Стартовая >> Архив >> Генерация >> Основы радиационной безопасности атомных электростанций

Защита от излучений - Основы радиационной безопасности атомных электростанций

Оглавление
Основы радиационной безопасности атомных электростанций
Основные дозовые пределы
Облучение персонала
Санитарные правила работы с радиоактивными веществами
Санитарные правила проектирования и эксплуатации АЭС
Требования к дозиметрическому контролю, производственным помещениям, вентиляции и удалению отходов
Типы атомных электростанций
Реактор как источник излучений
Технологический контур АЭС как источник излучения
Другие технологические контуры АЭС как источники излучения
Защита от излучений
Закономерности распространения нейтронов
Защита от нейтронов
Материалы защиты АЭС
Материалы из элементов со средним значением атомной массы А
Подход к расчету и проектированию защиты на АЭС
Защита канальных реакторов
Защита корпусных реакторов
АЭС с реактором в ПНЖБ-корпусе
Защита от y-излучения оборудования и технологических сред
Радиационная обстановка и дозовые затраты персонала на АЭС
Радиационная обстановка
Облучаемость персонала
Пути уменьшения дозовых затрат
АЭС и внешняя среда
Образование и обработка отходов на АЭС
Распространение радиоактивных выбросов АЭС во внешней среде
Радиоактивные выбросы и сбросы действующих АЭС
Радиационная обстановка в районах размещения действующих АЭС
Предотвращение поступления радиоактивных веществ в окружающую среду при авариях на АЭС
Контроль радиационной безопасности АЭС
Технологический радиационный контроль радиационной безопасности
Дозиметрический радиационный контроль
Контроль активности жидких и газоаэрозольных отходов
Радиационный контроль в окружающей АЭС среде

Глава 5
ЗАЩИТА ОТ ИЗЛУЧЕНИЙ
Основные источники излучений на АЭС создают радиационные поля, мощность дозы излучения в которых во много раз превышает допустимое значение для персонала. Так, мощность дозы γ-излучения и нейтронов активной зоны реактора в 10й—10й раз больше допустимого значения. Поэтому реактор и оборудование основного технологического контура АЭС окружают защитой. Ее основная задача — снизить мощность дозы до допустимого значения. Это обеспечивается благодаря взаимодействию нейтронов и у-квантов с веществом защиты. Защита на современной АЭС серьезное и дорогостоящее сооружение. Поэтому правильный расчет и проект защиты не только обеспечивает нормальные условия труда персонала, но и сокращает стоимость и сроки строительства АЭС.

УРАВНЕНИЯ ПЕРЕНОСА ИЗЛУЧЕНИЯ В ЗАЩИТЕ

В общем случае задача, которую надлежит решить, задана так: на поверхности защиты расположен источник нейтронов или у-квантов, нужно найти поле излучения в защите, т. е. угловое и спектральное распределение нейтронов или у-квантов в защите — функцию Ф (г, Еу Q). Эта функция описывается интегродифференциальным уравнением, называемым уравнением переноса.
Уравнение переноса предполагает сохранение числа у-квантов или нейтронов. В общем случае это означает, что изменение в единицу времени числа у-квантов или нейтронов dQ)/dt, которые находятся в некотором элементарном объеме защиты dV, определяемом радиус- вектором г, имеют энергию в интервале от Е до Е + dE и движутся в направлении угла Q в интервале dQ, равно разности между числом поступивших в этот объем нейтронов (у-квантов) и числом поглощенных в объеме нейтронов и числом ушедших из объема нейтронов
dФ/dt — прибыль — утечка — поглощение,               (5.1.1)
или в стационарном случае:
прибыль — утечка + поглощение.                           (5.1.2)
Языком математики соотношение (5.1.2) для нейтронов записывается в виде
(5.1.3)
и
где— полное макроскопическое сечение взаимодействия нейтронов с энергией Еп с веществом защиты в элементе объема, определяемом г; Ss (г, Е'„ -► Еп, Й', Й) — дифференциальное сечение рассеяния нейтронов веществом защиты в точке г, при котором нейтрон с энергией Е'п имеющий направление движения й', рассеивается в элемент телесного угла dti около направления Й, приобретая при этом энергию Еп; Й', Й = |as = cos Os — косинус угла рассеяния нейтронов Ф3.
Это же соотношение (5.1.2) для у-квантов имеет вид
(5.1.4)
где (г (г, £v) — полный линейный коэффициент ослабления плотности потока у-квантов; \is (г, Еу-*~ЕУ, Й', Й)— дифференциальное макроскопическое сечение рассеяния у-квантов (смысл функциональной зависимости и [as аналогичен смыслу такой же зависимости для нейтронов).
Уравнения (5.1.3) и (5.1.4) должны быть дополнены граничными условиями на поверхностях защиты, обращенной к источнику, и противоположной. На первой поверхности
(5.1.5)

(5.1.6)
где знак 0 определяет источник излучения, т. е. на поверхности защиты, обращенной, к источнику, поле излучения совпадает с угловым и энергетическим распределением излучения на поверхности источника, а на поверхности защиты, удаленной от источника,—с некоторым заданным значением плотности потока нейтронов и γ-излучения.
В уравнениях (5.1.3) и (5.1.4) первый член определяет «убыль», второй — «поглощение» и третий — «прибыль». Видно, что поле нейтронов или у-квантов в любом элементарном объеме защиты определяется ядернс-физическнми свойствами вещества защиты (2, 2S, (i, (ig, Й', Й) и энергией нейтронов или у-квантов соответственно. Очевидная невозможность записать аналитически функции, входящие в уравнения (5.1.4) и (5.1.4), позволяет решить задачу лишь в некоторых идеализированных условиях. Однако сами уравнения переноса, результаты решения их в идеализированных условиях, а также информация о зависимостях
-*• Еу, Q', Q) позволяют представить общую картину или общие закономерности распространения нейтронов и γ-излучения в защите* 5.1.1. Общие закономерности распространения y-излучения. Рассмотрим для определенности сначала случай, когда энергия y-квантов источника Еу, меньше энергии Еу мин, характерной для вещества защиты (см. рис. 1.7). В близких к источнику слоях защиты сравнительно мало рассеянных y-квантов, составляющих вторичное излучение и имеющих энергию Еу < Еу0. Но с увеличением расстояния от источника, т. е. толщины защиты, количество вторичных y-квантов возрастает, а число y-квантов, прошедших на такую же глубину в защиту без взаимодействий, т. е. без изменения энергии, уменьшается. При дальнейшем увеличении расстояния от источника уменьшается количество как первичных y-квантов, так и вторичных и в предельном случае, т. е. на очень больших расстояниях, количество первичных и вторичных y-квантов приближается к нулю.
Проследим, как изменяется качество, т. е. спектр и угловое распределение вторичного излучения с увеличением толщины защиты. Так как энергия y-квантов источника хотя и меньше Еу мин> но все же сравнительно велика, и вначале при рассеянии y-кванты передают свою энергию электронам отдачи в основном большими порциями, поскольку. в этой области энергий аа составляет большую долю а (см. рис. 1.6). Однако после нескольких рассеяний энергия рассеянных y-квантов настолько уменьшается, что основным для них становится процесс рассеяния, сопровождающийся малыми потерями энергии, так как при малых энергиях сг8 >аа. В результате этого на большой толщине защиты происходит накопление y-квантов с малыми энергиями, много меньшими, чем энергия y-квантов источника. Для таких y-квантов перестает существовать направление преимущественного движения, их движение превращается в диффузионное. Таким образом, если предполагать, что в защите происходит лишь комптоновское рассеяние, то при достаточно большой толщине защиты спектр y-квантов обогатится мягким y-излучением, вместо моноэнергетического станет сплошным с энергетическим диапазоном от 0 до £Vo.
Однако «чистых» комптоновских рассеивателей не существует, и для y-квантов с малыми энергиями существенно фотоэлектрическое поглощение. Это значит, что в любом материале защиты не будет происходить бесконечное накопление рассеянных y-квантов. y-кванты малых энергий будут поглощаться в результате фотоэффекта. Вследствие одновременно протекающих процессов (накопления мягких у- квантов и их поглощения) при большой глубине проникновения у-квантов в защиту их энергетическое распределение будет меняться все меньше и меньше, постепенно приближаясь к такому состоянию, при котором количества y-квантов данной энергии, возникающих при комптоновском рассеянии и поглощаемых в результате фотоэффекта, скомпенсируют друг друга.
Таким образом, на достаточно большой глубине в защите сформируется некоторое энергетическое распределение рассеянных y-квантов, которое практически не будет меняться с ростом толщины защиты. То же самое можно сказать об угловом распределении рассеянных y-квантов.
Вид энергетического и углового распределений не очень сильно зависит от свойств материалов защиты, если Z не слишком велико (рис. 5.1).
В интересующей нас области энергий y-квантов в защитах из материалов с высоким Z возможно, что £Vo >£умин. В этом случае y-кванты, рассеянные до энергии Evmut являются наиболее проникающими, так как£7шга соответствует минимальное значение |х. Поэтому с ростом толщины защиты спектр рассеянных y-квантов все более должен обогащаться y-квантами с энергией £7Мин. В пределе, т. е. при очень толстой защите, спектр рассеянных y-квантов должен стать моноэнергетическим с Еу = £гми„ независимо от EV(). Результаты расчетов показывают, что сказанное близко к действительности, хотя спектр рассеянных y-квантов обогащается несколько более мягким излучением.
Важной характеристикой проходящего через защиту y-излучения является соотношение между количествами первичных и рассеянных y-квантов на заданной толщине защиты. Если бы происходили лишь такие рассеяния y-квантов, при которых энергия, направление движения и коэффициент ослабления менялись резкими скачками, то все рассеянные y-кванты переходили бы в область энергий Еу < Еуо и тогда изменение количества рассеянного излучения с толщиной защиты происходило бы по тому же закону, что и изменение количества первичного излучения. В такой ситуации отношение количества вторичного излучения к количеству первичного с ростом толщины защиты перестало бы зависеть от толщины и наступило бы равновесное состояние. Однако на самом деле равновесного состояния не наступает: относительная доля рассеянного излучения растет с толщиной защиты. Связано это с тем, что при комптоновском эффекте равновероятно может образоваться рассеянный y-квант с энергией от нуля до EVq. Это значит, что значительная доля рассеянных y-квантов имеет почти те же энергию, направление движения и ц, что и перед рассеянием. Никакого скачкообразного изменения этих величин для значительной доли рассеянного y-излучения не наблюдается. Для y-квантов, энергия которых близка к энергии первичного излучения, равновесное состояние не устанавливается. Поэтому в область энергий, где Еу Еуо, попадают не только y-кванты, претерпевшие одно рассеяние, но и y-кванты, рассеянные 2—3 раза и больше. Это приводит к тому, что отношение количества рассеянных y-квантов к количеству нерассеянных постоянно растет с увеличением толщины защиты.
Все сказанное относится и к случаю, когда EyQ > Еуы„н. Разница лишь в том, что наиболее проникающим компонентом в толстой защите окажутся y-кванты не с энергией £Vo, а с энергией Еуит.

Р и с. 5.1, Спектр Y-излучения в защите из воды (а, б), железа (в) и свинца (г). Энергия излучения точечного изотропного источника 0,5 (а) и 3 МэВ (б — г)

Состояние, для которого качество излучения, т. е. его энергетический состав, не зависит от толщины защиты, а отношение количества рассеянного излучения к количеству нерассеянного зависит, называют состоянием ограниченного равновесия. Характерной особенностью состояния ограниченного равновесия является то, что ослабление полной плотности потока γ-излучения не может быть описано законом ослабления плотности потока у-квантов источника.



 
« Основные технические характеристики турбогенераторов мощностью 50 МВт и более   Особенности металла центробежнолитых труб из стали 15Х1М1Ф »
электрические сети