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Fermi Alterstheorie

04 Aug 2014 - tsp
Last update 16 Apr 2019
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Fermi Altersgleichung

Aus der Kontinuitätsgleichung für unendlich ausgedehnte Medien mit punktförmigen Quellen folgt

qE(r,E)Moderation+divJ(r,E)Ausfluss+Σa(r,E)ϕ(r,E)Absorption=S(r,E)Quellen

Der Term qE beschreibt mit Hilfe der Bremsdichte q (d.h. die Zahl der Neutronen, die unter eine Energie von E gebremst werden), wie viele Neutronen mit der Energie E abgebremst werden.

J(r,E)=D(E)gradϕ(r,E)q(E)=EαEΣs(E)ϕ(E)EαE(1α)EdE

Bei der ersten Gleichung handelt es sich um das Fick’sche Diffusionsgesetz (also den Zusammenhang zwischen Neutronenstrom J(r,E) und Neutronenfluss ϕ(r,E)), bei der zweiten Gleichung um die Bremsdichte q(E), also die Zahl der Neutronen, die pro Zeiteinheit auf eine Energie unter die Energie E abgebremst werden. Der Absorptionsterm sowie der Quellterm entstammen hierbei der ursprünglichen Kontinuitätsgleichung.

Wird nun noch angenommen, dass der Neutronenfluss einer 1E Verteilung folgt (Eϕ(E)Eϕ(E)), folgt

Eϕ(E)Eϕ(E)q(E)=Σs(E)ϕ(r,E)EEαEEαE(1α)E21+α1αlnα=χ=Σs(E)ϕ(r,E)χEϕ(r,E)Σs(E)χE=q(r,E)ϕ(r,E)=q(r,E)Σs(E)χE

Einsetzen liefert für einen monochromatischen Quellterm S(r)δ(EE0)

q(r,E)E+Σa(r,E)q(r,E)Σs(E)χED(E)Σs(E)χEΔq(r,E)+S(r)δ(EE0)=0

Wird nun von einem quellfreien Medium ausgegangen und nur ein Bereich betrachtet, in dem keine Absorption sondern nur Streuung stattfindet, wird S=0 und Σa=0, dass heißt es gilt die Fermi Altersgleichung

qE(r,E)D(E)Σs(E)χEΔq(r,E)=0τ(E)=E0ED(E)χΣs(E)EdEqE=D(E)Σs(E)χEτEΔq(r,E)qE=τEΔq(r,E)qEEτ=Δq(r,E)q(r,τ)τ=Δq(r,τ)

Hierbei wurde die Größe τ eingeführt, das so genannte Fermi Alter von Neutronen. Hierbei handelt es sich wie später gezeigt um den durchschnittlichen Neutronendiffusionskoeffizienten während des Abbremsvorgangs. Wird auch Absorption berücksichtigt, muss der Absorptionsterm hinzugefügt werden:

q(r,τ)τ=Δq(r,τ)ΣaΣaχEχΣsEDq

Zur Lösung der Fermi Altersgleichung wählt man den Seperationsansatz q(r,τ)=q0(r,τ)p(τ). Hierbei ist q0(r,τ) eine Lösung der homogenen Fermi-Altersgleichung mit Σa=0. Die Absorption kann dann als Störung mit ΣaΣs eingeführt werden. Es ergibt sich

p(E)=eE0EΣaχΣsdEE

Diese Lösung ist durch die Diffusionsapproximation (das heißt nicht zu Nahe an Quellen, nur bei geringer Flussvariation) sowie eine geringe Energieänderung pro Stoß beschränkt. χ ist hierbei wieder das bereits bekannte mittlere logarithmische Energiedekrement.

Die mittlere Zeit zwischen den Stößen beträgt λsv=1Σsv=ts. Hiermit ergibt sich bei der Annahme quasikontinuierlicher Streuung (das heißt für sehr kleine χ) die mittlere zeitliche logarithmische Energieänderung zu

dlnEdt=χts=χvΣsdlnEdt=dlnEdEdEdt=1EdEdt=dudtdEE=χΣsvdtT=t0dt=E0E1ΣsvχdE

Zusammen mit v = \sqrt{\frac{2E}{m}} folgt also für das chronologisch Neutronenalter, also die Zeit, die von der Spaltung an bis zur Abbremsung auf die Energie E erforderlich ist

\begin{align} t = \frac{1}{\Sigma_s \chi} \sqrt{2m} \left(\frac{1}{\sqrt{E}} - \frac{1}{\sqrt{E_0}} \right) \end{align}

Für das Fermialter gilt

\begin{align} \tau = \int_E^{E_0} \frac{D(E’)}{\chi \Sigma_s(E’)} \frac{\text{d}E’}{E’} = \int_0^t \underbrace{D(t’)v(t’)}_{D_0} \text{d}t’ \\ \bar{D_0} = \frac{1}{t} \int_0^t D_0 \text{d}t \\ \to \tau(E) = \bar{D_0} t \end{align}

Einzelne punktförmige Quelle

Betrachtet man eine einzelne punktförmige Quelle und wählt den Koordinatenursprung \vec{r}=0 als Position der Quelle, ergibt sich ein radialsymmetrisches Problem. Die Fermi-Altersgleichung kann also in Kugelkoordinaten transformiert werden:

\begin{align} \frac{\partial q(\vec{r}, \tau)}{\partial \tau} = \frac{\partial^2 q(\vec{r}, \tau}{\partial r^2} + \frac{2}{r} \frac{\partial q(\vec{r}, \tau)}{\partial r} - Q(\vec{r}) \delta(\vec{r}) \end{align}

Hieraus folgt für die Bremsdichte in Abhängigkeit vom Fermi-Alter

\begin{align} q(\vec{r}, \tau) = \frac{Q}{(4\pi r)^{\frac{3}{2}}} \text{e}^{\frac{r^2}{4 \tau}} \end{align}

Mit der bekannten Verteilungsfunktion (der Bremsdichte) kann nun der Erwartungswert des mittleren Verschiebungsquadrats berechnet werden:

\begin{align} \bar{r^2(\tau)} = \frac{\int_0^\infty r^2 \frac{1}{(4 \pi \tau)^\frac{3}{2}} \text{e}^{\frac{r^2}{4\tau}} 4 \pi r^2 \text{d}r^2}{\int_0^\infty \frac{1}{(4 \pi \tau)^\frac{3}{2}} \text{e}^{\frac{r^2}{4\tau}} 4 \pi r^2 \text{d}r^2} \\ = \frac{\int_0^\infty r^2 \text{e}^{\frac{r^2}{4 \tau}} \text{d}r}{\int_0^\infty \text{e}^{\frac{r^2}{r\tau}} \text{d}r} = 6 \tau \end{align}

Das Fermialter ergibt hierbei für Punktförmige Quellen \tau = \frac{1}{6} \bar{r^2}.

Flächen- und gleichverteilte Quellen

Ändert man die Randbedingungen ergibt sich für Flächenquellen der Zusammenhang \tau=\frac{1}{2} \bar{r^2}. Für homogen verteilte Quellen ist die Bremsdichte q(\vec{r}, \tau) = \frac{Q_0}{V}. Aufgrund der superponierbaren Lösungen der Altersgleichung lässt sich ein Quellterm für thermische Neutronen mit berücksichtigter Absorption definieren:

\begin{align} S_{th}(\vec{r}, \tau) = p(\tau_{th}) q(\vec{r}, \tau_{th}) \end{align}

Laut der kritischen Gleichung entstehen k_\infty = f \eta \epsilon \chi(\tau_0) schnelle Neutronen des Alters \tau_0. Das heißt, dass f \eta \epsilon = \frac{k_\infty}{p}. Es entstehen also \frac{k_\infty}{p} \Sigma_a \phi(\vec{r}) \chi(\tau_0) schnelle Spaltneutronen des Alters \tau_0.

Mit der mittleren Spaltenergie \bar{E} = \int_{E_th}^{\infty} \tau(E, E_0) \chi(E_0) \text{d}E_0 kann das mittlere Entstehungsalter \bar{\tau_0} definiert werden:

\begin{align} \bar{\tau_0} = \int_{E_{th}}^\infty \tau(E, E_0) \chi(E_0) \text{d}E_0 \end{align}

Die Bremsdichte der Neutronen ergibt sich hiermit zu

\begin{align} q(\vec{r}, \tau = 0) = \underbrace{\frac{k_\infty}{p} \Sigma_a \phi(\vec{r})}_{\text{Spaltung}} + \underbrace{S(\vec{r})}_{\text{stationäre Quellen}} \end{align}


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Dipl.-Ing. Thomas Spielauer, Wien (webcomplains389t48957@tspi.at)

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