерная энергетика. 2000. № 4. С. 53-64.
6. Shamanin I.V., Ukhov A.A., Rutten H.-J., Haas K., Sherer W. The use of (Th, U, Pu)O2 fuel in a water water energy reactor (WWER-1000): physics and fuel cycle simulation by means of the V.S.O.P.(97) computer code, FZJ-ISR-IB-1/99. Forschungszentrum, Julich, 1999.
7. Золотухин В.Г., Майоров Л.В. Оценка параметров критичности реакторов методом Монте-Карло. М.: Энергоатомиздат, 1984.
8. JENDL, version 3.2. Japan Atomic Energy Research Institute (JAERI), 1997.
9. Spanier J., Gelbard E.M. Monte-Carlo principles and neutron transport problems. Addison-Wesley Publishing Company, 1972.
10. Шидловский В.В., Гаврилов П.М., Шаманин И.В. и др. Нейтронно-физические аспекты обращения с уран-ториевыми и плутоний-ториевыми сплавами // Известия вузов. Ядерная энергетика. 2005. № 4. С. 9-17.
11. Кимель Л.Р., Машкович В.П. Защита от ионизирующих излучений. Справочник. Изд. 2. М.: Атомиздат, 1972.
12. Шаманин И.В., Годовых А.В. Структура резо-
238 232
нансной области поглощения ядер 238U и 232Th и зависимости ее параметров от температуры // Известия Томского политехнического университета. 2006. Т. 309, № 5. С. 49-56.
13. Шаманин И.В. Следствия, вызванные отличиями структур резонансной области поглощения ядер 238U и 232Th // Альтернативная энергетика и экология. 2006. № 11 (43). С. 47-53.
14. Карпов В.А. Топливные циклы и физические особенности высокотемпературных реакторов. М.: Энергоатомиздат, 1985.
