Произведение xSs называется замедляющей способностью вещества.

По величине замедляющей способности можно сравнивать замедляющие свойства различных замедлителей, составлять суждение, какой из замед­лителей является лучшим, и подбирать материалы-замедлители для актив­ных зон тепловых реакторов.

5.2.4. Коэффициент замедления вещества. Если замедляющая способ­ность вещества xS_s является исчерпывающей характеристикой природной склонности вещества к отбору энергии у замедляющихся в нём нейтронов, то это ещё не означает, что большая её величина даёт пропуск этому ве­ществу для использования в качестве замедлителя в тепловом реакторе.

Важно, чтобы замедлитель не только интенсивно замедлял нейтроны, но и не поглощал их в процессе замедления: не будем забывать, что лю­бой нуклид обладает ненулевым микросечением радиозахвата в диапазоне энергий замедления нейтронов в реакторе. Поэтому при равных величинах замедляющей способности материалов с точки зрения сохранения замедляю­щихся нейтронов лучшим замедлителем будет тот из них, у которого мень­ше величина макросечения поглощения эпитепловых нейтронов.

Количественной мерой этой комплексной способности вещества хорошо замедлять и одновременно хорошо сохранять замедляющиеся нейтроны слу­жит величина коэффициента замедления.

Коэффициент замедления вещества - это величина отношения замедляющей способности вещества к его поглощающей способности в интервале энергий замедления (измеряемой величиной среднего значения макросечения поглощения вещества в этом интервале).

k_з = xS_s/S_a (5.2.6)

5.2.5. Число рассеяний, потребное для замедления нейтронов до теплового уровня. Если средняя энергия, с которой нейтроны деления на­чинают процесс замедления, равна Е_о (равная 2 МэВ), а конечная энергия интервала замедления (энергия сшивки) равна Е_с, то эти значения энергий можно отметить точками на шкале логарифма энергии нейтронов:

lnE_c DlnE = x lnE_o lnE

А так как среднелогарифмическая потеря энергии нейтрона в одиноч­ном рассеянии равна x, то является очевидным, что для замедления нейтрона от Е_о до Е_с необходимо, чтобы нейтрон испытал за весь процесс замедления

. (5.2.7)

рассеивающих соударений с ядрами замедляющей среды. Это число рас­сеяний, потребное для полного замедления нейтрона деления до теплового уровня, также может служить характеристикой замедляющих свойств среды, составляющей активную зону теплового реактора.

5.2.6. Сравнение характеристик лучших природных замедлителей. Цифровые данные для сравнительной оценки замедляющих свойств шестёрки лучших природных замедлителей приведены в табл.5.1.

Таблица 5.1. Характеристики шести лучших природных замедлителей.

Характеристики	Вещества
H2O	D2O	Be	BeO	C	Zr
1. g, г/см3 2. x 3. Ss, см-1 4. xSs, cм-1 5. kз 6. Сs 7. tт, см2	1.0 0.926 1.495 1.35 17.4 26.9	1.10 0.509 0.352 0.179 31.7 118.0	1.85 0.207 0.749 0.155 78.2 90.0	2.96 0.174 0.670 0.120 92.6 95.0	1.6 0.158 0.405 0.064	6.4 0.0218 0.344 0.0075 0.93 739.3 2082.4

Таким образом, лёгкая вода (H₂O) является первым замедлителем по величине замедляющей способности, но по величине коэффициента замедле­ния она на пятом месте, уступая тяжёлой воде, бериллию, оксиду берил­лия и графиту потому, что вода обладает более высоким значением макросечения поглощения замедляющихся нейтронов.

Тяжёлая вода, обладая самым высоким значением коэффициента замед­ления, является почти идеальным замедлителем для тепловых реакторов. Но целый букет негативных качеств: радиоактивность, редкая распространён­ность в природе, энергоёмкая и дорогостоящая технология получения чис­той тяжёлой воды (0.5% примесей в тяжёлой воде снижают коэффициент замедления её почти на порядок!), дополнительные трудности с обеспечени­ем особого водного режима первого контура, порождают добавочные проблемы как для конструкторов, так и для эксплуатационников.

Бериллий и оксид бериллия не получили широкого распространения в качестве замедлителя для энергетических реакторов из-за высокой ток­сичности бериллия и его соединений (усложняющей как технологию получе­ния высокочистого бериллия, так и технологию изготовления деталей вну­триреакторных конструкций), высокой стоимости бериллия и малой его ра­диационной стойкости в условиях мощного нейтронного и гамма-облучения в активной зоне энергетического реактора.

Отсутствие у графита недостатков, свойственных бериллию и его ок­сиду, и сделало его основным замедлителем в уран-графитовых реакторах отечественных АЭС.

Возраст нейтронов в среде

Познакомимся с ещё одной комплексной характеристикой замедляющих свойств различных сред, называемой возрастом нейтронов, поскольку именно она является ключевым понятием теории замедления и чаще иных харак­теристик встречается в формулах и уравнениях теории реакторов.

Путь к пониманию этой характеристики проходит через понятия ани­зотропии рассеяния и транспортного макросечения вещества.

5.3.1. Анизотропия рассеяния и её мера. Ранее (п.2.4.1) мы уже познакомились с понятием средней длины свободного пробега рассеяния нейтронов:

l_s = 1/S_s , (5.3.1)

величиной, обратной макросечению рассеяния среды. Эта величина в нашем понимании ассоциируется со средним расстоянием по прямой, прохо­димым нейтроном между двумя последовательными рассеяниями.

Казалось бы все просто: независимо от того, движутся или покоятся 1-ое и 2-ое ядра (рис.5.2), пробег нейтрона между двумя последователь­ными рассеяниями определяется положением в пространстве этих двух ядер в моменты их столкновения с нейтроном. На деле пробег между двумя рас­сеяниями - вещь более сложная даже в том простейшем случае, если пред­положить, что оба ядра в моменты столкновения покоятся. Такая схема бы­ла бы справедливой, если бы акт рассеяния был актом простого механического соударения нейтрона с ядром.

n¹ n¹

y - угол рассеяния

Ядро, на котором

рассеивается нейтрон Следующее ядро, на котором

происходит рассеяние нейтрона

Длина пробега рассеяния l_s

Рис.5.2. Схематическое изображение двух последовательных рассеяний нейтрона и средняя

длина свободного пробега рассеяния в образно-механическом представлении.

Но (вспомнить п.2.1.2) акт оди­ночного рассеяния является полноправной нейтронной реакцией, начинаю­щейся с проникновения нейтрона в ядро, образования возбуждённого составного ядра, и заканчивающейся испусканием нейтрона возбуждённым ядром. Поэтому, ставя вопрос о пробеге нейтрона между последовательными рассеяниями, уместно вначале задать вопрос: сколько времени нейтрон будет находиться в составе возбуждённого ядра, и куда будет двигаться это возбуждённое ядро в течение этого времени?

Если одиночное рассеяние нейтрона в любом направлении равно­вероятно, то, очевидно, что после большого множества рассеяний нейтрон окажется вообще неспособным на какое-то заметное смещение в пространстве. Ведь если каждому направлению испускания нейтрона после рассеяния на одном ядре соответствует с той же вероятностью противоположное нап­равление испускания в одном из последующих рассеяний на иных ядрах, то это значит, что мечущийся во всех мыслимых направлениях нейтрон "ска­чет" около одной фиксированной точки пространства среды, не сдвигаясь относительно этой точки, подобно неопытному туристу в лесу, ежеминутно меняющего направления, но не могущего удалиться от той точки леса, где он впервые обнаружил, что заблудился.

А если же нейтрон имеет какое-то закономерно-предпочтительное направление после рассеяния, то в процессе последовательных рассеяний на ядрах среды он будет постепенно удаляться от точки первого рассеяния в этом предпочтительном направлении.

Понятно, что на вопрос о равно- или неравновероятности рассеяния нейтрона по различным направлениям дать точный доказательный ответ мы не в состоянии: одиночные нейтроны пока не наблюдались даже с помощью самого современного электронного микроскопа. Поэтому судить о вероят­ностях рассеяния нейтрона в разных направлениях можно только на основе косвенных признаков, фиксируемых в тонких физических экспериментах.

Пространственное смещение нейтронов в процессе их рассеяния уста­новлено как непреложный факт, и это потребовало теоретических объясне­ний. Поскольку принципиальных или логических противопоказаний к любому направлению рассеяния нейтрона ядром нет, условились считать, что по­коящиеся ядра испускают рассеянные нейтроны равновероятно по всем воз­можным направлениям (в пределах 4p стерадиан телесного угла). Коротко такое рассеяние называют изотропным.

Если величину вероятности рассеяния нейтрона в определённом направ­лении изображать в виде вектора, то изотропное рассеяние на плоской векторной диаграмме будет выглядеть, как показано на рис.5.3а: векторы вероятности по всем направлениям имеют равную длину, а огибающая линия концов этих векторов - окружность. Нетрудно представить себе подобную теоретическую схему изотропного рассеяния и в трёхмерном пространстве - в виде этакого "ежа" с равномерно расположенными колючками равной длины

Изотропное Анизотропное

Рис.5.3. Упрощенные (плоские) схемы изтропного и анизотропного рассеяния.

Всякое другое рассеяние, то есть такое, при котором определённые направления испускания рассеянных ядрами нейтронов оказываются более вероятными, чем другие, называется анизотропным.

В качестве направления начала отсчёта углов рассеяния обычно выби­рается направление движения нейтрона до рассеяния.

Углом рассеяния (y) в системе координат, жёстко связанной с реактором, называют угол между направлениями движения нейтрона после и до рассеяния (рис.5.4).

Нейтрон после

Положение ядра в рассеяния

Нейтрон до рассеяния момент столкновения

y - угол рассеяния

Направление движения

ядра отдачи

Рис.5.4. Иллюстрация к понятию плоского угла рассеяния.

Мерой анизотропии рассеяния служит средний косинус угла рассеяния:

(5.3.2)

В выражении (5.3.2) p(y) - это вероятность того, что нейтрон рас­сеивается в пределах элементарного телесного угла dy в направлении y.

Ясно, что при изотропном рассеянии p(y) = idem и cosy = 0, а при анизотропном рассеянии средний косинус угла рассеяния не равен 0.

В справочниках по ядерным константам величина среднего косинуса угла рассеяния ради краткости чаще всего обозначается m.

Из кинетической теории следует, что величина среднего косинуса угла рассеяния определяется только массовым числом ядра-рассеивателя:

_{_____ _}

cosf = m = 2/3A (5.3.3)

Выражение (5.3.3) недвусмысленно говорит о том, что тяжёлые ядра (с большим массовым числом А) рассеивают нейтроны практически изотроп­но (например, для урана-235 m = 0.0028 » 0), в то время как лёгкие яд­ра в рассеяниях нейтронов существенно анизотропны (например, для ядра водорода ¹Н₁ m = 0.667, то есть существенно отличается от нуля).

5.3.2. Транспортная длина и транспортное макросечение среды. Рассмотрим, как выглядит картина рассеяния на ядрах замедляющей среды с учётом предположения об изотропности рассеяния нейтронов покоящимися ядрами.

Оказывается, если привести изотропное ядро в движение, рассеяние перестаёт быть изотропным. Строгое доказательство этого положения сло­жно и громоздко, но для понимания сути и причины изменчивости изотроп­ности рассеяния ядер достаточно простого примера - аналогии из области классической механики.

Вообразим летательный аппарат идеальной сферической формы, наде­лённый способностью двигаться с любой скоростью и неподвижно зависать над землёй подобно вертолёту. Представим также, что равномерно по его сферической поверхности установлены стволы автоматов, способных (с по­мощью внутреннего автоматического устройства) выстреливать одновремен­но. Этот пример - типичный случай, казалось бы, незыблемо изотропной си­стемы, изотропность которой обусловлена самой её конструкцией: стволы одинаковы, размещены они равномерно и нормально к этой поверхности.

а) б)

Рис.5.5. Иллюстрация положения о том, что изотропная в покое система (а)

при её движении перестаёт быть изотропной (б).

И если аппарат покоится относительно земной поверхности, то одно­временный выстрел из всех стволов приведет к равномерному и одинаковому поражению передней и задней, верхней и нижней, правой и левой полусфер пространства (рис.5.5а). Но если заставить аппарат двигаться в любом направлении, то неподвижный наблюдатель с земли после синхронного выстрела обнаружит, что более поражённой окажется та полусфера пространства, в направлении которой двигался аппарат в момент выстрела.: Теперь каждая из выпущенных пуль не только движется в направлении толкающих её пороховых газов, но и несёт в себе по инерции движение самого аппарата. И вектор абсолютной (относите­льно земного наблюдателя) скорости движения пули в пространстве будет геометрической суммой векторов двух относительных скоростей - скорости в направлении пороховых газов и скорости в направлении движения самого аппарата. Вектор абсолютной скорости любой из пуль словно "подворачи­вает" в направлении движения аппарата, благодаря чему передняя (ориен­тируясь по направлению движения аппарата) полусфера пространства оказывается более поражаемой (рис.5.5б). Аналогия ядра-рассеивателя с этим аппаратом (так ли он фантасти­чен?) достаточно прозрачна: даже предполагая природную изотропность рассеяния покоящимися ядрами, в реальности (так как ядра, вместе с их атомами, участвуют в тепловом движении) анизотропии рассеяния не избе­жать. Но дело даже не только в присущем ядрам реальной среды тепловом движении. Обладая перед рассеянием высокой кинетической энергией, ней­трон неизбежно передает ядру несравненно большую кинетическую энергию, чем энергия теплового движения ядра, заставляя ядро двигаться с более высокой скоростью. Во-вторых, и что самое важное: анизотропия рассеяния, обусловленная движением ядра в продолжение акта рассеяния, непременно должна увеличивать средний пробег нейтронов между двумя последовательными рассеяниями. Это легко понять, рассмотрев схему всего перемещения нейтрона в пространстве среды между двумя последовательными рассеяниями, считая (рис.5.6) величину пространственного переноса нейтрона между моментами испускания нейтрона в двух следующих друг за другом рассеяниях.

Ядро в момент испускания

рассеиваемого нейтрона

l_tr = 1 / S_tr 2^*

Предыдущее ядро в

момент испускания

рассеиваемого нейтрона Путь ядра, который

оно проходит, пребывая

в возбуждённом состоянии

1 2

Ядро в момент столкновения с

нейтроном получает импульс отдачи

l_s = 1 / S_s

Рис.5.6. К пояснению понятия транспортного смещения нейтрона в рассеивающей среде.

Рассеянный первым ядром замедляющийся нейтрон - частица, обладаю­щая массой и большой кинетической энергией, - сталкиваясь по окончании свободного пробега l_s c очередным (вторым) ядром, передаёт этому ядру свой кинетический импульс и ведёт себя в этот момент как обычная частица малой массы (1 а.е.м.) при столкновении с частицей большой массы (А а.е.м.). Какой бы удар ни испытало ядро (упругий или неупругий, лобовой или скользящий), оно, получив этот импульс, движет­ся в одном из направлений отдачи в переднюю полусферу (в переднюю, то есть ориентированную в первоначальном направлении движения нейтрона до рассеяния на втором ядре). Далее нейтрон проникает в сферу ядерных сил второго ядра, образуя возбуждённое составное ядро, которое продолжает двигаться в указанном направлении отдачи.

Составное ядро, как известно, может пребывать в состоянии возбуждения ограниченное (но конечное) время и за это время проходит некото­рое расстояние (2 - 2*), лишь в точке 2* сбрасывая с себя возбуждение и испуская рассеиваемый нейтрон.

Следовательно, истинное расстояние в пространстве среды между точ­ками испускания рассеиваемого нейтрона в двух последовательных рассея­ниях должно оцениваться не как l_s, а как расстояние (1 - 2*), которое явно больше расстояния l_s: второе ядро в момент испускания рассеивае­мого нейтрона оказывается в передней полусфере, в точке 2*, более уда­ленной от точки 1, чем точка 2.

Рассеяние на ядре получается явно анизотропным, причиной анизотро­пии служит кинетический импульс, который приобретает ядро от нейтрона, а результатом этого приобретения является увеличение пространственного смещения нейтрона в среде между двумя последовательными рассеяниями.

Пространственное смещение нейтрона в среде между двумя последовательными во времени актами рассеяния на ядрах среды, осреднённое по всем рассеяниям, принято называть транспортным смещением нейтронов в этой среде и обозначать ltr.