Chuyên đề Nơtron và một số vấn đề về kênh thực nghiệm số 3 của lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt

Yêu cầu của vật liệu làmphin lọc là có tiết diện ởcực tiểu chính bằng 1/5 lần tiết diện trung bình ởcác năng lượng khác. Độdày của phin được chọn sao cho hệsốtruyền qua sẽlà 0,1 đối với các nơtron có năng lượng tương ứng với cực tiểu chính. Khi đó với các nơtron khác thì tỉsốtruyền qua sẽlà T=10 -5 . Tuy nhiên các nơtron năng lượng khác tạo thành phần rộng hơn nhiều so với các nơtron có năng lượng tương ứng với cực tiểu chính của tiết diện toàn phần. Thông thường dải năng lượng của cực tiểu chính chỉchiếmkhoảng 1/200 so với độrộng phổnơtron tổng cộng. Vì vậy nếu tỉsốtiết diện là 1/5 thì độsạch của chùmsẽlà 0,98.

pdf49 trang | Chia sẻ: lvcdongnoi | Ngày: 02/04/2015 | Lượt xem: 1574 | Lượt tải: 1download
Bạn đang xem nội dung tài liệu Chuyên đề Nơtron và một số vấn đề về kênh thực nghiệm số 3 của lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt, để tải tài liệu về máy bạn click vào nút DOWNLOAD ở trên
g có thể được mô tả bằng công thức Breigh - Wigner. Ngược lại, đối với inđi các cộng hưởng rất gần nhau. Khi năng lượng nơtron cỡ một vài keV, các cộng hưởng đã phủ lên nhau khá nhiều và sự phụ thuộc tiết diện vào năng lượng trở thành liên tục. III.2.1. Hạt nhân hợp phần Trạng thái kích thích của hạt nhân trung gian được đặc trưng bởi độ rộng theo năng lượng tương ứng với thời gian sống τ: τ=Γ h , (20) 12 ở đây hΓ = τ1 là xác suất mà hạt nhân hợp phần phân rã trong 1 giây. Xác suất này bằng tổng xác suất đối với các kênh phân rã khác nhau như phân rã gamma, phát ra nơtron thứ cấp hoặc các hạt tích điện... Như vậy, độ rộng toàn phần Γ là tổng các độ rộng riêng phần: Γ = Γγ + Γn + Γα + .... (21) Do vậy, tỷ số Γγ/Γ là xác suất phân rã của hạt nhân hợp phần bằng cách phát ra bức xạ gamma, Γn/Γ là xác suất phát nơtron... Thông số Γ được gọi là độ rộng phóng xạ, Γn - độ rộng nơtron... Nói chung các giá trị Γi thay đổi từ cộng hưởng này sang cộng hưởng khác và thậm chí còn phụ thuộc vào các tính chất biểu kiến của hạt nhân. Tất nhiên những đặc trưng chung nào đó cũng thay đổi. Độ rộng phóng xạ Γγ của hạt nhân cụ thể ít thay đổi từ cộng hưởng này sang cộng hưởng khác. Từ thực nghiệm tìm ra rằng Γγ ≈ 0,2 eV đối với hạt nhân trung bình còn đối với hạt nhân nặng Γγ ≈ 0,03 eV. Độ rộng nơtron có dạng phụ thuộc năng lượng phức tạp. Đối với một hạt nhân cố định, độ rộng nơtron thay đổi từ cộng hưởng này sang cộng hưởng khác; tuy nhiên tính trung bình, độ rộng nơtron tăng rõ rệt khi năng lượng nơtron tăng. Đối với hạt nhân nhẹ, giá trị Γn vào cỡ một vài keV, đối với hạt nhân trung bình thì Γn còn cỡ eV và với hạt nhân nặng thì Γn chỉ còn cỡ vài phần nghìn eV. Đa số các cộng hưởng của nơtron chậm và trung gian được gọi là cộng hưởng sóng s tức là nơtron bị hấp thụ không truyền mô men góc quỹ đạo cho hạt nhân hợp phần. Trong trường hợp này có thể đưa vào độ rộng riêng phần biểu kiến đối với từng mức nhờ hệ thức: Γn = Γn0.E1/2 (E - eV) (22) Các độ rộng Γn0 của các cộng hưởng của một hạt nhân tuân theo một quy luật phân bố thống kê xác định (còn gọi là quy luật Porter - Thomat) xung quanh 13 giá trị trung bình 0nΓ đặc trưng cho hạt nhân đó. Có thể xác định độ rộng biểu kiến đối với các cộng hưởng sóng p, d, ... nhưng việc này khá phức tạp. Đối với hạt nhân nặng và nơtron năng lượng thấp, Γγ >>Γn tức là sự bắt cộng hưởng mạnh hơn tán xạ cộng hưởng. Đối với hạt nhân nhẹ thì ngược lại Γn >>Γγ tức là các tán xạ cộng hưởng là ưu tiên. Γn và Γγ được nhắc đến trong số các độ rộng riêng phần là vì tán xạ cộng hưởng và bắt phóng xạ là khả dĩ đối với tất cả các hạt nhân hợp phần tạo nên bằng quá trình bắt nơtron còn các phản ứng (n, 2n), phản ứng tán xạ không đàn hồi và đa số các trường hợp của phản ứng (n, p) và (n, α) chỉ xảy ra khi năng lượng nơtron vượt một ngưỡng nào đó. Các độ rộng Γp, Γα,... bằng không khi năng lượng của nơtron nhỏ hơn ngưỡng, còn khi cao hơn năng lượng ngưỡng thì dạng phụ thuộc năng lượng của chúng cũng giống như đối với độ rộng nơtron - tức là chúng thăng giáng thống kê từ mức này sang mức khác và giá trị trung bình thì tăng dần. Do lực Coulomb, độ rộng riêng phần của quá trình phát xạ hạt tích điện giảm khi số khối tăng. Khi năng lượng của nơtron cao, các độ rộng riêng phần của tán xạ không đàn hồi và thậm chí cả phản ứng (n,2n) trở thành có ưu thế do khi năng lượng tăng, số mức kích thích của hạt nhân con (là kết quả của quá trình tán xạ không đàn hồi) tăng. Một số hạt nhân nặng nhất như U233, U235, Pu239, Pu241 có thể phân chia ngay cả với nơtron nhiệt. Do vậy độ rộng phân chia Γf khác không, Γf có đặc trưng thống kê và thay đổi từ mức này sang mức khác. Đối với U235 Γf≈50 MeV (Γγ≈36 MeV; 0nΓ =0,01 MeV); đối với Pu239 Γf≈130 MeV, (Γγ=39 MeV, 0nΓ =0,38 MeV). III.2.2. Công thức Breigh - Wigner Sự thay đổi tiết diện của phản ứng (n, γ) gần một cộng hưởng đơn lẻ cách xa các cộng hưởng khác được mô tả bằng công thức Breigh-Wigner. Nếu giới 14 hạn ở trường hợp cộng hưởng sóng s với spin bằng 0 thì có thể sử dụng công thức sau ở gần năng lượng cộng hưởng ER: 22 R n2 ,n )2/()EE( )E( Γ+− ΓΓπ=σ γγ D (23) với bước sóng DeBrơi đối với nơtron được xác định như sau: mv2 hD =π λ= (24) Tiết diện cực đại khi E = ER và bằng: 2 n2 R 0 ,n 4 Γ ΓΓπ=σ γγ D (25) Khi E = ER ± Γ/2 tiết diện σn,γ bằng một nửa của giá trị cực đại. Như vậy thông số Γ có ý nghĩa là độ rộng nửa chiều cao cực đại. Trên hình 4 là tiết diện của rôđi đối với nơtron chậm. Cộng hưởng nằm ở năng lượng khoảng 1,23 eV. Đường cong được tính bằng công thức Breigh-Wigner. Khi năng lượng rất thấp, tiết diện tăng tỷ lệ với 1/ E . Có thể thu được quy luật đã biết 1/v đối với tiết diện bắt phóng xạ bằng công thức Breigh - Wigner. Thực vậy khi E → 0, theo phương trình (23) (ER >> Γ), 2 R n2 ,n E )E( γγ ΓΓπ≈σ D (26a) Kết hợp với (22) từ hệ thức này ta suy ra rằng: E 1 E E E )E( R 0n2 R2 R 0n2 ,n γγ γ ΓΓπ=ΓΓπ=σ DD (26b) Quy luật 1/v có ý nghĩa vật lý sau: Ngay cả các nơtron có năng lượng E ≈ 0 cũng có thể bị bắt và tạo nên hạt nhân hợp phần. Nếu điều kiện cộng hưởng 15 không được thoả mãn hoàn toàn thì thừa số cộng hưởng 22 R n )2/()EE( Γ+− ΓΓ γ trong công thức (23) là nhỏ. Tuy nhiên do tăng rất mạnh khi E→0, tiết diện bắt là tích của hai thừa số trên vẫn rất lớn. Có thể giải thích quy luật 1/v đối với nơtron chậm như kiểu xác suất bắt nơtron tỷ lệ với thời gian tồn tại ở gần hạt nhân. Quy luật 1/v đối với tiết diện bắt nơtron chậm phù hợp với hầu hết tất cả các hạt nhân nguyên tử (trừ trường hợp hạt nhân có cộng hưởng ở gần E=0). Trong nhiều trường hợp có thể tính phần tiết diện tương ứng quy luật 1/v dựa trên các thông số đã biết của các cộng hưởng. Thường thường có thể tính các cộng hưởng năng lượng âm tức là các trạng thái kích thích của hạt nhân hợp phần mà năng lượng của nó nhỏ hơn năng lượng liên kết của nơtron cuối cùng. 2Dπ Hình 4. Dạng tiết diện toàn phần thực nghiệm và lý thuyết (Breigh-Wigner) của rôdi theo năng lượng nơtron. Công thức Breigh-Wigner đối với các phản ứng khác có dạng tương tự hệ thức (23) với việc thay Γγ bằng độ rộng riêng phần tương ứng. Công thức đơn giản Breigh-Wigner không đủ chính xác để mô tả quá trình phân chia. Trong trường hợp này cần sử dụng công thức có nhiều mức có tính đến ảnh hưởng của các cộng hưởng khác nhau. Công thức Breigh - Wigner khi sử dụng cho quá trình tán xạ đàn hồi có dạng phức tạp do sự giao thoa của tán xạ thế và tán xạ cộng hưởng. Nếu viết tán xạ thế (tán xạ thế là chủ yếu khi cách xa các cộng hưởng) dưới dạng: σpot = 4πa2 (27) 16 ở đây a là bán kính hiệu dụng của hạt nhân đối với tán xạ thế, ở gần cộng hưởng trong vùng năng lượng thấp ta có hệ thức: 2 R n2 s 2/i)EE( a2)E( Γ+− Γ+π=σ DD (28) Theo (28), trong quá trình tán xạ chỉ có biên độ dao động còn cường độ thì không. Từ đẳng thức này chúng ta thu được: 22 R R n 22 22 R 2 n2 s )2/()EE( EE a4a4 )2/()EE( )E( Γ+− −Γπ+π+Γ+− Γπ=σ DD (29) Hình 5. Tiết diện toàn phần của sắt thay đổi theo năng lượng nơtron. Số hạng thứ nhất mô tả tán xạ cộng hưởng và trùng với (23). Số hạng thứ hai tương ứng với quá trình tán xạ thế; khi REE − >> Γ thì tiết diện σs tiến đến 4πa2 = σpot. Số hạng thứ ba đặc trưng cho quá trình giao thoa giữa tán xạ thế và tán xạ cộng hưởng. Các quá trình tán xạ thế và tán xạ cộng hưởng cũng có thể triệt tiêu nhau; trên hình 5 là trường hợp như vậy của sắt với cộng hưởng 29 keV. III.2.3. Tiết diện trong vùng liên tục Ở năng lượng cao, đối với hạt nhân trung bình và thậm chí năng lượng trung bình đối với hạt nhân nặng, dạng biểu diễn tiết diện có các đỉnh cộng hưởng riêng biệt chuyển thành đường cong đơn điệu. Trong nhiều trường hợp, điều này được giải thích là do hiệu ứng khi ở năng lượng cao, khả năng phân giải của các phổ kế nơtron được sử dụng để đo tiết diện không đủ để tách các đỉnh riêng biệt. 17 Trên hình 6 là giá trị tiết diện trung bình phụ thuộc năng lượng nơtron và số khối hạt nhân đối với một số hạt nhân trung bình và nặng. Trên đồ thị thấy rõ là tiết diện giảm khi năng lượng tăng và tiết diện tăng khi số khối tăng (trên hình vẽ biểu diễn σt/πR2, ở đây R được xác định từ hệ thức (31)). Tiếp theo nữa là dạng đường cong biểu diễn tiết diện có dạng cộng hưởng khổng lồ, chính xác hơn là dạng cộng hưởng của các cực đại của tiết diện (phụ thuộc vào E khi cố định A hoặc phụ thuộc vào A khi cố định E). Mẫu quang học do Fesbach, Porter và Veiskop phát triển cho phép giải thích hiện tượng này. Hình 6. Tiết diện toàn phần của các nguyên tố thay đổi theo số khối và năng lượng nơtron. Khi năng lượng rất cao, tiết diện toàn phần tiến tới bằng hai lần tiết diện hình học. Trong trường hợp đó: σt(E) ≈ 2π(R+D )2 (30) ở đây R là bán kính “hình học” của hạt nhân và được tính bằng công thức: R = R0A1/3, R0 ≈ 1,4. 10-13cm (31) Tiết diện toàn phần σt được tính từ (30) gồm hai thành phần: σs - tiết diện tán xạ đàn hồi trực tiếp và σc - tiết diện tạo hạt nhân hợp phần. Tán xạ đàn hồi qua giai đoạn hạt nhân hợp phần ở năng lượng cao không đóng vai trò quan 18 trọng. Đẳng thức σc=π(R+D )2 có nghĩa là hạt nhân là rất “đen” đối với nơtron nhanh - hay nói cách khác là hạt nhân hấp thụ hết những nơtron rơi vào nó. Tiết diện tán xạ σs=π(R+D )2 mô tả sự tán xạ bất đẳng hướng và ưu tiên về phía trước. Trên hình 7 là hệ thống các phản ứng. Hình 7. Hệ thống các phản ứng với năng lượng nơtron. III.3. Các giá trị thực nghiệm của tiết diện III.3.1. Tiết diện B10, Li6 và He3 Tiết diện của các hạt nhân B10, Li6 và He3 thay đổi theo năng lượng nơtron khác kiểu so với tiết diện của các hạt nhân nhẹ khác. Đây là 3 đồng vị được sử dụng trong các đetectơ nơtron. ⎪⎩ ⎪⎨ ⎧ ++ ++ ++ →+ MeVLi MeVLi MeVLi nB 478,0 %)9,93(31,2 %)1,6(79,2 7 *7 7 10 γ α α O 19 Độ ra tương đối của các nhánh phản ứng phụ thuộc năng lượng của nơtron; các giá trị độ ra được đưa ra tương ứng với nơtron chậm. Tiết diện phản ứng này bằng 3840 ± 11 barn khi vận tốc nơtron v = 2200 m/s. Tiết diện này tuân theo quy luật 1/v khá tốt trong vùng năng lượng dưới 104 eV. Tiết diện tán xạ đối với B10 đối với nơtron chậm bằng 4,0 barn. Hình 8. Tiết diện của một số phản ứng hạt nhân thay đổi theo năng lượng nơtron. Đồng vị Li6 mà hỗn hợp tự nhiên chứa 7,52% tương tác với nơtron theo sơ đồ sau: Li6 + n → H3 + α + 4,78 MeV Tiết diện phản ứng này bằng 936 ± 6 barn khi vận tốc của nơtron bằng 2200 m/s. Tiết diện phản ứng này tuân theo quy luật 1/v trong khoảng năng lượng 0 < E < 1 keV và có cộng hưởng rộng ở năng lượng 250 keV (hình 8). Tiết diện tán xạ đối với nơtron chậm bằng 1,4 barn. Hỗn hợp tự nhiên chứa 1,3.10-4 đồng vị He3. Đồng vị He3 tương tác với nơtron theo cách sau: He3 + n → H3 + p + 0,764 MeV Tiết diện phản ứng này bằng 5327 ± 10 barn khi vận tốc nơtron v = 2200 m/s; sự phụ thuộc của tiết diện vào năng lượng trong vùng năng lượng cao được đưa ra trên hình 8. Tiết diện tán xạ bằng 0,8 barn. III.3.2. Tiết diện của một vài chất làm chậm Trên hình 9 là tiết diện toàn phần của hydrô và đơtri theo năng lượng. Đối với cả hai nguyên tố này, tiết diện toàn phần thực tế bằng tiết diện tán xạ đàn hồi. 20 Tiết diện bắt ở vận tốc của nơtron bằng v0 = 2200 m/s bằng 0,328 barn đối với hydrô và 0,46 barn đối với đơtri; cả hai trường hợp đều tuân theo quy luật 1/v. Khi năng lượng nơtron lớn hơn 3,339 MeV, đơtron có thể bị vỡ ra khi va chạm với nơtron, tức là xảy ra phản ứng: n + H2 → H1 + 2n Tiết diện của phản ứng này rất nhỏ (tiết diện này tăng lên từ 0 ở ngưỡng phản ứng đến 100 mbarn khi năng lượng nơtron bằng 10 MeV). Trên các hình 10 và 11 là phân bố góc của nơtron tán xạ đàn hồi trong hệ khối tâm với các năng lượng khác nhau. Đối với hydrô, tán xạ trong hệ tâm quán tính là đẳng hướng đối với tất cả các giá trị năng lượng. Ngược lại tán xạ bất đẳng hướng khi năng lượng nơtron lớn hơn 0,2 MeV lại là khá lớn. Trên hình 12 là tiết diện toàn phần đối với berili và carbon. Tiết diện bắt nơtron của các nguyên tố này rất nhỏ. Khi v0 = 2200 m/s σa = 10 mbarn đối với berili và 3,8 mbarn đối với carbon. Quy luật 1/v cũng đúng với các nguyên tố này. Tiết diện tán xạ của berili có các cộng hưởng ở 0,62; 0,81 và 2,73 MeV. Nếu năng lượng của nơtron lớn hơn 1,85 MeV có thể xảy ra phản ứng (n, 2n) theo sơ đồ sau: Be9 + n → Be8 + 2n 21 Hình 9. Tiết diện toàn phần của đơtri (a) và hydro (b) thay đổi theo năng lượng nơtron. Khi năng lượng lớn hơn 2 MeV, tiết diện của carbon có một vài cộng hưởng. Tán xạ không đàn hồi xuất hiện khi năng lượng nơtron lớn hơn 4,43 MeV. Phân bố góc của nơtron tán xạ đàn hồi trong hệ khối tâm đối với berili đẳng hướng đến năng lượng 0,5 MeV và đối với carbon là 1,4 MeV. Tiết diện toàn phần đối với ôxy được đưa ra trên hình 1. Tiết diện bắt ở vận tốc v0 = 2200 m/s không vượt quá 0,2 mbarn. Khi năng lượng lớn hơn 0,3 MeV thì xuất hiện tán xạ cộng hưởng. Ở năng lượng cao hơn 3,350 MeV phản ứng O16 + n→ C13 + He4 có đóng góp nhiều vào tiết diện toàn phần. Phân bố góc của nơtron tán xạ đàn hồi trở thành bất đẳng hướng ở hệ khối tâm khi năng lượng nơtron lớn hơn 0,3 MeV. III.3.3. Tiết diện tán xạ trên hạt nhân trong mạng tinh thể Trên hình 14 là tiết diện toàn phần của berili tinh thể ở năng lượng thấp. Tiết diện tán xạ thế ổn định khi năng lượng lớn hơn 0,025 eV, ở năng lượng thấp tiết diện này giảm mạnh; cụ thể tiết diện này giảm rất mạnh ở 0,0052 eV. Ở năng lượng thấp hơn, tiết diện tăng theo quy luật 1/v và còn phụ thuộc nhiệt độ của mẫu. Hiệu ứng này liên quan tới cấu trúc mạng tinh thể của berili: tán xạ của nơtron chậm xảy ra một cách kết hợp tức là sóng nơtron tán xạ từ các hạt nhân berili cạnh nhau có thể giao thoa với nhau. Do năng lượng nơtron ở 22 khoảng 0,01 eV đến 0,1 eV có bước sóng DeBrơi khoảng 10-8cm tức là vào cỡ khoảng cách các nguyên tử berili, chúng ta sẽ thấy hiện tượng nhiễu xạ. Như đã biết sự nhiễu xạ trong tinh thể có thể được mô tả một cách hình thức là như sự phản xạ từ mặt phẳng của mạng. Nếu d là khoảng cách giữa hai mặt phẳng của mạng thì quá trình phản xạ xảy ra chỉ khi điều kiện sau thoả mãn: nλ = 2dsinθ; n = 1, 2, 3.... (32) ở đây θ là góc tới, d - bước mạng và λ là bước sóng. Nếu nơtron có bước sóng λ bị tán xạ trên đa tinh thể thì đối với các vi tinh thể luôn có mặt phẳng và góc tới thoả mãn điều kiện (32). Hình 10. Phân bố góc (trong hệ khối tâm) của nơtron tán xạ trên hạt nhân hydrô với tiết diện tán xạ trên một đơn vị góc đặc là )(cos 2 1 d d n ψσπ=Ω σ Tuy nhiên nếu: λ > 2dmax (33) dmax là bước mạng cực đại (đối với berili dmax = 1,98 A0), phương trình 33 sẽ không được thoả mãn. Vì thế tán xạ kết hợp không thể xảy ra. Dựa trên bức tranh vừa đưa ra có thể giải thích sự suy giảm mạnh của tiết diện (xem hình 14). Hiện tượng này cũng được quan sát thấy ở graphit ( khi E = 0,00183 eV) và hầu hết các tinh thể khác. 23 Hình 11. Phân bố góc (trong hệ khối tâm) của nơtron tán xạ trên hạt nhân đơtri. Hình 12. Tiết diện toàn phần của carbon (a) và berili thay đổi theo năng lượng nơtron (b). Tán xạ của nơtron không phải lúc nào cũng là kết hợp. Ví dụ như đối với hỗn hợp của các đồng vị có các tính chất tán xạ khác nhau, tiết diện tán xạ kết hợp khác với tiết diện tán xạ toàn phần. Đối với các hạt nhân có spin khác 0, biên độ tán xạ phụ thuộc vào định hướng spin của nơtron so với spin của hạt nhân. Nếu với hai định hướng spin, biên độ khác nhau nhiều thì đóng góp của tán xạ kết hợp là rất nhỏ. Trong trường hợp tán xạ kết hợp tồn tại thì tiết diện tán xạ toàn phần không đặc trưng cho tán xạ mà là tiết diện tán xạ kết hợp σcoh. Khi đó cũng như các trường hợp khác, σs và σcoh hầu như là bằng nhau (đối với berili σs = 7,54 barn, σcoh = 7,53 barn; đối với carbon σs = 5,53 barn, σcoh 24 = 5,50 barn); Đối với hydrô (σs = 81,5 barn, σcoh = 1,79 barn) và vanadi (σs = 5,13 barn, σcoh = 0,032 barn) lại quan sát thấy sự khác nhau rõ rệt giữa các giá trị tiết diện nói trên. Quá trình tán xạ của các nguyên tố này không phải là tán xạ kết hợp. Hình 13. Tiết diện phản ứng O16(n,α)C13 thay đổi theo năng lượng nơtron. Ở dưới năng lượng mà quan sát thấy bước nhảy của tiết diện, tiết diện bao gồm tiết diện hấp thụ riêng phần, tán xạ không kết hợp và tán xạ không đàn hồi. Trong graphit và berili, hai hiệu ứng đầu rất nhỏ và có thể bỏ qua. ở dưới năng lượng có bước nhảy, tiết diện liên quan tới các quá trình mà ở đó nơtron thu được năng lượng từ dao động mạng. Khi T → 0 tiết diện này giảm rất nhiều (xem hình 14). III.3.4. Tiết diện tán xạ ở hạt nhân tự do hoặc liên kết Hình 14. Tiết diện berili ở năng lượng nhỏ của nơtron. Trên hình 15 biểu diễn các đặc trưng quan trọng của tiết diện toàn phần H2O ở năng lượng nhỏ: trong khoảng 1 eV đến 10 keV, tiết diện ổn định và bằng tổng tiết diện tán xạ trên hai proton và trên hạt nhân ôxy. Khi năng lượng 25 khoảng 1 eV, tiết diện tán xạ bắt đầu tăng khi năng lượng giảm và bằng cỡ 4 lần giá trị tiết diện vùng plato. Quá trình tăng này là do sự xuất hiện liên kết hoá học của các proton trong phân tử nước. Chúng ta khảo sát va chạm của nơtron với hạt nhân tự do (không liên kết) có khối lượng M. Hiện tượng này xảy ra khi năng lượng nơtron lớn hơn rất nhiều so với năng lượng liên kết hoá học. Chúng ta ký hiệu tiết diện quá trình va chạm này là σsf. Chúng ta giả thiết hạt nhân liên kết chặt trong phân tử có khối lượng Mmol. Như trong cơ học lượng tử đã chứng minh, tiết diện tán xạ của nguyên tử liên kết tỷ lệ tuyến tính với bình phương tỷ số khối lượng biểu kiến: σ’ = σsf 2 ' ⎟⎟⎠ ⎞⎜⎜⎝ ⎛ µ µ (34) ở đây: moln moln Mm Mm ' +=µ (35) Mm Mm n n +=µ (36) Bởi vì Mmol > M nên µ’>µ. Khi Mmol → ∞ (liên kết rất chặt): sf 2 n sb m ' σ⎟⎟⎠ ⎞ ⎜⎜⎝ ⎛ µ=σ=σ (37) và nếu A ≈ M/mn: sf 2 s A 1A σ⎟⎠ ⎞⎜⎝ ⎛ +=σ (38) Tiết diện tính theo (35) được gọi là tiết diện tán xạ trên các nguyên tử liên kết. 26 Hình 15. Tiết diện tán xạ của nơtron năng lượng nhỏ trong nước. Tiết diện đối với nước trên hình 15 được giải thích như sau: Khi E > 1 eV, proton có thể được coi là tự do. Trong trường hợp đó tiết diện bằng tổng các tiết diện tán xạ trên nguyên tử σsf. Khi năng lượng giảm, liên kết hoá học trở nên có vai trò quan trọng và “khối lượng hiệu dụng” của proton tăng lên và do vậy tiết diện tán xạ tính theo (31) tăng lên. Có thể coi rằng ở năng lượng rất nhỏ (năng lượng nơtron), các proton liên kết chặt với nguyên tử ôxy; khi đó Mmol/M = 18 >> 1. Như vậy do hệ thức (38), tiết diện tăng lên 4 lần. Hiệu ứng này đều có ở tất cả các hợp chất chứa hydrô. Nước nặng cũng có những tính chất như vậy nhưng thể hiện không rõ bằng. III.3.5. Tiết diện các nguyên tố đối với nơtron chậm Trong bảng 2 là các giá trị tiết diện tán xạ và hấp thụ đối với một số các nguyên tố. Giá trị các tiết diện hấp thụ tương ứng với vận tốc 2200 m/s. Trong một số trường hợp có chỉ ra thừa số g đặc trưng cho độ lệch tiết diện khỏi quy luật 1/v. Bảng 2: Tiết diện tán xạ và hấp thụ đối với một số nguyên tố. Nguyên tố σa, barn sσ , barn Nguyên tố σa, barn sσ , barn 1H 0,328±0,002 38 ±4 48Cd 2537±9 7±1 2He 0 0,8±0,2 g=1,338 3Li 70,4±0,4 1,4±0,3 49In 194±2 2,2±0,5 4Be 0,010±0,001 7±1 g = 1,020 5B 758±4 4±1 50Sn 0,625±0,015 4±1 6C (3,73±0,07).10-3 4,8±0,2 51Sb 5,7±1,0 4,3±0,5 7N 1,88±0,05 10±1 52Te 4,7±0,1 5±1 8O <2.10-4 4,2±0,3 53I 6,22±0,25 3,6±0,5 9F <1.10-2 3,9±0,2 54Xe 74±1 4,3±0,4 10Ne 0,032±0,009 2,4±0,3 55Cs 28±1 7±1 11Na 0,531±0,008 4,0±0,5 56Ba 1,2±0,1 8±1 12Mg 0,063±0,003 3,6±0,4 57La 8,9±0,2 9,3±0,7 27 13Al 0,241±0,003 1,4±0,1 58Ce 0,73±0,08 2,8±0,5 14Si 0,16±0,02 1,7±0,3 59Pr 11,3±0,2 4,0±0,4 15P 0,20±0,02 5±1 60Nd 49,9±2,2 16±3 16S 0,52±0,02 1,1±0,2 62Sm 5828±30 17Cl 33,8±1,1 16±3 g = 1,638 18Ar 0,66±0,04 1,5±0,5 63Eu 4406±30 8±1 19K 2,07±0,07 1,5±0,3 g = 0,999 20Ca 0,44±0,02 3,2±0,3 64Gd 46617±100 21Sc 24±1 24±2 g = 0,888 22Ti 5,8±0,4 4±1 65Tb 46±3 23V 5,00±0,01 5±1 66Dy 940±20 100±20 24Cr 3,1±0,2 3,0±0,5 67Ho 65±3 25Mn 13,2±0,1 2,3±0,3 68Er 173±17 26Fe 2,62±0,06 11±1 69Tm 127±4 7±3 27Co 37,1±1,0 7±1 70Yb 37±4 12±5 28Ni 4,6±0,1 17,5±1 71Lu 112±5 29Cu 3,81±0,03 7,2±0,7 72Hf 101,4±0,5 8±2 30Zn 1,10±0,02 3,6±0,4 g = 1,020 31Ga 2,80±0,13 4±1 73Ta 21,0±0,7 5±1 32Ge 2,45±0,20 35±11 74W 19,2±1,0 5±1 33As 4,3±0,2 6±1 75Re 86±4 14±4 34Se 11,7±0,1 11±2 76Os 15,3±0,7 15,3±1,5 35Br 6,82±0,06 6±1 77Ir 440±20 36Kr 31±2 7,2±0,7 78Pt 8,8±0,4 10±1 37Rb 0,73±0,07 5,5±0,5 79Au 98,6±0,3 9,3±1,0 38Sr 1,21±0,06 10±1 g = 1,005 39Y 1,31±0,08 80Hg 374±5 20±5 40Zr 0,185±0,004 8±1 g = 0,998 41Nb 1,16±0,02 5±1 81Tl 3,4±0,5 14±2 42Mo 2,70±0,04 7±1 82Pb 0,170±0,002 11±1 43Tc 22±3 5±1 83Bi 0,034±0,002 9±1 44Ru 2,56±0,12 6±1 90Th 7,56±0,11 12,6±0,2 45Rh 149±4 5±1 92U 7,68±0,07 8,3±0,2 46Pd 8,0±1,5 3,6±0,6 g = 0,99 47Ag 64,5±0,6 6±1 g = 1,004 Tiết diện tán xạ được lấy trung bình theo phân bố Măcxoen ở nhiệt độ phòng. Các giá trị tiết diện được lấy từ tài liệu “Tiết diện nơtron” của Huygher và Schwartz. 28 IV. Các cách tạo chùm nơtron có năng lượng, kích thước cần thiết IV.1. Các phương pháp tạo chùm nơtron đơn năng Việc tạo ra chùm nơtron có năng lượng và kích thước cần thiết là rất quan trọng để nghiên cứu phản ứng hạt nhân. Có rất nhiều phương pháp để tạo ra chùm nơtron có năng lượng và kích thước khác nhau. Tất nhiên, mỗi phương pháp có một ưu thế trong một phạm vi nhất định. Việc lựa chọn phương pháp tạo chùm nơtron tùy thuộc vào định hướng nghiên cứu, khả năng kinh phí và cả không gian bố trí thiết bị. Các phép tạo chùm nơtron kinh điển như sau: - Phương pháp nhiễu xạ đơn tinh thể, - Phương pháp phin lọc đa tinh thể, - Phương pháp ngắt cơ học, - Phương pháp phổ kế thời gian bay. Mỗi phương pháp đều có những ưu nhược điểm riêng của mình, do tính chất thí nghiệm và thiết bị ở Lò phản ứng Hạt nhân Đà lạt nên ở đây chúng tôi xin trình bày một số vấn đề liên quan đến tạo chùm nơtron đơn năng bằng kỹ thuật phin lọc. IV.2. Phương pháp phin lọc Trên thế giới khoảng gầ 40 năm về trước đã phát triển các nguồn nơtron chuẩn đơn năng bằng kĩ thuật phin lọc dùng trong nghiên cứu vật lí nơtron, y học hạt nhân, sinh học phóng xạ và trong nghiên cứu về xác định liều. Mặc dù khả năng phân giải không phải là thế mạnh của các phin lọc nơtron, nhưng các chùm nơtron đơn năng này có phông thấp từ các nơtron năng lượng khác và từ gamma. Ở Lò phản ứng Đà Lạt, với mật độ thông lượng nơtron cao ở lối ra của các kênh thực nghiệm nằm ngang (106-108 n/cm2/s ) và phổ năng lượng đa dạng của chúng, việc áp dụng kĩ thuật phin lọc nơtron sẽ cho phép đơn năng hóa các chùm nơtron từ lò phản ứng và mở ra nhiều triển vọng trong việc sử dụng các chùm này như trong phân tích kích hoạt gamma tức thời, 29 chụp ảnh nơtron, nghiên cứu liều lượng học về phóng xạ, đo đạc số liệu hạt nhân, nghiên cứu cấu trúc hạt nhân và phản ứng hạt nhân,... Trên kênh tiếp tuyến (kênh số 3) sau những thành công đạt được trong Chương trình 50A (Đề tài 50A-01-03) đã được tiếp tục phát triển các nghiên cứu ứng dụng như phân tích kích hoạt gamma tức thời, nghiên cứu phản ứng hạt nhân (n,2γ). Trên kênh xuyên tâm (kênh số 4) với thông lượng cao của các nơtron trung gian sẽ sử dụng các loại phin lọc khác nhau để đơn sắc hóa chùm nơtron từ lò phản ứng dùng trong nghiên cứu về liều quang học phóng xạ, đo đạc số liệu hạt nhân, nghiên cứu cấu trúc hạt nhân và phản ứng hạt nhân, nghiên cứu biện pháp làm tăng độ nhạy của phương pháp phân tích kích hoạt gamma tức thời. IV.2.1. Kỹ thuật phin lọc nơtron Theo lý thuyết đo truyền qua chúng ta có mật độ nơtron đi qua phin ở năng lượng E sẽ được biểu diễn như sau: )(exp[).()( 0 ENEIEI ti i iσ∑−= (39) Hình 16. Tiết diện nơtron toàn phần của Sc-45. Ở đây I0(E) là cường độ của chùm nơtron ở năng lượng E tới trên phin, Ni là độ dày mẫu đối với hạt nhân loại i (HN/cm2), σti(E) là tiết diện toàn phần của hạt nhân i ở năng lượng E. Tiết diện nơtron toàn phần có thể mô tả bằng hình thức luận nhiều mức Wigner-Eisenbad hoặc R-matrix hoặc hình thức luận 30 nhiều mức Breit-Wigner. Tuy nhiên phần lớn các phin được sử dụng là các vật liệu có các cộng hưởng sóng s cô lập mạnh, cho nên có thể sử dụng công thức một mức Breit-Weigner. Tiết diện toàn phần trong trường hợp này được cho như sau: +−−Γ+Γ+−ΓΓ= 20022202 )/[())(/'2(2])2/()/[()/'2()( EEEERSingEERCosgE nnt λπλλπλσ (40) )/'(4)2/( 222 λπλ RSin+Γ ở đây g là trọng số thống kê, λ là độ dài bước sóng De Broglie, Γn là độ rộng nơtron cộng hưởng, Γ là độ rộng toàn phần, R’ là bán kính tán xạ thế, E0 là năng lượng cộng hưởng, g=(2J+1)/2/(2I+1), J là mô men góc tổng cộng của cộng hưởng, I là spin của hạt nhân bia. Số hạng thứ nhất trong biểu thức trên là tiết diện tạo hạt nhân hợp phần, số hạng thứ ba là tiết diện tán xạ thế, số hạng thứ hai mô tả sự giao thoa giữa tán xạ thế và tán xạ cộng hưởng. Ở năng lượng dưới 0.5 MeV góc pha tán xạ thế R’/λ là nhỏ, cho nên số hạng giao thoa là âm ở dưới năng lượng cộng hưởng E0 và phần đóng góp âm này sẽ đưa đến cực tiểu trong tiết diện nơtron toàn phần. Hình 17. Phổ nơtron nhận được sau phin Sc-45 với các độ dày khác nhau. 1: 16 cm 2: 36 cm 3: 56 cm 4: 96 cm 10 15 20 25 30 0 0 .2 0. 4 0 .6 0 .8 Ở năng lượng cao hơn khi dịch chuyển pha của tán xạ thế R’/λ=900 tiết diện có thể trở nên cực tiểu ở năng lượng cộng hưởng E0. Loại giao thoa này được quan sát trong O2 ở 2,35 MeV ở đó tiết diện giảm còn 130 mb ở cộng hưởng. Để có được cực tiểu sâu trong tiết diện toàn phần, cộng hưởng cần phải có độ 31 rộng nơtron tương đối lớn sao cho ưu thế là cộng hưởng tán xạ. Tiết diện toàn phần có cực tiểu thấp nhất quan sát được ở hạt nhân có spin 0 với độ rộng nơtron bằng với độ rộng toàn phần với cộng hưởng sóng s. Ví dụ Fe56 (I=0) có cực tiểu trong tiết diện ở 24,3 keV (σt,min=7,5±4,2 mb) tạo bởi cộng hưởng sóng s ở 27,7 keV. Đối với các hạt nhân với spin khác 0 thì quan trọng là các cực tiểu của các cộng hưởng của cả hai trạng thái spin I+1/2 và I-1/2 phải trùng nhau và tạo ra cực tiểu sâu trong tiết diện toàn phần, ví dụ như trường hợp của Sc45 có cực tiểu 2 keV. Độ dày của phin lọc ảnh hưởng đến dạng của phổ. Độ rộng của phổ nơtron phin lọc giảm với sự tăng của độ dày, đồng thời cường độ cũng giảm theo. Vì vậy trong thực nghiệm tùy theo mục đích thí nghiệm mà cần phải có phương án lựa chọn tối ưu độ dày của phin lọc. Như đã nói ở trên phần lớn các hạt nhân có nhiều hơn một cộng hưởng sóng s mạnh trong miền cộng hưởng và điều này sẽ dẫn đến có nhiều cực tiểu giao thoa, tức là nhiều năng lượng của chùm lọc. Ví dụ Fe với độ dày từ 35,6 đến 50,8 cm cho các đỉnh sau của chùm lọc: 24,3; 81; 104; 128; 136; 167; 183; 271; 307; 350; 374; 464 và 640 keV. Do đó sẽ xuất hiện phông bậc cao của chùm lọc. Để loại đường phông bậc cao này phải dùng phin phức hợp gồm một hay một số loài vật liệu đặt trong chùm có tiết diện nhỏ gần năng lượng quan tâm và có tiết diện lớn gần các cực tiểu khác. Ví dụ như phin lọc Al+S+Fe cho nơtron 24,3 keV; Ti+Co+Sc cho nơtron 2,0 keV; S+Si cho nơtron 55 keV. Các nhiễu bậc cao có thể được giảm xuống nhỏ hơn 1% so với cường độ của chùm lọc, tuy nhiên cường độ chùm lọc cũng bị giảm đi một phần. Ngoài ra có thể sử dụng các chất tán xạ cộng hưởng đặt bên trong kênh, ví dụ như ở lò NBS của Mĩ (The National Bureau of Standards) Mn tán xạ được dùng kết hợp với Sc+Ti cho 97% nơtron 2 keV; Mg dùng với phin S cho nơtron 75 keV; Ti hay Ni60 dùng với phin Fe58 cho nơtron 14 keV; Co dùng 32 với phin Ni60+Fe54 sẽ cho nơtron 4,5 keV; Zn68 dùng với phin Sr86 sẽ cho nơtron 500 eV; Nd144 dùng với phin Zn68 sẽ cho nơtron 400 eV. IV.2.2. Các tiêu chuẩn chế tạo phin lọc nơtron Các phin lọc nơtron lần đầu tiên được phát triển ở các lò phản ứng nghiên cứu. Phần lớn các lò này sử dụng nước làm chậm và tạo ra nơtron trong dải năng lượng 0,001 eV đến 10 MeV. Tuy nhiên trong thực nghiệm chúng ta lại cần chùm nơtron ở trong dải năng lượng hẹp gần năng lượng nào đó. Vì vậy kĩ thuật phin lọc nơtron đáp ứng yêu cầu này. Khi sử dụng kỹ thuật phin lọc trên lò phản ứng thường sử dụng hai kiểu bố trí tương ứng với hai kiểu cấu hình kênh ngang của lò là cấu hình kênh xuyên tâm và cấu hình kênh tiếp tuyến. Trong hai cấu hình này thông thường phin lọc được đặt ở giữa đường từ vùng hoạt và mép ngoài của kênh. Trong cấu hình kênh tiếp tuyến để tăng cường độ của chùm nơtron phin lọc người ta sử dụng thêm chất phản xạ để phản xạ các nơtron phát ra từ vùng hoạt vào trong kênh. Thông thường là mong muốn có dòng cực đại của các nơtron đơn năng ở vị trí chiếu mẫu, cho nên chuẩn trực góc hẹp là không mong muốn. Như vậy phin sẽ được thiết kế đối với đường kính lớn nhất có thể được và vật liệu phin lọc đủ rộng để cho các nơtron từ mọi điểm của nguồn hay chất phản xạ đều có thể đi qua vật liệu phin lọc được. Nếu chuẩn trực góc là đòi hỏi đối với thí nghiệm thì nó có thể gắn vào sau phin. Nếu như vật liệu phin lọc đặt quá gần lõi lò, thì nhiều nơtron có năng lượng không mong muốn sẽ tán xạ ngược vào chùm sau phin lọc và tạo nên phông không mong muốn. Nếu vật liệu lọc ở quá gần hay bên ngoài bảo vệ sinh học của lò thì các nơtron tán xạ một lần sẽ không bị làm chậm và bị bắt trong bảo vệ sinh học, nhưng có thể đi vào phòng thí nghiệm tạo nên phông. Như vậy vật liệu lọc tốt nhất nên đặt ở giữa nguồn và mặt ngoài của bảo vệ sinh học. 33 Yêu cầu của vật liệu làm phin lọc là có tiết diện ở cực tiểu chính bằng 1/5 lần tiết diện trung bình ở các năng lượng khác. Độ dày của phin được chọn sao cho hệ số truyền qua sẽ là 0,1 đối với các nơtron có năng lượng tương ứng với cực tiểu chính. Khi đó với các nơtron khác thì tỉ số truyền qua sẽ là T=10-5. Tuy nhiên các nơtron năng lượng khác tạo thành phần rộng hơn nhiều so với các nơtron có năng lượng tương ứng với cực tiểu chính của tiết diện toàn phần. Thông thường dải năng lượng của cực tiểu chính chỉ chiếm khoảng 1/200 so với độ rộng phổ nơtron tổng cộng. Vì vậy nếu tỉ số tiết diện là 1/5 thì độ sạch của chùm sẽ là 0,98. Các vật liệu làm phin sẽ được gắn với nhau và với che chắn đảm bảo ngăn ngừa sự dò qua chỗ trống mà nó có thể tạo nên phông. Ngoài ra cần phải bổ sung thêm một số loại vật liệu lọc thứ cấp để làm tăng độ sạch của chùm nơtron phin lọc như đã nói ở trên. Các vật liệu làm phin lọc phải an toàn và dễ dàng trong thao tác bằng tay, chúng phải bền và không bị phá hủy trong trường nơtron và gamma. Hơn nữa cần phải nhớ rằng vật liệu làm phin sẽ trở thành chất phóng xạ khi sử dụng lâu trong lò, nhưng mức độ phóng xạ có thể giữ đủ thấp để cho có thể thao tác bằng tay không hề nguy hại. Bởi vì phần lớn hoạt độ phóng xạ của vật liệu làm phin lọc gây nên bởi nơtron nhiệt, cho nên Li, Bo hay Cd sẽ được sử dụng để che toàn bộ vật liệu phin lọc với mục đích làm giảm độ phóng xạ. Ngoài việc giảm phông nơtron không mong muốn, để giảm phông gamma có trong chùm từ lò có thể đưa vào phin các nguyên tố nặng như Bi (~200 g/cm2) hay các nguyên tố nhẹ (~500 g/cm2) giống như Si. IV.2.3. Thay đổi phin lọc Về cơ cấu thay đổi phin có thể làm theo hai cách. Cách đơn giản là phải ngừng lò như trường hợp của Lò phản ứng Đà lạt, mỗi đợt chạy lò chỉ có thể sử dụng một loại phin lọc. Cách phức tạp hơn sử dụng cơ cấu quay thì không 34 phải dừng lò, cho nên có thể thay đổi các loại phin khác nhau trong khi lò chạy, tuy nhiên cách này sẽ phức tạp và tốn kém, thông thường cơ cấu như vậy là được thiết kế ngay khi xây dựng lò phản ứng như một số lò của Mĩ, Liên xô cũ, Tây Đức,... 35 B. LÒ PHẢN ỨNG HẠT NHÂN ĐÀ LẠT VÀ CÁC KÊNH NGANG THỰC NGHIỆM I. Lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt Lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt thuộc Viện Nghiên cứu Hạt nhân Đà Lạt là loại lò làm việc bằng nơtron nhiệt, chất làm chậm và chất tải nhiệt là nước thường. Lò này được xây dựng trên cơ sở lò phản ứng TRIGA MARK II và công suất lò được nâng từ 250 KW lên 500 KW. Lần nạp nhiên liệu đầu tiên ngày 1/11/1983 và bắt đầu làm việc ở công suất danh định vào đầu tháng 2/1984. Dưới đây là cấu trúc và một số các thông số của lò phản ứng. 1. N¾p ®Ëy 2. Thïng nh«m 3. Gi¸ ®ì 4. GiÕng hót 5. Cét nhiÖt 6. Vïng ho¹t 7. Vµnh ph¶n x¹ Graphite 8. BÓ chøa thanh nhiªn liÖu Bª t«ng Graphit ∅1.98m 2 3.65m 1 5 4 3 8 6 7 Hình 18. Sơ đồ mặt cắt đứng của lò phản ứng Hạt Nhân Đà Lạt. Trên hình 18 trình bày mặt cắt đứng của lò phản ứng. Lò gồm một thùng nhôm chứa nước cao 6 m, đường kính 1.98 m. Toàn bộ thùng nhôm đặt vào giữa khối bê tông bảo vệ sinh học có tiết diện cắt ngang dạng 8 cạnh (hình 36 19). Cạnh dày bê tông ở nửa dưới cỡ 2.5 m và nửa trên cỡ 0.9 m. Trên hình 18 lớp bê tông bảo vệ bổ sung ở nửa trên được xây thêm nhằm bảo đảm an toàn bức xạ cho người làm việc tại vị trí này khi nâng công suất lò từ 250 KW lên 500 KW. Keânh ngang tieáp tuyeán Keânh ngang höôùng taâm Thuøng Loø Vuøng hoaït Vaønh phaûn xaï graphite Bể chứa nhiên liệu đã cháy Cöûa coät nhieät Töôøng beâ toâng baûo veä Coät nhieät Hình 19. Sơ đồ mặt cắt ngang của lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt. Các bộ phận còn giữ lại của lò TRIGA MARK II là vỏ bê tông bảo vệ, thùng nhôm chứa nước, vành phản xạ graphite và các kênh ngang thí nghiệm. Vùng hoạt có dạng hình trụ chiều cao 0.6 m, đường kính 0.4 m đặt vào trong vành phản xạ và gắn liền với một giếng hút cao 2 m, đường kính 0.5 m. Giếng hút được treo trên đáy của một giá đỡ cao 3 m, đường kính cao cỡ 2 m. Giá đỡ tạo điều kiện thuận lợi khi lắp ráp các hệ thống công nghệ trong lò với điều kiện phóng xạ cao của lò đã hoạt động một thời gian trước đây. Giếng hút có tác dụng tăng cường sự đối lưu của nước làm nguội vùng hoạt theo cơ chế đối lưu tự nhiên. Trong bể lò còn đặt các ống cấp nước và hút nước của hệ thống đối lưu nước vòng 1, hệ thống dẫn các thanh điều khiển, hệ thống các buồng ion 37 hóa ghi đo nơtron. Lò được đậy bằng một nắp thép dày 20 cm, nhằm bảo đảm an toàn phóng xạ cho người làm việc trong lúc lò hoạt động. Trên nắp lò có cửa sổ bằng kính thủy tinh hữu cơ để nhìn và một cửa sổ để thao tác. Trên mặt cắt ngang của lò (hình 19) ta thấy lò có 4 kênh ngang với đường kính 0.152 m dài cỡ 3 m và một cột nhiệt bằng graphite với kích thước 1×1.2×1.2 m3. Trong các kênh ngang có 3 kênh xuyên tâm và một kênh tiếp tuyến. Bên cạnh thùng lò, bể cản xạ nước thô trước đây nay chuyển thành bể chứa nhiên liệu đã cháy. II. Các kênh ngang đang được sử dụng ở Lò phản ứng Hạt nhân Đà Lạt II.1. Kênh nơtron số 4 Sơ đồ mặt cắt vùng hoạt của lò được cho trên hình vẽ số 18. Từ hình vẽ này thấy rằng kênh xuyên tâm số 4 được tiếp giáp trực tiếp với vùng hoạt của lò phản ứng. Vì vậy thông lượng nơtron trên kênh này sẽ là lớn nhất và nó là thích hợp nhất cho việc tạo ra các chùm nơtron đơn năng trong dải năng lượng trung gian bằng cách sử dụng kĩ thuật phin lọc nơtron. Các nghiên cứu thực nghiệm đã cho thấy giá trị thông lượng nơtron ở lối ra cửa kênh là 6,0.108 n/cm2/s, trong đó khoảng 1/10 là các nơtron trên nhiệt. Kênh số 4 đã được đưa vào hoạt động trong khuôn khổ của Đề tài 50A-01-03 (xem Báo cáo tổng kết Đề tài 50A-01-03-Khai Thác Lò Phản ứng Hạt Nhân Đà Lạt). Kênh số 3 là kênh tiếp tuyến, kênh này tiếp giáp với vành phản xạ nơtron của lò phản ứng. Các kênh 1 và 2 chưa được sử dụng. Do thông lượng cao của bức xạ gamma và nơtron ở lối ra của kênh xuyên tâm số 4 nên trước khi đưa kênh vào sử dụng, phải giải quyết vấn đề an toàn bức xạ cho người làm việc trong khu vực kênh cũng như trong nhà lò nói chung. Hệ che chắn và đóng mở kênh tự động (gọi tắt là SIBER) từ các vật liệu che chắn thông thường paraphin, bor, chì, bêtông đã được thiết kế chế tạo. Hệ che chắn là một khối hình hộp chữ nhật kích thước 250×180×100 cm được ốp sát 38 cửa kênh với cấu trúc phía trong là paraphin-bor còn phía ngoài là chì và bêtông. Bên trong của khối che chắn này ở độ cao của kênh sẽ có một khối di động với cấu trúc tương tự phía trong là paraphin-bor, phía ngoài là chì. Khối di động này chuyển động được sang hai phía nhờ một môtơ được điều khiển từ bên ngoài khu vực kênh. Trên khối này sẽ có một hốc mà qua đó có thể tháo lắp phin vào trong kênh. Khi lò làm việc ở hốc này sẽ bố trí các ống chuẩn trực dòng và các phin lọc phụ để tăng phẩm chất dòng. Kênh sẽ được mở khi mà tâm của hốc này trùng với tâm của kênh, vị trí này sẽ được cố định bằng một công tắc định vị ngắt môtơ khỏi nguồn điện. Việc đóng kênh sẽ được thực hiện bằng cách thay đổi chiều quay của môtơ và hai tâm sẽ dịch chuyển xa dần nhau, khi kênh hoàn toàn đóng thì khoảng cách này là 20 cm. Vị trí hoàn toàn đóng cũng được định vị bằng một công tắc ngắt dòng điện. Các công tắc ngắt dòng điện vừa làm nhiệm vụ ngắt dòng điện vừa làm nhiệm vụ đảo pha điện để đổi chiều quay của môtơ. Hình 20. Kênh nơtron số 4 và hệ thống thí nghiệm giai đoạn trước 2005. Khi kênh mở cũng như khi kênh đóng hoàn toàn sẽ có tín hiệu cảnh báo ở khu vực kênh và ở phòng đo để phối hợp điều khiển các quá trình đo đạc. Sơ đồ 39 cấu trúc của kênh cùng với hệ che chắn và đóng mở kênh được cho trên hình vẽ số 20. Bảng 3: Suất liều gamma ở các vị trí khác nhau trong khu vực kênh số 4 [mR/h]. Vị trí 1 2 3 4 5 6 n-Nhiệt (Kênh đóng) 0,50 0,45 0,16 0,14 0,13 0,40 n-Nhiệt (Kênh mở) 0,78 0,60 0,30 0,22 0,20 0,62 24 keV (Kênh đóng) 0,60 0,50 0,14 0,12 0,12 0,60 24 keV (Kênh mở) 0,75 0,60 0,30 0,20 0,20 0,70 25 keV (Kênh đóng) 0,55 0,45 0,12 0,10 0,10 0,57 25 keV (Kênh mở) 0,70 0,58 0,28 0,18 0,19 0,68 55 keV (Kênh đóng) 0,40 0,40 0,13 0,12 0,11 0,35 55 keV (Kênh mở) 0,50 0,50 0,26 0,26 0,22 0,57 75 keV (Kênh đóng) 0,38 0,38 0,12 0,12 0,11 0,34 75 keV (Kênh mở) 0,48 0,49 0,24 0,25 0,23 0,55 144 keV (Kênh đóng) 0,41 0,39 0,13 0,12 0,10 0,36 144 keV (Kênh mở) 0,52 0,51 0,27 0,25 0,22 0,56 Hệ che chắn và đóng mở kênh tự động như đã mô tả ở trên đã được thử nghiệm qua các đợt chạy lò của năm 1992, 1993, 1994 cho thấy khả năng làm việc tin cậy của hệ điều khiển, độ an toàn bức xạ cho người làm việc trong khu vực kênh và trong nhà lò. Kết quả đo liều phóng xạ sau khi hệ thống được cải tạo lại chứng tỏ hệ che chắn có độ an toàn bức xạ cao hơn. Phông gamma trong trường hợp kênh đóng đo ở ngay vị trí tương ứng với cửa kênh là nhỏ hơn 0.8 mR/h, ở các vị trí khác suất liều gamma còn nhỏ hơn. So sánh kết quả đo với số liệu nhận được trước đây thể hiện hệ che chắn sau khi cải tạo lại đã đảm bảo che chắn bức xạ tốt hơn. 40 Hình 21. Họa đồ các điểm đo suất liều gamma trong khu vực kênh số 4. Sau năm 2005 về cơ bản các chức năng của kênh vẫn được giữ nguyên xong toàn bộ hệ thống đều đã được làm mới lại, bên cạnh đó hệ thống che chắn kín nước được thiết kế bổ sung để phòng trường hợp kênh bị rò rỉ nước do sự cố xảy ra. Hiện Kênh số 4 vẫn đang được tiếp tục khai thác sử dụng cho ứng dụng phân tích PGNAA và triển khai các chùm nơtron đơn năng mới sử dụng kỹ thuật phin lọc nơtron. II.2. Kênh nơtron số 3 Kênh nơtron số 3 của lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt là kênh tiếp tuyến. Do mặt trước của kênh áp với vành phản xạ để lấy nơtron ra nên chỉ có những nơtron đã tán xạ mới đi theo kênh số 3 ra ngoài. Vì vậy, thành phần nơtron nhiệt ở chùm ra cao hơn, tỷ số cadmi đạt khoảng 9 (khi không có phin lọc và sử dụng hộp Cd dày 0,5 mm). Thông lượng nơtron nhiệt tại vị trí mẫu vào khoảng 106n/cm2.s-1. Do không phải là kênh xuyên tâm nên lượng bức xạ gamma từ 41 trong lò đi ra thấp hơn nhiều so với các kênh khác và như vậy phông gamma ở khu vực bố trí hệ đo ở kênh 3 cũng thấp hơn. Tất nhiên điều này chưa đủ để có thể bố trí hệ đo trên kênh mà không cần xử lý phông gamma. Hệ đóng mở kênh nơtron số 3 gồm 2 cấp: Đóng mở chùm nơtron bằng thùng nước bố trí phía trong kênh, phía ngoài miệng kênh có cửa sắt đệm chì và gioăng cao su chống rò rỉ nước. Trước năm 2002, hệ đóng mở chùm bằng nước rất đơn giản: Một bình chứa nước ở phía ngoài kênh được nối với bình nước phía trong kênh. Nếu nâng bình nước ở ngoài lên cao thì nước ở bình ngoài sẽ làm đầy bình ở phía trong và như vậy, chùm nơtron bị chặn lại. Nếu hạ bình nước ở ngoài xuống thấp thì theo nguyên tắc bình thông nhau, nước ở bình phía trong kênh chảy ra bình chứa ngoài và như vậy, chùm nơtron không bị chặn lại. Việc nâng hạ bình nước ở ngoài được thực hiện bằng tay. Năm 2002, hệ thống đóng mở được thiết kế lại: Bình nước phía ngoài được đặt cố định ở mức thấp và nước được bơm vào bình phía trong bằng bơm điện công suất nhỏ khi cần đóng kênh. Khi cần mở kênh, chỉ cần mở van để nước tự chảy ra bình chứa ngoài. Cấu trúc kênh nơtron số 3 và hệ đóng mở chùm được đưa ra trên hình 20. 315 cm 152mm Nước ra Nước vào/ra 80 mm 150 cm Chì Paraphin-Bor Không khí H2O Bê tông Bơm điện Si Hình 22. Mặt cắt ngang của kênh nơtron số 3 và thiết bị đóng mở chùm. Để giảm bức xạ gamma từ trong kênh đi ra, đã bố trí hệ chì che miệng kênh dày 15 cm, có lỗ đường kính 2 cm để thuận tiện việc chuẩn trục và xác định vị trí chùm nơtron tại vị trí đặt bia mẫu. Trên đường trục kênh, đặt một khối chì dày 5 cm, đường kính 8 cm. do tiết diện tương tác của chì với nơtron rất nhỏ 42 nên việc đặt khối chì này không ảnh hưởng nhiều tới thông lượng chùm nơtron. Khối chì này có tác dụng chặn gamma từ trong kênh rất tốt: Làm giảm hẳn thông lượng gamma theo chùm nơtron từ trong kênh ra. Trên hình 23 là điểm đo suất liều, còn ở bảng 4 là giá trị suất liều bức xạ tại các điểm đo trong hình 23. 75 1 4 6 3 2 Hình 23. Mặt cắt ngang các vị trí đo liều của kênh số 3. (1 - Vị trí ra vào cửa kênh, 2 - Vị trí đặt bình nước, 3 - Vị trí cách tâm chùm 15 cm và cách miệng kênh 10 cm, 4 - Vị trí đặt đetectơ, 5 - Vị trí cách beam stop 2 cm và cách tâm chùm 15 cm, 6 - Vị trí dành cho người thao tác, 7 - Vị trí phía sau beam stop) Bảng 4. Suất liều gamma và nơtron tại một số vị trí trong khu vực bố trí hệ đo (Kết quả của Phòng ATBX) Kênh đóng (µSv/h) Kênh mở (µSv/h) Công suất lò 500 kW Vị trí Gamma Nơtron Gamma Nơtron 1 2.8 ÷ 3 0.1 4 ÷ 5 1.2 2 6.5 0 9 - 10 7.13 3 5.5 0 16 ÷ 22 14 4 3.5 0 11 ÷ 14 20 5 2.5 0 12 ÷ 16 60 6 0.3 0 8 - 9 10.1 7 0.18 0 0.2 ÷ 0.6 0.5 Kênh nơtron số 3 hiện đang bố trí hệ phổ kế cộng biên độ các xung trùng phùng cùng với hệ che chắn giảm phông cho hai detectơ. Cấu trúc chung của hệ được mô tả trên hình 24. 43 Hình 24. Hệ thống nâng di chuyển và che chắn bảo vệ cho các detectơ. Do kênh số 3 có một cửa sắt ở phía ngoài, chỉ được mở khi tiến hành thí nghiệm và phải đóng kín khi không thực hiện thí nghiệm hoặc khi lò ngừng hoạt động. Các đầu dò của hệ đo cần được bố trí càng gần miệng kênh càng tốt, song vẫn phải đảm bảo yêu cầu về phông phóng xạ và có thể di chuyển dễ dàng để đóng mở cửa sắt. Để đáp ứng nhu cầu đó, hệ nâng và di chuyển đầu dò được chế tạo bằng thép và đặt trên các ray dẫn hướng để có thể dịch chuyển vào gần hoặc ra xa miệng kênh. Các detectơ được che bằng các buồng chì để giảm tác động của phông bức xạ gamma và bọc bằng LiF để tránh các nơtrôn tán xạ từ mẫu gây kích hoạt detectơ. IV. Các chùm nơtron phin lọc trước 2005 ở Lò phản ứng hạt nhân Đà lạt IV.1. Các chùm nơtron nhiệt 55 keV và 144 keV Khi chùm nơtron từ lò phản ứng đi qua phin lọc silic với độ dày đủ lớn sẽ tạo thành các chùm nơtron chuẩn đơn năng với năng lượng tương ứng với các cực tiểu giao thoa sâu trong tiết diện nơtron toàn phần của silic. Để nhận được các chùm như vậy trên kênh số 4 của lò phản ứng hạt nhân Đà lạt đã sử dụng phin từ đơn tinh thể silic. Ngoài việc cho qua các nơtron 55 keV và 144 keV, phin 44 lọc đơn tinh thể silic còn cho qua các nơtron nhiệt, chùm nơtron nhiệt trên kênh xuyên tâm số 4 này có cường độ mạnh hơn trên kênh tiếp tuyến cỡ 1 bậc sẽ được sử dụng để nâng cao độ nhạy của phương pháp phân tích kích hoạt gamma tức thời. Độ dài tổng cộng của đơn tinh thể silic ở trong kênh của lò phản ứng là 88 cm và ở trong khối chạy là 10 cm (phin lọc phụ). Để loại đi các nơtron nhiệt có trong chùm từ lò phản ứng, trong ống đựng phin thứ 3 (ống gần vùng hoạt nhất) đã lắp thêm phin B10 với độ dày là 0.2 g/cm2 (trước đây trong các thí nghiệm do không có bor với độ giàu đồng vị B10 cao nên đã dùng 0.4 cm carbit bor B4C). Để nhận được nơtron 144 keV đã sử dụng thêm phin lọc titan với độ dày 1,0 cm nhằm lấy đi từ chùm các nơtron 55 keV, phin lọc titan được đựng trong ống đựng phin thứ 2. Khi cần sử dụng nơtron 55 keV sẽ lắp thêm vào kênh phin lọc lưu huỳnh được lắp vào trong các ống đựng phin thứ 1 và 2. Đặc trưng của chùm nơtron sau phin lọc silic đơn tinh thể và các phin lọc khác được cho trong bảng 5. Bảng 5. Đặc trưng của các chùm nơtron phin lọc. Năng lượng nơtron Tổ hợp phin lọc Nơtron Thông lượng nơtron (n/cm2/s) Độ phân giải của chùm (keV) Suất liều gamma (mR/s) Nhiệt 98 cm Si +1,0 cm Ti +35 g/cm2 S 1,8.10 7 - 3,7 144 keV 98 cm Si +1,0 cm Ti + 0,2 g/cm2 B10 1,2.10 7 22 3,5 55 keV 98 cm Si + 35 g/cm2 S + 0,2 g/cm2 B-10 4,0.106 8 3,6 25 keV 102,3 cm Al + 0,2 g/cm2 B10 1,2.10 6 - 3,2 24 keV 20 cm Al +20 cm Fe + 30 g/cm2 B10 1,0.10 6 - 3,3 75 keV 45 g/cm 2 S + 0,2 g/cm2 B10 1,1.10 6 - 3,8 IV.2. Các chùm nơtron 24 keV và 25 keV 45 Do có cực tiểu 25 keV tạo thành trong tiết diện nơtron toàn phần từ sự giao thoa của tán xạ thế và tán xạ cộng hưởng trong nhôm, nên khi chùm nơtron với phổ liên tục (phổ trắng) từ lò phản ứng đi qua một lớp nhôm với độ dày đủ lớn sẽ tạo nên chùm nơtron chuẩn đơn năng với năng lượng tương ứng với cực tiểu giao thoa 25 keV. ở thí nghiệm này, 1023 mm nhôm kim loại sạch do Liên xô chế tạo (mark CAB1) đã được sử dụng, trong đó độ dài phin ở trong 3 ống đựng phin nằm trong kênh là 923 mm, còn 100 mm nằm trong chuẩn trực phụ ở trong khối chạy của hệ che chắn đóng mở kênh. Để ngăn ngừa sự kích hoạt phin bởi nơtron nhiệt có trong thành phần của phổ nơtron từ lò phản ứng cũng như giảm đi thành phần đóng góp của chúng trong phông của chùm phin lọc 25 keV, màng ngăn bằng B10 với độ dày là 0.2 g/cm2 đã được sử dụng. Lớp màng ngăn này được đặt vào phía bên trong của ống đựng phin thứ nhất tiếp giáp gần nhất với vùng hoạt của lò phản ứng. Thực nghiệm chứng tỏ với cấu trúc phin như vậy không làm tăng suất liều phóng xạ trong khu vực kênh cũng như trong nhà lò nói chung so với trường hợp sử dụng phin từ đơn tinh thể silic như đã nêu trong phần trên. Trước năm 2005, các phin lọc được bố trí vào trong 3 ống đựng phin bằng thép không rỉ với đường kính ngoài là 99 mm, độ dài là 400 mm (2 ống) và 300 mm (1 ống). Các ống này có cấu trúc thuận tiện cho việc tháo và lắp chúng vào trong kênh. Các phin lọc cùng với các ống chuẩn trực (paraphin- bor, chì, gỗ) được lắp vào trong 3 ống đựng phin này tạo thành một hình nón cụt với góc nhìn cực đại với vùng hoạt của lò phản ứng để có thể sử dụng một cách hiệu quả nhất tất cả các nơtron phát ra từ vùng hoạt về phía kênh. Ngoài ra trong khối chuẩn trực kết hợp với ngăn chùm nơtron đi ra ngoài, có thể lắp đặt thêm phin lọc phụ để tăng cường phẩm chất của dòng nơtron phin lọc hoặc là các ống chuẩn trực dòng để nhận được kích thước dòng mong muốn tại vị trí của mẫu đo. Các ống chuẩn trực này được chế tạo bằng paraphin-bor 46 và chì. Khi cần tháo lắp các ống đựng phin từ trong kênh, các ống chuẩn trực và phin lọc phụ này được lấy đi và thay vào đó là các ống gỗ tròn với đường kính trong bằng đường kính trong của kênh. TÀI LIỆU THAM KHẢO [1]. Vương Hữu Tấn và cộng sự, Báo cáo tổng kết đề tài khoa học công nghệ cấp bộ năm 2005-2006, Đà lạt 12/2006. [2]. Vương Hữu Tấn và cộng sự, Báo cáo tổng kết đề tài KC-09-08. [3]. Phạm Đình Khang, Vật lý nơtron, NXB ĐHQGHN 2006. [4]. Trần Hà Anh và cộng sự, Báo cáo tổng kết đề tài KHCN cấp cơ sở, Đà lạt 1994. [5]. Đỗ Quang Bình, Luận án PTS toán lý, Đà lạt 1996. 47 Mục lục Trang MỞ ĐẦU 2 MỘT SỐ VẤN ĐỀ VỀ VẬT LÝ NƠTRON 3 I. Lịch sử phát hiện ra nơtron 3 II. Các tính chất của nơtron tự do 4 III. Các khái niệm cơ bản của phản ứng hạt nhân với nơtron 6 III.1. Tiết diện, quãng chạy tự do trung bình 6 III.2. Phân loại phản ứng với nơtron 9 a. Các phản ứng hạt nhân hợp phần 9 b. Phản ứng hạt nhân trực tiếp 10 III.2.1. Hạt nhân hợp phần 12 III.2.2. Công thức Breigh – Wigner 14 III.2.3. Tiết diện trong vùng liên tục 17 III.3. Các giá trị thực nghiệm của tiết diện 19 III.3.1. Tiết diện B10, Li6 và He3 19 III.3.2. Tiết diện của một vài chất làm chậm 20 III.3.3. Tiết diện tán xạ trên hạt nhân trong mạng tinh thể 22 III.3.4. Tiết diện tán xạ ở hạt nhân tự do hoặc liên kết 25 III.3.5. Tiết diện các nguyên tố đối với nơtron chậm 27 IV. Các cách tạo chùm nơtron có năng lượng, kích thước cần thiết 29 IV.1. Các phương pháp tạo chùm nơtron đơn năng 29 IV.2. Phương pháp phin lọc 29 48 IV.2.1. Kỹ thuật phin lọc nơtron 30 IV.2.2. Các tiêu chuẩn chế tạo phin lọc nơtron 33 IV.2.3. Thay đổi phin lọc 34 B. LÒ PHẢN ỨNG HẠT NHÂN ĐÀ LẠT VÀ CÁC KÊNH NGANG THỰC NGHIỆM 36 I. Lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt 36 II. Các kênh ngang đang được sử dụng ở Lò phản ứng Hạt nhân Đà Lạt 38 II.1. Kênh nơtron số 4 38 II.2. Kênh nơtron số 3 41 III. Các chùm nơtron phin lọc trước 2005 ở Lò phản ứng hạt nhân Đà lạt 44 III.1. Các chùm nơtron nhiệt 55 keV và 144 keV 44 III.2. Các chùm nơtron 24 keV và 25 keV 45 TÀI LIỆU THAM KHẢO 47 49

Các file đính kèm theo tài liệu này:

  • pdfyltqgsio_1559.pdf
Luận văn liên quan