2.2. Особенности реакции деления и их практическое значение

Нейтронная ядерная реакция деления тяжёлых ядер, как уже отмечалось, является главной и центральной реакцией в ядерных реакторах. Поэтому есть смысл с самого начала познакомиться с физическими представлениями о реакции деления и теми её особенностями, которые так или иначе накладывают свой отпечаток на все стороны жизни и быта сложнейшего технического комплекса, который именуется Атомной Электростанцией.

Представление о делении ядра урана-235 в наглядных образах даёт рис.2.6.

Нейтрон Ядро массой А Возбуждённое составное ядро Осколки деления

Нейтроны деления

Рис.2.6. Схематическое представление о делении ядра ²³⁵U.

На основании этой схемы обобщённое «уравнение» реакции деления (ко­торое является скорее логическим, чем строго математическим) можно за­писать так:

²³⁵U + ¹n  (²³⁶U)^*  (F₁)* + (F₂)* + ₅ ^{. 1}n + a + b + c + E

где:

- (F₁)* и (F₂)* - символьные обозначения возбуждённых осколков де­ления (индексом (*) здесь и далее обозначаются неустойчивые, возбуж­денные или радиоактивные элементы); осколок (F₁)* имеет массу A₁ и за­ряд Z₁, осколок (F₂)* - массу А₂ и заряд Z₂;

- ₅ ^{. 1}n обозначены ₅ нейтронов деления, высвобождающихся в среднем в каждом акте деления ядра урана-235;

- ,  и  - -частицы, -частицы и -кванты, средние числа которых на акт деления ядра урана-235 равны соответственно a, b и c;

• E - среднее количество энергии, высвобождаемой в акте деления.

Подчеркнём ещё раз: записанное выше выражение не является уравнением в строгом смысле этого слова; это скорее просто удобная для запоминания форма записи, отражающая основные особенности нейтронной реакции деления:

а) образование осколков деления;

б) образование новых свободных нейтронов при делении, которые впредь будем кратко называть нейтронами деления;

в) радиоактивность осколков деления, обуславливающая их дальней­шие трансформации к более устойчивым образованиям, из-за чего возника­ет ряд побочных эффектов - как позитивных, полезных, так и негативных, которые следует обязательно учитывать при проектировании, постройке и эксплуатации ядерных реакторов;

г) высвобождение энергии при делении - главное свойство реакции деления, позволяющее создать энергетический ядерный реактор.

Каждый из перечисленных выше физических процессов, сопровождающий реакцию деления, играет в реакторе определённую роль и имеет свое практическое значение. Поэтому познакомимся с ними подробнее.

2.2.1. Образование осколков деления. Об одиночном акте деления ядра можно говорить как о явлении до известной степени случайном, имея в виду, что тяжёлое ядро урана, состоящее из 92 протонов и 143 нейтро­нов, принципиально способно разделиться на различное число осколков с различными атомными массами. В таком случае к оценке возможности де­ления ядра на 2, 3 или более осколков можно подходить с вероятностными мерками. По данным, приведенным в [2], вероятность деления ядра на два осколка составляет более 98%, следовательно, подавляющее большинство делений завершается образованием именно двух осколков.

Спектроскопическими исследованиями продуктов деления установлено более 600 качественно различных осколков деления с различными атомными массами. И здесь в кажущейся случайности при большом числе делений сразу выявилась одна общая закономерность, которую кратко можно выра­зить так:

Вероятность появления осколка определённой атомной массы при мас­совом делении конкретного нуклида - величина строго определённая, свойственная этому делящемуся нуклиду.

Эту величину принято называть удельным выходом осколка, обозна­чать малой греческой буквой _i (гамма) с нижним индексом - символом хи­мического элемента, ядром которого является этот осколок, или символом изотопа.

Например, в физических экспериментах зафиксировано, что осколок ксенона-135 (¹³⁵Xe) при осуществлении каждой тысячи делений ядер ²³⁵U появляется в среднем в трёх случаях. Это означает, что удельный выход осколка ¹³⁵Xe составляет

_Xe = 3/1000 = 0.003 от всех делений,

и применительно к одиночному акту деления ядра ²³⁵U величина _Xe = 0.003 = 0.3% - есть вероятность того, что деление завершится образованием именно осколка ¹³⁵Хе.

Наглядную оценку закономерности образования осколков деления раз­личных атомных масс дают кривые удельного выхода осколков (рис.2.7).

10

_i, %

1

10^-1

10^-2

10^-3

10^-4

10^-5

70 80 90 100 110 120 130 140 150 А, а.е.м.

Рис. 2.7. Удельные выходы осколков деления различных атомных масс

при делении ядер ²³⁵U (сплошная линия) и ²³⁹Pu (штриховая линия).

Характер этих кривых позволяет заключить следующее:

а) Атомные массы осколков, образующихся при делении, в подавляю­щем большинстве случаев лежат в пределах 70  165 а.е.м. Удельный выход более лёгких и более тяжёлых осколков очень мал (не превышает 10^-4 %).

б) Симметричные деления ядер (то есть деления на два осколка рав­ных масс) крайне редки: их удельный выход не превышает 0.01% для ядер урана-235 и 0.04% - для ядер плутония-239.

в) Чаще всего образуются лёгкие осколки с массовыми числами в пределах 83 104 а.е.м. и тяжёлые осколки с А = 128  149 а.е.м. (их удельный выход составляет 1% и более).

г) Деление ²³⁹Pu под действием тепловых нейтронов влечёт образо­вание несколько более тяжёлых осколков по сравнению с осколками деле­ния ²³⁵U.

*) В будущем при изучении кинетики реактора и процессов его от­равления и шлакования нам ещё не раз предстоит обращаться к величинам удельных выходов многих осколков деления при составлении дифференци­альных уравнений, описывающих физические процессы в активной зоне ре­актора.

Удобство этой величины состоит в том, что, зная скорость реакции деления (число делений в единице объёма топливной композиции в единицу времени), несложно подсчитать скорость образования любых осколков де­ления, накопление которых в реакторе так или иначе влияет на его работу:

Скорость генерации i-го осколка = _i  (скорость реакции деления)

И ещё одно замечание, связанное с образованием осколков деления. Генерируемые при делении осколки деления обладают высокими кинетическими энергиями. Передавая при столкновениях с атомами среды топ­ливной композиции свою кинетическую энергию, осколки деления тем самым повышают средний уровень кинетической энергии атомов и молекул, что в соответствии представлениями кинетической теории воспринимается нами как повышение температуры топливной композиции или как тепловыделение в ней.

Большая часть тепла в реакторе образуется именно таким путём.

В этом заключается определённая позитивная роль образования осколков в рабо­чем процессе энергетического ядерного реактора.

2.2.2. Образование нейтронов деления. Ключевым физическим явлени­ем, сопровождающим процесс деления тяжёлых ядер, является испускание возбуждёнными осколками деления вторичных быстрых нейтронов, иначе называемых мгновенными нейтронами или нейтронами деления.

Значение этого явления (открытого Ф.Жолио-Кюри с сотрудниками - Альбано и Коварски - в 1939 г.) неоспоримо: именно благодаря ему при де­лении тяжёлых ядер появляются новые свободные нейтроны взамен тех, что вызвали деления; эти новые нейтроны могут взаимодействовать с другими делящимися ядрами в топливе и вызывать их деления, сопровождаемые испусканием новых нейтронов деления и т.д. То есть, бла­годаря образованию нейтронов деления, появляется возможность организо­вать процесс равномерно следующих во времени друг за другом делений без поставки в топливосодержащую среду свободных нейтронов от внешнего источника. В такой поставке, попросту говоря, нет необходимости, коль скоро "инструменты", с помощью которых осуществляются деления ядер, находятся здесь же, в этой самой среде, в связанном состоянии в деля­щихся ядрах; для того, чтобы "пустить в дело" связанные нейтроны, их надо лишь сделать свободными, то есть разделить ядро на осколки, а да­лее - все доделают сами осколки: в силу их возбуждённого состояния они испустят "лишние" нейтроны из своего состава, мешающие их устойчивости, причём, это произойдет за время порядка 10^-15 - 10^-13 с, совпадающее по порядку величины со временем пребывания составного ядра в возбуждённом состоянии. Это совпадение и дало повод для представлений, что нейтроны деления появляются не из пересыщенных нейтронами возбуж­дённых осколков деления после окончания деления, а непосредственно в тот короткий промежуток времени, в течение которого происходит деление ядра. То есть не после акта деления, а в течение этого акта, словно бы одновременно с разрушением ядра. По этой же причи­не эти нейтроны часто называют мгновенными нейтронами.

Анализ возможных комбинаций протонов и нейтронов в устойчивых яд­рах различных атомных масс (вспомните диаграмму устойчивых ядер) и со­поставление их с качественным составом продуктов деления показали, что вероятность образования устойчивых осколков при делении очень мала. А это значит, что подавляющее большинство осколков рождаются нестабиль­ными и могут испускать один, два, три или даже более "лишних" для их устойчивости нейтронов деления, причём, понятно, что каждый определённый возбуждённый осколок должен испускать своё, строго определённое, число "лишних" для его устойчивости нейтронов деления.

Но так как каждый осколок при большом числе делений имеет строго определённый удельный выход, то при определённом большом числе делений число образовавшихся осколков деления каждого сорта будет также опре­делённым, а, следовательно, число нейтронов деления, испущенных оскол­ками каждого сорта, будет тоже определённым, а, значит, определённым бу­дет и их суммарное количество. Разделив суммарное количество получен­ных в делениях нейтронов на число делений, в которых они получены, мы должны получить среднее число нейтронов деления, испускаемых в одном акте деления, которое, исходя из приведенных рассуждений, должно быть также строго определённым и постоянным для каждого сорта делящихся нуклидов. Эта физическая константа делящегося нуклида и обозначена .

По данным 1998 г. (величина этой константы периодически уточняется по результатам анализа физических экспериментов во всём мире) при де­лении под действием тепловых нейтронов значение :

- для урана-235 ₅ = 2.416,

- для плутония-239 ₉ = 2.862,

- для плутония-241 ₁ = 2.938 и т.д.

Последнее замечание нелишне: величина константы  существенно за­висит от величины кинетической энергии нейтронов, вызывающих деления и с ростом последней увеличивается приблизительно прямо пропорционально Е.

Для двух наиболее важных делящихся нуклидов приближённые зависимости (E) опи­сываются эмпирическими выражениями:

- для урана-235 ₅(E) = 2.416 + 0.1337 Е;

- для плутония-239 ₉(E) = 2.862 + 0.1357 E.

*) Энергия нейтронов Е подставляется в [МэВ].

Таким образом, величина константы , рассчитанная по этим эмпири­ческим формулам, при различных энергиях нейтронов может достигать сле­дующих значений:

При Е, МэВ	1	5	10
Величина 5	2.549	3.081	3.746
Величина 9	2.997	3.537	4.212

Итак, первой характеристикой нейтронов деления, испускаемых при делении конкретных делящихся нуклидов, является свойственное этим нук­лидам среднее число нейтронов деления, получаемых в акте деления .

Факт, что для всех делящихся нуклидов  > 1, создаёт предпосылку к осуществимости цепной нейтронной реакции деления. Ясно, что для реа­лизации самоподдерживающейся цепной реакции деления необходимо создать условия, чтобы один из  получаемых в акте деления нейтронов обяза­тельно вызывал следующее деление другого ядра, а остальные ( - 1) нейтронов каким-то образом исключались из процесса деления ядер. В противном случае интенсивность делений во времени будет лавинообразно нарастать (что и имеет место в атомной бомбе).

Поскольку теперь известно, что величина константы  увеличивается с ростом энергии вызывающих деления нейтронов, возникает закономерный вопрос: а с какой же кинетической энергией рождаются нейтроны деления?

Ответ на этот вопрос даёт вторая характеристика нейтронов деления, называемая энергетическим спектром нейтронов деления и представляющая собой функцию распределения нейтронов деления по их кинетическим энер­гиям.

Если в единичном (1 см³) объёме среды в некоторый рассматриваемый момент времени появляются n нейтронов деления всех возможных энергий, то нормированный энергетический спектр - это функция от величины энергии Е, величина которой при любом конкретном значении Е показывает, какую часть (долю) всех этих нейтро­нов составляют нейтроны, обладающие энергиями элементарного интервала dE вблизи энергии Е. Иначе говоря, речь идет о выражении

Распределение нейтронов деления по энергиям достаточно точно опи­сывается спектральной функцией Уатта (Watt):

n(E) = 0.4839 , (2.2.2)

графической иллюстрацией которой служит рис.2.8. на следующей странице.

Спектр Уатта показывает, что, хотя нейтроны деления и рождаются с самыми различными энергиями, лежащими в очень широком интервале, боль­ше всего нейтронов имеют начальную энергию, равную Е_нв = 0.7104 МэВ, со­ответствующую максимуму спектральной функции Уатта. По смыслу эта ве­личина - наиболее вероятная энергия нейтронов деления.

Другая величина, характеризующая энергетический спектр нейтронов деления - средняя энергия нейтронов деления, то есть та величина энер­гии, которую имел бы каждый нейтрон деления, если бы всю суммарную ре­альную энергию всех нейтронов деления поровну разделить между ними:

. (2.2.3)

Подстановка в (2.2.3) выражения (2.2.2) дает значение средней энергии нейтронов деления Е_ср = 2.0 МэВ

А это означает, что практически все нейтроны деления рождаются быстрыми (то есть с энергиями Е > 0.1 МэВ). Но быстрых нейтронов с относительно высокими кинетическими энергиями (более 7 МэВ) рождается мало (менее 1 %), хотя ощутимое количество нейтронов деления появляется с энергиями до 18 – 20 МэВ.

0.35

0.30

0.25

0.20

0.15

0.10

0.05

0 1 2 3 4 5 Е, МэВ

Рис.2.8. Энергетический спектр нейтронов деления – спектр Уатта.

Спектры нейтронов деления для разных делящихся нуклидов отличают­ся друг от друга незначительно. Скажем, для интересующих нас в первую очередь нуклидов ²³⁵U и ²³⁹Pu величины средних энергий нейтронов деле­ния (скорректированные по результатам физических экспериментов):

Е_ср= 1.935 МэВ - для ²³⁵U и Е_ср= 2.00 МэВ - для ²³⁹Pu [2]

Величина средней энергии спектра нейтронов деления возрастает с увеличени­ем энергии нейтронов, вызывающих деления, но это возрастание незначи­тельно (по крайней мере, в пределах до 10 - 12 МэВ). Это позволяет не учитывать его и приближенно считать энергетический спектр нейтронов деления единым для различных ядерных топлив и для различных по спектру (быстрых, про­межуточных и тепловых) реакторов.

Для урана-238, несмотря на пороговый характер его деления, спектр нейтронов деления также практически совпадает с выражением (2.2.2), а зависимость среднего числа нейтронов деления ₈ от энергии вызывающих деления нейтронов - также практически линейная при энергиях выше поро­говой (Е_п = 1.1 МэВ):

₈(E) = 2.409 + 0.1389E. (2.2.4)

2.2.3. Радиоактивность осколков деления. Уже говорилось, что ус­тановлено свыше 600 типов осколков деления, отличающихся по массе и протонному заряду, и о том, что практически все они рождаются сильно возбуждёнными.

Дело усложняется ещё и тем, что они несут в себе значительное возбуждение и после испускания нейтронов деления. Поэтому в естествен­ном стремлении к устойчивости они и в дальнейшем продолжают "сбрасы­вать" избыточную сверх уровня основного состояния энергию до тех пор, пока не будет достигнут этот уровень.

Этот сброс осуществляется путём последовательного испускания ос­колками всех видов радиоактивного излучения (альфа-, бета- и гамма-из­лучений), причём у разных осколков различные виды радиоактивного рас­пада протекают в различной последовательности и (в силу различия в ве­личинах постоянных радиоактивного распада ) в различной степени растянуты во времени.

Таким образом, в работающем ядерном реакторе идёт не только про­цесс накопления радиоактивных осколков, но и процесс непрерывной их трансформации: известно довольно большое число цепочек следующих друг за другом превращений, приводящих в конечном счёте к образованию стабильных ядер, но все эти процессы требуют различного времени, для одних цепочек - весьма небольшого, а для других - достаточно продолжительного.

Поэтому радиоактивные излучения не только сопровождают реакцию деления в работающем реакторе, но и долгое время испускаются топливом после его останова.

Этот фактор, во-первых, порождает особый вид физической опасности - опасности облучения персонала, обслуживающего реакторную установку, кратко именуемой радиационной опасностью. Это вынуждает конструкто­ров реакторной установки предусматривать окружение её биологической защитой, размещать её в изолированных от окружающей среды помещениях и принимать ряд других мер по исключению возможности опасного облучения людей и радиоактивного загрязнения окружающей среды.

Во-вторых, после останова реактора все виды радиоактивного излу­чения, хотя и уменьшаются по интенсивности, но продолжают взаимодейс­твие с материалами активной зоны и, подобно самим осколкам деления в начальный период их свободного существования, передают свою кинетичес­кую энергию атомам среды активной зоны, повышая их среднюю кинетичес­кую энергию. То есть в реакторе после его остановки имеет место оста­точное тепловыделение.

Несложно понять, что мощность остаточного тепловыделения в реак­торе в момент останова прямо пропорциональна количеству осколков, на­копленных при работе реактора к этому моменту, а темп её спада в дальнейшем определяется периодами полураспада этих осколков. Из ска­занного следует другой негативный фактор, обусловленный радиоактив­ностью осколков деления - необходимость длительного расхолаживания ак­тивной зоны реактора после его останова с целью снятия остаточных тепловыделений, а это связано с ощутимым расходованием электроэнергии и моторесурса циркуляционного оборудования.

Таким образом, образование радиоактивных осколков в процессе де­ления в реакторе - явление, главным образом, негативное, но... нет худа без добра!

В радиоактивных превращениях осколков деления можно увидеть и позитивный аспект, которому ядерные реакторы буквально обязаны своим существованием. Дело в том, что из большого множества осколков деления есть около 60 типов таких, которые после первого -распада становятся нейтроноактивными, способными испускать так называемые запаздывающие нейтроны. Запаздывающих нейтронов в реакторе испускается сравнительно немного (приблизительно 0.6% от общего числа генерируемых нейтронов), однако именно благодаря их существованию возможно безопасное управление ядерным реактором; в этом убедимся при изучении ки­нетики ядерного реактора.

2.2.4. Высвобождение энергии при делении. Ядерная реакция деления в физике является одним из наглядных подтверждений гипотезы А.Эйнштей­на о взаимосвязи массы и энергии, которая применительно к делению ядра формулируется так:

Величина высвобождаемой при делении ядра энергии прямо пропорцио­нальна величине дефекта масс, причём коэффициентом пропорциональ­ности в этой взаимосвязи является квадрат скорости света:

E = mс²

При делении ядра избыток (дефект) масс определяется как разница сумм масс покоя исходных продуктов реакции деления (то есть ядра и нейт­рона) и результирующих продуктов деления ядра (осколков деления, нейт­ронов деления и остальных микрочастиц, испускаемых как в процессе де­ления, так и после него).

Спектроскопический анализ позволил установить большинство продук­тов деления и их удельные выходы. На этой основе оказалось не так уж сложно подсчитать частные величины дефектов масс при различных резуль­татах деления ядер урана-235, а по ним - рассчитать среднюю величину высвобождаемой в одиночном делении энергии, которая оказалась близкой к

mc² = 200 МэВ

Достаточно сравнить эту величину с высвобождаемой энергией в акте одной из самых экзотермических (протекающих с выделением тепла) химических реакций - реакции окисления ракетного топлива (величиной менее 10 эВ),- чтобы понять, что на уров­не объектов микромира (атомов, ядер) 200 МэВ - очень большая энергия: она по меньшей мере на восемь порядков величины (в 100 миллионов раз) больше энергии, получаемой при химических реакциях.

Энергия деления рассеивается из объёма, где произошло деление яд­ра, через посредство различных материальных носителей: осколков деле­ния, нейтронов деления, - и -частицами, -квантами и даже нейтрино и антинейтрино.

Распределение энергии деления между материальными носителями при делении ядер ²³⁵U и ²³⁹Pu приведено в табл.2.1.

Таблица 2.1. Распределение энергии деления ядер урана-235 и плуто­ния-239 между продуктами деления.

Носители энергии деления	урана-235	плутония-239
1. Кинетическая энергия осколков деления	166.0	171.5
2. Кинетическая энергия нейтронов деления	4.9	5.8
3. Энергия мгновенных гамма-квантов	7.2	7.0
4. Энергия -квантов из продуктов деления	7.2	7.0
5. Кинетическая энергия -излучения осколков	9.0	9.0
6. Энергия антинейтрино	10.0	10.0
Итого:	204.3 МэВ	210.3 МэВ

Различные составляющие энергии деления трансформируются в тепло не одновременно.

Первые три составляющие обращаются в тепло за время менее 0.1 с (считая с момента деления), а потому и называются мгновенными источниками тепловыделения.

- и -излучения продуктов деления испускаются возбуждёнными ос­колками с самыми различными по величине периодами полураспада (от нес­кольких долей секунды до нескольких десятков суток, если брать в рас­чёт только осколки с заметным удельным выходом), а потому упоминавший­ся выше процесс остаточного тепловыделения, который как раз и обуслов­лен радиоактивными излучениями продуктов деления, может длиться десят­ки суток после остановки реактора.

*) По очень приблизительным оценкам мощность остаточного тепловы­деления в реакторе после его останова снижается за первую ми­нуту - на 30-35%, по истечении первого часа стоянки реактора она составляет примерно 30% от мощности, на которой реактор ра­ботал до останова, а после первых суток стоянки - примерно 25 процентов. Ясно, что об остановке принудительного охлаждения ре­актора в таких условиях не может быть и речи, т.к. даже кратко­временное прекращение циркуляции теплоносителя в активной зоне чревато опасностью теплового разрушения твэлов. Лишь после не­скольких суток (иногда – до двух десятков суток) принудительного расхолаживания реактора, когда мощность остаточного тепловыделения снижается до уровня отво­димой за счёт естественной конвекции теплоносителя, циркуляци­онные средства первого контура можно остановить.

Второй практический для инженера вопрос: где и какая часть энер­гии деления трансформируется в тепло в реакторе? - так как это связано с необходимостью организации сбалансированного теплоотвода от различных его внутрен­них частей, оформленных в различные технологические конструкции.

Топливная композиция, в составе которой находятся делящиеся нукли­ды, содержится в герметичных оболочках, препятствую­щих выходу образующихся осколков из топливной композиции тепловыделяю­щих элементов (твэлов) в охлаждающий их теплоноситель. И, если осколки деления в исправном реакторе не покидают твэлов, ясно, что кинетические энергии осколков и слабопроникающих -частиц превращаются в тепло внутри твэлов.

Энергии же нейтронов деления и -излучения трансформируются в теп­ло внутри твэлов лишь частично: проникающая способность нейтронов и -излучения порождает унос большей части их начальной кинетической энер­гии от мест их рождения.

Оценочно принято считать, что внутри твэлов обращается в тепло при­близительно 90% всей энергии деления (то есть  180 МэВ).

Знание точной величины энергии деления и её доли получаемого тепла внутри твэлов, имеет важное практическое значение, позволяя рассчитать другую практически важную характеристику, называемую удельным объёмным тепловыделением в топливе твэлов (q_v).

Например, если известно, что в 1 см³ топливной композиции твэла за 1 с происходит R_f делений ядер урана-235, то очевидно: количество теп­ловой энергии, генерируемой ежесекундно в этом единичном объёме (= теп­ловая мощность 1 см³ топлива), - и есть удельное объёмное тепловыделе­ние (или энергонапряженность) топлива, и эта величина будет равна:

q_v = 0.9^. E ^. R_f (2.2.5)

Доля энергии деления, получаемой в виде тепла вне твэлов в актив­ной зоне реактора, зависит от его типа и устройства и лежит в пределах (6  9)% от полной энергии деления. (Например, у ВВЭР-1000 эта величина приблизительно равна 8.3%, а у РБМК-1000 - около 7%).

Таким образом, доля полного тепловыделения в объёме активной зоны от всей энергии деления составляет 0.96  0.99, то есть с технической сте­пенью точности совпадает с полной энергией деления.

Отсюда - другая техническая характеристика активной зоны реактора:

- средняя энергонапряжённость активной зоны (q_v)_аз - тепловая мощность, получаемая в единице объёма активной зоны:

(q_v)_аз = (0.96-0.99) E ^. R_f  E ^. R_f (2.2.6)

Так как энергия в 1 МэВ в системе СИ соответствует 1.602 ^. 10^-13 Дж, то величина энергонапряжённости активной зоны реактора:

(q_v)_аз  3.204 ^. 10^-11 R_f.

Поэтому, если величина средней по объёму активной зоны энергонап­ряжённости известна, то тепловая мощность реактора Q_p, очевидно, будет:

Q_p = (q_v)_аз ^. V_аз  3.204 ^.10 ^{–11 .} R_f ^. V_аз [Вт] (2.2.7)

Тепловая мощность реактора прямо пропорциональна средней скорости

реакции деления в его активной зоне.

Практическое следствие: Хотите, чтобы реактор работал на постоянном уровне мощности? - Создайте в нём такие условия, чтобы реакция де­ления в его активной зоне протекала с неизменной средней скоростью во времени. Нужно увеличить (уменьшить) мощность реактора? - Найдите способы соответственного увеличения (или уменьшения) скорости реакции деления. В этом - первичный смысл управления мощностью ядерного реактора.

Рассмотренные соотношения и выводы кажутся очевидными толь­ко в простейшем случае, когда топливным компонентом в реакторе является один уран-235. Однако, повторив рассуждения для реактора с многокомпо­нентной топливной композицией, несложно убедиться в пропорциональности средней скорости реакции деления и тепловой мощности реактора в самом общем случае.

Таким образом, тепловая мощность реактора и распределение тепловыделения в его активной зоне связаны прямой пропорциональной зависимос­тью с распределением скорости реакции деления по объёму топливной ком­позиции активной зоны реактора.

Но из сказанного также ясно, что скорость реакции деления должна быть связана с количеством свободных нейтронов в среде активной зоны, так как именно они (свободные нейтроны) вызывают реакции деления, ра­диационного захвата, рассеяния и другие нейтронные реакции. Иначе го­воря, скорость реакции деления, энерговыделение в активной зоне и теп­ловая мощность реактора явно должны быть связаны с характеристиками нейтронного поля в его объёме.