Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования, 2019, № 10, стр. 9-12

Исследование характеристик нейтронного пучка первого канала реактора ИБР-2

В. Л. Кузнецов 12, Е. В. Кузнецова 1*, П. В. Седышев 1, А. П. Сиротин 1

1 Институт ядерных исследований РАН
117312 Москва, Россия

2 Объединенный институт ядерных исследований
141980 Московская область, Дубна, Россия

* E-mail: evgenia@inr.ru

Поступила в редакцию 25.12.2018
После доработки 23.01.2019
Принята к публикации 12.02.2019

Полный текст (PDF)

Аннотация

Выполнены исследования временных характеристик времяпролетного спектрометра, установленного на первом канале реактора ИБР-2. Обнаружено изменение времени вспышки реактора относительно импульса старта в зависимости от времени измерения с начала цикла работы реактора. Измерено время замедления нейтронов в зависимости от длины волны нейтрона. Установлена зависимость полуширины рефлексов от длины волны нейтрона. Измерения велись в широком диапазоне углов Брэгга от 0.0567232 до 0.34180977 рад (от ~3° до ~19°). Сделана оценка мозаичности монокристалла.

Ключевые слова: времяпролетный спектрометр, двухосный дифрактометр, ширина нейтронного импульса, импульсный реактор.

ВВЕДЕНИЕ

В работах [1, 2] были представлены результаты измерений времени вылета нейтронов из водородных замедлителей и ширины нейтронного импульса в зависимости от энергии нейтронов. Время вылета нейтронов меняется от 6 до 102 мкс в зависимости от конструкции замедлителя и от энергии вылетающих нейтронов. В области эпитепловых нейтронов время вылета нейтронов равносильно увеличению пролетной базы на 28 мм [3].

Для того чтобы получить точные измерения параметров низко лежащих ядерных резонансов [4], нами были проведены исследования временных характеристик пучка нейтронов первого канала импульсного реактора ИБР-2.

МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА

Эксперименты проводились на двухосном дифрактометре, установленном на 30-метровой базе первого канала импульсного реактора ИБР-2 [5]. Монокристалл бромида калия размером 60 × × 60 × 14 мм был установлен узкой гранью на столик гониометрической головки ГСК-100. Повороты столика гониометрической головки осуществлялись с помощью шаговых двигателей с точностью 100 шагов на градус. Консоль длиной 2200 мм, на которой располагалась установка θ–2θ (вторая ось дифрактометра), передвигалась с помощью отдельного шагового двигателя. Поворот консоли осуществлялся с точностью 628 шагов на градус.

С помощью системы коллиматоров был сформирован пучок нейтронов с поперечным сечением 24 × 24 мм и угловой расходимостью 3.3 × 10–3 рад, который падал на монокристалл KBr, установленный под углом θ в геометрии Лауэ. Пучок нейтронов дифракции, отраженный плоскостями {200}, регистрировался детектором нейтронов, установленным под углом 2θ. В качестве детектора нейтронов использовались счетчики СНМ-18, работающие в пропорциональном режиме. Сигнал с детектора поступал в быстрый предусилитель, потом дополнительно усиливался и формировался быстрым усилителем. Сигнал с быстрого усилителя поступал на дискриминатор, который, в свою очередь, формировал импульс в стандарте NIM. Для регистрации времяпролетных спектров использовалась система сбора и накопления спектров “TIMECODER”, разработанная в ЛНФ ОИЯИ [6]. Сигнал с дискриминатора подавался на один из детекторных входов многостопового восьми канального время-цифрового преобразователя (ВЦП) системы накопления. Старт системы ВЦП осуществлялся штатным стартовым импульсом реактора ИБР-2, который поступал за 3 мс до максимума импульса мощности реактора.

ОПРЕДЕЛЕНИЕ ВРЕМЕНИ ВСПЫШКИ ВО ВРЕМЯПРОЛЕТНОМ СПЕКТРЕ

Вспышка быстрых нейтронов и γ-квантов отчетливо видна во времяпролетном спектре нейтронов дифракции. На рис. 1 представлен фрагмент времяпролетного спектра со вспышкой быстрых нейтронов, γ-квантов и результаты его аппроксимации с помощью распределения Гаусса. Первые пять каналов по 500 мкс, остальные по 2 мкс.

Рис. 1.

Параметры нейтронной вспышки, аппроксимированной функцией Гаусса. Время центра тяжести вспышки относительно импульса старта равно 3124.7 мкс, длительность − 212 мкс.

Аппроксимация фрагмента вспышки импульсного реактора распределением Гаусса хорошо описывает положение ее максимума и полуширину (как было показано в работах [7, 8]). При обработке результатов измерений было обнаружено изменение времени вспышки и рефлексов относительно старта. Результаты обработки представлены на рис. 2, на котором видно, что время вспышки относительно старта реактора меняется по закону:

(1)
${{t}_{{{\text{flash}}}}} = {{t}_{0}} + {{D}_{t}}{\text{exp}}\left( {{{ - {{t}_{{{\text{meas}}}}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{ - {{t}_{{{\text{meas}}}}}} t}} \right. \kern-0em} t}} \right),$
где tflash – время вспышки, t0 – асимптотическое значение времени вспышки, Dt – параметр, tmeas – время измерения от начала цикла, t – параметр спада.

Рис. 2.

Время вспышки в зависимости от времени начала работы реактора.

ОПРЕДЕЛЕНИЕ ВРЕМЕНИ ВСПЫШКИ ПО РЕФЛЕКСАМ РАЗЛИЧНЫХ ПОРЯДКОВ

Длина волны нейтронов дифракции, согласно закону Брэгга, равна:

(2)
$n\lambda = 2{{d}_{{hkl}}}{\text{sin}}\theta ,$
где n – порядок отражения, λ – длина волны нейтрона, dhkl – расстояние меду плоскостями {hkl}, θ – угол Брэгга.

С другой стороны, длина волны нейтрона при дифракции во времяпролетном спектре пропорциональна времени пролета:

(3)
$\lambda = {{3.956t} \mathord{\left/ {\vphantom {{3.956t} L}} \right. \kern-0em} L},$
здесь t – время пролета нейтронов дифракции в мкс, L – пролетная база в мм. Наблюдаемые времена рефлексов разных порядков имеют вид:
(4)
${{t}_{n}} = {{{{t}_{1}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{t}_{1}}} n}} \right. \kern-0em} n} + {{t}_{0}},$
где tn – наблюдаемое время рефлекса n-го порядка, t1 – время пролета нейтронов дифракции первого порядка, n – порядок дифракции, t0 – время вспышки нейтронов. Все времена считаются от импульса старта.

Используя результаты измерений времяпролетных спектров нейтронов дифракции для рефлексов первого, второго и третьего порядков, имеем:

(5.1)
${{t}_{0}} = 2{{t}_{2}}--{{t}_{1}},$
(5.2)
${{t}_{0}} = {{(3{{t}_{3}}--{{t}_{1}})} \mathord{\left/ {\vphantom {{(3{{t}_{3}}--{{t}_{1}})} 2}} \right. \kern-0em} 2},$
(5.3)
${{t}_{0}} = (3{{t}_{3}}--{\text{ }}2{{t}_{2}}).$

На рис. 3 представлено время нейтронной вспышки, определенной по формулам (5), в зависимости от длин волн нейтронов дифракции для рефлексов первого порядка – черные квадраты (5.1), второго порядка − светло серые кружки (5.2) и третьего порядка − серые треугольники (5.3).

Рис. 3.

Время вспышки нейтронов, определенное по формулам (5), в зависимости от длин волн нейтронов при дифракции для рефлексов первого порядка (в геометрии Брэгга) – черные квадраты (5.3), второго порядка − светло серые кружки (5.2) и третьего порядка − серые треугольники (5.3).

Таким образом, как следует из рис. 3, время вспышки зависит от длины волны нейтронов (чего не должно быть). Это связано с тем, что не было учтено время замедления и вылета нейтронов из замедлителя. Эффективно задержка вспышки нейтронов определяется временем замедления и временем вылета нейтронов определенной длины волны [9], поэтому ко времени вспышки быстрых нейтронов надо прибавить время замедления и время вылета нейтронов конкретной длины волны.

Была построена зависимость времени пролета от длины волны нейтрона в виде (ti – t0) = λi × × L/3.956 непосредственно после измерений времяпролетных спектров нейтронов дифракции в монокристалле бромида калия. Измерения велись в широком диапазоне углов Брэгга от 0.0567232 до 0.34180977 рад (от ~3° до ~19°). Время вспышки t0 было определено по результатам аппроксимации времяпролетного спектра вспышки, а время регистрации рефлекса ti определялось по результатам аппроксимации фрагмента времяпролетного спектра самого рефлекса.

Определение времени задержки вылета нейтронов из замедлителя проводилось с использованием монокристалла, с помощью которого формировался пучок нейтронов дифракции с определенной длиной волны, и вычислялось время пролета этих нейтронов tcul. Время замедления и вылета нейтронов из замедлителя при этом равнялось:

(6)
$\Delta t = ({{t}_{i}}--{{t}_{0}})--{{t}_{{{\text{cul}}}}}.$
Здесь ti – время регистрации рефлекса i-го порядка, t0 – время вспышки, полученное аппроксимацией функцией Гаусса фрагмента времяпролетного спектра вспышки (как показано выше), tcul – время пролета нейтронов, вычисленное из измеренного угла Брэгга, оцененной длины пролетной базы L = 28040 мм и известного 2d200 = 6.59 Å по формулам (2) и (3).

На рис. 4 представлена зависимость времени замедления и вылета нейтронов из замедлителя Δt от длины волны регистрируемых нейтронов дифракции.

Рис. 4.

Зависимость времени замедления и вылета нейтронов из замедлителя от длины волны нейтронов. Черные квадраты – время пролета нейтронов, соответствующих рефлексу первого порядка, серые кружки – время пролета нейтронов, соответствующих рефлексу второго порядка, светло серые треугольники – время пролета нейтронов, соответствующих рефлексу третьего порядка.

Время замедления и вылета нейтронов сравнительно быстро увеличивается в области длин волн нейтронов 0.3–1.0 Å, а, начиная с длины волны нейтрона примерно 1 Å, остается практически постоянным вплоть до 2.2 Å. Нейтроны замедляются до этой области длин волн и вылетают из замедлителя одновременно. Такая зависимость может быть связана с зависимостью сечения рассеяния нейтронов на водороде [10, 11].

На рис. 5 приведена измеренная ширина рефлексов первого и второго порядков в зависимости от их длины волны, полученных аппроксимацией рефлексов функцией Гаусса. Черные квадраты и черная линия – рефлексы первого порядка отражения, серые кружки и линия – рефлексы второго порядка отражения. Различие ширины для рефлексов первого и второго порядков отражения связано с различием дифракционного уширения.

Рис. 5.

Зависимость полуширины рефлекса, аппроксимированного Гауссом, от длины волны нейтрона. Черные квадраты соответствуют рефлексам первого порядка, серые кружки – рефлексам второго порядка.

Ширина рефлексов имеет вид:

(7)
$\Delta t = {{({{(\Delta {{t}_{f}}_{{\text{l}}})}^{2}} + {{(\Delta {{t}_{i}})}^{2}})}^{{0.5}}},$
здесь Δtfl – ширина, обусловленная вспышкой реактора, Δti – дифракционное уширение i-го порядка. Дифракционное уширение, обусловленное расходимостью нейтронного пучка Δθn и мозаичностью монокристалла Δθm, имеет вид [10]:
(8)
$\Delta {{t}_{i}} = g\lambda {\text{ctg(}}\theta {\text{)}}{{({{(\Delta {{\theta }_{n}})}^{2}} + {{(\Delta {{\theta }_{m}})}^{2}})}^{{0.5}}},$
где g = L/3.956 – коэффициент, связывающий согласно (3) время пролета и длину волны нейтрона.

Произведение gλ ctg(θ) − медленно убывающая функция в области углов (0.04–0.18) рад, поэтому резкое увеличение полуширины рефлекса в области длин волн нейтронов (0.3–1.0) Å связано с процессом замедления нейтронов. В этой же области длин волн нейтронов происходит увеличение времени замедления нейтронов. Разность квадратов ширины рефлексов первого и второго порядков дифракции позволяет исключить (Δtfl)2 и получить оценку мозаичности монокристалла равную (4.4–6.5) × 10–3.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Выполнены исследования временных характеристик времяпролетного спектрометра, установленного на 30-метровой времяпролетной базе первого канала реактора ИБР-2.

Обнаружено изменение времени импульса мощности реактора относительно импульса старта, в зависимости от времени измерения с начала цикла работы реактора.

Время вспышки меняется относительно начала работы реактора по закону распада с постоянной времени, равной 140–160 мин.

Измерено время замедления нейтронов в зависимости от длины волны нейтронов.

Установлена зависимость полуширины рефлексов от длины волны нейтрона.

Сделана оценка мозаичности монокристалла.

Список литературы

  1. Graham K.F., Carpenter J.M. // Nuclear Science and Engineering. 1972. V. 49. P. 416.

  2. Tetsuya Kai, Makoto Teshigavara, Hoboru Watanabe et al. // J. Nucl. Science and Technology. 2002. V. 39. № 2. P. 120.

  3. Уинздор К. Рассеяние нейтронов от импульсных источников. М.: Изд-во Энергоатомиздат, 1985. С. 352.

  4. Kagan Yu., Afanas’ev A.M. // Soviet Phys. JETP. 1966. V. 23. № 1. P. 178.

  5. Alexandrov Yu.A., Chalupa B., Eichhorn F. et al. // Physica B.1988. V. 151. P. 108.

  6. Shvetsov V.N., Alpatov S.V., Astakhova N.V. et al. // Instruments and Experimental Techniques. 2012. V. 55. № 5. P. 561.

  7. Бондаренко И.И., Стависский Ю.Я. // АЭ. 1959. Т. 7. Вып. 5. С. 417.

  8. Бондарченко Е.А., Пепелышев Ю.Н., Попов А.К. // ЭЧАЯ. 2004. Т. 35. Вып. 4. С. 927.

  9. Александров Ю.А., Шарапов Э.И., Чер Л. Дифракционные методы в нейтронной физике. М.: Энергоиздат, 1981. С. 216.

  10. Балагуров А.М. // ЭЧАЯ.1992. Т. 23. Вып. 4. С. 1088.

  11. http://www.nndc.bnl.gov/ENDF

Дополнительные материалы отсутствуют.