Прямое преобразоване энергии ядерного деления в электричество
Дата: 12/04/2019
Тема: Атомная наука


Продолжение темы

А.В.Косарев, д.т.н., профессор, Оренбург

В статье продолжено развитие идеи прямого преобразования энергии ядерного деления в электричество. Рассмотрена возможность осуществления цепной реакции деления в тонких плёнках делящегося вещества (например, уран 235 или плутоний) при его малых количествах (десятки граммов).



Предложено техническое решение по обеспечению требуемых единичных мощностей в условиях минимального по весу количества делящегося вещества в активной зоне.

 

Ключевые слова: ядерный реактор, активная зона, уран, тонкие плёнки, быстрые нейтроны, макроскопическое сечение, коэффициент критичности, отражатель.

 

Ранее нами опубликованы на страницах журнала «Атомная стратегия» статьи [4, 5, 6], в которых автором предложена идея прямого преобразования кинетической энергии электрически заряженных осколков деления в потенциальную энергию электрического поля. В качестве прообраза схемы преобразования была принята схема ядерной батарейки и химического аккумулятора [4]. В ядерной батарейке на радиоактивном распаде и в химическом аккумуляторе электрически заряженные частицы движутся против электрического поля в результате чего происходит прямое преобразование кинетической энергии этих частиц в энергию поля. Другой особенностью этих устройств является то, что движение разноимённых зарядов в них осуществляется по разным путям, что исключает их преждевременную нейтрализацию.

   Рис.1. Принципиальная конструктивная схема ЯЭГЭЛа

 

Особенностью предложенного ядерного электрогенерирующего элемента (ЯЭГЭЛа), изображённого на Рис. 1, было включение в схему устройства - 3, внешнего пускового электрического поля. Это диктовалось необходимостью удержать заряженные осколки деления - 5, вылетающих из эмиттера - 1 в результате реакций деления, в пределах ЯЭГЭЛа, на коллекторе - 2. При установившемся режиме внешнее пусковое поле отключается. Отрицательно заряженные электроны из эмиттера по внешней цепи движутся через потребителя электроэнергии - 4 на коллектор. Электрическая цепь замыкается.

 Из поступивших от оппонентов замечаний существенным было замечание о том, что осколки деления релаксируют в делящемся веществе на расстоянии всего в 10 микрон. Их кинетическая энергия в результате процесса ионизации превращается в тепло. Эта термодинамическая проблема ранее была решена автором (См. [5, 6] и Рис. 2). Решение уже было использовано автором в предложении конструкции термоэлектрического преобразователя новой архитектуры [7]. 

 

                                                 Рис. 3

 

Поэтому было естественным предложение конструкции ЯЭГЭЛа со схемой активной зоны, изображённой на Рис. 3. Рисунок - 3 имеет следующие обозначения: 1 - тонкоплёночные пластины эмиттера из радиоактивного вещества, например из урана 235 или плутония; 2 - пластины коллектора, установленные параллельно пластинам эмиттера; 3 - внешний источник пускового напряжения; 4 - потребитель электроэнергии.  

Пластины эмиттера из радиоактивного вещества имеют толщину 0,1 - 1 микрона, что практически исключает рассеяние кинетической энергии осколков в тепло. Из рисунка - 2 видно, что рассеяние нарастает по ходу движения лавинообразно по схеме цепной реакции. Следовательно чем меньше толщина плёнки тем меньше потери направленной энергии при соударении. К тому же авторы [10, стр. 392], анализируя формулу Бора для ионизационных потерь, подчёркивают их такую особенность: “Очень характерна сильная зависимость потерь от скорости. При этом в противоположность силам сопротивления в газах и жидкостях потери тем больше, чем ниже скорость. Именно поэтому треки частиц в камере Вильсона или в фотоэмульсии резко утолщаются к концу”. Следовательно чем тоньше плёнка, тем меньше рассеяние и по этой причине. 

Но здесь возникают две проблемы, решения которых нет в современной теории и практике атомных реакторов. Это обеспечение цепной реакции в плёнках делящегося вещества микронной толщины и быстрое выгорание топлива для обеспечения практически значимых мощностей, что вызывает необходимость частой перезагрузки активной зоны.

Опираясь, в том числе, на конструктивную критику оппонентов, продолжим поиск путей реализации означенной идеи.  

Техническая схема активной зоны с пластинами делящегося вещества микронной толщины и соответственно малой массы ставит две задачи:

а) обеспечение критичности активной зоны с массой делящегося вещества (уран-235, уран-233, плутоний) в 10 - 50 грамм.

б) обеспечение мегаваттных мощностей ядерной энергетической установки при указанных минимальных параметрах активной зоны.

Отметим, что критическая масса урана-235 в виде металлического шара составляет 47 кг. [10, стр. 517]. Компания реактора на одной загрузке для разных реакторов АЭС длится от года до двух. Для АПЛ компания реактора сопоставима со сроком службы лодки.

Попытка решение поставленных задач будет проводится на основе конструктивно - технологической схемы активной зоны, изображённой на рисунке - 4.

                                                                     Рис. 4

 

Рисунок - 4 имеет следующие обозначения: 1 - тонкоплёночные пластины эмиттера из радиоактивного вещества, например из урана 235 или плутония; 2 - пластины коллектора, установленные параллельно пластинам эмиттера;   3 - внешний источник пускового напряжения; 4 - потребитель электроэнергии; 5 - осколки деления, вылетающие из эмиттера - 1; 6 -  электроизоляционные вставки, отделяющие отрицательно заряженные проводники эмиттера от положительно заряженного отражателя - 8; 7 - внешний источник нейтронов.

Начнём с анализа возможности обеспечения критичности активной зоны при массе делящегося вещества в 10 - 50 грамм. Для само поддержания цепной реакции деления в активной зоне необходимо обеспечение коэффициента критичности равным единице.

В реальной ситуации, кроме делящихся ядер, всегда присутствуют другие, неделящиеся. Эти посторонние ядра будут захватывать нейтроны и тем самым влиять на коэффициент размножения. Отсюда следует, что третьей величиной, определяющей коэффициент размножения, является вероятность того, что нейтрон не будет захвачен одним из неделящихся ядер. В реальных установках «посторонний» захват идёт на неспособных к цепной реакции ядрах урана-238, на ядрах замедлителя (если он есть), на ядрах различных конструктивных элементов, а также на ядрах продуктов деления.  В делящейся среде конечных размеров часть нейтронов будет уходить из активной зоны наружу. Поэтому коэффициент критичности зависит ещё от вероятности  Р  для нейтрона не уйти из активной зоны. Величина  Р  зависит от состава активной зоны, её размеров, формы, а также от того, в какой степени окружающее активную зону вещество отражает (конечно, не когерентно) нейтроны”. [10, стр. 515 - 517].

Согласно таблице, расположенной ниже, наиболее подходящим делящимся материалом является плутоний.

Таблица взята из [10, стр. 516, где обозначена под номером 11.1].

По литературным данным [12, стр. 920] более подходящим по физическим свойствам является калифорний, критическая масса которого составляет 10 грамм, что вызвано большим ʋ приближающимся к четырём. Однако калифорний имеется в ничтожных количествах, что делает его непригодным для использования в энергоустановках.

В конструкции установки на рисунке - 4 для достижения  максимальной величины ƞ предлагаются следующие меры. Во-первых, 100% чистота плутония, так как в вышеприведённой таблице коэффициент ƞ дан для чистого плутония. Во-вторых, в нашей схеме активной зоны отсутствует замедлитель, что снижает непроизводительный захват нейтронов. Это связано с тем, что для исключения процесса ионизации осколков мы имеем вакуумные полости между пластинами делящегося вещества и пластинами коллектора. По этой причине у нас реактор на быстрых нейтронах. Далее для снижения (исключения) непроизводительного захвата нейтронов материалом коллектора он покрывается хорошим отражателем нейтронов. Эти меры позволят приблизить значение ƞ к данным таблицы 11.1 равным 2,7 для изотопа плутония 239 на быстрых нейтронах.

Теперь рассмотрим второй сомножитель в (1). Р - вероятность для нейтрона не уйти из активной зоны. “Величина Р зависит от состава активной зоны, её размеров, формы, а также от того, в какой степени окружающее активную зону вещество отражает нейтроны”. [10, стр. 517]. Согласно формуле (1) и принятого нами значения ƞ величина вероятности для нейтрона не уйти из активной зоны должна составлять  Р = 1/2,7 = 0,37. Таким образом, для обеспечения критичности в активной зоне допускается потеря более 60% нейтронов поколения и необходимо обеспечить сохранность порядка 40% нейтронов поколения. Чем это можно достичь?

Во-первых, мы уже отметили, что используем делящееся вещество 100% чистоты и не используем замедлитель. Это исключает захват нейтронов примесями и замедлителем.

Во-вторых, активная зона реактора в целом окружаются хорошим отражателем нейтронов. К числу лучших отражателей относится бериллий, отражающий до 90% нейтронов. К достоинствам бериллия в нашем случае относится и высокая его электропроводность, составляющая примерно 40% электропроводности меди. Для напряжения примерно в 2 миллиона вольт это хорошая электропроводность, исключающая большие потери на Джоулево тепло. Но “Даже обыкновенная вода отражает 80% падающих нейтронов”. [8, стр. 189]. Отсюда цилиндрический отражатель предлагаемого реактора на Рис. 4 можно изготовить полым со стенками из бериллия (или только стенки в сторону активной зоны), а полости отражателя заполнить водой. Пластины коллектора - 2 (Рис. 4) для снижения захвата нейтронов можно изготовить из бериллия или покрыть бериллием. Возможны и другие варианты. Например, “Материал отражателей реакторов на быстрых нейтронах - тяжёлые уран-238 или торий-232, которые одновременно являются сырьём для воспроизводства новых делящихся материалов”. [8, стр.242]. В-третьих, для уменьшения доли нейтронов выходящих за пределы активной зоны выбирают компоновку активной зоны максимально приближённую к шару. То есть добиваются минимального значения площади к объёму. Чаще всего это активная зона в форме цилиндра с высотой примерно равной диаметру или в форме шара. Для оценки выберем компоновку активной зоны Рис. 4 в форме цилиндра. 

Прежде чем попытаться произвести численные оценки для схемы - 4  вероятности Р для нейтрона не уйти из активной зоны за её размеры, определимся с размерами активной зоны рисунка - 4. Оценим размеры активной зоны для 1 см³ делящегося вещества (урана 235 или плутония 239). Удельный вес урана 18,7 г/см³. Удельный вес плутония колеблется от 16,4 для б-Pu до 19,8 для а-Pu. Именно для такой массы ставится задача обеспечить критичность и требуемую мегаваттную мощность активной зоны.

И так , первая исходная величина - 1 см³ делящегося вещества (урана 235 или плутония 239). Делим 1 см³ на пластины толщиной 1 микрон (толщина пластин эмиттера), получаем 10000 пластин, общая площадь которых составляет 1 кв. метр.

Принимаем активную зону в форме цилиндра с высотой примерно равной диаметру. Второй исходной величиной для активной зоны является расстояние между эмиттером и коллектором, равное 20 мм. [3]. Это расстояние необходимо для исключения пробоя между электродами при напряжении в 2 миллиона вольт. Ранее (Рис. 3) было принято расстояние в 300 - 400 мм. Эти данные были взяты мною из устаревшего источника [9]. Современные данные при соответствующей обработки поверхности дают для принятого напряжения примерно 10 мм. [3]. Нами приняты 20 мм. для надёжности. Исходя из отмеченных выше условий, получаем для схемы на рисунке - 4 следующие размеры активной зоны. Это цилиндр высотой 40 см., в котором расположены 10 пластин эмиттера диаметром в 35,7 см. В условиях таких геометрических размеров и конструкции необходимо обеспечить критичность и мегаваттную мощность. Отметим, что наша активная зона представляет собой сосуд содержащий нейтроны, в котором размещены пластины эмиттера из делящегося вещества. Пока отвлечёмся от того факта, что активная зона (поверхность цилиндра) окружена отражателем. Найдём отношение площади всех пластин эмиттера (при этом считаем площадь с 2-х сторон) к площади поверхности цилиндра активной зоны. Численные оценки показывают, что для нашей активной зоны это отношение составит примерно 3,1 раза. То есть нейтроны, находящиеся в сосуде активной зоны будут в 3,1 раза чаще проходить через эмиттер, чем улетать из активной зоны через её цилиндрическую поверхность.

Если обеспечить достаточное по величине макроскопическое сечение (об этом ниже), т. е. обеспечить захват всех нейтронов влетевших в пластины эмиттера, то вылетать за пределы активной зоны будет только один из 4-х нейтронов, т.е 25%. Нам же достаточно, согласно (1), чтобы в единицу времени только 37 нейтронов поколения из 100 захватывались с делением, а 63 покидали активную зону. А ведь есть ещё отражатель с 80% альбедо. Таким образом следует, что есть возможность обеспечения критичности реакции в предложенной конструкции активной зоны с общим объёмом делящегося вещества в 1-ин см³ .    

Если мы проделаем все выше указанные расчёты для 2-х см³ делящегося вещества, то получим отношение площади всех пластин эмиттера (при этом считаем площадь с 2-х сторон) к площади поверхности цилиндра активной зоны равным 3,9 раза. Т.е. условия для создания критичности улучшаются. Но при этом возрастают размеры активной зоны, возрастает диаметр пластин эмиттера, что усложняет технологию их изготовления и надёжность в эксплуатации. Учитывая, что при увеличении объёма делящегося вещества в два раза соотношение площадей, а следовательно и процент утечки нейтронов увеличились незначительно, то представляется лучшим заботится о миниатюризации активной зоны для предлагаемой конструкции.

Рассмотрим технические возможности по достижению требуемых мегаваттных мощностей реактора в условиях минимальной массы делящегося вещества в активной зоне. Для этого необходимо обеспечить соответствующую интенсивность реакций деления в активной зоне (число актов деления в единицу времени). А в условиях малого количества делящегося вещества для этого наряду с обеспечением критичности, необходимо обеспечить требуемую величину макроскопического сечения и интенсивную перезагрузку активной зоны.

“Мощность ядерного реактора в 1 Мвт соответствует цепной реакции, в которой происходит 3‧1016  актов деления в 1 сек”. [12, стр.920].

“... количество энергии, выделяемой при делении 1 гр делящегося вещества, приблизительно составляет 1 мгвт-день и что 1 вт соответствует 3,2 · 1010 делений в 1 сек.  [2, стр. 19].

Скорость реакции в единице объёма зависит от микроскопического сечения, от концентрации ядер делящегося вещества, скорости и концентрации нейтронов, геометрии активной зоны. В [2, стр. 33] приводится для случая тонкого листа мишени из делящегося вещества (как у нас), на который падает перпендикулярно пучок нейтронов, следующая зависимость для единицы площади мишени.

Этим мы учли конструктивные (геометрические) особенности предлагаемой активной зоны. (4) позволяет нам оценить число реакций деления в секунду в активной зоне нашего реактора. В формуле (4) величины: микроскопическое сечение реакции деления, число ядер деления в 1 см³, скорость нейтронов (у нас быстрые нейтроны) величины постоянные, мы влиять на них не можем. Мы можем изменять только концентрацию нейтронов в вакуумных полостях активной зоны вокруг пластин из делящегося вещества. Напомним, что наша активная зона представляет собой сосуд содержащий быстрые нейтроны, в который помещены микронной толщины пластины плутония. Но прежде чем оценивать необходимую величину концентрации нейтронов проанализируем факторы влияющие на величину макроскопического сечения делящегося вещества в условиях нашей активной зоны пока без регулирования концентрации нейтронов в вакуумных полостях активной зоны. Величина - микроскопическое сечение реакции деления для быстрых нейтронов мала в сравнении с тепловыми нейтронами. Сечение теплового нейтрона составляет примерно 600 барн, сечение быстрых нейтронов примерно 10 барн. [2, стр. 134]. Следовательно для достижения того же макроскопического сечения, что и при тепловых нейтронах, концентрация быстрых нейтронов должна быть в 60 раз выше. Теперь учтём скорость нейтронов в (3) и (4), которая также влияет на интенсивность реакции деления. Ниже приведена таблица энергетической классификации быстрых и медленных нейтронов. Таблица взята из [12, стр. 455].

Из таблицы следует, что скорость быстрых нейтронов в 7000 раз выше скорости тепловых нейтронов и следовательно быстрые нейтроны в 7000 раз чаще будут пересекать при своём хаотическом движении пластины делящегося вещества чем тепловые. Необходимо отметить, что нейтроны в условиях нашей конструкции будут пересекать пластины с двух сторон, что вдвое уменьшает требуемую концентрацию нейтронов. Как видим макроскопическое сечение быстрых нейтронов в условиях предлагаемой активной зоны на два порядка выше макроскопического сечения на медленных нейтронах.

     Оценим из (4) концентрацию нейтронов в вакуумных полостях активной зоны для обеспечения требуемой интенсивности реакции деления. Оценку произведём для мощности реактора в 1Мвт. Мощность ядерного реактора в 1Мвт соответствует цепной реакции, в которой происходит 3‧1016  актов деления в 1 сек. [12, стр. 920].

Из (4) находим концентрацию нейтронов в вакуумных зонах активной зоны.

В зависимости (2) авторы [2] приняли поток нейтронов движущийся перпендикулярно поверхности. У нас нейтроны в полостях перед поверхностью движутся хаотически, поэтому перпендикулярно поверхности будет двигаться 1/6 часть частиц. Учитывая, что нейтроны движутся через плёнку с двух сторон, то в общей сложности 1/3 нейтронов будет двигаться перпендикулярно плёнке. Следовательно концентрацию нейтронов из (5) необходимо увеличить в три раза. Тем не менее величина концентрации останется того же порядка.

Для оценки величины концентрации нейтронов в вакуумных зонах активной зоны сравним её с числом Лошмидта, оценивающего концентрацию молекул газа при нормальных условиях. Число Лошмидта равно происходит 2.7‧1019  штук в кубическом сантиметре. Как видим требуемая концентрация нейтронов представляет собой глубокий вакуум.        

Необходимо отметить и такой факт: “Время жизни одного поколения нейтронов лежит в пределах 10-4 ÷ 10-5 сек для медленных реакций и 10-7 ÷ 10-8 сек для быстрых”. [10, стр. 525]. “Нейтроны устойчивы только в составе стабильных атомных ядер. Свободный нейтрон - нестабильная частица, распадающаяся по схеме бета - распада. Среднее время жизни нейтрона τ≈15,3мин.”. [22, стр. 451]. Время жизни свободного нейтрона в вакуумных полостях нашей активной зоны на много порядков больше времени жизни поколения нейтронов. Это способствует устойчивости протекания реакции деления и возможности её регулирования. Для запуска реакции деления применяется внешний источник нейтронов (поз. 7, Рис. 4).

Обеспечение заданной мощности и соответственно интенсивности реакций деления в активной зоне, в условиях малого количества делящегося вещества, наряду с обеспечением критичности необходимо обеспечить и интенсивную перезагрузку активной зоны (замену выгоревших плутониевых плёнок). Сделаем численные оценки. В предлагаемой активной зоне находится 0,49‧1023  ядер плутония. Скорость выгорания соответствующая мощности 1Мвт  равна 3‧1016 актов деления в 1 сек. Разделив эти числа получим, что время полного выгорания составит 3‧1016  сек или примерно 18 суток. Даже если достичь выгорания только 20% и тогда перезарядку необходимо производить примерно раз в 3-е суток. В сравнении с существующей практикой перезарядку необходимо производить часто, что потребует конвейерных схем перезарядки, особенно при больших мощностях.

 

ЛИТЕРАТУРА

1. Бартоломей Г.Г. и др. (под ред. Батя Г.А.). Основы теории и методы расчёта ядерных энергетических реакторов. – М.: “Энергоатомиздат”, 1982г., 511с.

2. Вейнберг А., Вигнер Е. Физическая теория ядерных реакторов. – М.: “Иностранная литература”, 1961г., 734с.

3. Емельянов А.А., Емельянова Е.А., Сериков И.О. О катодном инициировании пробоя в вакууме. // Письма в ЖТФ, 2004г., том 30, вып.11.  

4. Косарев А.В.  Ядерные электрогенерирующие элементы - новые перспективы атомной энергетики. // Атомная стратегия. - С-Пб.: Из-во “ЗАО ОВИЗО”, 2017г.  Режим доступа:

 http://www.proatom.ru/modules.php?name=News&file=article&sid=7306

5. Косарев А.В. Оппонентам по вопросу прямого преобразования энергии ядерного деления. // Атомная стратегия. - С-Пб.: Из-во “ЗАО ОВИЗО”, 2017г.  Режим доступа:

     http://www.proatom.ru/modules.php?name=News&file=article&sid=7340

6. Косарев А.В. Термодинамика в процессах  преобразования энергии ядерного деления. // Атомная стратегия. - С-Пб.: Из-во “ЗАО ОВИЗО”, 2017г.  Режим доступа:

     http://www.proatom.ru/modules.php?name=News&file=article&sid=7553

7. Косарев А.В. ТЭП новой архитектуры для альтернативной энергетики. // Атомная стратегия. - С-Пб.: Из-во “ЗАО ОВИЗО”, 2018г.  Режим доступа:

     http://www.proatom.ru/modules.php?name=News&file=article&sid=7920

8. Климов А.Н. Ядерная физика и ядерные реакторы. – М.: “Энергоатомиздат”, 1985г., 352с.

9. Тарасова Л.В. Современные представления о механизме электрического пробоя в высоком вакууме. // Успехи физических наук. Т. LVIII, вып. 2, 1956г., с. 323 - 346.

10. Широков Ю.М., Юдин Н.П. Ядерная физика. – М.: “Наука”, 1972г., 672с.

11. Эрдеи-Груз Т. Химические источники энергии. – М.: “Мир”, 1974г., 304с.

12. Физический энциклопедический словарь. М.: СЭ, 1983г., 945с.

 

P.S. Жду от оппонентов новой порции конструктивной плодотворной критики. Только пожалуйста без желчи, отличающей некоторых авторов. Если можно.







Это статья PRoAtom
http://www.proatom.ru

URL этой статьи:
http://www.proatom.ru/modules.php?name=News&file=article&sid=8535