Chuyên đề nghiên cứu sinh: Phát triển các dòng nơtron phin lọc đơn năng tại kênh ngang số 4 lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt

Chia sẻ: Minh Van Thuan | Ngày: | Loại File: PDF | Số trang:41

Thêm vào BST

Báo xấu

111
lượt xem 14
download

Download Vui lòng tải xuống để xem tài liệu đầy đủ

Nội dung chính của chuyên đề được trình bày trong bốn chương bao gồm: tổng quan; mô phỏng các dòng nơtron phin lọc; kết quả tính toán các dòng nơtron phin lọc đơn năng và thực nghiệm đo các thông số đặc trưng của các dòng nơtron. Mời bạn đọc cùng tham khảo.

Chủ đề:

Bình luận(0) Đăng nhập để gửi bình luận!

Lưu

Nội dung Text: Chuyên đề nghiên cứu sinh: Phát triển các dòng nơtron phin lọc đơn năng tại kênh ngang số 4 lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt

BỘ GIÁO DỤC VÀ ĐÀO TẠO BỘ KHOA HỌC VÀ CÔNG NGHỆ VIỆN NĂNG LƯỢNG NGUYÊN TỬ VIỆT NAM ___________________ TRẦN TUẤN ANH PHÁT TRIỂN CÁC DÒNG NƠTRON PHIN LỌC ĐƠN NĂNG TẠI KÊNH NGANG SỐ 4 LÒ PHẢN ỨNG HẠT NHÂN ĐÀ LẠT CHUYÊN ĐỀ NGHIÊN CỨU SINH NGƯỜI HƯỚNG DẪN KHOA HỌC: 1. PGS. TS. VƯƠNG HỮU TẤN 2. TS. PHẠM ĐÌNH KHANG ĐÀ LẠT – 2012
MỤC LỤC MỞ ĐẦU ............................................................................................................................... 2 CHƯƠNG I: TỔNG QUAN LÝ THUYẾT .......................................................................... 4 1.1. Nguồn nơtron và những ứng dụng liên quan ............................................................. 4 1.1.1. Một số nguồn nơtron đồng vị thông dụng ........................................................... 4 1.1.2. Nguồn nơtron từ máy gia tốc .............................................................................. 5 1.1.3. Nguồn nơtron từ lò phản ứng .............................................................................. 5 1.2. Các kỹ thuật tạo dòng nơtron đơn năng ..................................................................... 8 1.2.1. Phương pháp thời gian bay ................................................................................. 8 1.2.2. Kỹ thuật phin lọc nơtron ..................................................................................... 9 1.3. Các phản ứng khi nơtron đi qua môi trường vật liệu làm phin lọc .......................... 11 1.3.1 Tiết diện, quãng chạy tự do trung bình .............................................................. 11 1.3.2. Phân loại phản ứng khi nơtron đi qua môi trường vật liệu làm phin lọc .......... 13 1.3.3. Tiết diện trong vùng liên tục ............................................................................. 14 1.4. Mô tả số liệu tiết diện nơtron toàn phần................................................................... 16 CHƯƠNG II: MÔ PHỎNG CÁC DÒNG NƠTRON PHIN LỌC ...................................... 18 2.1. Lựa chọn thành phần, kích thước của tổ hợp vật liệu làm phin lọc ......................... 18 2.2. Tạo file số liệu đầu vào (Input) ................................................................................ 19 2.2.1. Số liệu về phổ năng lượng nơtron trước phin lọc.............................................. 19 2.2.2. Số liệu về tiết diện nơtron toàn phần................................................................. 20 2.2.3. Mô tả file Input.................................................................................................. 20 2.2.4. Mô tả file Output ............................................................................................... 22 CHƯƠNG III: KẾT QUẢ TÍNH TOÁN CÁC DÒNG NƠTRON PHIN LỌC ĐƠN NĂNG 24keV, 54keV, 59keV, 133keV và 148keV ........................................................................ 24 3.1. Chọn lựa tối ưu kích thước vật liệu phin lọc ........................................................... 24 3.2. Kết quả tính toán các dòng nơtron phin lọc ............................................................ 25 CHƯƠNG IV: THỰC NGHIỆM XÁC ĐỊNH CÁC THÔNG SỐ ĐẶC TRƯNG CỦA CÁC DÒNG NƠTRON PHIN LỌC ................................................................................... 32 4.1. Đo thực nghiệm các đặc trưng phin lọc mới tại kênh số 4. ...................................... 32 4.2. Hệ phổ kế prôton giật lùi .......................................................................................... 32 4.3. Đo thực nghiệm phổ năng lượng nơtron bằng phổ kế prôton giật lùi ...................... 33 4.4. Kết quả đo thực nghiệm phổ phân bố năng lượng nơtron ........................................ 34 KẾT LUẬN ......................................................................................................................... 37 TÀI LIỆU THAM KHẢO ................................................................................................... 38 1
MỞ ĐẦU Vào năm 1932, hạt nơtron được phát hiện lần đầu tiên bởi Chadwick từ thí nghiệm chiếu Berylium bằng hạt anpha 9 Be (α , n ) C [7]. Kể từ đó, nền khoa học và công nghệ hạt 12 nhân đã phát triển vượt bậc với nhiều thành tựu to lớn. Các phản ứng hạt nhân của nơtron với vật chất có vai trò quan trọng hàng đầu trong các lĩnh vực nghiên cứu phát triển và ứng dụng của khoa học kỹ thuật hạt nhân, phục vụ sự phát triển chung của nền kinh tế xã hội ở nhiều nước trên thế giới như phục vụ sản xuất năng lượng, sản xuất đồng vị phóng xạ, nghiên cứu môi trường, nông nghiệp, công nghiệp, y học hạt nhân, công nghệ vật liệu mới,... Một trong các thực nghiệm quan trọng và phổ biến của vật lý nơtron là nghiên cứu phản ứng hạt nhân và các hiệu ứng tương tác của nơtron với vật chất trên cơ sở các chùm nơtron đơn năng từ lò phản ứng hạt nhân bằng kỹ thuật phin lọc. Các hướng nghiên cứu cơ bản và ứng dụng trên các chùm nơtron phin lọc từ lò phản ứng có thể được liệt kê như sau[9, 10]: Đo số liệu tiết diện nơtron toàn phần với có độ chính xác cao (0.1 - 0.01%), Đo đặc trưng phổ phát xạ gamma từ phản ứng bắt nơtron của các vật liệu khác nhau, Đo tiết diện bắt bức xạ nơtron, Nghiên cứu thực nghiệm về tỉ số Isomer, Nghiên cứu hiệu ứng Doppler, Nghiên cứu sự ảnh hưởng của bức xạ lên tính chất vật liệu, Chụp ảnh bằng nơtron, Nghiên cứu phương pháp xạ trị (BNCT: Boron Neutron Capture Therapy), Phân tích kích hoạt gamma tức thời (PGNAA), Phát triển dòng thông lượng chuẩn cho mục đích chuẩn liều nơtron, Định chuẩn năng lượng cho ống đếm tỷ lệ prôton giật lùi. Chất lượng của dòng nơtron đơn năng là một trong những yếu tố quyết định đến độ chính xác của các kết quả thực nghiệm. Để tạo ra các nguồn nơtron đơn năng người ta đã ứng dụng các kỹ thuật khác nhau như: kỹ thuật phin lọc, kỹ thuật tán xạ tinh thể, phương pháp thời gian bay,.v.v….. Trong đó, kỹ thuật sử dụng các phin lọc nơtron khác nhau trên cơ sở các kênh ngang của lò phản ứng để tạo ra các dòng nơtron có năng lượng đơn năng, có độ phân giải năng lượng tốt và thông lượng lớn là một trong những phương pháp hiệu 2
quả đáp ứng được các yêu cầu nêu trên. Kỹ thuật phin lọc nơtron đã được áp dụng rộng rãi ở nhiều quốc gia trên thế giới như: Ukraina, Mỹ, Nhật, Việt Nam,... Ngày nay, với kỹ thuật này người ta đã tạo ra các dòng nơtron nhiệt và đơn sắc trong vùng năng lượng từ keV đến vài MeV[14, 17]. Ở Việt Nam, từ những năm 1990, kỹ thuật phin lọc đã được áp dụng thành công tại lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt để tạo ra các dòng nơtron phin lọc nhiệt, 55keV và 144keV phục vụ các nghiên cứu về đo đạc thực nghiệm số liệu hạt nhân, phân tích nguyên tố bằng phương pháp PGNAA, chụp ảnh nơtron và đào tạo cán bộ. Trong bối cảnh hiện nay, nước ta đang tiến đến sản xuất điện nguyên tử và tăng cường phát triển các ứng dụng phi điện năng của khoa học và kỹ thuật hạt nhân, phục vụ sự phát triển chung của nền kinh tế xã hội. Để góp phần nâng cao tiềm lực về cơ sở nghiên cứu vật lý hạt nhân và đào tào nhân lực, việc nghiên cứu phát triển một số dòng nơtron phin lọc đơn năng mới trên cơ sở các kênh ngang xuyên tâm số 4 của lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt đã được thực hiện. Nội dung chính của chuyên đề được trình bày trong bốn chương bao gồm: Chương 1: Tổng quan: Nghiên cứu cơ sở lý thuyết về cách tạo ra dòng nơtron đơn năng bằng kỹ thuật phin lọc. Chương 2: Mô phỏng các dòng nơtron phin lọc: Sử dụng chương trình Monte Carlo MCNP5 để mô phỏng phổ nơtron đơn năng sau phin lọc. Chương 3: Kết quả tính toán các dòng nơtron phin lọc đơn năng. Chương 4: Thực nghiệm đo các thông số đặc trưng của các dòng nơtron. 3
CHƯƠNG I TỔNG QUAN LÝ THUYẾT 1.1. Nguồn nơtron và những ứng dụng liên quan Các nguồn nơtron được tạo ra từ nhiều phương pháp khác nhau, có những đặc trưng khác nhau chẳng hạn như phân bố năng lượng, thông lượng nơtron phát ra, v.v… mỗi một loại nguồn nơtron có những ưu điểm và nhược điểm nhất định đối với những mục đích ứng dụng khác nhau. 1.1.1. Một số nguồn nơtron đồng vị thông dụng a) Nguồn nơtron từ phản ứng (γ , n ) (Photonơtron hay Quang nơtron): 9 Be + γ -------> n + 8Be năng lượng ngưỡng 1.67 MeV, 2 D + γ -------> n + 1H năng lượng ngưỡng 2.23 MeV. b) Nguồn nơtron từ phản ứng (α , n ) : các nguyên tố siêu Uranium như 242 Cm, 239 Pu, 241 Am, 252Cf ,v.v… phát ra hạt alpha, hạt alpha này tương tác với 9Be tạo thành nơtron theo phản ứng: 9 Be + 4He -------> n + 12C + 5.7 MeV. Ngoài 9Be, người ta có thể thay bằng các nguyên tố nhẹ như B, Li, F. Những nguồn này được tạo ra dưới dạng kim loại bột pha với 9Be. Trong các loại nguồn phản ứng và nguồn đồng vị thì nguồn phân hạch 252Cf là nguồn thường được sử dụng hơn cả. c) Nguồn nơtron từ sự phân hạch của đồng vị 252Cf: chu kỳ bán hủy của nó là 2,73 năm, 3,2% phân rã bằng phân hạch tự phát, phát ra 3,7 nơtron trong mỗi phân hạch theo các phản ứng sau: 252 140 Cf -------> Xe + 108Ru + 4n + Q, 252 140 Cf -------> Cs + 109Tc + 3n + Q. Bảng 1.1. Các đặc trưng của nguồn phân hạch 252Cf Tính chất Giá trị Kiểu phân rã Phát Alpha 96.9% Phân hạch tự phát 3.1% Chu kỳ bán hủy Phát Alpha 2.731 ± 0.007 năm Phân hạch tự phát 85.5 ± 0.5 năm Tốc độ phát nơtron 2.34.1012 n.s-1.g-1 Phát nơtron/phân hạch tự phát 3.76 Năng lượng nơtron trung bình 2.348 MeV 4
Tốc độ phát γ 1.3.1013 γ s-1g-1 Năng lượng γ trung bình 6.117 MeV Suất liều ở 1m trong không khí + Nơtron 2.2.103 rem.h-1.g-1 + Gamma 1.6.102 rad.h-1.g-1 1.1.2. Nguồn nơtron từ máy gia tốc Các nguồn nơtron tạo ra từ máy gia tốc có những ưu điểm rất lớn như cường độ dòng nơtron đạt được lớn hơn vài bậc so với các nguồn đồng vị. Bằng máy gia tốc, có thể thu được chùm nơtron đơn năng tốt và có dải năng lượng rộng. Cũng có thể tạo chùm nơtron dạng xung thích hợp cho phép đo theo phương pháp thời gian bay. Có nhiều loại máy gia tốc để tạo nguồn nơtron dựa trên các nguyên lý sau: 1. Có thể thu được các nơtron đơn năng dựa trên phản ứng (p, n) hoặc (d, n) với chùm đơtron hoặc prôton bằng máy gia tốc Van de Graaff. Đôi khi người ta còn sử dụng máy gia tốc hạt tròn để thay đổi năng lượng hạt gia tốc và thu được nơtron đơn năng. 2. Phản ứng (d, n) rất thích hợp để thu nơtron năng lượng thấp (dưới 1 MeV). Bia được sử dụng là đơtri, liti, triti và berili. Kết hợp với máy gia tốc đơn giản năng lượng thấp có dòng lớn, có thể thu được chùm nơtron mạnh liên tục hoặc xung. 3. Có thể thu được chùm nơtron rất mạnh bằng máy gia tốc electron thẳng dựa trên phản ứng (γ, n), cũng có khi các chùm nơtron thu được từ phản ứng (p, n) và (d, n) trên máy gia tốc hạt tròn hoặc máy gia tốc hạt vòng xuyến. Nhiều máy gia tốc phát nơtron đã được sử dụng trong điều trị bệnh, xử lý vật liệu, bảo quản thực phẩm, khử trùng các dụng cụ y tế, xử lý khí thải, v.v… và cả trong nhiều lĩnh vực nghiên cứu khoa học. 1.1.3. Nguồn nơtron từ lò phản ứng Các nơtron sinh ra trong lò phản ứng có năng lượng trong khoảng từ 0 đến 20 MeV và có thông lượng lớn 1014 ÷ 1015 n / cm 2 / s mà các nguồn nơtron khác khó có thể đạt được. Phân bố phổ năng lượng nơtron trong các lò phản ứng hạt nhân được chia theo 3 vùng năng lượng như sau: + Nơtron nhiệt: 0 < En ≤ 0.1eV . + Nơtron trung gian: 0.1eV < En ≤ 100keV . + Nơtron nhanh: 100keV < En ≤ 20 MeV . 5
a) Đặc điểm của các miền năng lượng Miền nơtron nhanh: là các nơtron sinh ra do phản ứng phân hạch, có cực đại ở 0,7 MeV và được mô tả bởi phân bố Watt. Các nơtron nhanh trong lò phản ứng sau quá trình làm chậm chuyển về nơtron trên nhiệt và nơtron nhiệt. Tuy nhiên, quá trình phân hạch vẫn tiếp diễn nên vẫn tồn tại thành phần nơtron nhanh tuân theo quy luật phân bố Watt: φ ( E ) = 0, 484 *exp ( − E ) *sin ( 2 E ) . 0,5 (1.1) Hình 1.1. Phân bố phổ năng lượng nơtron trong lò phản ứng. Miền nơtron trung gian hay còn gọi là miền năng lượng cộng hưởng và các nơtron trung gian được gọi là nơtron cộng hưởng. Phân bố năng lượng nơtron trong miền này có thể được viết: k φepi ( E ) = , (k: là hằng số). (1.2) E Nơtron trung gian sinh ra chủ yếu do sự tán xạ đàn hồi của nơtron nhanh với nguyên tử có số Z nhỏ của chất làm chậm (như hyđro, cacbon…). Nơtron được làm chậm bởi cách này có phổ năng lượng φ(E) tỉ lệ với 1/E trong vùng năng lượng 0.1eV ÷ 100keV. Miền nơtron nhiệt: các nơtron nhiệt chuyển động trong trạng thái cân bằng nhiệt với các phần tử môi trường chất làm chậm, có phân bố phù hợp với phân bố Maxwell đặc trưng bởi nhiệt độ trung bình: 2 E  E  φ ( E ) = φtotal exp  −  . (1.3) π ( E0 ) 2  E0  6
Trong đó, E0 = KT là năng lượng tương ứng với vận tốc nơtron là 2200m/s ở nhiệt độ phòng T = 293K, E0 = 0, 0253eV . Những nơtron trong vùng này gọi là các nơtron nhiệt. Những nơtron có năng lượng thấp hơn 0.0253eV người ta còn gọi là nơtron lạnh. Nơtron này có tiết diện bắt nơtron, hay chiếm nơtron của hạt nhân rất lớn và tuân theo quy luật 1/ v , với nơtron loại này xuất hiện rõ rệt tính chất sóng vì chiều dài sóng lớn hơn nhiều khoảng cách giữa các nguyên tử. Do đó, nơtron lạnh là phương tiện để nghiên cứu cấu trúc của các tinh thể chất rắn. Tuy nhiên việc sử dụng phương tiện kĩ thuật này cần có chùm nơtron lạnh với cường độ đủ lớn. b) Nguồn nơtron phin lọc từ kênh ngang xuyên tâm (kênh số 4) của lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt Sơ đồ mặt cắt của vùng hoạt và vị trí các kênh nơtron của lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt được đưa ra trong Hình 1.2. 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 thích hợp nhất để tạo ra các chùm nơtron đơn năng trong dải năng lượng trung gian bằng cách sử dụng kỹ thuật phin lọc nơtron. Tại kênh này hai dòng phin lọc nơtron đơn năng 55keV và 148keV đã được phát triển rất thành công, cho đến hiện nay vẫn đang phục vụ nhiều nghiên cứu và ứng dụng quan trọng, như đo thực nghiệm số liệu hạt nhân, cấu trúc hạt nhân, phân tích nguyên tố,... Hình 1.2. Sơ đồ mặt cắt ngang của lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt[6]. 7
1.2. Các kỹ thuật tạo dòng nơtron đơn năng 1.2.1. Phương pháp thời gian bay Có thể thu được nhiều nhóm nơtron đơn năng trong vùng năng lượng rộng (đến 20 MeV hoặc hơn) bằng máy gia tốc Van - de - Graph khi sử dụng các phản ứng (p, n) hoặc (d, n). Ngưỡng dưới của dải năng lượng vào khoảng 120 keV nếu không tính đến các nơtron bay về phía trước trong phản ứng 7Li (p,n) 7Be và cả phản ứng (p, n) trên các bia vanadium hoặc scandium do độ ra của những nơtron này nhỏ. Tuy nhiên có thể tách các nơtron thu được có phân bố năng lượng liên tục từ 0,01 đến 120 keV khi sử dụng máy gia tốc thành các nhóm bằng phương pháp thời gian bay. Hình 1.3. Độ ra nơtron từ bia Uranium dày khi chiếu electron. Chúng ta giả thiết rằng nguồn phát ra xung nơtron có phổ năng lượng rộng, detector ghi nhận nơtron nằm cách nguồn một khoảng l. Hệ thức mô tả sự liên quan giữa năng lượng nơtron E và thời gian bay từ nguồn tới detector như sau: l l t= = . (1.4) v 2E/m Suy ra rằng giữa hai đại lượng này có một quan hệ đơn trị khi độ dài xung nơtron nhỏ so với thời gian bay. Như vậy có thể đo năng lượng nơtron bay ra từ nguồn nơtron liên tục. Phương pháp này cho phép nghiên cứu các phản ứng hạt nhân khá chính xác trong vùng năng lượng thấp. Trên thực tế detector thường được kết nối với máy phân tích biên độ nhiều kênh là thiết bị có thể ghi nhận một cách riêng biệt số sự kiện Zi xảy ra trong khoảng thời gian (ti+1, ti). Bằng cách như vậy có thể thu được phổ năng lượng nơtron trong một lần đo. Nếu thời gian bay đo được tính bằng micro giây, độ dài khoảng bay tính bằng mét, năng lượng nơtron tính bằng eV thì ta có hệ thức quan trọng sau: 8
t 72,3 = . (1.5) l E Độ chính xác của phép đo năng lượng bằng phương pháp thời gian bay phụ thuộc vào độ bất định ∆t của thời gian bay và độ thăng giáng ∆l của quãng bay. Khoảng ∆t gồm có các yếu tố như độ rộng xung nơtron, độ phân giải thời gian của detector và các thiết bị điện tử. Độ bất định về quãng bay nhỏ hơn rất nhiều so với độ bất định về thời gian bay. Trong trường hợp này chúng ta có hệ thức: ∂E ∆t ∆t = ∆t = 2E . (1.6) ∂t t Khi đó theo (1.5) ta có: Dt 3/2 E = 0,028 E . (1.7) l 1.2.2. Kỹ thuật phin lọc nơtron Bằng kỹ thuật phin lọc nơtron, dòng nơtron đơn năng có thể được tạo ra tại nhiều điểm năng lượng khác nhau trong vùng năng lượng từ vài keV đến vài MeV, kỹ thuật này được giới thiệu lần đầu tiên bởi Simpson và Muller [16]. Ý tưởng chính của sự phát triển các phin lọc nơtron là sử dụng một mật độ đủ lớn các chất làm phin lọc mà các hạt nhân của nó có cùng một năng lượng tại cực tiểu giao thoa trong tiết diện nơtron toàn phần của chúng. Bằng phương pháp này chúng ta có thể thu được chùm nơtron phin lọc đơn năng cao tương ứng với năng lượng tại vị trí cực tiểu của tiết diện nơtron toàn phần[8]. Kỹ thuật này đã được áp dụng khá phổ biến ở một số nước trên thế giới như: Mỹ, 54 56 58 Nhật, Nga,… Sử dụng các loại phin lọc khác nhau như: Al, Si, S, Ti, Fe, Fe, Ni, 60 Ni…. cho phép chúng ta nhận được các dòng nơtron chuẩn đơn năng ứng với các năng lượng: 0,498keV; 1,772keV; 12,67keV; 24,34keV; 24,27keV, 56keV; 148keV;…. Trong các dòng nơtron phin lọc luôn tồn tại phông gamma và nền phông nơtron do tán xạ từ các vật liệu che chắn. Do đó, trong các phép đo thực nghiệm cần thiết phải khảo sát kỹ các thành phần phông này. Tuy nhiên so với các nguồn nơtron khác thì phông gamma sau các phin lọc nơtron là tương đối thấp vì một phần lớn các bức xạ gamma từ lò phản ứng bị hấp thụ bởi các lớp vật chất phin lọc có bề dày lớn, thông thường khoảng từ 50 đến 120cm. Ưu điểm này cùng với thông lượng dòng nơtron sau phin lọc cao (cỡ 104 ÷ 107 n / cm 2 / s ) cho phép sử dụng các dòng nơtron phin lọc vào nhiều lĩnh vực nghiên cứu và ứng dụng khác nhau. 9
Phân bố phổ năng lượng nơtron tạo thành sau phin lọc được xác định theo biểu thức sau: − ∑ ρ k d kσ tk ( E ) φi ( E ) = φ0 ( E ) .e k . (1.8) Thông lượng toàn phần của nơtron sau phin lọc là : 20 MeV φ= ∫ φi ( E ) dE . (1.9) −5 10 eV Độ sạch của đỉnh năng lượng nơtron đơn năng tạo thành sau tổ hợp các phin lọc có thể được xác định theo biểu thức sau: 20 M eV ∫ φi (E )d E −5 I = 10 E h eV . (1.10) ∫ φi (E )d E E l Trong đó, φi ( E ) : phổ năng lượng nơtron tạo thành sau phin lọc, φ0 ( E ) : phổ năng lượng nơtron từ lò phản ứng tại vị trí trước phin lọc, ρ k : mật độ hạt nhân của thành phần phin lọc thứ k [số hạt nhân/cm3], d k : chiều dài của thành thần phin lọc thứ k [cm], σ tk ( E ) : tiết diện nơtron toàn phần của vật liệu thứ k [cm2], E : năng lượng nơtron [eV], I : cường độ tương đối (độ sạch) của đỉnh phổ đơn năng, El và Eh : cận dưới và cận trên của đỉnh phổ năng lượng chính. Nguyên lý cơ bản của kỹ thuật phin lọc nơtron là dựa trên sự truyền của chùm nơtron qua một bề dày đủ lớn các vật liệu làm phin lọc, trong đó tiết diện nơtron toàn phần của các đồng vị cấu thành phin lọc có cùng một cực tiểu giao thoa như là cửa sổ năng lượng. Cực tiểu tiết diện nơtron toàn phần này tạo thành do sự giao thoa của tán xạ thế và tán xạ cộng hưởng của các sóng nơtron trong vùng năng lượng trung bình, các cực tiểu này có thể có giá trị tiết diện gần bằng 0 hoặc rất nhỏ. Vì vậy khi chùm nơtron từ lò phản ứng có năng lượng phân bố từ nơtron nhiệt đến nơtron nhanh truyền qua tổ hợp vật liệu này với độ dày thích hợp sẽ nhận được dòng nơtron đơn năng với các giá trị năng lượng tương ứng với các cực tiểu tiết diện nơtron toàn phần nêu trên. Tuy nhiên, trong thực tế, các vật liệu thường có nhiều hơn một điểm cực tiểu tiết nơtron toàn phần nên chúng ta cần thiết phải chọn lựa một cách tối ưu tổ hợp các vật liệu 10
khác nhau để chế tạo phin lọc. Ví dụ, nếu chúng ta sử dụng vật liệu làm phin lọc là scandium với bề dày khoảng cỡ 170mg/cm2, chúng ta thu được chùm nơtron đơn năng 2keV tương ứng với giao thoa cực tiểu nhỏ nhất trong tiết diện nơtron toàn phần của nó như Hình 1.4. Với phin lọc này thì tỉ số giữa thông lượng nơtron trên toàn dải với thông lượng nơtron của đỉnh đơn năng (tỉ số này được gọi là độ sạch của phin lọc) sẽ gần đúng bằng 75%. Để có được độ sạch là 95% với phin lọc này thì cần lấy scandium nhiều gấp 5 lần, nhưng như thế thì cường độ của đường 2keV sẽ bị giảm bớt đi với hệ số là 16 lần . Nếu chúng ta sử dụng kết hợp thêm các vật chất khác, nghĩa là để có được độ sạch 95% của phin lọc cho chùm nơtron đơn năng 2keV, chúng ta phải sử dụng thêm các vật liệu như: Co, Ti và 10B, cường độ chỉ bị giảm với hệ số là 2 lần. Do đó, việc tính toán lựa chọn tối ưu tổ hợp các vật liệu và bề dày thích hợp của các vật liệu làm phin lọc là rất cần thiết[10]. Hình 1.4. Tiết diện nơtron toàn phần của 45Sc[15]. 1.3. Các phản ứng khi nơtron đi qua môi trường vật liệu làm phin lọc Trong va chạm với hạt nhân nguyên tử của môi trường vật liệu phin lọc, tuỳ theo năng lượng của mình mà nơtron tham gia chủ yếu vào các phản ứng khác nhau. 1.3.1 Tiết diện, quãng chạy tự do trung bình Chúng ta giả thiết rằng dòng nơtron chuẩn trực J (J - số nơtron trong 1 giây cắt 1cm2 vuông góc với chùm) đi vào môi trường vật chất chứa N hạt nhân nguyên tử trong 1cm3. Số sự kiện tán xạ hoặc hấp thụ xảy ra trong 1 giây trong 1cm3 bằng: ψ = J.N.σ. (1.11) 11
Chúng ta giả thiết rằng dòng hạt đi qua môi trường vật chất không suy yếu. Hệ số tỷ lệ σ được gọi là tiết diện tương tác. Tiết diện tán xạ và hấp thụ (σs và σa) thường khác nhau, mỗi một loại lại bao gồm nhiều tiết diện riêng phần ví dụ như: tán xạ đàn hồi, không đàn hồi, bắt bức xạ, phân chia ... Tổng tất cả các tiết diện riêng phần được gọi là tiết diện toàn phần, do vậy: σt = σs + σa. (1.12) Người ta thường sử dụng đại lượng: σ.N = ∑, (1.13) và gọi là tiết diện vĩ mô. Có thể xem xét tiết diện vĩ mô như xác suất để nơtron chịu tán xạ hay hấp thụ trên một đoạn đường 1cm. Xác suất xảy ra va chạm với hạt nhân nguyên tử của môi trường vật chất tỷ lệ với quãng đường ∆x trong môi trường vật liệu phin lọc và bằng ∑∆x. Xác suất để nơtron không va chạm trên quãng đường ∆x là 1 - ∑∆x. Xác suất đi hết đoạn đường dài n∆x = x mà không bị va chạm là: (1 - ∑∆x)n = (1 - ∑∆x)x/∆x = (1 - ∑∆x)∑x/∑∆x . (1.14) Khi ∆x → 0 mà x là hằng số (tức là n → ∞), xác suất sẽ bằng: Σx lim ∆ x → 0 (1 - Σ ∆ x) Σ ∆ x = e - Σ x . (1.15) Như vậy, phần nơtron tới e-∑x đi hết quãng đường x mà không bị va chạm hay nói một cách khác e-∑x là xác suất để nơtron đi quãng đường x mà không bị va chạm. Xác suất để nơtron bị va chạm trên đoạn dx sau khi đi hết quãng đường x là ∑.dx.e-∑x. Xác suất để nơtron chịu va chạm trên đoạn đường rất dài là: ∞ ∫e -Σ x Σdx = 1 . (1.16) 0 Tuy nhiên chúng ta cần quan tâm đến quãng đường trung bình mà nơtron không bị va chạm. Sử dụng phương pháp tính thông thường đối với giá trị trung bình, ta thu được biểu thức đối với quãng chạy tự do trung bình: ∞ ∫ xe −Σx Σdx ∞ 1 (1.17) λ= 0 ∞ = ∫ xe −Σx Σdx = . −Σx Σ ∫e 0 Σdx 0 Như vậy, đoạn đường trung bình của quãng chạy tự do bằng nghịch đảo tiết diện vĩ mô, tức là: 1 1 λ= = . (1.18) ∑ Nσ 12
và quãng chạy tự do trung bình trước khi bị tán xạ là: 1 1 λs = = , (1.19) ∑s Nσs 1 1 trước khi bị hấp thụ: λa = = . (1.20) ∑a Nσa Như vậy giá trị tiết diện vĩ mô toàn phần là: 1 1 1 = ∑t = + . (1.21) λ λs λa Nếu nơtron chuyển động với vận tốc không đổi, thời gian trung bình giữa hai lần va chạm sẽ là: λ τ=v. (1.22) 1 v Số va chạm trong 1 giây bằng: = = v∑. (1.23a) τ λ Nếu mật độ nơtron có vận tốc v bằng n thì số sự kiện ψ trong 1cm3 trong 1 giây được xác định bằng hệ thức: n ψ = = nv∑. (1.23b) τ 1.3.2. Phân loại phản ứng khi nơtron đi qua môi trường vật liệu làm phin lọc 1.3.2.1. Phản ứng hạt nhân hợp phần Nơtron tới bị hạt nhân bia hấp thụ tạo nên hạt nhân hợp phần sống trong khoảng thời gian ngắn (≥ 10-17s), năng lượng kích thích của hạt nhân này bằng tổng động năng trong hệ khối tâm và năng lượng liên kết của nơtron bị hấp thụ (7 ÷ 10MeV đối với hạt nhân trung bình và 6 ÷ 7MeV đối với hạt nhân nặng). Phân rã của hạt nhân hợp phần có thể xảy ra theo các cách khác nhau, có thể phát nơtron với năng lượng giống như năng lượng nơtron tới. Quá trình này được gọi là tán xạ đàn hồi thông qua giai đoạn hạt nhân hợp phần hay đôi khi còn được gọi là tán xạ cộng hưởng. Thuật ngữ tán xạ cộng hưởng được sử dụng ở vùng năng lượng mà tiết diện có đặc trưng cộng hưởng. Trong hệ khối tâm nơtron - hạt nhân bia, năng lượng nơtron không thay đổi và quá trình như vậy được gọi là va chạm đàn hồi. Năng lượng kích thích của hạt nhân hợp phần có thể chuyển thành dạng khác bằng cách phát ra một hoặc nhiều lượng tử gamma. Hiện tượng như vậy được gọi là hiện tượng bắt phóng xạ hoặc là phản ứng (n, γ). Hạt nhân con thường không bền và phân rã β. Khi năng lượng kích thích đủ lớn, hạt nhân hợp phần có thể phát ra các hạt tích điện hoặc hai nơtron [(n, α); (n, p); (n,np); và (n, 2n)]. Hạt nhân hợp phần cũng có thể 13
phát ra nơtron có động năng nhỏ hơn năng lượng tới của nơtron. Trong trường hợp này hạt nhân con sẽ ở trạng thái kích thích và phát ra bức xạ gamma (tán xạ không đàn hồi). Cuối cùng là có thể xảy ra phản ứng phân hạch đối với các hạt nhân rất nặng. 1.3.2.2. Phản ứng trực tiếp Phản ứng hạt nhân có thể xảy ra trực tiếp mà không qua giai đoạn tạo hạt nhân hợp phần. Tán xạ đàn hồi thường được đồng nhất với tán xạ thế, tức là quá trình tương tác với trường thế hạt nhân mà phần thực của nó mô tả tương tác trung bình với tất cả các nucleon của hạt nhân làm lệch nơtron tới. Sự đồng nhất nói trên không hoàn toàn chính xác nếu nơtron tới bị hấp thụ tạo nên trạng thái liên kết. Quá trình hấp thụ như vậy có thể được giải thích bằng phần ảo của tr- ường thế. Do vậy, trường thế hạt nhân là phức; tán xạ đàn hồi trực tiếp cần được khảo sát như tán xạ thế bởi thế phức chứ không chỉ là phần thực của nó. Trong khi tán xạ đàn hồi luôn xảy ra thì quá trình tạo hạt nhân hợp phần lại là phản ứng cộng hưởng tức là hạt nhân hợp phần có thể được tạo thành nếu tổng năng lượng liên kết với động năng nơtron tới trùng với một mức kích thích nào đó của hạt nhân hợp phần. Do vậy, tiết diện tương tác của nơtron với hạt nhân nguyên tử sẽ bao gồm hai thành phần: phần biến đổi chậm liên quan tới tán xạ đàn hồi và phần cộng hưởng với các đỉnh nhọn được xác định bởi các mức của hạt nhân hợp phần. Nếu các cộng hưởng nằm gần nhau thì tiết diện tạo hạt nhân hợp phần sẽ trở thành phụ thuộc một cách liên tục vào năng lượng (không có dạng cộng hưởng). 1.3.3. 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. Trên Hình 1.5 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 (1.25)). 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). 14
Hình 1.5. Tiết diện toàn phần của các nguyên tố thay đổi theo số khối và năng lượng nơtron[7]. 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, (1.24) 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. (1.25) Tiết diện toàn phần σt được tính từ (1.24) 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 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 diên tán xạ σs = π(R + D )2 mô tả sự tán xạ bất đẳng hướng và ưu tiên về phía trước. 15
Hình 1.6. Hệ thống các phản ứng với năng lượng nơtron[7]. 1.4. Mô tả số liệu tiết diện nơtron toàn phần Tiết diện nơtron toàn phần có thể mô tả bằng hình thức luận nhiều mức Wigner- Eisenbad hoặc R-matrix, hoặc hình thức luận nhiều mức Breit- Wigner. Tiết diện nơtron toàn phần được cho bởi công thức sau:  2R '  ( E − E0 ) sin   2R ' cos     σ t ( E ) = πλ 2 g Γ n Τ  λ  + 2πλ 2 g Γ n  λ  + 4πλ 2 sin 2  R '  . (1.26)   Γ Γ λ  2 2 ( E − E0 ) +   ( E − E0 ) +   2 2 2 2 Trong đó, g : trọng số thống kê, λ : độ dài bước sóng De-Broglie, Γ n : độ rộng nơtron cộng hưởng, Γ : độ rộng nơtron toàn phần, R’ : bán kính tán xạ thế, E0 : năng lượng cộng hưởng. Với g = ( 2 J + 1) / 2 / ( 2 I + 1) . (1.27) Trong đó, J : môment góc tổng cộng của cộng hưởng, I : spin của hạt nhân bia. 16
Trong công thức (1.26) thì số hạng thứ nhất mô tả tiết diện tạo ra hạt nhân toàn phần, số hạng thứ ba mô tả tiết diện tán xạ thế, còn số hạng thứ hai mô tả sự giao thoa giữa tán xạ thế và tán xạ cộng hưởng. Ở năng lượng thấp dưới 0,5MeV thì góc của pha tán xạ thế R’/λ là nhỏ, cho nên số hạng giao thoa là nhỏ ở dưới năng lượng cộng hưởng E0 và phần đóng góp nhỏ này sẽ đưa đến các cực tiểu trong tiết diện nơtron toàn phần. Ở năng lượng cao hơn, khi các dịch chuyển pha của tán xạ thế R’/λ = 90o thì tiết diện có thể trở nên cực tiểu sâu nhất ở năng lượng cộng hưởng E0. Để có được cực tiểu giao thoa sâu trong tiết diện nơtron toàn phần, cộng hưởng cần phải có độ rộng nơtron tương đối lớn sao cho ưu thế là cộng hưởng tán xạ. Tiết diện nơtron toàn phần có cực tiểu thấp nhất quan sát được ở hạt nhân có spin bằng 0 và độ rộng nơtron bằng với độ rộng toàn phần của cộng hưởng sóng s[1]. Ví dụ, 56Fe (I = 0) có cực tiểu giao thoa sâu nhất trong tiết diện nơtron toàn phần tại 24keV là σ t ,min = 14.2 ± 4.3mb , ngoài cực tiểu giao thoa sâu nhất tại 24keV còn có các cực tiểu giao thoa khác ở vùng năng lượng từ 70 ÷ 250keV (Hình 1.7), chúng sẽ tạo ra phông nơtron không mong muốn của chùm phin lọc 24keV. Hình 1.7. Đồ thị tiết diện nơtron toàn phần của 56Fe[4]. Đối với các hạt nhân có spin khác 0 thì điều quan trọng là các cực tiểu giao thoa của các cộng hưởng của cả hai trạng thái spin ( I + 1/ 2 ) và ( I − 1/ 2 ) phải trùng nhau và tạo ra được cực tiểu giao thoa sâu trong tiết diện nơtron toàn phần. 17
CHƯƠNG II MÔ PHỎNG CÁC DÒNG NƠTRON PHIN LỌC Để tạo ra dòng nơtron đơn năng bằng kỹ thuật phin lọc có độ sạch (> 85%) và thông lượng (>105n/cm2/s) đáp ứng được yêu cầu cho các ứng dụng liên quan thì việc lựa chọn tối ưu kích thước, thành phần vật liệu là rất quan trọng và cần thiết. Xuất phát từ nhu cầu thực tế đó, sử dụng chương trình mô phỏng Monte Carlo MCNP5 [3] nhằm tính toán phân bố phổ năng lượng của dòng nơtron sau phin lọc bao gồm việc tính toán chọn lựa tối ưu về vật liệu chế tạo phin lọc, độ sạch, kích thước phin lọc và đánh giá các đặc trưng phổ năng lượng của dòng nơtron thu được sau các loại phin lọc khác nhau. 2.1. Lựa chọn thành phần, kích thước của tổ hợp vật liệu làm phin lọc Để ra được dòng nơtron đơn năng có chất lượng tốt, cần thiết phải dùng phin lọc phức hợp gồm hai hay nhiều loại vật liệu có cùng năng lượng cực tiểu giao thoa tại năng lượng quan tâm và có tiết diện lớn tại các cực tiểu giao thoa khác trong vùng năng lượng cộng hưởng của tiết diện nơtron toàn phần của thành phần vật liệu khác. Trên cơ sở đó, yêu cầu đối với hạt nhân được chọn làm phin lọc là có tiết diện cực tiểu giao thoa chính bằng 1/5 lần tiết diện trung bình ở các năng lượng khác, độ dày và mật độ của phin lọc được chọn sao cho hệ số truyền qua sẽ là 0,1 đối với các nơtron có năng lượng tương ứng với cực tiểu giao thoa chính, khi đó đối với các nơtron khác thì tỉ số truyền qua sẽ là 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 giao thoa chính của tiết diện nơtron toàn phần. Thông thường dải năng lượng của cực tiểu giao thoa 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 dòng sẽ là 98%[6]. Để các nhiễu bậc cao (ở năng lượng cao) có thể giảm xuống nhỏ hơn 1% so với cường độ của dòng phin lọc thì phải sử dụng thêm một số loại vật liệu thứ cấp có tính tán xạ cộng hưởng đặt bên trong kênh. Người ta thường dùng Mn tán xạ kết hợp với Sc + Ti cho độ sạch vào khoảng 97% sẽ tạo ra dòng 2keV, S dùng với Al + Fe cho dòng 24keV,…. Nói chung, các vật liệu này phải bền đồng thời không bị phá hủy trong trường nơtron và gamma. Ngoài ra, phần lớn hoạt độ phóng xạ của vật liệu làm phin lọc gây nên bởi nơtron nhiệt, để giảm thiểu sự ảnh hưởng của thành phần nơtron nhiệt làm kích hoạt vật liệu thì người ta thường dùng Li, B hay Cd để che chắn toàn bộ vật liệu làm phin lọc. Bên cạnh việc giảm phông nơtron không mong muốn, để giảm phông gamma có trong dòng từ lò phản ứng có thể đưa vào nguyên tố nặng như Bi. 18
Dựa vào cơ sở lý thuyết đã trình bày ở trên tiến hành lựa chọn thành phần vật liệu phù hợp để tính toán tạo ra các dòng nơtron phin lọc: 24keV, 54keV, 59keV, 133keV và 148keV trên kênh ngang số 4 lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt. 2.2. Tạo file số liệu đầu vào (Input) File số liệu đầu vào bao gồm: (i) File số liệu ban đầu về phổ năng lượng nơtron từ lò phản ứng (white neutron spectrum) gồm có 3 phần: Maxwell, theo qui luật 1/E và phân hạch tại vị trí trước phin lọc của kênh số 4, lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt. (ii) Số liệu về tiết diện nơtron toàn phần của các vật liệu làm phin lọc. (iii) Các thông số đầu vào: lựa chọn thành phần vật liệu làm phin lọc, kích thước. 2.2.1. Số liệu về phổ năng lượng nơtron trước phin lọc Số liệu thực nghiệm về phân bố mật độ thông lượng nơtron vi phân theo năng lượng từ nhiệt đến 8MeV đã được xác định thực nghiệm tại vị trí trước phin lọc của kênh số 4, lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt. Phân bố thông lượng nơtron vùng nhiệt và trên nhiệt được xác định thực nghiệm bằng phương pháp Wescott, trong đó độ lệch E −(1+α ) của phân bố thông lượng nơtron trên nhiệt từ qui luật 1/E được xác định bằng kỹ thuật nhiều lá dò. Trong vùng năng lượng nơtron nhanh được xác định thực nghiệm bằng phương pháp đo các phản ứng ngưỡng. Hình 2.2. Phổ năng lượng nơtron vi phân được xác định bằng thực nghiệm tại vị trí trước phin lọc của kênh số 4, lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt[2]. 19