Файл: Альбедо нейтронов..pdf

ронов в этой среде

имеет тот ж е вид, что и спектр в

бесконечной

среде, разбавленной

я д р а м и другого

м а т е р и а л а (замедлителя с

гладкими

сечениями)

с

макроскопическим сечением 1/Z. Здесь

4V

I — •

средний

путь

нейтрона

в

рассматриваемой

среде

(V — объем, 5 — поверхность) . При этом свойства

замедлителя

таковы, что потеря

энергии при упругом

рассеянии

на его ядрах

превышает ширину резонансов сечений основной среды.

Исходя из принципа эквивалентности, можно записать дл я

ограниченной среды, например, среднее (по объему)

сечение

рассеяния

(индекс

группы дл я простоты

опускаем) :

эквивалентности

дл я вычисления

транспортного сечения

яв ­

ляется менее обоснованным. Однако

полученная в этом прибли­

жении ф о р м у л а

(для простоты з а п и с а н н а я дл я изотропного

рас­

сеяния)

обеспечивает правильный переход к случаю бесконечной

среды

при I - v со и к случаю тонких

слоев при Г-*-0.

Учитывая, что наибольшее

влияние

на интенсивность

отра­

женного

потока быстрых нейтронов оказывает взаимодействие с

я д р а м и

на расстояниях от облучаемой

поверхности,

не превы­

ш а ю щ и х

несколько длин свободного пробега,

константы

дл я

расчета

альбедо нейтронов с 100 кэв<Е0,

Е<2,7

Мэв были

выб­

раны одинаковыми с константами дл я слоя ж е л е з а

толщиной

cf= 10 см. В этом случае l=2d=20 см.

Необходимо отметить невозможность точного учета

резонанс­

ной структуры сечений при расчете альбедо в р а м к а х

обычного

многогруппового метода д а ж е

при очень большом числе

групп.

выбора размеров таких зон, ни методы вычисления

групповых

констант для них. Д р у г и м методом, который

позволит в буду­

щем корректно решить з а д а ч у расчета альбедо

д л я

резонансных

П р и

составлении

групповых

констант ж е л е з а , подобно тому

как это

предложено

в работах

[4, 5, 7], пренебрегали корреля ­

рассеяния ка к несущественной дл я достаточно

т я ж е л ы х

ядер .

Константы при Е0>4

Мэв

взяты

из

работы

[ 7 ] , а

при

Е0<С

<10 0 кэв — из работы

[50]. В

расчетах

была

принята

21-группо-

вая структура разбиения всей рассматриваемой

энергетической

области. Она в большой степени использует 26-групповую

струк­

туру

[50] и отличается

от нее лишь

добавлением

группы

нейтро­

нов

с £ п > 1 0 , 5 Мэв,

а

т а к ж е

объединением

некоторых

групп в

области £ ' о<500 эв.

Групповые константы дл я

расчета

альбедо углерода,

свинца

и карбида бора

для

нейтронов с Е0,

£ > 1 0 0

кэв

были

взяты из

работы [7]. Хотя

они

составлены

дл я

расчета

прохождения

четах альбедо, по-видимому, не д о л ж н о внести заметной погреш­

ности, поскольку сечения

этих

м а т е р и а л о в

не имеют такой

резко

в ы р а ж е н н о й зависимости

от

энергии, как,

например, для

ядер

венно, что как д л я железа, так и

д л я углерода,

свинца и

к а р ­

бида бора при энергии нейтронов

Е0, £ < 1 0 0

кэв

использовалось

P i - п р и б л и ж е н и е индикатрисы рассеяния. П о оценкам

это

д о л ж ­

но приводить к небольшому з а в ы ш е н и ю результатов

(не

более

10—20%). К р о м е того, следует отметить,

что

перечисленные

ния, а т а к ж е отсутствием для

ряда задач достаточно подробных

и точных данных о сечениях

элементарных процессов взаимо ­

чить

истинные значения изучаемых величин (правда,

с опреде­

ленной погрешностью) т а к ж е

д л я тех

случаев, когда

теоретиче­

ские

или расчетные решения

задачи

отсутствуют или

затрудне ­

ность и

корректность используемых

методик расчетов, з а к л а д ы ­

ваемых

в расчет

предпосылок и ограничений, значений исполь­

зуемых

констант

взаимодействий.

В настоящем разделе кратко рассматриваются лишь два во­

проса,

связанные

с постановкой и

проведением экспериментов'

В эксперименте могут

быть найдены как

дифференциальные

величины альбедо [15, 57], так и интегральные [58].

Н а рис.

2.12

показаны

схемы экспериментального воспроиз­

ведения з а д а ч

по изучению дифференциальных характеристик

обратного

рассеяния для

полубесконечных

о т р а ж а т е л е й , соот­

направленному

(тонкому

лучу)

(рис.

2.12, а ) ,

плоскому

моно­

направленному

(рис. 2.12,(5)

и

точечному

изотропному

(рис. 2.12, в ) . В зависимости от используемого

детектора

могут

измеряться спектральные,

числовые,

дозовые

или энергетиче­

ские величины

альбедо.

иого детектора — см. рис. 2.12,6,

когда

размеры площадки А

на

А

поверхности

рассеивателя

изменяются

как

А=——,

где Ао —

площадка,

видимая

детекто­

cos Ѳ

ром

при Ѳ = 0°).

Напомним,

что, как

отме­

чалось

выше,

дифференциаль ­

ное альбедо тонкого луча, оп­

ределенное по схеме рис. 1.4,

будет совпадать с дифферен ­

циальным

альбедо

плоского

мононаправленного

источника,

если

дл я з а д а ч и

с

тонким лу­

чом можно пренебречь эффек­

тивными р а з м е р а м и излучаю ­

щего

пятна

на

поверхности

рассеивателя .

Поэтому

при

больших г измерения, выпол­

ненные

в

геометрии

тонкого

луча

(см.

рис. 2,12,

а)

или

плоского

мононаправленного

источника

(см.

рис. 2.12, б) ,

позволяют

измерять

соответ­

ственно

токовые

и

потоковые

значения

одной

и

той

ж е

величины — дифференци ­

ального

альбедо.

Конкретный

выбор

геомет­

рии

измерений

определяется

главным образом такими фак ­

торами,

как мощность

источ­

ника

и

уровень

фона

ней­

тронов.

Рис. 2.12. Геометрия

эксперименталь­

П р и низком уровне фона и

ного

изучения

дифференциальных

характеристик

обратного

рассеяния

высокоинтенсивном

источнике

для тонкого луча (а), плоского

мо­

нейтронов

более

целесообраз ­

нонаправленного

источника

(б),

то­

на геометрия

тонкого

луча

чечного

изотропного

источника

(в) .

Для

простоты азимутальная

коорди­

[15].

В

противоположном

слу­

ната

детектора

(угол

ср) на рисунке

чае

измерения

обычно произ­

не

показана:

водят с

широким

мононаправ ­

S — источник

нейтронов; D — детектор.

ленным пучком и коллимиро -

ванным

детектором

[57,

59]. Последний источник часто реали ­

зуется удалением

на

достаточно

большое

расстояние

высоко­

активных изотропных

источников.

П ри измерениях д и ф ф е р е н ц и а л ь н ы х характеристик

альбедо

детектор д о л ж е н отвечать по крайней мере следующим

основ­

ным

пяти требованиям .

1.

Р а з м е р ы детектора д о л ж н ы

быть много

меньше

расстоя­

ния г (см. рис. 2.12).

2.

Зависимость

эффективности

регистрации

детектора от

энергии нейтронов

д о л ж н а соответствовать измеряемой

физиче­

ской

величине — числу, энергии или дозе нейтронов. П р и изме­

ческой

зависимости эффективности регистрации может быть

учтен

аналитически.

4. Угловая

зависимость

эффективности

регистрации

детек­

тора по крайней мере в телесном угле A Q =

™ ° т

д о л ж н а

быть

изотропной

(здесь

Л П Л о щ — п л о щ а д ь

излучающей

поверхности

рассеивателя,

видимая

д е т е к т о р о м ) .

П р и непосредственном из­

мерении интегральных

альбедо зависимость

д о л ж н а

быть

изо­

тропной в телесном угле п стерадиан .

5. Детектор

д о л ж е н

быть

нечувствителен

к сопутствующему

Y-излучению

или ж е

надо иметь методику вычитания

из

показа ­

ний детектора

эффекта,

обусловленного Y-излучением.