VON SPALTMATERIAL

Die Erfindung bezieht sich auf eine Methode zur quantitativen Bestimmung von Spaltmaterial gemäss dem Oberbegriff des Anspruchs 1. Dieser Oberbegriff geht von der Druckschrift United States Patent Nu ber 4483816 aus.

Unter Spaltmaterial versteht man alle Uran-und Plutonium-Isotope, die durch niedrig energetische Neutronen (thermische Neutronen) spaltbar sind. Es handelt sich dabei um die Uranisotope der Massenzahl 233 und 235 und um Plutoniumisotope der Massenzahl 239 und 241. Durch den zunehmenden Umgang mit diesen Materialien in der Kernindustrie entstanden große Mengen von radioaktivem Abfall, der in Fässern mit einem Volumen von 20-200 Litern zwischengelagert wird. Dieser Abfall entsteht sowohl bei der Herstellung von Reaktorbrennelementen, im Kernkraftwerksbetrieb, bei der Wiederaufarbeitung solcher Elemente und bei der Entsorgung von kerntechnischen Anlagen des nuklearen Brennstoffkreislaufes.

Die vorliegende Erfindung erlaubt den Bau einer Messanordnung zum Nachweis kleinster Mengen von Spaltmaterial in der Größenordnung von 1 mg und zur zerstörungsfreien absoluten Messung von Spaltmaterial ab etwa 10 mg bis zu einigen fein verteilten 100 g. Diese Messanordnung, bestehend aus einem Messkopf, einer gepulsten Neutronenquelle und einer elektronischen Datenerfassungsanlage kann zur kostengünstigen radioaktiven Abfallmessung großer Mengen von Abfallgebinden oder zur Spaltstofflusskontrolle eingesetzt werden, falls der Spaltstoff in kleiner Massendichte vorliegt. Hierbei ist es wichtig, die Masse spaltbaren Materials absolut zu ermitteln. Dies ist bei der Methode nach der erwähnten Druckschrift nicht möglich. Daher ist es Aufgabe der Erfindung, eine verbesserte Methode anzugeben, mit der die Masse des Spaltmaterials in einem Gebinde absolut ermittelt werden kann. Diese Aufgabe wird durch die in Anspruch 1 definierte Methode gelöst.

Die Erfindung wird nun anhand eines bevorzugten Ausführungsbeispiels und der beiliegenden Zeichnungen näher erläutert.

Fig. l zeigt eine Messvorrichtung, auch Messkopf genannt, die bei der erfmdungs- gemässen Methode eingesetzt wird.

Fig.2 zeigt das zeitliche Zusammenspiel der Vorgänge bei der erfindungsgemässen Methode.

Fig.3 zeigt Zähleinrichtungen, die bei der erfindungsgemässen Methode verwendet werden.

Fig.4 zeigt einen ersten Frequenzanalysator, der bei der erfindungsgemässen Methode verwendet wird, und zwar für regelmässige Beobachtungsintervalle konstanter Dauer.

Fig.5 zeigt eine Variante zu Fig.4 für signalgetriggerte Beobachtungsintervalle konstanter Dauer.

Fig.6 zeigt eine weitere Variante zu Fig.4, bei der Beobachtungsintervalle unterschiedlicher Dauer verwendet werden.

Fig.7 zeigt eine Variante zu Fig.5, ebenfalls für Beobachtungsintervalle unterschiedlicher Dauer.

Bevor auf die erfindungsgemässe Methode eingegangen wird, soll zuerst der theoretische Hintergrund auch anhand der Messvorrichtung beleuchtet werden, die in Fig. l gezeigt ist. Diese Vorrichtung besitzt eine Messkammer 1 zur Aufnahme der Probe 2 und der gepulsten Neutronenquelle S. Die Kammer ist von einem Graphitmantel 3 umgeben, der wiederum von einer Spaltneutronenzählanlage, und diese von einer Abschirmung 4 umgeben ist. Die Spaltneutronenzählanlage besteht aus einem Moderator 5 mit über dessen Volumen verteilten Neutronenzählrohren 6 und einer Ummantelung aus Bor und Kadmium 7. Sie umgibt die Graphitummantelung in 2π- oder 4π-Geometrie um eine möglichst hohe Neutronenansprechwahrscheinlichkeit ε zu erhalten.

Durch eine geeignete Wahl der Moderator Schichtdicke und des Verhältnisses Moderator / Zählrohrvolumen kann man die mittlere Lebensdauer 1/λ in dieser Zählanlage so dimensionieren, dass die mittlere Lebensdauer der Neutronen 1/Λ in der Messkammer sehr viel größer ist. Dies ist notwendig, damit die durch jeden Neutronenimpuls der gepulsten Neutronenquelle erzeugte Neutronenbevölkerung in dieser Zählanlage abgeklungen ist. Erst dann kann man mit dieser Zählanlage praktisch quelluntergrundfrei die dort gemessenen induzierten Spaltneutronen mit den in der Probe induzierten Spaltungen korrelieren. Diese sogenannte Spaltneutronenzählanlage ist dann nach jedem Quellimpuls frei von Quellneutronen, wenn zwischen Quellimpuls und Messbeginn in jedem Messzyklus eine Pausenzeit τ ₀ liegt, für die gilt:

e- ^Λτ ° * l(r ^a a = 4,5,6, -

Neutronenzählrohre 8 der Messkammer 1 und des Graphitmantels 3 dienen zur Messung des zeitlichen Verlaufes des thermischen Neutronenflusses in Nähe der Oberfläche der Probe. Die Zählrohre 9 in der Messkammer, dem Graphitmantel oder in der Abschirmung werden zur Normierung der Neutronenquellstärke der gepulsten Quelle verwendet.

Die gepulste Neutronenquelle erzeugt im Messkopf kurzzeitig Impulse von schnellen

Neutronen mit einer einstellbaren Intensität von etwa 10 ³ bis etwa 10 ⁷ Neutronen pro

Impuls (Fig.2.). Der Messkopf hat einen zentralen Hohlraum als Messkanimer zur

Aufnahme der Probe während einer Messung. Die schnellen Neutronen eines

Quellimpulses 10 (Siehe oberstes Diagramm von Fig.2) werden innerhalb von etwa

5 μs bis etwa 20 μs durch den Graphitmantel und das Moderatormaterial der Probe auf eine thermische Neutronenenergieverteilung abgebremst. Dies geht aus dem mittleren

Diagramm der Fig.2 hervor. Diese Neutronen diffundieren dann als thermische

Neutronen in der Probe und dem Graphitmantel. Die Intensität dieses so erzeugten zeit- und raumabhängigen thermischen Neutronenflusses Φ(ξ,r) (Neutronen/cm ² s) zerfällt langsam gemäss der Kurve 1 1 durch Ausströmen und Absorption von

Neutronen. Während dieses Zerfalls werden Spaltungen im Spaltmaterial der Probe zum Beispiel zu Zeitpunkten 12 und 13 induziert. Pro Spaltung werden im statistischen Mittel v Neutronen emittiert mit der bekannten Wahrscheinlichkeitsverteilung P _v . Die Zahl S ₍₁₎ (ξ,r)der emittierten schnellen

Einzelneutronen pro Volumen-und Zeiteinheit im Zeitintervall [ξ, ξ+dξ] ist demnach:

vl

S ₍₁₎ (ξ,r) = Σ _r (ξ,r)£ I |P. v=l .1 (1)

∑ _f = makroskopischer Spaltquerschnitt für thermische Neutronen [1/cm] Die Zahl der emittierten Neutronenpaare pro Volumen- und Zeiteinheit ist:

v

S ₍₂₎ (ξ,r)= Σ _f Φ(ξ,r)∑ P _v (2) v=2

Allgemein ergibt sich die Zahl der emittierten Neutronenmultipletts pro Volumen- und Zeiteinheit aus der folgenden Beziehung:

Da die thermische Neutronenbevölkerung als Folge eines Neutronenimpulses mit schnellen Neutronen nach dem niedrigsten Eigenwert zerfällt, können in diesem Zustand die Zeit- und Raumkoordinaten mit guter Näherung separiert werden. Die

induzierten spezifischen Neutronenmultipletts S _(k) (ξ,r) k=l,2,3,- können somit nach einer Integration über das Volumen der Probe durch Punktneutronenmultipletts angenähert werden.

S _(k) (ξ) = JS _(k) (ξ,r)dV k=l,2,3, (4)

V( PROBE)

S _κ (ξ)ist dann die von der Probe im Zeitintervall [ξ,ξ+dξ] emittierte Rate an schnellen Neutronensingletts (k = 1), Dubletts (k = 2), Tripletts (k = 3). Diese Größen sind direkt proportional der Masse G des Spaltmaterials. Es ist:

S _(k) (ξ) = Σ _f Φ(ξ)Vv _(k) k=l,2,3, (5)

Im Falle von zwei durch thermische Neutronen spaltbaren Spaltstoffen in der Probe ist:

^∑ f ^Vv , = -γ ι.σ" π ^v (k)i ^" Y 2 ^σ f2 (k)2 (6)

Aus Gl. 5 und 6 folgt mit: G, = Vγ ,

A ₁ G ₂ v _(k σ _f2

S, _k) (ξ) = Φ(ξ) -σ _π G.v _(k)1 1 + (7)

A , ^A 2 ^G l ^V (k)i ^σ fl

L = Loschmidtsche Zahl [Atome / Mol] A= Atomgewicht von Spaltmaterial i, i = 1,2 [g / Mol] Yi = spezifische Masse des Spaltmaterials i, i =1,2 [g /cm ³ ] σ = Spaltquerschnitt des Spaltmaterials i, i =1 ,2 [cm ² ] V _(k i= Zahl von Neutronenmultipletts der Ordnung k durch Kernspaltung mit thermischen Neutronen von Spaltmaterial i, i = 1,2 i = 1 ist 2 ⁵⁵ U; i = 2 ist ²³⁹ p _u Der thermische Neutronenfluss Φ(ξ) in der Messkammer zerfallt meist nach einem einfachen Exponentialgesetz:

Φ(ξ) = Φ ₀ e ^'Λ ' (8)

Λ = Zerfallskonstante der Neutronen in der Messkammer [1/s]. Dadurch folgt auch die Emissionsrate von korrelierten Neutronenmultipletts einem Exponentialgesetz:

S _(k) (ξ)= S _(k) (0)e- ^Λ (9)

Ein Teil dieser schnellen Neutronenmultipletts entkommt aus der Probe 2 und der Graphitummantelung 3 der Messkammer 1 und wird in der Spaltneutronenzählanlage zunächst auf thermische Neutronenenergie abgebremst und in ³ He Neutronen¬ zählrohren nach Absorbtion in elektrische Signale umgewandelt.

Zur Korrelation "Spaltungen" auf der Zeitachse ξ mit der "Frequenzverteilung der Spaltneutronen" auf der Zeitachse η im Beobachtungsintervall der Neutronensignale [Ηi .ηi + τ],η, τ ₀ tragen in jedem Messzyklus alle Spaltungen bei von O ≤ ξ ≤ η, .

Deshalb muß der thermische Neutronenfluss in der Messkammer als Funktion der Zeit ξ nach jedem Neutronenquellpuls registriert werden (Siehe unterstes Diagramm in Fig.2) und seine Zeitkoordinaten müssen mit denen der Spaltneutronenzählanlage übereinstimmen.

Zur Durchführung der Messungen werden 3 verschiedene Zähleinrichtungen (Fig.3.) benötigt:

1. Die Neutronenzählanlage zur Bestimmung der mittleren Neutronenausbeute der gepulsten Quelle während der Messung einer Probe. Damit können die korrelierten Multipletts und die induzierten Spaltungen auf eine einheitliche Neutronenquellstärke der gepulsten Quelle normiert werden. Korrelierte Multipletts kommen im Gegensatz zu unkorrelierten Multipletts von einer einzigen Spaltung. Diese Zählanlage wird im Folgenden als Quellnormierungszähler bezeichnet.

2. Die Zählanlage zur Messung des zeitliche Verlaufes des Neutronenflusses in der Messkammer. Diese wird im Folgenden als Spaltverlaufszähler bezeichnet.

3. Die Neutronenzählanlage zur Messung der durch induzierte Spaltungen in der Probe erzeugten Neutronen. Sie umgibt den Graphitmantel der Messkammer in 2π- oder 4π-Geometrie.

Der Quellnormierungszähler besteht aus einem oder mehreren Neutronenzählrohren für thermische Neutronen. Diese sind entweder in der Messkammer, dem

Graphitmantel oder in der den Messkopf umhüllenden Neutronenabschirmung untergebracht. Die Zählrohre sind über Signalverstärker und Signalhöhendiskriminatoren an einen Zähler angeschlossen. Dieser wird mit jedem Neutronenquellpuls während einer Messung gestartet und nach 20 μs bis 1000 μs nach jedem Quellpuls wieder gestoppt.

Der Spaltverlaufszähler verfügt ebenfalls über thermische Neutronenzählrohre, die teilweise in der Messkammer oder dem Graphitmantel untergebracht sind und teilweise mit Bor- oder Kadmiumfiltem umhüllt sein können. Diese Zählrohre sind über Signalverstärker und Diskriminatoren an ein Vielfachzählersystem (Multi¬ Channel Sealer) angeschlossen, in dem der zeitliche Verlauf der Zählrate registriert wird. Das Zählersystem wird periodisch mit dem Auslösesignal des Neutronenquell- impulses gestartet und wird kurz vor dem folgenden Quellimpuls gestoppt. Diese perio¬ dische Registrierung des zeitlichen Verlaufes der Neutronenbevölkerung in der Messkammer wird während der gesamten Probenmesszeit durchgeführt und gibt den zeitlichen Verlauf von Φ(ξ) (Siehe Fig.2 mittleres Diagrammm). Dieser Verlauf ist wichtig zur Berechnung der möglichen Neutronenmultipletts oder der Wahrscheinlich¬ keiten für die Registrierung von μ Signalen, die in der Spaltneutronenzählanlage in den v verschiedenen Beobachtungsintervallen theoretisch erwartet werden.

Die Neutronenzählrohre der Spaltneutronenzählanlage sind in einen Moderator eingebettet, der den Graphitmantel der Messkammer in 2π- oder in 4π-Geometrie umschließt. Die freien Oberflächen des Moderators sind mit Neutronenfiltern aus Bor oder Kadmium umhüllt. Jedes Zählrohr oder jede Zählrohrgruppe mit 2,3, ••• ^• einzelnen Zählrohren ist über Signal Verstärker und Signaldiskriminatoren über einen Signalmischer an einen Signalfrequenzanalysator angeschlossen. Dieser Frequenzanalysator kann die Signalfrequenz nach grundsätzlich zwei verschiedenen Verfahren messen:

Im ersten Verfahren werden die Beobachtungsintervalle zur Signalfrequenzmessung periodisch geöffnet, nach der Zeitdauer τ am Beobachtungsende wieder geschlossen und die Zahl der sich in τ befindlichen Signale registriert.

Im zweiten Verfahren öffnet jedes Signal, das im Intervall [η , , η , + dη , ] gemessen wird mit einer Verzögerung T einen Beobachtungsintervall [η;, + T,η, + T + τ], und speichert zu diesem Zeitpunkt die Zahl der in τ vorhandenen Neutronensignale. Beide Verfahren werden nun beschrieben unter der Annahme, dass die Signale im Beobachtungsintervall τ mit Hilfe eines Schieberegisters verzögert werden. Das Schieberegister kann natürlich auch durch programmierbare "Gate Arrays" oder andere elektronische Bausteine ersetzt werden.

Im ersten Verfahren (Fig.4) werden die Neutronensignale am rechten Ende in das Schieberegister kontinuierlich eingespeist. Jedes in das Register eintretende Signal erhöht den Zählerstand eines Up/Down-Zählers um 1 , jedes aus dem Register austretende erniedrigt dessen Inhalt um 1. Die Verweilzeit eines Signals im Schieberegister ist gleich der Zeitdauer des Beobachtungsintervalles τ. Dadurch ist zu jedem Zeitpunkt der Zählerstand dieses Zählers gleich der Zahl der Signale im Beobachtungsintervall. Wird das Tor A zum Zeitpunkt τ ₀ + τ geöffnet, kann dessen

Zählerstand in den Registern R1,0;R1,1 ;R1,2;- -Rl,μ gespeichert werden. Sind zum Beispiel 3 Signale im U/D-Zähler zum Zeitpunkt τ ₀ + τ , wird nur der Inhalt des

Registers Rl ,3 um 1 erhöht. 3 wäre dann die Zahl der Signale im Beobachtungsintervall [τ ₀ ,τ ₀ + τ]. τ ₀ ist die verstrichene Zeit zwischen Auslösung des letzten Neutronenimpulses der Quelle und dem Beginn der periodisch wiederholten Messung der Frequenzverteilung in v Beobachtungsintervallen τ. Wird das v-te Tor zum Zeitpunkt τ ₀ + vτ geöffnet, steht im U/D-Zähler ein Beitrag zur Frequenzverteilung des Beobachtungsintervalles [τ ₀ + (v - l)τ,τ ₀ + vτ] . Nach einer hinreichenden Zahl von N _p Neutronenquellpulsen (etwa 10 ⁴ bis 10 ⁶ ) steht in den Registern Rv,μ eine zweidimensionale Frequenzverteilung. n ^* _μ ist dann die Zahl der

Ereignisse mit μ Signalen registriert im v-ten Beobachtungsintervall der Größe [τ ₀ + (v - l)τ,τ ₀ + vτ] . Die Frequenz p ^* _μ für den Intervall [τ ₀ + (v - l)τ, τ ₀ + vτ] μ

Signale zu haben ergibt sich aus:

P:.„ = = _p ;(v,τ) (10)

v=l,2,3,- μ=0,l,2,3.- Die Zahl der Einzelsignale oder der Beobachtungswert der Einzelsignale ergibt sich aus dem ersten faktoriellen Moment für den v-ten Beobachtungsintervall. Es ist:

, (v,τ) = ∑^)p _μ ⁺ (v,τ) (1 1)

Der Beobachtungswert eines Multipletts der Ordnung k für den v -ten Intervall folgt aus dem k-ten faktoriellen Moment der Frequenzverteilung p ^* (v,τ) :

Bei einer Auswertung der Messdaten werden die Frequenzverteilungen p _μ (v,τ) , oder deren faktorielle Momente m ^* _k) (v,τ) mit den theoretischen Ausdrücken für die Wahrscheinlichkeiten p _μ (v,τ) oder den Erwartungswerten m _(k) (v, τ) der Multipletts gleichgesetzt. Das einfachste numerische Lösungsverfahren ergibt sich, wenn man den

Erwartungswert der Multipletts der Ordnung k dem entsprechenden Beobachtungswert gleicher Ordnung gleichsetzt. Der Erwartungswert eines Multipletts der Ordnung k ergibt sich aus dem k-ten faktoriellen Moment der Wahrscheinlichkeitsverteilung P _μ (v,τ) :

p _μ (v,τ)=Wahrscheinlichkeit μ Signale im Intervall [τ ₀ + (v - l)τ,τ ₀ + vτ] vorzufinden.

Der Erwartungswert der Ordnung k ist eine Funktion der Masse des Spaltmaterials, von bekannten neutronenphysikalischer Daten, von Zeitfunktionen, die die Zeitabhängigkeit der Spaltrate und der Neutronenregistrierung berücksichtigen, der mittleren Neutronenquellstärke und der Wahrscheinlichkeit ε, mit der die induzierten Spaltneutronen in der Spaltneutronenzählanlage endeckt werden.

Zur Erhöhung der statistischen Genauigkeit der Messdaten ist es angeraten, die Summe der Erwartungswerte über alle v _MAX = N _l Zeitintervalle den entsprechenden

Beobachtungswerten gleichzusetzen.

m _(k) (v,τ) « m _(k) (v,τ) (14)

_(k) (N _I ) = ∑ m _(k) (v,τ) * ∑m ₍ ⁺ _k) (v,τ) (15) v=l v-1

Durch diese Beziehung erhält man 1,2 oder 3 voneinander unabhängige Gleichungen für k = 1 , k =1 und 2 und k = 1 ,2 und 3.

Im zweiten Verfahren (Fig.5) werden die Signale der Zählrohre der Spaltneutronen¬ zählanlage kontinuierlich in ein Schieberegister eingespeist. Jedes in das Schieberegister eintretende Signal erhöht den Zählerstand eines U/D-Zählers um 1 , und jedes aus dem ersten Teil des Schieberegisters SRI austretende Signal erniedrigt

diesen um 1. Die Durchlaufzeit τ eines Signals durch den ersten Teil des Schieberegisters SRI ist identisch mit der Zeitdauer des Beobachtungsintervalles τ.

Die Durchlaufzeit T eines Signals durch den zweiten Teil des Schieberegisters SR2 erlaubt die Einstellung einer Verzögerung T zwischen dem Austritt des Signals aus dem ersten Teil SRI und dem Austritt aus dem zweiten Teil SR2 des Schieberegisters. Jedes aus dem zweiten Teil SR2 des Schieberegisters austretende Signal definiert den Zeitpunkt zur Abfrage des U/D-Zählers. Der Beobachtungszeitgenerator erlaubt die Speicherung der Zählerinhalte der U/D-Zähler in bestimmten Messzeitintervallen [τ ₀ + (v - 1)T _M < η, < τ ₀ + vT _M ] nach jedem Neutronenquellpuls mit v = 1,2,3—. Jedes

Neutronensignal, das während eines dieser periodischen Messintervalle T _M aus dem zweiten Teil SR2 des Schieberegisters austritt, gibt den Befehl zur Speicherung des

Zählerinhaltes des jeweiligen U/D-Zählers in dem entsprechende Register Rv,μ, indem es dieses um 1 erhöht. Damit ist der Zählerstand C _{v μ} in diesem Register nach N _p

Neutronenquellimpulsen identisch mit der Zahl von Zählereignissen mit μ Signalen im v-ten Messzeitintervall T _M . Die zu C _{v μ} zugehörige Frequenz ist:

< = (16)

Durch Bildung der faktoriellen Momente der Ordnung k erhält man den Beobachtungswert der Multipletts der Ordnung 1+k.

m^ _{1 0)} (v,τ,T _M )ist der Beobachtungswert eines Multipletts der Ordnung 1 im v-ten Registrierzyklus nach N _p Neutronenquellimpulsen oder auch die mittlere Zahl der Einzelsignale. m^ . _} (v,τ,Υ _M ) und m^ ₍₂₎ (v,τ,T _M ) sind somit die mittlere Zahl von Signalpaaren und Dreifachsignalen, die im v-ten Registrierzyklus nach N _p

Neutronenquellimpulsen beobachtet werden. Die mittlere Zahl von Einzelsignalen kann nur bestimmt werden, wenn diese in jedem der v Intervalle gemessen wird, oder im Frequenzanalysator auch die Registrierung von Ereignissen mit 0 Signalen im U/D- Zähler vorgesehen ist. Dieses Register war im Frequenzanalysator mit periodischer Öffnung der Beobachtungsintervalle auch notwendig. Beide, die Signalfrequenz

qf _μ (v,τ,T _M )und deren faktoriellen Momente m^ _k) (v,τ,T _M ) können theoretischen Ausdrücken wie den Wahrscheinlichkeiten q _{l μ} (v, τ,T _M ) und den Erwartungswerten von Multipletts m^ _k) (v,τ,T _M ) annähernd gleich gesetzt werden. Es ist:

qι. _μ ( ^v >τ,T _M ) * q _>μ (v,τ,T _M ) (18)

m _{( )} (v, ,T _M ) * mj _{ι k)} (v,τ,T _M ) (19)

Die numerische Auswertung ist wieder besonders einfach, wenn nicht die Wahrscheinlichkeiten, sondern deren faktorielle Momente in Form der Multiplette verwendet werden.

Beide Typen von Frequenzanalysatoren können mit mehreren in Serie geschalteten Schieberegistern gebaut werden. Damit erreicht man während einer Messung eine Bestimmung der Frequenzverteilung, sowohl in Abhängigkeit von der Dauer der Beobachtungsintervalle τ, als auch von der Intervallnummer v nach jedem Neutronenquellpuls. Fig.6 gibt für Y periodische Beobachtungsintervalle ein prinzipielles Schema für eine solche Frequenzmessung. Die Signale werden in das Schieberegister SRY eingespeist. Jedes eintretende Signal erhöht den Zählerstand des Up/Down-Zählers Y. Wird dessen Zählerstand bei jedem aus dem Register SRI austretenden Signal um 1 vermindert und periodisch registriert, erhält man die Frequenz für einen Satz von Intervallen der Größe τ _γ = Yτ mit Y= 1 ,2,3—. Die Periode der Registrierung des Zählerstandes des Up/Down-Zählers kann so gewählt werden, dass sich die Intervalle entweder überlappen oder auch nicht.

Fig.7 zeigt das Beispiel eines zweidimensionalen signalbedingten Frequenzanalysators. Jedes hier aus dem Schieberegister SRT austretende Signal bewirkt eine Registrierung der Zählerstände der Up/Down-Zähler in den jeweiligen Zählerregistern.

Durch eine Messung der Frequenzverteilung in mehreren unterschiedlichen Beobachtungsintervallen und in verschiedenen Zyklen nach jedem Neutronenquellpuls ist eine umfassende Analyse der Signalfolge möglich.

Zur Interpretation der Messungen wird zunächst die Wahrscheinlich¬ keit f _k (η, , η ₂ ,η ₃ ,• • η _k )dη, dη ₂ • • • dη _k für die Registrierung von k Neutronensignalen in verschiedenen elementaren Zeitintervallen [η , , η , + dη , ] , [η ₂ , η ₂ + dη ₂ ] ^■ - ^• [η _k ,η _k + dη _k ] eingeführt, f,(η, )dη, ist die Wahrscheinlichkeit, ein Neutronensignal im Intervall jη, ,η, + dη,] vorzufinden. Es ist:

f,(η,)dη,=g,(η:.)dη, (20)

Die Wahrscheinlichkeit zwei Neutronensignale vorzufinden, das Erste im Intervall [η,,η,+dη,] und das Zweite im [η ₂ ,η ₂ +dη ₂ ] mit r]*≤r\ ₂ , wird mit 'Η ₂ )dη _ι dη ₂ bezeichnet. Diese Wahrscheinlichkeit setzt sich zusammen aus g ₂ (η,,η ₂ )dη,dη ₂ und einer Wahrscheinlichkeit g,(η,)dη, g,(η ₂ )dη _{2 2} (η _ι ,η ₂ ) η _ι dη ₂ ist die Wahrscheinlichkeit zwei Neutronensignale einer einzigen Spaltung im Intervall [ξ,ξ+dξ] in den Intervallen [η,,η, +dη,] und [η ₂ ,η ₂ + dη ₂ ]zu messen mitO≤ξ≤η, < η ₂ . Die Wahrscheinlichkeit, g,(η,)dη, g,(η ₂ )dη ₂ zwei

Signale in den gleichen Intervallen zu messen, kommt dagegen von zwei voneinander unabhängigen Spaltungen, einer im Intervall [ξ^ξ, +dξ,] und einer anderen im Intervall [ξ ₂ ,ξ ₂ +dξ ₂ ]. Hierfür gilt: 0<ξ, ≤η^O≤ξ, <ξ ₂ <η ₂ und η,<η ₂ Es ist damit:

₂ (η ₁ ,η ₂ ) ^dτ i! ^d i2 =[g ₂ (η, ₅ η ₂ ) ⁺ gι( ^τ iι)gι( ^r i2)] ^d ηι ^dτ i2 (21)

Mit ähnlichen Argumenten kann man den folgenden Ausdruck für die Wahrscheinlichkeit von drei Neutronensignalen in den Intervallen [η,,η,+dη,],

[ ^r l2» ^r l2 ^+dτ l ₂ ] ^unc l [^3^3 ^{+ r} h] angeben. Es ist:

+ ,(η.) ](η ₂ ) ι(η3)] ηι ^d η ₂ ^d η ₃ (22)

Es kann gezeigt werden dass, die Wahrscheinlichkeit f _k (η, ,η ₂ ,η ₃ ,- • -η _k )dη,dη ₂ • • • dη _k auch als Erwartungswert für ein Neutronensignal in jedem der k Elementarintervalle [η _k ,η _k + dη _k ]; k = 1,2,3,— verstanden werden kann und unabhängig ist von der Zahl der Signale außerhalb dieser Intervalle (Siehe zum Beispiel das Buch: Nonelinear Transformations of Stochastic Processes J.Wise and D.C. Cooper Eds. Pergamon Press (1965)Seitel01).

Im Folgenden wird zunächst die Größe g, (ξ, ,η, ) bestimmt. Nach Gleichung (9) ist die Zahl der emittierten Einzelneutronen im Intervall [ξ,,ξ, + dξ,]:

S ₍₁₎ (ξ ₁ )dξ,=S ₍₁₎ (0)e- ^Λ -dξ ₁ (23)

Die Wahrscheinlichkeit, dass ein Teil dieser Neutronen in der Spaltneutronen¬ zählanlage zum Zeitpunkt η, als thermische Neutronen existieren, ist:

_e - ^λ(η ,- ^ξ . ⁾ (24)

Die Wahrscheinlichkeit, dass diese Neutronen auch im Intervall [η^η, +dη,] von einem Neutronendetektor der Spaltneutronenzählanlage absorbiert wird, ist:

ελdη, (25)

Hierbei wurde die Zeit zur Abbremsung der schnellen Spaltneutronen im Moderator der Spaltneutronenzählanlage vernachlässigt. 1/λ ist die mittlere Lebensdauer der thermischen Neutronen in der Spaltneutronenzählanlage. Mit ε wird die Wahrscheinlichkeit bezeichnet, mit der ein von der Probe emittiertes Spaltneutron in der Spaltneutronenzählanlage gemessen wird. Das Produkt der drei Wahrscheinlichkeiten gibt die Zahl der Einzelneutronen, die im Intervall [ξ,,ξ, +dξ,] nach einem Neutronenquellpuls geboren wurden und im Zeitintervall [η,,η _j +dη,] auch gemessen werden. Diese Größe wird mit g,(ξ, ,η, )dξ,dη, bezeichnet. Es ist:

g ₁ (ξ ₁ ,η ₁ )dξ,dη ₁ =S ₍₁₎ (0)e- ^Λ -e- ^λ ^-- ⁾ ελdη ₁ dξ ₁ (26)

Da alle induzierten Spaltungen in der Probe von O< ξ, <η, zur Zahl der in [η,,η, +dη,] regisrierten Einzelneutronensignale beitragen, muß g,(ξ,,η _ι ) über alle Beiträge von ξ, bis η, integriert werden. Damit wird:

g _ι (η,)dη _ι =S ₍₁₎ (0)eλ η _I e- ^λ,, 'J _o ^ηι e ^ξ ' ^(λ - ^A) dξ ₁

Diese Integration ist der entscheidende theoretische Schritt, der notwendig ist,

"induzierte Spaltungen" mit Spaltneutronen zu korrelieren.

Da die Neutronensignalmessung nach einer Wartezeit τ ₀ erst beginnt, kann man für die Zeiten τ ₀ < η, die Gleichung (27) durch folgenden Ausdruck ersetzen:

g _ι (η _ι )dη _ι = s ₍ „(θ)ε- λ -Λη 'dη λ-Λ und λτ ₀ »l (28)

Mit ähnlichen Argumenten findet man g ₂ (η _ι ,η ₂ ) ^un d Es ist:

₃ (η _ι .η ₂ .η ₃ ) = s ₍₃₎ τ ₀ <η, <η ₂ <η ₃ (30)

3λ-Λ

Die Dichtefunktionen f _k (η,,η ₂ ,η ₃ ,---η _k ) wurden zur Darstellung der eindimensionalen "Charakteristischen Funktion" φ(u) bereits benutzt. Es ist:

φ(u)= E{e ^,nu } = ∑ _Pn (x)e- = f „(τ)z ^π ,z = e' (31) n=0 n-0

Φ ⁽ z ⁾ =∑ (32) k=0 k!

F _k =k! J dη, Jdη ₂ - Jf _k (η,,η ₂ ,-η _t )dη _ι (33) x„+(v-l)τ η, Ηi-i

Die normalisierte k-te Ableitung der characteristischen Funktion der Gleichung (31) ergibt sowohl den Erwartungswert m _(k) (v,τ) der Ordnung k, als auch die

Wahrscheinlichkeit ρ _{( )} (v,τ) für k Signale im v-ten Beobachtungsintervall.

Die Anwendung dieser Gesetze führt im Fall periodischer Beobachtungsintervalle [τ ₀ ,τ ₀ +τ],[τ ₀ +τ,τ ₀ +2τ],— [τ ₀ +(v-l)τ,τ ₀ + vτ] zu folgenden Ausdrücken:

m (1) (v,τ) = ∑Hp _μ (v,τ) = F,:=s ₍ ελ Λ(v-l)τ

,(0)- 0 (36) μ = l vu Λ(λ-Λ)

m ₍₁₎ (v,τ) = S ₍₁₎ (0)ετω _π (v,τ) (37)

ω„(v,τ) = -Λτ °e -Λ(v-I)τ (l-e—) (38)

Λ(λ-Λ)τ

m ₍₂₎ (v,τ) = S ₍₂₎ (0)ε ² τω _2l (v,τ) + -S? ₁₎ (0)ε ² τ ² ω 22 (v.τ) (40)

ω ₂ ,(v,τ) =

c _ö22 (v,τ) = ω ² ,(v,τ) (42)

m ₍₃₎ (v,τ) = S ₍₃₎ (0)ε ³ τω _3l (v,τ)+S ₍₂₎ (0)S ₍ , ₎ (0)ε ³ τ ² ω ₃₂ (v,τ) + -S^ ₁₎ (0)ε ³ τ ³ ω ₃₃ (v,τ) (44)

3!λ ω ₃₁ (v,τ) = . _e -Λt _{0 e} -Λ(v-l)τ _χ

2(3λ-Λ)

_L ₍₁ _ _e - ^Λ ') + 1 (e- ^Λx -e- ^2λt ) (45)

Λτ (2λ-Λ)τ (λ-Λ)τ

ω ₃₂ (v,τ) = _e -2Λ, _0e -2Λ(v-l)τ _χ

(λ-Λ) ² (2λ-Λ)Λτ ⁱ

— A i - _e - ^Λt f + 2e- ^λτ (1 - e ^'Λt ) - (1 - e- ^2Λτ ) (46)

ω ₃₂ (v,τ) = ω ₂₁ (v,τ)ω ₁₁ (v,τ) (47)

ω ₃₃ (v,τ) = ω , (v,τ) (48)

Die Periode T _p der Quellimpulse muß so sein, dass folgende Bedingung eingehalten wird:

-ΛT„ l»e (49)

Damit gibt es keine Überlagerung der Neutronenbevölkerung in der Messkammer von einer Quellperiode der gepulsten Quelle zur nächsten. Für Λ→O ergibt sich der Fall von Korrelationsmessungen mit Spontanspaltmaterial.

Die Wahrscheinlichkeiten p _k (v,τ), k =0,1 ,2,— μ fuhren zu wesentlich umfangreicheren Ausdrücken, die eine numerische Auswertung erschweren. Es ist:

p ₀ (v,τ) = l + (-l) ^k m _(k) (v,τ) (50) k=l

P. (v,τ) = ∑ (-l) ^k - ¹ m _(k) (v,τ) (51) k=ι V

P _μ (v,τ) (v,τ) (53)

In ähnlicher Weise kann man die entsprechenden theoretischen Ausdrücke für die faktoriellen Momente m _{(l k)} (v,τ, T _M ) und der Wahrscheinlichkeiten q _ι,k (v,τ,T _M ) herleiten, unter Verwendung einer charakteristischen Funktion für mehrere Zufallsvariablen, die in dem Aufsatz von W.Hage und D.M.Ciffarelli in der Fachzeitschrift Nucl.Sci.Eng.,112,136 (1992) angegebenen ist. In der Struktur ergeben sich ähnliche Beziehungen, jedoch mit anderen Funktionen für die zeitabhängigen Variablen.

1 b

Die physikalischen Bedingungen können eine Verfeinerung der Methode nötig machen. Diese Verfeinerung betrifft:

1. Die Berücksichtigung der Dauer des Neutronenquellpulses,

2. die Berücksichtigung der Neutronenmultiplikation schneller Neutronen in der Probe bei nicht fein verteiltem Spaltmaterial,

3. eine Annäherung des zeitlichen Verlaufs des Neutronenflusses in der Messkammer durch mehrere Exponentialfunktionen:

Φ(ξ) = Φ ₀ ∑a,e- ^Λ ' ^ξ (54)

Mit: ∑a, = l i = l

Dies wird notwendig bei der Messung von Abfallfässern mit Spaltmaterial, das in stark Neutronen absorbierenden und moderierenden Abfällen eingelagert ist,

4. die Berücksichtigung von mehreren Exponentialfunktionen in den Ausdrücken für g _k (η, ,η ₂ ,η ₃ ,* - -η _k ), was besonders wichtig ist, falls die Neutronendetektoren der Spaltneutronenzählanlage in verschiedenen Abständen von der Messkammer angeordnet sind, um eine möglichst hohe Neutronenansprechwahrscheinlichkeit ε zu erreichen,

5. die Berücksichtigung von Neutronenzählrohrtotzeiten,

6. die Verkürzung der Neutronenquellimpulsperioden, so dass sich die Neutro¬ nenbevölkerung von einem Quellpuls zum nächsten überlagern. Dies bewirkt eine Reduktion der Messzeit.

Die wesentlichen Elemente einer Interpretation der Messwerte werden am Beispiel der Gleichungen (36), (40) und (44) erläutert. Durch Gleichsetzen der durch eine Messung erhaltenen faktoriellen Momente m^ _k) (v,τ) der Frequenzverteilung mit den entsprechenden Erwartungswerten m _(k) (v,τ), erhält man folgende 3 Gleichungen:

m _(I) (v,τ) = S ₍₁₎ (0)ετω„(v,τ) (55)

m ₍₂₎ (v,τ) = S ₍₂₎ (0)ε ² τω ₂₁ (v,τ) + -S ² (0)ε ² τ ² ω ₂₂ (v,τ) (56)

m ₃ ,(v,τ) = S ₍₃₎ (0)ε ^J τω ₃ ,(v,τ) + S ₍₂₎ (0)S ₍ , ₎ (0)ε ^J τ^ω ₃₂ (v,τ)

+is ₍ ³ ₁₎ (0)ε ³ τ ³ ω ₃₃ (v,τ) (57)

Die Zahl der im v-ten Intervall registrierten Einzelsignale m ₍₁₎ (v,τ) ist proportional dem Neutronenfluss Φ ₀ in der Messkammer.

Die Zahl der im v-ten Intervall gespeicherten Neutronensignalpaare besteht nach der Gleichung (56) aus zwei Teilen. Der erste Teil beschreibt die Zahl der zu einer Spaltung gehörenden Neutronensignalpaare ("Korrelierte Paare") und ist nach Gleichung (7) proportional dem Neutronenfluss in der Messkammer und proportional der Masse des Spaltmaterials. Der zweite Teil repräsentiert Neutronensignalpaare, die jeweils von zwei verschiedenen Spaltungen ("Unkorrelierte Paare") kommen. Diese unkorrelierten Paare sind proportional dem Quadrat des Neutronenflusses in der Messkammer und dem Quadrat der Masse des Spaltmaterials.

Die Zahl der im v-ten Intervall gespeicherten Tripletts setzt sich aus drei Teilen zusammen: Den korrelierten Tripletts, die dem Neutronenfluss und der Masse proportional sind, Singletts kombiniert mit korrelierten Paaren, die dem Quadrat von Neutronenfluss und Spaltmasse proportional sind, und drei Singletts, die der dritten Potenz von Neutronenfluss und Spaltmasse proportional sind.

Da die unkorrelierten Paare und Tripletts mindestens mit dem Quadrat des durch die gepulste Neutronenquelle erzeugten Flusses in der Messkammer ansteigen, ist es bei einer Korrelationsmessung notwendig, die Quellstärke pro Neutronenimpuls der zu messenden Spaltmaterialmasse anzupassen. Wenn man nur mit großer Quellstärke mißt, kann es sein, dass die Zahl der gemessenen korrelierten Paare und Tripletts durch unkorrelierte Ereignisse überdeckt werden. Tabelle 1 gibt für einen typischen Fall die zu erwartende Ereigniszahl [1/sg] an Singletts, korrelierten Paaren, unkorrelierten Paaren, korrelierten Tripletts, korrelierten Paaren kombiniert mit Singletts und Tripletts hervorgerufen durch Singletts. Ein Absenken der Quellstärke der Neutronenquelle um einen Faktor 2, reduziert in der Tabelle 1 die Werte der Spalte 1, 2 und 4 um den Faktor 2, die der Spalte 3 und 5 um den Faktor 4 und den Wert der Spalte 6 um den Faktor 8. Die gleichen Verhältnisse ergeben sich, wenn man die Masse des Spaltmaterials um die Hälfte reduziert. Deshalb muß vor jeder Korrelationsmessung in einer Vormessung und einer groben Abschätzung der Masse des Spaltmaterials der für eine Korrelationsmessung geeignete Bereich für die Quellstärke der gepulsten Quelle bestimmt werden.

Die Gleichungen (55) bis (57) können auch zur Interpretation von "Passiven

Neutronenkorrelationsmessungen" benutzt werden. In einem solchen Fall ist in den

Ausdrücken für ω _{l l 5} ω _2\ » ^ω _22> ^ω ₃ ^ω ₃₂ ^{und ω} ₃₃ der Wert für Λ gleich Null zu setzen. S ₍₁₎ (0) ist dann die Quellstärke für Einzelneutronen, S ₍₂₎ (0) die für Paar- und S ₍₃₎ (0) die für Dreifachneutronenemission. Sie errechnet sich für spontanspaltende Isotope in bekannter Weise aus der Halbwertszeit für Spontanspaltung, der Masse und der bekannten Wahrscheinlichkeitsverteilung P _Sv für die Emission von v Neutronen pro

Spaltung. Einzelneutronenemission kann auch in Form von (α,n)-Reaktionen auftreten.

Im Falle, dass schnelle Neutronenmultiplikation der (α,n)-Neutronen nicht vernachlässigt werden kann, tragen auch diese zu den höheren Quelltermen S _(k) (0) k>l in bekannter Weise bei.

Die Messung des Spaltmaterials erfolgt in 3 Stufen und einer zusätzlichen Eichstufe. In Stufe 1 wird der Untergrund, hervorgerufen durch die Kollisionen der kosmischen Strahlung mit den Atomen der Erdathmosphäre und der die Messkammer umgebenden Materie sowie von stationären Neutronenquellen, gemessen. Diese Messung wird ohne Spaltstoffprobe in der Messkammer durchgeführt. Der Generator für die Erzeugung der Beobachtungsintervalle der Frequenzanalysatoren wird in diesem Fall direkt angesteuert ohne eine Verzögerung τ ₀ . Dieser Generator erlaubt die Messung von N _c Zyklen für v = 1,2,3,— aufeinanderfolgende Beobachtungsintervalle τ. Dadurch wird die Frequenzverteilung der kosmischen Strahlung und anderer stationärer Quellen während einer Messzeit T _Mc bestimmt.

T _Mc = N _c vτ (58)

In Stufe 2 wird die zu messende Probe in die Messkammer eingeführt, und das gleiche Messverfahren wie in Stufe 1 wiederholt. Die nun erhaltene Frequenzverteilung hat als Ursache wieder Neutronen, die durch kosmische Strahlung erzeugt werden, und zusätzlich Neutronen, die durch Spontanspaltungen in ²³⁸ U, ²³⁸ Pu, ²⁴⁰ Pu und ²⁴² Pu entstehen. Der kosmische Strahlungsuntergrund der Probe kann sich erhöhen, falls das Abfallgebinde einen grossen Anteil an Metallen besitzt.

Aus den Momenten der Frequenzverteilungen von Stufe 1 und 2 kann man nach bekannten Verfahren die Zahl der gemessenen Einzelsignale, der korrelierten Signalpaare und Signaltripletts bestimmen. Nach dem Abzug der korrelierten Untergrundmultipletts der Ordnung k, (k = 1,2,3-) der Stufe 1 von den korrelierten Multipletts gleicher Ordnung der Stufe 2 erhält man die Zahl der Einzelsignale, der korrelierten Paare und Tripletts, die die Spontanspaltquelle näher beschreiben. Dies

führt zu 3 voneinander unabhängigen Gleichungen. Nach bekannten analytischen Verfahren kann die Ansprechwahrscheinlichkeit ε der Spaltneutronenzählanlage, die ²⁴⁰ Pu-equivalente Masse und die (α,n)-Reaktionsrate bestimmt werden. Bei kleinen kompakten Proben ist ε bekannt. In einem solchen Fall kann die ²⁴⁰ Pu-equivalente Masse, die (α,n)-Reaktionsrate und die Wahrscheinlichkeit p, dass ein Neutron in der Probe eine Schnellspaltung verursacht, berechnet werden. Im Fall eines bekannten Verhältnisses der (α,n)-Reaktionsrate zur Spontanspaltemissionsrate von Einzelneutronen kann ε, p und die ²⁴⁰ Pu-equvivalente Masse errechnet werden.

In Stufe 3, in der die erfindungsgemässe Methode angewandt wird, wird die Probe in der Messkammer mit der gepulsten Neutronenquelle bestrahlt. Die Messung der Frequenzverteilung der Spaltneutronensignale, die im Spaltneutronenzähler erzeugt werden, und des zeitlichen Verlaufes des Neutronenflusses in der Messkammer wird von dem Signal zur Pulsung der Neutronenquelle gesteuert. Hierbei ist darauf zu achten, dass die Zeitskala der Frequenzmessung exakt mit der Messung des zeitlichen Verlaufes des thermischen Neutronenflusses in der Messkammer übereinstimmt.

Im ersten Abschnitt der Messung erfolgt zunächst bei hoher gepulster Quellstärke eine Frequenzmessung nach jedem Quellpuls in den Intervallen v= 1 ,2,3,- Nach einer genügenden Zahl von Quellpulsen ergeben sich die Beobachtungswerte für Singletts, für Paare und für Tripletts. Falls die Quellstärke der gepulsten Quelle für die Spaltmasse der Probe in der Messkammer zu hoch war, können die korrelierten Paare und Tripletts nicht mittels der Gleichungen (57) und (58) oder equivalenter Ausdrücke bestimmt werden, da sich numerisch folgende Relationen ergeben:

m _3} (v,τ) * ±m* (v,τ) (59)

^m ( ⁺ 3) ( ^V > ^τ ) ^Ä ^ ( ⁺ l ³ ) ( ^V > ^τ ) ( ⁶⁰ )

Die Spaltquellrate für Einzelneutronen S _(I) (0) kann dann mit einem Schätzwert von ε ermittelt werden. Es ist dann:

Q _\ ^m (i) ( ^v > ^τ ) _{λÄ 1} ^s d)(°)* ετω„ ( —v, τ r) ( ⁶¹ )

Mittels der Gleichungen (56) und (57) oder equivalenter Ausdrücke kann dann eine geeignete Quellstärke der gepulsten Quelle berechnet werden, die eine numerische Bestimmung von S ₍₁₎ (0) , S ₍₂₎ (0) , und S _{3) (0) gestattet, unter erneuter Verwendung der

Gleichungen (55), (56) und (57). Die eigentliche Messung der Probe mit korrekter Quellstärke kann dann erfolgen.

Um die Größen S ₍₁₎ (0) ε, S ₍₂₎ (0) ε ² und S ₍₃₎ (0) ε ³ aus den gemessenen Multipletts zu bestimmen, müssen noch wie bei der passiven Neutronenkorrelationstechnik die entsprechenden Untergrundwerte der Messstufe 2 in der Form von S ₍₁₎ (B) ε, S ₍₂₎ (B)ε ² und S ₍₃₎ (B)ε ³ abgezogen werden (Variable B bedeutet Untergrund). Nach der Untergrundkorrektur werden die Emissionsraten der Neutronenmultipletts S ₍₁₎ (0) , S ₍₂₎ (0) und S _{3) (0) auf eine Standardquellstärke normiert.

Die Eichung des thermischen Neutronenflusses Φ ₀ in der Messkammer erfolgt am besten mit einer bekannten Spaltmaterialmasse und einer wie in Stufe 3 bestimmten Quellstärke der gepulsten Quelle. Die Auswertung der Messung ergibt Referenzwerte für S _(n (R)ε _R , S ₍₂₎ (R)ε ² und S ₍₃₎ (R)ε _R der bekannten Probe. Diese müssen noch durch die Untergrund ultipletts S ₍₁₎ (B)ε _R , S ₍₂₎ (B)ε _R und S ₍₃₎ (B)ε _R korrigiert und auf die Standardneutronenquellstärke normiert werden. Die so korrigierten Verhältniswerte

S ₍ ,)(0) . S _w (0) . S ₍₃₎ (0) .

S ₍₁₎ (R) ' S ₍₂₎ (R) ' S ₍₃₎ (R) '

führen zu drei voneinander unabhängigen Gleichungen. Damit kann beispielsweise bei einer gemischten Uran und Plutonium Probe, die Spaltmasse von ²³⁵ U, das Massenverhältnis ²³⁵ U / ²³⁹ Pu -equivalent und die Ansprechwahrscheinlichkeit ε für Neutronen errechnet werden.

TABELLE 1. SPEZIFISCHE ZÄHLRATE VON KORRELIERTEN UND UNKORRELIERTEN BEITRÄGEN ZU SIGNALSINGLETTS, DUBLETS UND TRIPLETS.

l/λ=50μs; 1/Λ=1000μs; τo=500μs; T _M =1000μs; ε=0.1; Φ ₀ =2.2 10 ⁴ n cm ² s Spaltstoff: lg 23 y. Anzahl der Messzyklen: v=T)^j/τ