Расчет потока нейтронов

Детальные, зависящие от энергии ядерные сечения, необходимые для расчета потока нейтронов и групповых констант, нельзя просто взять из экспериментальных данных. Одна из причин этого состоит в том, что при измерении нейтронных сечений в лабораторных условиях экспериментальное разрешение сечений по энергии оказывается недостаточным для получения необходимого подробного описания изменения сечений с энергией. Исключение составляет лишь интервал низких энергий резонансной области. [c.310]

РАСЧЕТ ПОТОКА НЕЙТРОНОВ [c.335]

Такой подбор при расчете потока вносит определенные трудности. Довольно сложно точно учитывать регулирующие стержни, а небольшая ошибка в определении реактивности системы может привести к значительным ошибкам в определении их положения. Поэтому при расчетах потока нейтронов дополнительный поглотитель учитывается очень приближенно. Например, регулирующие стержни могут быть представлены равномерно распределенным по реактору поглотителем нейтронов, достаточным для поддержания критичности системы. По мере выгорания топлива количество поглотителя уменьшают, сохраняя критичность реактора до конца кампании. Альтернативным подходом может служить размещение поглотителя в определенных зонах реактора, где обычно располагаются регулирующие стержни. При выгорании топлива объем этих зон уменьшают, что соответствует перемещению регулирующих стержней. [c.446]

Итак, при расчете потока нейтронов в произвольный момент времени количество поглотителя подгоняется таким образом, чтобы реактор оставался критичным. Поскольку поток нейтронов зависит от координат, расчеты следует проводить для трехмерной модели реактора. Если активная зона реактора может быть рассмотрена как конечный цилиндр, то достаточно рассчитать поток в двухмерной геометрии. В общих исследованиях задач на выгорание часто используются одномерные или даже точечные модели активной зоны реактора. Однако для расчета реального действующего реактора требуется более детальное изучение пространственной зависимости потока нейтронов. [c.446]

Потоки в пределах ячеек и групповые константы для расчета потока нейтронов по всему реактору [c.459]

Для практических расчетов защиты реактора часто достаточно знать усредненный по пространству спектр плотности скалярного потока нейтронов в активной зоне или связанный с ним интегральный спектр потока нейтронов Фо( ) = гФо(г, ). В первом приближении этот спектр можно считать близким к гипотетическому спектру соответствующей бесконечной однородной среды того же состава, что и усредненный состав активной зоны. Таким образом, при этом пренебрегают конечностью размеров активной зоны и влиянием отражателя. Уравнение для спектра в бесконечной среде о( ) получается при интегрировании уравнения переноса по всем пространственным и угловым переменным (см. 4. 1) [c.16]

Необходимо отметить, что использование формул (9.37), (9.41), (9.46), (9.47) с экстраполированными размерами активной зоны, определенными с помощью эффективных добавок, для расчета распределения плотности потока нейтронов (и распределения интенсивности источников) приводит к некоторой погрешности вблизи границы раздела активная зона — отражатель. [c.39]

Расчет ослабления первичных и вторичных у-квантов в защите реактора чаще всего проводят методом, близким к методу расчета потока быстрых нейтронов, а именно интегрированием функции влияния точечного изотропного источника у-квантов. В групповом виде общая формула для плотности потока у-квантов имеет вид [c.57]

Некоторые сложности вызывает расчет потоков захватного у-излучения в защите с малым содержанием или даже отсутствием ядер водорода. Тогда часто относительная доля потока тепловых нейтронов мала и преобладает захват нейтронов промежуточных энергий. Для решения такой задачи необходимо прибегать к сложным многогрупповым расчетам. Приведем для этого случая простую формулу для грубой (обычно завышающей) оценки интенсивности захватного у-излучения из корпуса, за которым расположен какой-либо поглотитель нейтронов (например, слой карбида бора). Для простоты рассмотрим случай [c.67]

Расчет пространственно-энергетического распределения потоков нейтронов в активной зоне и защите. [c.78]

Наряду с заряженными частицами возникновению у-квантов внутри защиты способствуют также нейтроны. Это происходит при неупругом рассеянии нейтронов в результате (п, у)-реакций и, как правило, при (п, х)-реакциях с испусканием заряженных частиц X. Скорость протекания этих реакций в единице объема защиты определяется произведением ФиЕ, в котором Ф — плотность потока нейтронов, а 2 — макроскопическое се чение соответствующей реакции. Произведение Фц2 называется также плотностью столкновений. Для определения плотности столкновений необходимо найти пространственное распределение нейтронов в защите. При этом целесообразно использовать многогрупповой метод расчета, основы которого изложены в гл. IV. Если задана плотность тока нейтронов различных энергий на поверхности активной зоны и защита является однородной средой, то можно успешно использовать теорию возраста. [c.112]

Методику отрабатывали на реальной композиции макета биологической защиты, собранного в экспериментальной нише исследовательского реактора ИР-50. Оценку ее эффективности проводили сравнением экспериментальных результатов с расчетными функционалами, полученными по программе АТИКА, а также сопоставлением с результатами расчетов по программе ДОТ-III, реализующей многогрупповой метод дискретных ординат н двумерной геометрии [5]. На рис. 1 и 2 показано пространственное распределение скорости реакций детекторов " 1п (л, п ) и Ni ( , р) и плотности потока тепловых нейтронов в композиции защиты. В целом сопоставление показывает удовлетворительное согласие расчетных и экспериментальных данных и, следовательно, возможность использования описанной методики учета воздушных неоднородностей при расчетах композиций биологической защиты реакторов. Причем необходимо отметить, что повышение точности расчета в результате использования аппроксимации функции распределения плотности потока нейтронов тремя векторами дает лучшее согласие результатов расчетов по программе АТИКА как с экспериментальными данными, так и с результатами расчета по ДОТ-111. [c.282]

Вычислительные программы наряду с потоками нейтронов позволяют рассчитать распределение полного энерговыделения, нормированного на условно заданную мощность реактора. Перераспределение этой энергии между твэлами и другими материалами, входящими в элементарную ячейку ядерного реактора (замедлителем, теплоносителем, конструкционными материалами), слабо изменяет тепловыделение в топливе. Важно правильно произвести пересчет с условно заданной в расчете мощности на реальную. В настоящее время тепловая мощность реактора экспериментально может быть определена с погрешностью не менее 3 %. [c.186]

Если в результате расчета окажется, что перепады температур в корпусе или бетоне чрезмерны, то для уменьшения потока нейтронов на корпус в отражателе располагают стальные экраны вперемежку с легкими материалами (лучше всего с водой). Тепловыделение в экранах не так опасно, как в корпусе, так как они не несут больших механических нагрузок. [c.189]

Метод Монте-Карло представляет собой численную процедуру, основывающуюся на статистическом подходе. Применимость метода Монте-Карло при расчете переноса нейтронов основывается на том, что макроскопическое сечение может быть интерпретировано как вероятность взаимодействия на единичном пути пробега нейтрона. В методе Монте-Карло генерируется ряд историй нейтронов, причем рассматривается их судьба в ходе последовательных столкновений. Место столкновений и их результат, т. е. направление и энергия появляющегося нейтрона (или нейтронов), определяются с учетом вероятностей с помощью случайных чисел. Метод Монте-Карло полезен в особых случаях, например при сложной геометрии, когда использование других методов затруднено, а также при расчете некоторых ячеек. Кроме того, когда сечение сложным образом зависит от энергии, метод Монте-Карло устраняет необходимость проводить вспомогательные расчеты, например распределения потоков в резонансной области энергий. Метод полезен также для определения групповых констант, требующихся в многогрупповых приближениях. [c.44]

В гл. 2 было показано, что достаточно точные решения уравнений (3.5) можно получить с небольшими значениями N, если рассматриваемые системы велики, а поглощение нейтронов в них мало. Большинство реакторов, действительно, имеет большие размеры, и для расчета пространственного распределения потока нейтронов, как установлено, вполне приемлемо Р -приближение (Л =1). В этом случае система уравнений (3.5) сводится к двум уравнениям, для которых п = О и п = 1. Кроме того, как показано в разд. [c.102]

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]

Во многих реакторах топливные элементы располагаются в периодической решетке таким образом, что систему, по крайней мере в центральной части активной зоны, можно рассматривать как состоящую из некоторого числа одинаковых элементарных ячеек (рис. 3.7). При этих условиях пространственное распределение потока нейтронов в реакторе имеет периодическую тонкую структуру, которую можно найти, рассчитывая поток внутри элементарной ячейки. Такие расчеты ячейки часто проводятся с помощью метода сферических гармоник, особенно когда топливный элемент имеет простую гео- [c.126]

После того как поток нейтронов внутри ячейки рассчитан, результаты можно использовать для расчета диффузии нейтронов по реактору в целом. Обычный метод состоит в гомогенизации ячеек, в результате которой эффективные сечения получаются следующим образом. Расчеты ячеек приводят к определению скоростей реакций и рассеяния нейтронов данной энергии (или скорости) для всех материалов в ячейке. Когда проводится гомогенизация ячеек, эффективные сечения определяются таким образом, чтобы скорости реакций сохранялись при интегрировании по ячейке. [c.130]

Предположим, например, что (г) — сечение реакции типа л для нейтронов данной энергии в точке г внутри ячейки. Если< (г) — поток нейтронов, полученный при расчете ячейки, то эффективное сечение ах можно определить так [c.130]

Рассмотреть решетку реактора, элементарная яче11ка которой имеет гексагональное сечение. Провести двухмерный диффузионный расчет потока нейтронов в такой ячейке. Из-за симметрии ячейки достаточно рассмотреть только одну шестую часть шестигранника, т. е. равносторонний треугольник, и предположить, что используется пространственная сетка, элементом которой является равносторонний треугольник. Начать с диффузионного уравнення в (х, /)-геометрии и получить 7-точечное конечно-разностное уравнение для использования в любой внутренней точке, т. с. на поверхности. Будет ли полученное конечно-разностное уравнение зависеть от выбора направления х Представить конечно-разностные уравнения в матричном виде и принять некоторые граничные условия для исключения граничных точек. Обсудить свойства матрицы [38]. [c.132]

Из-за трудности проведения многомерных расчетов потока нейтронов и из-за необходимости повторения их на каждом временном шаге желательно использовать по возможности наиболее простые методы решения уравнений переноса нейтронов. Поэтому в таких задачах обычно используются малогрупповое или диффузионное приближение. Кроме того, различные синтетические или вариационные методы (см. разд. 6.4.10) могут применяться для уменьшения размерности уравнений переноса. [c.446]

С точки зрения расчета защиты реактора представляет интерес сравнить интенсивность потоков излучений, выходящих из активной зоны или отражателя различных типов реакторов. Эта интенсивность зависит от мощности реактора, его конструкции, назначения. Однако можно привести некоторые средние цифры. Так, в уран-графи-товом реакторе плотность потока нейтронов, падающих на защиту, достигает (1ч-2)-10 нейтрон/ (см сек), плотность потока энергии у-квантов 2-10 2 Мэв/ см сек)-, до 95% потока нейтронов составляют медленные и тепловые нейтроны. В водо-водяном реакторе плотность потока нейтронов, как правило, не превышает 1X ХЮ нейтрон/ см --сек), интенсивность потока энергии у-квантов 5-10 з Мэе/(см -сек), причем в спектре нейтронов примерно 50% быстрых и промежуточных. В реакторах на быстрых нейтронах плотность потока нейтронов составляет до 5-10 —1-10 нейтрон/ см -сек), плотность потока энергии у-квантов - 10 3 Мэе/ см --сек). Максимум в спектре нейтронов, падающих на защиту, обычно соответствует нейтронам с энергией 50—100 кэв. Для примера на рис. 9. 1 приведен спектр нейтронов, выходящих из быстрого реактора Ферми с натриевым теплоносителем. Он существенно мягче спектра нейтронов в активной зоне этого реактора и мягче спектра нейтронов деления, подробно описанного в 9. 2. [c.9]

Образование нейтронов при поглощении у-квантов может иметь некоторое значение для расчета защиты лишь при наличии следующих изотопов О , Ве , С и Ы . Пороги образования фотонейтронов на этих изотопах равны 2,23 1,67 4,90 и 5,30 Мэе соответственно. Фотонейтронные сечения для дейтерия и Ве очень малы (всего несколько миллибарн), но после остановки реактора эти реакции — почти единственный источник нейтронов. Кроме того, если в качестве защиты используется вода, г.оторая ослабляет нейтроны гораздо сильнее, чем у-из-лучение, то поток фотонейтронов, вызванный наличием в воде небольшой доли дейтерия (0,016%), на большой толщине (более 150—200 см) может превысить поток нейтронов, пришедших из реактора [1,7]. [c.15]

При расчете поля замедляющихся и тепловых нейтронов наиболее щироко используется сочетание метода сечений выведения для быстрых нейтронов с диффузионным методом для замедляющихся и тепловых нейтронов. Подробно различные модификации такого комплексного подхода и соответствующие программы для ЭВМ описаны в 5.4. В случае однородной защиты удается получить довольно простые аналитические выражения для плотности потока нейтронов. Например, при простейшем двухгрупповом рассмотрении, а именно для одной группы быстрых нейтронов и одной группы медленных нейтронов для однородной протяженной защиты, примыкающей к активной зоне больших размеров, плотность потока медленных нейтронов на достаточном удалении от активной зоны [см. формулу (5.151)] описывается следующим выражением (при 1) [c.55]

В источниках больших размеров необходимо учитывать само-поглощение частиц и изменение их энергии в результате упругих и неупругих рассеяний. В связи с этим определение мощности излучения больших источников становится относительно сложным. Наиболее трудоемки расчеты утечек нейтронов и у-квантов из ядерного реактора. К моменту начала расчета тепловыделения в защите должен быть выполнен физический расчет реактора, Результаты его содержат координатные распределения плотностей потоков нейтронов в активной зоне и отражателе реактора. По ним можно найти плотность утечки нейтронов из активной зоны реактора и определить распределение источников у-кваитов в активной зоне. Плотность утечки нейтронов определяется как произведение коэффициента диффузии на производную от плотности потока на границе активной зоны. Распределение источников у-квантов в активной зоне реактора дает [c.108]

Радиационные характеристики смеси продуктов деления являются исходными параметрами для расчета защиты, тепло-съема и собственно ведения технологического процесса. Они зависят в основном от трех факторов удельной тепловой мощности реактора хю вт/г (или плотности потока нейтронов Ф нейтрон1 см -сек) , продолжительности кампании Г и выдержки Для процессов переработки облученного топлива основными радиационными характеристиками смеси продуктов деления, которые в первую очередь необходимо знать при проектировании защиты, являются удельные активности [c.183]

Проведенные расчеты показывают, что толщина защиты по направлению пучка электронов обусловлена защитой от тормозных квантов. Толщина защиты во всех других направлёниях обусловливается ослаблением потоков нейтронов. [c.239]

Стальные конструкции реактора и ПГ, а также стенки трубопроводов при расчете ослабления потоков нейтронов и уквантов рассматривают как железо, поскольку это ослабление определяется основной составляющей стали — железом. Лишь при расчете выхода захватных у-квантов от поглощения нейтронов в стали учитывают фактический состав стали. [c.299]

Фирмой Адмирал корпорейшн [20] ведется работа, которая ставит своей целью определение частотного сдвига при высокой температуре в кристаллах, находящихся в условиях облучения. Исследованы кристаллы типа R-24/U и R-51/U. Для определения возможности улучшения кристаллов в облученном состоянии часть образцов завернули в кадмиевую фольгу. Одна партия образцов находилась в рабочем состоянии, другая — в пассивном. Степень радиационного воздействия определяли по изменениям частотных характеристик при температуре 180° С. Кристаллы облучали интегральными потоками (0,40- 1,4)-10 нейтрон1см в расчете на нейтроны с энергией выше 0,5 Мэе. [c.411]

Если продолжить касательную к кривой распределения потока нейтронов Ф(х) до пересечения с осью х (рис. 2-3), то отрезок, отсекаемый касательной (длина энстра)поляции), будет равен AB=i2D =Dfan. Вблизи границы раздела поглощающей среды с вакуумом теория диффузии условно применима, однако расчеты, основанные на решении уравнения диффузии, близки к расчетам по точной теории переноса. Например, точная теория переноса нейтронов дает величину длины экстраполяции, [c.66]

При строгой формулировке задачи о расчете ячейки возникает некоторая неопределенность в выборе краевого условия на внеганей границе ячейки. В диффузионной теории считают, что из каждой данной ячейки вытекает столько же нейтронов, сколько в нее втекает. Это условие означает равенство нулю плотности потока нейтронов на внеганей границе ячейки. В терминах кинетической теории оно может быть написано в виде равенства [c.737]

Для проведения измерений, необходимых при постройке и работе системы на цепной реакции, используются ионизационные камеры и счетчики, рассмотренные в разделах 15, 16 и 17. Полная мощность, развивающаяся в котле однородного строения, пропорциональна нейтронной плотности, просуммированной по объему котла. Пространственное распределение нейтронов в котле с хорошид1 приближением определяется только геометрией котла. Следовательно, чтобы найти мощность, развивающуюся в котле, достаточно измерить плотность нейтронов в одном месте котла. Для того чтобы сделать это, мы можем расположить наполненную бором ионизационную камеру известной эффективности в каком-либо месте котла. Ионизация, возникающая в этой камере, может непрерывно регистрироваться, так что мы можем постоянно измерять мощность, на которой работает котел. Если котел работает в очень широком интервале мощностей, то нельзя ожидать, что с отдельной ионизационной камерой можно промерить весь интервал. Если чувствительность камеры такова, что легко измеряемые токи получаются при очень больших нейтронных потоках, то при низких мощностях ток в ионизационной камере будет столь мал, что его нельзя обнаружить. С другой стороны, если камера рассчитана таким образом, чтобы измерить токи при очень низких уровнях мощности, то при высоких уровнях мощности ток в камере не будет больше увеличиваться с увеличением нейтронного потока, и мы будем иметь насыщение . Поэтому практически в различных местах котла следует разместить несколько ионизационных камер разной чувствительности с таким расчетом, чтобы для каждого уровня мощности имелась по крайней мере одна ионизационная камера известной эффективности, способная дать величину потока нейтронов в котле. [c.197]

Во-первых, на два-три порядка повышается чувствительность метода. Это связано с увеличением эффективности регистрации гамма-квантов и с улучшением отношения полезного сигнала к фону, поскольку при расчете учитывается только та часть фона, которая соответствует энергии излучения в области фотопика гамма-линии интересующего нас радиоизотопа. В результате максимальная чувствительность метода для 70—80 элементов, облучен- ных в потоке нейтронов 10 н см -сек, достигает Ю" —10 г, а в от дельных случаях, при использовании радиоизотопов без носителя 10 г. В частности, в случае платины удается зафиксировать переход в раствор 1 -Ю" г металла. В случае железа и хрома чувстви- [c.94]

Применяемая в Физико-химическом институте им. Л. Я. Карпова методика измерений сводится к следующему. Испытуемый образец металла или сплава облучается на ядерном реакторе в потоке нейтронов (1—4) 10 н см сек в течение нескольких часов или суток. Одновременно с ним облучаются предварительно взвешенные эталонные образцы. В случае сплавов эталоны представляют собой образцы чистых компонентов, входящих в состав сплава. Затем испытуемый образец помещается в соответствующую агрессивную среду и выдерживается в ней в интересующих исследователя условиях в течение времени, достаточного для установления стационарной скорости растворения, о чем можно судить по результатам радиохимического анализа периодически отбираемых проб электролита. Анализ осуществляется с помощью многоканальных сцинтилляционных гамма-спектрометров, собранных на базе датчиков с кристаллом NaJ, и стандартных амплитудных анализаторов импульсов, например типа АИ-100 или АИ-128. Количественный расчет содержания того или иного элемента в пробе проводится путем сравнения сумм импульсов (за вычетом фона) в 10 каналах спектрометра в области фотопика от соответствующего радиоизотопа для этой пробы и для эталонного раствора. Последний готовится путем полного растворения соответствующего эталонного образца, облученного вместе с испытуемым образцом на реакторе, и разбавления полученного раствора. Разбавление проводится для уменьшения уровня излучения до 10 мкрЫас, что контролируется с помощью сцинтилляционного радиометра типа Кристалл . Это обеспечивает получение хорошей статистики при продолжительности измерения 1—2 мин и позволяет не делать поправку на мертвое время спектрометра. Продолжительность измерения рабочих проб на у-спектро-метре составляет обычно 1—10 мин точность 10—30%. [c.96]

Ю. И. Ремнев (1958, 1959) рассмотрел связь между напряжениями и малыми деформациями в кристаллическом твердом теле при объемном расширении, вызванном облучением тяжелыми частицами, и предлояшл ряд гипотез, позволяющих определить это расширение. Было рассмотрено нейтронное облучение, так как бомбардирующий нейтрон, проходя через кристаллическую решетку, не взаимодействует с атомами кулоновыми силами и производит наибольшее нарушение. Предполагается, что в результате облучения механические свойства материала (модуль Юнга, предел текучести и т. д.) могут меняться, а изотропия материала не нарушается. А. А. Ильюшин и П. М. Огибалов (1960) предложили методы расчета прочности оболочек толстостенного цилиндра и полого шара. Как и в работах Ю. И. Ремнева, здесь принимается, что падение потока нейтронов пропорционально энергии и толщине слоя, а свойства тела в данной точке зависят от дозы облучения в этой точке. [c.466]

Связанную с таким ограничением числа членов погрешность можно оценить на основании величины первого отбрасываемого члена в уравнении (3.19). Вообще говоря, для неравномерной пространственной сетки этот член равен второму члену в правой части уравнения. Однако для равномерной сетки Д) +1/2 = А/,-1/2 = Д и коэффициент перед (/ (х ) равен нулю. Первым отбрасываемым отличным от нуля членом в этом случае будет третий член в уравнении (3.19), и онравен [(1/4)А 3 ] ф" (х ). В любом случае очевидно, что отбрасываемый член можно сделать малым по сравнению с А/г ,, используя достаточно мелкую пространственную сетку, т. е. малые значения Д . Однако сетка может быть и сравнительно крупной в тех случаях, когда поток нейтронов меняется не очень быстро, так как тогда ф ф" малы по сравнению с ф. Более подробное обсуждение ошибок приближения и их влияния на точность реакторных расчетов можно найти в работе [4]. [c.107]

Справедливость приближения Вигнера—Зейца проверялась, в частности, прп расчете переноса тепловых нейтронов с помощью диффузионного приближения [25]. Очень важен выбор граничных условий для цилиндрической ячейки. В реальной ячейке можно было бы использовать граничные условия отражения или периодичности (см. разд. 3.1.5), но в эквивалентной цилиндрической ячейке ситуация становится менее ясной. На первый взгляд, может оказаться приемлемым задание на цилиндрической поверхности граничных условий отражения нейтронов. Если поток нейтронов задается в цилиндрической системе координат, описанной в разд. 1.7.1, то граничные условия отражения сводятся к требованию [c.127]

Установлено, что такие граничные условия являются вполне удовлетворительными, когда область замедлителя имеет размеры в несколько длин свободного пробега нейтронов. Однако, если замедлитель имеет небольшую толщину, то результаты могут ввести в заблуждение. Причину этого можно понять с помощью рис. 3.9 [26]. В цилиндрической ячейке с граничными условиями отражения падающий на границу нейтрон может отражаться от нее таким образом, что его путь не будет пересекать топливного элемента (рис. 3.9, а), если только нейтрон не рассеялся в замедлителе. Сдругой стороны, в реальной ячейке, как показано на рис. 3.9, б, нейтроны, отраженные на поверхности, могут войти в топливо даже без рассеяния. Ожидается, таким образом, что использование граничных условий отражения может привести к значительному завышению потока нейтронов в замедлителе. Расчеты показывают, что на практике так и происходит. [c.127]

Для расчета распределения потока нейтронов в цилиндрической геометрии часто применяют метод сферических гармоник. Для реактора в целом обычно вполне пригодно диффузионное или Рх-приближение, описанные в предыдущих разделах настоящей главы. Однако в отдельной ячейке часто имеются тонкие или сильнопоглощающие области, для которых Р -приближение неприменимо. В этом случае для получения лучших решений уравнения переноса иногда используется метод разложения потока нейтронов в ряд по сферическим гармоникам. Получающаяся система уравнений оказывается более сложной, чем для плоской или сферической геометрии (см. разд. 3.1.2, 3.3.3), из-за наличия зависимости потока нейтронов от двух координат, описывающих направление движения нейтронов. [c.128]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...