Диффузия нейтронов. Сферически-симметричный источник в однородной среде

💖 Нравится? Поделись с друзьями ссылкой

Лекция 4. Замедление и диффузия нейтронов Процесс снижения средней кинетической энергии нейтронов при рассеянии на ядрах называют замедлением. Рассеяние нейтронов на ядрах может быть упругим или неупругим. Упругое рассеяние происходит с сохранением суммарной кинетической энергии нейтрона и ядра. Потерю энергии нейтроном Е 1-Е 2 при одном упругом рассеянии обычно характеризуют средней логарифмической потерей энергии (параметром замедления) ξ = ‹In (E 1/E 2)› ≈ 2/(А + 2/3) Используя ξ, можно рассчитать среднее число столкновений nзам нейтрона с ядрами, которое приводит к его замедлению от начальной энергии до тепловой области (Ет): nзам = ln(Е 0/Ет)/ ξ. 1

Для выбора веществ, которые могут быть использованы в качестве замедлителей, вводят понятие замедляющей способности, показывающее не только значение средней потери энергии при одном столкновении, но также учитывающее число таких столкновений в единичном объеме вещества. Произведение ξ Σs, где Σs -макроскопическое сечение рассеяния, учитывает оба вышеуказанных фактора, поэтому его значение характеризует замедляющую способность вещества. Чем выше значение ξ Σs, тем быстрее замедляются нейтроны и тем меньший объем вещества нужен для замедления нейтронов. 2

ЗАМЕДЛИТЕЛЬ должен обладать минимальной поглощающей способностью в области тепловых энергий, а поглощающую способность вещества характеризует величина Σа, т. Поэтому основной характеристикой веществ, используемых в качестве замедлителя, является коэффициент замедления kзам, который показывает способность вещества не только замедлять нейтроны, но и сохранять их после замедления: kзам = ξ Σs / Σа, т. Чем больше kзам, тем интенсивнее накапливаются тепловые нейтроны в замедлителе ввиду большой замедляющей способности вещества и слабого поглощения в нем нейтронов. Вещества, имеющие высокие значения kзам, являются самыми эффективными замедлителями (см. табл. 2. 2). Наилучшим замедлителем является тяжелая вода, однако высокая стоимость тяжелой воды ограничивает ее применение. Поэтому широкое распространение в качестве замедлителей получили обычная (легкая) вода и графит. 3

В процессе замедления до тепловой области нейтрон испытывает большое число столкновений, при этом происходит его среднее смещение (по прямой) на расстояние ‹rзам› от места генерации (см. рис. 2. 8.). Величину Ls= 1/2 называют длиной замедления, а квадрат длины замедления - возрастом нейтронов τ. Нейтроны после своего замедления до тепловой области относительно длительное время хаотическим образом перемещаются в среде, обмениваясь кинетической энергией при столкновениях с окружающими ядрами. Такое движение нейтронов в среде, когда их энергия в среднем остается постоянной, называют диффузией. Диффузионное движение теплового нейтрона продолжается до тех пор, пока не произойдет его поглощения. В процессе диффузии тепловой нейтрон смещается от места своего рождения до места поглощения в среднем на расстояние ‹rдиф›. Величину L = 1/2 называют длиной диффузии тепловых нейтронов. Среднее расстояние, на которое смещается нейтрон от места своего рождения (быстрым) до места своего поглощения (тепловым), характеризуют длиной миграции М: M 2 = τ + L 2. 4

5

3. 3. Разделение диапазона энергий нейтронов в ядерном реакторе Из всего многообразия процессов, происходящих при взаимодействии нейтронов с ядрами, для работы ядерного реактора важны три: деление, радиационный захват и рассеяние. Сечения этих взаимодействий и соотношения между ними существенно зависят от энергии нейтронов. Обычно выделяются интервалы энергии быстрых (10 Мэ. В-1 кэ. В), промежуточных или резонансных (1 кэ. В-0, 625 э. В) и тепловых нейтронов (-э. В). Нейтроны, образующиеся при делении ядер в реакторах, имеют энергии выше нескольких кило электрон вольт, т. е. все они относятся к быстрым нейтронам. Тепловые нейтроны называются так потому, что они находятся в тепловом равновесии с веществом реактора (в основном, замедлителя), т. е. средняя энергия их движения приблизительно соответствует средней энергии теплового движения атомов и молекул замедлителя. 6

Как видно, для всех замедлителей время диффузии значительно больше времени замедления, причём наибольшая разница имеет место для тяжёлой воды. Это означает, что в большом объёме замедлителя число нейтронов с тепловой энергией приблизительно в 100 раз больше числа всех остальных нейтронов с более высокой энергией. 9

Конструкционные материалы и топливо слабо замедляют нейтроны по сравнению с тяжёлой или легкой водой. В графитовых реакторах объём замедлителя в ячейке значительно превосходит объём ТВС, и возраст нейтронов в реакторе близок к возрасту нейтронов в графите 10

Коэффициент размножения Для анализа цепной реакции деления вводят коэффициент размножения, показывающий отношение числа нейтронов ni любого поколения к их числу ni-1 в предыдущем поколении: k = ni/ ni -1 11

ФАЗЫ ЗАМКНУТОГО НЕЙТРОННОГО ЦИКЛА Значение k∞ в размножающей среде, содержащей ядерное топливо и замедлитель, определяется участием нейтронов в следующих четырех процессах, представляющих различные фазы замкнутого нейтронного цикла: 1) деление на тепловых нейтронах, 2) деление на быстрых нейтронах, 3) замедление быстрых нейтронов до тепловой области, 4) диффузия тепловых нейтронов до поглощения в ядерном топливе 12

1. Деление на тепловых нейтронах (10 -14 с). 1) Деление на тепловых нейтронах характеризуется коэффициентом деления на тепловых нейтронах η, который показывает число образующихся вторичных нейтронов на один поглощенный тепловой нейтрон. Значение η зависит от свойств делящегося вещества и его содержания в ядерном топливе: η = νσf 5/(σf 5 + σγ 8 N 8/N 5). Снижение η по сравнению с числом ν вторичных нейтронов, возникающих при делении), обусловлено радиационным захватом нейтронов ядрами 235 U и 238 U, имеющими концентрации N 5 и N 8 соответственно (для краткости в нижнем индексе будем указывать последнюю цифру массового числа нуклида). 13

Для нуклида 235 U (σf 5 = 583, 5 б, σγ 5 = 97, 4 б, N 8 = 0) значение η = 2, 071. Для естественного урана (N 8/N 5 = 140) имеем η = 1, 33. 14

2. Деление на быстрых нейтронах (10 -14 с.). Часть рождающихся при делении вторичных нейтронов имеет энергию больше энергии порога деления 238 U. Это вызывает деление ядер 238 U. Однако после нескольких столкновений с ядрами замедлителя энергия нейтронов становится ниже этого порога и деление ядер 238 U прекращается. Поэтому размножение нейтронов за счет деления 238 U наблюдается только при первых столкновениях родившихся быстрых нейтронов с ядрами 238 U. Число образующихся вторичных нейтронов на один поглощенный быстрый нейтрон характеризуется коэффициентом деления на быстрых нейтронах μ. 16

3. Замедление быстрых нейтронов до тепловой области (10 -4 с) В резонансной области энергий основным поглотителем замедляющихся нейтронов являются ядра 238 U. Вероятность избежать резонансного поглощения (коэффициент φ) связана с плотностью N 8 ядер 238 U и замедляющей способностью среды ξΣs соотношением φ = exp[ – N 8 Iа, эф/(ξΣs)]. Величину Iа, эф, характеризующую поглощение нейтронов отдельным ядром 238 U в резонансной области энергий, называют эффективным резонансным интегралом. 17

Чем больше концентрация ядер 238 U (или ядерного топлива Nят) по сравнению с концентрацией Nзам ядер замедлителя (ξΣs = ξσs. Nзам), тем меньше значение φ 18

Диффузия тепловых нейтронов до поглощения в ядерном топливе (10 -3 с). Нейтроны, достигшие тепловой области, поглощаются либо ядрами топлива, либо ядрами замедлителя. Вероятность захвата тепловых нейтронов ядрами топлива называют коэффициентом использования тепловых нейтронов θ. θгет = Σа, ятΦят/(Σа, ятΦят + Σа, замΦзам) = Σа, ят/(Σа, ят + Σа, замΦзам/Φят). 19

Рассмотренные четыре процесса определяют баланс нейтронов в размножающей системе (см. рис. 3. 3). В результате поглощения одного теплового нейтрона любого поколения в следующем поколении появляется ημφθ нейтронов. Таким образом, коэффициент размножения в бесконечной среде количественно выражается формулой четырех сомножителей: k∞ = n ημφθ/n = ημφθ. 20

Рис. 3. 3 Нейтронный цикл цепной реакции деления на тепловых нейтронах в критическом состоянии (k∞ = ημφθ = 1). 21

Первые два коэффициента зависят от свойств используемого ядерного топлива и характеризуют рождение нейтронов в процессе цепной реакции деления. Коэффициенты φ и θ характеризуют полезное использование нейтронов, однако их значения зависят от концентраций ядер замедлителя и топлива противоположным способом. Поэтому произведение φθ и, следовательно, k∞, имеют максимальные значения при оптимальном отношении Nзам/Nят. 22

цепную реакцию деления можно осуществить с использованием разных видов ядерного топлива и замедлителя: 1) естественного урана с тяжеловодным или графитовым замедлителем; 2) слабообогащенного урана с любым замедлителем; 3) сильнообогащенного урана или искусственного ядерного топлива (плутония) без замедлителя (цепная реакция деления на быстрых нейтронах). 23

Связана с движением тепловых нейтронов в объеме. При возникновении разности значений плотностей тепловых нейтронов в разных точках объема появляется диффузионный ток (закон Фига). Вектор j — показывает в каком направлении и какой величины происходит переток нейтронов из одной точки в другую, вызванный разностью n 1 > n 2 .

J = — D grad (n), D’ = l tr v/3;
j = — D grad (Ф), D = l tr /3;

R 23 2 = 2 l a l tr N 1 — расстояние от точки появления до точки поглощения теплового нейтрона
. l a — длина свободного пробега
. L d = r 23 /√6 — длина диффузии
. Слабопоглощающая среда L d >L s — иначе сильнопоглощающая

Уравнение диффузии запишем из баланса нейтронов в произвольном единичном объеме активной зоны. Будем считать, что количество нейтронов в этом объеме будет меняться от интенсивности протекания трех процессов:
. Перетечка нейтронов из соседних объемов (диффузия)
. Поглощение нейтронов средой, находящейся в выделенном объеме
. Появление новых тепловых нейтронов вследствие замедления быстрых нейтронов
1/v ∂Ф/∂t = диффузия — поглощение + рождение
ΔФ = ∂ 2 Ф/∂x 2 + ∂ 2 Ф/∂y 2 + ∂ 2 Ф/∂z 2

1/v ∂Ф/∂t = DΔФ — ∑ a Ф + q T — дифференциальное уравнение диффузии тепловых нейтронов.

Т.к. замедление дискретно было введено понятие торможения. Надо записать, как меняется энергия нейтрона при торможении:


dE/dt = dE/dv ⋅ dv/dt, v — число соударений, dv/dt = v/l s = v ⋅ ∑ S

ξ = d ln(E)/dv = 1/E ⋅ dE/dv ⇒ dE/dv = ξ⋅E

Получим dE/dt = ξEv∑ s .
При записи уравнения диффузии примем допущения:
. В процессе замедления поглощение замедляющихся нейтронов отсутствует.
. Все быстрые нейтроны, рождающиеся в процессе деления, имеют одну и ту же энергию E 0 .
. Источники появления быстрых нейтронов равномерно распределены в объеме активной зоны.

Концентрация замедляющихся нейтронов в единице объема: n 1 (r, t), r = (x, y, z)

∂n 1 (r,t)/∂t = DΔФ = DvΔn 1 (r,t)

Перейдем к функции плотности замедления: n 1 (r, t) = n 2 (r,E)⋅dE/dt = q (r, E).

Δq(r,τ) = ∂q(r,E) (ξE∑ S)/(D∂E) = ∂q(r,τ)/∂τ — уравнение возраста нейтронов

Коэффициент размножения для бесконечной среды k ∞ = v a εϕθ. В ограниченном объеме происходят утечки, поэтому вводят эффективный коэффициент размножения: k эф = ωk ω — вероятность избежать утечки из активной зоны (показывает, сколько нейтронов поглотилось в активной зоне). ω1, чтобы обеспечить нормальную работу реактора. k ∞ характеризует потенциальную возможность осуществления цепной реакции. Если k ∞ ≤1, то обеспечить самоподдерживающуюся цепную реакцию невозможно. k ∞ определяется свойствами размножающей среды (составом). Уменьшая размер активной зоны мы можем снижать ω и создавать условия k эф = 1 — критическое состояние реактора. ω зависит от формы активной зоны, характера распределения полей замедляющихся и тепловых нейтронов в активной зоне.

Таким образом, появляется две задачи:
. Определить k ∞
. Найти подходящую ω (геометрию и распределение полей), чтобы k эф = 1. Эту задачу можно решить, если мы будем знать распределение полей.

Замедление и диффузия нейтронов.

За время существования нейтрона с момента испускания при давлении до момента поглощения проходят 2 процесса:

1).процесс замедления быстрого нейтрона от энергии деления(~2 Мэв) до тепловой энергии(<0,2эв)(0,025эв);

2).процесс диффузии теплового нейтрона.

Время существования нейтрона ~0,001сек и зависит от состава активной зоны.

Нейтроны подобно газам диффундируют из области с большей плотностью в область с меньшей плотностью.

Между столкновениями- прямой участок. Типичная траектория- зигзагообразный вид из прямолинейных отрезков разной длины.

Если бы отсутствовал нейтронный захват- траектория бесконечна. После рассеивающего соударения движется по направлению, образующему угол ψ с первоначальным направлением движения.

Угол ψ-у рассеяния. Важно для изучения диффузии и замедления, какова вероятность рассеяния в любом направлении. Экспериментально установлено, что имеет тенденцию к рассеянию в направлении своего первоначального движения.

Если бы рассеяние происходило с одинаковой вероятностью во все стороны (изотропное рассеяние), то значение const, осредненное по всем столкновениям было бы =0.

В действительности же средний cos ψ >0 (нуля) и определяется равенством cos ψ= ,

где А-массовое число рассеивающего ядра.

Начиная с бериллия, отклонение почти изотропно. При изотропном рассеянии среднее расстояние, проходимое между рассеивающими соударениями равно

В действительности же эффективное расстояние больше, чем средняя длина свободного пробега λ s , вследствие преимущественного рассеяния вперед. Это расстояние назавают транспортной длиной свободного пробега:

По аналогии с е вводится также понятие о транспортном сечении

Т.к. в качестве замедлителя в ядерных реакторах используют легкие элементы, то процесс замедления быстрых нейтронов происходит в основном в результате упругого рассеяния .

Потеря энергии при соударении зависит от ψ. При ψ=0 Е 2 /Е 1 =1. Наибольшая потеря Е при столкновения происходят при ψ= 0-π. При прочих равных условиях замедлитель тем эффективнее, чем больше энергии будет терять быстрый деления

при столкновении с ядрами замедлителя.

В качестве меры изменения энергии нейтрона при упругом столкновении испускается средний логарифмический декремент энергии на 1 столкновение(или средняя логарифмическая потеря энергии):

ξ=(ln Е 2 /Е 1) ср,

Е 1 - до столкновения

Е 2 - после столкновения

Усредненная по всевозможным углам рассеяния величина ξ зависит только от атомного веса элемента А:

т.е ξ не зависит от начальной энергии .

Это значит, что в среднем теряет одну и ту же долю своей первоначальной энергии независимо от того, при какой начальной энергии нейтрона произошло столкновение.

Высота ступенек говорит о изменении ln Е приходяшиеся на 1 столкновение, т.е. определяет ξ.,т.к. ξ не зависит от Е, то в среднем высота ступенек одинакова в течение всего времени замедления.

Среднее число столкновений с атомами вещества, необходимое для уменьшения энергии от Е 1 до Е 2 определяется соотношением

Физически-с увеличением ξ. Увеличивается потеря Е на 1 атом, а значит, уменьшается среднее число столкновений необходимых для снижения Е=2Мэв до 0,025эв.

С растет с увеличением массового числа ядер замедлителя(на воде требуется 19 столкновений, а на графите-114). Чем меньше С, тем лучше замедлитель. Однако и С,и ξ не достаточно полно отражают замедлительные свойства вещества. Они определяются средней потерей энергии на 1 столкновение, но не отражают того, на сколько вероятно рассеивающее столкновение нейтрона с ядрами данного замедлителя. Последнее определяется макроскопическим поперечным сечением рассеяния.

Σ s = σ s ∙N,

где σ s - микроскопическое сечение;

N-плотность ядер замедлителя

Поэтому в качестве более подходящей характеристики замедляющих свойств вводится произведение:

ξΣ s , называемое замедляющей способностью, т.к. оно характеризуется и потерей Е(ξ), и вероятностью того,что произойдет столкновение. При выборе замедлителя приходится считаться с тем важным требованием, чтобы он возможно меньше поглощал нейтроны. Поэтому вводится к-т замедлитель:

Для замедлителя ядерных реакторов могут использоваться только такие вещества, которые одновременно обладают высокими значениями к з и замедляющей способностью ξΣ s . Такими материалами являются обычная вода, тяжелая вода, графит, бериллий, окись бериллия и некоторые органические жидкости. Наилучший- тяжелая вода. В обычной воде к з наименьшее из-за повышенного захвата тепловых нейтронов в водороде.

вещество ξ. С к з σ а σ s
Вода 0,918 1,53 0,66 0,0218 1,45 2,7
Тяжелая вода 0,51 0,37 2,6∙10 -3 0,86∙10 -4 0,50
Бериллий 0,207 0,176 9∙10 -3 10,8∙10 -4 0,84
Окись бериллия 0,174 0,129 9∙10 -3 11,2 6,5∙10 -4 0,81
Дифения 0,892 1,5 4∙10 -3 4,8 3,32∙10 -4 0,998
Дифениальная смесь 0,886 1,61 117,5
Графит 0,158 0,064 4∙10 -3 4,8 3,32∙10 -4 0,998
Гелий в нормальном состоянии 0,525 1,6∙10 -5
Литий 0,268 0,0172 Ничтожно малы
Бор 0,171 0,0875

В процессе замедления помимо изменения энергии, имеет место смещение нейтрона в пространстве от точки его испускания до точки, где он становится тепловым. Смещение в пространстве продолжается и в процессе диффузии ,достигшего теплового уровня.

Диффузия нейтронов Диффузия нейтронов, распространение нейтронов в веществе, сопровождающееся многократным изменением направления и скорости движения в результате их столкновений с атомными ядрами. Д. нейтронов аналогична Д. в газах и подчиняется тем же закономерностям (см. Диффузия ). Быстрые нейтроны , т. е. нейтроны с энергией, во много раз большей, чем средняя энергия теплового движения частиц среды, при Д. отдают энергию среде и замедляются. В слабо поглощающих средах нейтроны приходят в тепловое равновесие со средой (тепловые нейтроны). В неограниченной среде тепловой нейтрон диффундирует до тех пор, пока не поглотится одним из атомных ядер. Д. тепловых нейтронов характеризуется коэффициентом диффузии D и средним квадратом расстояния от точки образования теплового нейтрона до точки его поглощения, равным L2 T = 6Dt , где t ‒ среднее время жизни теплового нейтрона в среде.

Для характеристики Д. быстрых нейтронов употребляют средний квадрат расстояния L2 Б между точкой образования быстрого нейтрона (в ядерной реакции, например реакции деления) и точкой его замедления до тепловой энергии. В табл. приведены для некоторых сред значения L2 T для тепловых нейтронов и L2 Б для нейтронов, испускаемых при делении урана.

Значения L2 T и L2 Б для некоторых веществ

L2 T , см2

L2 Б , см2

D2 0 ..... Берилий Be .... Графит С...

1,5·105

При Д. в ограниченной среде нейтрон с большой вероятностью вылетает за её пределы, если полуразмер (радиус) системы мал по сравнению с величиной

напротив, нейтрон с большой вероятностью поглотится в среде, если её радиус велик по сравнению с этой величиной.

Д. нейтронов играет существенную роль в работе ядерных реакторов . В связи с этим разработка ядерных реакторов сопровождалась интенсивным развитием теории Д. нейтронов и методов её экспериментального изучения.

Лит.: Бекурц К., Виртц К., Нейтронная физика, пер. с англ., М., 1968.

Большая советская энциклопедия. - М.: Советская энциклопедия . 1969-1978 .

Смотреть что такое "Диффузия нейтронов" в других словарях:

    Это хаотическое движение нейтронов в веществе. Она аналогична диффузии в газах и подчиняется тем же закономерностям, главной из которых является то, что диффудирующее вещество распространяется от областей с большей концентрацией к областям с… … Википедия

    Распространение нейтронов в в ве, сопровождающееся многократным изменением направления и скорости их движения в результате их столкновений с ат. ядрами. Д. н. в среде аналогична диффузии атомов и молекул в газах и подчиняется тем же… … Физическая энциклопедия

    - (от лат. diffusio распространение растекание, рассеивание), движение частиц среды, приводящее к переносу вещества и выравниванию концентраций или к установлению равновесного распределения концентраций частиц данного сорта в среде. В отсутствие… … Большой Энциклопедический словарь

    I Диффузия (от лат. diffusio распространение, растекание) взаимное проникновение соприкасающихся веществ друг в друга вследствие теплового движения частиц вещества. Д. происходит в направлении падения концентрации вещества и ведёт к… …

    - (от лат. diflusio распространение, растекание, рассеивание), перенос частиц разной природы, обусловленный хаотич. тепловым движением молекул (атомов) в одно или многокомпонентных газовых либо конденсир. средах. Такой перенос осуществляется при… … Химическая энциклопедия

    И; ж. [от лат. diffusio распространение, растекание] 1. Физ. Взаимное проникновение соприкасающихся веществ друг в друга вследствие теплового перемещения частиц вещества. Д. газов. Д. жидкостей. 2. Взаимопроникновение, взаимообмен чем л. Д.… … Энциклопедический словарь

    - (от лат. diffusio распространение, растекание, рассеивание), движение частиц среды, приводящее к переносу в ва и выравниванию концентраций или к установлению равновесного распределения концентраций частиц данного сорта в среде. В отсутствие… … Естествознание. Энциклопедический словарь

    Уменьшение кинетической энергии нейтронов в результате многократных столкновений с атомными ядрами вещества. В ядерных реакциях (См. Ядерные реакции), являющихся источниками нейтронов, образуются, как правило, быстрые нейтроны (с энергией … Большая советская энциклопедия

    Уменьшение кинетич. энергии нейтронов в результате многократных столкновений их с ат. ядрами. Механизм З. н. зависит от энергии нейтронов. Достаточно быстрые нейтроны расходуют энергию гл. обр. на возбуждение ядер. При уменьшении энергии… … Физическая энциклопедия

    Последняя стадия процесса замедления нейтронов. При уменьшении кинетич. энергии нейтронов до величин … Физическая энциклопедия

Для описания некоторых важных закономерностей процесса диффузии в реакторах введем и уточним некоторые определения. Определим плотность потока нейтронов Ф , чаще называемую «потоком» как число нейтронов, пересекающих сферическую поверхность 1 см. 2 в секунду, таким образом размерность потока будет 1/(см 2 *с). Ранее мы уже определили микроскопическое сечение реакции типа «» изотопа «i»   i как площадь взаимодействия одного ядра в барнах. Теперь определим т.н. макроскопическое сечение реакции типа «» изотопа «i» как сечение взаимодействия всех ядер «i» , находящихся в 1 см 3 вещества   i .

Эти два сечения связаны между собой величиной т.н. «ядерной плотности» или плотности ядер , которая характеризует количество молекул (или ядер) в 1 см 3 вещества.

 = N A * / 

N A – число Авогадро (равное 0.6023*10 24 молекул/гмоль);

- физическая плотность любого сложного вещества (г/см 3);

- молекулярный вес вещества (г/гмоль).

Тогда связь между микроскопическим и макроскопическим сечением можно записать как:

  i =  i *  i

При этом плотности ядер данного изотопа  i будут связаны с плотностью молекул  через число атомов данного вида «i» в молекуле вещества.

Наконец, единственной величиной, которая может быть реально измерена в ядерных реакциях (в том числе в дозиметрических приборах, камерах деления, реализуется внутри реактора) является скорость реакции данного типа « » для выбранного изотопа «i» A  i:

A  i = Ф*   i

Эта величина измеряется в единицах количества реакций в 1 см 3 в секунду (1/(см 3 *с)). При этом для процесса деления существует важная связь количества делений и выделяемой при этом мощности 1Вт=3.3 *10 10 дел/с.

Диффузия тепловых нейтронов . Когда энергия нейтронов снизится до энергий, характерных для энергий теплового движения атомов среды, нейтроны приходят в равновесие с этими атомами. Теперь при столкновении с атомом среды нейтрон может не только передать ему часть своей энергии, но и получить порцию энергии. В результате нейтрон продолжает двигаться в среде, но теперь его энергия от столкновения к столкновению может не только уменьшаться, но и увеличиваться, колеблясь около некоторого среднего значения, зависящего от температуры среды. Для комнатной температуры такое среднее значение энергии составляет примерно 0,04 эВ. Нейтрон, пришедший в тепловое равновесие со средой, называется тепловым нейтроном , а движение тепловых нейтронов с постоянной в среднем скоростью – диффузией тепловых нейтронов . Аналогично процессу замедления, процесс диффузии характеризуется длиной диффузии L d , которая равняется среднему расстоянию от точки, где нейтрон стал тепловым, до точки, где он прекратил свое свободное существование в результате поглощения каким-нибудь встречным ядром (см. табл.1.8).

Таблица 1.8. Длины замедления и диффузии нейтронов в различных веществах

Процессы замедления и диффузии нейтронов иллюстрирует рис. 1.4

Рис. 1.4. Иллюстрация процессов замедления и диффузии нейтронов в веществе.

Диффузия нейтронов, так же как и диффузия других веществ в жидких и газообразных средах описывается универсальным законом Фика, который связывает диффузионный ток J D c плотностью частиц N или потоком через коэффициент пропорциональности, называемый коэффициентом диффузии D:

J D = -D*grad(N) = -D* (N)

Распространение нейтронов в модели диффузии(правда, при выполнении целого ряда допущений) хорошо описывается математическими функциями. Для неразмножающих сред с источником (что соответствует подкритическому реактору) в простейшем случае это экспоненты:

Ф(z)= С 1 exp(+z/ L d )+ С 1 * exp(-z/ L d )

Какими будут функции для размножающих сред будет показано в следующей главе.

Рассказать друзьям