Нейтроны замедление

Рис. 16.24. Принципиальная схема петли для получения потока холодных нейтронов, замедленных в жидком водороде

Метод поглощения нейтронов—нейтронная абсорбциометрия— основан на свойстве ядер элементов поглощать нейтроны, замедленные до тепловых скоростей. [c.133]

Влияние движения ядер на процесс замедления состоит в том, что уменьшается средняя логарифмическая потеря энергии по мере того, как кинетическая энергия нейтрона уменьшается до кТ. Нейтрон в действительности чаще сталкивается с ядрами в любом энергетическом интервале выше энергии Е = кТ, чем это следует из теории, которая предполагает, что не зависит от энергии. Использование в расчетах постоянного занижает число поглощений в области низких энергий, в которой сечение поглощения особенно велико, хотя эта погрешность может быть частично скомпенсирована тем, что число делений в той же самой области энергий также уменьшается. [c.88]

Ядерные свойства Оу, вьщеляющие его среди других рзэ, позволяют вести определение активационным методом даже при помощи небольших лабораторных источников облучения нейтронами [60, 934, 1013, 1099]. Для определения Оу в ТЬ, У или смеси иттриевых земель, содержащих не более 1% 0(1, навески в 100—200 мг активируются нейтронами, замедленными в парафине. В результате облучения в течение часа накапливается радиоизотоп Оу , по которому можно определять этот элемент без посторонних помех с чувствительностью 0,05—0,1%. При более высоких содержаниях Оу в смеси вес проб следует уменьшать так, чтобы его абсолютное количество не превышало 0,2 мг. [c.232]

Нейтроны, замедленные до тепловых энергий, тоже не все поглощаются ураном. Часть из них расходуется на поглощение в замедлителе, в элементах конструкции реакторов, а также пропадает из системы вследствие утечки. Для вышеупомянутого реактора величина этих потерь составляла 12% по отношению к исходному количеству быстрых нейтронов. В итоге из каждых 100 быстрых нейтронов тепловому использованию в уране подвергаются только 89 — 12 = 77 нейтронов. Как мы уже знаем, они распределяются следующим образом на поглощение ураном-238 с последующим образованием плутония расходуется 77-0,357=27,5 нейтрона, на деление урана-235 идет 77-0,543 = = 41,5 нейтрона и на захват ураном-235 с образованием урана-236 — остальные, т. е. 77 — (27,5 + 41,5) = 8 нейтронов. [c.9]

Быстрые нейтроны могут терять энергию в результате процессов упругого и неупругого рассеяния. Последний процесс может играть заметную роль в случае тяжелых ядер, но он делается неэффективным по достижении нейтроном области средних энергий и не приводит к образованию медленных нейтронов. Замедление нейтронов до тепловых скоростей происходит в основном в результате ряда последовательных упругих соударений с ядрами. Нейтрон с энергией Ео при упругом рассеянии на ядре с массовым числом А в силу закона сохранения импульса не может передать [c.122]

ЗАМЕДЛЕНИЕ НЕЙТРОНОВ В БЕСКОНЕЧНЫХ СРЕДАХ [c.48]

Рис. 4.10. Изменение энергии нейтрона при замедлении Ка— анергия источника нейтронов).

В этой модели плотность замедления отлична от нуля для всех энергий Ё< о но тождественно равна нулю для всех значений Е>Ед, так как никакие нейтроны не могут увеличивать свою скорость при рассеянии и никакие нейтроны не вводятся в среду с энергией Е>Е. Все нейтроны, вводимые в среду с энергией Е , замедляются до некоторой энергии ниже Е таким образом, в стационарном состоянии [c.62]

Рис. 4.11. Изменение энергии нейтрона Итак, поскольку в этой модели не учи-при замедлении в среде, состоящей из тываются потери нейтронов в резуль-тяжелых ядер. тате поглощения или утечек, то в ста-

Равенство (4.103) следует из того физического требования, что при отсутствии поглотителя q u) = q 0). Таким образом, смесь чистых рассеивателей можно рассматривать как один рассеиватель со средней величиной определяемой уравнением (4.102). Такое определение физически правомерно, потому что ядра каждого сорта вносят свой вклад и замедление нейтронов пропорционально доле рассеивающие столкновений на этих ядрах. Следует отметить, что так как 2, и) зависит от летаргии, то и I (и) должно зависеть от и, но эта зависимость слабая. Обычно выбирают одно значение , чтобы описать всю интересующую область летаргии. [c.79]

Иное рассмотрение процесса замедления основывается на представлении этого процесса как последовательного ряда средних скачков . В этом случае траектория нейтрона представляет собой ступенчатую функцию с рядом скачков, имеющих величину Такой подход к проблеме замедления является лишь первым грубым приближением, однако он имеет некоторое преимущество перед другими, состоящее в том, что в этом случае имеется возможность точного решения уравнения (4.90). Первоначальная и конечная летаргии рассеянного нейтрона и и и соответственно) при таком рассмотрении должны быть связаны уравнением [c.86]

В качестве примера применения этой модели рассмотрим замедление нейтронов в бесконечной гомогенной размножающей среде в стационарных условиях. Пусть распределение нейтронов деления определяется нормированным спектром 3 (и), даваемым уравнением (4.131). [c.87]

Это уравнение отражает то обстоятельство, что единственным физическим процессом, приводящим к выбыванию нейтронов из потока замедления в бесконечной среде, является столкновение с поглощением нейтрона. Однако даже нри этих упрощающих предположениях система уравнений (4.89, б) и (4.91) не может быть точно решена. Поэтому введем еще одно допущение, которое состоит в том, что поглощение предполагается настолько игалым, что решенпе для д [и) будет близким к решению в случае чистого рассеяния. При таких ограничениях не может быть быстрого изменения ф(м), поскольку такие быстрые изменения могут возникнуть только из-за большой скорости выведения нейтронов в результате сильного поглощения. Такпм образом, предположим, что плотность рассеяния 2 (и) ф (и) слабо изменяется на каждом интервале столкновений [c.73]

В силу существенного различия в поведении нейтронов в области низких и в области высоких энергий замедление и тепловое движение обычно разделяют (в отношении энергии) на две части первая часть описывает процесс замедления от энергии источника до области тепловых энергий и вторая — поведение нейтронов вблизи энергии Е = кТ. Процессы замедления подробно рассматривались в предыдущих параграфах, где были изучены различные модели движения нейтронов в этой области энергетического пространства. Теперь же задача состоит в выборе подходящих функций для описания энергетического распределения нейтронов и ядер в области тепловых энергий. [c.89]

Контролировать влажность химических продуктов нейтронным методом нецелесообразно, поскольку возможно наведение искусственной радиоактивности в облучаемом материале. Но если в такого рода измерениях и возникнет необходимость, то можно воснользо-вяпся способом, предложенным Вейдом [422]. Пробу помещают в алюминиевую кювету размером 20 X 10 X 3 см и облучают потоком нейтронов, пропущенных через кадмиевый фильтр для поглощения фоновых тепловых нейтронов. Замедленные в пробе нейтроны регистрируются с помощью гелиевого счетчика в течение 1 мин. Затем между пробой и счетчиком помещают дополнительный кадмиевый фильтр для той же цели и измерение повторяют. По разности находят истинное число тепловых нейтронов, замедленных пробой, а по калибровочному графику — содержание воды. Применение фильтров резко повышает точность определения, а также, частично, чувствительность (0,5% HgO в асбесте). [c.180]

Для контролируемых ядерных превращений (в отличие от атомной бомбы) бывает выгодно замедлять выбрасываемые при ядерных делениях нейтроны до тепловых скоростей , т. е. до скоростей, отвечающих скоростям движения молекул газов при обычной температуре. Поэтому в атомноэнергетическом хозяйстве, наряду с ядерными материалами, поглощающими нейтроны, имеют большое значение материалы, замедляющие нейтроны. Замедление нейтронов осуществляется через упругие соударения их с встречными ядрами. Поэтому материал замедлителя должен удовлетворять двум требованиям его ядра не должны поглощать нейтронов и должны обладать малой массой, чтобы каждое соударение [c.132]

Левая часть этого уравнения есть скорость, с которой нейтроны выбывают из единичного энергетического интервала около Е в результате рассеяния и поглощения. Интеграл, как и в уравнении (4.62), определяет скорость, с которой нейтроны входят в этот интервал в результате рассеяния с более высоких уровне энергий. Отметим, что функция рассеяния на водороде имеет простой вид НЕ, где Е — энергия нейтрона перед столкновением. Так как для водорода а—>0, то нейтрон может быть рассеян от энергии Е до любого значения энергии (0< Е<с Е ). Соответственно источники нейтронов могут давать вклад непосредственно в нейтронный поток при любой энергии Е от Е до нуля. Такпм образом, член д Ед появляется в балансном соотношении для всех значений У ,,. Однако такой вид записи вклада источника весьма приближенный. В действительности не все появляющиеся от источника нейтроны участвуют в процессе замедления некоторые нейтроны источника поглощаются при первом же столкновении, и поэтому коэффициент должен быть скорректирован с учетом этих потерь. В этом случае лучше использовать следующую запись [c.71]

Для контролируемых ядерных превращений (в отличие от атомной бомбы) бывает выгодно замедлять выбрасываемые при ядерных делениях нейтроны до тепловых скоростей, т. е. до скоростей, отвечающих скоростям движения молекул газов при обычной температуре. Поэтому в атомноэнёргетическом хозяйстве имеют большое значение материалы, замедляющие нейтроны. Замедление [c.190]

Вторая атомная бомба, сброшенная США в Нагасаки, была изготовлена из плутония. Плутоний производится в промышленных масштабах в атомных котлах из основного изотопа урана 11 в результате следующих радиоактивных превращений. В котле при радиационном захвате нейтронов, замедленных до средних скоросте1г, образуется радиоактивный изотоп урана по реакции который путем распада превращается в новый радиоактивный элемент нептуний распадающийся с образованием плутония 9зNp —> д Рп + е . Генерация нейтронов в котле, необходимых для этой реакции, обеспечивается благодаря протеканию ценного процесса деления части образующегося плутония. [c.27]

Из соотношений (1.13) и (1.11) легко видеть, что составное ядро с четным числом протонов и нейтронов обладает наибольшей энергией возбуждения, так как член б отрицателен для этих ядер. Несколько меньшая по величине энергия возбуждения получается в составном ядре с нечетным числом нуклонов и наименьшая — в случае нечетно-нечетных ядер. Поэтому ядра изотопов и могут делиться нейтронами любых энергий, тогда как и делятся только быстрыми нейтронами. В случае первых трех ядер захват нейтрона приводит к четно-четной составной структуре и энергия возбуждения, обусловленная только энергией связи нейтрона ( 6,8 Мэе), равна порогу деления. Таким образом, эти ядра могут делиться как тепловыми (очень медленными), так и быстрыми нейтронами. Именно эги свойства дают возможность нспользовать такие ядра в качестве ядер-пого горючего. Ниже будет показано, что эти ядра настолько легко делятся нейтронами тепловой энергии, что целесообразнее замедлять нейтроны до тенлОБЫх энергий. Вооб1це вопрос о замедлении нейтронов является одним из основных вопросов теории реакторов. [c.11]

Третьей математической моде тью является модель непрерывного замедления нейтронов, больше известная как возрастное приближение Ферми. Возрастная теория Ферми представляет собой первое приближение к уравиепию Больцмана, в котором распределение нейтронов есть функция двух независимых переменных — энергии и положения. Зависимость плотности нейтронов от наирчвления их движения исключается предположением, что в областях, удаленных от границ, угловое распределение нейтронов изотропно. В этом возрастном приближении уравнение Больцмана сводится к дифференциальному уравнению в частных производных типа уравнения теплопроводности. [c.22]

При рассмотрении систем с многими областями с учетом энергетического спектра иейтропов обычно приходится применять численные методы. Для этого были развиты так называемые многогрупповые методы. Многие из них основаны на модели непрерывного замедления нейтронов возрастной теории Ферми. Удобной моделью, разработанной для расчетов реакторов с большим количеством областей, является двугрупповая модель. Различные формы этой модели применялись для расчетов реакторов на тепловых нейтронах и реакторов на быстрых нейтронах. [c.22]

Упругое ш неупругое рассеяние оказывают значительное влияние на энергетическое распределение нейтронов, так как каждый из. чтих процессов приводит к уменьшению энергии нейтронов. Однако неунругое рассеяние существенно лишь при высоких энергиях нейтронов, от нескольких килоэлектронвольт и выше. Прр1 меньших энергиях определяющим в механизме замедления становится упругое рассеяние. [c.48]

Одной из важных задач, которые должны быть рассмотрены в этой главе, является определение соотношения между потоком и плотностью замедления при различных физических условиях. Свяжем плотность рассеивающих столкновений с потоком нейтронов. Функция LJu)(f u)du есть полное ЧИСЛО рассеяний нейтронов, энергии которых лежат в интервале du около и, отнесенное к единице объема и единице времени. Эту величину можно также получить с помощью плотности замедления q u). Согласно иредноложению (4.42), du/ есть среднее число рассеяний, выводящих нейтрон из интервала du. Поэтому q (и) есть также полное число рассеяний [c.62]

Получим сначала распределеипе нейтронов по эпоргип внутрп интервала первого соударения, т. е. от а Ед до Е . Определим плотность замедления д (Е) на первом иптервале. Скорость, с которой ии строны, замедляясь, проходят энергию Е, зависит от плотности столкновеппй при всех энергиях > (рпс. 4.13). [c.64]

Это плотность замедления q (Е) для всех энергий в интервале а о< < < 0, т. е. формула (4.59) применима для всех Е > аЕ . Если Е<а (,, то источники первичных нейтронов не могут давать вклада непосредственно в q (Е) и член с пропадает. Такпм образом, для <а о [c.65]

Эти средние скачки описываются следующей функцией распределения для процесса замедления, нредставляющей вероятность того, что нейтрон [c.86]

Упругие рассеивающие столкновения между тепловыми нейтронами и ядрами в среднем не связаны с увеличением или уменьшением кинетической энергии нейтронов. Нейтрон, однажды замедленный до тепловой энергии, блуждает в среде от одного рассеивающего столкновения до другого, иногда увеличивая, а иногда уменыпая свою энергию, до тех пор, пока не поглотится (или не уйдет из среды, если система конечная). [c.88]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология