Capitolo 2 – Gli attinidi

Capitolo 2 – Gli attinidi

2.1 Considerazioni generali sugli attinidi

Gli attinidi[I.4] costituiscono i 14 elementi della tavola periodica che vanno dal numero atomico 90 (il torio) al numero atomico 103 (il laurenzio) e rispettivamente seguono l’attinio (Z=89) e precedono il rutherfordio (Z=104). Si formano come illustrato in fig. 2.1.1 ed hanno caratteristiche peculiari:

• Sono tutti radioattivi;

• Si alterano facilmente se esposti all’aria; • Hanno alta densità;

• Con acqua bollente e acidi reagiscono per formare idrogeno; • Si combinano direttamente con molti non metalli.

Questi elementi sono di particolare interesse in quanto oggetto di studio per la chiusura del ciclo del combustibile dei reattori a fissione nucleare (fig. 2.1.2). Si rimanda comunque all’Appendice B per dettagli circa le loro proprietà chimiche e fisiche.

Nelle pagine che seguono ci si soffermerà invece sugli aspetti peculiari della loro neutronica prendendo le mosse dal lavoro, ormai pluriennale, svolto dal nostro gruppo che costituisce di fatto il punto di partenza per lo sviluppo dei nuovi cicli esaminati in questa tesi.

Figura 2.1.2 – Formazione degli isotopi del Pu nei reattori a fissione[2.1]

Gli attinidi comportano un rischio a lunghissimo termine (ordine delle centinaia di migliaia di anni) sia chimico, in quanto metalli pesanti, sia radiologico: l’unico modo per eliminarli1 è l’abbinamento trasmutazione/fissione (tab. 2.1.2), che permetterebbe oltretutto di ricavare energia dalla loro eliminazione (tab. 2.1.3). Tuttavia, anche tale strategia non è priva di oppositori che ritengono che il parametro più opportuno per la valutazione del rischio non sia la radiotossicità bensì la capacità di migrazione nei vari tipi di matrice (grandezza difficilmente valutabile in modo obiettivo essendo troppi e troppo poco riproducibili i parametri esterni che possono determinarne il valore) o quanto meno una opportuna combinazione di questi due parametri[2.2].

Nelle successive tabb. 2.1.1 –2.1.3 si riassumono le principali proprietà neutroniche degli attinidi utili per l’impiego nei reattori a fissione.

1 _{Naturalmente per questi elementi è impensabile la strategia della diluizione, adottata invece per altri}

isotopi radioattivi: a parte la tossicità chimica, infatti, essendo tutti artificiali non ne esistono isotopi stabili presenti in natura.

Tabella 2.1.2 – Rapporto δ fra le sezioni di cattura e di assorbimento di alcuni attinidi[2.2]

Tabella 2.1.3 – Fattore di moltiplicazione per alcuni attinidi[2.2]

I dati qui presentati, uniti ad opportune elaborazioni teoriche, sono sufficienti per dedurre dei risultati interessanti[2.2]: si è visto infatti che alti flussi neutronici rendono possibile la trasmutazione per cattura di attinidi non fissili come il Np237 in figli fissili che, se colpiti da un secondo neutrone prima di decadere, possono dar luogo ancora a fissione. Con l’impiego di neutroni termici il primo passo per bruciare gli attinidi di rifiuto, per esempio il Np237_{, è di catturare un neutrone ottenendo così Np}238 _{(tempo di}

assorbire un secondo neutrone dando luogo a fissione o può decadere in Pu238. Nel caso2 di flusso termico <2·1015 n/cm2s, il decadimento è più probabile e la successiva cattura di un neutrone porta alla fine al Pu239 _{che, fissionato da un altro neutrone, emette 2.8}

neutroni. Tuttavia, 3 neutroni sono assorbiti e circa ¼ dei neutroni assorbiti dal Pu239 non dà luogo a fissione: pertanto circa 4 neutroni sono necessari in media per fissionare ogni nucleo originale di Np237. In un flusso >2·1015 n/cm2s il nucleo può dare luogo a fissione per la maggior parte del tempo prima di decadere. In tal caso il numero di neutroni liberati (circa 2.7) è superiore a quello nei neutroni assorbiti. Così in un flusso termico elevato il Np237 si comporta come un combustibile mentre in un flusso termico basso è un veleno.

Il nuclide Am241 si comporta in maniera analoga. Gli isotopi del curio e del plutonio sono caratterizzati da valori piuttosto elevati di ν, a vantaggio dell’economia neutronica (tab. 2.1.1). Questo processo cattura-fissione in due fasi consente una favorevole economia di neutroni. A tassi di trasmutazione uguali a quelli dei sistemi a neutroni veloci gli attinidi presenti nel sistema a neutroni termici possono arrivare ad essere fino a 100 volte meno [2.2]. Infatti, uno spettro neutronico veloce presenta una migliore economia neutronica, in quanto è più alto il rapporto fissione/assorbimento a parità di composizione del combustibile. Tuttavia, bisogna ricordare che lo spettro tipico di un FBR non è abbastanza duro da impedire la cattura da parte degli isotopi dell’americio e il conseguente, relativamente alto tasso di produzione degli isotopi del curio3. Notiamo infine il benefico effetto che dà la presenza delle fissioni dei TRU in termini di energia liberata per fissione (tab. 2.1.4).

Nuclide Q [MeV] Nuclide Q [MeV]

Th232 171.91 Pu239 189.44 Pa233 175.57 Pu240 186.36 U233 180.84 Pu241 188.99 U234 179.45 Pu242 185.98 U235 180.88 Pu243 187.48 U236 179.50 Am241 190.83 U237 180.40 Am242m 190.54 U238 181.31 Am243 190.25 U239 180.40 Cm242 190.49 Np237 183.67 Cm244 190.49 Pu238 186.65 Altri 180.0

Tabella 2.1.4 – Valore dell’energia liberata per fissione da alcuni attinidi fornita dal sistema Monteburns®

2 _{Il valore del flusso termico di 2·10}15 _n/cm2_{s discende dal confronto fra tasso di decadimento degli}

isotopi e tasso di bruciamento per assorbimento degli stessi

3 _{Questa piccola ma significativa moderazione è dovuta allo scattering anelastico con i nuclidi fertili U}238

o Th232_{, al combustibile sotto forma di ossido e, nei reattori refrigerati a sodio, alla risonanza di scattering}

elastico del sodio attorno a 3 eV. D’altro canto tale moderazione ha un effetto benefico sul coefficiente Doppler, in quanto una buona parte dello spettro si trova ad essere nella regione delle risonanze

Si è già detto nel cap. 1 che, estendendo il burnup e riciclando il Pu, la radiotossicità delle scorie è essenzialmente dovuta al curio: pertanto, conviene elencare brevemente le principali problematiche legate alla sua presenza nel combustibile, rimandando all’Appendice B per ulteriori approfondimenti. Il contenuto di curio nel materiale comporta infatti:

• Decadimento α del Cm242 _{che causa swelling}4 _{e pressurizzazione della fuel pin;}

• Decadimento α del Cm244 _{e conseguente reazione (α,n) con l’ossigeno (nel caso}

di combustibile sotto forma di ossido), che rende necessaria un’opportuna schermatura durante il riprocessamento e la fabbricazione di nuovo combustibile;

• Conducibilità termica dei composti del curio assai peggiore rispetto ai corrispondenti composti del plutonio e dell’americio;

• Radiotossicità a lunghissimo termine (decine di migliaia di anni).

Si riportano comunque in Appendice E le sezioni d’urto caratteristiche degli isotopi attinidi di maggiore interesse per i reattori a fissione.

Si notano delle caratteristiche ricorrenti: innanzitutto, gli isotopi Pu238, Pu240, Pu242, Cm244 risultano fissionabili ad energie superiori a 1 MeV con sezioni di fissione paragonabili, di qualche barn. Tuttavia a tali energie le sezioni di fissione dei nuclei fissili crollano rispetto al range 1÷1000 eV, in cui questi nuclei non fissili presentano picchi di assorbimento anche piuttosto intensi (centinaia di barn); con tali assorbimenti questi nuclei si trasformano in fissili. Quindi sembrerebbe proprio il suddetto intervallo energetico quello più promettente per la trasmutazione; è evidente altresì quanto sia difficile bruciare questi elementi nei reattori termici.

Per quanto riguarda l’Am nei suoi vari isotopi, pur presentando degli andamenti piuttosto diversi dagli altri, non dovrebbe costituire un grosso problema, visti i relativamente brevi tempi di decadimento in isotopi del Pu o del Cm (fig. 2.1.1). L’unico isotopo a più lungo tempo di decadimento è l’Am243 che però ha elevata sezione di assorbimento.

Uno spettro di qualche centinaio di keV non sembra il più appropriato per un bruciamento efficace degli attinidi, meglio invece uno veramente duro, che si potrebbe ottenere senza moderazione alcuna. Adatto sarebbe anche uno spettro centrato attorno ai 10-100 eV (con effetti benefici in termini di trasmutazione dei prodotti di fissione a lunghissima vita media; cfr. Appendice F). Si osservi come, in tale intervallo, le sezioni d’urto considerate siano sempre al di sopra dei 100 barn (ordine di grandezza delle sezioni di fissione termica dell’U235), con picchi anche ben oltre i 1000 barn.

2.2 Aspetti correlati alla cinetica ed al controllo dei reattori

a fissione caricati con TRU

Uno dei principali problemi da affrontare nell’ottica dello sfruttamento di combustibili ad alto contenuto di TRU è quello della cinetica del reattore, a causa delle alte sezioni di assorbimento e delle risonanze di fissione degli isotopi dispari del

4 _{Particolarmente promettente dal punto di vista della resistenza a tale danneggiamento da parte del Cm}242

plutonio e degli altri MA fissili, che riducono il coefficiente Doppler, nonché della bassa frazione di neutroni ritardati (tab. 2.2.1) che caratterizza questi nuclidi[1.6][2.3][2.4][2.5][2.6][2.7]: Isotope γd/γtotal 238U 0.0151 232Th 0.0209 235U 0.00673 239Pu 0.00187 241Pu 0.00462 242Pu 0.00573 237Np 0.00334 241Am 0.00114 243Am 0.00198 242Cm 0.00033

Tabella 2.2.1 - Frazione di neutroni ritardati per alcuni attinidi su spettro veloce[2.3]

Un combustibile che non contenga elementi fertili (cioè U238 oppure Th232, che danno tra l’altro un contributo importante al coefficiente Doppler) ha una frazione di neutroni ritardati fra 0.0015 e 0.0020, che è circa la metà rispetto a quella di un veloce con combustibile non “fertile-free” e circa un sesto di quella di un LWR termico. E’ significativo il seguente esempio, che rende chiaramente idea dell’effetto della presenza di isotopi fertili: in un reattore veloce tipico5 si supponga di avere un combustibile costituito da U238 e Pu239 (si nota che, fra gli isotopi fissili del plutonio, il Pu239 è quello che ha la più bassa frazione di neutroni ritardati su spettro veloce, per cui l’esempio è conservativo). Dai valori indicati in tabella si ottiene, per la frazione di neutroni ritardati risultante:

β=β(U238)+β(Pu239)=0.1·0,0151+0.9·0.00187=0.00151+0.00168=0.00319

ossia, si ottiene una frazione di ritardati che è circa doppia rispetto a quella che si avrebbe sullo stesso reattore con combustibile “fertile-free”.

Si è fatta una stima approssimativa della frazione di neutroni ritardati per il reattore GCFR del CEA Reference Case descritto nel par. 7.2, che sostanzialmente conferma il benefico effetto della presenza di fertile. Sono state prese le sezioni d’urto ad un gruppo fornite dall’ORIGEN2.1 e si è calcolato β nel modo seguente:

∑

∑

5 _{In tale tipo di reattore circa il 10% delle fissioni è dovuto direttamente, cioè senza passare attraverso la}

dove Σfi e βi sono rispettivamente la sezione d’urto macroscopica di fissione e la

frazione di neutroni ritardati dell’isotopo i-esimo presente nel combustibile6. I risultati ottenuti, in funzione del burnup, sono riassunti nel grafico seguente.

0,00010 0,00110 0,00210 0,00310 0,00410 0,00510 0,00610 0 2 4 6 8 _{10 12 14 16 18 20 22 24 26 28 30 32 34 36 38 40 42 44 46 48 50 52 54 56 58 60 62} step beta

Figura 2.2.1 – Andamento del β in funzione del burnup per il CEA Reference Case del reattore GCFR (vedi par. 7.2)

E’ evidente la progressiva diminuzione di β all’aumentare del burnup e cioè al crescere del contenuto di isotopi del Pu, Am e Cm: infatti la frazione di neutroni ritardati diminuisce generalmente all’aumentare del numero di massa, mentre i neutroni emessi in totale aumentano, oltre che con l’energia del neutrone incidente, con il numero di massa. La suddetta variazione è comunque modesta a causa dell’elevato contenuto di fertile nel combustibile di questo reattore (vedi par. 7.2).

E’ stato inoltre verificato che l’introduzione dell’americio[2.8] in un reattore veloce conduce alla riduzione del coefficiente Doppler anche in presenza di U238: questo interessante fenomeno è dovuto al fatto che la sezione d’urto di cattura dell’Am241 è 5÷10 volte più grande di quella dell’U238 _{fra 10÷500 keV, sì che lo spettro risulta più}

duro e la frazione di neutroni con energie nell’intervallo delle risonanze dell’U238 è bassa, quindi il feedback Doppler è ridotto, come si deduce dalla figura seguente.

6 _{Poiché per alcuni isotopi mancavano informazioni circa il valore di β, sono stati presi per essi valori}

particolarmente cautelativi e precisamente: β pari a 0.002 per il Pu238_{, 0.002 per il Pu}240_{, 0.001 per}

Figura 2.2.2 – Confronto fra le sezioni di assorbimento di U238 _{e Am}241 _{per energia sopra i 100 keV[2.8]} Il risultato è che[2.8] un contenuto del 10% in Am riduce il coefficiente Doppler di oltre un fattore 2, anche in presenza del 70% di U238. Lo stesso Am241 ha un altro effetto importante per quanto concerne la frazione di neutroni ritardati: se si definisce βeffla

frazione dei ritardati che danno fissione, in uno spettro veloce βeff è più piccolo di β

perché i neutroni ritardati nascono mediamente con un’energia inferiore rispetto a quelli pronti. Di conseguenza, poiché l’Am241 ha una sezione di cattura molto alta proprio nel range energetico cui appartengono i neutroni ritardati (intorno a 200 keV; cfr. Appendice E), con il 30 % di Am nel combustibile βeff<200 pcm (cioè, βeff/ β=0.6).

Sono queste le ragioni per cui lo sviluppo dei reattori sottocritici tipo ADS sembra promettente nell’ottica di un uso di combustibile costituito da soli TRU (vedi par. 4.4).

A conclusione di questa breve nota si riporta una curiosità a proposito del coefficiente Doppler nei reattori veloci. Essendo la più pronta fra tutte le controreazioni intrinseche, esso è stato da sempre oggetto di attento studio. Per quanto riguarda i reattori veloci LMFBR, ed in particolare quelli refrigerati con sodio e con combustibile sotto forma di ossido, il coefficiente Doppler fu misurato grazie agli esperimenti condotti sul reattore SEFOR (Southwest Experiment Fast Oxide Reactor)[2.9], situato presso Fayetteville, Arkansas, in funzione tra il 1969 ed il 1972. Si trattava di un reattore sperimentale, avente barrette di combustibile di elevato diametro (circa 16 mm) in modo da ottenere un’alta temperatura al centro anche con basse potenze lineari. Il combustibile era costituito da (U+Pu)O2 con 20% di Pu. Esso operava normalmente alla

potenza di qualche megawatt. Era provvisto di un pistone in carburo di boro che, se estratto ad alta velocità, comportava un’inserzione di reattività positiva che rendeva il reattore super-prontocritico, facendo salire la potenza rapidamente a parecchie decine di megawatt. Interveniva così la controreazione Doppler che spegneva il reattore quasi istantaneamente. Questo esempio è molto istruttivo circa la sicurezza intrinseca dei reattori nucleari a fissione, quale che sia il loro spettro, se provvisti di coefficiente Doppler negativo.

2.3 Aspetti legati alla proliferazione

E’ noto che affinché una esplosione nucleare si realizzi è necessario che i neutroni iniziatori della reazione a catena siano immessi nel sistema al momento opportuno: occorre pertanto un progetto accurato e complesso della sorgente neutronica. D’altra parte, il materiale fissile è esso stesso una sorgente neutronica, in quanto gli isotopi degli attinidi, e specialmente quelli pari, sono soggetti a fissione spontanea con probabilità diversa da zero (tab. 2.3.1).

Isotopo Decadimento Fissione spontanea [eventi/g·s] U235 7.94·104 3.13·10-4 U236 2.34·106 2.81·10-3 U238 1.24·104 6.96·10-3 Pu238 6.19·1011 1.14·103 Pu239 _2.27·109 _1.01·10-2 Pu240 8.36·109 4.60·102 Pu242 1.44·106 8.17·102

Tabella 2.3.1 - Velocità di decadimento α e di fissione spontanea per alcuni isotopi dell’uranio e del plutonio[2.10]

Confrontando il tempo di disassemblaggio7 dell’ordigno col tempo intercorrente fra due fissioni spontanee successive si ha un’idea circa la possibilità che ha ogni singola configurazione di predetonare. In effetti, l’elevata probabilità di predetonazione delle bombe al plutonio è stata confermata anche su basi sperimentali (tab. 2.3.2), in occasione di fallite esplosioni nucleari.

Materiale Quantità [kg] Frequenza di fissione

spontanea [s-1] Intervallo medio fra le fissioni [µs] Pu militare (99% Pu239_, 1% Pu240) 4 1.84·104 54.3 Pu commerciale (65% Pu239; 20% Pu240; 12% Pu241_{; 2% Pu}242_{; 1%} Pu238) 8 9.54·105 1.05 Pu al 5% di Pu240 (Pu239 95% ; Pu240 5%) 5 1.15·105 8.70 U altamente arricchito (U235 _{83% ; U}238 _7%) 17 13.2 7.56·104

Tabella 2.3.2 - Frequenza di fissione spontanea nel quantitativo minimo di materiale fissile per la fabbricazione di un ordigno nucleare[2.10]

Si noti come anche la presenza di solo un 5% di Pu240 faccia aumentare la frequenza di fissione spontanea di un ordine di grandezza rispetto a quella del plutonio che contiene l’1% di Pu240. L’intervallo medio fra le fissioni è, in questo caso, già paragonabile al tempo di disassemblaggio; con un contenuto di Pu240 _{di circa il 7% è}

molto più problematico realizzare un ordigno, sebbene siano state provate bombe in UK nel 1953 (test Totem) col plutonio dei reattori Magnox, apposta per provare la fattibilità

7 _{Si definisce tempo di disassemblaggio il tempo necessario affinché si abbia un repentino aumento di}

volume del sistema moltiplicante accompagnato da una rapida caduta di reattività. I tempi di disassemblaggio sono dell’ordine dei microsecondi

di una bomba con plutonio di derivazione civile8[2.11]. Appare evidente come reattori ad elevato burnup9 o che utilizzano combustibile ad alto contenuto di isotopi del plutonio ad alto numero di massa e/o MA rappresentino comunque un ostacolo alla proliferazione.

A proposito di MA, si ricorda che un deterrente alla diversione è il drogaggio del materiale fissile con isotopi aventi attività gamma e neutronica tali da rendere praticamente impossibile la manipolazione e/o la fabbricazione di un ordigno: gli isotopi transplutonici, per l’appunto, costituiscono delle sorgenti neutroniche importanti.

La composizione media del Pu RG odierno[2.12] è la seguente10:

Isotopo % in peso Pu238 2.59 Pu239 53.85 Pu240 23.66 Pu241 13.13 Pu242 6.78

Tabella 2.3.3 – Composizione del Pu Reactor Grade[2.12]

E’ evidente come l’allungamento del burnup abbia portato un contributo molto favorevole dal punto di vista della resistenza alla proliferazione (cfr. tab. 2.3.2).

Da alcuni studi recentemente declassificati dal DOE, risulta che teoricamente sarebbe possibile l’impiego del Np237 e forse anche dell’Am241 come esplosivi nucleari. Ulteriori notizie circa i test effettuati in questo senso sono fornite in Appendice C mentre in Appendice Mè riportato un calcolo semplificato di massa critica per una sfera nuda di vari attinidi. Dunque, ciò non è altro che un motivo in più per incentivare studi nella direzione della trasmutazione di tali nuclidi.

Infine, un cenno ad uno dei vantaggi dell’utilizzo del ciclo al torio riguardo la resistenza alla proliferazione[2.7]: insieme all’U233 c’è sempre una certa produzione di U232, i cui isotopi figli sono forti gamma emettitori (in particolare Th228 e Tl208) che rendono particolarmente problematica la manipolazione del materiale stesso. Se ciò non bastasse, si potrebbe comunque ricorrere alla denaturazione dell’U233 aggiungendo al torio una quantità di U238 sufficiente a denaturare ma insufficiente a produrre masse significative di Pu239 (se anche tali masse si producessero, non si potrebbe fare un ordigno, causa miscelazione di tutti gli isotopi) .

8 _{Si potrebbe obiettare a tale proposito che il plutonio dei reattori Magnox fosse ben diverso da quello}

prodotto dagli attuali reattori ad acqua. Tuttavia, occorre sottolineare che tale test fu effettuato usando plutonio con una percentuale non inferiore al 17 % in Pu240_.

9 _{A titolo esemplificativo, si ricorda che il burnup massimo per la produzione di plutonio weapons-grade è}

sotto i 1000 MWd/tU. E’ evidente come ciò sia difficilmente realizzabile se non con reattori a ricarica continua (reattori dedicati oppure reattori commerciali di tipo Magnox, CANDU, RBMK)

2.4 Produzione e bruciamento del Cm

Probabilmente non è possibile bruciare gli attinidi minori prodotti nella catena LWR-HTR tramite i reattori veloci in un solo passaggio. D’altra parte è previsto nel progetto del GCFR[2.13] che si provveda al riprocessamento in sito nonché a ricicli multipli del combustibile al fine di ottimizzare il ciclo e di ridurre al massimo il quantitativo di attinidi da stoccare. Di conseguenza, una volta che sarà realizzato il riprocessamento in situ non sarà molto diverso, in termini di conseguenze, adoperare due o più passaggi. Ovviamente, altra cosa sarebbe potersi fermare al primo, ma per adesso ciò comporta tempi di ritorno delle scorie al livello di miniera troppo lunghi. Come già accennato nel cap. 1 e nella relativa bibliografia, l’HTR è capace di bruciare efficacemente il plutonio ma, rispetto agli LWR, origina delle quantità di alcuni isotopi dell’americio e del curio rilevanti ai fini della radiotossicità finale a lungo termine del waste. In particolare si è detto che l’isotopo che desta più problemi in proposito è il Cm244.

Il reattore GCFR, essendo a spettro veloce, è un ottimo bruciatore di plutonio, tanto da poter mantenere un keff quasi costante per un lungo periodo grazie alla fissione del

plutonio contemporanea alla fertilizzazione dell’U238. Inoltre, nel range di energia corrispondente al suo spettro sia il Pu239 sia il Pu241 hanno una sezione di fissione di circa tre ordini di grandezza superiore alla sezione di cattura: pertanto, non solo sicuramente tali isotopi fissionano ma è anche estremamente improbabile la formazione di isotopi superiori al 241, che poi del resto sono per l’appunto i precursori del Cm244.

Figura 2.4.2 - Sezione d’urto totale (rosso), di fissione (azzurro) e di cattura (verde) del Pu241_[2.14] Nel combustibile scaricato dell’HTR è presente una certa quantità sia di americio sia, anche se in misura molto inferiore, di curio; nei LWR, invece, questo elemento è praticamente assente a causa del basso burnup e della composizione del combustibile caricato inizialmente. Infine, nel GCFR11 si hanno, fra ingresso e uscita, gli andamenti, da noi calcolati, riportati in fig. 2.4.3.. Come si nota, l’Am243 bruciato corrisponde approssimativamente alla comparsa di un’uguale quantità di Cm244. In effetti l’unica significativa via di produzione di quest’ultimo è proprio la reazione:

Am243 + n → Am244 → Cm244 + β

-con un tempo di decadimento di 10.1 h per l’Am244. L’Am243, tuttavia, discende a sua volta dal Pu242, ritenuto pertanto il principale progenitore del Cm244. Tale ipotesi è avvalorata dal calcolo di prova riportato in fig. 2.4.4, in cui si è impostata all’ingresso una quantità nulla di Pu242 e dove effettivamente si conferma che, eliminato quest’ultimo nuclide, il Cm244 diminuisce in maniera monotona; inoltre, la quantità di Pu242 comincia a crescere meno rapidamente proprio quando entrambi mostrano un tasso di crescita asintotico.

Osservando le sezioni d’urto del Cm244 alle energie dello spettro veloce del GCFR (zona 100 keV÷1 MeV) si vede che la probabilità di fissione è irrisoria rispetto alla cattura, anch’essa piccola (vedi cap. 3 ed Appendice E).

Di conseguenza un modo di procedere potrebbe essere quello di favorire la trasmutazione del Cm244 in Cm245 per assorbimento di un neutrone: il Cm245 fissiona

infatti senza grossi problemi. Altra possibilità, alla base dell’idea dei cicli multipli che verrà sviluppata nel seguito del seguente lavoro, è lo sfruttamento del breve tempo di decadimento del Cm244 _{in Pu}240_{, visto che per il GCFR è previsto il riciclo completo del}

plutonio e degli attinidi minori scaricati.

Figura 2.4.3 - Variazione delle quantità di alcuni attinidi durante la vita nel reattore GCFR con CP

0,00E+00 5,00E-06 1,00E-05 1,50E-05 2,00E-05 2,50E-05 0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 Step Quantità [g] Pu-242 Pu-243 Am-243 Cm-244 3,00E-05

Figura 2.4.4 - Andamento di alcuni isotopi durante la vita del reattore GCFR con CP caricato con Pu

A conclusione del presente capitolo si riporta come riepilogo la fig. 2.4.5 che des

privo del suo isotopo 242

Fig ura 2 .4 .5 – Caten e di p rodu zion e e d ecadi m en to d ei p ri ncip ali attin id i