Структура резонансной области поглощения ядер 238U и 232Th и зависимости ее параметров от температуры

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Григорьев В.П., Коваль Т.В. Теория генерации электромагнитных колебаний в системах с виртуальным катодом // Известия вузов. Физика. - 1998. - № 4. - С. 168-182.

2. Диденко А.Н., Григорьев В.П., Жерлицын А.Г. Генерация электромагнитных в системах с виртуальным катодом // В кн.: Плазменная электроника / Под ред. В.И. Курилко. - Киев: Наукова думка, 1989. - С. 112-131.

3. Kitsanov S.A., Klimov A.I., Korovin S.D., Kurkan I.K. e. a. A Vir-cator With Electron Beam Premodulation Based on High-Current Repetitively Pulsed Accelerator // IEEE Trans. Plasma Science. -2002. - V. 30. - № 1. - P. 274-285.

4. Коваль Т.В. Излучение потока осциллирующих электронов при возбуждении параметрических колебаний // Известия вузов. Физика. - 1997. - № 10. - С. 103-106.

5. Григорьев В.П., Коваль Т.В., Козловских А.В. Возбуждение параметрических колебаний в триоде с виртуальным катодом при

наличии внешней электромагнитной волны // Известия вузов. Физика. - 2000. - № 2. - С. 76-81.

6. Григорьев В.П., Ильин В.П., Коваль Т.В. и др. Численное исследование формирования виртуального катода при инжекции сверхпредельных токов в цилиндрическую трубу дрейфа // Математическое моделирование. - 1991. - Т. 3. - № 8. - С.14-20.

7. Антошкин М.Ю., Григорьев В.П., Коваль Т.В. Численное исследование динамики релятивистского электронного потока с виртуальным катодом // Радиотехника и электроника. - 1992. - Т. 37. - № 6. - С. 1115-1120.

8. Миллер Р. Введение в физику сильноточных пучков заряженных частиц. - М.: Мир, 1984. - 432 с.

9. Григорьев В.П., Жерлицын А.Г., Коваль Т.В. Исследование двухча-стотного режима излучения в виркаторе с магнитоизолированном диодом // Физика плазмы. - 1990. - Т. 16. - № 11. - С. 1353-1358.

10. Боголюбов Н.Н., Митропольский Ю.А. Асимптотические методы в теории нелинейных колебаний. - М.: Наука, 1974. - 504 с.

УДК 621.039

СТРУКТУРА РЕЗОНАНСНОЙ ОБЛАСТИ ПОГЛОЩЕНИЯ ЯДЕР 238U И 232Th И ЗАВИСИМОСТИ ЕЕ ПАРАМЕТРОВ ОТ ТЕМПЕРАТУРЫ

И.В. Шаманин, А.В. Годовых

Томский политехнический университет E-mail: shamanin@k21.phtd.tpu.ru

Анализируются структуры резонансных областей в зависимостях сечений поглощения нейтронов от их энергии для четно-четных ядер 238U и 232Th. Теоретически обоснованы преимущества использования 232Th в качестве сырьевого нуклида при изготовлении ядерного топлива перспективных реакторов. В результате анализа установлены причины возрастания значений отрицательного температурного эффекта реактивности и оптимального водно-топливного отношения в тепловых реакторах в случае использования торий содержащих ядерных топливных композиций.

Состояние вопроса

В работах [1, 2] было показано, что использование плутоний--ториевых топливных композиций приводит к значительному росту оптимального отношения объема воды (замедлителя) к объему топлива, что обеспечивает возможность изменения параметров конструкции тепловыделяющих сборок (ТВС) ядерных реакторов.

Определение спектра нейтронов и пространственного распределения нейтронного потока в численных экспериментах [1, 2] проводилось в 6-ти групповом приближении с использованием пакета прикладных программ V.S.O.P.(97) [3]. Структурная схема расчетного кода приведена на рис. 1.

Расчет спектра нейтронов проводился на базе кодов GAM-1 и THERMOS [3]. Код «THERMOS» представляет нейтронный спектр в 30-ти групповом приближении в энергетическом диапазоне от 2,05 до 10-5 эВ. Коды позволяют задавать в объеме активной зоны неограниченное количество спектральных зон с соответствующими типами спектров. Код GAM-1 представляет нейтронной спектр в 68-ми групповом приближении в энергетическом

диапазоне от 10 до 0,414 МэВ. Групповые константы подготавливались в Р1-приближении. При этом учитывались эффекты, обусловленные гетерогенностью, и фактор самоэкранировки. Сечения резонансного поглощения определялись для 232ТИ, 238и и 242Ри на базе кода ZUT-DGL [4, 5]. Коэффициенты утечки нейтронов из спектральных зон определялись в процессе диффузионных расчетов.

Непосредственно перед нейтронно-физически-ми расчетами проводилась свертка 98 групп в 6 групп с энергетическими границами: 10,5...2,5 МэВ; 2,5...0,8 МэВ; 800...46,5 кэВ; 46,5...0,215 кэВ; 215...0,414 эВ; менее 0,414 эВ -эпитепловая и тепловая группы.

Предварительная процедура «гомогенизации» предполагает учет всех конструкционных элементов ТВС и активной зоны, а также наличие Н3ВО3 в воде первого контура. Это позволяет достаточно близко к условиям реального случая определить материальный состав во всех элементах расчетной области.

Обнаруженные в численных экспериментах эффекты указывают на возможность изменений конструкции ТВС, которые могут носить как частный,

Рис. 1. Структура пакета прикладных программ У.Б.О.Р.

так и общий характер. Некоторые из них позволяют пересмотреть концепцию отвода тепла из активной зоны ядерных реакторов. Поскольку в работах [1, 2] преследовалась цель получить и описать интегральные параметры плутоний-ториевого цикла на базе легководного реактора под давлением, то в них не были подробно описаны физические детали двух установленных по интегральным характеристикам эффектов. Первый - это значительное смещение оптимума отношения объемов замедлителя и топлива при замене сырьевого нуклида 238и на ШТЪ, а второй - возрастание отрицательного температурного эффекта реактивности, вызванное особенностями проявления Доплер-эффекта на торий содержащих топливных композициях.

В данной работе анализируются особенности резонансных областей в зависимостях сечений поглощения нейтронов от энергии последних для сырьевых четно-четных нуклидов 238и и 232ТИ и, таким образом, определяются причины выше указанных эффектов.

Общие сведения

Четно-четные ядра 238и92 альфа-радиоактивны, период их полураспада составляет 4,468.109 лет. В природной изотопной смеси изотопов урана содержится 99,2746 % изотопа 238и. Четно-четные ядра 232ТИ90 стабильны, а торий в природе на 100 % представлен этим изотопом. Четно-четные ядра «не делятся» тепловыми нейтронами, а испытывают лишь спонтанные деления без участия других частиц, так как являются нейтронно-избыточными [6].

Микроскопическое сечение поглощения в тепловой области энергий нейтронов для ядра 232ТИ

Конструкция активной зоны

—I_

Система управления и защиты

Профиль энерговыделения

составляет около 12 б и заметно превосходит таковое для 238и (2,7 б). В резонансной области энергий микросечение поглощения 232ТИ значительно меньше сечения поглощения 238и. В «быстрой» области значения микросечений поглощения 238и и ШТЪ близки, а в некоторых энергетических интервалах быстрой области сечение для 232ТИ больше [7, 8].

С целью избежания неоднозначности при описании свойств ядер в различных интервалах энергии нейтронов следует изначально определиться с границами энергетических интервалов. Общепринятым является многогрупповое приближение, в котором весь диапазон энергий разбивается на 26 или 28 групп [7, 8]. 28-групповое приближение отличается тем, что в нем добавлены еще 2 «быстрых» энергетических интервала, которым соответствуют номера групп нейтронов «0» и «-1». Границы энергетических интервалов для групп, начиная с первой, как в 26-ти, так и в 28-групповом приближениях, идентичны. Последняя группа с номером «26» - это тепловая группа. Часто ей присваивают индекс «Т» вместо номера «26».

Резонансы в зависимостях сечения поглощения нейтронов, как для 238и, так и для 232ТИ расположены в энергетическом интервале, верхняя граница которого составляет 4,65 кэВ [9]. То есть, в группах, начиная с 13-й и заканчивая эпитепловыми. Наименьшее значение энергии, которому соответствует сильный резонансный максимум микросечения поглощения для 238и, имеющий значение около 11 000 б, составляет около 7 эВ. Оно попадает в энергетический интервал, соответствующий группе с номером «21»: 4,65...10 эВ.

Резонансный интеграл в случае «бесконечного разбавления» ядер резонансного поглотителя является идеализированной характеристикой, но позволяет при ее использовании получать верные количественные характеристики при сопоставительном анализе нейтронно-физических процессов. Для 238и его значение составляет около 280 б, а для 232ТИ - около 90 б [10]. Эффективное значение резонансного интеграла можно представить в виде суммы двух слагаемых [11]. Анализ показывает, что первое из них представляет собой макроскопическое сечение поглощения среды. Его значение растет при уменьшении «разбавления», то есть с ростом концентрации ядер резонансного поглотителя. Второе слагаемое обратно пропорционально квадратному корню из значения концентрации ядер резонансного поглотителя и, таким образом, с ростом концентрации уменьшается. Так, например, при увеличении концентрации поглотителя в 4 раза первое слагаемое возрастет также в 4 раза, а второе - уменьшится в 2 раза. В целом, эффективное значение резонансного интеграла увеличивается при уменьшении «разбавления».

В случае если поглощающие ядра в лабораторной системе координат можно считать неподвижными, микроскопическое сечение поглощения на одиночном резонансе определяется формулой Брейта-Вигнера [12]:

а(Е) = а,

П.

4

Е (Е-Ег)2

Д = 2

тЕкТ

М

все другие процессы. Здесь ас - микросечение поглощения, а, - рассеяния, С — концентрация ядер, индекс г - относится к резонансному поглотителю, т - к замедлителю. В работе Я.Б. Зельдовича (совместно с Ю.Б. Харитоном) [13] из выражения (1) выделен член, который при малых энергиях ведет себя как Е~1/2, для того чтобы соответствующее сечение учесть наряду с остальными, не имеющими резонансов. Остающаяся функция определяет только поглощение в резонансах. В комментариях редакции издательства «Наука» к работе Я.Б. Зельдовича и Ю.Б. Харитона [13] отмечено, что при решении уравнения для суммарной вероятности нейтрону быть замедленным, не подвергнувшись захвату в опасной резонансной области, получается, что вероятность избежать резонансного захвата определяется соотношением:

( ^ \

Е,

где Е - энергия нейтрона, а - амплитуда и Ег - положение резонанса, Г - его полная ширина.

Тепловое движение ядер резонансного поглотителя вызывает изменение формы линии поглощения. Это изменение называется эффектом Доплера и состоит в следующем. Линия резонанса с ростом температуры становится более широкой, амплитуда резонанса падает, площадь линии поглощения не изменяется. Ширина «опасной энергетической зоны», в которой нейтрон может быть захвачен, из-за Доплер-эффекта увеличивается. При этом вероятность «проскочить» ее для нейтрона, который в процессах рассеяния на ядрах замедлителя теряет энергию и перемещается по энергетической шкале в тепловую группу, уменьшается.

Доплеровская ширина определяется соотношением:

где т - масса нейтрона, М- ядра резонансного поглотителя, к - постоянная Больцмана, Т - температура.

Вероятности для нейтрона быть в ближайшем столкновении резонансно захваченным или рассеянным на ядре замедлителя находятся в отношении (стСгСг)/(ст5тСт) если исключить из рассмотрения

где суммирование ведется по всем резонансам, I - номер резонанса, г\=Ст/С,.

Структура резонансной области

в многогрупповом приближении

В табл. 1 и 2 приведены результаты свертки параметров резонансной области поглощения для ядер 238и и 232ТИ. Во всех других энергетических группах резонансным поглощением можно пренебречь.

В табл. 1 и 2 введены величины, характеризующие резонансное поглощение в энергетической группе. Это а, представляющее собой среднее арифметическое от микросечений поглощения в одиночных резонансах, находящихся в пределах соответствующей группы. По-существу, и в анализе, и в расчетах полагается, что в каждой группе находится один резонанс, резонансный максимум сечения поглощения в котором составляет а. Положение этого резонанса на шкале энергий нейтронов Ег соответствует середине энергетического интервала для группы. Ширина такого «усредн-енного» в пределах группы резонанса составляет Г. Величина 2а входит как множитель в выражение (2), определяющее Доплеровскую ширину «усредненного» резонанса Д=2юлТ, и характеризует чувствительность резонанса к изменениям температуры, так как

й Д аТ-1/2

-= а Т .

йТ

Чем больше значение а, тем сильнее увеличивается ширина «опасной энергетической зоны» при том же росте температуры резонансного поглотителя.

Усреднение резонансных максимумов в пределах энергетической группы и «приведение» резонанса к середине энергетического интервала, соответствующего данной энергетической группе, вызывает «искусственное» увеличение энергетического интервала между отдельными резонансами.

Таблица 1. Характеристики резонансов 238и

Номер группы Границы энергетического интервала, эВ Номер резонанса Е, эВ 0>, б 0,5Г, эВ а„ б Е, эВ Г, эВ / —\1/2 ткЕ | 2т = -- , М V в системе СГСЕ

21 4,65...10,0 1 7 11000 0,7 11000 7,325 1,4 5,2110-15

20 10,0...21,5 2 21 8000 1 8000 15,75 2,0 7,6510-15

19 21,5.46,5 3 37 12000 1,5 12000 34,0 3,0 1,1210-14

18 46,5.100 4 66 4500 1 2400 73,25 1,7 1,6510-14

5 81 300 0,7

6 103 6000 1,25

7 117 2000 1

17 100.215 8 146 150 0,8 2990 157,5 2,5 2,4210-14

9 190 5000 2

10 209 1800 1,2

11 237,5 800 1

12 273 600 1,5

13 293 350 1

16 215.465 14 348 1000 1,5 472,857 340 2,28571 3,5510-14

15 397,5 140 0,8

16 411 300 1

17 433 120 1,2

18 518 380 1

19 536 350 2

20 580 200 1,5

21 595 600 1,5

22 620 300 0,7

23 662 800 2

24 694 250 2

15 465.1000 25 708 140 0,8 412 732,5 3,66667 5,2110-14

26 822 260 1,5

27 850 250 1,5

28 858 450 2

29 905 200 2

30 938 500 2

31 960 500 2,5

32 990 1000 4,5

33 1055 200 2

34 1110 100 2

35 1140 400 2,5

36 1168 200 2

37 1178 125 2

38 1195 210 2

39 1245 500 3,5

40 1394 350 3

14 1000.2150 41 1405 180 3 268,611 1575 6,55556 7,65.10-"

42 1474 150 2,5

43 1598 350 4

44 1622 500 4

45 1638 150 4

46 1662 250 3

47 1688 120 3

48 1755 100 3

49 1782 500 5

50 1975 450 8,5

51 2022 225 3,5

52 2152 190 4

53 2186 340 6

13 2150.4650 54 2549 130 5,5 165,625 3400 9,875 1,1210-13

55 2559 100 4

56 2581 100 4,5

57 2598 140 6

58 2884 100 6

Таблица 2. Характеристики резонансов ШТИ

Номер группы Границы энергетического интервала, эВ Номер резонанса Е,, эВ СС,, б 0,5Г, эВ С, б -,эВ Г, эВ ( —Л1'2 шкЕ 2т = -- , 1 М J в системе СГСЕ

21 4,65...10,0 - - - - - - - -

20 10,0...21,5 - - - - - - - -

19 21,5.46,5 1 22,5 1000 2 1000 34,0 4,0 1,14.10-и

18 46,5.100 2 60 1000 1,25 1000 73,25 4,25 1,6710-14

3 68 1000 3

4 114 425 1

5 121,5 600 1

17 100.215 6 129 200 0,5 405 157,5 2,2 2,4510-14

7 171 600 1,5

8 193 330 1,25

9 199 275 1,35

10 221,5 400 1,5

11 251,5 375 1,5

12 263 250 1,5

13 286,5 350 1,5

16 215.465 14 306,5 275 1,5 373 340 4,05 3,6010-14

15 328 800 2

16 342 400 2

17 365 325 3,75

18 402 180 1,5

19 463 375 3,5

20 489 350 3

21 528 150 2 ,5

22 570 175 2

23 657 230 3

24 666 100 2

15 465.1000 25 687 200 2 196,25 732,5 4,75 5,28 10-14

26 714 125 2

27 745 350 3

28 805 350 4

29 890 100 1,5

30 945 100 2

31 995 125 1,5

32 1010 125 2,5

33 1248 130 2,5

34 1292 100 2,5

35 1353 100 2

14 1000.2150 36 1397 125 3 122,5 1575 6,2 7,7410-14

37 1426 105 2,5

38 1520 115 5

39 1589 150 3,5

40 1630 175 5

41 1960 100 2,5

42 2285 105 3,5

13 2150.4650 43 2508 110 4 108,3333 3400 7,66667 1,14.10-13

44 2732 110 4

Точность определения параметров гомогенного блок-эффекта при этом практически не изменяется. Параметры гетерогенного эффекта при этом определяются с точностью не хуже 2 % - резонансное поглощение незначительно занижается.

Резонансные поглотители и 232^ в сравнении

Анализ структуры резонансной области в многогрупповом приближении показывает, что у 232ТИ резонансы (по сравнению с 238и) отсутствуют в двух

эпитепловых группах 21 и 20, то есть в энергетических интервалах 4,65...10,0 и 10,0...21,5 эВ, соответственно. 238и имеет 8 мощных резонансов, расположенных в группах, начиная с 21-й по 17-ю. Это обеспечивает большие значения максимумов сечений поглощения в «усредненных резонансах», расположенных в этих группах. 232ТЙ характеризуется наличием большого количества резонансных линий с относительно небольшим максимумом сечения поглощения, а расположены они в интервале энергий 20...4050 эВ. Следует отметить, что До-

плер-эффект на ядрах 232ТИ проявляется значительнее. Об этом свидетельствует сравнение значений в энергетических группах, начиная с 19-ой. Сама до-плеровская ширина резонансов для ядер 2371Ъ превосходит таковую для 238и в интервале температур 293...1093 К в среднем на 1,3 %. В совокупности, это обеспечивает превосходство Доплер-эффекта на отдельном ядре 232ТИ почти на 1,6 % по сравнению с 238и.

Изменение значения сечения ядерной реакции на 1...2 % для специалиста в области физики атомного ядра и элементарных частиц не представляет интереса. Как правило, это изменение меньше, чем погрешность определения сечения в экспериментах. Но если говорить о физике ядерных реакторов, то такое изменение более чем существенно.

Достаточно напомнить, что общий запас реактивности ядерного реактора составляет всего 10...15 %, а эффективная доля запаздывающих нейтронов в таком реакторе не превышает 0,7 %. Ядерным реактором можно управлять только тогда, когда эффективный коэффициент размножения в нем превосходит единицу на величину меньшую эффективной доли запаздывающих нейтронов.

При нормальной эксплуатации ядерного реактора правилами ядерной безопасности допускаются отклонения эффективного коэффициента размножения (в сторону, большую единицы) в десятые доли процента.

Таким образом, присутствие в активной зоне реактора резонансного поглотителя, который одновременно является сырьевым нуклидом, с преимуществами в части проявления на нем Доплер-эффекта в 1...2 % делает ядерный реактор более безопасным.

Как уже было отмечено, эффект Доплера вызывает уменьшение резонансного максимума. Для 232ТИ, в целом по энергетическим группам, это уменьшение гораздо меньше. Особенно показательной является 16-я энергетическая группа. В табл. 3 приведены значения функции для ядер 238и и 23У1Ъ, которая характеризует отношение резонансного максимума при температуре к максимуму при температуре 273,3 К. Значения определяются в рамках формализма, изложенного в [12].

Итак, можно констатировать, что увеличение температуры вызывает больший рост ширины «опасной энергетической зоны» при меньшем снижении резонансного максимума на ядрах 232ТИ. Площадь под линией резонанса остается прежней, но изменяется форма линии. Она описывается функцией:

С

ехр[-1 С2(х- у)2

-¿у,

24П I 1 + у2

где х=2(Е-Е)/Г; С=Г/Д; Е'=т и2/2; т'=тМ/{т+Щ -приведенная масса и и=(2Е/т)1/2 - скорость нейтрона.

Доплер-эффект на ядре 232ТИ вызывает больший рост резонансного поглощения нейтронов по сравнению с 238и, но основное преимущество 232ТИ связано с отсутствием резонансов в 20-ой и 21-ой энергетических группах. Еще раз следует отметить, что у 238и в этих группах расположены 2 мощных резонанса с максимумами микросечений поглощения около 8 000 и 11 000 б, соответственно.

Отсутствие резонансов у 232ТИ в двух эпитепловых группах приводит к тому, что при замедлении нейтронов в торий содержащей среде возрастает значение плотности замедления нейтронов в энергетическом интервале, соответствующем сумме интервалов этих групп. Следовательно, возрастает плотность потока нейтронов в группах, начиная с 22-ой, вплоть до 26-ой - тепловой группы. Увеличение отношения концентрации ядер замедлителя к концентрации ядер топлива, в состав которого входит и сырьевой нуклид, вместе с отмеченным эффектом должно еще больше усиливать возрастание плотности потока нейтронов в группах 22-26(Т) по сравнению с 238и. По-существу увеличивается вероятность для нейтронов избежать резонансного захвата. Это вывод, полученный на качественном уровне, можно подтвердить аналитически.

Значение вероятности избежать вероятности резонансного захвата должно быть максимальным при определенном отношении объема замедлителя к объему резонансного поглотителя. Величина п в соотношении (3) обратно пропорциональна этому отношению. Таким образом, нахождение оптимального значения отношения объемов замедлителя и топлива сводится (в первом приближении) к определению экстремума функции -1пу(п), которая описывается соотношением (3). Значение п, при котором выполняется равенство нулю производной йу/йп, определяется соотношением:

= 1 2

Это значение является положительным корнем вытекающего из (3) трансцендентного уравнения.

Решение этого уравнения в случае, когда рассеяние происходит на ядрах водорода, а резонансное поглощение на ядрах 232ТИ или 238и, показывает что вероятность избежать резонансного захвата максимальна при отношениях концентраций ядер, указанных в табл. 4.

Таблица 3. Уменьшение амплитуды резонансов в 16-ой энергетической группе

Т, К 293 393 493 593 693 793 893 993 1093

шти 0,982835 0,977349 0,972027 0,966861 0,961839 0,956953 0,952196 0,947558 0,943035

238и 0,952022 0,938197 0,925332 0,913293 0,901975 0,891295 0,88118 0,871573 0,862424

Таблица 4. Оптимальное отношение концентрации ядер замедлителя к концентрации ядер резонансного поглотителя для энергетических групп нейтронов

Номер группы 238U 232Th

21 270,93 -

20 197,04 -

19 295,57 24,63

18 59,11 24,63

17 73,64 9,98

16 11,65 9,19

15 10,15 4,83

14 6,62 3,02

13 4,08 2,67

Отношение концентраций ядер веществ обратно пропорционально отношению объемов, занимаемых единицей массы этих веществ. Из этого следует, что Ск/Сг~(¥Аг)/(УкАк), а оптимальное отношение объема замедлителя Ук к объему резонансного поглотителя V, который входит в состав топлива как сырьевой нуклид, определяется пропорцией:

f V Л

V

V г / ор,

А

Am

где Аг и Ак - атомные массы резонансного поглотителя и замедлителя, соответственно.

Из приведенных данных следует, что оптимальное отношение объема легководного замедлителя к объему топлива в случае торий содержащего топлива в 2...5 раз превосходит таковое для случая топлива, сырьевой нуклид в котором 238и. Погрешность, вызванная использованием параметров «усредненных» резонансов, как было отмечено ранее, не превышает 2 %, что практически не влияет на данный результат.

Заключение

Структуры резонансной области поглощения нейтронов у нуклидов 238и и ШТЪ существенно отличаются как по интегральным, так и по дифференциальным характеристикам. Большее значение резонансного интеграла для 238и обусловлено наличием в структуре его резонансной области 8 мощных резонансов и большими значениями (в среднем) отдельных резонансных максимумов по сравнению с 232ТИ. В энергетических интервалах, соответствующих 20-ой и 21-ой энергетическим группам нейтро-

нов, у 232ТИ резонансы вообще отсутствуют, в то время как у 238и в этих интервалах расположены резонансные максимумы сечений, составляющие около 8000 и 11000 б, соответственно. Доплеровская ширина у резонансов 232ТИ больше, а снижение отдельных резонансных максимумов при увеличении температуры - меньше. Оптимальное отношение концентрации ядер замедлителя к концентрации ядер резонансного поглотителя, при котором вероятность избежать резонансного захвата для замедляющихся нейтронов максимальна, в случае 238и значительно превышает таковое для ШТЪ. Это приводит к тому, что оптимальное отношение объема замедлителя к объему топлива, содержащего резонансный поглотитель, в случае торий содержащих ядерных топливных композиций в несколько раз выше, чем в случае уранового топлива.

Структура резонансной области в зависимости сечения поглощения нейронов от энергии последних для сырьевого четно-четного нуклида 232ТИ обеспечивает ему неоспоримые преимущества по сравнению с 238и в части обеспечения безопасности ядерных реакторов на тепловых нейтронах, топливом которых являются торий содержащие композиции. Преимущества обусловлены тем, что торий, как резонансный поглотитель, обеспечивает большие значения отрицательных температурных коэффициентов реактивности, а смещение оптимума водно-топливного отношения в сторону больших значений позволяет пересмотреть привычные и общепринятые подходы при конструировании тепловыделяющих элементов и тепловыделяющих сборок ядерных реакторов. В частности, возможность увеличения отношения объема замедлителя к объему топлива создает предпосылки для создания активных зон, тепловая инерция которых значительно выше привычных значений. Большая тепловая инерция активной зоны стабилизирует интегральные нейтронно-физические параметры ядерного реактора в случае возникновения локальных неу-стойчивостей и нивелирует действие быстрого положительного мощностного эффекта реактивности при резких сбросах нейтронной мощности. Ядерные реакторы с топливом, в состав которого входит 232ТИ как сырьевой нуклид, являются более безопасными по сравнению с реакторами, активная зона которых загружена урановым топливом.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Shamanin I.V., Ukhov A.A., Rutten H.-J., Haas K.A., Sherer W. The Use of (Th, U, Pu)O2 Fuel in a Water Water Energy Reactor (WWER-1000): Physics and Fuel Cycle Simulation by means of the V.S.O.P. (97) Computer Code // Forschungszentrum Julich. FZJ -ISR - IB - 1/1999. - 40 p.

2. Шаманин И.В., Ухов А.А., Рюттен Г.-Й., Хаас К., Шерер В. Результаты моделирования параметров топливного цикла для во-до-водяного энергетического реактора // Известия вузов. Ядерная энергетика. - 2000. - № 4. - С. 53-64.

3. Rutten H.-J., Haas K.A., Brokman H., Ohlig U., Sherer W. V.S.O.P. (97) Computer Code System for Reactor Physics and Fuel Cycle Simulation. Input Manual and Comments // Forschungszentrum Julich. Jul. - 3522/1997. - 160 p.

4. Nordheim L.W., Kuncir G.F. A Program of Research and Calculations of Resonance Absorptions // General Atomic. GA-2527/1977. - 132 p.

5. Breitbarth R., Teuchert E. Resonanzintegralberechnung fuer mer-fach heterogene Anordnungen // Kernforschungsanlage Juelich. Ju-el-551-RG/1977. - 54 p.

6. Радиационный захват нейтронов: Справочник / Т.С. Беланова, А.В. Игнатюк, А.Б. Пащенко, В.И. Пляскин. - М.: Энергоато-миздат, 1986. - 248 с.

7. Абагян Л.П., Базазянц Н.О., Бондаренко И.И., Николаев М.Н. Групповые константы для расчета ядерных реакторов. - М.: Атомиздат, 1964. - 140 с.

8. Групповые константы для расчета реакторов и защиты: Справочник / Л.П. Абагян, Н.О. Базазянц, А.М. Цибуля. Под ред. М.Н. Николаева. - М.: Атомиздат, 1981. - 231 с.

9. JENDL-3.2 DATA BASE, Plots & Data: CD TM-J058, OP792A, IFPI L303. - Japan Atomic Energy Research Institute. Nuclear Data Center, 1997 JAERI.

10. Мурогов В.М., Троянов М.Ф., Шмелев А.Н. Использование тория в ядерных реакторах. - М.: Энергоатомиздат, 1983. - 96 с.

11. Галанин А.Д. Теория ядерных реакторов на тепловых нейтронах. - М.: Изд-во Главного управления по использованию атомной энергии, 1959. - 383 с.

12. Ахиезер А.И., Померанчук И.Я. Некоторые вопросы теории ядра. - М.: Гостехиздат, 1950. - 316 с.

13. Зельдович Я.Б. Избранные труды. Частицы, ядра, Вселенная. - М.: Наука, 1985. - 464 с.

УДК 620.179

ГАЗОРАЗРЯДНЫЙ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЬ С МАТРИЧНОЙ СТРУКТУРОЙ

В.Н. Цицура, О.И. Силантьев, В.Ю. Алхимов, В.К. Кулешов, Ю.В. Алхимов

Томский политехнический университет E-mail: oleg.silantiev@mail.ru

Рассмотрены вопросы формирования видимого изображения в матричном газоразрядном преобразователе рентгеновского излучения. Проведены расчеты нерезкости видимого изображения. Определены частотно-контрастные характеристики преобразователя.

Введение

Одна из основных проблем в рентгеновском не-разрушающем контроле и медицинской рентгенодиагностике это снижение доз облучения объектов контроля. Решение проблемы идет разными способами, но основной из них - разработка эффективных высокочувствительных преобразователей рентгеновского излучения. В этом отношении перспективны газовые детекторы ионизирующих излучений. Газовые детекторы широко используют в ядерной физике. Это искровые камеры, применяемые для регистрации треков элементарных частиц [1]. Аналогичные детекторы можно применять для регистрации изображений, создаваемых ионизирующим излучением, путем накопления регистрируемой информации. Механизм создания центров ионизации и развития разряда в таких детекторах хорошо изучен. На начальной стадии своего развития газовый разряд качественно может быть описан в соответствии с таундсендовским механизмом [2, 3]. Механизм Таунсенда при описании разряда справедлив до тех пор, пока можно пренебречь электрическим полем пространственного заряда электронов и ионов по сравнению с внешним полем. Экспериментальные исследования [4, 5] показали, что вследствие искажения поля пространственными зарядами уже при небольшой плотности тока наступает заметное увеличение ионизации, и условие самостоятельности разряда выполняется при меньших значениях напряженности электрического поля в разрядном промежутке.

Еще одним решением является использование газоразрядного преобразователя (ГРП) рентгеновского излучения в видимое, который представляет собой плоскую герметичную камеру, наполненную инертным газом [6-8]. На двух противоположных диэлектрических стенках камеры расположены электроды, причем выходной электрод прозрачен для видимой части спектра. Расстояние между электродами составляет не более 1 см. В таком детекторе используется многоканальный коллективный разряд в газе. При облучении преобразователя импульсным рентгеновским излучением в результате первичной ионизации рабочего газа рентгеновскими фотонами и электронами, эмитированными из материала входного электрода, формируется скрытая электронно-ионная картина объекта контроля. Плотность ионизации в различных участках разрядного промежутка пропорциональна интенсивности рентгеновского излучения, прошедшего через области объекта контроля с различными коэффициентами ослабления. Когда на электроды подается прямоугольный импульс высокого напряжения, в газе из областей первичной ионизации развиваются разряды, сопровождающиеся интенсивным выходом излучения видимого и ультрафиолетового участков спектра. Спектральные характеристики свечения определяются типом рабочего газа и его параметрами. Видимая картина образуется свечением многочисленных разрядов, развивающихся параллельно. Такой преобразователь обладает хорошими параметрами чувствительности - изображение формируется при дозах облу-