конспект по экспериментальной реакторной физике 4 курс. котов консп. Лекция 1 введение. Задачи нейтроннофизических экспериментов на реакторах и критических сборках
 Скачать 2.47 Mb.
|
|
1) Измерение потока электронов Преимущества: простая установка с высокой чувствительностью 𝐴 = 𝑛𝑒 𝜆𝑡 в 𝜇 𝑒 𝑑 1 − 𝑒 −𝜇 𝑒 𝑑 , где 𝑒 𝜆𝑡 в – количество электронов, излучаемых образцом на момент облучения (фактически поправка на распад во время выдержки); 𝜇 𝑒 – коэффициент поглощения электронов; 1 − 𝑒 −𝜇 𝑒 𝑑 – учёт самопоглощения в детекторе. Недостаток: измеряются ВСЕ электроны, испускаемые детектором (фон неотделим – электроны, испускаемые примесями материала детектора). 2) Спектрометрические измерения фотонов Более сложный, но можно отделять сигнал от фона. Используются сцинтилляционные детекторы (можно использовать и полупроводниковые, но они подороже). Измеряем число импульсов, попавших в пик полного поглощения (потому что именно эти частицы испускаются источником). Пусть 𝑁 𝛾 (𝛥𝑡) – число импульсов в пике за время 𝛥𝑡; тогда активность: 𝐴 = 𝑁 𝛾 (𝛥𝑡)𝐾 𝛥𝑡 𝐾 СП 𝛥𝑡 ∗ 𝜂 𝛾 ∗ 𝜀(𝐸 𝛾 ) 𝑒 𝜆𝑡 в , где 𝜂 𝛾 – квантовый выход гамма-квантов данной энергии (табулирована); 𝜀(𝐸 𝛾 ) – эффективность регистрации гамма=квантов данной энергии; 𝐾 𝛥𝑡 – изменение активности вследствие распада за время измерения; 𝐾 СП – учёт самопоглощения в детекторе (1 при тонком детекторе); 𝑒 𝜆𝑡 в – поправка на время выдержки. Зная активность, можно найти все те величины, которые и раньше – активационный интеграл, полный поток/флюенс и поток частиц определённой энергии. Лекция №7: Измерение сечений и скоростей ядерных реакций. Измерение сечений реакции Полное сечение реакции: 𝜎 𝑡 = 𝜈 Ф , [бн]. 𝜈 – число взаимодействий c 1 ядром за ед. времени; Ф – плотность потока частиц. Парциальное сечение: 𝜎 𝑖 = 𝜈 𝑖 Ф Полное сечение можно представить, как сумму сечений рассеяния и поглощения: 𝜎 𝑡 = 𝜎 𝑠 + 𝜎 𝑎 = 𝜎 𝑖𝑛 + 𝜎 𝑒𝑙 + 𝜎 𝑎 , 𝜎 𝑠 – сечение рассеяния; 𝜎 𝑎 – сечение поглощения; 𝜎 𝑖𝑛 – сечение неупругого рассеяния; 𝜎 𝑒𝑙 – сечение упругого рассеяния; 𝜎 𝑖𝑛 и 𝜎 𝑎 – неупругие каналы. Поток в детекторе после ослабления замедлителем: Ф = Ф 0 ∙ exp(−𝑛 ∙ 𝜎 𝑡 ∙ 𝑑). Из этого можно найти полное сечение. Измерение сечения упругих рассеяний Рассмотрим, как измеряют сечения упругих взаимодействий 𝜎 𝑒𝑙 : 1 способ: измерить число нейтронов, рассеянных на определенный угол: 𝑑𝜎 𝑑Ω в ∆𝑡 (Ω – угол рассеяния) Затем проинтегрируем это и получим 𝜎 𝑒𝑙 = ∫ 𝑑𝜎 𝑑Ω 2 способ: измерение углового и энергетического распределения ядер отдачи (для легких ядер) 𝐸 = 𝐸 𝑛 ∙ cos 𝜐 В косинусе сидит угол рассеяния. Примеры для 1 способа. Пусть имеется изотропный источник нейтронов и мишень в виде кольца на определенном расстоянии от источника. В кольце находится затеняющий стержень, а после стержня детектор. Нейтроны, попадающие в кольцо, рассеиваются и могут попасть в детектор. Затеняющий стержень нужен для защиты детектора от прямого пучка. Любая часть кольца рассеивает нейтроны под определенным углом. Можно измерить 𝑑𝜎 𝑑𝜐 , затем интегрируем это по всем возможным углам и находим сечение упругого рассеяния: 𝜎 𝑒𝑙 = ∫ 𝑑𝜎 𝑑𝜐 Пусть имеется изотропный источник нейтронов и на каком-то расстоянии ставим детектор. На пути ставим диск из рассеивающего материала. Нейтроны, касающиеся края диска, могут рассеяться и попасть в детектор. Измеряем сечение на угол больше 𝜐 м : 𝜎(𝜐 > 𝜐 м ). Затем перемещают источник и детектор и угол будет другой. И измеряем новое 𝜎(𝜐 > 𝜐 м1 ) , можем поменять еще раз расположение и получить 𝜎(𝜐 > 𝜐 м2 ). 𝑑𝜎 = 𝜎(𝜐 > 𝜐 м1 ) − 𝜎(𝜐 > 𝜐 м2 ), ∫ 𝑑𝜎 → 𝜎 𝑒𝑙 Настройка детектора Измерение нейтронов любых энергий → 𝜎 𝑡 Энергий нейтронов = первоначальная – потери при упругом рассеянии → 𝜎 𝑒𝑙 𝜎 𝑖𝑛 = 𝜎 𝑡 − 𝜎 𝑒𝑙 Сечение неупругих процессов можно измерить, применяя прямую или обратную сферические геометрии. Прямая сферическая геометрия Если сфера поглощает нейтроны, то показания в детекторе будут изменяться и по ним можно найти 𝜎 𝑎 Обратная сферическая геометрия (наоборот) Спектр нейтронов и усреднение сечений взаимодействий Как нам определить характеристика активной зоны? – решение уравнения переноса. Если знаем 𝜎 𝑡 → можно определить распределение потоков нейтронов Ф в пространстве, также можно определить распределение энерговыделения, скорость ядерной реакции. Нам очень нужно знать 𝜎 𝑡 . Данных мало и они не осень точные. Обычно нейтроны разделяют на группы по энергии, ищут среднюю энергию группы и усредняют спектр. Усредняют сечение по примерным значениям потока нейтронов Ф. На практике изменяют усредненное сечение нейтронов. Связь отношений сечений со скоростями ядерных реакций и изменением нуклидного состава Пусть флюенс ∫ Ф 𝑑𝑡 < 10 18 нейтр см 2 (пренебрежение изменением числа первоначально загруженных ядер и взаимодействием нейтронов со вновь образованными ядрами) Скорость реакции (скорость образования нуклида типа j): 𝑑𝑁 𝑗 𝑑𝑡 = (∫ 𝜎 𝛾 𝑗−1 (𝐸) ∙ Ф(𝐸)𝑑𝐸) ∙ 𝑁 𝑗−1 1 𝑁 𝑗−1 𝑑𝑁 𝑗 𝑑𝑡 = 𝜎 𝛾 𝑗−1 ∫ Ф(𝐸)𝑑𝐸 𝜎 𝛾 𝑗−1 – усредненное сечение. Чтобы избавиться от потоков перейдем к отношению сечений. Возьмем нуклид типа k и облучим его в том же потоке нейтронов (точнее облучаются k-1, а образуются k) 1 𝑁 𝑘−1 𝑑𝑁 𝑘 𝑑𝑡 = 𝜎 𝛾 𝑘−1 ∫ Ф(𝐸)𝑑𝐸 Из этого получим: 𝜎 𝛾 𝑘−1 𝜎 𝛾 𝑗−1 = 𝑑𝑁 𝑘 𝑑𝑡 𝑑𝑁 𝑗 𝑑𝑡 ∙ 𝑁 𝑗−1 𝑁 𝑘−1 Пример: Рассмотрим реактор на быстрых нейтронах. Топливо 𝑈𝑃𝑢 = { 60% 𝑃𝑢239 30% 𝑃𝑢240 + естественный уран. 𝑈238 (𝑛; 𝛾) → 𝑈239 → 𝛽 − (23,4 мин) → 𝑁𝑝239 → 𝑃𝑢239 (прибыль 𝑃𝑢239) 𝑃𝑢239 (𝑛; 𝛾) → 𝑃𝑢240 (убыль 𝑃𝑢239) Образование 𝑃𝑢239: 𝑑𝑁 9 𝑑𝑡 = 𝜎 𝛾 8 ∙ Ф ∙ 𝑁 𝑈8 − 𝜎 𝑎 9 ∙ Ф ∙ 𝑁 9 Начальное условие: 𝑁 9 (0) = 𝑁 9 0 Запишем уравнение по-другому: 𝑑𝑁 9 𝑑𝑡 + 𝜎 𝑎 9 ∙ Ф ∙ 𝑁 9 = 𝜎 𝛾 8 ∙ Ф ∙ 𝑁 8 𝑁 8 = 𝑁 8 0 ∙ exp(− 𝜎 𝑎 8 ∙ Ф ∙ 𝑡) 𝑑𝑁 9 𝑑𝑡 + 𝜎 𝑎 9 ∙ Ф ∙ 𝑁 9 = 𝜎 𝛾 8 ∙ Ф ∙ 𝑁 8 0 ∙ exp(− 𝜎 𝑎 8 ∙ Ф ∙ 𝑡) Решив уравнение, получаем: 𝑁 9 = 𝐶 ∙ exp(− 𝜎 𝑎 9 ∙ Ф ∙ 𝑡) + 𝑓 частн 𝑓 частн = 𝐴 ∙ exp(− 𝜎 𝑎 8 ∙ Ф ∙ 𝑡) В итоге получаем: 𝑁 9 = 𝑁 9 0 ∙ exp(− 𝜎 𝑎 9 ∙ Ф ∙ 𝑡) + 𝑁 8 0 ∙ 𝜎 𝛾 8 𝜎 𝑎 9 − 𝜎 𝑎 8 ∙ (exp(− 𝜎 𝑎 8 ∙ Ф ∙ 𝑡) − exp(− 𝜎 𝑎 9 ∙ Ф ∙ 𝑡)) - число ядер Pu239 𝑦 𝑓9 – число делений Pu239 на одно ядро Pu 𝑦 𝑓9 = ∫ 𝑑𝐸 ∫ 𝜎 𝑓 9 (𝐸) ∙ Ф(𝐸)𝑑𝑡 = 𝜎 𝑓 9 ∙ Ф ∙ 𝑡 Ф ∙ 𝑡 = 𝑦 𝑓9 𝜎 𝑓 9 Пусть 𝛼 𝑖 = 𝜎 𝛾 𝑖 𝜎 𝑓 𝑖 𝜎 𝑎 = 𝜎 𝛾 + 𝜎 𝑓 Тогда 1 + 𝛼 𝑖 = 𝜎 𝑎 𝑖 𝜎 𝑓 𝑖 Отношение числа изотопов через сечение 𝑁 5 𝑁 8 = 𝑁 5 0 ∙ exp(− 𝜎 𝑎 5 ∙ Ф ∙ 𝑡) 𝑁 8 0 ∙ exp(− 𝜎 𝑎 8 ∙ Ф ∙ 𝑡) = 𝑁 5 0 𝑁 8 0 ∙ exp(𝜎 𝑎 8 ∙ Ф ∙ 𝑡 − 𝜎 𝑎 5 ∙ Ф ∙ 𝑡) = = 𝑁 5 0 𝑁 8 0 ∙ exp [𝑦 𝑓9 ∙ ((1 + 𝛼 8 ) 𝜎 𝑓 8 𝜎 𝑓 9 − (1 + 𝛼 5 ) 𝜎 𝑓 5 𝜎 𝑓 9 )] (1) (1)– отношение U235 и U238 через отношения сечений реакций Можно посчитать отношения Pu239 и U238 𝑁 9 𝑁 8 = 𝑁 9 0 𝑁 8 0 ∙ exp [𝑦 𝑓9 ∙ ((1 + 𝛼 8 ) 𝜎 𝑓 8 𝜎 𝑓 9 − (1 + 𝛼 9 ))] + + 𝜎 𝛾 8 𝜎 𝑓 9 ∙ (1 − exp [𝑦 𝑓9 ∙ ((1 + 𝛼 8 ) 𝜎 𝑓 8 𝜎 𝑓 9 − (1 + 𝛼 9 ))]) (2) Зная изотопный состав топлива до и после облучения, можно получить отношения сечений; нужно знать количество ядер урана и плутония до и после облучения. Измеряют изотопный состав несколько раз (потому что неизвестных больше, чем уравнений), для различной глубины выгорания. В (1) и (2) присутствует разность изотопного состава (плохо измеряется), происходит разностный эффект, поэтому облучают не топливо, а одноизотопные образцы. Тогда уравнение (2) преобразуется: 𝑁 9 𝑁 8 = 𝜎 𝛾 8 𝜎 𝑓 9 ⁄ (1 + 𝛼 9 ) − (1 + 𝛼 8 ) 𝜎 𝑓 8 𝜎 𝑓 9 ∙ (1 − exp [𝑦 𝑓9 ∙ ((1 + 𝛼 8 ) 𝜎 𝑓 8 𝜎 𝑓 9 − (1 + 𝛼 9 ))]) Измерение N – активационный метод или измерение образующихся в ходе реакций частиц. Лекция №8: Измерение отношения сечений деления ядер. Деления регистрирует либо через осколки деления, либо используя гамма-излучение радиактивных продуктов деления. Измерения на камерах деления производят прямо под пучком и регистрирует число осколков деления i-ого нуклида. 𝑁 𝑖 = 𝜎 𝑓 𝑖 ⋅ 𝛷 ⋅ 𝑛 𝑖 ⋅ 𝜀 𝑖 , где 𝜎 𝑓 𝑖 −сечение деления; 𝛷 − поток (Флюенс), в который помещают камеру деления; 𝑛 𝑖 −количество ядер делящегося изотопа; 𝜀 𝑖 −эффективность регистрации осколков деления. В том же потоке облучается образец k, где: 𝑁 𝑘 = 𝜎 𝑓 𝑘 ⋅ 𝛷 ⋅ 𝑛 𝑘 ⋅ 𝜀 𝑘 Найдём их отношение и избавимся от 𝛷: 𝑁 𝑖 𝑁 𝑘 = 𝜎 𝑓 𝑖 𝜎 𝑓 𝑘 ⋅ 𝑛 𝑖 ⋅ 𝜀 𝑖 𝑛 𝑘 ⋅ 𝜀 𝑘 Тогда: 𝜎 𝑓 𝑖 𝜎 𝑓 𝑘 = 𝑁 𝑖 𝑁 𝑘 ⋅ 𝑛 𝑘 ⋅ 𝜀 𝑘 𝑛 𝑖 ⋅ 𝜀 𝑖 Знаем ли мы все значения? 𝑁 𝑖 𝑁 𝑘 −определяется опытом, а 𝑛 𝑘 ⋅𝜀 𝑘 𝑛 𝑖 ⋅𝜀 𝑖 −нужно знать заранее. Определим последний сомножитель с помощью измерений под действием нейтронов под таким спектром, у которого известно соотношение сечений делений. Берём тепловые нейтроны и строим отношение: 𝜎 𝑓 𝑖 т 𝜎 𝑓 𝑘 т = 𝑁 𝑖 т 𝑁 𝑘 т ⋅ 𝑛 𝑘 ⋅ 𝜀 𝑘 𝑛 𝑖 ⋅ 𝜀 𝑖 => => 𝑛 𝑘 ⋅ 𝜀 𝑘 𝑛 𝑖 ⋅ 𝜀 𝑖 = 𝜎 𝑓 𝑖 т 𝜎 𝑓 𝑘 т ⋅ 𝑁 𝑘 т 𝑁 𝑖 т Подставив найденное отношение определим: 𝜎 𝑓 𝑖 𝜎 𝑓 𝑘 = 𝑁 𝑖 𝑁 𝑘 ⋅ 𝜎 𝑓 𝑖 т 𝜎 𝑓 𝑘 т ⋅ 𝑁 𝑘 т 𝑁 𝑖 т Регистрация гамма-излучения радиоактивных продуктов деления Используют в данном случае вариант активационного метода (смотреть в лекциях выше), который позволяет исследовать пространственное распределение делений по объёму активной зоны. Сама активность продуктов деления измеряется на полупроводниковых детекторах, позволяющих достигнуть высокой мощности. Для начала стоит записать число гамма-квантов, зарегистрированных при излучении осколка деления j, который образовался при делении i-ого ядра. 𝑁 𝑗 𝑖 = 𝛷 ⋅ 𝑛 𝑖 ⋅ 𝜎 𝑓 𝑖 ⋅ (1 − 𝑒 −𝜆 𝑗 ⋅𝑡 1 ) ⋅ 𝑒 −𝜆 𝑗 ⋅𝑡 2 ⋅ 𝜀 𝑗 ⋅ 𝜂 𝑗 ⋅ 𝜀 𝑗 𝑖 , где 𝑡 1 − время облучения нейтронами; 𝑡 1 − время после облучения нейтронами (время выдержки); 𝜆 − постоянная распада, 𝜀 𝑗 − эффективность регистрации гамма-квантов; 𝜂 𝑗 − квантовый выход гамма- нуклида; 𝜁 𝑗 𝑖 −вероятность образования осколка типа j. Рассмотрим пример: 𝐿𝑎 140 ,излучающий гамма-кванты, с характеристиками: 𝜁 𝑗 𝑖 = 6%; 𝜂 𝑗 = 0,95; 𝐸 𝑗 = 1,6 МэВ; 𝑇 1/2 = 42 часа; 𝐶𝑒 143 ,излучающий гамма-кванты, с характеристиками: 𝜁 𝑗 𝑖 = 6%; 𝜂 𝑗 = 0,14; 𝐸 𝑗 = 296 кэВ; 𝑇 1/2 = 33 часа; Тогда: 𝑁 𝑖 𝑁 𝑘 = 𝜎 𝑓 𝑖 𝜎 𝑓 𝑘 ⋅ 𝑛 𝑖 ⋅ 𝜁 𝑗 𝑖 𝑛 𝑘 ⋅ 𝜁 𝑗 𝑘 ⋅ 𝑓(𝑡) 𝑛 𝑖 𝑛 𝑘 − определяется через прямое взвенивание; 𝜁 𝑗 𝑖 𝜁 𝑗 𝑘 − известна с точностью 2 − 3%; 𝑓(𝑡) − поправка, связанная с разным временеи регистрации 𝑖 и 𝑗 образцов В итоге можно выделить два метода: • Измерение числа осколков деления с помощью камер деления, облучаемое в пучке нейтронов; • Измерение гамма-излучение радиоактивных продуктов деления с помощью полупроводниковых детекторов. Измерение отношения сечения радиационного захвата к сечению деления Что ищем? 𝜎 𝛾 8 𝜎 𝑓 5 и 𝜎 𝛾 8 𝜎 𝑓 9 Существует два класса методов: 1) Относительные методы (основаны на нормировке результата измерения в тепловой колоне). Тепловая колона-блок из графита (в основном), в котором спектр нейтронов является тепловым. 2) Абсолютные методы (рассматриваются в следующем параграфе). Разберём относительные методы. Берётся две фольги: первая из естественного урана, вторая из обогащённого урана. Они облучаются в тепловой колоне и в критической сборке. После облучения проходит регистрация гамма-излучения продуктов деления на полупроводниковых детекторах (ППД) [положили образец на детектор]. Для регистрации радиационного захвата измеряется гамма излучение от элемента 𝑁𝑝 (Нептуний) с 𝐸 𝑗 = 278 кэВ. От слов переходим к формулам ! 4 формулы, где 1 и 2 отвечают за деление и захват в тепловой колоне, а 3 и 4 за деление и захват в критической сборке (допустим реактор). 1) 𝑁 𝛾 т = 𝛷 т ⋅ 𝑛 т ⋅ 𝜎 𝛾т 8 ⋅ (1 − 𝑥 т ) ⋅ 𝜀 𝛾 ⋅ 𝑓 т𝛾 (𝑡) ⋅ 𝜂 𝛾 , (𝑁𝑝) где 𝑥 т − степень обогащения урана. В результате мы записали число импульсов в результате излучения нептуния при облучении фольги в тепловой колоне. Запишем число осколков деления от 𝐶𝑒: 2) 𝑁 𝑓 т = 𝛷 т ⋅ 𝑛 т ⋅ 𝜎 𝑓т 5 ⋅ 𝑥 т ⋅ 𝜁 т 5 ⋅ 𝑓 т𝑓 (𝑡) ⋅ 𝜂 𝑓 , (𝐶𝑒) где 𝜁 т 5 − вероятность образования осколка 𝐶𝑒; 𝜂 𝑓 −квантовый выход гамма- квантов от 𝐶𝑒. Теперь рассмотрим измерения в критической сборке: 3) 𝑁 𝛾 = 𝛷 ⋅ 𝑛 ⋅ 𝜎 𝛾 8 ⋅ (1 − 𝑥 ) ⋅ 𝜀 𝛾 ⋅ 𝑓 𝛾 (𝑡) ⋅ 𝜂 𝛾 (𝑁𝑝) 4) 𝑁 𝑓 = 𝛷 ⋅ 𝑛 ⋅ [𝜎 𝑓 5 ⋅ 𝑥 ⋅ 𝜁 5 + 𝜎 𝑓 8 ⋅ (1 − 𝑥) ⋅ 𝜁 8 ] ⋅ 𝜀 𝑓 ⋅ 𝑓 𝑓 (𝑡) ⋅ 𝜂 𝑓 (𝐶𝑒) Мы получили наши прекрасные уравнения! Теперь мы спокойно можем определить 𝜎 𝛾 8 𝜎 𝑓 5 , поделив одно на другое. Но зачем же нам 4 уравнения, если можно и два? А вся проблема в 𝜀 𝑓 𝜀 𝛾 , определив из измерения в потоке тепловых нейтронов. Строится отношение 𝑁 𝛾 т 𝑁 𝑓 т => 𝜀 𝑓 𝜀 𝛾 . В результате мы получаем вот такой финальный вариант: 𝜎 𝛾 8 𝜎 𝑓 5 = 𝑁 𝛾 𝑁 𝑓 ⋅ 𝑁 𝑓 т 𝑁 𝛾 т ⋅ 𝜎 𝛾т 8 𝜎 𝑓т 5 ⋅ (1 − 𝑥 т ) 𝑥 т ⋅ 1 𝜁 т 5 ⋅ 𝑥 ⋅ 𝜁 5 1 − 𝑥 ⋅ [1 + 𝜎 𝑓 8 𝜎 𝑓 5 ⋅ (1 − 𝑥) ⋅ 𝜁 8 𝑥 ⋅ 𝜁 5 ] ⋅ 𝑓 (𝑡) Что на данном опыте реально измеряется? 𝑁 𝛾 𝑁 𝑓 ; 𝑁 𝑓 т 𝑁 𝛾 т Что необходимо знать до измерений? 𝜎 𝛾т 8 𝜎 𝑓т 5 ; 𝑥 т ; 𝑥 ; 𝑓 (𝑡) Все сечения тепловых нейтронов больше сечений быстрых нейтронов: 𝜎 т > 𝜎 быстр => для быстрых нейтронов берётся более обогащённая фольга. Для тепловых хватает 1-1,5% обогащения. Если говорить про точность отношения сечений, то она составляет где-то 2-3%, где основной вклад это параметры фольги, отношение тепловых сечений, а также значения 𝜁 Что делают для уменьшения отклонения? Рассматриваются выходы гамма-квантов 𝐶𝑒 c 𝐸 = 293 кэВ и 𝑁𝑝 c 𝐸 = 278 кэВ. Если выходы гамма-квантов известны, и зависимость 𝜀 𝛾 от 𝐸 𝛾 также известна, то измерения существенно упрощаются, так как можно отказаться от измерений в тепловой колоне (от неё было необходимо 𝜀 𝑓 𝜀 𝛾 ). Измерения проводят только в неизвестном спектре (уравнения 3 и 4). С этим погрешность возрастает до 4%. Лекция №9: Измерение отношения сечений радиационного захвата к сечению деления абсолютным методом. Методы определения состава топлива Абсолютный метод на примере 𝜎 𝛾 8 /𝜎 𝑓 9 Как происходит измерения с помощью абсолютного метода? Используют абсолютные камеры деления со слоем Плутония-239. Почему эта камера называется абсолютной, мы раньше уже рассматривали просто камеры деления, данная камера – это абсолютная камера для неё. Известна её чувствительность (то есть известно количество ядер плутония, эффективность регистрации осколков деления), поэтому она называется абсолютная камера, для нее известны эти параметры. Нам позволяет отказаться от теплового потока нейтронов, нам не нужно теперь нормироваться на измерения в потоке тепловых нейтронов как было в относительном методе и нам не нужен калибровочный поток тепловых нейтронов. Помимо камеры деления облучаются еще и фольги из естественного или обедненного урана. Фольги и камера деления размещаются в критической сборке и одновременно облучаются потоком нейтронов. Число случаев деления Pu-239 𝑁 𝑓 = Ф (𝜎 𝑓 9 𝑛 9 + ∑ 𝜎 𝑓 𝑖 𝑛 𝑖 𝑖 ) ∙ 𝜀 𝑓 Второе слагаемое отвечает за все другие нуклиды, содержащиеся в камере деления 𝜀 𝑓 − эффективность регистрации 𝑁 𝑓 = Ф𝜎 𝑓 9 𝑛 9 𝜀 𝑓 (1 + ∑ 𝑛 𝑖 𝑛 9 𝜎 𝑓 𝑖 𝜎 𝑓 9 𝑖 ) 𝜀 𝑓 (1 + ∑ 𝑛 𝑖 𝑛 9 𝜎 𝑓 𝑖 𝜎 𝑓 9 𝑖 ) – утверждается что для абсолютной камеры деления этот множитель известен. Поэтому метод абсолютный немного проще. Зная (зарегистрировав) число случаев деления 𝑁 𝑓 мы можем определить Ф𝜎 𝑓 9 , таким образом мы подобрались к первому сечению. Облучение фольги урана Облучаем фольгу урана в той же критической сборке, а дальше мы измеряем на полупроводниковом детекторе гамма-кванты от нептуния процесс радиационного захвата. И записываем число гамма-квантов. 𝑁 𝛾 = 𝐴(𝑡)𝜀 𝛾 𝜂 𝛾 𝑓(𝑡) 𝜂 𝛾 -квантовый выход нептуния 𝑓(𝑡) – функция, включающая временные поправки 𝐴(𝑡) = Ф𝑛 8 𝜎 𝛾 8 𝑓(𝑡) 𝑁 𝛾 = Ф𝑛 8 𝜎 𝛾 8 𝜀 𝛾 𝜂 𝛾 𝑓(𝑡) |