Известия РАН. Серия физическая, 2020, T. 84, № 12, стр. 1800-1802

К моделированию natU + 232Th нейтронного источника на основе d + t нейтронного генератора

Ж. Хушвактов 12*, Б. Юлдашев 1, С. Артемов 1, М. Каюмов 1, Г. Кулабдуллаев 1, А. Караходжаев 1, Э. Бозоров 1, Г. Абдуллаева 1, О. Тожибоев 1, В. Татарчук 1, Ф. Эргашев 1, Э. Рузиев 1

1 Институт ядерной физики Академии наук Республики Узбекистан
Ташкент, Узбекистан

2 Международная межправительственная организация Объединенный институт ядерных исследований
Дубна, Россия

* E-mail: khushvaktov@jinr.ru

Поступила в редакцию 15.07.2020
После доработки 10.08.2020
Принята к публикации 26.08.2020

Полный текст (PDF)

Аннотация

Моделирование методом Монте-Карло выполнено с использованием кода Geant4. Моделировались угловое распределение выхода нейтронов в реакции 3H(d, n)4He на тритиевой мишени и влияние блок коллиматора на поток нейтронов. Также были определены числа всех каналов ядерных реакций в мишени 232Th + natU (50/50%) на один нейтрон с энергией 14.1 МэВ и оптимальный размер мишени для максимального выхода вторичных нейтронов.

ВВЕДЕНИЕ

Экспериментальное изучение различных аспектов ADS (accelerator driven system) на основе низкоэнергетических ускорителей – циклотронов, микротронов, а также ускорителей – генераторов нейтронов высокой интенсивности на основе (D + D) и (D + T) реакций имеет большое значение. Целесообразно, чтобы таким экспериментальным исследованиям предшествовали расчеты нейтронных спектров с использованием кодов MCNP [1], FLUKA [2] и Geant4 [3]. В данной работе представлены результаты моделирования источника нейтронов на основе генератора нейтронов D + T.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

Моделирование выполнено кодом Geant4 с использованием пакетов моделей IonPhysicsPHP и NeutronHP (HP – High Precision). В расчетах были использованы следующие данные: соотношение числа атомов в титан – тритиевой нейтрон – образующей мишени составляет 3H/Ti = 1.5, а плотность 3H/Ti мишени составляет 4.22 г ∙ см−3. Расчеты выполнены для пучка дейтронов с энергией 105 кэВ, поскольку сечение реакции 3H(d, n)4He в области энергий 90–120 кэВ практически не меняется (см. рис. 1). Результаты моделирования нормированы на один дейтрон с энергией 105 кэВ, падающий на тритиевую мишень.

Рис. 1.

Зависимость сечения σ реакции 3H(d, n)4He от энергии дейтрона Ed. Данные взяты из базы данных EXFOR [4].

В результате расчетов были определены значения флюенса нейтронов в следующих трех позициях планируемой установки: а) на расстоянии 10 см от центра тритиевой мишени; б) за блоком коллимации (20 см Fe + 40 см парафин + 1 см Cd + 20 см Pb) на расстоянии 100 см от центра тритиевой мишени по оси коллиматора, где будет находиться исследуемая мишень; в) за блоком коллимации на расстоянии 20 см от его оси, где будет расположен детектор для измерения флюенса нейтронов. Зависимость флюенса от энергии нейтронов показана на рис. 2 для трех указанных выше позиций. Флюенс нейтронов на расстоянии 10 см от тритиевой мишени составляет 7.55 · 10–6, а на расстоянии 100 см от центра тритиевой мишени, (место расположения исследуемой мишени) – 1.82 · 10–8, а в области расположения детектора для измерения флюенса нейтронов – 1.99 · 10–9 нейтрон · см–2 · дейтрон–1. Результаты показывают, что флюенс уменьшается приблизительно на 90% при прохождении через коллиматор. Угловая зависимость выхода нейтронов была также определена для тритиевой мишени. Из рис. 3 видно, что нейтроны испускаются из тритиевой мишени практически изотропно.

Рис. 2.

Энергетическая зависимость флюенса нейтронов F для следующих позиций: а – на расстоянии 10 см от центра тритиевой мишени (красные квадраты); б – на расстоянии 100 см от центра тритиевой мишени по оси коллиматора (синие точки); в – за блоком коллиматора вне его оси (черные кружки).

Рис. 3.

Энергетическая зависимость флюенса нейтронов F под разными углами от тритиевой мишени с учетом толщины молибденовой подложки 1 мм.

Кроме того, были проведены расчеты для определения зависимости флюенса нейтронов с энергией 14.1 МэВ от угла рассеяния при падении на ториевую мишень толщиной 1 мм. Результаты показаны на рис. 4, и эти данные показывают, что 98.6% нейтронов проходят через исследуемую ториевую мишень без взаимодействия. Те же расчеты были выполнены для мишеней 232Th + 233U (50/50%) и 232Th + natU (50/50%), но результаты были аналогичны случаю с ториевой мишенью.

Рис. 4.

Энергетическая зависимость флюенса F 14.1‑МэВных нейтронов, рассеянных ториевой мишенью на различные углы.

В результате моделирования также был определен оптимальный размер мишеней 232Th + natU (50/50%) из условия максимального количества вторичных нейтронов, вылетающих из мишени. В расчетах использовалась сферическая форма мишеней с каналами к центру для входа нейтронов с энергией 14.1 МэВ. Рисунок 5 показывает число нейтронов, уходящих с поверхности сферической мишени. Видно, что максимальное количество нейтронов вылетает из сферической мишени при ее радиусе ~15 см. Число всех каналов ядерных реакций в сферической мишени 232Th + natU (50/50%) радиусом 15 см на один нейтрон с энергией 14.1 МэВ приведены в табл. 1. Также в табл. 1 приведено общее число нейтронов (влетающих в мишень и образующихся в реакциях). Из таблицы видно, что наибольшее количество нейтронов возникает в реакциях деления (n, f) ядер 238U, 232Th и 235U. Вероятности реакций (n, γ), (n, 2n) и (n, 3n) на ядрах 232Th больше, чем на ядрах 238U, тогда как вероятность реакции деления тория меньше, чем 238U.

Рис. 5.

Число нейтронов N, вылетающих c поверхности сферической 232Th + natU (50/50%) мишени на один нейтрон с энергией 14.1 МэВ.

Таблица 1.  

Число ядерных реакций в сферической мишени 232Th + natU (50/50%) радиусом 15 см на один нейтрон с энергией 14.1 МэВ

Ядерные реакции Количество реакций Ядерные реакции Количество реакций
(n,f) 0.367(1)    
238U(n,γ)239U 0.165(1) 232Th(n,γ)233Th 0.220(1)
238U(n,2n)237U 0.148(1) 232Th(n,2n)231Th 0.235(1)
238U(n,3n)236U 0.061(1) 232Th(n,3n)230Th 0.090(1)
Общее число нейтронов в мишени
(влетающих в мишень и образующихся в реакциях)
5.646(1)

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Результаты моделирования показывают, что при падении дейтронов с энергией 105 кэВ на тритиевую мишень нейтроны с энергией ~14.1 МэВ испускаются из мишени практически изотропно. При прохождении нейтронов блок коллимации уменьшает общий поток нейтронов в 9.15 раз. При этом поток нейтронов с энергией 14.1 МэВ уменьшается в 201.4 раз на том же расстоянии от 3H/Ti мишени вне оси коллиматора. Зависимость флюенса нейтронов с энергией 14.1 МэВ от угла рассеяния на ториевой мишени показывает, что 98.6% нейтронов проходят через ториевую мишень толщиной 1 мм практически без взаимодействия. Согласно результатам нахождения оптимального размера мишени 232Th + natU (50/50%) с учетом процессов образования и поглощения нейтронов, флюенс нейтронов, выходящих из сферической мишени максимален при ее радиусе ~15 см.

Работа выполнена при поддержке исследовательского проекта Института ядерной физики АН РУз на тему ФА-Атех-2018-166 “Разработка основ подкритичного реактора на базе нейтронного генератора НГ-150 ИЯФ АН РУз”.

Список литературы

  1. Werner C.J., Bull J.S., Solomon C.J. et al. // Los Alamos Nat. Lab. Report LA-UR-18-20808, 2018.

  2. Battistoni G., Boehlen T., Cerutti F. et al. // Ann. Nucl. Energy. 2015. V. 82. P. 10.

  3. Allison J., Amako K., Apostolakis J. et al. // Nucl. Instrum. Meth. A. 2016. V. 835. P. 186.

  4. Zerkin V.V., Pritychenko B. // Nucl. Instrum. Meth. A. 2018. V. 888. P. 31.

Дополнительные материалы отсутствуют.