CARATTERIZZAZIONE DEL FLUSSO NEUTRONICO NEL COMPLESSO MOLTIPLICANTE SOTTOCRITICO SM1 DELL UNIVERSITÀ DI PAVIA

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1 UNIVERSITÀ DEGLI STUDI DI PAVIA FACOLTÀ DI SCIENZE MM. FF. NN. CORSO DI LAUREA IN SCIENZE FISICHE CARATTERIZZAZIONE DEL FLUSSO NEUTRONICO NEL COMPLESSO MOLTIPLICANTE SOTTOCRITICO SM1 DELL UNIVERSITÀ DI PAVIA Relatore: Dott. Ing. Andrea Borio di Tigliole Correlatori: Dott. Daniele Alloni Dott. Michele Prata Tesi di laurea di Andrea Cazzola anno accademico 2009/

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3 Indice Introduzione i 1 Elementi di Fisica dei reattori nucleari La fissione nucleare Energia rilasciata nella fissione Equazione di bilancio dei neutroni Calcolo del coefficiente di moltiplicazione Sezioni d urto Assorbimento Scattering elastico Scattering anelastico Libero cammino medio Accelerator Driven Systems e la Struttura Moltiplicante sottocritica SM1 dell Università di Pavia Struttura degli ADS Trattamento delle scorie nucleari con gli ADS Geometria della Struttura Moltiplicante SM Il contenitore e il coperchio Le griglie distanziatrici Elementi di combustibile Acqua di moderazione La sorgente di neutroni Simulazione mediante codice Monte Carlo MCNP Procedimento Configurazione del reticolo di elementi di combustibile Sorgenti utilizzate nelle simulazioni i

4 INDICE Simulazioni Misure di flusso nella struttura moltiplicante sottocritica SM Svolgimento delle misure Irraggiamento e Conteggio Calcolo dell attività specifica a saturazione Ricostruzione del flusso neutronico mediante SAND II Conclusioni 95 A Teoria del trasporto 5 A.0.4 Densità e flusso neutronico A.0.5 L equazione del trasporto dei neutroni in forma integro - differenziale A.0.6 Sistemi moltiplicanti e condizione di criticità A.0.7 Rappresentazione integrale dell equazione del trasporto 112 B Teoria della diffusione 115 B.0.8 Legge di Fick C Il codice MCNP 119 C.0.9 Il metodo Monte Carlo C.0. Introduzione alla caratteristiche di MCNP C.0.11 Utilizzo del codice C.0.12 Tipo di simulazione C.0.13 Caratteristiche della sorgente D Il codice SAND II 131 D.0.14 Descrizione dell algoritmo di SAND II Bibliografia 137 ii

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6 Introduzione Il combustibile esausto, prelevato dalle centrali nucleari, costituisce il componente principale delle scorie nucleari. La parte più pericolosa di queste scorie è limitata a pochi elementi (Plutonio, Nettunio, Americio, Curio) e alcuni prodotti di fissione a lunga vita media come lo Iodio-129 e il Tecnezio- 99, in concentrazioni di alcuni grammi per tonnellata. Ad oggi nell Unione Europea vengono prodotte approssimativamente 2500 tonnellate di combustibile esaurito all anno, contenenti circa 25 tonnellate di Plutonio, 3.5 tonnellate di attinidi minori (Nettunio, Americio e Curio) e 3 tonnellate di prodotti di fissione. Queste elementi radioattivi, anche se presenti in piccole quantità, possono costituire un grande pericolo per l ambiente, se non adeguatamente gestiti. Perciò il loro stoccaggio richiede che siano convenientemente isolate e poste per lunghi periodi di tempo in siti profondi e geologicamente stabili. Una misura del rischio di questi elementi è fornita dalla tossicità e in particolare dalla radiotossicità. Come livello di riferimento normalmente viene considerata la radiotossicità associata alla quantità di materiale grezzo (ossia il minerale di Uranio in miniera) necessaria a produrre 1 tonnellata di Uranio arricchito, considerando non solo gli isotopi dell Uranio, ma anche le loro famiglie radioattive. La radiotossicità dei prodotti di fissione domina durante i primi 0 anni di stoccaggio del combustibile esaurito, poi diminuisce e raggiunge il livello di riferimento dopo circa 300 anni. La radiotossicità a lungo termine è dominata solamente dagli attinidi, principalmente isotopi di Plutonio e Americio. Per il combustibile esausto non riprocessato il livello di riferimento è raggiunto dopo periodi superiori a 5 anni. Queste sono le basi delle motivazioni che hanno portato alla nascita, in tutto il mondo, di programmi chiamati di Partizione e Trasmutazione (P&T) e allo sviluppo di impianti dedicati allo smaltimento delle scorie, come gli i

7 CAPITOLO 0. INTRODUZIONE Accelerator Driven Systems. Le tecniche di P&T potrebbero ridurre drasticamente (di un fattore 0 o superiore) sia la massa, sia la radiotossicità delle scorie nucleari che dovranno poi essere immagazzinate nei depositi definitivi, riducendo quindi il tempo di confinamento necessario affinché la loro radiotossicità raggiunga il livello di riferimento. Questo sarà possibile perché tali tecnologie potranno permettere la separazione (partizione) degli elementi più pericolosi, ossia il Plutonio (Pu), gli attinidi minori (MA: Nettunio, Americio, Curio) e alcuni prodotti di fissione a lunga vita media (LLFP)- dalle scorie nucleari e trasmutarli (trasmutazione) in elementi stabili o a vita media più breve. La trasmutazione degli elementi a lunga emivita risulta essere particolarmente efficiente se vengono impiegati impianti nucleari a spettro veloce. In questo lavoro di tesi, dopo aver introdotto e spiegato in generale la realizzazione e il funzionamento di un Accelerator Driven Systems, vengono descritti gli studi e i risultati preliminari effettuati sulla struttura moltiplicante sottocritica SM1 dell Università degli Studi di Pavia, al fine di utilizzarla come impianto di ricerca sulla trasmutazione degli elementi a lunga emivita contenuti nelle scorie nucleari. In modo particolare verranno descritte le misure realizzate presso l impianto SM1 ai fini della caratterizzazione del suo flusso neutronico e le simulazioni dell impianto svolte mediante codice Monte Carlo MCNP. I risultati delle misure sono stati susseguentemente utilizzati per la validazione delle simulazioni. ii

8 Capitolo 1 Elementi di Fisica dei reattori nucleari In questo capitolo vengono trattati alcuni argomenti basilari della fisica di un reattore nucleare, come la fissione nucleare, l equazione di bilancio dei neutroni, le sezioni d urto e l energia rilasciata nel processo di fissione. Altri argomenti, come la teoria del trasporto e la teoria della diffusione dei neutroni, di cui è stata redatta una trattazione sintetica, sono riportate in Appendice A. 1.1 La fissione nucleare Il processo di fissione La fissione nucleare è una particolare reazione, nella quale un nucleo si frammenta in due nuclei più leggeri, detti prodotti di fissione, liberando un numero variabile di neutroni. Il processo di fissione può essere spontaneo oppure indotto: nel primo caso il nucleo genitore si scinde autonomamente; nel secondo caso, invece, la fissione del nucleo è indotta, in generale, dal bombardamente con neutroni. I prodotti di fissione solitamente non sono mai nuclei dello stesso elemento, ma di due elementi distinti, la cui somma delle masse non può comunque essere maggiore di quella del nucleo di partenza. In Figura 1.1 sono mostrate le distribuzioni di massa dei prodotti di fissione di 235 U, 233 U e 239 P u. Si può anche notare che nel caso di fissione indotta i prodotti variano a seconda dell energia del neutrone incidente. 1

9 CAPITOLO 1. ELEMENTI DI FISICA DEI REATTORI NUCLEARI Figura 1.1 Curve di probabilità di creazione di un elemento nel processo di fissione in funzione nel numero di massa atomica. Sono considerate fissioni di 233 U, 235 U e 239 P u. Si può notare anche la diversità delle curve a seconda che il neutrone incidente sia termico o con un energia di 14 MeV. I neutroni emessi dalla reazione di fissione possono essere distinti in due gruppi: Più del 99% dei neutroni vengono emessi istantaneamente e sono chiamati neutroni pronti; Meno del 1% dei neutroni vengono emessi con certo ritardo temporale (dovuto all emissione di neutroni per decadimento dei prodotti di fissione) e sono chiamati neutroni ritardati. Tali neutroni vengono emessi con uno spettro energetico continuo, il cui andamento è mostrato in Figura 1.3, e possono essere suddivisi in tre gruppi a seconda della loro energia: Neutroni termici o lenti: con energia inferiore a circa 0.5 ev; 2

10 1.1. LA FISSIONE NUCLEARE Neutroni epitermici: con energia compresa nel range ev; Neutroni veloci: con energia superiore a 5 ev. Bilancio energetico Il bilancio energetico della reazione di fissione è definito sostanzialmente dal confronto fra l energia di legame media per nucleone del nucleo di partenza e quella dei prodotti finali. L andamento di questa energia con il numero di massa del nucleo è mostrato in Figura 1.2. Figura 1.2 Energia di legame per nucleone, in funzione del numero di massa. Si può osservare come l energia di legame aumenti all aumentare del numero di massa fino al valore massimo, pari a circa 9 MeV, in corrispondenza del nucleo di Ferro (A = 56), per poi decrescere fino a circa 8 MeV per elementi come l Uranio o il Plutonio. Questo andamento spiega il fatto che la fissione avvenga per elementi con numero di massa elevato, in modo che il processo sia energeticamente favorevole. 3

11 CAPITOLO 1. ELEMENTI DI FISICA DEI REATTORI NUCLEARI Perché la reazione sia esotermica, infatti, si deve passare da un nucleo meno stabile a un nucleo più stabile, ovvero da un energia di legame minore a una maggiore. L energia liberata nel processo di fissione è perciò quella derivante da questa differenza nelle energie di legame del nucleo fissile rispetto a quelle dei prodotti. Se ad esempio consideriamo un atomo di 235 U che subisce una fissione indotta da un neutrone incidente e produce un atomo di 137 Ba e uno di 97 Kr più 2 3 neutroni: 235 U + n 137 Ba + 97 Kr + (2 3)n, (1.1) dalla reazione si liberano circa 2 MeV di energia. Questa energia viene rilasciata come indicato in Tabella 1.1. Energia pronta Energia cinetica dei prodotti di fissione Energia cinetica dei neutroni di fissione Energia radiazioni γ prodotti dalla fissione Energia radiazioni γ prodotti dalla cattura Totale Energia pronta Energia ritardata Energia dal decadimento γ dei prodotti di fissione Energia dal decadimento β dei prodotti di fissione Energia dei neutrini Totale Energia ritardata Totale 167 MeV 5 MeV 5 MeV MeV 187 MeV 6 MeV 7 MeV MeV 23 MeV 2 MeV Tabella 1.1 Ripartizione dell energia liberata in una reazione di fissione di 235 U. 4

12 1.1. LA FISSIONE NUCLEARE Energia e massa critica L energia critica rappresenta l energia che è necessario fornire al nucleo per poter avviare il processo di fissione, se questa non può avvenire in modo spontaneo. Questa energia è necessaria al nucleo per rompere i legami che mantengono uniti i nucleoni, le cui sole oscillazioni e vibrazioni non sono in grado di permettere l avvio della reazione. La soglia di criticità della reazione decresce all aumentare del rapporto Z 2 /A, cioè del rapporto tra la forza repulsiva elettrostatica, proporzionale al quadrato della carica, e l interazione forte tra i nucleoni, proporzionale al numero di massa. Questa soglia determina l energia cinetica minima che deve assumere il neutrone incidente perché si abbia fissione. Deve infatti essere almeno pari alla differenza tra l energia critica e l energia di legame di un nucleone nel livello più esterno. Nel 235 U questa differenza è negativa. In questo caso anche un neutrone con energia nulla può far avvenire fissione, la sola energia di rottura del legame, infatti, è sufficiente all innesco della reazione. È comunque bene sottolineare che non tutti i neutroni generano fissione perché alcuni di essi possono essere catturati per generare un nucleo di massa maggiore, anch esso instabile. I valori di energia critica e dell energia di legame dell ultimo nucleone per alcuni nuclei sono riportati in Tabella 1.2. Isotopo E c (ev) E n (ev) E c - E n (ev) 232 T h U U U P u Tabella 1.2 Energie critiche (E c ) ed energie di legame dei neutroni più esterni (E n ) per alcuni isotopi dei più comuni elementi fissili. Per massa critica si intende la quantità minima di un certo materiale fissile affinché possano instaurarsi fissioni nucleari a catena in grado di auto- 5

13 CAPITOLO 1. ELEMENTI DI FISICA DEI REATTORI NUCLEARI sostenersi. In questa condizione, detta di criticità, il naturale decadimento radioattivo del materiale è sufficiente a determinare l avvio della reazione. La massa critica di un materiale fissile dipende naturalmente dalle proprietà nucleari (per esempio la sezione d urto per la fissione), e dalle proprietà fisiche (in particolare la densità), la forma, e la purezza (materiali impuri possono contenere assorbitori neutronici). Circondare del materiale fissile con un riflettore di neutroni riduce la massa critica necessaria, mentre miscelare al fissile un assorbitore neutronico la fa aumentare: infatti il riflettore diminuisce le fughe di neutroni verso l esterno, mentre l assorbitore riduce il numero di neutroni disponibili per la reazione a catena. Un reattore nucleare in cui la reazione a catena può manifestarsi in condizioni stazionarie è chiamato critico, ovvero che ha ottenuto la criticità. In un tale complesso, senza un apporto esterno di neutroni, la reazione è in grado di sostenersi da sola, e nel caso nel sistema vengano introdotti neutroni da una sorgente esterna, il tasso di reazione (fissioni per unità di tempo) aumenta linearmente. Neutroni di fissione I neutroni emessi da una fissione hanno un energia media di 2 MeV, con un massimo che può arrivare a 15 MeV. Il numero medio ν di neutroni liberati per ogni fissione varia con il tipo di nucleo fissile ed aumenta linearmente con l energia dei neutroni incidenti E n secondo la relazione: ν(e n ) = ν 0 + αe n (1.2) dove ν 0 è il numero medio di neutroni emessi in fissioni indotte da neutroni termici (circa 2.45) e α è una costante che dipende dall isotopo fissile. 1.2 Energia rilasciata nella fissione Indichiamo con ν(e) il numero medio di neutroni emessi (dato da Eq. (1.1)), per singola fissione indotta da un neutrone di energia E. È utile esprimere il termine η(e), che indica il numero medio di neutroni emessi per neutrone assorbito dal combustibile: 6

14 1.3. EQUAZIONE DI BILANCIO DEI NEUTRONI σ f η(e) = ν(e) σ f = ν(e) σ a σγ F (1.3) + σ f con σ f la sezione d urto microscopica di fissione. σ a indica invece la sezione d urto microscopica di assorbimento, data dalla somma di quella di cattura radiativa (σγ F ), dove l apice F indica fuel, e di quella di fissione (che fornisce il contributo dei neutroni assorbiti dal materiale non per cattura, ma per generare fissioni). Dato che spesso si ha a che fare con insiemi composti da diversi nuclidi, è utile osservare che in questo caso: η(e) = i ν i (E) Σ fi Σ F ai (1.4) dove Σ F ai è la sezione d urto macroscopica di assorbimento, Σ fi è la sezione d urto macroscopica di fissione e ν i (E) è il numero medio di neutroni prodotti in una fissione, tutto per l i-esimo nuclide. Sperimentalmente si osserva che i neutroni pronti vengono emessi con uno spettro continuo χ(e), dato dall espressione: χ(e) = E 0.5 exp ( E) (1.5) dove E rappresenta l energia espressa in MeV. In Figura 1.3 è mostrato lo spettro energetico descritto dalla funzione χ(e). Possiamo ora calcolare l energia media dei neutroni di fissione: 0 E χ(e) de 1.98 MeV (1.6) mentre l energia più probabile è circa 0.73 MeV. 1.3 Equazione di bilancio dei neutroni Consideriamo ora l equazione di bilancio dei neutroni, che assume una rilevante importanza pratica nei reattori nucleari. Essendo n il numero di neutroni e C e il ciclo neutronico all equilibrio ( l intervallo di tempo che intercorre tra la nascita di una generazione di neutroni e quella successiva quando il sistema è in equilibrio), la variazione della popolazione neutronica tra due generazioni immediatamente successive può essere descritta dalla seguente relazione: 7

15 CAPITOLO 1. ELEMENTI DI FISICA DEI REATTORI NUCLEARI Figura 1.3 Spettro energetico dei neutroni pronti emessi nel processo di fissione. n(t + C e ) = kn(t) (1.7) dove k è il coefficiente di moltiplicazione effettiva e rappresenta il rapporto tra i neutroni prodotti ad una data generazione e quelli prodotti nella generazione immediatamente precedente. A seconda del valore di k si distinguono tre casi: Se k = 1 e costante nel tempo, allora la reazione si autosostiene ed il sistema si dice critico; Se k < 1 la reazione a catena tende a spegnersi e il reattore è sottocritico; Se k > 1 la reazione a catena tende progressivamente a divergere e il reattore è sovracritico. 8

16 1.3. EQUAZIONE DI BILANCIO DEI NEUTRONI Calcolo del coefficiente di moltiplicazione Nel caso particolare di struttura moltiplicante di dimensioni infinite il coefficiente di moltiplicazione viene indicato come k ed è rappresentato come il prodotto di quattro fattori ( Formula del quattro fattori di Fermi ) : k = η f ɛ p (1.8) dove: η rappresenta la resa di fissione termica; f rappresenta il fattore di utilizzazione del combustibile; ɛ rappresenta la resa di fissione veloce; p rappresenta la probabilità di fuga dei neutroni dalle catture di risonanza del 238 U durante il rallentamento. Il coefficiente di moltiplicazione è utilizzato per caratterizzare la struttura e la disposizione degli elementi (barre di combustibile, barre di controllo, riflettore..) contenuti nel nocciolo: k = k 1 + L 2 Bm 2, (1.9) (1 + L 2 B 2 m) > 1 (1.) dove: k rappresenta il coefficiente di moltiplicazione per sistemi moltiplicanti di dimensioni finite; L rappresenta la lunghezza (in centimetri) di diffusione dei neutroni all interno di un dato materiale; B m è definito come Buckling materiale e rappresenta il legame funzionale tra proprietà dei materiali e geometria della struttura. 9

17 CAPITOLO 1. ELEMENTI DI FISICA DEI REATTORI NUCLEARI La lunghezza di diffusione L viene definita dalla relazione: L 2 D Σ a (1.11) Il termine D indica il coefficiente di diffusione, mentre Σ a è la sezione d urto macroscopica di assorbimento del materiale (in cm 1 ). Mediante il coefficiente di moltiplicazione può essere definita la reattività ρ di un rettore: ρ k 1 k (1.12) Si possono avere tre casi a seconda del valore assunto da ρ: ρ > 0 si ha un incremento di potenza; ρ < 0 si ha un decremento della potenza; ρ = 0 la potenza rimane costante. A regime si ha quindi che perché la potenza sia stazionaria, la reattività ρ deve essere nulla. Infine si può ancora osservare che durante il funzionamento del reattore, possono presentarsi delle variazioni di ρ per effetto di alcuni fattori, tra cui: accumulo di prodotti di fissione che fanno aumentare le catture parassite dei neutroni e quindi k decresce; progressiva sparizione dei nuclei fissili presenti all interno del combustibile, che comporta una riduzione di k; progressiva produzione di nuclei fissili per trasmutazione dei nuclei fertili, che comporta un incremento di k. 1.4 Sezioni d urto La descrizione dell interazione dei neutroni con i nuclei atomici è data attraverso le sezioni d urto, grandezze fisiche legate alle proprietà nucleari dei materiali. Se consideriamo un materiale esposto ad un flusso neutronico, il numero di interazioni al secondo dipende da:

18 1.4. SEZIONI D URTO flusso ed energia dei neutroni del fascio incidente; densità e natura del materiale costituente il bersaglio; tipo di reazione considerata. La sezione d urto di un nucleo bersaglio vista dal neutrone incidente, per un dato tipo di reazione nucleare, è una misura della probabilità di accadimento delle reazioni di interazione neutrone - nucleo. Si consideri un fascio parallelo di neutroni monoenergetici di intensità I 0 (neutroni/cm 2 ) che incide perpendicolarmente, nell unità di tempo, su una superficie S (cm 2 ) di materiale noto, con spessore δx (cm) e densità di nuclei N (nuclei/cm 3 ). La riduzione I, dell intensità del fascio a seguito dell interazione con il bersaglio si lega alla sezione d urto tramite la relazione: σ = I I 0 Nδx (1.13) Le sezioni d urto dunque rappresentano un area. L ordine di grandezza dei valori è di 24 cm 2 e per maggior praticità si introduce il barn (b) che equivale appunto a 24 cm 2. Introduciamo ora il concetto di sezione d urto macroscopica Σ, definita semplicemente dal prodotto tra la sezione d urto microscopica e la densità nucleare N del materiale. Σ = σ N (1.14) Si possono definire sezioni d urto per singoli processi come assorbimento, scattering, fissione o cattura. La sezione d urto microscopica totale sarà poi la somma delle sezioni d urto microscopiche per i singoli processi. L andamento globale della σ totale per neutroni è caratterizzato in generale da tre regioni energetiche distinte (come mostrato in Figura 1.4, Figura 1.7, Figura 1.8 e Figura 1.9), in funzione dell energia del neutrone incidente Assorbimento Per isotopi aventi numero di massa A superiore a 0, l andamento delle sezione d urto di assorbimento σ a riproduce sostanzialmente quello della sezione d urto totale, infatti anche in questo caso è possibile suddividere lo spettro in tre regioni energetiche, analogamente a quanto mostrato in Figura 1.7, Figura 1.8 e Figura 1.9. A seconda del comportamento della sezione 11

19 CAPITOLO 1. ELEMENTI DI FISICA DEI REATTORI NUCLEARI Figura 1.4 Andamento della sezione d urto totale microscopica per 197 Au. Il range energetico si estende da 5 a 7 ev. d urto, le tre zone energetiche sono anche indicate come zona di tipo 1/v per la parte termica, zona delle risonanze per quella epitermica e zona veloce per l ultima. Le sezioni d urto di elementi a basso numero atomico (Z < 40) non presentano la regione intermedia delle risonanze e la loro sezione d urto totale è generalmente piccola (nell ordine di alcuni barn) sull intero spettro energetico. Fanno eccezione a questo comportamento due isotopi impiegati nei sistemi di rivelazione dei neutroni, 6 Li e B. Essi interagiscono con neutroni di bassa e media energia secondo la reazione (n, α), seguendo una dipendenza del tipo 1/v fino a circa kev, senza presentare la regione delle risonanze, ma con valori di sezione d urto confrontabili con quelli di elementi molto più pesanti. In Figura 1.5 e Figura 1.6 sono mostrate le sezioni d urto microscopiche dei due elementi. 12

20 1.4. SEZIONI D URTO Figura 1.5 Andamento della sezione d urto di assorbimento microscopica per 6 Li. Figura 1.6 Andamento della sezione d urto di assorbimento microscopica per B. 13

21 CAPITOLO 1. ELEMENTI DI FISICA DEI REATTORI NUCLEARI Regione 1/v Figura 1.7 Particolare della sezione d urto totale microscopica per 197 Au nella regione termica, da 5 a 1 ev. In questa regione, caratterizzata da neutroni che hanno energia termica, la sezione d urto σ a varia approssimativamente con l inverso della radice quadrata dell energia cinetica E, risultando quindi inversamente proporzionale alla velocità v secondo la legge: σ a 1 E = m nv 2 1 v (1.15) dove m n è la massa del neutrone. In questa regione energetica, due sezioni d urto σ a1 e σ a2, a due diverse energie cinetiche dei neutroni E 1 ed E 2, sono legate dalla seguente equazione: σ a1 σ a2 v 2 v 1 = ( E2 E 1 ) 2 (1.16) 14

22 1.4. SEZIONI D URTO Regione delle risonanze Figura 1.8 Particolare della sezione d urto totale microscopica per 197 Au nella regione epitermica, da 1 a 4 ev. Questa regione è caratterizzata da elevati valori di σ a, detti picchi di risonanza. In corrispondenza di essi, il cui numero varia a seconda dell isotopo considerato, le sezioni d urto di assorbimento crescono fortemente per un ristretto intervallo di energia e decrescono immediatamente superato quest ultimo. Nei punti di massimo si possono ottenere valori anche 0 o 00 volte maggiori rispetto a quelli nell intorno del picco, come si vede in Figura 1.8. Regione dei neutroni veloci In questa regione i valori delle sezioni d urto per i neutroni sono generalmente inferiori ai barn per valori di energia di qualche decina di kev, e diventano ancora più bassi per energie cinetiche dei neutroni superiori ad 1 MeV. Quando le energie nei neutroni raggiungono valori di 0 MeV la sezione d urto totale tende al valore della sezione trasversale del nucleo σ tr, che rappresenta la sezione geometrica del nucleo bersaglio e tipicamente 15

23 CAPITOLO 1. ELEMENTI DI FISICA DEI REATTORI NUCLEARI Figura 1.9 Particolare della sezione d urto totale microscopica per 197 Au nella regione veloce, da 4 a 7 ev. Da notare il cambiamento di scala rispetto ai grafici precedenti. assume valori compresi tra 2 e 5 barn. Quest ultima è una funzione di A 2/3. Infatti esprimendo il raggio del nucleo R tramite la relazione: R = r 0 A 1 3 (1.17) dove r 0 è una funzione costante del nucleo, il cui valore medio vale cm. Nell ipotesi di un nucleo di forma sferica, la sua area equivale circa al valore di σ tr : σ tr = 2πR 2 = 2π(r 0 a 1 3 ) 2 = 2πr 2 0A A 2 3 (1.18) Scattering elastico Le sezioni d urto di scattering elastico vengono convenientemente trattate suddividendo la dipendenza dall energia cinetica del neutrone in due intervalli, la soglia di separazione è il valore di energia di 1 ev. 16

24 1.4. SEZIONI D URTO Intervallo energetico inferiore ad 1 ev Nella regione energetica inferiore ad 1 ev, lo scattering è praticamente di tipo da potenziale. Per energie minori di 0.01 ev i neutroni manifestano anche un comportamento di natura ondulatoria; in tali condizioni si osservano fenomeni di interferenza nel caso di irraggiamento di lamine mediante fasci neutronici. La diffrazione a direzione preferenziale dovuta alla struttura cristallina è detta scattering di Bragg. Intervallo energetico superiore a 1 ev Per energie superiori a 1 ev la sezione d urto di scattering elastico σ (e) s è approssimativamente indipendente dall energia dei neutroni (a meno di fenomeni di risonanza) fino ad qualche kev e successivamente decresce con E. Fa eccezione il nucleo dell idrogeno, la cui σ s (e) è pressoché costante e possiede valori generalmente compresi fra 2 e barn Scattering anelastico In questo tipo di interazione, che avviene ad energie maggiori di 1 MeV, si ha inizialmente la formazione di un nucleo composto e successivamente l emissione di un neutrone di energia cinetica inferiore a quelle del neutrone incidente, lasciando il nucleo bersaglio in uno stato eccitato. Lo scattering anelastico è un fenomeno cosiddetto a soglia: l energia cinetica dei neutroni incidenti deve essere almeno uguale alla differenza di energia tra il primo stato eccitato e quello fondamentale del nucleo bersaglio Libero cammino medio Il libero cammino medio λ rappresenta la media delle distanze percorse dai neutroni tra due interazioni di scattering o assorbimento (ovviamente non si possono avere due assorbimenti per un neutrone, per cui nel caso di assorbimento si indica la distanza percorsa dopo uno scattering fino a quando avviene la cattura) ed è definito come l inverso della sezione d urto totale macroscopica del materiale considerato: λ 1 Σ t (1.19) Il libero cammino medio è legato anche all attenuazione dell intensità del flusso neutronico all interno della materia. 17

25 CAPITOLO 1. ELEMENTI DI FISICA DEI REATTORI NUCLEARI Sia I(x) l intensità del fascio alla profondità x di un generico spessore di materiale. Nell attraversare lo spessore successivo dx (quindi alla profondità x + dx) l intensità del flusso neutronico diminuisce a causa delle collisioni e assorbimenti con i nuclei del materiale attraversato. La variazione dell intensità del flusso neutronico è data da: di(x) = Nσ t I(x)dx (1.20) dove σ t indica la sezione d urto totale microscopica, N la densità atomica del materiale e Σ t è la sezione d urto totale macroscopica. Da Eq. (1.20), integrando sullo spessore dx del materiale e grazie a Eq. (1.14) e Eq. (1.19), otteniamo: I(x) = I 0 exp ( Σ t x) = I 0 exp ( 1 x) (1.21) λ dove I 0 è l intensità per x = 0. 18

26 Capitolo 2 Accelerator Driven Systems e la Struttura Moltiplicante sottocritica SM1 dell Università di Pavia Gli Accelerator Driven Systems (ADS) sono una delle soluzioni possibili al problema della trasmutazione degli elementi più pericolosi che vengono separati dalle scorie nucleari. L idea dell utilizzo degli ADS nasce dal fatto che tutti questi materiali mostrano risonanze nelle sezioni d urto per cattura neutronica, mediante cui si trasformerebbero in elementi a vita media molto più breve o stabili. Il primo progetto dettagliato di una struttura per la trasmutazione utilizzando neutroni termici venne pubblicata nel 1991 dal gruppo di Bowman a Los Alamos. Negli anni successivi in tutto il mondo sorsero programmi e collaborazioni internazionali di ricerca in questo campo. Ad oggi si è ancora nella fase di ricerca e sviluppo e numerosi progetti sono in corso d opera in laboratori di tutto il mondo. Nel 2009 al Kyoto University Research Reactor Institute (KURRI) è iniziato quello che viene considerato come il primo vero esperimento di un ADS, mentre in India e in Belgio due esperimenti sono in fase di sviluppo e progettazione. Il primo riguarda la realizzazione di una struttura di potenza, per la produ- 19

27 CAPITOLO 2. ACCELERATOR DRIVEN SYSTEMS E LA STRUTTURA MOLTIPLICANTE SOTTOCRITICA SM1 DELL UNIVERSITÀ DI PAVIA zione di energia, alimentata a Uranio naturale e Torio. Al Belgian Nuclear Research Centre (SCK.CEN) di Mol in Belgio, invece è prevista la realizzazione, a partire dal 2015 per arrivare a piena operatività nel 2023, del Multipurpose Hybrid Research Reactor for High-tech Applications (MYRRHA), come primo ADS sperimentale in Europa. Figura 2.1 Rappresentazione schematica della struttura dell ADS dell esperimento MYRRHA. Per quanto riguarda l Italia sono in corso esperimenti per lo studio di alcune parti o soluzioni da utilizzare nella realizzazione degli ADS. Al Centro Ricerche Brasimone (ENEA) è in corso l esperimento di Circolazione Eutettico (CIRCE) per lo studio di una lega eutettica di Piombo e Bismuto, 20

28 2.1. STRUTTURA DEGLI ADS liquida, utilizzata sia per la produzione di neutroni di spallazione, sia come scambiatore di calore per il raffreddamento del nocciolo dell ADS. La Struttura Moltiplicante SM1 dell Università degli studi di Pavia, può essere ritenuta una sorta di ADS su scala ridotta, in quanto si tratta di un complesso sottocritico, senza i problemi legati all utilizzo di un acceleratore di protoni, del bersaglio di spallazione e non necessita di un sistema di raffreddamento differente dall acqua di moderazione. Già questo fatto rende SM1 molto interessante e potenzialmente utile per svolgere ricerche sulla trasmutazione di elementi, ad esempio studi sull efficienza del processo e sul tipo di spettro di neutroni da utilizzare. Il lavoro svolto su SM1, che sarà descritto nei capitoli successivi di questa relazione, è sostanzialmente uno studio preliminare del complesso e del suo funzionamento con una caratterizzazione del flusso neutronico prodotto. I risultati di tale lavoro preliminare potranno poi essere utilizzati per la progettazione di esperimenti e ricerche che prevedono l impiego della Struttura Moltiplicante. 2.1 Struttura degli ADS Gli ADS sono sostanzialmente dei reattori nucleari sottocritici in cui gli elementi provenienti dalle scorie nucleari vengono trasmutati mediante cattura neutronica, con la possibilità di un utilizzo dell energia termica sviluppata per produrre energia elettrica, anche se come fine secondario. Lo schema di costruzione di una ADS secondo i progetti attuali comprende quattro parti principali: il nocciolo; il sistema di alimentazione; il bersaglio per la spallazione; il sistema di raffreddamento. Il Nocciolo Il nocciolo è la parte dove alloggiano le barre di combustibile contenenti le miscele di elementi che devono essere trasmutati. Come detto precedentemente, questa parte viene realizzata con regime sottocritico, ovvero il disegno e la quantità di materiale fissile è tale da non 21

29 CAPITOLO 2. ACCELERATOR DRIVEN SYSTEMS E LA STRUTTURA MOLTIPLICANTE SOTTOCRITICA SM1 DELL UNIVERSITÀ DI PAVIA Figura 2.2 Rappresentazione schematica della struttura di un ADS. permettere che si sostenga la reazione a catena delle fissioni. Per questo il sistema necessita di una alimentazione per fare in modo che le reazioni possano avvenire. La scelta di non raggiungere il livello di criticità è dettata principalmente da questioni di sicurezza. Infatti, in reattori di questo tipo, il controllo delle reazioni e la loro eventuale interruzione in casi di emergenza avviene in modo più semplice rispetto ai reattori critici. Infatti non sono necessarie barre di controllo, ma è sufficiente agire sulla sorgente neutronica che alimenta il sistema, in quanto, in assenza di essa, le reazioni si arrestano automaticamente. La condizione di sottocriticità risulta anche essere un margine di sicurezza nel caso di oscillazioni di reattività del reattore. Se ad esempio nella miscela di combustibile sono presenti gli attinidi minori, si possono verificare 22

30 2.1. STRUTTURA DEGLI ADS Figura 2.3 Rappresentazione schematica delle parti che compongono un ADS. instabilità nelle reazioni del nocciolo, con effetto di far variare il valore di k. Perciò se il valore di design del k è sufficientemente distante da uno, tali variazioni non risultano essere troppo pericolose. Il Sistema di alimentazione In precedenza è stato accennato come a causa delle scelte fatte sul livello di criticità del nocciolo, si renda necessaria la presenza di un sistema di alimentazione, che fornisca i neutroni necessari al sostenimento delle reazioni di fissione al suo interno. Per la realizzazione di complessi di tipo industriale, che quindi possano funzionare in regimi di produzione elevati, si necessita di flussi di neutroni intensi ( neutroni/cm 2 s), che possono essere ottenuti con l utilizzo di acceleratori di protoni, accoppiati a bersagli che producono neutroni per 23

31 CAPITOLO 2. ACCELERATOR DRIVEN SYSTEMS E LA STRUTTURA MOLTIPLICANTE SOTTOCRITICA SM1 DELL UNIVERSITÀ DI PAVIA spallazione. Per ora ci limitiamo a discutere della parte che riguarda l accelerazione dei protoni, mentre nella sezione successiva verranno discusse le caratteristiche del bersaglio. L energia e l intensità del fascio devono essere scelte tenendo conto di alcuni fattori. La prima deve essere un buon compromesso tra la produzione di neutroni per protone incidente, che raggiunge valori dai 20 ai 35 neutroni per collisione ad energie dell ordine o maggiori di 1 GeV, e la frazione di energia depositata dal fascio all ingresso della finestra del bersaglio, la quale, alle energie di interesse, è una funzione rapidamente decrescente all aumentare dell energia. Per bilanciare questi due comportamenti l energia prevista di utilizzo dovrebbe essere dell ordine di 1 GeV. Riguardo invece all intensità i valori dipendono dalla potenza desiderata dell impianto, dal valore del coefficiente di criticità del nocciolo e dall energia del fascio. Ad esempio per impianti di potenza compresa tra i 500 e 1500 MW termici, con un k eff = 0.95 e protoni da 1 GeV sono previsti valori di 15 ma di intensità del fascio di protoni nella fase di sperimentazione, per poi arrivare a ma nella fase di produzione industriale. Per le intensità necessarie, soprattutto nel periodo di produzione, vengono privilegiati gli acceleratori lineari, in quanto sono gli unici al momento che presentano possibilità di sviluppo fino al raggiungimento delle caratteristiche richieste. Il Bersaglio per la spallazione Come ogni altro elemento del progetto di un ADS, anche la scelta del materiale da utilizzare per la produzione di neutroni di spallazione e l assetto da realizzare dipendono da numerosi fattori. La decisione deve bilanciare le richieste di una elevata efficienza di produzione di neutroni, una buona resistenza chimico-fisica del materiale e di buone prestazioni termo-idrauliche imposte da condizioni di sicurezza e realizzabilità. L importanza di queste proprietà viene dal fatto che il materiale dovrà sopportare i danni provocati dal fascio di particelle di alta energia e intensità molto elevata, rimanendo confinato in un volume piuttosto ridotto. Si è perciò diretti verso l utilizzo di leghe di metalli pesanti allo stato liquido (HLM), come Piombo-Bismuto (LBE), che forniscono una buona resa riguardo alla produzione di neutroni (i valori espressi nella sezione precedente si 24

32 2.1. STRUTTURA DEGLI ADS riferiscono appunto a questo caso) ed inoltre permettono lo smaltimento del calore in modo efficiente grazie ai moti convettivi. L LBE possiede vantaggi anche nella quasi totale compatibilità con gli altri materiali strutturali di tipo ingegneristico, anche se devono essere verificati alcuni aspetti di corrosione ed ossidazione importanti per capire le prestazioni e la durata delle componenti meccaniche del bersaglio. Proprio di questi studi si occupa l esperimento CIRCE dell ENEA, e la sua fase preliminare ICE, il cui obiettivo è sviluppare la tecnologia di utilizzo degli HLM negli impianti nucleari a fissione. Una ulteriore ed importante questione da considerare, riguardo al bersaglio, è il deterioramento dei materiali a causa dell incisione del fascio di alta energia. Per questo, infatti, esistono due tipologie di realizzazione del bersaglio: con finestra o senza finestra (windowless). La prima è di tipo classico, in cui il condotto del fascio e il liquido bersaglio sono separati mediante una finestra, appunto, di materiale opportuno che dovrà soddisfare requisiti come elevata trasparenza al fascio, per ridurre al minimo la riduzione di intensità del fascio, e elevata resistenza, in modo da non costringere a frequenti e dispendiosi interventi di manutenzione. La seconda tipologia prevede l assenza di materiale di separazione, il liquido viene iniettato direttamente nel condotto in cui arriva il fascio. In questo caso però il problema da superare è il vuoto, che deve essere mantenuto a livelli sufficientemente alti da essere compatibile con quello della linea del fascio. Inoltre un adeguata capacità di pompaggio del LBE è necessaria per evitare il degassamento e l evaporazione del liquido. La presenza di vapore del composto provocherebbe infatti la formazione di prodotti di spallazione volatili con annessi problemi di contenimento di tali prodotti. Il Sistema di raffreddamento Per il sistema di raffreddamento primario la scelta ricade ancora sull utilizzo della lega eutettica di Piombo-Bismuto liquida (LBE). Questo in quanto ad oggi è la soluzione più realizzabile per soddisfare le richieste degli ADS e che meglio bilancia pregi e difetti. Se si vuole avere uno spettro di neutroni veloci nel nocciolo, necessario affinché si possano sfruttare le risonanze di cattura neutronica degli attinidi minori, si hanno due sole possibilità: i metalli pesanti liquidi (HLM) e le soluzioni di sali fusi. Il secondo tipo di materiale è tuttavia ancora ad uno 25

33 CAPITOLO 2. ACCELERATOR DRIVEN SYSTEMS E LA STRUTTURA MOLTIPLICANTE SOTTOCRITICA SM1 DELL UNIVERSITÀ DI PAVIA Figura 2.4 Rappresentazione schematica del bersaglio di spallazione per l esperimento Myrrha. In questo caso si ha una struttura di tipo windowless. stato iniziale di sviluppo e quindi, per il periodo previsto di inizio sperimentazione degli ADS (circa dal 2020), il suo utilizzo non sarà ancora possibile. Si lasciano perciò eventuali possibilità di impiego dei sali fusi nelle fasi successive a quelle della prima sperimentazione. Tra gli HLM, la lega LBE viene preferita perché può essere utilizzata anche come bersaglio per la spallazione, come visto in precedenza, evitando così problemi di separazione del refrigerante dal bersaglio. Inoltre l LBE rende possibile operare a pressioni vicine a quella atmosferica e possiede propietà termiche vantaggiose, come il punto di ebollizione molto alto (superiore a 1700 C), che permette una buon raffreddamento anche in eventi accidentali quali la completa assenza di rimozione del calore nel circuito primario. 26

34 2.1. STRUTTURA DEGLI ADS Un ulteriore caratteristica dell LBE è il punto di fusione, che pur essendo inferiore rispetto ad esempio a quello del solo Piombo (330 C circa), obbliga a mantenere il sistema ad una temperatura nel range C anche nelle fasi di spegnimento e rifornimento per evitare la solidificazione del refrigerante. Esistono alcuni svantaggi di questa soluzione, come l opacità del mezzo, che rende molto complicate ispezioni e riparazioni del nocciolo durante il funzionamento; la facilità di corrosione e anche la difficoltà di reperimento del Bismuto. Proprio i problemi legati alla corrosione hanno portato gruppi di ricerca russi ad abbandonare questo tipo di refrigerante a favore delle soluzioni di Sodio fuso. In Italia comunque la sperimentazione sul LBE prosegue provando anche l utilizzo di Allumina, un ossido di Alluminio, come protettore. Praticamente la totalità degli studi inerenti agli ADS sono ancora in corso d opera, perciò non si possono avere ancora risposte certe e vi è una grande possibilità che molti degli aspetti descritti nelle sezioni precedenti vengano modificati in parte o totalmente nelle prossime fasi di sperimentazione e successiva realizzazione di questi impianti Trattamento delle scorie nucleari con gli ADS Bruciamento delle scorie nucleari: TRU (Transuranic elements) Il concetto generale consiste nell usare come combustibile 232 T h arricchito con 233 U, 235 U o 239 P u e miscelato con TRU. I TRU possono essere eliminati solo grazie alla fissione, ma la loro sezione d urto per questa reazione è rilevante solo per neutroni ad alta energia. In Figura 2.5 è mostrata la probabilità di fissione per neutrone assorbito sia nel caso di flusso termico, sia nel caso di flusso veloce. In uno studio proposto dal governo spagnolo, basato su dati sperimentali, è stato mostrato che un complesso ADS da 1500 MWth potrebbe distruggere una quantità di TRU pari a 298 kg per GW anno di energia prodotta. Come paragone un reattore PWR (Pressurized Water Reactor, utilizzato in molte centrali nucleari attuali) produce 123 kg di TRU per GW anno. 27

35 CAPITOLO 2. ACCELERATOR DRIVEN SYSTEMS E LA STRUTTURA MOLTIPLICANTE SOTTOCRITICA SM1 DELL UNIVERSITÀ DI PAVIA Figura 2.5 Rapporto tra la probabilità di fissione e quella di cattura di un neutrone per differenti nuclei. In nero è mostrato l incremento della probabilità di fissione nel caso di neutroni veloci, come per gli ADS (qui indicati come Energy Amplifier, EA. Distruzione delle scorie nucleari : LLFF (Long Life Fission Fragments) In un sistema ADS, una volta trattati i TRU, la maggior parte della radiotossicità a lungo termine è data da prodotti di fissione a vita lunga. Questo residuo di radioattività potrebbe in ogni caso essere tollerato in quanto paragonabile alla radiotossicità contenuta nelle ceneri prodotte da una centrale a carbone per ottenere lo stesso ammontare di energia, come mostrato in Figura 2.6. Vista comunque la proprietà dei principali frammenti di fissione di essere solubili in acqua, la preoccupazione principale è quella che, se non stoccati in modo appropriato, essi potrebbero contaminare falde acquifere per milioni di anni. Per eliminare anche questo problema è stato proposto di utilizzare 28

36 2.1. STRUTTURA DEGLI ADS Figura 2.6 Evoluzione negli anni della radiotossicità delle scorie nucleari per un PWR e per un EA (Energy amplifier) o ADS. La linea tratteggiata superiore indica il livello di radiotossicità delle ceneri prodotte da una centrale a carbone, a parità di energia prodotta. un metodo chiamato Adiabatic Resonance Crossing (ACR), che faciliterebbe la cattura di neutroni da parte dei frammenti di fissione, portando, ad esempio, l emivita del 99 T c da anni a 15.8 s. Questo trasformando il 99 T c in 0 T c, che decade in 0 Ru, stabile, con tempo di dimezzamento. appunto, di 15.8 s. In Figura 2.7 si può notare come prima cosa che l energia più probabile a 29

37 CAPITOLO 2. ACCELERATOR DRIVEN SYSTEMS E LA STRUTTURA MOLTIPLICANTE SOTTOCRITICA SM1 DELL UNIVERSITÀ DI PAVIA Figura 2.7 Andamento, in funzione dell energia, della sezione d urto di cattura del 99 T c ( 99 T c Capture Cross section), dello stopping power dei neutroni nel Piombo (Typical Neutron Fluence), e di un tipico spettro energetico di neutroni di spallazione (Source Neutrons). cui possono essere prodotti dei neutroni di spallazione (dell ordine del MeV) è piuttosto distante dal range energetico in cui si trovano i picchi di risonanza della sezione d urto di cattura neutronica del 99 T c. Questo inconveniente può essere superato utilizzando il Piombo come moderatore. Infatti la terza curva presente in Figura 2.7 mostra che l andamento della perdita di energia dei neutroni nel Piombo è circa lineare in corrispondenza dell intervallo delle risonanze. Ciò rende questo materiale ottimo per rallentare i neutroni emessi dalla sorgente di spallazione e portarli con buona precisione all energia di qualche picco della sezione d urto, in modo da massimizzare l efficienza del processo di cattura. 30

38 2.2. GEOMETRIA DELLA STRUTTURA MOLTIPLICANTE SM1 Il procedimento è stato utilizzato, per 99 T c e per 129 I, in esperimenti condotti al CERN di Ginevra dal 1996 al Geometria della Struttura Moltiplicante SM1 La Struttura Moltiplicante sottocritica SM-1 dell Università degli Studi di Pavia è un reattore nucleare progettato ed utilizzato per produrre reazioni a catena, incapace di sostenere la reazione a catena delle fissioni, in assenza di una sorgente di neutroni, sia in condizioni normali, sia accidentali. La struttura, originariamente proprietà della ditta SITEN di Milano, è stata installata presso l Università di Cagliari nel 1958, trasferita presso l Università di Pavia nel 1960 e riassemblata nella collocazione attuale nel Successivamente è stata oggetto di donazione all Università di Pavia da parte della SITEN. La Struttura è situata nell edificio del dipartimento di Chimica Organica. Le pareti nelle vicinanze della struttura sono rinforzate da uno strato di calcestruzzo baritico, di spessore 20 cm, altezza 1.80 m e lunghezza 2 m. La protezione prosegue all interno del locale, delimitando l area del complesso, sempre con uno spessore di 20 cm e un altezza di 75 cm. L accesso alla struttura è consentito da una soglia di altezza di 22 cm sul piano di calpestio. La sede è una fossa cilindrica di diametro 120 cm e profondità 42 cm rispetto al piano circostante. Il complesso sottocritico è costituito da: contenitore con il coperchio, griglie distanziatrici che determinano il reticolo esagonale, elementi di combustibile, acqua di moderazione, sorgente di neutroni Il contenitore e il coperchio Il contenitore è costituito da un cilindro di alluminio, 114 cm di diametro, 135 cm di altezza e 1 cm di spessore, composto da una lastra piegata e saldata verticalmente. Il fondo è realizzato con una lastra, ancora in alluminio 31

39 CAPITOLO 2. ACCELERATOR DRIVEN SYSTEMS E LA STRUTTURA MOLTIPLICANTE SOTTOCRITICA SM1 DELL UNIVERSITÀ DI PAVIA Supporto superiore Rivestimento in Paraffina Pavimento Griglie distanziatrici Figura 2.8 Schema della Struttura Moltiplicante in sezione verticale. Le parti in nero rappresentano quelle in Alluminio, mentre in giallo sono evidenziate le parti contenenti la Paraffina. Le misure delle quotature sono in metri. e medesimo spessore, saldata alla precedente. La parte del contenitore che fuoriesce dalla fossa (di altezza 92 cm) è rivestita da uno strato di paraffina borata dello spessore di cm. Il coperchio è formato da un cilindro cavo di alluminio, di altezza cm, riempito di paraffina. Nella parte centrale è ricavata un apertura a forma tronco-conica invertita, che consente l accesso alla parte centrale del reticolo senza dover rimuovere l intero coperchio. Questa apertura è dotata di apposito tappo, con identica composizione del coperchio appena descritto Le griglie distanziatrici All interno del contenitore sono inserite due lastre di alluminio, di forma circolare (113 cm di diametro e 1 cm di spessore). Le griglie sono posizionate e rese solidali mediante aste verticali di alluminio, che consentono di posizionarle ad una distanza di 6 e 24 cm dal fondo del contenitore. 32

40 2.2. GEOMETRIA DELLA STRUTTURA MOLTIPLICANTE SM1 Al centro di ciascuna griglia sono stati praticati dei fori, diametro 3 cm e passo 4.4 cm, fino a determinare un reticolo esagonale costituito da nove anelli concentrici, più il foro centrale. Nella parte alta del contenitore (9 cm dal fondo) è inoltre inserita una fascia triangolare, ancora in alluminio e 1 cm di spessore, che impedisce la perdita di verticalità agli elementi di combustibile inseriti nel reticolo. La fascia possiede fori identici a quelli delle griglie in corrispondenza dell anello esagonale più esterno Supporto Superiore Figura 2.9 Schema della Struttura Moltiplicante vista dall alto. In azzurro viene rappresentato il supporto superiore, in giallo invece è raffigurato lo strato esterno di Paraffina, mentre in verde il reticolo degli elementi di combustibile e in grigio la sorgente. Le dimensioni riportate sono in metri Elementi di combustibile Gli elementi di combustibile sono contenuti in guaine cilindriche di alluminio (diametro interno 2.8 cm, spessore 0.1 cm, altezza 132 cm), chiuse sul fondo. Ciascuna guaina contiene 5 lingotti cilindrici di uranio naturale metallico, rivestito di alluminio. Ogni lingotto ha un diametro di 2.74 cm ed una lunghezza di 21.5 cm. La lunghezza attiva di ciascun elemento di combustibile risulta essere 7.5 cm. La parte superiore della guaina è occupata da 33