Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 4
Введение 4
1.1 Транспорт пучка адронов в средах и программы Монте-Карловского моделирования 7
1.2 Цель работы 9
Глава 2 10
Модель распада возбужденных послекаскадных ядер
2.1 Усовершенствование модели испарения 10
2.2 Дальнейшие развитие модели деления 15
Глава 3 49
Взаимодействие протонных пучков с различными мишенями
3.1 Взаимодействие пучка протонов с W-, Pb-, Bi-, Th- and U-мишенями 49
3.2 Мишень с парафиновым и графитовым замедлителями (эксперимент GAMMA-2) 58
3.3 U-Pb электроядерная установка (эксперимент "Энергия + Трансмутация") 63
Глава 4 79
Восстановления спектра нейтронов с помощью пороговых детекторов
4.1 Измерения и анализ спектров гамма-лучей в установке "GAMMA-2" 80
4.2 Скорость реакции и коррекции 81
4.3 Поток нейтронов и сечения взаимодействия 86
4.4 Восстановление нейтронного спектра 92
4.5 Спектры нейтронов в эксперименте "Энергия + Трансмутация" 96
Заключение 103
Список литературы 104
- Транспорт пучка адронов в средах и программы Монте-Карловского моделирования
- Дальнейшие развитие модели деления
- Мишень с парафиновым и графитовым замедлителями (эксперимент GAMMA-2)
- Спектры нейтронов в эксперименте "Энергия + Трансмутация"
Введение к работе
Долгоживущие радиоактивные отходы атомных реакторов, ядерное оружие и атомные подводные лодки не является внутренним делом отдельных стран, эта вопрос экологической безопасности мирового масштаба и требующий серьезного обсуждения, интенсивных исследований и по создания новых реакторных систем. Тысячи тонн накопленных расщепляющихся материалов, с одной стороны, угроза террористической деятельности и несчастные случаи подобные Чернобылю, с другой стороны, делают даже малоактивных токсичных материалов, не говоря уже о высокоактивных отходах. Реконструкция энергетических реакторов в отношении топлива и отходов и создание ядерных электростанций, устроенных по принципу уменьшения долгоживущих отходов с помощью систем Энергия + Трансмутация, могли бы представлять собой два направления деятельности мирового масштаба по устранению ядерных отходов.
Предполагается [1], что второе направление не только исправит создавшуюся ситуацию с ядерными отходами, но и благодаря новым электростанциям, отходов будет гораздо меньше, особенно, если использовать в качестве топлива торий. Основными требованиями такой системы являются внешнеактивный реактор на быстрых нейтронах и эффективная стратегия топливного цикла. Новый дизайн потребует внешнего источника быстрых нейтронов и стратегию сжигания топливных отходов. Этого можно достигнуть в ускорительных подк-ритических системах (ADS).
В списке наиболее проблемных долгоживущих продуктов деления находятся 135Cs, 126Sn, 79Se, ^Sr, "Тс, 129I и т. д.,а среди долгоживущих актинидов приоритетными будут 239Pu, 237Np и 241Ат. Захват нейтронов является единственным ядерным процессом, позволяющим сжигать продукты деления или уменьшать время их жизни за счет трансмутации.
Электроядерная установка на базе ускорителей (ADS) [2-4] ускорительная система предполагает высокую скорость трансмутации получение энергии даже из такого топливного сырья, как Th и U . Центральным устройством ADS, способным выполнить эту задачу, является интенсивный источник нейтронов расщепления (INSS), обеспечивающий высокий поток нейтронов как с низкой, так и с высокой энергией за счет взаимодействия пучка быстрых частиц (несколько миллиампер) с тяжелой мишенью, такой как Pb-, Bi- или их сплав (эвтектика). В зависимости от топливной стратегии ADS могут также быть снабжены дополнительным оборудованием по утилизации плутония в реакторе и использовать смесь небольшого количество минорных актинидов с топливом. Потенциал ADS для наработки расщепляющихся материалов и переработке
ядерного топлива был известен уже с начала развития ускорителей частиц, но технологические ограничения не позволяли применить этот подход на коммерческом уровне. Недавний прогресс, особенно в области ускорительных технологий, возродил интерес к концепции ADS и способствовал развитию сотрудничества в этой области.
Так же предполагается использование свинца и свинцово-висмутового сплава в качестве охлаждающего агента эмульсии для систем генерации быстрых нейтронов. Из-за их маленьких энергетических потери захвата нейтронов при столкновении с атомами свинца, что в свою очередь увеличивает возможность, захвата в области резонанса в нуклидов, которые будут трансмути-роваться. На основе этого принципа был разработан концептуально новый способ применения ADS, известный как ускорительный преобразователь продуктов деления. В этой системе почти каждый нейтрон из источника возбуждает реакцию трансмутации. Таким образом, оказывается что, в принципе, трансмутация долгоживущих продуктов деления могла бы быть полезным методом снижения долгосрочного риска геологических хранилищ. Однако, практическая выполнимость требуемого процесса менее вероятна, чем в случае
актинидов, и в настоящее время возможна только для Тс.
Как упоминалось выше, концепция систем, управляемых ускорителем (гибридных систем), сочетает ускоритель частиц с подкритическим ядерным реактором. Большинство предложений предполагают ускорители протонов, производящие пучки высокой интенсивности с энергией около 1 ГэВ. Протоны направляются на мишень расщепления и производят нейтроны для управления подкритическим реактором. Мишень выполняется из тяжелого металла в твердом или жидком состоянии. Реакции расщепления дают несколько десятков нейтронов на падающий протон, которые попадают в подкритическую зону и вызывают дальнейшие ядерные реакции. За исключением своей подкритичности реактор аналогичен критическому. Он может быть сконструирован для работы со спектрами тепловых или быстрых нейтронов.
Мишень расщепления [5], один из наиболее важных компонентов для электроядерной системы (ADS) которая должна быть сконструирована так, чтобы обеспечивать максимум нейтронов, а также имеет систему, снимающую тепловыделение от пучка. Энергия пучка протонов, выделяющаяся в такой мишени и достигающая нескольких МВт должна быть отведена. К тому же, поле смешанного излучения протонов и нейтронов в мишень накладывает особые условия на конструкцию и функционирование мишени и сильно влияет на все термомеханические свойства. Тяжелые металлы и сплавы такие, как вольфрам, тантал, уран, свинец-висмут, свинец и ртуть считаются потенциально пригодными материалами для мишеней генератора нейтронов. Газ, тяжелая вода или жидкие металлы могут подойти в качестве охладителей для этих мишеней.
Для мишени расщепления доступными являются два варианта: твердые и жидкие металлы. Преимущество свинца над Pb-Bi заключается в том, что он значительно снижает рождение излучающего Ро из реакции (р, хп) на Ві в мишени в 103-104раз. Тем не менее, основной недостаток свинца заключается в его высокой температуре плавления - 327С (в сравнении с температурой плавления эвтектики Pb-Bi - 125С), что является сложной проблемой для конструкторов и технологов. Другие жидкие металлы, такие как ртуть (Hg), также были предложены (Европейский источник расщепления [6]) для использования в источниках нейтронов расщепления, как и для ADS. Главное преимущество Hg над РЬ и Pb-Bi - это отсутствие активности Ро и возможность того, что не придется нагревать систему перед началом работы, что решило бы многие конструкторские проблемы. Это накладывает чрезвычайно строгие требования на начальный цикл и целостность покрытой газовой системы, потому что радиоактивную ртуть нужно предохранять от утечки в рабочую среду. Во-первых, мишени из ртути с температурой кипения 356С было бы проблематично использовать в ADS; во-вторых, большое сечение поглощения нейтронов ртути не допускает ее использование в ADS.
Коррозия и эрозия материалов контейнера, находящихся в непосредственном контакте с жидкими металлами при высоких температурах и больших скоростях потока. А также проблема поведения продуктов расщепления и необходимость окна для пучка между проводником пучка протонов и областью расщепления. Вред излучения для мишени и структурных материалов (разбухание) и ухудшение теплопроводящих свойств, связанное с накоплением гелия, является сложной задачей для науки и предметом исследования с целью создания мишени. Контейнерные материалы предлагаются в [7-10] и во многих других исследованиях.
Что касается продуктов расщепления, исходные вычисления показали, что долгоживущая радиоактивность накапливается в основном за счет начальных ядерных реакций. Второстепенные реакции отвечают за рождение небольшого количества долгоживущих изотопов, 207Ві, 2ЮРо и некоторых других, генерированных захватом низкоэнергетических нейтронов. Нейтроны с диапазоном энергий 20-800 МэВ и протоны с энергией около 100 МэВ вносят свой вклад в общую активную энергию, хотя эти части спектра внутри мишени вносят небольшую в общий поток (спектры нейтронов можно видеть в главе 5).
Источник нейтронов расщепления широко используется в следующих областях: 1) маленький угол нейтронного рассеяния, что создает уникальный потенциал для исследований наноуровневой структуры в физике твердых состояний, исследований полимеров и материалов и для науки о жизни; 2) источник пульсирующих нейтронов расщепления играет очень важную роль в нейтронном источнике, например в ядерном реакторе; 3) Пучок нейтронов является очень хорошим зондом для наблюдения за легкими элементами в
присутствии тяжелых элементов, магнитного беспорядка и др.; 4) за счет широкого высокоэнергетического диапазона источник нейтронов расщепления является хорошим источником изучения (п, л:п)-реакций для х > 3. хотя другую возможность производить источник квази-нейтронов найти трудно [11]
Транспорт пучка адронов в средах и программы Монте-Карловского моделирования
Множество важных проблем прикладного характера, упомянутых выше, таких как, излучение экранирования ускорителей и космических кораблей, использование пучков частиц для терапии рака, исследование дренажной системы активированной охлаждающей воды и вентилируемого воздуха и др., вычислений точных сечений образования ядер водорода, гелия и др. и сопутствующих физических эффектов требуют вычислений методом Монте-Карло транспорта высокоэнергетических частиц и излучения в материи. Случай с ADS отличается за счет многообразия ядерных фрагментов / осколков. Даже ядра отдачи, образующиеся в реакциях, играют свою роль и таким же образом рождение ядер Не, О и N в реакциях требует подсчета с целью определения ядерной дозы или реакций в окружающей среде. Так же мы знаем, что 237Np имеет опасное влияние благодаря своей высокой миграционной способности, которая увеличивает возможность его проникновения в человеческую кожу через пищевые цепочки [12].
Для таких исследований созданы различные программы, в частности, основанные на внутриядерном коде Бертини LAHET[13], его модификациях LAHET +GEM[14-16], CASCADE[17, 18] разработанных в Дубне, SONET [18, 19], SHIELD [20], FLUKA [21, 22], GEANT4 [23], CEM2k+GEM2 [24, 25], LAQGSM+GEM2 [26, 27], MCNPX [27, 28], EGS4[29], HETC[30] и HZETRN [31]. Почти во всех кодах для описания низкоэнергетических нейтронных взаимодействий используется метод Монте-Карло и многогрупповые константы, протестированные физикой реакторов. Все эти программы являются полезным инструментом для сбора информации для настоящих и будущих экспериментов.
Основные отличия между кодами LAHET и CASCADE состоят в использовании различных моделей вычисления неупругих адронных взаимодействий в процессе развития внутриядерного каскада и различных подходах к описанию деления возбуждения остаточных (послекаскадных) ядер. В LAHET взаимодействия частиц внутри ядра рассчитываются на основе модели Бертини [32, 33], в CASCADE такие взаимодействия собраны с помощью таблиц феноменологических параметров [34, 35], принимая во внимание сохранение энергии-импульса и уменьшение внутриядерной плотности за счет выбивания нуклонов [36]. Массы, заряд и энергия осколков деления моделируются в LAHET с использованием некоторых феноменологических распределений для физических величин [19] , степень совпадения вычислений с экспериментом не дает данные о механизме ядерного деления и характеризует только количество использованных аппроксимаций. Такой подход может быть ценным для рассмотрения прикладных проблем транспорта частиц в материи, но не может быть достаточным для физических интерпретаций. В отличие от LAHET, код CASCADE использует микроскопическое описание деления, основанное на модели жидкой капли [34], [37, 38]. Более детально эта и другие модели деления рассмотрены в главе 2.
Код CASCADE реализует транспорт частиц в три стадии: 1) Вычисление пробега свободных частиц (ионов) в среде, принимая во внимание потерю энергии заряженными частицами и возможный распад нестабильных частиц (я0, 7Г). Предположительно все л-мезоны распадаются на у-кванты в момент их рождения. Ионизационные потери я -мезонов, протонов и легких ионов подсчитаны с помощью метода Штернхаймера [39]. В области низкой энергии использован подход Линдхарда [40], а для тяжелых ионов применяется полуфеноменологическая процедура [41]. 2) Моделирование взаимодействия частиц с ядром проводится вдоль его пути. В случае неупругого взаимодействия код CASCADE предполагает три стадии реакций для выполнения вычислений: а) Внутриядерная каскадная стадия, разработанная в Дубне. В этой части вычислений начальные частицы могут быть перерассеяны и могут рождать вторичные частицы несколько раз до поглощения или вылета из мишени. Моделирование внутриядерных каскадов [17, 18], в общем, является близким к методам, используемым другими транспортными кодами. Сечения столкновений адрон-ядро вычисляются на основе собранных экспериментальных данных [42, 43]. Для вычисления ядро-ядерных сечений мы используем аналитические аппроксимации с параметрами, определенными в [44]. Критерием перехода от внутриядерного каскада к предравновесной стадии является энергия отсечки (энергия связи выше энергии Ферми), ниже которой частицы предположительно поглощаются ядром. Частицы обнаруживаются до этой энергии отсечки, и затем наступает предравновесная стадия; Ь) Предравновесная стадия: На этой стадии реакции релаксация ядерного возбуждения рассматривается в соответствии с моделью экситона предравновесного распада. Релаксация вычисляется с помощью метода, основанного на модели Бланка [45, 46]. Протон, нейтрон, дейтрон, тритий, 3Не и 4Не рассматриваются как испущенные частицы в предравновесной и последующей равновесной стадиях. Переход от предравновесного к равновесному состоянию реакции происходит, когда вероятность ядерных переходов, меняющих число экситонов п с Ап=+2, становится равной вероятности переходов в противоположном направлении с Дп=-2; с) Стадия равновесия: Эта стадия предполагает испарение/деление частиц термически уравновешенного ядра. Моделирование испарения и деления методом Монте-Карло описано в 3) Эта стадия прослеживает транспорт нейтронов. Код использует 26-и групповые константы [47] сечений транспорта нейтронов ниже 10.5 МэВ. Нейтроны могут замедляться многочисленными неупругими столкновениями, могут осуществлять деление в случае расщепляющегося материала и, в конце концов, захвачены в (п, у)-реакции. Было принято, что каскадная частица останавливается, если ее энергия ниже, чем пограничная энергия Еь, равная 2 МэВ для л , 10 МэВ для протона и дейтрона, 30 МэВ для трития и 10 МэВ / нуклон для всех более тяжелых ядер. Необходимо иметь правильное представление об этих низкоэнергетических частицах, т. к. задачи биофизики, исследования вреда излучения для микроэлектронного оборудования и другие области применения, где существует проблема вреда излучения низкоэнергетических частиц, являются очень важными [40]. Низкоэнергетические лГ-мезоны, захваченные в ядре, создают новые внутриядерные каскады. Нейтроны отслеживаются до термализации. Алгоритм является цикличным по природе и уменьшается до нескольких повторений всех этих возможных операций. Более подробно это описано в [17, 18]. Учитывая перечисленное выше и другие важные сложные задачи для ADS и INSS, целью данной работы является следующее: a) Усовершенствование программного комплекса CASCADE путем использования более точной модели распада возбужденных послекаскадных ядер (конкурирующих процессов испарения и деления) и усовершенствования алгоритма расчёта ядро-ядерных сечений. Одним из результатов должно быть существенно лучшее согласие с экспериментом сечений рождения изотопов1. b) Создание Монте-карловских моделей и математические эксперименты с используемыми в ОИЯИ экспериментальными устройствами GAMMA-2 и Энергия+Трансмутация с целью выяснения их характеристик и качества их радиационной защиты и анализа получаемой с их помощью экспериментальной информации. Но основе результатов математических экспериментов с комплексом CASCADE наметить пути для оптимизации конструкции ADS Энергия+Трансмутация c) Разработать новую методологию получения экспериментального нейтронного спектра из реакций расщепления в установках (GAMMA-2 и Энергия+Трансмутация) с использованием пороговых детекторов и спектроскопии гамма-лучей и расчётов на основе усовершенствованного программного комплекса CASCADE.
Дальнейшие развитие модели деления
Сечения взаимодействия ядер: Кроме тех усовершенствовании, о которых говорилось выше, мы использовали усовершенствованное феноменологическое ядро-ядерное сечение. Сечения упругих и неупругих ядерных взаимодействий необходимы для решения различных теоретических и прикладных проблем, а особенно, для моделирования транспорта частиц и пучков ионов в среде, для конструирования электроядерных систем, для экранирования излучения, для оценки вреда излучения для микроэлектронного оборудования, радиобиологических эффектов при клиническом облучении. Знания о взаимодействии пучков также важны для оценки влияния на ткани животных и человека. Такие сечения особенно важны для вычисления взаимодействия космических лучей с деталями спутников, где тяжелые ядра группы железа вносят большой вклад. Чтобы оценить степень риска, нужен надежный транспортный код и точная входная информация. Часть этой информации представляет полное (упругое и неупругое) сечение.
Существует много теоретических исследований в этой области [81-86]. Однако, экспериментальная информация о сечениях очень мала [42]. В настоящее время единственным способом получения необходимых данных является интерполяция и экстраполяция экспериментальных данных посредством аналитических выражений с фитированными параметрами, подсказанными теоретическими моделями. В настоящее время существуют несколько таких аппроксимаций, не сильно различающихся по энергии и массовому числу. Самая универсальная, простая аппроксимация, применимая для энергий выше кулоновского барьера и для различных пар ядер рассматривается в [42, 87]. Представлены выражения, аппроксимирующие экспериментальные интегральные сечения для упругих и неупругих взаимодействий легких и тяжелых ядер при энергии до нескольких ГэВ/нуклон. Рассчитанные сечения находятся внутри коридора экспериментальных погрешностей или близки к нему.
Описание параметризованной формулы для неупругого и упругого сечений: Формула для неупругого сечения дана в [81], где постоянная С должна быть определена с помощью экспериментального сечения. Здесь Е -энергия ядра снаряда в лабораторной системе, Ес = Apt(E/Ap) - CMS ядерная энергия, Apt = Ар А, /(Ар + А,), Ар и А, - массовые числа снаряда и мишени, В - кулоновский барьер.
Аппроксимация основана на модели, сочетающей центральное (с маленькими параметрами столкновения) и периферическое столкновение. Параметр С, характеризующий прозрачность ядерной периферии, является гладкой функцией с энергией Е/Ар=Е0 /At) где Е0-энергия в обратной системы отсчета. Эта функция определяется сравнением с хорошо известными экспериментальными данными [42].
Точность аппроксимации неупругого сечения от возрастает, если С(ЕС/АР) выбрана отдельно для дейтронов C j и для тяжелых ядер Q,. Экспериментальных данных об упругих сечениях ое\ намного меньше; таким образом Cei (см. Таблицу 6) может быть определена сразу для всех ядер без разделения на легкие и тяжелые. Мы видим, что сечение симметрично (1) относительно лабораторной и собственной систем координат.
Можно попытаться усовершенствовать аппроксимацию и различить сечения изотопов [42, 87], введя дополнительный член a(l-Zp /Ар - Zt / At) в (1). Однако, коэффициент а определяется с очень большой погрешностью, поэтому данные в Таблице 6 получены без помощи этого члена.
В большинстве случаев, являющихся важными с практической точки зрения, нижняя граница аппроксимации (61) Eb = В(1+Ар / At ) меньше, чем пороги, при которых ионы считаются остановленными за счет быстро возрастающего влияния процессов ионизации, и мы не нуждаемся в сечениях при Е Еь. Однако, для тяжелых снарядов, например, в столкновениях компонентов железа космических лучей с материей или в экспериментах с столкновениями ядер урана энергия пограничного слоя Еь больше: Еь » В. (для взаимодействий Fe+Fe и U+U при В 90 и 700 МэВ). В этих случаях нужно использовать аппроксимацию, принимая во внимание квантовые эффекты вблизи кулоновского барьера В . Для этого мы используем выражение, представленное в работах [88, 89].
Здесь, a - коэффициент нормализации, определенный при совмещении с уравнением (61) при энергии близкой к В (мы используем Ес = В/0.61); р = 1.095 -фитированная постоянная. Аппроксимация получается более точной, если применяется энергетическая зависимость радиуса ядра Ro(E) = Ro(l-0.021E/Ap), где Ro= 2.1, 1.71, 1.47 для дейтрона, a-частицы и всех остальных ядер. Нижняя граница аппроксимации определяется условием da/dE = 0 (при более низких энергиях а возрастает благодаря Тс в знаменателе, несмотря на эксперимент).
Рисунки 18 и 19 иллюстрируют точность рассматриваемой аппроксимации для легких ядер. Существует только несколько отдельных экспериментальных данных для тяжелых ядер (сравнение с расчетными данными показано в Таблице 7). Принимая во внимание большие экспериментальные погрешности, можно сказать, что расчетные данные находятся внутри коридора этих погрешностей. В Таблице 8 сравниваются упругие сечения. В среднем, неточности в экспериментальных данных и вычисленных значениях намного больше, чем для ain в этом случае. Сечения, полученные посредством оптического анализа экспериментальных данных из [42]. Когда при одинаковой энергии существует два экспериментальных показания, мы всегда используем среднее значение.
Мишень с парафиновым и графитовым замедлителями (эксперимент GAMMA-2)
Свинцовая мишень с размерами (2RXL=8CM Х 20см), окруженная слоем парафина толщиной 6 см, представлена на Рис. 27. Внутренняя часть - свинцовая мишень, а внешняя - парафин. Для проведения расчетов свинцовая установка была разделена на 13 слоев шириной 1.5 см (толщина последнего 14-го слоя 0.5см), с учетои ширины пороговых детекторов, которые используются для измерения спектров нейтронов. В установке с замедлителем поверхность имеет 21 слой толщиной 1.5 см (толщина последнего 14-го слоя 0.5 см). Вычисления были сделаны с использованием графитового замедлителя.
Были изучены спектры нейтронов (пространственное и энергетическое распределение) и влияние различных замедлителей (парафинового и графитового) для установки GAMMA-2 [99]. В Таблице 15 представлена расчетная энергетическая зависимость нейтронного выхода для свинцовой мишени и для мишени с парафиновым или графитовым замедлителем толщиной 6 см, а также показано влияние утечки нейтронов и захват в (п, у)-реакциях. В связи с тем, что установка имеет не слишком большой вес, можно использовать топкую опору, которую мы не берем в расчет при вычислениях.
Следует отметить, что в мишени с парафиновым замедлителем основная часть нейтронов (около 70-80 %) имеют энергией) меньше 10 МэВ. Такие нейтроны появляются за счет многочисленных столкновений с водородом и отсутствуют в графитовом замедлителе. Таким образом, парафин является лучшим (почти в 3 раза) замедлителем, чем графит.
В рамках статистических погрешностей ( 5 %) нейтронный выход в мишенях с графитовым замедлителем почти такой же, как в свинцовой пластине, и медленно возрастает (как можно видеть в Таблице 16) по мере увеличения толщины замедлителя AR: пятикратное увеличение AR, от 6 до 30 см, приводит только к двадцати процентному увеличению утечки и выхода нейтронов. Таблица 17 показывает среднюю энергию частиц и энергия гамма- лучей, произведенного на установках. Мы видим, что замедлитель существенно сокращает энергию вылетевших частиц но, тем не менее, энергия , особенно для протона, сохраняется достаточно высокой. Суммарный энергетический баланс положителен из-за (п, у)-реакций и высокоэнергетического деления. При Е=1,0 ГэВ деление дает 30 МэВ, при Е = 2,0 ГэВ - 50 МэВ. Источниками у-квантов являются (п, у) -реакции, антивозбуждение остаточных ядер и распад л-мезонов. Последний делает основной вклад. Например, в свинцовой установке этот вклад достигает 60 % от суммарной энергии при Е = 1,0 ГэВ и почти 90 % при Е=4 ГэВ. Представленные данные могут немного меняться из-за влияния лабораторной среды; тем не менее, вычисления Монте-Карло показали, что изменения составляют несколько процентов.
Ядерные у-лучи имеет энергию в районе нескольких МэВ и ниже, но распад мезонов производит у-кванты с энергией больше 70 МэВ и это требует сильного радиационного экранирования.
Таблицы 18 и 19 показывают, как выход и средняя энергия вылетевших частиц распределяются вдоль внешних цилиндрических поверхностей свинцовой установки и источник нейтронов с замедлителем. Поскольку порог большинства детекторов намного выше энергии нейтронов, Е 0.025 эВ, эти нейтроны не включены в таблицы.
Свинцовая установка выпускает в основном частицы с энергией Е 0.1 МэВ, потоки низкоэнергетических частиц довольно слабые. В то же время, как упоминалось выше, большая часть нейтронов, вылетающих из мишени с парафиновым замедлителем состоит из низкоэнергетических частиц. Эта часть спектра отсутствует в реакции свинца с графитом ( см. Рис. 28). Тем не менее, если слой графита толще 30 см, создается значительное число нейтронов с энергией Е 10"7 МэВ.
Оба спектра частиц имеют максимальную интенсивность частиц, будучи перемещенными относительно друг друга на AZ=6 см от входа пучка свинцовой мишени. Энергия испущенных частиц равномерно возрастает к концу мишени, потому что, сталкиваясь с ядрами мишени, медленные каскадные частицы рассеиваются в среднем на углы большие, чем быстрые частицы.
В свинцовой установке (Таблица 18) почти 20 % всех нейтронов испущены с торцов мишени, а половина этих частиц, обладая средней энергией 59 МэВ, вылетает из центральной части передней поверхности с R=0 - 0.5 см. Большая часть протонов, испущенная с передней поверхности мишени, также покидает эту область. Их средняя энергия составляет примерно 0.7 ГэВ. Это также показывает неполное выделение энергии протонов внутри свинцовой мишени. Количественно похожая картина также наблюдается в установках с замедлителями; тем не менее, в этом случае протоны обладают меньшей энергией и "холодные" нейтроны испускаются более изотропно. Нейтронный спектр, изображенный на Рис. 28, касается поверхностного уровня при AZ=4,5-6,0 см, где интенсивность испущенных нейтронов достигает своего максимума. Замедлители, особенно парафин, существенно увеличивают низкоэнергетическую часть спектра. В этом случае спектр имеет длинный, почти постоянный "хвост" с гладким горбом при 10" -10 МэВ. В этой области разница в интенсивности на установках с парафином и других составляет несколько порядков величины. При увеличении толщины графита AR, можно наблюдать постепенный переход нейтронов от высокой энергии к низкой и быстрый рост горба в левой части их спектра для AR 30 см. U-Pb электроядерная установка (эксперимент Энергня+Трансмутацпя) Моделирование урановой и свинцовой установок с двумя и девятью секциями: Эта часть предполагает вторую часть экспериментальной программы - облучение двух- и девятисекционной установки с урановым покрытием пучком протонов (ниже мы подробно опишем геометрию секций). В большинстве случаев мы рассматриваем некоторую срединную энергию протонов Е=1,0 ГэВ. Перерасчет для более низких или более высоких энергий может быть сделан с помощью PC Pentium-(3,4) за несколько часов. Рассмотренные параметры установки могут быть немного изменены в будущих экспериментах (более подробно см. [100-102]).
Глубокоподкритичная установка "Энергия+Трансмутация" с центральной свинцовой мишенью с размерами (2RXL=8.4CM Х 10.4СМ) В каждой секции и около 3251 кг природного урана, окружающего установку (в завершенном виде с девятью секциями, каждая из которых содержит 210 стержней весом 1.72 кг каждый и покрытых алюминием), облученного пучком протонов из ускорителя ОИЯИ (Нуклотрон) с энергией несколько ГэВ уже частично готова и используется в экспериментах [100].
Спектры нейтронов в эксперименте "Энергия + Трансмутация"
Влияние пространственной дисперсии пучка и его случайного экспериментального отклонения от центра мишени также будет рассмотрены ниже. В процессе моделирования установка была разделена на 51 зону, различающихся по местоположению, форме и химическому составу (включая 6 зон, описывающих экран и многослойную опору установки). Покрытие рассматривается как однородная смесь урана и алюминия. В каждом варианте вычислений было опробовано более 105 каскадов. Вычисления с помощью PC Pentium-4 с частотой 2400 МГц заняли 10 часов.
Таблица 24 показывает расчетные значения выхода нейтронов в измерительной комнате для установки (т. е. с учетом экрана и опоры) и число нейтронов, поглощенных в (п, уУреакцнях. Соответствующие данные для "раскрытой" установки (без экрана и опоры) также представлены в скобках для сравнения. Все данные представлены на первичный протон. Таблица 24 показывает, что удваивание энергии протона увеличивает нейтронный выход на 85 %.
Окружающий слой полиэтилена и опора установки не меняют полный выход нейтронов и, что особенно важно, не защищают измерительную комнату от у-лучей и нейтронного излучения. На самом деле он играет роль конвертера, трансформируя быстрые нейтроны в нейтроны низкой энергии. В измерительной комнате присутствует существенный фон "холодных" нейтронов с энергией En 0.025 эВ, возникающий благодаря энергетическим потерям нейтронов в столкновениях с легкими ядрами окружения установки. Слой кадмия только предотвращает возврат "холодных" нейтронов в экранируемое помещение помещение; однако, такие нейтроны могут вылетать в измерительную комнату. Согласно вычислениям, в комнате также присутствует поток быстрых нейтронов, испущенных незащищенными экраном торцы установки. Для безопасной работы с установкой требуется усовершенствование экрана, особенно с торцов. Таблица 25 содержит данные об энергии рожденных частиц. Суммарное тепловыделение на установке равно разнице полной выделенной энергии Ei и потери энергии Е2. Здесь Ei = Е0 + Ef + Еу, здесь Е0 - энергия первичного пучка (трансформирующаяся в потери ионизации, энергию отдачи и энергию остатка) , Ef и ЕПіТ - энергия произведенная делением как у-кванты. Е2=ЕП +Есь +Еу, где Еп и Ech, Еу - энергия вылетевших нейтронов, протонов и у-квантов, соответственно, в измерительной комнате. Как и в предыдущей таблице, вычисленные результаты показаны отдельно для установки с экраном и "раскрытой" (в скобках) установки. Около 10 % энергии первичного протона, отнимаемой заряженными частицами (в основном протонами, т. к. выход тг-мезонов и д-мезонов), на при рассматриваемых энергиях. Так как они вылетают из торца, их энергия в установке с экраном и в "раскрытой" установке практически одинаковая. Тем не менее, энергия утечки нейтронов, вылетающих с поверхности покрытия, существенно снижена полиэтиленом. В у-излучении наблюдаются два компо нента: высокоэнергетические кванты, рожденные распадом я-мезонов и у лучей с энергией в несколько МэВ, испущенных в (п, у)-реакции, и релаксацией слабовозбужденных остаточных ядер. Экран и опора установки слабо влияет на тепловыделение и у-эмиссию, потому что рождение нейтронов и у-лучей происходит внутри мишени, а покрытие и окружение не влияют на тепловыделение. Образцы помещены на верхнюю часть покрытия в центре второй секции перпендикулярно направлению пучка протонов ( см Рис. 37) Пространственное распределение нейтронов вдоль длинны секции установки показано на Рис. 38. Поскольку установка находится в центре помещения (Рис. 29), спектры начинаются с 31.5 см. Интенсивность нейтронов имеет максимальное значение близкое к центру второй секции и около четверти этого значения в конце установки. Средняя энергия En(Z) нейтрона, вылетающего с верхней поверхности, равномерно возрастает (Рис. 38); за счет эластичных столкновений нейтроны низкой энергии имеют большие углы рассеяния и быстрые частицы в значительном количестве транспортируются вперед. Как мы видим, энергия нейтронов в конце установки в три раза больше, чем на своем переднем торце. Рис. 39 показывает спектры нейтронов, облучающих образцы в установке. Хотя энергия первичного протона была Е=2 ГэВ, только нейтроны с энергией Еп 350 МэВ достигли поверхности покрытия. Наблюдается плато тепловых частиц и горб "холодных" нейтронов сЕ„ 0.025 эВ. Такие нейтроны обычно рождаются в столкновениях внутри опоры. Нейтроны низкой энергии, рожденные в полиэтилене замедляются слоем кадмия. В "раскрытых" установках без экрана и опоры горб отсутствует и кривая стремится к нулю при любой энергии (Рис. 39).
Радиальные спектры нейтронов в интервале, отделяющем вторую секцию от остальных, изображены на Рис.40-42. Во всех случаях энергия протонов была Е=2 ГэВ. Можно видеть, что спектры до и после этой секции практически одинаковы. В этой области мишени при малом R имеет место сильное влияние частиц высокой энергии Еп 350 МэВ. Количество "холодных" нейтронов уменьшается по направлению к периферии покрытия.
Вызывает интерес резкое уменьшение интенсивности нейтронов при Еп 10 МэВ. Оно скрыто влиянием медленных нейтронов в середине покрытия (Рис. 41) и на периферии (Рис. 42), и суммарным спектром, интегрированным по всему R. Мы не видим физических причин для такого быстрого изменения спектра в районе 10 МэВ. Анализ показал, что происхождение этого эффекта кроется в основном в неправильном описании распадов возбужденных сложных систем, созданных ядерным захватом медленных каскадных частиц. Эта особенность свойственна почти всем вариантам программы CASCADE, используемым нами. В этом отношении CASCADE нуждается в усовершенствовании для того, чтобы снизить выход нейтронов с энергией в несколько десятков МэВ. Мы также рассмотрели влияние пространственного расширения пучка первичных протонов и его перемещение относительно центра мишени.
Было высказано предположение, что расширение пучка имело гауссову форму и 90 % протонов было внутри кольца с радиусом 2.5 см. Перемещение из центра мишени составило АХ=-1.5 см. В рамках статистических погрешностей (около 105 каскадов были смоделированы) данные Таблиц 24 и 25 и спектры нейтронов в наиболее важной области данного эксперимента, на верхней поверхности, остаются неизменными.
Необходимо обратить внимание на то, что спектр нейтронов, представленный в Рис. 39 полоской показан на Рис. 37 (на первичный протон и область S=AXxAZ = 2см х 13см). Как мы уже упоминали, пучок с энергией 2 ГэВ был перемещен на АХ=-1.5 см. Мы вычислили спектры для обоих углов (угол 2 напротив размещения пучка и угол 1 на противоположной стороне от пучка, которая находится далеко от пучка) и в центре полоски (см. Рис. 37). Можно наблюдать влияние формы спектра (Рис. 43). В центре мы получили наибольшее число нейтронов и в углу 2 оно приблизительно на 5 % меньше, чем в центре, но в углу 1 число нейтронов было приблизительно на 20 % меньше, чем в центре. Кроме того, значительная разница наблюдалась для нейтронов с энергией выше, чем 1 МэВ. Экспериментаторы должны быть аккуратными и сделать соответствующие поправки при наблюдении спектра нейтронов с помощью пороговых детекторов.
