КОРРЕЛЯЦИОННАЯ СИСТЕМА ИЗМЕРЕНИЯ РАСХОДА В

КОРРЕЛЯЦИОННАЯ СИСТЕМА ИЗМЕРЕНИЯ РАСХОДА В ПЕРВОМ КОНТУРЕ
ВВЭР И ПУТИ ЕЕ СОВЕРШЕНСТВОВАНИЯ
Б.В. Кебадзе, В.А. Шурупов, В.А. Хрячков, Т.А. Хромылева
ГНЦ РФ – ФЭИ имени А.И. Лейпунского, г. Обнинск, Россия
На сегодняшний день основным методом определения расхода теплоносителя первого
контура реакторов типа ВВЭР является метод, основанный на измерении напора на главных
циркуляционных насосах (ГЦН). По данному методу расход определяется по паспортным
расходным характеристикам, полученным со стендов завода изготовителя ГЦН, которые не
дают напорные характеристики во всем диапазоне рабочих расходов теплоносителя, поэтому
в процессе работы реактора прибегают к экстраполяции данных, что дает результирующую
погрешность порядка 5 – 6 %.
Есть возможность также определить расход теплоносителя первого контура сведением
баланса тепла между первым и вторым контуром реактора, однако этот метод приемлем
только в стационарных режимах работы реактора и используется для уточнения, опять же,
напорных характеристик ГЦН.
Поэтому возникает необходимость разработки независимых систем измерения расхода,
основанных на других физических принципах. И применение таких независимых методов
вместе со штатными позволит повысить точность измерения расхода теплоносителя.
Таким независимым методом, применяемым уже во многих странах для водо – водяных
реакторов (Франция, США и др.), является радиационный метод, в котором в качестве
источника информации используется гамма – излучение.
Совместными усилиями Калининской АЭС, «ОКБМ Африкантов» и ГНЦ РФ – ФЭИ
разработана, изготовлена и в мае 2003 г. смонтирована на втором блоке станции
корреляционная система измерения расхода в одной из петель первого контура по
флуктуациям -активности (рисунок 1). Эта система эксплуатируется по настоящее время в
качестве демонстрационной и подтвердила высокую надежность [1, 2].
4600 мм
РЕАКТОР
2300 мм
1380 мм
ПЕРВИЧНЫЕ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛИ
ГОРЯЧАЯ НИТКА
Главная запорная
задвижка
X(t)
Y(t)
Защита реактора
время
переноса Т
Вычисление
ВКФ
расход
Q=S•L/T
Рисунок 1 Принципиальная схема системы на блоке № 2 Калининской АЭС
Приведенные на рисунке 2 сигналы с ионизационных камер наглядно демонстрируют
запаздывание между первым и вторым измерительными участками. Преимуществом
времяпролетного метода является независимость показаний от изменения во времени
чувствительности детекторов.
Амплитуда
Первая камера
Вторая камера
мс
Рисунок 2 Сигналы датчиков с первого и второго измерительных сечений
Результаты корреляционной обработки сигналов для одного из режимов на втором блоке
Калининской АЭС приведены на рисунке 3. На основании анализа полученных данных в
сопоставлении с зарубежным опытом погрешность измерения оценена в ± 2 %.
0,7
0,6
N93%Nном
T=315C
P=160 кгс/см2
0,5
0,4
0,3
0,2
0,1
0
мс
-0,1
-0,2
-300
-240
-180
-120
-60
0
60
120
180
240
300
Рисунок 3 Пример ВКФ
Параллельно с эксплуатацией на Калининской АЭС проводились работы по
совершенствованию системы. Была обновлена вторичная аппаратура на основе
использования стандартных элементов. В ОКБМ «Африкантов» разрабатывались новые
камеры, в ГНЦ РФ – ФЭИ были освоены и применены методы статистической обработки с
использованием спектральных (частотных) подходов, которые позволяют более точно
оценить транспортное запаздывание. Проведены детальные расчеты профилей скорости в
измерительных сечениях с учетом источников возмущения потока. Рассматривались
возможности применения других датчиков излучения.
В частности, исследовались черенковские детекторы, использующие преобразование
энергии частиц в световое излучение. При прохождении через прозрачную среду заряженной
частицы, движущейся со скоростью выше скорости света, для данной среды возникает
свечение, лежащее в оптическом диапазоне и в области близкого ультрафиолета.
Из литературы известны следующие свойства черенковского излучения, возникающего
под действием на прозрачную среду гамма-квантов:
 интенсивность и спектр излучения почти не зависят от типа вещества, его чистоты и
структуры;
 излучение связано с движением в среде электронов;
 излучение поляризовано и направлено вдоль пучка электронов;
 излучение имеет сплошной спектр, максимум интенсивности приходится на синюю
часть спектра;
 излучение имеет пороговый характер; оно не вызывается, например, рентгеновскими
лучами с максимальной энергией 30 кэВ. Пороговая энергия электронов, при которой
начинает генерироваться черенковское излучение, составляет 0,267 МэВ.
Световая вспышка черенковского излучения по интенсивности примерно в 100 раз
слабее сцинтилляции.
Непосредственно из физики возникновения черенковского излучения следует, что при
регистрации, например, гамма квантов, существует пороговая энергия электронов (а
следовательно и гамма квантов). Наблюдаемый эффект будет в большей степени обусловлен
жесткими гамма квантами, производящими быстрые электроны.
0 .5  n
EMin 
,
n2  1
где n – коэффициент преломления для среды детектора. Так для стекла с n = 1,5 предельная
энергия составляет 670 кэВ.
Спектр непрерывный, практически нарастающий линейно до ωmax при n(ωmax) = c/v;
ћωmax < 10 - 30 эВ (ближний ультрафиолет; при больших частотах излучение происходит
лишь в отдельных узких интервалах энергий). Спектральная интенсивность (на единицу
пути):
e2 
c2 
I  2 1  2 2  .
c  nv 
Спектр черенковского излучения показан на рисунке 4.
Рисунок 4 Спектр фотонов, излучаемых при движении релятивисткой частицы в
прозрачной среде
Как видно из рисунка, спектр черенковского излучения имеет максимум в области
фиолетового света или ближнего ультрафиолета. Этот факт необходимо учитывать при
выборе светопроводящей среды и конструировании светоприемного устройства.
На протяжении 2008-2010 г.г. в ГНЦ РФ ФЭИ проводились работы по изучению
светимости ряда сред под действием различных ионизирующих излучений (α, β и γ).
Результат измерений для кварцевого стекла, находящегося в поле гамма лучей с
мощностью дозы 100 мкР/с, показан на рисунке 5. Выход оптического излучения был
измерен с точностью 3%.
40000
N
35000
30000
В присутствии сточника
Без источника
25000
20000
15000
10000
5000
0
-10
0
10
20
30
40
50
60
70
80
Номер измерения
Рисунок 5 Демонстрация свечения кварцевого стекла под действием гамма лучей
Проведенные эксперименты показали возможность использования черенковских
детекторов для измерения мощности дозы гамма излучения. В качестве достоинства
детекторов данного типа следует отметить следующее:
1) Черенковский детектор может быть изготовлен практически любого размера и формы.
Материал детектора дешев и легко поддается обработке.
2) Детектор имеет естественный порог по энергии регистрируемых частиц.
3) Детектор практически нечувствителен к излучениям иного, нежели гамма кванты,
излучениям. В частности возможна надежная регистрация гамма квантов на фоне
нейтронного излучения.
4) Детектор не чувствителен к электромагнитным наводкам и сохраняет
работоспособность в условиях сильной вибрации. Он не меняет своих свойств при высоких
температурах.
Указанные достоинства позволяют рассматривать возможность использования такого
детектора в составе расходомера теплоносителя первого контура реактора типа ВВЭР.
Другой, возможно более важной проблемой является метрологическая аттестация
используемой корреляционной методики измерений. Наиболее реалистичным путем для
этого является моделирование. Оно включает в себя организацию контура циркуляции с
размещенным в нем нейтронным генератором, образцовым расходомером и измерительным
участком с испытуемыми детекторами. Источником нейтронов является мишень, облучаемая
пучком протонов от ускорителя.
Проведем оценку числа образовавшихся ядер16N в потоке теплоносителя, исходя из
реальных параметров генератора нейтронов.
На рисунке 6 приведена зависимость сечения реакции 16O(n,p)16N, приводящей к
генерации 16N, в зависимости от энергии падающих нейтронов. На рисунке отчетливо видно,
что при энергиях нейтронов более 11,5 МэВ наблюдается заметный рост сечения до
значений приблизительно 120 мбарн. Для нейтронов со спектром типичным для реакторов
типа ВВЭР эффективное сечение составляет приблизительно 1,9  10-2 мбарн. Иными
словами, замена нейтронов делительного спектра на быстрые нейтроны приводит к
увеличению выхода ядер 16N почти в 104 раз.
0,12
16
O(n,p)
Сечение, барн
0,10
0,08
0,06
0,04
0,02
0,00
10
11
12
13
14
15
Энергия нейтронов, МэВ
Рисунок 6 Зависимость сечения образования 16N от энергии нейтронов
Предположим, что облучению подвергается шарообразный объем заполненный водой
диаметром 10 см (~ 1 л). Точечный источник нейтронов с энергией 14 МэВ интенсивностью
1011 нейтрон/см2с, расположен в центре шара. Сечение реакции 16O(n,p)16N примем равным
0,04 барн.
Пренебрегая ослаблением нейтронного потока и изменением энергии нейтронов можем
сделать оценку числа образующихся ядер азота-16. Вначале оценим число ядер
образующихся в сферической оболочке радиусом r и толщиной dr.
dN16 N      dN16O ,
(1)
где dN16N – число ядер азота-16 возникающих в сферической оболочке, -сечение реакции
16
O(n,p)16N (0,04 барн для энергии 14 МэВ), Ф – поток нейтронов через рассматриваемую
сферическую оболочку, dN16O – число ядер кислорода находящихся в сферической оболочке.
Для числа ядер кислорода находящихся в сферической оболочке справедливо
выражение:
dV  
4  r 2  dr  
23
dN16O 
 6  10 
 6  1023 ,
(2)
18
18
где dV – объем сферической оболочки (см3), ρ – плотность воды (1 г/см3).
Поток нейтронов на расстоянии r можно выразить следующим образом:
Nn

,
(3)
4  r 2
где Nn – интенсивность нейтронов (число нейтронов испускаемых источником за единицу
времени). Подставляя (2) и (3) в выражение (1) получаем:
Nn 4  r 2    dr
6  1023
23
dN16 N   


6

10





Nn

 dr .
(4)
4  r 2
18
18
Интегрируя выражение (4) по радиусу, получаем следующее выражение для полного
числа атомов азота образующихся в объеме воды за 1 с:
R
6  1023
6  1023
N16 N       Nn 
dr      Nn 
R ,
(5)
18
18
0
где R- радиус мишени заполненной водой (5 см).
Подставляя в (5) численные значения получаем полное число атомов азота-16
образующихся за единицу времени равно ~ 3 108 атомов/сл.
При движении воды в экспериментальном участке сечением 0,01 м2 со скоростью 5 м/с
время пребывания 1 л воды в области мишени составляет 0,02 с. Число активированных ядер
в этом участке составит  6106, а количество излучаемых -квантов в секунду с учетом
константы распада составит  106. Учитывая высокую эффективность черенковского
детектора на основе кварца, можно рассчитывать на регистрацию -квантов в количестве
103 – 104 ед./с.
Вариации активности теплоносителя в первом контуре реакторной установки типа ВВЭР
не превышают 1 %, что приводит к необходимости накопления большой статистика для их
обнаружения (>104 событий). Количество регистрируемых событий в модельных
экспериментах является по сравнению с реакторными измерениями не столь актуальным,
поскольку оно в первую очередь определяет время, необходимое для достижения заданной
статистической погрешности. Для обеспечения оперативных измерений на АЭС это время не
должно превышать десятков секунд или единиц минут, в то время как в модельных
экспериментах оно может быть на 1 – 2 порядка больше.
Выше рассмотрена работа экспериментальной установки в стационарном режиме.
Существует дополнительная возможность достижения вариации активности теплоносителя
за счет изменения тока ускорителя, например по псевдослучайному закону. Неоднородность
активности может быть получена также подмешиванием из байпасной линии
неактивированной воды.
Для того, чтобы установить зависимость между измеряемым средним временем переноса
неоднородностей теплоносителя и его средней скоростью (расхода) необходимо обеспечить
моделирование в достаточно широком диапазоне чисел Рейнольдса. Предполагаемая петля с
расходом воды 300 – 400 м3/ч и вариацией диаметра измерительного участка позволит
получить необходимые данные в диапазоне Re = 5  104 - 106.
ГНЦ РФ – ФЭИ обладает поверочной расходомерной установкой для воды с расходом до
150 м3/ч и возможным расширением производительности до 250 м3/ч. На ней возможна
аттестация расходомеров на основе объемно – временного метода с приведенной
погрешностью 0,04 %. Такие расходомеры могут служить в качестве образцового средства
на экспериментальной петле, обеспечивая необходимую погрешность.
Полученные в широком диапазоне значений Рейнольдса опытные данные по указанному
выше коэффициенту соответствия в сочетании с расчетными методиками позволят
обосновать погрешность измерения расхода в реальном контуре ВВЭР.
Список литературы
1. Обоснование, разработка и испытания корреляционной системы измерения расхода по
флуктуациям активности N 16 в первом контуре ВВЭР-1000 / В.И. Аксенов, , В.В. Кузьмин,
О.Б. Самойлов, Б.В. Кебадзе и др. // Cб. докладов 4-ой международной научно-технической
конференции «Безопасность, эффективность и экономика атомной энергетики».  Москва:
ВНИИАЭС, 2004.  С. 323 – 329
2. Опыт эксплуатации демонстрационной версии корреляционной системы измерения
расхода теплоносителя первого контура ВВЭР-1000 по активности N16 на Калининской
АЭС / В.И. Аксенов, О.Б. Самойлов, А.Д. Ефанов, Б.В. Кебадзе и др. // 5-я Международная
научно-техническая конференция «Безопасность, эффективность и экономика атомной
энергетики». – Москва:  ВНИИАЭС, 19 – 21 апреля 2006. – С. 62  67
3. Прямое измерение расхода теплоносителя ядерного реактора с помощью гамма –
корреляционного
метода / Б.В. Кебадзе,
А.В. Богословский,
В.И. Слободчук
//
10-я Международная конференция «Безопасность АЭС и подготовка кадров». – Обнинск: ОГТУАЭ, 1 – 4 октября 2007. – С. 123