CC BY
67
полнять сложно. Поэтому двухмерная матрица плотности энергии электронного пучка преобразовывалась в гистограмму значений плотности энергии, рис. 7. По горизонтальной оси отложены значения плотности энергии импульсного электронного пучка, а по вертикальной - суммарная площадь поперечного сечения электронного пучка с такой плотностью энергии.
Заключение
Дозиметрическая пленка ПОР (5...50 кГр) позволяет измерять неоднородность плотности энергии импульсного электронного пучка с разрешением лучше 1 мм в диапазоне поглощенных доз
5.120 кГр. Разработанная методика обработки автографа электронного пучка на дозиметрической пленке позволяет значительно упростить и автоматизировать анализ результатов экспериментов. Сравнение степени неоднородности электронного пучка в поперечном сечении для разных режимов по гистограмме распределения плотности энергии электронного пучка более информативно, чем сравнение двумерных изображений.
Авторы выражают благодарность проф. В.Ю. Яковлеву за полезные консультации и помощь в измерении оптической плотности.
Работа выполнена при поддержке Министерства образования и науки РФ, программа «Развитие научного потенциала высшей школы», грант № 416.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Москалев В.А., Сергеев Г.И. Измерение параметров пучков заряженных частиц. - М.: Энергоатомиздат, 1991. - 240 с.
2. Батыгин Ю.В., Воловик В.Д., Иванов С.И., Карасев С.П. Об определении профиля пучка в ускорителе с помощью метода акустической дозиметрии // Приборы и техника эксперимента. - 1980. - № 4. - С. 24-26.
3. Воловик В.Д., Иванов С.И. К вопросу о термоупругой дозиметрии пучков заряженных частиц // Журнал технической физики. - 1975. - № 8. - С. 1789-1791.
4. Ремнев Г.Е., Пушкарев А.И., Ежов В.В. Радиационно-акустическая диагностика профиля импульсного электронного пучка // Физика импульсных разрядов в конденсированных средах: Матер. 11 Меж-дунар. научной школы-семинара. - Николаев, 2003. - С. 77-78.
5. Липчак А.И., Михайлов С.Г., Соломонов В.И. Визуализация сильноточных импульсных электронных пучков // Приборы и техника эксперимента. - 1997. - № 2. - С. 78-80.
6. Генералова В.В., Гурский М.Н. Дозиметрия в радиационной технологии. - М.: Изд-во стандартов, 1981. - 184 с.
7. Ремнев Г.Е., Фурман Э.Г, Пушкарев А.И., Карпузов С.Б., Кондратьев Н.А., Гончаров Д.В. Импульсный сильноточный ускоритель с согласующим трансформатором // Приборы и техника эксперимента. - 2004. - № 3. - С. 130-134.
8. Гончаров Д.В., Приходько А.В. Исследование стабильности работы импульсного электронного ускорителя с согласующим трансформатором // Перспективы развития фундаментальных наук: Труды 1 Всерос. конф. студентов и молодых ученых. -Томск, 2004. - С. 19-21.
УДК 621.039.51;541.126
ИСПОЛЬЗОВАНИЕ МАТЕРИАЛОВ, ПОЛУЧЕННЫХ В РЕЖИМЕ ТЕХНОЛОГИЧЕСКОГО ГОРЕНИЯ, В ТЕХНИКЕ РАДИАЦИОННОЙ ЗАЩИТЫ: РАСЧЕТНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ЗАЩИТНЫХ СВОЙСТВ
В.И. Бойко, Д.Г. Демянюк, О.Ю. Долматов, Д.С. Исаченко, И.В. Шаманин
Томский политехнический университет E-mail: [email protected]
Проведено расчетное исследование свойств материалов на основе борида вольфрама, карбида бора и их послойных комбинаций, обеспечивающих защиту от потоков быстрых нейтронов и заряженных частиц. Установлен факт значительного влияния структуры материала, в частности - пористости, на защитные от потоков заряженных частиц и у-квантов свойства. При определенных сочетаниях концентрации пор и их характерных размеров эффективность защиты возрастает.
Методика и результаты численных экспериментов
Для численного моделирования процесса прохождения (ослабления) потока быстрых нейтронов в защитных материалах, полученных методом са-мораспространяющегося высокотемпературного синтеза (СВС), на основе карбида бора и борида вольфрама использована методика, изложенная в монографии [1], применительно к нейтронам [2].
Методика тестировалась путем сопоставления экспериментально определенных и расчетных
спектров быстрых нейтронов за эталонной графитовой защитой. Экспериментальные спектры были получены на сцинтилляционном спектрометре с водородосодержащим датчиком на исследовательском водо-водяном реакторе.
Спектры нейтронов перед графитовой защитой в ходе тестовых проверок в расчётах задавались в соответствии с экспериментальными данными. На рис. 1 приведены экспериментальные и расчётные спектры нейтронов dN(E)/dE. В ходе тестовых проверок
получено удовлетворительное соответствие между расчётными и экспериментальными данными, что подтверждает высокое качество константного обеспечения и верифицирует расчетную методику.
(Ш/ёЕ, отн.ед.
Рис. 1. Экспериментальный спектр: о - перед графитовой защитой; □ - за графитовой защитой массовой толщиной 37,5, Д - 75 г/см2. Расчетный спектр - сплошные линии
В численных экспериментах моделировалось прохождение потока быстрых нейтронов, плотность которого составляет 1014 нейтрон/(см2х), через защитные экраны, выполненные из различных материалов. Варьировалась толщина экранов. Рассмотрены двухслойные экраны графит-металлокерамика, в которых графитовый слой «смещает» спектр нейтронов в область меньших энергий и, таким образом, повышает эффективность вольфрам-борсодержащей защиты.
Плотность металлокерамического вольфрам-бор-содержащего материала в расчетах задавалась равной 5,7 г/см3, что соответствует полученным в экспериментах по СВС плотностям материала функциональных элементов. Состав материала на основе W-B:
• вольфрам: ядерная концентрация 1,78-1022 см-3, массовое содержание в материале 94,3 вес. %;
• изотоп В10: 3,52.1021 см-3 и 1,14 вес. %, соответственно;
• изотоп В11: 1,41-1022 см 3 и 4,56 вес. %, соответственно.
На рис. 2 приведены результаты проведённых численных экспериментов. Сплошной линией отмечено энергетическое распределение потока нейтронов за защитой, пунктирной - перед защитой: высокоэнергетическая часть спектра мгновенных нейтронов деления (спектр Уатта). Максимум спектра за защитой смещается в область меньших энергий, интегральный поток значительно снижается.
Численное моделирование процесса прохождения потока быстрых нейтронов через рассмотренные защитные материалы подтвердило выводы, полученные в ходе экспериментального изучения данного вопроса, а именно:
• использование вольфрам-борсодержащих материалов обеспечивает выигрыш защиты по массогабаритным показателям;
• эффективность защиты от потока быстрых нейтронов возрастает при использовании двухслойной защиты: графит-металлокерамика.
Как один из сопутствующих, или самостоятельный, можно рассматривать возникающий при взаимодействии нейтронов с веществом рассеянный или коллимированный поток заряженных частиц.
Эти частицы, взаимодействуя с веществом, образуют в его объеме локальные области аномально большого тепловыделения. Чем меньше область локализации потока частиц в объеме вещества и четче ее геометрические границы, тем более мощному ударно-тепловому воздействию вещество подвергается.
Этому можно воспрепятствовать, обеспечив такие свойства материалов, которые увеличивали бы размеры области локализации потока частиц и сглаживали образующиеся в объеме материалов поля энерговыделения.
Для сплошной однородной среды область локализации в ней импульсного пучка заряженных частиц или 7-квантов определяется, в первую очередь, его параметрами: энергией частиц, диаметром пучка или профилем распределения тока по его сечению [1].
Для пористых металлокерамических материалов важную роль играют их реологические свойства. На процесс термализации частиц существенное влияние оказывает процесс их многократного взаимодействия с поверхностями пор. При этом имеет место изменение траектории частицы за счет рассеяния, в том числе на большие углы. В результате поле энерговыделения пучка заряженных частиц в пористых материалах «размывается», а проективный пробег отдельных частиц существенно уменьшается.
В рамках метода статистических испытаний (метод Монте-Карло) воспроизведена картина проникновения потока протонов в пористый металлокерамический материал. Схема расчетной траектории частиц приведена на рис. 3. Методика численного моделирования изложена в монографии [1]. На рис. 4 показана топограмма распределения поглощенной энергии в металлокерамическом защитном
10й нейтронном2*с)
Ф, 1013не&1рон/(см**с)
Е, МэВ
Ф, 1013нейтрон/(см**с)
Ф, 1013 нейтрон^см2*:)
Рис. 2. Энергетическое распределение плотности потока нейтронов Ф перед защитой (пунктир) и за ней (сплошная линия) для различных вариантов: I) графитовая защита (толщина 30 см); II) металлокерамический защитный экран (8 см); III) металлокерамическая защита (30 см); IV) двухслойный экран, состоящий из слоя графита (15 см) и слоя металлокерамики (15 см)
материале на базе борида вольфрама для случая воздействия на него протонов с начальной энергией Е0=30 МэВ. Концентрация пор диаметром 0,03 мкм в материале составляет 1011 см-3. Угол падения протонов случайным образом распределен в интервале [0, ж/18], статистика - 105 частиц, геометрия расчета - цилиндрическая ДОЯ).
Частица
Рис. 3. Схема траектории: х, Е - свободный пробег и энергия частицы на ¡-ом отрезке траектории; в;, щ, %, -углы, определяющие сферический угол рассеяния; 1) вход частицы; ветви траекторий на: 2) поглощение; 3) обратное рассеяние; 4) прохождение экрана
Рис. 4. Топограмма распределения поглощенной энергии в металлокерамическом защитном материале на базе борида вольфрама
«Искривление» траектории в процессе прохождения быстрых тяжелых частиц из-за многократного рассеяния на свободных поверхностях пор приводит к нарушению моноэнергетичности потока, даже если не учитывать многократное упругое рассеяние и флуктуацию энергетических потерь. Естественно, что нарушение моноэнергетичности потока приводит к разбросу частиц по глубине их проникновения в вещество. Если без учета «искривления» траектории все частицы термализу-ются на глубине Л0, то учет влияния пористости приводит к тому, что те частицы, которые испытали рассеяние на свободных поверхностях пор, бу-
дут иметь более «искривленную» траекторию. Хотя полная длина этой траектории будет равна R0, остановка таких частиц произойдет в области, размеры которой значительно больше по сравнению с бес-пористым случаем. Понятие «проективный пробег» при взаимодействии заряженных частиц с пористым материалом теряет физический смысл.
Отличия от случая беспористого материала очевидны. Первое из них - отсутствие брегговского пика в конце траектории протонов и «размытость» результирующего поля энерговыделения.
Для электронов последовательность вычислений остается прежней. Изменяется только функциональная зависимость вероятности отражения частиц от свободной поверхности поры от отношения углов отражения и падения. Для протонов использовалась «функция отражения», полученная О.Б. Фирсовым [3, 4]. Тенденция «размытия» результирующего поля энерговыделения в случае воздействия потока электронов становится еще отчетливее.
Расчёт дифференциальных и интегральных характеристик поля электромагнитного излучения за плоскими защитными экранами проводился на основе таковых для поля термализующихся в пористом вольфрам-борсодержащем материале электронов с использованием верифицированного пакета программ [1]. Анализ этих результатов свидетельствует о существенной деформации диаграммы направленности вторичного излучения в сторону, параллельную плоскости размещения экрана.
Таким образом, кроме увеличения эффективности защиты от первичного потока электронов, пористость СВС-материалов обеспечивает защиту от генерируемых при взаимодействии электронов с веществом 7-квантов.
Заключение
Анализ результатов численных экспериментов по изучению защитных от ионизирующих излучений свойств композиционных материалов, полученных в режиме технологического горения, позволяет сформулировать следующие выводы:
• подтверждены выводы по результатам приборного эксперимента относительно преимуществ воль-фрам-борсодержащих материалов и двухслойных защитных экранов графит-металлокерамика;
• пористость СВС-материалов, определяемая условиями синтеза, обеспечивает увеличение эффективности защитных конструкций как от первичного потока заряженных частиц, так и от генерируемых ими потоков 7-квантов: поле энерговыделения пучков заряженных частиц в СВС-ма-териалах «размывается», что снижает термоударные нагрузки; понятие «проективный пробег» при взаимодействии заряженных частиц с пористым материалом теряет физический смысл; диаграмма направленности вторичного излучения значительно деформируется в направлении, параллельном поверхности защитного экрана.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Бойко В.И., Скворцов В.А., Фортов В.Е., Шаманин И.В. Взаимодействие импульсных пучков заряженных частиц с веществом. - М.: Физматлит, 2003. - 288 с.
2. Ершов Ю.И., Шихов С.Б. Математические основы теории переноса. Т. 1. Основы теории. - М.: Энергоатомиздат, 1985. - 232 с.
3. Фирсов О.Б. Отражение быстрых ионов от плотной среды под скользящими углами // Доклады АН СССР. - 1966. - Т. 169. -№ 6. - С. 1311-1313.
4. Калашников Н.П., Ремизович В.С., Рязанов М.И. Столкновения быстрых заряженных частиц в твердых телах. - М.: Ато-миздат, 1980. - 272 с.
УДК 66.023.2
АНАЛИЗ РАБОТЫ АМАЛЬГАМНО-ОБМЕННОЙ КОЛОННЫ С БОЛЬШИМ ОТБОРОМ
И.А. Тихомиров, Д.Г. Видяев, А.А. Гринюк
Томский политехнический университет E-mail: [email protected]
Получены уравнения, описывающие процесс разделения изотопов в фазах при большом отборе. Каждое из этих уравнений при определённых условиях сводится к уравнению колонны при малых отборах. Показано, что число теоретических тарелок в фазе амальгамы тем меньше, чем больше отбор, а при работе колонны с большим отбором величина обменного потока одинакова для фазы амальгамы и фазы раствора.
В ряде случаев приходится эксплуатировать ко- Рассмотрим, как можно описать процесс изо-
лонны в режиме большего отбора, когда величина топного разделения в этом случае. потока отбора ^ делается сравнимой с величиной Поскольку градиенты изотопных концентра-
фазовых потоков циркуляции [1]. ций в обменных фазах различны:
