KERNFORSCHUNGSANLAGE JÜLICH GmbH
Institut für Reaktorentwicklung
Neuere Arbeitsergebnisse aus dem Vorhaben
► AMsionsdaten und Spaitproduktfreisetzung"
von
man, P . Biedermann, R . Hecket, R. Herzig, A. Max, €h . Overhoff, M . Rückcri und D . Stöver
~ t-1421 Juni 1977
Ms Manuskript gedruckt lSSN 0366-0885
=.=..= Autobahn Bundesstraße -- Schnellzugstrecke -- Nebenstrecke 4 Flughafen
= Kernforschungsanlage Jülich
Motorway Main Road Main Railway Line Branch-Line Airport Juelich Nuclear Research Center
Berichte der Kernforschungsanlage Jülich - Nr . 1421
Institut für Reaktorentwicklung Jül - 1421
im Tausch zu beziehen durch : ZENTRALBIBLIOTHEK der Kernforschungsanlage
Jüle
GmbH, Jülich, Bundesrepublik DeutschlandNeuere r
aus dem Vorhaben i ,Diffusionsdaten und Spaitproduktfreisetzung"
vor
W. Amian, P . Biederfnann, R . Hecket, R. erzi , Max, Thm Overhoff, A . RUckert und D . Stöver
REGENT WORKING RESULTS OF THE PROGRAMME
" DIFFUSION DATA AND FISSION PRODUCT RELEASE "
with contributions by
W . Amian, P . Biedermann, R . Hecker, A . Max, Th . Overhoff M . Rückert and D . Stöver
ABSTRACT
This report contains a compilation of single contributions, which were presented an the occasion of a series of lectures in the Institute of Reactor Development in March 1977.
Results for Cs-diffusion in coated particles and spherical fuel
elements are presented in detail and discussed in respect to their
consequences . Besides this it is reported about progress in method-
ical development . By application of two independent methods the
quantitative determination of the "rare" silver Isotope Ag-11o m in
high burnt-up HTR fuel succeeded . The new developed technique of
laser drilling is presented in its basis . With the aid of results
for Cs-release and distribution in coated particles the efficiency
and theinserting potential of this method are proved . By this first
statements about the release behaviour of defect particies can be
gained .
Kernforschungs-
anlage Jülich JUL - 1421 Juni 1977
GmbH IRE
NEUERE ARBEITSERGEBNISSE AUS DEM VORHABEN
" DIFFUSIONSDATEN UND SPALTPRODUKTFREISETZUNG "
mit Beiträgen von W . Amian, P . Biedermann, R . Hecker, R . Herzing, A . Max, Th . Overhoff
M . Rückert
+)und D . Stöver
KURZFASSUNG
Der Bericht enthält eine Zusammenstellung von Einzelbeiträgen, die anläßlich einer Vortragsfolge im März 1977 im Institut für Reaktor- entwicklung präsentiert wurden.
Ergebnisse zur Cs-Diffusion in coated particles und kugelförmigen Brennelementen werden ausführlich dargestellt und in ihren Auswir
-kungen diskutiert . Daneben wird über Fortschritte bei methodischen Entwicklungen berichtet . Durch Anwendung von zwei unabhängigen Me
-thoden gelingt der quantitative Nachweis des "seltenen" Silberiso
-topes Ag-110m in hochabgebranntem HTR-Brennstoff . Die neuentwickel
-te Laserbohrtechnik wird in ihren Grundlagen vorgestellt . Anhand von Ergebnissen zur Cs-Freisetzung und -Verteilung in coated parti- eies wird die Leistungsfähigkeit und das Einsatzpotential dieser Me- thode nachgewiesen . Dabei können erste Aussagen über das Freisetzungs
-verhalten von Defektpartikeln gewonnen werden.
»
F a . Interatom, Bensberg
INHALT
SEITE1#
EINFÜHRUNG VON REHECKER2 ERGEBNISSE ZUR CS-DIFFUSION IN
BISO-TEILCHEN
VON O ' STÖVER UND . RÜCKERT 5
3 METHODEN BEI DER BESTIMMUNG VON KONZENTRATIONSVER -
TEILUNGEN DES SILBER-ISOTOPS AG-10M IN COATED PARTICLES
VON
W
.AMIAN 16CÄSIUM-137
FREISETZUNG IN BRENNELEMENTTESTS VON R . ER INGCS-DIFFUSION IN PARTIKELEXPERIMENTEN VON MIEDERMANN
LASERSONDE ALS HILFSMITTEL BEI DER SPURENANALYSE, PHYSIKALISCH-TECHNISCHE GRUNDLAGEN UND VERGLEICH MIT ANDEREN METHODEN ZUR BESTIMMUNG DES SPALTPRO - DUKTTRANSPORTS
VON THOVERHOFF
7 BESTIMMUNG DER SPALTPRODUKT-FREISETZUNG UND -VERTEILUNG BESCHICHTETER BRENNSTOFFTEILCHEN MIT DER LASERSONDE VON MAX
28
7
67
85
NGEN
Abb . 2 .1 Arrheniusplot für Cs-Diffusion in Pyrokohlenstoff ; Vergleich HTI-LTI
Abb . 2 .2 Arrheniusdiagramm für Cs-Kernfreisetzung mit und ohne spaltpro- duktbindende Kernadditive
Abb . 2 .3 Dosisabhngiger Bruchanteil für HTI-BISO-Teilchen
Abb . 2 .4 Cs-Freisetzung von BISO-Tei l chen bei Durchlauf durch Zentral- zone eines PNP-Core ; Vergleich HTI-LTI
Abb . 3 .1 Relative Radienabnahme eines HTI-PyC Partikels
Abb . 3 .2 Linearität der am Ionenaustauscher sorbierten Silber-Aktivität Abb . 3 .3 Bestrahlungsprofil eines BISO-LTI Partikels
Abb . 3 . 4 y-Spaltspektrum (U-235)
Abb . 3 .5 Compton-unterdrücktes Y-Spaltspektrum oberhalb von Boo keV y-Energie
Abb . 3 .6 Aufbau der Spaltprodukte in einem U-Th-Brutpartikel
Abb . 3 .7 Vergleich von berechnetem und gemessenem Inventar für die
Isotope Cs-137 und Ag-Ilom in verschiedenen Bestrahlungsexperi- menten
Abb . 4 .1 Diffusionsdaten für Cäsium-I37 in A3-Graphit Abb . 4 .2 Bestrahlungskapsel des R2-K3 Experiments Abb . 4 .3 Spaltgasfreisetzung von Xenon-133 für Kugel 3 Abb . 4 .4 Cäsium-I37 Konzentrationsprofil für Kugel 1
Abb . 4 .5 Cäsium-I37 Konzentrationsprofil für Kugel 3
Abb . 4 .6 Konzentrationsprofil von Cäsium-I37 in der PyC-Schicht, Bohrung 8
Abb . 4 .7 Konzentrationsprofil von Cäsium-I37 in der PyC-Schicht, Bohrung 16
Abb . 4 .8 Experimentelle Anordnung der Kugeln in DR-K4
Abb . 4 .9 Cäsium-I37 Konzentrationsprofil in der brennstofffreien Schale für Kugel 7 aus DR-K4
Abb . 4 .10 Cäsium-I37 Konzentrationsprofil in der brennstofffreien Schale für Kugel 11 aus DR-K4
Abb . 5 .1 Relatives Spaltproduktprofil (Cs-137)
Abb . 5 .2 Relative Radienabnahme
Abb . 5 .3 Realtive Dichte
Abb . 5 .4 Relatives Konzentrationsprofil
Abb . 5 .5 Ausbreitung der Diffusionsfront im HDI-PyC (Qualitativ)
Abb . 5 .6 Relatives Spaltproduktprofil (Cs-137)
Abb . 5 .7 Relatives Spaltproduktprofil (Cs-137)
Abb . 6 .1 Selbstbündelung der Laserstrahlen in einem tiefen Bohrloch
Abb . 62.
Zeitverlauf der applizierten Energie für verschiedene Bohrloch- tiefen
Abb . 6 .3 Reflektivität verschiedener Metalle
Abb . 6 .4 Zeitverzug zwischen Laser-Q-Puls und optischer Emission des Festkörperdampfes
Abb . 6 .5 Streakaufnahmen zur Ermittlung der Austrittsgeschwindigkeit des Plasmas
Abb . 6 .6 Wechselwirkung von Laserstrahlung und Plasma für frei spikenden Betrieb
Abb . 6 .7 Felddurchbruch bei fokussiertem Q-Puls
Abb . 6 .8 Selektive Abtragung bei nicht angepaßten Strahlparametern und Einsatz der anomalen Absorption bei Quarzglas
Abb . 6 .9 Zeitverlauf eines Arbeitspulses
Abb . 6 .lo Schnitt durch ein mit der LASAG-Anlage erzeugtes Bohrloch
Abb . 6 .11 Ansatzrichter von Bohrungen mit großen Tiefe/Durchmesserverhältnis in verschiedene OP-Materialien
Abb . 7 .1 Ansicht der LASER-Anlage
Abb . 7 .2 Querschnitt durch den LASER-Oszillator
Abb . 7 .3 Ansicht der Bearbeitungsstation und des Beobachtungssystems Abb . 7 .4 Schnittzeichnung der Bearbeitungsstation
Abb . 7 .5 Lochlängsschliff an BISO-Mischoxidbartikeln mit LTI-Beschichtung Abb . 7 .6 Freisetzung von Cs-137 aus BISO-beschichteten Partikeln
(Experiment FRJ 2-P18) mit identischen Defekten in der Beschichtung;
Bohrungen bis in die Pufferschicht
Abb . 7 .7 Freisetzung von Cs-137 aus BISO-beschichteten Partikeln
(Experiment FRJ 2-P18) mit identischen Defekten in der Beschichtung;
Bohrungen bis in den Kern
Abb . 7 .8 Freisetzung von Cs-137 aus B1SO-beschichteten Partikeln (Experiment FRJ 2-P18) mit Defekten in der Beschichtung
Abb . 7 .9 Freisetzung von Cs-137 aus B1SO-beschichteten Partikeln (Experiment FU 2-P18) ; Bohrungen bis in die Pufferschicht
Abb . 7 .1o Bohrungen der LASER-Sonde in einem BISO-Hit-Partikel zur Aufnahme von Spaltproduktprofilen
Abb . 7 .11 Spaltprodukt-Konzentrationsprofile in BISO-HTI-Partikeln
TABELLEN
Tab . 4 .1 Bestrahlungsdaten für Kugel 1 und 3 des Experimentes R2-K3
Tab . 4 .2 Bestimmung der Bruchraten für HTI-BISO-Partikel des Experi- ments R2-K3
Tab . 4 .3 Fractional Release Werte für Kugel 1 und 3
Tab . 4 .4 Bestrahlungsdaten für Kugel 7 und 11 des Experiments DR-K4 Tab . 4 .5 Vergleich der Brennelenientfreisetzungen zwischen Kugeln aus
R2-K3 und DR-K4
Tab . 5 .1 Zusammenstellung der wichtigsten Transportdaten aus Be- strahlungsnachrechnungen für Partikel 46, 5o und 51
Tab . 5 .2 Zusammenstellung der wichtigsten Transportdaten der Be- strahlungsnachrechnung für Partikel 62
Tab . 6 .1 Vergleich verschiedener Methoden zur Spaltproduktkontrolle von Coated Particles
Tab . 7 .1 Partikeldaten zu FRJ 2-P18
Tab . 7 .2 Bestrahlungsdaten des Experimentes FR J2-P18
EINFÜHRUNG VON
FUIECKER
Im vorliegenden Report werden einige Beiträge zusammengestellt, die im Rahmen eines Kolloquiums des IRE über Spaltprodukttransport am 8 .3 .1977 einem Interessentenkreis präsentiert wurden.
Wir fanden es als nützlich, diese auch in Berichtsform festzuhalten, weil in ihnen Ergebnisse enthalten sind, die noch nicht in Fachzeitschriften publiziert wurden . Dabei legen wir gleichzeitig Wert darauf, einen reprä- sentativen Querschnitt unserer Arbeiten zum Spaltprodukttransport vorzu- stellen von der Gewinnung von Diffusionsdaten - wozu untrennbar auch spezi- elle aufwendige methodische Entwicklungen gehören - bis hin zur Oberprü- fung von im Nachbestrahlungsexperiment gewonnenen Daten durch die Benutzung bei der Nachberechnung von Bestrahlungsexperimenten und deren endliche Ver- wendung zur Ermittlung von Freisetzungen in stimmten Coredesigns.
Das IRE befaßt sich schon relativ lange in Zusammenarbeit mit anderen In- stituten der KFA im Rahmen der HTR-Projekte mit der Ermittlung von Daten zum Spaltprodukttransport für aus Sicherheitsgründen besonders wichtige Spaltprodukte durch Pyrokohlenstoffschichten von Coated Particles.
In den Jahren 1967/68 wurde ein leistungsfähiges chemisches Abatzverfahren durch Baurmann entwickelt, mit dem Spaltproduktprofile im Nachbestrahlungs- versuch und in Ausheizexperimenten bestimmbar wurden.
Nach Ausbau und Erweiterung dieses Verfahrens gewinnen wir heute unsere Daten auf doppelt abgesicherte Weise sowohl aus der Beobachtung der zeit- lichen Änderung der Profile beim Ausheizen wie auch aus "integralen" Frei- setzungsmessungen am gesamten Partikel . Darüber hinaus erlaubt diese Methode über die Beobachtung der sogenannten "internen" Freisetzung des Brennstoff- kerns in das PyC-Coating auch die Ermittlung von " Kerndiffusionskoeffizien- ten" ; ein Vorteil, der besonders in der jüngsten Zeit, wo es gilt, reali- stischere Modelle für das Freisetzungsverhalten von zerstörten Partikeln zu finden, zum Tragen kam.
Im ersten Artikel sind die Ergebnisse und deren Auswirkungen auf das Frei- setzungsverhalten in OTTO-Zyklen für Caesium als Leitisotop dargestellt.
Dabei wird sichtbar, daß die hier betriebene Art der Datengewinnung, ver- bunden mit der Anwendung derselben auf spezielle Coredesigns, auch ein
2
Hilfsmittel sein kann, um innerhalb des Werkstoff-Entwicklungsprogramms
die Auswirkungen bestimmter Maßnahmen zur Verbesserung des Rückhaltever- mögens kritisch zu beleuchten . So wird in den Rechnungen mit den von uns gewonnenen Daten z .B . das Potential von Kernzusätzen und der Temperatur- bereich, in dem Vorteile zu erwarten sind, klar . Ebenfalls klar wird, mit welchen Schichten - z .B . HTI oder LTI/PyC zusammen - solche Kernzusätze Vorteile bringen.
Unserer Meinung nach müssen im Lichte der gewonnenen Daten und der sie an- wendenden Rechnungen weitere Entwicklungen zum LTI-BISO-Teilchen kritisch
überdacht werden, selbst wenn Kernzusätze gleichzeitig diskutiert werden.
Auch die Tatsache der bei LTI meist ins Feld geführten erreichbaren gerin- geren Schwermetallkontaminationen kann nur geringe Hilfe bieten . Dagegen zeigt sich das gute Verhalten von HTI-beschichteten Teilchen, und es zeigt sich hier auch, daß im Zusammenhang mit zu berücksichtigenden Partikel- brüchen Kernzusätze (wie von Nickel et al . vorgeschlagen und entwickelt) zu tolerablem Freisetzungsverhalten führen.
An der Art, wie in den von uns und anderen durchgeführten
Nachbestrahlungs-
experimenten die Spaltprodukttransportdaten gewonnen werden, ist trotz der eben angeführten Vorteile eine prinzipielle Kritik möglich und notwen- dig, der es zu begegnen gilt . Die Frage erhebt sich nämlich, ob der Trans-
port unter Bestrahlung genauso verlaufen muß wie der im Nachbestrahlungs-
experiment beobachtete ; mit anderen Worten : ob nicht unter der Neutronen- bestrahlung des Reaktors z .B . "Fallenmechanismen" wirksam werden, die zu gänzlich anderem Verhalten führen wie beim Nachbestrahlungsexperiment be- obachtet . Eine zweite, weniger prinzipielle Frage ist die : Aus Zeitgründen werden die Laborexperimente bei meist höheren Temperaturen als die Bestrah-
lungsexperimente im Reaktor bzw . als beim Reaktorbetrieb durchgeführt, um in vernünftigen Zeiten bei der hohen Zahl der notwendigerweise zu unter- suchenden Einzelproben zu Aussagen zu gelangen . Die gewonnenen und beobach- teten Temperaturzusamenhänge werden auf die im Normalbetrieb niedrigeren Reaktortemperaturen extrapoliert . Dabei wird als selbstverständlich gegeben angenommen, daß nicht noch andere Mechanismen wirksam sind, die bei niedri- gen Temperaturen vorherrschen . Die Anwendung unserer Daten führte dann zu einer Unterschätzung der wahren Freisetzung im Betrieb . Solche Fragen kön- nen dadurch beantwortet werden, daß die im Labor gewonnenen Daten zur Nach- rechnung von Bestrahlungsexperimenten herangezogen werden . Diese 'Erpro- bung' von Daten ist in der jüngsten Zeit bei unseren Arbeiten mehr und
3
mehr in den Vordergrund getreten . Erste Ergebnisse solcher Rechnungen werden im Bericht vorgestellt.
Solche Rechnungen sind auch wesentlich, um den Anteil von gebrochenen Par - tikeln festzustellen und zu einer Dosis-Bruch-Kurve zu gelangen . Als erstes Ergebnis unserer Arbeiten in dieser Richtung wird eine solche Kurve für HTI- BISO-Teilchen vorgestellt, die mit einer älteren von Gulden angegebenen vereinbar erscheint . Deutlich zeigt sich aufgrund unserer Arbeiten, daß im Falle des Partikelbruchs die Annahme einer totalen Kernfreisetzung pes- simistisch ist und die begrenzte Kernfreisetzung berücksichtigt werden muß.
Hier wird der Wert von Kernzusätzen deutlich, andererseits aber auch die Notwendigkeit zu weiteren Untersuchungen an definiert geschädigten CPs.
Die oben angeführte Kritik an unseren "Verfahren" muß um einen weiteren Punkt vervollständigt werden : Unser Abätzverfahrenist zwar sehr geeignet - wenn auch auf zeitraubende und aufwendige Weise -, um PyC-Schichten ab- zutragen, aber bei den SiC-Schichten von TRISO-Teilchen versagt es . Dies gilt auch an dem wichtigen Obergang PyC/Overcoating/Matrixgraphit . Will man die Datenbasis für das sehr erfolgversprechende TRISO-Partikel auf einen ähnlich guten Stand bringen wie den von BISO-Teilchen, so muß man hier neue Meßmethodiken entwickeln . Wir sind deshalb in den letzten Jahren sehr
engagiert gewesen an der Entwicklung einer Laserbohrsonde,mit der definiert die Schichten eines Partikels samt umgebender Matrix "angebohrt" werden können . Das durch Verdampfung abgetragene Material aus einer bestimmten Schichttiefe wird auf kleinen Trägern gesammelt und mit Hilfe der y-Spektro- skopie ausgewertet, wie im Falle der chemischen Abtragung . Die Grundlagen dieses sehr anspruchsvollen Verfahrens werden erstmals vorgestellt und Ergebnisse vorgewiesen.
Wegen der Möglichkeit, "definierte" Schäden an der Partikelhülle so zu er- zeugen, und wegen der Wichtigkeit von mehr Information über " geschädigte "
CPs, galten unsere ersten Untersuchungen mit der Lasersonde vor allem sol- chen Partikeln . Auch die Messung von Konzentrationsprofilen mittels Laser konnte in einem ersten Beispiel demonstriert werden . Wir haben somit jetzt nicht nur eine methodisch unabhängige Kontrolle unserer anders gewonnenen Ergebnisse und damit eine Absicherung derselben, sondern auch ein neues, sehr leistungsfähiges Instrument für diese Untersuchungen, dessen Möglich- keiten noch nicht voll ausgeschöpft sind . Die Lasersonde wurde von uns ge- meinsam mit der Firma LASAG-Thun (Schweiz) entwickelt .
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Last but not least bleibt noch der Beitrag zu erwähnen, der sich mit der Entwicklung einer leistungsfähigen Nachweismethode für Silber-II0m befaßt.
In den letzten Jahren haben Reaktormessungen die Anwesenheit von Silber im HTR gezeigt, und das Problem der Vorhersage der Silberaktivitäten und ihrer Auswirkung z .B . auf die Wartungsfähigkeit von Einkreisanlagen muß gelöst werden . Silber ist im allgemeinen nicht ohne weitere Maßnahmen neben den
anderen y-Strahlern mittels y-Spektroskopie nachzuweisen . Hier werden des- halb die Möglichkeiten der Anticompton-Koinzidenzspektrometrie erfolgreich ausgenutzt und die der Ionenaustauscheranreicherung, um das Problem meß- technisch zu lösen . Erste Messungen werden vorgewiesen.
Mit Hilfe der hier und anderswo erarbeiteten theoretischen und experimen- tellen Methoden - dies darzustellen war unser Anliegen - stehen wirkungs- volle Instrumentarien zur Verfügung, mit deren Hilfe eine sichere Daten- basis für eine quantitative Beurteilung des Spaltprodukttransports in HTR-Brennstoffen heutigen Entwicklungsstandes gewährleistet ist bzw . er- stellt werden kann, die aber auch gestatten, nunmehr relativ schnell Daten für fortgeschrittene Konzepte zu erarbeiten, dies für Normalbetrieb wie für Störfallbetrachtungen . Die Verarbeitung der gewonnenen Daten mittels der vorhandenen Programmsysteme führt nicht nur zu belastbaren Vorhersagen der Erwartungswerte von Freisetzungen bestimmter Coredesigns, sondern kann gleichzeitig genutzt werden als Kriterium dafür, inwieweit vorgeschlagene Entwicklungsmaßnahmen bei der HTR-Brennstoffentwicklung, die auf weitere Verbesserung des bisher erreichten sehr guten Standes insbesondere für den Betrieb bei noch höheren Temperaturen hinzielen, sich auswirken .
5
2 ERGEBNISSE ZUR CS-DIFFUSICN IN BIS(-TEILCHEN
VON
D .STÖVER UND M .ROCKERT
Es wird über Arbeiten zum Spaltprodukttransport berichtet, die im Rahmen des Forschungs- und Entwicklungsvorhabens 11 .800 "Diffusionsdaten und Spaltproduktfreisetzung" durchgeführt werden . Das übergeordnete Ziel die- ses und anderer Vorhaben innerhalb und außerhalb der KEA besteht in der Vorhersage der Spaltproduktfreisetzung aus HTR-Cores, d .h . der Orts- und zeitabhängigen Quellrate unter den jeweiligen Betriebszuständen der HTR-Anlage.
Folgende Teilaufgaben im Rahmen dieses Gesamtprogramms werden bisher im IRE bearbeitet:
. Messung von Diffusionsparametern metallischer Spaltprodukte in be- schichteten Brennstoffteilchen
2 . Verifizierung von Labordaten, die an Partikeln bestimmt wurden,durch Nachrechnung von Partikelbestrahlungstests und Nachrechnung von Brenn- elementbestrahlungstests zur Verifizierung der Gesamtfreisetzung und aller übrigen meßbaren Daten innerhalb eines kompletten Brennelementes.
Das sind Konzentrationsprofile innerhalb von Partikeln, interne Frei- setzung, Profile innerhalb der Matrix, innerhalb der brennstofffreien Schale, innerhalb der Kugelkalotte oder Hüllrohre und die Gesamtfrei- setzung.
Zum letztgenannten Punkt der Nachrechnung von Bestrahlungsexperimenten wird unter Kapitel 4 und 5 ausführlich berichtet . Hier soll der erstge-
nannte Punkt etwas näher erläutert werden, nämlich die Messung von Diffu- sionsparametern speziell für die Cs-Isotope.
Die Materialien, die hier vorwiegend untersucht werden, stammen aus Pro- duktionschargen der HOBEG, Der Grund dafür ist naheliegend : es soll möglichst reaktorspezifisches Material untersucht werden . Für spezielle Fragestellungen wird auch Material benutzt, das im IRW der KFA hergestellt worden ist.
+) jetzt Fa . INTERATOM
6
Zwei Teilchentypen stehen zur Auswahl . Einmal BISO-Teilchen mit entweder HTL® oder LTI-Beschichtungen und zum anderen TRISO-Teilchen mit einer Silizium-Carbid-Zwischenschicht . Das behandelte Kernmaterial besteht aus Uran-Thoriumoxid oder Uranoxid, hochangereichert oder L .E ., Urankarbid und anderen noch in Entwicklung befindlichen Zusammensetzungen.
Hinzu kommt die Untersuchung an Kernen mit Additiven wie sie im IRW ent- wickelt wurden.
Dieses Material wird nun Bestrahlungen unterworfen, entweder im FRJ2 in Jülich, im BR2-Mol, im R2-Studsvik oder in der Vergangenheit auch im DRAGON-Reaktor.
Das Material erreicht dabei Abbrände bis etwa 15% fima für Mischoxid und 70% für hochangereichertes UO 2-Partikel . Die schnelle Dosis bewegt sich im Jülicher Reaktor im allgemeinen unter 1021
, in den übrigen Reaktoren werden Dosiswerte bis zu 8. 1021
cm-2
erreicht (E > 0,1 MeV) . Die Temperaturen be- wegen sich je nach Anwendungsfall zwischen Kalt- und Hochtemperaturbestrah- lungen beispielsweise bei 1200-1400 00 . Die Bestrahlungszeiten bewegen sich zwischen einigen Tagen und im Maximum etwa einem Jahr.
Dieses Material wird mit den bei uns etablierten Methoden und Verfahren untersucht.
Ein wichtiger Stützpunkt der Laboruntersuchungen ist die Messung von Konzen- trationsprofilen in der Beschichtung einzelner Partikeln . Dieses wird durch schrittweise Abtragung der Beschichtung bewerkstelligt.
Einzelne Partikeln werden isothermen Glühungen ausgesetzt, um entweder Pro- filänderungen zu erreichen oder Freisetzungen zu messen.
Eine weitere unabhängige Meßmethode besteht in der Messung der Freisetzungs- kinetik intakter wie auch defekter Partikeln während der Glühung.
Darüber hinaus wird die Urankontamination und Verteilung in einzelne Par- tikeln gemessen.
Die interne Partikelfreisetzung wird gemessen, d .h . der Anteil, der während eines Laborglühversuches oder während einer Bestrahlung aus dem Kern in die Beschichtung freigesetzt worden ist.
Zu den angewendeten experimentellen Verfahren ist zu sagen, daß neben der Gamma-Spektrometrie, die natürlich beherrschend ist, Beta-spektrometrische Messungen zur Bestimmung des Strontiums gemacht werden .
7
Es werden Vakuumglüchungen durchgeführt zwischen 900 und 1700 0 C . Für die Profilbestimmung wird eine chemische Abtragung von Partikelbeschichtungen durchgeführt.
Die daraus resultierenden Ätzlösungen werden teilweise präpariert und zur Strontiurn« bzw . Silberbestimmung aufbereitet . Ober die Fragen des Silbers wird in Kapitel 3 berichtet.
Ebenfalls angewendet wird eine mechanisch reibende Abtragung von Partikel- beschichtungen.
Für eine integrale Aussage wird ein Knacken der Beschichtung durchgeführt.
Immer mehr im Vordergrund steht schließlich die neuentwickelte Laserbohr- technik, über die in Kapitel 6 und 7 berichtet wird.
Im folgenden werden einige wichtige Ergebnisse zur 0s-Diffusion in BISO-
Teilchen
dargestellt . In Abb . 2 .1 sind noch einmal die Daten zusammengefaßt, die über die Cäsium-Diffusion in HTI- und LTI-Beschichtungen von BISO-Teil-chen bei uns bestimmt wurden in Form einer Arrheniusdarstellung . Alle ein- gezeichneten Meßpunkte wurden im IRE gemessen . Die so definierten Arrhenius- geraden sind durch 95%-Vertrauensbereiche begrenzt . Dieses sind die gestri-
chelten gewölbten Linien oberhalb und unterhalb jeweils der durchgezogenen Arrheniusgeraden . Zusätzlich zu den hier erstellten Daten sind zwei weitere schraffierte Bereiche angegeben, die von Autoren aus Oak-Ridge stammen /1/.
Der untere senkrecht schraffierte Bereich gehört dabei zu HTI-Beschichtun- gen, der obere Bereich zu LTI-Beschichtungen . Die Vertrauensbereiche, die die amerikanischen Autoren angeben, erstrecken sich über einen weiten Be- reich, und wir können feststellen, daß die von uns angegebenen Arrheniusgera- den innerhalb dieses Vertrauensbereiches liegen . Mit Hilfe der von uns ange- wendeten Profilmethode war es allerdings möglich, die Messungen zu weitaus niedrigeren Temperaturen auszudehnen als dies den Amerikanern möglich war.
Beispielsweise haben wir für LTI Temperaturen bis herab zu 1000 0 0 ausge- messen, für HTI bis etwa 1250 0 C . Die entsprechenden Grenzen liegen, wie in der Abbildung erkennbar, für HTI bei den Amerikanern etwa bei 1400 °C und für LTI bei 1200 0 0 . Innerhalb einer gewissen Streubreite zeigt sich hierbei, daß die HOBEL-LTI-Meßpunkte etwa eine obere Begrenzung aller vorliegenden
Diffusionsdaten für Cäsium in Pyrokohlenstoff bilden . Andererseits liegen alle HTI-Werte, die ebenfalls nur an HOBEG-PyC gemessen wurden, sehr ein- heitlich auf einer Arrheniusgeraden, die etwa an der unteren Grenze der insgesamt vorliegenden Meßdaten zu finden ist .
8
10- 9 1500°1400° 13000 1200 °
11000
10000 C
D/iec 25,
_2 60754 e RT LTI
10
0 10-11 1
111
H
0-12
'J„!\
117758 10-13
D TI1'791 e RT H
\
n 0
-14
10 4
1 10K
5,5 60 7,0 7 :5 8,0
Abb . 2 .1 : Arrheniusplot für Cs-Diffusion in Pyrokohlenstoff;
Vergleich HTI/LTI
Die anomal hohe Aktivierungsenergie von etwa 117 kcal/mol für den Diffu- sionsvorgang von Cäsium in HTI-Pyrokohlenstoff hat mehrfach Aufsehen erregt.
Bei genauerem Studium aller vorliegenden Meßdaten verschiedener Autoren
und Laboratorien ist zu vermerken, daß Aktivierungsenergien über 100 kcal/mol für die Diffusion metallischer Verunreinigungen in graphitischen Werkstoffen durchaus auftreten . Wir haben auf diesen Sachverhalt mehrfach mündlich
und auch in Veröffentlichungen hingewiesen /2/ . Auch in dem hier integral gezeigten Datenfeld der Oak-Ridge-Autoren läßt sich bei genauerem Hinsehen ablesen, daß dieser Vertrauensbereich als Bereich für alle untersuchten Pyrokohlenstoffchargen gilt, Das heißt, hier sind Untersuchungen an ver-
9
schiedensten Materialien mit den verschiedensten Herstellungsbedingungen durchgeführt worden . Bei Betrachtung der Aktivierungsenergien einzelner
Partikelchargen läßt sich feststellen, daß auch hier höhere Aktivierungs- energien vorkommen . In einem Fall ist explizit eine Aktivierungsenergie von
110 kcal/mal angegeben.
Eine gewisse Vorsicht scheint angebracht, wenn man diese Meßdaten zu tiefe- ren Temperaturen extrapolieren will . Hier führt eine sehr hohe Aktivierungs- energie möglicherweise zu einer Unterschätzung der wahren Diffusionsgeschwin- digkeit, weil bei tieferen Temperaturen Diffusionsmechanismen mit niedrigeren Aktivierungsenergien zusätzlich noch überlagert sein können . Um diese Un- sicherheit jedoch auch weitgehend auszuschalten, wird versucht, diesen Temperaturbereich durch Parallelmessungen am HahneMeitnereInstitut in Ber-
lin durch
eine andersartige Methode abzusichern . Außerdem wird bei den zu-
gehörigen PNP-Freisetzungsrechnungen ein gemittelter Datensatz angewendet, welcher außer den IRE-Daten alle übrigen verfügbaren Daten der verschiedenen Laboratorien, die von HTRB geliefert wurden, enthält.
Aus der Gegenüberstellung dieser LTI- und HT1-Daten wird die diffusionsmäßige Überlegenheit eines HTI-Pyrokohlenstoffs direkt anschaulich dargestellt.
In der Abb . 2 .2 ist das Arrheniusdiagramm für die Cäsiumfreisetzung aus
Mischoxidkernen dargestellt . Die Zuordnung von effektiven Diffusionskonstanten zu den mit Sicherheit komplexen Wechselwirkungsvorgängen im Brennstoffkern insbesondere bei höheren Abbränden ist problematisch . Das
Diffusionsmodell
beschreibt die Freisetzungsvorgänge sicherlich nur pauschal, und es besteht die Möglichkeit, daß bei Betrachtung von kinetischen Vorgängen Fehler einge- baut werden . Auf der anderen Seite ist gerade die Kernfreisetzung durch eine große Zahl von Einzelmessungen abgesichert . Die obere Arrheniusgerade in dem Diagramm beschreibt die Kernfreisetzung aus Uran-Thorium-Mischoxid-Kernen mit einem Uran-Thorium-Verhältnis von etwa 1 :5, die in verschiedenen Be-
strahlungsexperimenten
mit verschiedenen Abbrand- und Dosiswerten bestrahlt worden sind . Die einzelnen Meßpunkte streuen bis zu etwa einer Größenordnung um die mittlere Arrheniusgerade . Die Temperaturabhängigkeit der Kernfrei- setzung ist gering, die Aktivierungsenergie liegt bei etwa 18 kcal/mol . Hin- zugefügt sind in diesem Diagramm noch weitere Ergebnisse von Messungen, die an Kernen mit spaltproduktbindenden Additiven aus A1 2 0 3 und Si0 2 gewonnen wurden . Die Meßpunkte entstammen sowohl Bestrahlungsergebnissen als auch Glühversuchen im Labor . Neben den im IRE gemessenen Daten sind auch Meßpunkte eingezeichnet, die mit Hilfe der Mikrosonde im IRW gemessen werden konnten10
Abb . 2 .2 : Arrheniusdiagramm für Cs-Kernfreisetzung mit und ohne spaltproduktbindende Kernadditive
und die, wie man sieht, zu einer vernünftigen Obereinstimmung führen . Wir haben aus diesen Meßpunkten in der Annahme, daß hier ebenfalls ein Diffusions- vorgang wirkt, was unter den bereits genannten Einschränkungen auch hier gel-
ten soll, einen Arrheniusfit durchgeführt und dies führt zu einer stark temperaturabhängigen Kernfreisetzung . Das Cäsium diffundiert mit einer Akti- vierungsenergie von etwa 126 kcal/mol aus einem solchen Kern heraus.
Ab etwa 1300 bis 1400 °C versagt der Bindungsmechanismus, und das Cäsium wird ähnlich wie in Kernen ohne Additive freigesetzt . Jedoch ergeben sich bei Betriebstemperaturen einer PEP-Anlage von 1000
'c
immerhin erheblicheT /°C
1500 1400 1300 1200 1100 1000
10-10 1
,\a
10-11 \
\. (
L.
4 , 75 e R T (urn)o10-12
4ekte
u ms
10 -13 - E
e.)
.5 5 .0 6.5 70 7.5 B .0 6.5
10 4K T
11
Unterschiede in den Diffusionskonstanten, die etwa drei bis vier Größenord- nungen betragen . Hierbei ist noch zu sagen, daß die gesamten Meßpunkte unter der Voraussetzung erstellt wurden, daß der Kern während der Bestrahlung durch Rückstoß kein Cäsium freisetzt . Damit wird formal die Getterung der Rückstoß- freisetzungsatome berücksichtigt, auf die es bei den Untersuchungen des IRW einige Hinweise gibt . Die Additive fließen bei der Hochtemperaturbehandlung
in die Pufferschicht der beschichteten Teilchen ein und wirken hier ebenfalls als Getter für die Rückstoßspaltprodukte /3/.
Als dritter wesentlicher Faktor, der zur Cäsiumfreisetzung beiträgt, kommt der Partikelbruch in Frage . In Abb . 2 .3 ist der aus einem Bestrahlungsexperi- ment in Studsvik analysierte Bruchanteil an HTI-Partikeln als Funktion der schnellen Dosis aufgetragen.
Abb . 2 .3 : Dosisabhängiger Bruchanteil für HI-BISO-Teilchen
12
Diese Bruchanalyse erfolgte durch verschiedene Autoren . Die Meßpunkte streuen in einem gewissen Bereich . Durch diese Meßpunkte wurde eine Ausgleichskurve gelegt und der alten Bruchkurve von General Atomic, die von Gulden vor eini- gen Jahren allerdings primär für TRISO-Teilchen,erstellt worden ist /4/, ge- genübergestellt . Bei Dosiswerten ab 4-5.1021
stimmen die vorausgesagten Bruchwerte etwa überein . In tieferen Dosisbereichen sagt die alte Bruchkurve
etwas niedrigere Bruchraten voraus . Die Bruchanteile in dem Studsviker Ex- periment sind durch Nachuntersuchungen in Seibersdorf /5/ durch optische Be- stimmung der defekten Partikel quantitativ bestätigt worden.
In dieser Bruchkurve ist noch keine Temperaturabhängigkeit enthalten und sie beschreibt bisher nur das Partikelverhalten einer Charge in einem Bestrahlungs- experiment und bedarf somit einer weiteren Absicherung.
Zu den Diffusionsdaten von Partikelkern, von Beschichtung und den auftreten- den Bruchraten unter Bestrahlung kommen noch die Werte über die Kontamination der Partikelsorten, über die mehrfach berichtet wurde /6/.
Um die Relevanz der vorgestellten Datensätze zu erkennen, wurden einige Rechnungen durchgeführt.
Es wurde berechnet die Gesamt-Cs-Partikelfreisetzung bei Durchlauf durch die Zentralzone eines PNP-Core, d .h . es wurde die Temperatur-Zeit-Dosisbelastung für ein repräsentatives Partikel dargestellt . In Abb . 2 .4 ist der Cäsiumfrei- setzungsbruchteil über der Standzeit aufgetragen . Das B1SO-Partikel bestand aus einem 500 pm Kern mit einem Gesamtpartikeldurchmesser von 820 pm . Wir haben zwei Varianten unterschieden . Freisetzungen von Partikeln mit LTI- Beschichtung sind schraffiert gezeichnet und Freisetzungen aus Partikeln mit HTI-Schichten sind dunkel gekennzeichnet . Die Urankontamination der
LTI-Schichten wurde um eine Größenordnung niedriger gesetzt als die von HTI- Schichten (5 .10-D bzw . 5.10-4) . Das wirkt sich dahingehend aus, daß zu
Beginn die Cäsiumfreisetzung für LTI-BISO auch eine Größenordnung niedriger liegt als für LTI-BISO . Bei der LTI-Kurve unterscheiden wir zwei Fälle.
Die oberste Kurve, die Gesamtfreisetzungen bis 10 -1 liefert, ist durch Anwenung einer normalen Kernfreisetzung und eines normalen LTI-Datensatzes berechnet . Unter "normal" versteht man hier einmal den Uran-Thoriummisch- oxid-Datensatz aus Abb . 2 .2 und den LTI-Datensatz, einmal die IRE-Ausführung in Abb . 2 .1 und zum anderen eine gemittelte Ausführung aller Daten.
Das ist der Grund für das Streuband dieser Freisetzungswerte . Versieht man den Partikelkern mit einem Zusatz spaltproduktbindender Additive, dann muß man den Datensatz für Additive für die Kernrückhaltung
13
-1' 10 Cs-FREISETZUNGS-
Abb . 2 .4 : Cs-Freisetzung von BISO-Teilchen bei Durchlauf durch Zentralzone eines
PNP-Core ;
Vergleich HTI/LTIanwenden und damit erhält man die untere Kurve, d .h . es wird eine Absenkung um etwa zwei Größenordnungen erreicht . Man erkennt, bei PP-Belastung ist LTI eine nicht ausreichende Barriere für Cäsium-Diffusion . Der Durchbruch der Cäsiumfront kann nicht verhindert werden . Selbst bei Anwendung von Additiven mit vollständig verhinderter Kernrückstoßfreisetzung haben wir mit Frei-
setzungen über 10 -3 zu rechnen.
Parallel dazu ist das HTI-BISO-Partikel zu betrachten . Die untere Kurve zeigt die Cäsiumfreisetzung eines HTI-Partikels für den Fall ohne Partikel- bruch . Das Streuband kommt ebenfalls wieder durch parallele Verwendung des
IRE-Datensatzes und des gemittelten Datensatzes zustande.
5
1200 t/ Tage
lö 300 600 1500
14
Nimmt man konservativ einen Partikelbruch an wie in Abb . 2 .3 dargestellt entsprechend der Fitkurve, dann erhält man die gestrichelte Kurve und mündet bei 2.10-
. Hierbei ist vorausgesetzt, daß im Falle eines Partikelbruches 100% des Cäsiums freigesetzt wird . Um jedoch einen fairen Vergleich mit dem LTI-Partikel zu bekommen, ist hier auch der Fall
gegenübergestellt,
daß im Falle des Partikelbruches nicht 100%, sondern lediglich 19% des Inventars freigesetzt werden, das ist genau der Anteil, der bei einer normalen Be- lastung nach Coredurchlauf den Partikelkern verlassen hat, d .h . der ent- sprechenden Kurve LTI-normal-oben ist die Kurve 19% bei HTI gegenüberzu- stellen . Das ergibt eine Freisetzung von etwa 5 . 10 -4 . Versieht man einHTI-Partikel mit spaltproduktbindenden Additiven, wie das bei LTI auch getan worden ist, dann ergibt sich eine wesentliche Reduzierung mit Freisetzungen unterhalb 10 -4 und die Kurve verschwindet in dem ursprünglichen Band.
D .h . ein HTI-BISO-Partikel unter PNP-Belastung mit konservativ hoher Bruch- rate und Kern mit Additiven gibt insgesamt keine höhere Freisetzung als ohne Bruch, d .h . der Bruch ist nicht mehr bemerkbar . Inwieweit die angenommenen Freisetzungen unter Bruch z .Zt . abgesichert sind, darüber wird in Kapitel 7 berichtet.
Diese Modellrechnung demonstriert ziemlich deutlich, in welche Richtung eine Entwicklung gehen sollte, wenn man den Tatbestand der Cäsiumfreisetzung be- trachtet . Ein HTI-Partikel mit spaltproduktbindenden Kernzusätzen sollte unter allen Umständen in die Partikelentwicklung mit einbezogen werden, zu- mal bei realistischer Betrachtungsweise nach derzeitigem Kenntnisstand selbst ein LTI-Partikel mit Additiven für eine Verwendung PNP ausscheidet .
15
LITERATUR
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/6/ D .Stöver, R .Hecker
"Cäsium release data of German 81S0-Coated Particles", Nuclear Technology, im Druck 1977
16 -
3 METHODEN BEI DER BESTIMMUNG VON KONZENTRATIONSVERTEILUNGEN DES SILBER- ISOTOPS A-110M IN COATED PARTICLES
VON
3 .1 Einleitung
Die Erhöhung der Gasaustrittstemperatur am Jülicher An-Reaktor hat zu einer deutlichen Vermehrung des Silber-Anteils an der y-Aktivität der festen
Spaltprodukte geführt /1/ . Ähnliche Beobachtungen wurden auch vom DRAGON- Reaktor berichtet /2/.
Gemessen an dem durch Spaltung gebildeten Silber-Inventar würde dies fast hundertprozentiger Freisetzung entsprechen . Silber stellt also ein ernstzu- nehmendes Problem dar, vor allem, da seine röntgenbiologische Wirksamkeit größer ist als die des Cäsiums.
Um solche Ergebnisse zu quantifizieren, werden in Laborexperimenten iso- therme Glühungen an "heiß", d .h . bei Temperaturen um und über looo°C be- strahlten Partikeln, sowie an Partikeln, deren Bestrahlungstemperatur wesent- lich unter 4oo°C liegt, durchgeführt.
Bei Silber sieht man sich hierbei entweder mit dem Problem hoher Strahlenbe- lastung oder mit dem Problem extrem niedriger Aktivität konfrontiert . Hoher Strahlenbelastung ist man ausgesetzt, wenn man das relativ kurzlebige Isotop Ag-111 mit 7,5 Tagen Halbwertszeit zu den Untersuchungen heranziehen will, mit niedriger Silberaktivität hat man zu rechnen, wenn die Untersuchungen mit dem Isotop Ag-Ilom durchgeführt werden sollen.
Da es letztlich darauf ankommt, über Bestrahlungsexperimente Aussagen zu machen, und diese im allgemeinen nicht vor zwei oder drei Monaten - etwa der zehnfachen Halbwertszeit des Ag-111 zur Verfügung stehen, das Ag-Ill außerdem schon nach etwa drei Monaten Bestrahlungszeit seine Sättigungs- aktivität (etwa 35 pCi aus 5o ig U-235 bei einem thermischen Fluß von
1 .o-lo 14 n/cm 2 ) erreicht hat, liegt der Schwerpunkt der physikalischen Nach- weismethodik beim Silberisotop Ag-llom .
- 17
3 .2 Naßchemische Abtragung und radiochemische Separierung der Silber-Isotope Zum Erstellen von Diffusionsdaten wird die zeitliche Änderung einer räum- lichen Konzentrationsverteilung oder einer integralen Substanzmenge bestimmt.
Diese letzt genannte Methode wendet man an bei Bestimmung der aus einem isotherm geglühten Partikel freigesetzten Menge . Aussagen über das Verhalten der einzelnen Schichten sind jedoch nur in begrenztem Maße möglich . Um auch hierüber eine Aussage zu erhalten, muß das Coated Particle aufgeschlossen werden.
Dies geschieht bislang hauptsächlich durch naßchemisches Abtragen der Pyro- kohlenstoff-Schichten /3h Chrom-Salpetersäure ätzt während einer bestimmten Einwirkzeit eine dünne Schicht ab, die in Lösung gehenden Spaltprodukte aus dieser Schicht werden y-spektrometrisch ausgewertet ; die abgetragene Schicht- dicke wird mikroskopisch und gravimetrisch bestimmt.
Aus der Radiusabnahme mit der Atzzeit läßt sich bei HTI-PyC die Grenze zum Puffer leicht ablesen (vergleiche Abb . 3 .1), bei LTI-PyC benötigt man Daten- blatt und Konzentrationsprofil.
Zum Nachweis des Silbers genügt eine einfache y-spektrometrische Auswertung der Lösungen nicht, Man muß den Untergrund, der durch die anderen Spalt-
produkte bedingt ist,reduzieren . Da diese bereits in Lösung vorliegen, ist eine chemische Aufarbeitung der Proben das Sinnvollste.
Als unkompliziertes und wenig zeitraubendes, aber dennoch mit hohem Maß an Genauigkeit und Reproduzierbarkeit arbeitendes Verfahren hat sich hierbei die Anwendung von lonenaustauschern erwiesen . Ein an eine Harz-Matrix ge- bundenes Ion wird auf Grund seiner geringeren Bindung von einem anderen
Ion verdrängt . Das verdrängende Ion scheidet aus der Lösung aus und stört damit das thermodynamische Gleichgewicht, so daß die Reaktion vollständig in eine Richtung abläuft . Bei der Separierung von Silber wird ein anionischer Brom-Komplex des Silbers ausgenutzt, der sehr gute Austausch-Eigenschaften mit einem stark basischen Austauscher besitzt /4/ . Alle anderen metallischen Spaltprodukte, vor allem die Cs-Isotope und Ce-Pr-144, das im wesentlichen den Untergrund bei den Silberlinien oberhalb Boo keV verursacht, werden nicht bzw . zu weniger als 1o -4 sorbiert . Nach dieser chemischen Aufarbeitung ist der Nachweis des Agellom aus Spaltproduktgemischen bis hinab zu etwa 1o -6 gCi ohne weiteren meßtechnischen Aufwand möglich . Die Sorption ist
linear über mindestens fünf Zehnerpotenzen hinweg (vergleiche Abbildung 3 .2),
18
0 .00 - ;0 0 .20 0 .30 0 .d0 3 .50 0-EO 0 .70
PYC
PUFFER
KERN
'E .00 0-20 0-30 0 .40 0 .50 5 .e0 0-70 0 .80 3 .95
REL liZE
Abb . 3 .1 Relative Radienabnahme eines HTI-PyC Partikels
9
Aktivität der Probenlösung in pCi
Abb . 3 .2 Linearität der am Ionenaustauscher sorbierten Silber-Aktivität
Abb . 3 .3 Bestrahlungsprofil eines BISO-LTI Partikels
2o
was darauf hinweist, daß das Silber in einem ganz dünnen Bereich am Anfang der Austauscher-Kolonnen absorbiert wird . Eluieren des Austauschers kann in diesem Falle unterbleiben . Problematisch beim Erstellen dieses Verfahrens
ist die Priparation der beim Ätzen der Coated Particles anfallenden Lösungen aus konzentrierter Chrom-Salpetersäure, da das sechswertige Chrom als Poly-
ehnornat vorliegt . Reduktion zum dreiwertigen Chrom ist erforderlich, wobei sich nur Hydrazin als für die weitere Verarbeitung unkritisch erweist.
Abb . 3 .3 zeigt ein auf diese Weise gewonnenes Bestrahlungsprofil eines B1SO- LT1 Partikels . Die Zusammenfassung der äußeren vier Punkte des Silber-Profils zu einer Austauscherprobe liegt in ihrer Aktivität unterhalb der (ohne
größeren meßtechnischen Aufwand möglichen) Nachweisgrenze von etwa 1 pCi, in diesem Falle unterhalb einer relativen Konzentration von 1o -4 . An der theoretischen Auswertung solcher Profile und weiteren Messungen wird zur Zeit (März 1977) gearbeitet.
3 .3 Steigerung der y-Nachweisempfindlichkeit durch Compton-Suppression
Das wichtigste Glied in der Untersuchungskette ist die y-Messung . Beim Nach- weis der Linien des Ag-11o m stellen sich zwei diametral entgegengesetzte
Probleme : einmal die hohe Zählrate der Probe, speziell des Partikels, zum anderen die extrem niedrige Zählrate der zu messenden Silber-Linien . Die Zählraten unterscheiden sich im allgemeinen um einen Faktor lo5
bis 10 6 . Dieses Problem kann nur gelöst werden durch Herabsetzen der Untergrund- zählrate des Detektors, die bei hohen Aktivitäten ausschließlich auf den Comptonuntergrund höherenergetischer Linien zurückzuführen ist, bei
niedrigen Aktivitäten von natürlicher Umweltstrahlung, Strahlung anderer Präparate aus der Umgebung und Höhenstrahlung herrührt . Die Unterdrückung des
Compton-Untergrundes geschieht
durch Umgeben des Ge(Li)-Detektors mit einem Ringdetektor aus NaJ(Tl) und Antikoinzidenzschaltung der NaJ(Tl)-Signale zu den Ge(Li)-Signalen . Die Schaltlogik muß wegen der hohen Gesamtzählrate von über 2o ooo Impulsen pro Sekunde mit zeitlich kurzen logischen Signalenim Nanosekundenbereich arbeiten . Des weiteren ist bei den hohen Zählraten eine sorgfältige Auswahl und Einstellung der Nuklearelektronik erforderlich, um spektrale Verzerrungen durch pulse undershoot, baseline
steift
und pulse pileup bei den Ge(Li)-Signalen auszuschließen.Anordnung und Größe von Ge(Li)-Detektor und NaJ(Tl)-Ringdetektor sind so gewählt, daß 99% aller Primär y-Quanten von 1 MeV nach Compton Streuung
21 -
im Ne .) absorbiert werden . Dementsprechend sind Ge(Li) und NaJ(Tl) senk- recht zur Strahlrichtung asymmetrisch angeordnet.
Auch mit einem solchen System wird die 658-keV-Linie des Ag-Ilom mit 94,2%
Häufigkeit in keinem Falle neben Cs-137 im normalen Spaltproduktgemisch
nachgewiesen werden können, da sie um mindestens drei Zehnerpotenzen schwächer ist als die Cs-137-Linie und zudem in einem enorm hohen Compton-Untergrund von Zr 95 -Nb 95 verschwindet . Auch bei längerer Meßzeit wird dies nicht
möglich sein, weil in jedem Falle die Kapazität des Analysators überschritten werden wird . Die 884 keV-Linie ist dagegen nachweisbar, weil sie auf einem relativ schwachen Compton-Untergrund der hochenergetischen Linien von Ce144
-Pr144
liegt . Dies läßt sich quantitativ ausdrücken . Um auf einem hohen Untergrund eine schwache y-Linie sehen zu können, muß die totale Impulszahl
im Peak, einschließlich Untergrund, vermindert um die statistische Schwankung, größer sein als der Untergrund allein, zuzüglich der statistischen Schwankung des Untergrundes . Ist P(se g-1 keV -1 ) die Zählrate im Peak (ohne Untergrund), B (sec -1 keV -1 ) die Untergrundzählrate unter dem Peak und t
(sec) die Meßzeit,
dann ergibt sich hieraus für die minimale Meßzeit, wenn die Untergrundzählrate groß gegen die Peakzählrate ist : t 4 B p-' AE . Bemerkenswert hieran ist, daß die Peakzählrate und damit die Efficiency des Ge(Li)-Detektors quadratisch eingeht . Zum optimalen Betrieb eines Anticompton-Spektrometers ist es genauso wichtig, den Ge(Li) sorgfältig auszuwählen wie die Dimensionierung des
NaJ(Tl)-Kristalls dem Meßproblem anzupassen.
Abbildung 3 .4 zeigt zur Orientierung das y-Spektrum eines Coated Particles, ein typisches y-Spaltspektrum . In dieser Arbeitsweise liefert die Verarbeitung des niederenergetischen Bereichs bis zur Nb-95-Linie eine unnötig hohe
Systemauflösungszeit der Nuklearelektronik . Bei Diskriminierung dieses Teils kann die Diode mit höheren Zählraten belastet werden und die Messung der 884-keV-Linie des Ag-Ilom gelingt in der für diese Problematik relativ
kurzen Meßzeit von etwa einem Tag . Abbildung 3 .5 zeigt das in dieser
Weise aufgenommene y-Spektrum eines
Coated Particles, dessen Bestrahlungs-
daten so gewählt wurden, daß die kurzlebigen Isotope, speziell Zr-95 undNb-95 ihre Sättigungsaktivität zumindest nahezu erreicht haben, der Untergrund der restlichen Spaltprodukte also möglichst groß ist im Vergleich zur Aktivität des Ag-Ilom und damit die Ausgangsbasis zur Bestimmung des Silber-Inventars extrem schlecht ist (vergleiche Abbildung 3 .6) . Mit diesem Spektrometer werden Inventarmessungen des Silbers an Coated Particles durchgeführt . Ab- bildung 3 .7 soll als Beispiel für die gute Nachweisbarkeit des Silbers in Coated Particles mit dieser Anordnung stehen . Sie legt keinen Wert auf
Abb . 3 .4 y -Spa type trum (U-235), unteres Compton unterdrückt
0
co
E
,
o
2
--,-JUL11j
\10°-
1
10
.
-~ 0'1
10'-
lo' ----
L
--1
Abb . 3 .5 Compton unterdrücktes y-Spaltspektrum oberhalb von 8oo keV y-Energie
c0 .00 40 .00 80 .60 120 .00 160-00 200 .00 240 .00 280-00 320 .00 360-00 400 .00 440 .00 460 .00 520 .00
0
I-'
160 .00 200 .00 240 .00 280 .00 320 .60 360 .00 400 .00 440 .00 480 .00 520 .00 PG-110 M
2R- 95 N6- 95 RU-106 -@ C5-134 4•--e. C5-137 7 R L8-140
3-100 0 .30000E1 5-083 0 .5400053 Y-0IN = 0 .81076E-4 Y-MR5 = 0 .2550865
BESTRAN1_UNGSZE I T I N TAGEN
Abb . 3 .6 Aufbau der Spaltprodukte in einem U Th-Brutpartikel
- 25
Experiment berechnetes Inventar gemessenes Inventar pro mg Kernmasse pro mg Kernmasse
Cs-137 Ag-Ilom nCi
Cs-137 pCil
Ag-Ilom
InCiH
B24827 2,o7 5,334o -3 1,6 2 '5
Bestr . über 3d 2,o7 5,33 . lo -3 2,o 5 §
( U ,Th)0 2 HTI-BISO
B24828 62,5 18,2 64,1 12,4
Bestr . über 30d 62,5 18,2 62,1 26,1
(U,Th)0 2 , HTI-BISO
B26980 1o6,3 27,4 lo7,8 28,1
Bestr . über 60d 1o6,3 27,4 1o5,2 26,7
UO 2 , LTI-BISO
B26598 6o,o 17,5 62,4 18,9
Bestr . über Sod 6o,o 17,5 61,8 18,2
(U,Th)0 2 , HTI-BISO
wahrscheinlich verunreinigungsbedingt
Abb . 3 .7 : Vergleich von berechnetem und gemessenem Inventar für die Isotope Cs-137 und Ag-liom in verschiedenen Bestrahlungsex- perimenten
26
Vollständigkeit . Der Vergleich zwischen Experiment und Rechnung dient nicht zuletzt auch zur Kontrolle des im Programm DUGEN /5/ erstellten Daten- satzes, um zweifelsfreie Aussagen bei anderen Anwendungsgebieten des Programms machen zu können.
Das eigentliche und bisher ausschließliche Anwendungsgebiet des Compton- Suppression Systems liegt seit den Arbeiten von Copper et al . /6/ im Low Level Bereich . Auch für diese Probleme ist das oben beschriebene
System anwendbar . Die Nachweisgrenze liegt hier bei etwa o,1 pCi im Bereich von 8oo keV bis looo keV . Die dazu erforderliche Meßzeit beträgt ca . eine Woche . Diese Grenze ist als absolut anzusehen . Eine weitere Reduktion um
eine Zehnerpotenz würde Meßzeiten von mindestens zwei Jahren erforderlich machen.
3 .4 Zusammenfassung
Die beschriebenen Methoden zur quantitativen Messung des Ag-Ilom in Kern, Pufferschicht und Pyrokohlenstoffschicht eines Coated Particles bilden den Ausgangspunkt zur Bestimmung des Diffusionskoeffizienten in diesen Kompo-
nenten.
Die Erweiterung auf Siliziumkarbid-Beschichtungen liegt nahe.
Hierzu sind Ergebnisse in folgenden Bereichen zu erwarten
- Bestimmung des Silberdiffusionskoeffizienten in Pyrokohlenstoff durch Analyse der zeitlichen Änderung der Konzentrationsverteilung bzw . bei
niedrigen Konzentrationen durch Analyse der zeitlichen Änderung der integralen Substanzmenge.
- Bestimmung des Kerndiffusionskoeffizienten von Silber durch Aufnahme der bei isothermen Glühungen mit der Zeit freigesetzten Menge.
- Bei Siliziumcarbid-Beschichtungen lassen sich Aussagen machen über die integralen Mengen in den einzelnen Schichten des Partikels . Daraus ergibt sich die Bestimmung des Diffusionskoeffizienten des Silbers.
- Isothernie Glühungen von TRISO-Partikeln liefern ebenfalls durch Messung der Freisetzungscharakteristik eine Aussage über den Diffusionskoeffi- zienten des Silbers in Siliziumkarbid.
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- 27
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- 28
4, CÄsium-137 FREISETZUNG IN BRENNELEMENI1ESTS VON
RAINER HERZING
Das Verhalten der Spaltprodukte während des Leistungsbetriebes eines HT- Reaktors muß wegen der Sicherheitsanforderungen genau vorherbestimmbar sein.
In den letzten Jahren sind viele Brennelementtests durchgeführt worden.
Dabei sollten in den Experimenten HTR-Bedingungen möglichst genau simuliert werden . Alle diese Experimente waren ausgelegt, um die Belastbarkeit der Brennelementkugeln zu untersuchen . Kein Experiment war speziell für die Untersuchung der Spaltproduktdiffusion ausgelegt . Daher können viele Ex- perimente in bezug auf Spaltproduktanalysen nur global behandelt werden.
Häufig sind die Charakterisierung der eingesetzten Brennelemente und die Bestrahlungsgeschichte im Reaktor unzureichend . Daher ist eine Nachrechnung und somit ein Vergleich zwischen Messung und Rechnung oft nicht oder nur schwer durchführbar.
Für zwei ausgewählte Experimente mit Brennelementkugeln, die ausreichend dokumentiert waren, sollen Nachrechnungen und Messungen des Spaltprodukt- verhaltens verglichen werden . Die Zielsetzung der Untersuchungen über den Spaltprodukttransport ist, aus dem Verbund von Experiment und Rechnung Daten- sätze zur Diffusion von Spaltprodukten zu erarbeiten und zu verifizieren.
Es sollen an in-pile Experimenten die Transportdaten geprüft werden, die in Laborversuchen gemessen worden sind . Eine getrennte Behandlung von Experi- ment und Rechnung erscheint nicht sinnvoll, da nur solche Diffusionsdaten als realistische Werte anzusehen sind, die experimentell ermittelt werden.
Eine Umkehrung - also der Schluß von aus der Rechnung ermittelten Diffusions- daten auf die Realität erscheint wegen der Beeinflussung der Ergebnisse durch die experimentellen Randbedingungen nicht angebracht zu sein.
Von besonderer Bedeutung ist das Verhalten des Spaltprodukts Cs-137 . Im folgen- den wird über die Cäsium-Diffusion in kugelförmigen Brennelementen berichtet, wobei die Ergebnisse von Messungen den Rechenergebnissen gegenübergestellt werden.
Für eine sinnvolle Nachrechnung ist neben den Geometrie- und Materialspezi- fikationen eine möglichst vollständige Dokumentation der Bestrahlungsge-
29
schichte notwendig . Folgende Parameter gehen als wesentliche Randbedingungen ein und beeinflussen direkt die Spaltproduktdiffusion:
1) Die Spaltleistung bestimmt über den Yield die Quelle der Spaltprodukte und somit die für die Diffusion bereitstehenden Cs-Atome.
Gleichzeitig gibt die Spaltleistung die Wärmequelle an.
2) Die Temperaturverteilung im Brennelement wird bestimmt neben der Spalt- leistung durch die 'y-Wärme und durch die während des Experiments gemessenen Oberflächentemperaturen.
3) Die schnelle Dosis beeinflußt die Wärmeleitfähigkeit von A3-Graphit, so daß sich Auswirkungen auf die Temperatur im Brennelement ergeben können.
4) Die Uran-Kontamination in den brennstoffhaltigen und der brennstoff-
freien Zonen der Kugel wirken sich direkt auf die Konzentration der Spalt- produkte und die Freisetzung aus.
5) Der Bruch von Coated Particles ist ebenfalls für die Konzentration der Spaltprodukte und die Freisetzung maßgebend.
Diese herstellungsbedingten oder experimentellen Randbedingungen bestimmen neben den Diffusionsparametern des betrachteten Spaltprodukts im wesentlichen die Güte von Nachrechnungen . Da die Anwendbarkeit von Diffusionsdatensätzen überprüft werden soll, müssen besonders die Charakterisierung der Brennele- mente und Partikeln sowie die Dokumentation der Bestrahlungsgeschichte zuverlässig sein.
Eine Eingangsgröße, die das sich einstellende Konzentrationsprofil und die Freisetzung aus der Kugel bestimmt, ist der Datensatz für die Diffusion von Cs-I37 in A3-Graphit . Die Diffusionsdaten für Cs in A3-Graphit sind
in Abbildung 4 .1 dargestellt . Dabei sind verschiedene Datensätze eingetragen.
Sehr deutlich ist zu erkennen, daß die Streuung der experimentell ermittelten Diffusionsdaten sehr groß ist . Es sind mehrere Arrheniusgeraden eingetragen, die ein Fit ausgewählter Meßdaten sind . Der Diffusionskoeffizient, der die Freisetzung aus der Kugel und das Konzentrationsprofil in den hier betrachteten Bestrahlungsexperimenten am besten fittet, ist D = 0,2 exp(-38000/RT) . Diese Gerade liegt am unteren Rand der Schar der Meßwerte . Weiterhin ist zu er- wähnen, daß die ausgewählten Experimente bei nicht allzuhohen Oberflächen- temperaturen der Brennelemente gefahren wurden . Für den Temperaturbereich unterhalb von 8oo 0C liegen keine Meßwerte vor . Die Arrheniusgeraden für die zwei mögliche Werte streben für niedrige Temperaturen einander zu . An dieser
30
Stelle sei ein Ergebnis der Nachrechnungen vorweggenommen . Aus den Experi- menten und Nachrechnungen ist nicht zu entscheiden, welcher Diffusions-
koeffizient in Zukunft verwendet werden sollte . Erst weitere experimentelle Untersuchungen können diese Problematik lösen . Um einen Vergleich zwischen den Daten anzustellen, sind die Rechnungen mit allen bekannten A3-Daten- sätzen durchgeführt worden . Als Diffusionskoeffizient für Cs-137 in der Pyrokohlenstoffschicht der Te ilchen ist der IRE-Datensatz verwendet worden.
Für die Nachrechnungen von Bestrahlungsexperimenten sind die Kugeltests R2-K3 und DR-K4 ausgewählt worden . Der zeitabhängige Transport von Cs-137 wird mit dem Programm SLIPPER /1/ berechnet, dem das Diffusionsmodell zugrunde liegt . In diesem Experiment R2-K3 wurden 4 Testbrennelemente während ca.
28o Tagen im Reaktor bestrahlt . Die 4 Brennelemente waren von Graphitkalotten umgeben und in separat gespülten Edelstahlkapseln eingesetzt . In der
Abbildung 4 .2 ist eine Bestrahlungskapsel für kugelförmige Brennelemente dar- gestellt, wie sie im R2-K3 Experiment verwandt wurde . Da alle Brennelemente gekapselt waren, muß sich die Spaltproduktanalyse nicht nur auf das Konzen- trationsprofil in der Kugel beschränken . Es sind vielmehr auch die Freisetzung aus der Kugel in die umgebenden Graphitteile meßbar wie auch die Ablagerung auf der Innenwand der Stahlkapsel . Diese Meßwerte können für spätere Rech- nungen wesentliche Anhaltspunkte darstellen . Im Experiment R2-K3 sind die Kugeln 1 und 3 von besonderer Bedeutung, da sie Coated Particles vom HTI-BISO- Typ enthielten . Ähnliche Partikel, die sich in der Schwermetallbeladung
unterscheiden, werden im THTR-Core eingesetzt . Während des Experiments wurden Brennelementoberflächentemperaturen zwischen 55o 0 C und 9oo°C gefahren, wobei die THTR-Betriebsweise simuliert wurde . Die Temperaturmessungen wurden mit Thermoelementen an der Brennelementoberfläche vorgenommen . Diese Meßwerte gehen als Randbedingungen in die Nachrechnungen ein, Daneben müssen Parameter, die nur der Bestrahlungsgeschichte entnommen werden können, in die Rechnung eingehen . Eine Obersicht über die Beladungs- und Bestrahlungsdaten ist in Tabelle 4 .1 dargestellt . Die Kugeln haben einen Außendurchmesser von 6,o cm und eine brennstoffhaltige Matrix mit einem Durchmesser von 5,o cm . Die Brennstoffmischoxidpartikel enthalten 9o% angereichertes U-235 . Die Gesamt- zahl der Teilchen betrug in Kugel 1 ca . 6ooo und in Kugel 3 ca . 4ooo . Der Gesarntschwermetalleinsatz beträgt 2,o g für Kugel 2 und 1,2 für Kugel 3.
Die Standzeit im Reaktor und der Abbrand für beide Kugeln ist annähernd gleich.
Alle bisherigen Oberlegungen gehen davon aus, daß der Anteil der Freisetzung
- 31 -
von Spaltprodukten aus der Kontamination klein gegen den Anteil der Frei- setzung von Spaltprodukten aus zerstörten Partikeln ist . Neben dieser Uran- kontamination, die in der Brennstoffzone den Wert von 2 . 1o -4 annimmt, muß bei diesem Experiment Partikelbruch berücksichtigt werden . Ein Defektan- teil von 1% bzw . 1,5% wurde bei Nachuntersuchungen der beiden Kugeln fest- gestellt . Um die Anzahl der Partikel, die während der einzelnen Bestrahlungs-
perioden gebrochen sind, abzuschätzen, werden die R/B-Werte des Spaltgases Xe-133 herangezogen . In der Abbildung 4 .3 sind die R/B-Werte als Funktion der Zeit bzw . der schnellen Dosis aufgetragen . Als weiterer Parameter wird die Temperatur angesehen . Man erkennt deutlich, daß Spaltgasausbrüche auf- treten . Daher wird ein Bersten des Coatings vermutet . Eine Abschätzung der Anzahl gebrochener Partikel kann folgendermaßen durchgeführt werden:
Werden die R/B-Maximalwerte auf Mittelwerte für den Normalbetrieb bei der entsprechenden Temperatur bezogen, so ist der -AR/B
Min
ein Maß für die Anzahl gebrochener Partikel . Ordnet man dem kleinsten Sprung den Bruch eines Par- tikels zu, so können folgende Bruchanteile aufgezeigt werden . In Tabelle 4 .2 sind die R/B-Spitzenwerte und die daraus abgeschätzten Bruchraten für Kugel 1 und 3 dargestellt . Im wesentlichen zeigen die R/B-Werte für beide Kugeln ein starkes Ansteigen in der Reaktorperiode 4/71, was auf eine hohe Bruch- rate schließen läßt . Mit Hilfe dieses Modells lassen sich für Kugel 1 ein Bruch von 64CP berechnen, was einen Bruchanteil von ca . 1% entspricht . Für Kugel 3 kann die Anzahl der defekten CP mit 38 angegeben werden, was ca . 1,o%entspricht . Mit diesen Defektraten, die eine Funktion der Zeit sind, werden unter der Annahme einer Ido prozentigen Spaltproduktfreisetzung die Cs-137 Freisetzungen und die Cs-137 Konzentrationsprofile für die Kugel 1 und 3 berechnet . In der Tabelle 4 .3 sind die Fractional Release Werte für Kugel 1 und 3 der Rechnungen und der Messungen verglichen . Gleichzeitig werden die Ergebnisse mit und ohne Berücksichtigung gebrochener CP verglichen . Es zeigt sich deutlich, daß die Meßergebnisse nur unter einer Bruchannahme, wie sie vorher abgeleitet wurde, von der Theorie wiedergegeben werden können . Die Freisetzungswerte stimmen für beide Kugeln gut überein . Eine Korrektur der Meßergebnisse wurde für die Freisetzung von Cs-137 bezüglich eventueller Ober- lagerung von Agnom auf die Stahlkapsel vorgenommen . Beide Anteile wurden nicht voneinander getrennt . Es konnte aber aus späteren Experimenten und Messungen in Studsvik der Anteil von Ag-ilo m abgeschätzt werden, so daß die Messungen für R2-K3 korrigiert werden können .
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Eine befriedigende Obereinstimmung zwischen Experiment und Rechnung läßt sich bei den gegebenen Bruchanteilen mit dem Diffusionskoeffizient
o,2exp(e38oon/RT) erreichen . Anderen Diffusionskoeffizienten führen zu Er- gebnissen, die zum Teil um eine Größenordnung oberhalb der gemessenen Frei- setzungen liegen.
In den Abbildungen 4 .4 und 4 .5 sind die Konzentrationen der Cs-I37 Atome als Funktion des Kugelradius aufgetragen . Verglichen werden mehrere Rech- nungen mit verschiedenen Diffusionskoeffizienten und Meßergebnisse, die aus den Heißen Zellen und aus Seibersdorf stammen . Die Meßwerte der HZ wurden in der brennstofffreien Graphitschale aufgenommen /2/, während SGAE Seibers- dorf eine Elektrolytbohrung in die Kugel einbrachte und auch in der Brenn- stoffmatrix Messungen vornahm . /3,4/ . Für Kugel 1 läßt sich das gemessene Konzentrationsprofil durch die Ergebnisse der Rechnungen mit dem Diffusions- koeffizienten D = o,2 exp(-38obo/RT) und der Annahme von 64 gebrochenen Partikeln fitten . Es zeigt sich in der brennstofffreien Graphitschale des Brennelements eine gute Obereinstimmung mit den Meßwerten der Heißen Zellen.
Auch konnte mit dem verwendeten Diffusionskoeffizienten die Steigung des Konzentrationsprofils in der brennstofffreien Schale gut beschrieben werden.
Die gemessenen Konzentrationsprofile von SGAE liegen unterhalb dieser Werte, weisen aber denselben shape auf . Es kann. daher vermutet werden, daß die Bruchrate von 1-1o-2
eine obere Grenze darstellt . Im Bereich der Kalotte liegen die Rechenwerte über den Meßwerten . Am Obergang Brennelement-Kalotte nimmt die gemessene Konzentration sprunghaft ab . Der Konzentrationssprung könnte aus der verschiedenartigen Löslichkeit des Cs-137 im A3--
und Elektrographit herrühren . In den Rechnungen wurde dieser Konzentrations- sprung nicht berücksichtigt . Er stellt für den Transport von Cs eine Barriere dar und würde das Ergebnis im positivem Sinne verbessern.
Gleiche Rechnungen sind für die Kugel 3 durchgeführt worden . Das Konzentra- tionsprofil zeigt im wesentlichen den gleichen Verlauf wie für Kugel 1 . Auch lassen sich die Meßwerte innerhalb der brennstoffhaltigen Zone und in der brennstofffreien Graphitschale gut wiedergeben . Es zeigt sich wiederum, daß man mit dem kleineren Diffusionskoeffizient und der Annahme von 38 gebrochenen
Partikeln die besten Ergebnisse erzielt . Auch hier zeigt sich, daß der Bruchan- teil von 110- 2 wahrscheinlich eine obere Grenze darstellt.
Neben der Konzentrationsverteilung von Cs-137 im Matrixgraphit und in der brennstofffreien Außenzone ist die Freisetzung von Cs-137 aus dem ( ,Th)0 2
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Kern in die HTI-Pyrokohlenstoffhülle des Partikels untersucht worden . Die Messungen wurden von SGAE-Seibersdorf durchgeführt und sind in /3/ und /4/
beschrieben und zusammengefaßt.
Für die meßtechnische Bestimmung der Cs-137 Freisetzung für die PyC-Schichten wurden intakte Teilchen aus den verschiedenen Bohrfraktionen entnommen, so daß die interne Freisetzung als Funktion des Radius bestimmbar ist . Ein Vergleich mit den Rechenergebnissen wird so durchgeführt, daß fraktionsweise die entsprechenden Freisetzungen gemittelt werden.
Die interne Freisetzung (IF) wird im wesentlichen von Kerndiffusionskoeffi- zienten bestimmt . Mit dem Kerndiffusionskoeffizienten mit D o = 9,318 . 1o -11 und A=1oo23,7 sind die besten Ergebnisse erzielt worden, wobei in der PyC- Schicht der IRE-Diffusionsdatensatz angesetzt wurde.
Für die Partikel aus Kugel 1 und 3 sind Freisetzungen zwischen 4o% und 55%
gemessen worden . Demgegenüber ergeben sich aus den Rechnungen mit dem obigen Kerndiffusionskoeffizient interne Freisetzungen zwischen 49% und 51% . An einigen Teilchen von Kugel 3 sind Cs-137 Konzentrationsprofile in der PyC-Schicht aufgenommen worden . In den Abbildungen 4 .6 und 4 .7 sind die Meßergebnisse mit den Konzentrationsprofilen der Rechnungen verglichen . Es zeigt sich im wesentlichen eine gute Obereinstimmung . Aus den Profilen läßt sich schließen, daß kein Diffusionsdurchbruch durch die PyC-Schicht erfolgt ist . Auch zeigt sich, daß sich der Gradient des Profils in PyC von der Rechnung gut wiedergeben läßt . Diese Obereinstimmung weist auf die Richtigkeit der verwendeten IRE-Datensätze für die HTI-PyC Schichten hin.
Die Höhe der Konzentration innerhalb der Pufferschicht wird von der Rechnung außer bei einem Teilchen, das aus einer Bohrfraktion aus dem Kugelzentrum stammt, unterschätzt.
Einschränkend muß erwähnt werden, daß eine genaue Anpassung des Radius nicht möglich war, da der Rechnung mittlere Teilchenabmessungen zugrunde lagen, während die Durchmesser der eingesetzten Teilchen zwischen 6oo und 8oo m betragen . Es können daher die Grenze und Obergangsschichten an unterschied- lichen Radien zu finden sein . Weiterhin ist die Tiefe des Abtragens von außen gemessen worden, während die Rechnung entlang des Radius von innen nach außen durchgeführt wurde .
