Нейтроны — Группы энергетические

Используя описанные выше или даже лучшие 118] итерационные методы, легко получить с помощью быстродействующей вычислительной машины удовлетворительное решение для вектора(/>, даже если пространственная сетка содержит тысячи счетных точек. В следующей главе отмечено, что в многогрупповой теории итерации для определения пространственного распределения потока нейтронов (внутри данной энергетической группы) называются внутренними итерациями в отличие от внешних , используемых в расчетах критичности см. разд.4.4.4). [c.122]

Групповые константы определяются таким же образом, как в уравнениях (4.26) и (4.27), но фо теперь заменяется ф, ф —Л и х—г. Предполагается, что все компоненты Л имеют одинаковую энергетическую зависимость внутри группы. Если бы, в более общем случае, эти компоненты имели различные энергетические зависимости, то члены О1 и 0 g g g не обязательно имели бы тс же направления, что и Л -. В этих случаях величины 01 можно было бы интерпретировать как тензоры Такая сложность, однако, представляется неоправданной, если принять во внимание приближенный характер Р1-приближе-ния и неопределенности, касающиеся энергетических зависимостей потока нейтронов внутри групп. [c.143]

Следующий этап при вычислении групповых констант, определяемых, например, уравнениями (4.26) и (4.27), состоит в оценке для каждой группы энергетической зависимости полного потока (, и тока нейтронов 1, т. е. первых двух членов разложения потока в ряд по полиномам Лежандра, а также других компонент этого разложения, которые могут понадобиться при расчетах. Во многих случаях пригодны простые рецепты, основанные на качественных характеристиках решений для бесконечной среды. Например, часто предполагается, что энергетическая зависимость полного потока нейтронов и компонент разложения потока пропорциональна спектру деления при энергиях 1 Мзв и подчиняется закону 1/Е при более низких энергиях. Это [c.156]

Когда число групп невелико, то очень важно при достаточно точных расчетах учитывать изменения в составе и геометрии активной зоны. Если использовать предположение о том, что плотность столкновений (или замедлений) пропорциональна МЕ [27], то внутригрупповые потоки будут зависеть от всех присутствующих в системе изотопов. В другой схеме постулируется, что для потока нейтронов внутри группы можно провести разделение пространственной и энергетической переменных, т. е. Ф х, ,i, Е) = г ) х, .i)- ф (Е), а затем пытаться оценить только энергетическую зависимость полного потока нейтронов [28].. [c.157]

Ожидаемая плотность предшественников запаздывающих нейтронов в группе / обозначается Су (г, 0. а соответствующая постоянная распада — где / = 1, 2,..., 6. Ожидаемая скорость испускания запаздывающих нейтронов тогда есть Су Обозначим энергетический спектр этих нейтронов Е). Для простоты допустим, что и не зависят от типа деления. Это обычно имеет место в реакторах. Нормированный спектр мгновенных нейтронов будем обозначать Хр ( ) [c.369]

Энергетический анализ показывает, что все известные в настоящее время процессы сварки металлов осуществляются введением только двух видов энергии — термической и механической или их сочетания. Поэтому в группу особых процессов пока могут быть включены только нейтронная сварка пластмасс и (условно) склеивание, которое практически происходит без введения энергии. Сварка вакуумным схватыванием (не в отдельных точках, а по всему стыку) возможна только при наличии сдавливания, поэтому она также отнесена к механическим процессам, хотя при сварке здесь энергия может даже выделяться, а не вводиться извне. [c.21]

Известные в наше время атомные ядра можно разделить на две группы 1) стабильные (устойчивые) ядра и 2) нестабильные (радиоактивные). Стабильные ядра — это такие ядра, для которых спонтанный распад и превращения являются энергетически невозможными. В реально существующих стабильных ядрах обычно число нуклонов одного сорта находится в определенном соотношении с числом нуклонов другого сорта. Так, например, в стабильных ядрах при у4 < 36 число нейтронов и протонов примерно одинаково, а нейтронный избыток (изотопическое число) --- 1/2 N — Z) [c.98]

Можно указать на несколько факторов, вызывающих появление подобных дефектов. К ним относятся в первую очередь кинетические факторы, связанные с тем, что кристалл не успевает стать идеальным в процессе кристаллизации и последующей обработки. Далее следует указать, что при не слишком низких температурах из-за конкуренции энергетического и энтропийного факторов присутствие в кристалле некоторого количества дефектных мест будет отвечать термодинамическому равновесию. Наконец, уже созданные идеальные кристаллы могут оказаться испорченными под влиянием факторов (механической обработки, действия радиации), нарушающих строгую периодичность расположения атомов. По этим причинам реальные кристаллы имеют дефекты, и физические свойства кристалла формируются под совместным действием строгой периодичности и отступлений от нее. Можно привести немало примеров, свидетельствующих о важности учета вклада дефектов в формирование свойств материалов. Так, без учета этого вклада оказалось невозможным построение теории прочности и пластичности материалов, поскольку эти характеристики определяются степенью сопротивления тела действию сил, смещающих разные части тела относительно друг друга. Под действием радиации (мощные световые потоки, пучки электронов, нейтронов, заряженных ядер и т. д.). отдельные атомы или группы атомов оказываются выбитыми из своих правильных положений, и поэтому структура и свойства облученных материалов необъяснимы без оценки роли дефектов и т. д. В связи с этим важной составной частью физики твердого [c.228]

В СССР к этой группе чаще относят нейтроны, имеющие энергию в диапазоне спектра деления, т. е. с нижней энергетической границей 0,075 Мэе. — Прим. перев. [c.127]

При наличии в защите полости вначале для данной энергетической группы нейтронов рассчитывают пространственное распределение диффузионной составляющей плотности потока Нейтронов в композиции при условии заполнения полости специально подобранным материалом с малой плотностью, введенным в библиотеки нейтронных констант программы АТИКА. Затем итерационным методом, используя полученные значения функции потока на границах среда — полость, определяют Xs.i и Qsj. Последний добавляют в правую часть уравнения диффузии, и с модифицированной правой частью проводят перерасчет пространственного распределения плотности потока. Такая коррекция источника осуществляется несколько раз до достижения критерия сходимости (практически 4—5 раз). [c.279]

Спектр нейтронов восстанавливался с помощью известного метода дифференцирования спектра протонов отдачи в водородсодержащем сцинтилляторе. Существенным отличием от ранее применяемых алгоритмов является прямой метод дифференцирования без применения различных методов сглаживания спектров протонов отдачи. Применение сглаживающих алгоритмов приводит к дополнительным корреляционным связям между энергетическими группами нейтронов и не позволяет построить алгоритм вычисления матрицы погрешностей. [c.329]

Глубина выгорания и неравномерность энерговыделения в активной зоне. Из-за неравномерности нейтронного потока и несовершенства регулирования в активных зонах ядерных реакторов имеет место значительная неравномерность энерговыделения по высоте и диаметру зоны и по отдельным ТВС и твэлам. Поэтому локальные значения глубины выгорания топлива различаются между собой в несколько раз. Предельные (максимальные) значения а акс, на которые должна быть рассчитана работоспособность твэлов и ТВС, определяются с учетом неравномерности энерговыделения по активной зоне в целом. Отличие Омакс от а в выгружаемом топливе зависит также от размера одновременно выгружаемой партии. Если будет выгружаться одновременно вся активная зона, тогда коэффициент неравномерности выгорания топлива в чей будет максимальным. Но практически перегружается лишь часть активной зоны (например, в реакторах ВВЭР-440 1/3 зоны в год). В реакторах канального типа одновременно перегружается только несколько каналов. В этом случае неравномерность выгорания топлива в выгружаемых ТВС будет минимальной ( 1,1—1,2) и величина Омакс будет определяться в основном неравномерностью выгорания по высоте ТВС. В ТВС мощных реакторов типа PWR или ВВЭР, содержащих большое число твэлов (свыше 200), в отдельных группах твэлов проявляется не только осевая, но и радиальная неравномерность выгорания топлива, связанная с их расположением в сборке. Таким образом, средняя глубина выгорания является расчетной величиной, характеризующей энергетическую эффективность использования топлива в данном реакторе. Она может существенно отличаться от фактического максимального (минимального) значения а. Максимальная глубина выгорания Омакс — это величина, определяющая требования к надежности и работоспособности твэлов и ТВС. [c.102]

Испытываемые тензорезисторы в специальных сборках помещались в сухие каналы исследовательских реакторов различных типов [1—4]. Условия облучения отдельных групп тензорезисторов отличались энергетическим спектром нейтронов, плотностью потока нейтронов и температурой при облучении. Мерой оценки облучения служила величина интегрального потока, определенная по суммарной плотности потока для быстрых и тепловы.х нейтронов. Плотность потока нейтронов, как правило, измерялась раздельно для быстрых (с энергией Е 0,8 МэВ) и для тепловых нейтронов (с энергией Е < 0,025 эВ), а на одном из реакторов дополнительно для нейтронов с энергией Е 0,1 и 2,55 МэВ. [c.11]

Энергетические группы нейтронов [c.78]

Невозможно получить точное решение уравнения переноса с учетом энергетической зависимости для общих реакторных задач. Рассмотрение зависимости от энергии сечения делящихся ядер (например, урана-235 и плутония-239) или сырьевых ядер (тория-232 и урана-238) подтверждает сказанное. Поэтому возникает потребность использовать приближенные методы решения уравнения переноса. Наиболее важными из них являются многогрупповые методы, в которых представляющий интерес диапазон энергий нейтронов (обычно от 0,01 эв до 10 Мэе) разбивается на конечное число интервалов (или групп). Затем предполагается, что сечение в каждой группе постоянно, т. е. усреднено по энергии, хотя и зависит от координаты (или состава). [c.40]

Многие сечения так быстро и в таких широких пределах меняются с энергией, что невозможно описать энергетическую зависимость разумным числом групп нейтронов, например около 20. Это особенно верно для тяжелых ядер в так называемой резонансной области энергий, лежащей, грубо говоря, между 1 и 10 эв (см. рис. 8.1). Ядра сырьевых материалов, например, имеют резонансные пики, отстоящие друг от друга примерно на 20 эв, а сечения в резонансной области меняются на несколько порядков. Делящиеся ядра имеют аналогичные резонансы, отстоящие друг от друга примерно на [c.40]

В тепловой области энергий, ниже примерно 1 эв, сечения нейтронов могут быть достаточно сложными, потому что они должны отражать динамику переноса энергии между нейтронами и ядрами, связанными в молекулах и кристаллах. Часто для получения правдоподобного спектра нейтронов и групповых сечений приходится проводить детальные расчеты. Конечно, нет необходимости представлять все тепловые нейтроны одной энергетической группой, но число групп, по которым распределены нейтроны, обычно выбирают небольшим, как правило, меньше 20. [c.41]

Как показано ниже, для получения удовлетворительных групповых сечений необходимо знать (или хорошо оценить) энергетический спектр нейтронов внутри каждой группы. В случае сложной структуры сечений придется проводить громоздкие расчеты. [c.41]

Следующий шаг в решении уравнения переноса — интегрирование по энергетическим интервалам групп и определение групповых сечений, в результате чего получаются многогрупповые уравнения Рл/-приближения. Когда угловое распределение потока достаточно хорошо описывается двумя первыми полиномами Лежандра Ро ( -1) и Р1(ц), получается многогрупповое Рх-прибли-жение. В гл. 4 показано, что если сделать некоторые предположения о энергетической зависимости потока нейтронов, Р -приближение будет эквивалент но многогрупповому диффузионному приближению или многогрупповому диффузионно-возрастному приближению. Другой (вариационный) метод получения многогрупповых уравнений р1-приближения обсуждается в гл. 6. [c.43]

Для простых геометрий некоторые неопределенности связаны со значениями групповых констант (групповых сечений), со степенью детализации, требующейся при описании угловой зависимости нейтронного потока, с выбором числа групп и пространственной сетки. Групповые константы представляют собой взвешенные средние сечения, фигурирующие в полной форме уравнения переноса. Основной проблемой является выбор весовых функций. Важная энергетическая область резонансов рассматривается в гл. 8, а проблема определения спектра нейтронов, находящихся в тепловом равновесии с замедлителем, обсуждается в гл. 7. [c.43]

Для точного многогруппового расчета интервал энергии нейтронов следует разбить, как правило, на 20 (или более) групп. Если это возможно, энергетический интервал для каждой группы выбирается таким образом, чтобы изменение наиболее важных сечений внутри этого интервала было достаточно малым. Иными словами, границы групп выбираются по возможности так, чтобы они соответствовали нейтронным энергиям, при которых сечения претерпевают заметные изменения. Однако, если отвлечься от таких специальных случаев, [c.140]

Цель приведенного выше обсуждения — подчеркнуть важность в многогрупповом описании точного знания групповых констант, что в свою очередь зависит от оценки энергетической зависимости потока нейтронов внутри каждой группы, т. е. от точности значений фп (х, Е). Некоторые пути оценки этой зависимости описаны в разд. 4.5, а в гл. 6 обсуждается применение вариационного метода для вывода этой зависимости в самосогласованном виде. [c.142]

Если бы изменение потока нейтронов и сечений с энергией было точно известно внутри каждой группы, то система многогрупповых уравнений (4.24) была бы такой же точной, как и уравнение переноса. На практике, однако, это не так из-за того, в частности, что при определении групповых констант используются приближенные оценки энергетической зависимости потока нейтронов. Чтобы перейти к дальнейшему обсуждению многогрупповых методов, предположим, что групповые константы известны. [c.142]

Чтобы понять, что используется при получении такого решения, рассмотрим особенно простую задачу, в которой имеется изотропный источник (Зо которой нейтроны не могут приобретать (а только теряют) энергию при столкновениях, т. е. = 0, если д > Физически последнее условие было бы применимо, если бы в системе отсутствовал делящийся материал и все тепловые нейтроны рассматривались бы в одной единственной энергетической группе. Предположим, что решение уравнений Рх-приближения ищется для такой задачи. Уравнения (4.30) и (4.31) тогда принимают вид [c.144]

Для получения групповых констант требуется знание микроскопических сечений как функций энергии вместе с характеристиками энергетических групп, т. е. числа и размеров отдельных энергетических интервалов, а также геометрии и состава рассматриваемой системы. Геометрия может быть одномерная, например плоскость, сфера или бесконечный цилиндр, и двух- или трехмерная. В зависимости от числа пространственных переменных системы используются различные расчетные программы. Обычно число счетных точек в пространственной сетке может быть равным (50) , где й — число пространственных переменных. Приближение углового распределения потока нейтронов, например [c.159]

Уравнения (4.71) и (4.72) эквивалентны уравнениям Рх-приближения (4.15) и (4.16), за исключением того, что все функции энергии заменены соответствующими функциями летаргии. Как и раньше, 1 )о и 1 )1 эквивалентны полному потоку и току нейтронов соответственно. Систему многогрупповых уравнений можно затем получить, интегрируя уравнения (4.71) и (4.72) по интервалу летаргии, представляющему каждую энергетическую группу, и т. д. (см. разд. 4.3.1). [c.164]

Предположить, что нейтроны замедляются в воде, и рассмотреть энергетическую область, в которой сечения водорода и кислорода постоянны. В многогрупповой задаче энергетические группы таковы, что Bg-i = 3Eg. Получить групповые константы в Р -(илн Рд,) приближении дл 1 водорода и кислорода, т. е. On,g и On,g/ g, для изотропного рассеяния в системе центра инерций, предполагая, что [c.166]

При развитии этого метода возникают некоторые новые и важные проблемы. К ним относятся 1) выбор конкретных дискретных направлений 2) аппроксимация интегралов по угловой переменной 3) аппроксимация производных от потока нейтронов по компонентам угла Й, появляющихся в уравнении переноса в криволинейных геометриях (см. разд. 5.3.1, 5.3.2). Эти проблемы рассмотрены в настоящей главе, но с самого начала можно констатировать, что не существует их единственных решений. Отсутствие единственности решения, однако, не является неожиданным, В Рд -приближении выбор энергетических групп и пространственной сетки также не однозначен, но должен основываться на физическом понимании задачи и опыте. Те же самые факторы определяют выбор направлений и других параметров в методе дискретных ординат. [c.168]

Так же как и в многогрупповом приближении метода сферических гармо-ннк (см. гл. 4), зависяш,ие от энергии многогрупповые уравнения выводятся с помощью интегрирования по некоторому числу энергетических интервалов (или групп). В методах дискретных ординат эти уравнения решаются в определенных дискретных направлениях. Однако, как отмечалось в разд. 1.6.4, такой способ обычно приводит к тому, что групповые сечения оказываются зависящими от направления кроме того,в этом случае появляется неопределенность при оценке сечений перехода нейтронов. [c.187]

Метод дискретных ординат является гибким инструментом для решения задач переноса нейтронов в относительно простой геометрии. В настоящем разделе дан пример применения этого метода к изучению некоторых систем иа быстрых нейтронах, изложены соображения, которые определяют описание анизотропного рассеяния и выбор числа энергетических групп результаты расчетов, в частности эффективного коэффициента размножения (или собственного значения к) и критических радиусов сферических систем, сравниваются с экспериментальными данными, полученными на быстрых критических сборках. [c.191]

Еще одна проблема — определение числа энергетических групп, необходимых для расчетов, и оценка внутригрупповых потоков нейтронов. Были предприняты попытки уменьшить чувствительность результатов к этим потокам, используя большое количество энергетических групп, вплоть до 24, перекрывающих энергетический интервал 17 /С5в 14 Мэе. [c.193]

Захват нейтронов происходит преимущественно в седьмой энергетической группе. Из данных табл. 1.7 находим, что плотность потока нейтронов седьмой группы в 3,3 раза больше, чем первой. Плотность потока первой группы составляет 1,3"10 нейтрон/(см сек). Учитывая возможное занижение этой цифры в 1,5 раза, оцениваем плотность потока седьмой группы Ф = 6,5-Ю нейтрон/[см сек). Общая утечка нейтронов из активной зоны у = 4я/ з Ф7 = 5,9 нейтрпн/сек. [c.326]

Спектр нейтронов. Рождающиеся при делении нейтроны имеют энергетический спектр, даваемый уравнением (5.16). В реакторах, использующих воду в качестве замедлителя, нейтроны теряют свою энергию при столкновении с ядрами замедлителя до тех пор, пока их энергия не станет близкой к тепловой. Поэтому полный поток нейтронов состоит из тепловой, промежуточной (или эпитепловой) и быстрой групп. К группе быстрых нейтронов принято относить нейтроны с энергией выше 0,625 эв . Энергетическое распределение нейтронов тепловой группы зависит от температуры среды. Для нейтронов, достигших полного теплового равновесия, энергетическое заспределение, как и в идеальном газе, подчиняется закону Больцмана—Максвелла. Наиболее вероятная энергия нейтрона равна kT, где k — постоянная Больцмана, а Т — абсолютная температура. Ниже приведены энергия и скорость нейтронов в зависимости от температуры [c.127]

Результаты расчетов ячеек [65] показали, что для реактора Пич-Боттом , который имеет топливные элементы малого диаметра с небольшими концентрациями делящихся изотопов, пространственные изменения нейтронного потока в пределах ячейки незначительны. В случае же реакторов типа Колдер-Холл наблюдаются существенные пространственные изменения потока нейтронов различных групп в пределах ячейки особенно это относится к нейтронам тепловой группы. Были проведены расчеты пространственного распределения по ячейке нейтронов тепловой группы, причем тепловые нейтроны в свою очередь были разбиты по энергиям на 26 подгрупп. На рис. 10.20 представлены значения коэффициента самоэкранировки топливного стержня для каждой из этих групп. Поскольку отклонение коэффициента самоэкранировки от единицы характеризует степень уменьшения потока в топливе по сравнению с потоком в замедлителе, очевидно, что пространственная зависимость потока нейтронов в пределах ячейки меняется от группы к группе. Это изменение обусловлено энергетической зависимостью сечения поглощения нейтронов в топливе. [c.457]

После разделения контура на отдельные участки целесообразно оценить для каждого из них удельную мощность нейтронного и у-излучений по ряду наиболее интенсивных линий энергетических спектров излучений и линий с повыщенными энергиями даже при малой интенсивности. После прохождения больщих толщин защиты последние могут конкурировать с линиями меньщей энергии. Рекомендуется не увлекаться чрезмерным дроблением энергетического спектра излучений на группы. [c.101]

После того как найдено распределение нейтронов в защите, можно разделить защиту на элементарные слои толщиной dz и определить для каждой группы нейтронов плотность столкновений в слое Ф , yMMHpysf эти произведения по всем энергетическим группам нейтронов, находим полную величину плотности столкновений в этом слое Ф 2й(2. Она представляет собой мощность изотропного поверхностного источника, отнесенную к единице площади. Это означает, что слой защиты dz можно интерпретировать как плоский источник и решение данной задачи свести к решению предыдущей, дополнив его интегрированием по Z в связи с наличием непрерывно распределенных плоских источников на глубине всей защиты от О до Д. [c.112]

В средах третьей группы спектр нейтронов определяется резонансной структурой энергетической зависимости полного сечения, причем амплитуда тонкой структуры спектра растет с расстоянием. В зависимости от водородосодержания среды закономерности пространственно-энергетического и временного распределения приближаются к закономерностям сред первой или второй группы. [c.296]

В этой главе рассмотрено зависящее от энергии уравнение переноса и развиты некоторые широко используемые методы его решения. Эти методы основаны на разложении потока нейтронов в ряд по сферическим гармоникам (или полиномам Лежандра), как описано в гл. 3. Кроме того, энергетическая переменная рассматривается не непрерывной представляющий интерес интервал энергии разбивается на конечное число дискретных энергетических групп. Разделение энергетического интервала на некоторое число групп привело к использованию терминов многогрупповой метод или многогруппоеое приближение. [c.134]

Важно отметить, что система многогрупповых уравнений (4.24) пока что является точной и эквивалентной уравнению переноса. Однако она содержит групповые константы и, следовательно, в соответствии с уравнениями (4.26) и (4.27), функции фп (х, Е) внутри различны. групп, которые неизвестны. Этот момент можно лучше понять, ( сли предположить, что групповая структура вводится только для одной группы, которая перекрывает весь представляюш,ий интерес энергетический интервал. В результате получим просто одногрупповую (или односкоростную) задачу, которую можно использовать для точного определения собственных значений (см. разд. 4.4), скоростей реакций и т. д. Такое представление, конечно, вряд ли пригодно, так как соответствующие одногрупповые сечения неизвестны. Для их определения требуется, как отмечалось выше, знание весовых функций (д , Е). Для удовлетворительного одногруппового расчета энергетическая зависимость потока нейтронов, т. е. весовых функций, должна быть точно известна на всем представляющем интерес интервале энергий. Следовательно, одногрупповой метод непригоден для решения уравнения переноса. [c.141]

Когда тепловые нейтроны подразделяются на несколько энергетических групп, то нейтроны могут в результате рассеяния переходить из группы с мень шей энергией в группу с большей энергией это явление известно как рассея ние, приводящее к возрастанию энергии нейтронов. В этом случае последователь ное решение групповых уравнений невозможно. Однако если число тепловых групп невелико, то удобно решать большую часть групповых уравнений после довательно. Для обеспечения сходимости иногда необходимо использовать до полнительные итерации тепловых групп. Рассеяние, приводящее к возрастанию энергии нейтронов, может очень существенно замедлить сходимость, и чтобы преодолеть эту трудность, были предложены специальные методы. Для одномерных задач все групповые уравнения могут решаться одновременно методом матричной прогонки [17]. Этот прямой метод несколько напоминает метод прогонок, описанный в разд. 3.2.3. Для решения такой задачи применялисьн другие методы [18]. [c.150]

В приведенном выше рассмотрении предполагалось, что групповая структура такова, что позволяет подразделять энергетический интервал на систему неперекрываюш,ихся групп. Однако можно использовать группы, которые перекрываются по энергии. Такая ситуация может возникнуть, например, в среде, где имеется разрыв температуры. В этом случае поток тепловых нейтронов можно представить двумя группами с различными групповыми сечениями, причем каждая из групп характеризуется одной из двух температур. В такого рода случаях расчет групповых констант требует физических моделей для внутригруппового спеюра и для механизма перевода нейтронов из одной группы в другую [34]. [c.159]

В элементарной теории замедления [36] при излучении а-медления нейтронов удобно использовать переменную летаргии и = 1п EJE). Причина этого состоит, конечно, в том что при упругом рассеянии нейтрон теряет частьсвоей энергии. Следовательно, там, где преобладает замедление в результате упругого рассеяния, наиболее удобной является логарифмическая шкала энергии. Например, во многих задачах замедления поток нейтронов на единицу летаргии остается приблизительно постоянным. В многогрупповых расчетах логарифмическая шкала энергии часто принимается при установлении границ энергетических групп, например, в интервале эв Е О, Мэе, где замедление нейтронов происходит в основном в результате упругого рассеяния. При более высоких и более низких энергиях, однако, более приемлем другой подход. [c.162]

В связи с предыдущей задачей предположить, что нейтроны источника с энергией 2 Мэе замедляются в водородсодержащей среде, так что энергетическую зависимость потока и тока нейтронов для расчета групповых констант можно аппроксимировать зависимостью в бесконечной водородсодержашей системе [46], Предположить, что используется групповая структура с границами групп при энергиях 2,1 1,4 0,9 0,4,, .. Мэе. Получить групповые коэффициенты диффузии первых нескольких групп с помощью уравнений (4.19) и (4.23). Сечение водорода в данном энергетическом интервале можно принять пропорциональным 1/ . [c.166]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...