Елохин Автоматизированные системы контроля радиационной обстановки окружаюсчей среды 2012

При E(x) вида (7.12) и q+ (x), q− (x) вида (7.8), (7.9) для iнп по-

лучаем

Зависимость вида (7.32), приведенная на рис. 7.10, дает возможность по измеренному току iнп определить мощность дозы D′γ,β, по которой, в свою очередь, используя формулу (7.17), находят объемную активность Q0. После определения U0 (U1 на расстоянии y1 от внутренней поверхности вентиляционной трубы) и определения, таким образом, параметра V*, по формуле (5.40) находят величину G и после чего, без особых трудностей, мощность выброса радиоактивной примеси PB.

Рис. 7.10. Зависимость ионизационного тока Iion плоской непроточной ионизационной камеры от мощности дозы γ-излучения D при различных значениях напряженности электрического поля E0:

1 – 100 В/см; 2 – 50 В/см; 3 – 25 В/см (расчет)

Датчики мощности выброса, состоящие из проточной и непроточной ионизационных камер приведены в гл. 5 на рис. 5.2 в цилиндрической и рис. 5.10 – в плоскопараллельной геометриях.

181

7.3. Экспериментальные и расчетные данные характеристик высокотемпературного датчика фотонного излучения, определяющего мощность радиоактивных выбросов АЭС с реактором, содержащим систему пассивной фильтрации, в условиях радиационных аварий

Из рассмотренного в гл. 5 метода определения радионуклидного состава радиоактивных благородных газов, выходящих в атмосферу через систему пассивной фильтрации межоболочечного пространства реактора, в условиях запроектных аварий следует, что протекание такого рода аварий будет сопровождаться высокими значениями температуры и мощности дозы. Согласно техническим условиям при проектировании такого типа реакторов значения этих параметров в системе пассивной фильтрации условиях запроектных аварий составляют: T ≤ 300 ºC; D' ≤ 2·102 Зв/ч.

Значения указанных параметров накладывают определенные ограничения на характеристики проточной и непроточной ионизационных камер, используемых для оценки величины мощности выброса ИРГ, поступающих в атмосферу через систему пассивной фильтрации реактора в условиях запроектных аварий. Эти ограничения определяются радиационной стойкостью радиоэлектронных элементов аппаратуры ионизационных камер в полях фотонного излучения с мощностью дозы не менее 2·102 Зв/ч, а также их работоспособностью (температурной стойкостью) в поле температур не выше 300 ºC. Для определения указанных характеристик проточной и непроточной ионизационных камер необходимо было получить расчетные оценки и провести, по меньшей мере в лабораторных условиях, ряд экспериментальных исследований зависимости ионизационного тока указанных ионизационных камер от мощности дозы ионизирующего излучения при различных значениях скорости воздушного потока и температуры.

7.3.1. Характеристики исследовательских установок

Экспериментальные исследования зависимости ионизационного тока проточной и непроточной ионизационных камер от мощно-

182

сти дозы фотонного ионизирующего излучения при различных значениях скорости воздушного потока и температуры проводились на специально разработанном для этих целей испытательном стенде (рис. 7.11), который был смонтирован на базе аттестованных радиационных установок :

поверочной γ-установки УПГД-1М; радиационных установок «Гаммарид» и ГУ-200.

Рис. 7.11. Испытательный стенд:

1 – нагнетательное устройство для создания воздушного потока через проточную камеру в диапазоне от 0 до 12,0 м/с; 2 – воздуховод (гофрированная труба,50,0 мм, длиной 2,0 м), предназначенный для формирования воздушного потока через проточную камеру ДМРВ; 3 – блок ионизационных камер (проточной и непроточной); 4 – термоанемометр ТТМ-2 для измерения скорости воздушного потока на выходе проточной камеры; 5 – коллиматор поверочных установок УПГД-1М и «Гаммарид»; 6 – ПЭВМ для обработки результатов измерения

В результате экспериментальных исследований были определены зависимость ионизационного тока проточной и непроточной камер от скорости воздушного потока при фиксированных значениях мощности γ-излучения в диапазоне от 0,1 мкЗв/ч до 200,0 Зв/ч; найдено минимальное значение мощности дозы, при которой имеет

Работа проводилась в научно-исследовательском институте приборов (НИИП) в соответствии с “Программой и методикой испытаний датчика, определяющего мощность газоаэрозольной радиоактивной примеси (ДМРВ) в вентиляционных трубах АЭС”.

183

место зависимость ионизационного тока проточной камеры от скорости воздушного потока.

Экспериментальные исследования проводились следующим образом. Воздушный поток со скоростью до 12,0 м/с включительно нагнетался через проточную камеру специальным устройством. При этом скорость воздушного потока измерялась на выходе проточной камеры термоанемометром ТТМ-2 с погрешностью 0,02 м/с.

На установках УПГД-1М и «Гаммарид» испытательный стенд был смонтирован таким образом, что центры ионизационных камер (проточной и непроточной) размещались по осевой линии коллимированного пучка потока фотонов, исходящих из коллиматора указанных установок так, чтобы поток ионизирующего излучения падал перпендикулярно электродам ионизационных камер.

На установке ГУ-200 камеры были установлены на уровне центров источников, находящихся в облучателе установки. При этом проточная и непроточная камеры и воздуховод находились в равномерном поле γ-излучения.

Установка «Гаммарид» – γ-установка в комплексе стенда «Гам- ма-Н», предназначенная для проведения радиационных исследований в поле гамма-излучения источника с радионуклидом 60Co и активностью источника 59 Ки (2,18×1012 Бк) приведена на рис. 7.12.

Рис. 7.12. Исследовательская гамма-установка “Гамма-Н” с источником 60Co активностью 2,18×1012 Бк (59 Ки) на базе дефектоскопа «Гаммарид»:

слева – стапель, наверху – источник с коллиматором, прямо у стены – этажерка для испытания образцов

184

Радиационная установка ГУ-200 – мощная γ-установка, предназначенная для проведения радиационных исследований в поле γ- излучения источников с радионуклидом Co60. Объект устанавливается либо внутри облучателя, состоящего из 16 каналов, либо вне облучателя на расстоянии до 2,3 м от поверхности облучателя (рис. 7.13).

Рис. 7.13. Гамма-установка (ГУ-200) для проведения радиационных исследований в поле γ-излучения, создаваемого радионуклидом Co60. Левая конструкция – облучатель, т.е. бокс для источников, правая, на которой установлен датчик – съемный бокс-облучатель, используемый для создания более высокой мощности дозы в его центре

Установка УПГД-2 – поверочная γ-установка с набором γ- источников Co60 в диапазоне мощностей доз на R = 1,0 м от центра источника при отношении диаметра коллиматора к его длине 0,4 от 2,87 до 1,65 мЗв/ч приведена на рис. 7.14. Активность источников – 5,5×1015 Бк, мощность экспозиционной дозы в зависимости от расстояния до поверхности облучателя от 7,0 до 1,4 Зв/с (см. рис. 7.13).

Испытательный стенд, смонтированный на γ-установках УПГД-1М, «Гаммарид» и ГУ-200, обеспечил проведение испытаний датчика ДМРВ при мощностях доз фотонного излучения от 0,1 мкЗв/ч до 200,0 Зв/ч при энергии гамма-излучения 1,25 МэВ (Со60) и скорости воздушного потока в диапазоне 0−12,0 м/с. Измерения проводились в диапазоне температуры 16−20 оС при влажности 75−80 %.

185

в воздухе могут образовываться и «средние» ионы размером 10-7–

10-6 см.

Плазма, получающаяся в результате облучения воздуха, обычно считается квазинейтральной, т.е. считается, что объемные плотности зарядов разного знака в ней равны. Это справедливо в условиях отсутствия факторов, разделяющих заряды плазмы – внешних электрических и магнитных полей. При этих условиях, ограничиваясь первыми двумя членами в правой части уравнения (5.11), получаем уравнение кинетики ионизации газа:

где константа α в уравнении (7.33) определяется из условия N(t)|t=0= Nнач; Nнач – плотность ионов в начальный момент времени.

Из решения уравнения следует, что при облучении воздуха в стационарных условиях по истечении времени, много большего характерного времени установления, в воздухе устанавливается постоянная (равновесная) плотность ионов N0 = ( GI D′K р )1/2,

причем, как следует из решения, характерное время установления этой плотности равно τ = (GI D' Kр)-1/2. Отметим, что в силу экспоненциальной зависимости решения от времени, плотность ионов практически полностью выходит на свое равновесное значение за 3–5 характерных времен.

С ростом температуры величина радиационного выхода GI будет изменяться. Поскольку этот параметр рассчитывается на единичный объем (1 см3), то он пропорционален концентрации молекул N см-3 в этом объеме. Таким образом, исходя из соображений пропорциональности, величину радиационного выхода при температуре T мож-

Формула, связывающая давление воздушной среды с температурой и концентрацией молекул среды имеет вид P = kTN , где k – постоянная Больцмана. Считая давление постоянным и используя по-

187

следнее выражение, для радиационного выхода GI,T при температуре T, определяемое формулой (7.34), находим:

Необходимо отметить, что в условиях постоянного объема концентрация молекул является величиной постоянной, а радиационный выход не будет зависеть от температуры, т.е. GI ,T ≡ GI ,T0 ,

Равновесная плотность ионов в воздухе и характерное время установления равновесной плотности ионов в воздухе в зависимости от мощности дозы представлены на рис. 7.15 и 7.16.

Рис. 7.15 Зависимость времени установления равновесной плотности ионов в воздухе от мощности дозы γ-излучения

Рис. 7.16. Зависимость равновесной плотности ионов в воздухе от мощности дозы фотонного излучения

188

Как следует из рисунков, время установления, особенно при низких мощностях доз, велико (до десятков и сотен секунд), что может быть существенным для приборов, измеряющих концентрацию ионов в воздухе – при таких измерениях может быть важна предыстория воздуха, а именно – какими мощностями дозы и за сколько времени до момента измерения воздух облучался.

нормальных условиях. Коэффициент тройной рекомбинации пары разноименно заряженных ионов на молекулах газа при давлениях меньше и порядка атмосферного слабо зависит от давления (рис. 7.17), был получен Томсоном и определяется выражением [13]:

где v , σ – средняя относительная скорость столкновения молекул с ионами и сечение столкновения нейтральной молекулы с ионом соответственно; λ +, λ – длины пробега положительного и отрицательного ионов в газе; b – критический радиус взаимодействия иона с молекулой (b = 2e2/3T), а функция S(z) затабулирована в работе [14]. Как видно из рисунка, в области нормальных давлений при постоянной температуре коэффициент рекомбинации слабо зависит от давления. В этой области давлений, согласно формуле Том-

сона (7.36), K p ~ vb2 ~ T −32 и не зависит от плотности газа.

189

На рис. 7.18 приводятся результаты измерений для коэффициента рекомбинации положительных и отрицательных ионов в кислороде при постоянной плотности газа и разных температурах. Из рисунка следует, что при нормальных давлениях коэффициент рекомбинации как функция температуры также хорошо аппроксимируется зависимостью

K p ~ T −32 .

Задавая значение коэффициента рекомбинации Kp,0 при нормальных условиях, характеризуемых температурой Т0 и давлением Р0, например Kp,0 =

= 1,6·10-6 см3/с (см. п. 4.3), для его температурной зависимости по-

Для качественной оценки температурной зависимости равновесной концентрации ионов необходимо учитывать как температурную зависимость коэффициента рекомбинации, так и радиационного выхода. Так для проточной ионизационной камеры, считая давление постоянным, с учетом формулы (7.37) и выражения, для радиационного выхода GI,T, определяемого формулой (7.35), для равновесной концентрации ионов в итоге получаем

Для качественной оценки равновесной концентрации, характерной для непроточной ионизационной камеры, учитывая, что в этом случае радиационный выход не зависит от температуры, а температурная зависимость коэффициента рекомбинации имеет подобный характер, аналогично получаем

190