Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
452- N0. Значение этого числа N при заданном /гэф можно найти суммированием количеств нейтронов во всех поколениях:
N = N0 + N1 + N2 + ... = N0 + k^N0 + kl$N 0 + ... =
= N0Cf. (13.82)
Величина
Cf = W-IhJ (13.83)
называется обычно умножением системы. При k3ф, достаточно близком к единице, умножение может быть весьма большим: так, если &эф = 0,98, то О = 50.
Если источник в подкритическом реакторе работает непрерывно и дает ежесекундно q0 нейтронов, то общее число появляющихся в реакторе в течение одной секунды нейтронов с учетом их размножения у = Cfq0. Однако при включении источника такой процесс установится не сразу. Существование запаздывающих нейтронов деления, доля которых по отношению ко всем нейтронам деления обозначается обычно буквой ?, приводит к тому, что из каждых N1 нейтронов первого поколения N1I = (1 — ?) N1 нейтронов возникнет практически мгновенно, a N\ — ?A^ нейтронов выделится лишь спустя значительное врёмя после появления первичных N0 нейтронов. Продолжая аналогичные рассуждения дальше, легко прийти к выводу, что в первый момент в системе возникнет лишь N№ = N0 + N^ + ... = Jm нейтронов, где
Jm = i/[i_(i_?)Aa4]
можно назвать умножением системы на мгновенных нейтронах; остальные N3 = N — Nu нейтронов будут испущены позднее. При стационарной работе источника число ежесекундно рождающихся в системе нейтронов быстро поднимется до ум = CfM q0, а затем гораздо медленнее будет повышаться дальше до у = Cf q0. Первый быстрый подъем определяется функцией ехр (—tlx), в которой время релаксации
T = т0/[1 - /гэф (1 - ?)] = X0Jm. (13.84)
Здесь T0 — среднее время жизни нейтронов в системе, которое может иметь значения от Ю-8 сек для компактных сборок из чистого делящегося материала до Ю-4 сек для активных зон тепловых реакторов с большими количествами графита.
Если источник нейтронов в реакторе сделать импульсным (например, в виде мишени импульсного ускорителя), то в реакторе будут возникать синхронные с импульсами источника мощные вспышки нейтронов, которые можно использовать для измерений энергетических спектров методом времени пролета. При этом необходимо отметить следующее обстоятельство. Энергетический спектр нейтронов во всех поколениях, кроме первого, определяется свойствами данного ядерного реактора (составом и конструкцией активной зо-
453- ны, параметрами отражателя, типом и количеством теплоносителя и т. д.) и не зависит от свойств источника нейтронов. Поскольку в общем потоке нейтронов вклад первого поколения относительно невелик (он измеряется 1/JM и при Jm = 50 составляет 2%), энергетический спектр выходящих из реактора нейтронов практически не зависит от свойств источника, поэтому его измерение оказывается эквивалентным в первом приближении измерению спектра нейтронов в реакторе с самоподдерживающейся цепной реакцией.
Чтобы увеличить скорость счета и уменьшить относительный вклад первичных нейтронов источника, желательно работать с возможно большими значениями умножения. Однако некоторые обстоятельства препятствуют безграничному увеличению Jm. Во-первых, как следует из выражения (13.84), по мере приближения &эф (1 — ?) к единице увеличивается время нарастания и спада потока нейтронов в реакторе. Даже при т0 =IO-8 сек и Jm== 50 время релаксации т оказывается равным 0,5 мксек, что приводит к существенной деформации переднего и заднего фронтов нейтронной вспышки (рис. 13.29). Отсюда следует, что измерения методом времени пролета в реакторе невозможно проводить со сколь угодно короткими импульсами, так как длительность импульса источника ти целесообразно делать не меньше времени релаксации т, и при этом нежелательно использовать слишком большие умножения, чтобы не ухудшать энергетическое разрешение спектрометра.
Второй причиной, ограничивающей увеличение умножения системы, является фон запаздывающих нейтронов. Если ти ;>> т, то от каждых введенных в систему за время одного импульса нейтронов от источника N0 = q0ru получится jVm = ^0T11Jm мгновенных нейтронов и N3 = q0 T11J — ^0Ti1Jm запаздывающих. Эффективное среднее время жизни запаздывающих нейтронов определяется периодами полураспада соответствующих осколков деления и измеряется секундами, что гораздо больше обычно применяемых периодов следования импульсов источника Т, измеряемых десятыми или даже сотыми долями секунды. Нетрудно понять, что при таких условиях в любой момент времени будет происходить наложение выходов запаздывающих нейтронов от многих предыдущих импульсов, поэтому интенсивность фона запаздывающих нейтронов уф = = NJT = N3n (п — частота следования импульсов), тогда как интенсивность рождения мгновенных нейтронов во время импульса
j?bixod HEump:,too из мишени ускорителя
Выход нейтронов из активной зоны реактора
0
Длительность импульса ускорителя
Рис. 13.29. Изменение во времени потока нейтронов в подкритическом реакторе при попадании в него ней-троноз из мишени импульсного ускорителя у
(
ґ—1
У a = <7о^м- Отсюда отношение амплитуд импульса и фона (рис. 13.30) UJУф = (1 — р?аф у м)/ти лр^эф ^M- (13.85)
