Публикация научных статей.
Вход на сайт
E-mail:
Пароль:
Запомнить
Регистрация/
Забыли пароль?
Международный научно-исследовательский журнал публикации ВАК
Научные направления
Поделиться:
Статья опубликована в №13 (сентябрь) 2014
Разделы: Физика
Размещена 11.07.2014. Последняя правка: 31.08.2014.

Замедляюще фокусирущая структура

Столбов Сергей Николаевич

Протиус

Инженер

Ю. В. Дробышевский, кхн, ООО Протиус (г.Железнодорожный, 143980), С. Н. Столбов, ООО Протиус (г.Железнодорожный, 143980)


Аннотация:
Рассмотрен способ и устройство для формирования интенсивных пучков тепловых нейтронов.


Abstract:
A method and apparatus for forming intense thin thermal neutron beams has been introduced.


Ключевые слова:
плотность нейтронного потока; тонкие пучки тепловых нейтронов; эллиптические зеркала

Keywords:
neutron flux density; thin thermal neutron beams; elliptical mirror


УДК 621.01

В настоящее время в различных областях науки и техники существует потребность в создании устройств формирующих и использующих направленные высокоинтенсивные пучки тепловых нейтронов. Создание таких устройств открывает путь к разработке высокоэффективных детекторов нейтронов, ядерных и термоядерных реакторов[1,2]  нового поколения и новых технологий нейтронного легирования полупроводников[3].

Для достижения поставленной цели было разработано устройство селективной сепарации тепловых нейтронов.

В основе селективной сепарации тепловых нейтронов лежит использование эффектов отражения нейтронов от поверхности[4]. В семидесятые годы прошлого столетия, в работах Ю.Г. Абова, П.А. Крупчицкого и других, процессы отражения нейтронов от поверхности вещества были достаточно глубоко изучены. Была показана их эффективность при создании и управлении направленными потоками нейтронов. Тогда же, по предложению В.Ф. Турчина начались испытания суперзеркал для нейтронов на основе чередующихся тонких слоев покрытий нанесенных на эти поверхности.

Эти эффекты являются базой при создании устройств селективной сепарации тепловых нейтронов. Под селективной сепарацией мы понимаем процесс выделения из общего диффузного потока тепловых нейтронов, поток нейтронов, имеющих вектор скорости в выделенном диапазоне.   

Для селективной сепарации тепловых нейтронов профиль отражающей поверхности элементов структуры[6] должен выполняться таким, чтобы всякое последующее отражение захваченного ею нейтрона проходило под углом меньшим угла полного внешнего отражения веществом этой поверхности. Возможны варианты селективной сепарации тепловых нейтронов, когда сепарирующие каналы выполняются клиновидно, или когда работа выхода вещества на поверхности каналов растет вдоль их длины.  Сепарация нейтронов в криволинейном канале селекции показана на  рис. 1.

Рис 1. Селектирование нейтронов в криволинейном канале селекции.
Рис 1. Селектирование нейтронов в криволинейном канале селекции.

 Если угол поверхностного отражения нейтронов поверхностью равен φs, радиус кривизны поверхности R, длина траектории отраженного нейтрона будет Ls ≈ 2 R·sin(φs), а расстояние траектории от поверхности канала будет hs ≈ R (1 - cos(φs)), то коэффициент эффективности захвата нейтронов в ходе селекции Ksel может быть представлен, как[9]
коэффициент эффективности захвата нейтронов в ходе селекции Ksel может быть представлен, как
Для реализации выбирается такая геометрия селектирующего элемента, чтобы на большей части его поверхности величина Ksel была максимальна.

Например, у элемента с профилем  эллипса уравнение эллипса , где а=150 мм и b=15 мм, максимальная эффективность селекции нейтронов, Ksel=15 лежит на участке длины от 5 мм до 100 мм.

Рис. 2. Зависимость эффективности селекции на поверхности элемента.

Рис. 2. Зависимость эффективности селекции на поверхности элемента.

В диффузном нейтронном потоке можно рассматривать угловое распределение нейтронов у поверхности элемента как изотропное. Отсюда, в плоской протяженной геометрии профилированных селектирующих элементов, долю потока нейтронов, которые попали в угловую область захвата нейтронов, на их поверхности можно оценить как отношение:  доля потока нейтронов, которые попали в угловую область захвата нейтронов, на их поверхности Отсюда, расчетная плотность нейтронов отселектированных широким элементом, и выходящих с него в виде потока толщиной hs, на выходе определяется зависимостью: расчетная плотность нейтронов отселектированных широким элементом,                                                                                        

Где Splast = lplast · Lplast – площадь селектирующего элемента;    lplast – длина селектирующего элемента, Lplast – ширина селектирующего элемента,  Lplast= 100 мм. Потери потока в плоскости элемента по угловой области захвата для принятой геометрии можно грубо оценивать множителем ω/π ≈ ½.

Приведем фотографию графитовой пластины, на которой проводилась селекция[9].

Рис. 3. Фотография изготовленной графитовой селектирующей пластины.

Рис. 3. Фотография изготовленной графитовой селектирующей пластины.

Возможно изготовление группы селектирующих элементов в виде пакета.

Рис. 4. Фотография изготовленного пакета селектирующих элементов.

Рис. 4. Фотография изготовленного пакета селектирующих элементов.

Усредненная плотность направленного потока нейтронов на выходе из структуры, при расстоянии между элементами в пакете Hs, будет описываться  зависимостью:

Усредненная плотность направленного потока нейтронов на выходе из структуры, при расстоянии между элементами в пакете Hs,,                                                             где Hs = 0.7 мм для пакета данной селектирующе-фокусирующей структуры.   

Сформированные пакетом селектирующих элементов потоки можно направить в выделенную геометрической структуры пакета область и сфокусировать там. Плотность потока в области фокуса пакета селектирующих элементов можно оценить как:

Плотность потока в области фокуса пакета селектирующих элементов.

Где : lfocus – расстояние от точки выхода нейтронов с селектирующего элемента до фокуса пакета элементов. Nstruct – количество элементов в селектирующем пакете, так при цилиндрической ЗФС, lfocus = 100 мм и Hs = 0.7 мм, Nstruct ≈ 900 шт.

Следующим этапом является анализ групповых и коллективных эффектов в замедляюще-фокусирующей структуре (ЗФС), как сложным объекте, который объединяет в себе группу селектирующих элементов и заполнен замедлителем.  Прежде всего, представим основные радиационные характеристики материалов, которые участвуют в процессе, являются или могут являться элементами процесса или его конструкции[3].

основные радиационные характеристики материалов, которые участвуют в процессе, являются или могут являться элементами процесса или его конструкции

При этом:  λs­­­=1/nσs;  λa=1/nσa ;L;  гамма;  к;   кос;   Ns = σsa ;лс,

 где A – масса атома замедлителя, T, T0 – энергия нейтрона до и после замедления.

Ключевым понятием для последующего анализа является величина Ns – отношение сечения рассеяния нейтронов на ядрах вещества к сечению их поглощения.  Величина Ns характеризует количество перерассеяний на ядрах вещества, которое может совершить нейтрон в среднем за время жизни до его поглощения.

Поскольку при каждом таком перерассеянии нейтрон меняет свое направление движения, то при этом он может попасть в область захвата селектирующего элемента по углам, и в последующем переотразившись от ее поверхности под углами меньшими угла полного отражения нейтронов, выйти в направлении, выделенном профилем элемента.

При этом в высоко анизотропной структуре, если нс, нейтрон за время жизни может попасть в область захвата селектирующих элементов и уйти в направлении фокусной области структуры для его полезного использования там.

Представим также и следующую таблицу[1]

ии

Для примера, для пластины из графита[9]: нс.

Перейдем от плотности потока нейтронов в области селектирующей структуры - n0(см-2сек-1), к плотности нейтронов в элементе ее объема - nv(см-3). Хотя и в условиях, когда нейтроны в области селектирующей структуры термализованы, между двумя этими понятиями есть взаимно однозначная связь:  н0, где vn = 2.2·105 см/сек – наиболее вероятная скорость движения тепловых нейтронов.

Мы можем оценить количество актов перерассеяния нейтронов в единице объема  структуры, как  ннн, где  τs - время между столкновениями ней­тронов с веществом среды, τs= ls/vn, здесь длина пробега нейтрона между рассеяниями на ядрах.

Поскольку после каждого акта перерассеяния нейтронов на веществе структуры они могут попасть в угловую область захвата их на каждой пластине структуры, и далее выйти из нее, то скорость селекции нейтро­нов каждым элементом объема замедляющее-фокусирующей структуры, можно описать как:днт.

Здесь, как и ранее, ком, эффективность захвата нейтронов по углам.

Обратим внимание на то, что при фиксированной геометрии селектирующих пластин эффективность захвата нейтронов по углам определяется величиной φs- угла полного отражения нейтронов на их поверхности. При этом величина φs- существенно зависит от состояния этой поверхности и при наличии суперзеркального покрытия на ней достигает единиц угловых градусов. При этом если покрытие выполнено из магнитных материалов, то величина φs– зависит от внешнего магнитного поля, действующего на поверхность и на всю структуру ЗФС. А поэтому эффективность вывода нейтронов ЗФС может управляться со скоростью равной динамике изменения внешнего управляющего магнитного поля, которая может составлять десятые и сотые доли секунды.   

Кt - эффективность транспортировки нейтронов в каналах, путем многократного отражения пологопадающих нейтронов их поверхностью. Поскольку отселектированные нейтроны в каждом последующем отражении все более пологи, принимаем  Кt1, при этом, эта величина тем выше, чем выше качество обработки поверхности селектирующих пластин. Важно, чтобы было высокое качество обработки поверхности на микроуровне. Низкое качество поверхности селектирующих элементов ведет к снижению плотности потока нейтронов в фокусной области. Отдельные «крупные» неровности на пластине для потока нейтронов являются проницаемыми.   

Величину Kv – коэффициент эффективности использования объема.

Кv ≈ sin(Ksel·φs)· ls/Hs, Hsтолщина селектирующих пластин. Выбором геометрии пластин формируем Hs так, чтобы было Кv ≈ 1. На графите при Hs = 0.5 мм, Кv ≈ 1.6.

Оценим число рассеяний нейтронов на ядрах вещества до селекции - Nout;

Nout = 1 / (Kω· Kv ·Kt);

Определим: Ка - коэффициент селекции нейтронов.

Ка = (dN/dτ)out / ( dN/dτ)a = τa / τout= (σa / σout)· Кω · Kt = Ns· Кω · Kv · Kt = Ns / Nout. В нашем случае для графита Ка ≈ 5. Эта величина определяет, сколько раз нейтрон может быть отселектирован, и выведен в фокус структуры за время его жизни в ней. Поэтому, в зависимости от того, где расположен источник нейтронов – внутри ЗФС или вне ее, и в  зависимости от того, насколько «черной» является фокусная область (насколько полным является поглощение нейтронов в ней), плотность потока нейтронов в этой области может различаться в Ка раз.   

Для характеристики ЗФС полезно ввести коэффициент эффективности вывода нейтронов структурой.  Кeff = (dN/dτ)out  / (dN/dτ)full  = 1/(1+1/ Ка·(1+τan)) .

Видно, что в структурах, в которых Ка » 1, Кeff  → 1, и при Ка ≈ 5,  Кeff  ≈ 0.8.

Введем: τfull - характерное время поте­ри нейтронов элементом структуры:

τfull = 1 /(1 / τout +1 / τa + 1 / τn)

Характерное время селекции нейтронов элементами структуры, оценим как:

            τout= τs /(Kω·Kv ·Kt); при этом τout ~ 10-2 ÷ 10-3 сек; τs ~ 10-5 сек.

τa - время поглощения нейтронов веще­ством ЗФС.

τa= la /vn

la - длина пробега нейтронов в среде ЗФС; la= 1 / (ns · σa);

τn - время жизни нейтронов.

τn  - 898,16 сек.

По аналогии с длиной диффузии L, характеризующей меру смещения тепловых нейтронов в процессе их диффузии: L = (D · τa)½ = (ls · la/ 3)½ = ls (Ns/3) ½ можно ввести длину диффузии тепловых нейтронов в процессе их селекции:

Lout  =  (D · τout)½  =  ls (Nout/3) ½  =  L · (1/Ka) ½ .

В эффективно действующей ЗФС, Lout  <  L.  А поэтому выход нейтронов из нее, определяется уже не диффуз­ным их выходом, а селективно-канальным направленным их выводом и поток чисто диффузных нейтронов с ее поверхности, в сравнении с блоком такого же замедляющего вещества и тех же размеров, должен упасть.

Поток выходящих из ЗФС нейтронов имеет малую угловую расходимость, поэтому потоки можно сводить и интегрировать в некоторых выде­ленных областях, называемых фокусами структуры при формировании соответствую­щим образом ее геометрии.

зфс

            Рис. 5 Вариант выполнения ЗФС.

Здесь 1 - ЗФС, 2 – элементы ЗФС, 3 – фокусная область ЗФС, 4 – внутренний радиус ЗФС.

Для шаровой и цилиндрической симметрии эффективность усиления плотности в сходя­щихся потоках можно оценить как:

n(r) = n(Rin) · (Rin/r)k ; и отсюда плотность в фокусе: n(rf) = n(Rin) · (1/φs)k.

где  Rin - внутренний  радиус (размер) ЗФС, а n(Rin) средняя плотность выходящего из структуры потока нейтронов направленного в фокус устройства. Очевидно, что k = 1, в протяженных цилиндрических структурах с осевым линейным фокусом. При этом возможен вариант, когда фокусирование идет не на ось структуры, а на поверхность некоторого цилиндра, или даже конуса расположенного вдоль оси.

Шаровая структура может быть сформирована суммированием потоков от группы селектирующих пластин, выполненных в виде секторов, ориентированных в направлении точечного фокуса структуры. Но так как при этом, в сечении плоскостью вдоль оси сумма углов раскрытия группы секторов составляет 1800, то в целом, в распределении плотности потоках нейтронов в зависимости от радиуса, доминирующей остается цилиндрическая зависимость с 2 > k ≥ 1. В этом случае эквипотенциали в распределении плотности нейтронов в фокусе будет иметь вид эллипсов вытянутых вдоль оси структуры.   

Перейдем к вопросу замедления и формирования поля тепловых нейтронов. Эта тема злободневна в варианте, когда нейтроны как рождаются, так и используются внутри нее. Поскольку нейтроны рождаются быстрыми, а селекция в структуре идет в диффузном поле тепловых нейтронов, то существенным является вопрос их замедления.

При этом важно, что Ls - длина замедления нейтронов от исходной энергии, до тепловой, является достаточно большой:

лс.
Так длина замедления нейтрона от энергии 2 Мэв до тепловой энергии составляет в графите 17.7 см, а в воде 5.4 см. Поскольку селектирующая структура из графита толщиной в 10 см уже достаточно эффективна, то быстрые нейтроны, рожденные на оси цилиндрической ЗФС, фактически будут термализованы за внешними ее границами.

Поэтому, полноценная ЗФС должна содержать как специализированную зону, ориентированную на замедление нейтронов и систему охлаждения, так и зону сепарации и фокусирования тепловых нейтронов, не считая центральной области ЗФС, где сфокусированные нейтроны должны полезно использоваться.   

Представленный выше анализ ЗФС показывает, что каждая отдельная плоская пластина, входящая в ее структуру, при соответствующих ее размерах и характеристиках формирует направленный пристеночный поток нейтронов, с плотностью потока большей, чем плотность потока в теле селектирующей структуры.

И при этом существует возможность суммировать потоки отдельных пластин в выделенных областях фокусов структуры. Эти эффекты и могут быть положены в основу новых создаваемых устройств для формирования высокоинтенсивных пучков тепловых нейтронов. В простейшем случае это могут быть – осевой линейный фокус, цилиндрический линейный фокус, линейный фокус в виде гиперболоида вращения. Возможно создание решетки из совокупности потоков тепловых нейтронов. Все это обуславливает возможность, как технологического использования таких потоков, так и создания ряда конструкций ядерных реакторов использующих эту особенность ЗФС.

Библиографический список:

1. «Способ управляемого термоядерного синтеза и управляемый термоядерный реактор для его осуществления» Патент RU №2056649.
2. «Способ получения энергии в процессе управляемого деления ядер и устройство для его осуществления» Патент RU №2075116.
3. «Способ и устройство для нейтронного легирования вещества» Патент RU №2514943.
4. И.И. Гуревич, В.П. Протасов «Нейтронная физика», М., Энергоатомиздат, 1997г.
5. Н.А. Власов, «Нейтроны», издательство Наука, М., 1971.
6. «Устройство для формирования направленного потока нейтронов», Патент RU №1821818.
7. Варлачев В.А., Зенков А.Г., Солодовников Е.С. Особенности нейтронно – трансмутационного легирования кремния на исследовательских реакторах // Известия вузов. Физика, 1998, № 4, с. 210-215.
8. П.Г. Баранов и др. «Особенности нейтронного легирования фосфором кристаллов кремния, обогащенных изотопом 30Si» Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. 8.
9. В.А. Варлачев, Ю.В. Дробышевсий, С.А. Некрасов, Г.Н. Петров, А.К. Прохоров, С.Н. Столбов, Экспериментальная регистрация селективной сепарации тепловых нейтронов, «SCI-ARTICLE.RU», №11 (июль) 2014, http://sci-article.ru/stat.php?i=1401523674.
10. В.К. Игнатович, Нейтронная оптика, М. Физматлит, 2006.




Рецензии:

26.09.2014, 19:18 Мордашев Владимир Михайлович
Рецензия: Статья представляет значительный научный и научно-технический интерес. Я рекомендую ее к печати. Расчеты, приведенные в статье убедительны,хотя и приблизительны. Нужны более сложные численные расчеты, прежде всего методом Монте-Карло, более детально учитывающие спектр нейтронов, сечения и индикатрисы их рассеяния. Но такие расчеты требуют участия математиков-расчетчиков, для привлечения которых нужна публикация этой статьи. Потребителями этой статьи я. прежде всего, вижу физиков-экспериментаторов, инженеров-физиков и специалистов в вычислительной математике. Но не только их, но также медиков и др.



Комментарии пользователей:

Оставить комментарий


 
 

Вверх