Распределение энергии деления

Распределение энергии деления [c.405]

В заключение приведем таблицу примерного распределения энергии деления между различными способами ее освобождения для случая деления тепловыми нейтронами. [c.405]

Таблица 6.21. Распределение энергии деления по отдельным составляющим, МэВ

Распределение энергии деления. Непосредственное измерение энергии осколков и энергии, уносимой другими продуктами деления, дало следующее приближенное распределение энергии (в Мэв) [c.210]

Это выражение для w аналогично тому, которое было найдено в п. 3 для различимых частиц, деленному на постоянную величину п. Множитель п не фигурирует в уравнении (3-16) вследствие того, что частицы рассматриваются как неразличимые. Если это приближенное выражение для w использовать для нахождения наиболее вероятного распределения энергии, то получится выражение, идентичное уравнению (3-11) для распределения Больцмана, так как постоянный множитель п1 не влияет на величину d in w. Таким образом, распределение Больцмана для различимых частиц может быть использовано как приближенное выражение для неразличимых частиц, когда п . [c.103]

Распределение энергии, выделяемой при делении урана-235 [c.59]

Рис. 6.12. Распределение осколков деления по массам при делении нейтронами с энергией 0,0253 эВ (сплошная линия) и с энергией 14 МэВ (пунктирная линия)

Так как при этом энергии — как активации, так и реакции — примерно в миллион раз выше, чем у обыкновенных ВВ, то и температура, развивающаяся при взрыве урана, должна быть примерно во столько раз больше, т.е. достигать нескольких миллиардов градусов. Этот вывод подкрепляется расчетом температуры, соответствующей кинетической энергии, с которой разлетаются продукты деления урана, с учетом полного срыва их электронных оболочек и равномерного распределения энергии между этими электронами и ядрами. [c.332]

Фиг. 44. Распределение энергии тяжелых и легких осколков при делении

Различные процессы, происходящие в данной ячейке, описаны в подписи к фиг. 104. Всякий раз, когда в горючем происходит деление, испускается в среднем т] нейтронов с непрерывным распределением энергии в области порядка 1 MeV, как сообщено Ферми. [c.279]

Величину сечения можно выбирать по средней энергии нейтронов в группе. Поскольку накопление нейтронов не учитывается, распределение их по энергии в обеих группах соответствует спектру деления. Для нитронов с энергией более 1,-5 Мэе Е 3, Мэе и для нейтронов с Е 3 Мэе Е 4,3 Мэе. [c.300]

Большой практический интерес представляет экспериментальное изучение замедления нейтронов, образующихся при делении урана или других делящихся ядер (см. гл. VII). На рис. 114 приведена кривая распределения плотности нейтронов с энергией [c.309]

КВ зависит от спектра нейтронов, распределения свободных нейтронов в диапазоне энергий от соответствующей тепловому равновесию с ядрами материалов реактора (0,025 МэВ при 300 К) до энергии нейтронов деления (в среднем около 2 МэВ). Наиболее высокий КВ достижим при спектре нейтронов, близком к спектру нейтронов деления. [c.341]

Реакция деления тяжелых элементов. Основным процессом реакторной техники является реакция деления. Захват нейтрона делящимся ядром приводит к его расщеплению с выделением значительной энергии и испусканием избыточных нейтронов. Когда скорость образования нейтронов равна или превосходит суммарную скорость их поглощения внутри реактора и вылета за его пределы, возникает самоподдерживающаяся цепная реакция. Реакторная физика исследует условия поддержания цепной реакции деления в рассматриваемой системе делящихся и неделящихся материалов и определяет распределение плотности нейтронных реакций внутри системы. Ядерная химия изучает химические последствия тех или иных нейтронных реакций (в том числе реакции деления), протекающих в реакторе. Первоочередная задача при этом состоит в определении состава продуктов деления и в оценке важности их свойств для практического использования. Сначала будет проведено общее рассмотрение процесса деления, а затем дана классификация продуктов деления с точки зрения их полезности и важности в реакторной технике. [c.120]

Рнс. 7. Распределение оскол- 0,001-нов по массе для деления U+T1 в зависимости от энергии нейтронов (в МэВ) JV—процентное содержание ядер — осколков с о.ООШ данным А (выход массы). [c.580]

Предполагается, что делящееся ядро на вершинах барьеров А и В имеет разные переходные состояния, свойства к-рых обусловлены формой ядра. На барьере А ядро не обладает аксиальной симметрией, т. е. величина К не сохраняется, но зато есть зеркальная симметрия относительно плоскости, перпендикулярной паиб. оси ядра. На барьере В ядро имеет аксиальную симметрию, так что К сохраняется, но наруиюна зеркальная симметрия (грушевидная форма ядра). Здесь уже существует асимметрия ыасс будущих осколков. Поэтому на барьере В состояния ядра с разной чётностью имеют разную энергию. Эти особенности формы ядра иа вершине барьеров Л и В играют важную роль при теоретич. описании угл. распределений осколков деления 6]. Характер зависимости сечения деления от энергпи [c.580]

Распределение осколков деления по массам. Оси. типом деления является деление на 2 осколка. Наиб, характерная его особенность при небольшой энергии возбуждения — асимметрия распределения осколков по массе. Для деления отношение ср. масс тяжёлого и лёгкого осколков 1,5. В этом случае распределение осколков но массам имеет двугорбый вид (рис. 7). С увеличением энергии воз-буждет1Я возрастает ве- [c.580]

На рис. 6.12 приводится распределение осколков деления по массам при делении нейтронами, имеющими энергию Е = = 0,0253 эВ (сплошная линия), и нейтронами с энергией 14 МэВ (пунктириая линия). Наиболее вероятно деление на осколки с отношением масс, равным 3 2. Выход таких осколков достигает примерно 6 %, в то время. чак [c.234]

Представленные величины являются осредненнымн во времени квадратами сигнала, полученного как от турбулентных, так и от нетурбулентных областей. Предполагая, что флуктуации в нетурбулентных областях совершенно отсутствуют, и пренебрегая разницей в скоростях между нетурбулентной и турбулентной областями, можно предположить, что деление на коэффициент перемежаемости даст турбулентную энергию, осредненную только по турбулентным областям. Распределение энергии турбулентности с таким учетом перемежаемости показано на рис- 12-3 пунктирной линией. [c.247]

ИФП от независимых первичных цугов. Интерференция же возможна только между вторичными цугами, образовавшимися при амплитудном делении в интерферометре одного и того же первичного цуга. В соответствии с вышесказанным можно обобш,ить предложенные выше формулы для распределения энергии прошедшего через ИФП света (при достаточно большом времени регистрации) на случай, когда длины цугов непостоянны [c.100]

Результаты опытов Эггерта и Клейншрода, повидимому, указывают на увеличение относительной светочувствительности (светочувствительность, деленная на поглощательную способность) с ростом длины волны для их эмульсий. Однако это правильно лишь при условии, что коэффициент поглощения крупных кристаллов бромистого серебра равен его значению для мелких кристаллов фотографической эмульсии, что не очевидно. Как хорошо известно из работ Фаянса [13] и его школы, ион серебра в решетке бромистого серебра сильно поляризован. Поэтому существуют различия в распределении энергии связи между ионами внутри кристалла и ионами вблизи его поверхности эти различия в силах связи приводят к различиям в поглощении света. Действительно, недавние измерения, проведенные Барщевским [14] на весьма тонких слоях галоидного серебра, указывают на более сильное поглощение света поверхностью, чем внутренней частью таких слоев ). Поэтому, учитывая большую удельную поверхность эмульсионных микрокристаллов, их светопоглощение может сильно отличаться от поглощения крупных кристаллов, где относительное участие поверхности в поглощении света весьма мало. [c.305]

Сравнительно низкое экспериментальное значение средней энергии деления уже указывает на то, что симметричное деление не является частым. Если бы величины обоих происходящих от одного деления импульсов были известны в отдельности, то, используя закон сохранения импульса, можно было бы найти отношение масс осколков, так как это отношение должно равняться обратному отношению кинетических энергий. Необходимые экспериментальные данные были получены в ряде работ [99, 100, 41, 78, 20] и привели к следующим результатам. Более симметричные способы деления сопровождаются и большей полной кинетической энергией, по крайней мере вплоть до отношения масс 4 5 близкое к симметричному деление встречается редко, что следует и из результатов опытов с фотопластинками чаще всего встречаются отношения масс, близкие к 2 3. Но было также показано и то, что полный выход кинетической энергии не определяется исключительно отношением масс, так что нет и недвусмысленной корреляции между энергиями двух осколков. Такой разброс полной кинетической энергии при заданном отношении масс мог бы быть обусловлен вариациями энергии, идущей на возбуждение, на испускание нейтронов и т. п., а также и вариациями в распределении заряда, что рассмотрено в диаграмме Бора—Уиллера. Однако верхний предел кинетической энергии обоих осколков [c.67]

Если бы микрофон перемещался относительно источника звука не по прямой, а по окружности радиуса УЛ, то, нанеся результаты измерений на график и откладывая по каждому направлению из центра графика показания прибора, т. е. величины, пропорциональные звуковому давлению в точке нахождения микрофона, мы получили бы сведения о распрг-делении в пространстве звуковой энергии от источника звука (график в так называемых полярных координатах). Такой график распределения энергии в пространстве вокруг излучателя называется характеристикой направленности излучателя ). Характеристика направленности даёт, таким образом, представление о степени концентрации звуковой энергии по заданному направлению. [c.121]

Всякий устайавливаюшлйся пррпесс. характерйзуется, как указывалось в 3, опре--деленным амплитудным спектром. Скорость нарастан я или спадания (постоянная времени) , длительность включения и основная частота тона определяют собой распределение энергии. импульса по частотам. , [c.24]

Расчет радиационной защиты начинается с расчета интенсивности и пространственного распределения источников нейтронов и у-квантов деления в активной зоне реактора. При известном распределении этих источников в принципе возможно определение поля излучения во всей защите — поля быстрых, замедляющихся (промежуточных энергий) и тепловых нейтронов, а также картины ослабления в защите у-квантов, образующихся в результате деления ядер. При этом необходимо учитывать также и ослабляющие свойства материалов активной зоны,т. е. практически проводить совместный анализ распределения излучения в защите и в активной зоне. Однако возможен и другой подход — рассмотрение только лищь защиты или ее отдельной [c.7]

Угловое распределение у-квантов, образуюшихся при делении ядра, в основном близко к изотропному. Лишь для у-квантов с энергией 0,5—1 Мэе характерна некоторая анизотропия [18]. [c.27]

Односкоростная модель, рассмотренная выше, предполагает, что распределение источников нейтронов пропорционалоио распределению плотности полного потока нейтронов. На самом деле при делении образуются нейтроны разных энергий, причем энергия нейтронов деления значительно превышает энергию тепловых нейтронов, которые в основном вызывают деление ядер. Односкоростная модель не учитывает диффузию нейтронов в процессе замедления. Это особенно существенно для реактора с отражателем, где пространственное распределение потока может сильно зависеть от энергии нейтронов. Заметнее всего это проявляется в реакторах на тепловых нейтронах. В ряде случаев отражатель может служить основным источником тепловых нейтронов, например когда по техническим условиям невозможно или нежелательно смешивать замедляющий материал, состояший из легких ядер, с горючим. Тогда отражатель изготовляют из замедляющих материалов и замедление нейтронов в основном происходит в отражателе. [c.40]

После оценки общей мощноети энерговыделения в защите выявляют распределение энерговыделения по объему. Полное объемное решение задачи,, как правило, весьма трудоемко. В инженерных расчетах представляется возможным ограничиться выявлением распределения энерговыделения лишь по глубине защиты с предположением о постоянстве полей энерго-выделения в двух других направлениях. Более просто решается задача с заряженными частицами. Эти частицы поглощаются на относительно коротких расстояниях. Практически вся их энергия передается материалам защиты на длинах, не превосходящих 2—3 см. Учет неравномерности распределения энерговыделения в столь топких слоях не представляется необходимым, Поэтому мощность удельного энерговыделения в защитных экранах, поглощающих заряженные частицы, можно определить как среднюю величину, равную частному от деления полной мощности поглощенных частиц на объем экрана с толщиной, соответствующей примерно 10-кратному ослаблению потока частиц. [c.109]

Вынужденное деление слабовозбужденных ядер и спонтанное деление происходят не симметрично отношение масс легкого и тяжелого осколков равно примерно /з (двугорбая массовая кривая). При повышении энергии возбуждения деление постепенно симметрируется, и кривая распределения осколков по массам становится одногорбой. [c.411]

В табл. 40.5 и 40.6 приведены сечения деления df ядер под действием тепловых нейтронов. Значения, помеченные звездочкой, реко11 ндованы для энергии Еп = = 0,0253 эВ (о = 2200 м/с) — средняя энергия нейтронов деления. Значения, отмеченные буквой р, получены для распределения нейтронов в реакторе. На рис. 40.1 — 40.4 даны зависимости Ot (Еп) для основных делящихся ядер и [c.1091]

Потоки нейтронов в современных реакторах имеют порядок 10 нейтрон/см -с при значительном разбросе по обе стороны от этой величины в реакторах разных типов. Нейтронный спектр зависит от типа реактора. В реакторах на медленных нейтронах форма этого спектра близка к максвелловскому распределению по скоростям с максимумом в области около 0,07 эВ и с немаксвелловским хвостом , простирающимся в область высоких энергий примерно до 10 МэВ. Примером может служить изображенный на рис. 9.6 спектр нейтронов советского исследовательского реактора ВВР. В реакторах на быстрых нейтройах энергетическое распределение нейтронов является промежуточным между тепловым спектром (рис. 9.6) и спектром нейтронов деления, изображенным на рис. 9.7. В этом случае из реактора вылетает большое число нейтронов с энергией порядка 1 МэВ. [c.487]

Нейтроны, возникающие в процессе деления, имеют энергию более 1 МэВ на рис. 7.5 показана зависимость количества нейтронов на единицу энергетического интервала от энергии нейтронов, возникающих при тепловом делении или Ри. Для того чтобы эти нейтроны были более эффективны в отношении реакции деления, их энергия должна быть снижена в среднем до резонансной энергии около 10 эВ, как показано на рис. 7.2. Эту цель выполняет замедлитель, наличие потока нейтронов разных энергий затрудняет анализ распределения нейтронов. В первом приближении обычно считается, что все нейтроны имеют одинаковую энергию, одногрупповое приближение. [c.167]

Рассмотрено пространственно-энергетическое распределение нейтронов в активной зоне реактора. Изложены методы расчета теило-выделения за счет осколков деления, замедления нейтронов, реакций под действием нейтронов с испусканием заряженных частиц, поглощения энергии у-излучения. Проведено сравнение расчетных и экспериментальных данных о теиловыделенни в ядерном реакторе. [c.296]

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]

В реакторах с хорошим замедлителем (D2O) достигается достаточно полная термализация нейтронов, и распределение нейтронов в тепловой области вполне соответствует закону Больцмана—Максвелла. В реакторах с замедлителем из легкой воды тепловой спектр несколько ужестчен , т. е. сдвинут в область более высоких энергий. На энергетическом распределении быстрых нейтронов сказываются процессы замедления, так что в реальном реакторе доля быстрых нейтронов меньше, чем в спектре деления. На рис. 5.5 сравниваются спектр потока нейтронов деления и рассчитанный по программе P1MG спектр быстрых нейтронов в большом энергетическом реакторе с горючим иЗ иОг, заключенным в оболочку из нержавеющей стали. При энергии выше 1 Мэе оба спектра близки др т к другу. [c.127]

К сожалению, в настоящее время теория радиационного повреждения осколками деления развита недостаточно. Схематично модель радиационного повреждения а-урана осколками деления имеет следующий вид. Для описания пространственного распределения дефектов, образующихся на пути пробега осколками деления (или первично выбитого атома решетки, обладающего достаточно высокой начальной энергией), Бринкманом [31] было введено понятие пика смещения. Бринкман делит траекторию быстрой частицы на две части на первом, высокоэнергетичном участке, остаются только точечные дефекты, тогда как на втором точечные дефекты уже не могут образовываться. С уменьшением скорости тяжелой частицы длина пробега между последующими столкновениями резко сокращается и становится сравнимой с межатомным расстоянием, вследствие чего создаются условия для быстрой передачи остатка кинетической энергии атомам среды. В этой области соударения перестают быть независимыми, они образуют пик или зону смещения. [c.199]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...