Laserowa spektrometria nagrzewania i promieniowania do badania materiałów jądrowych w warunkach symulujących awarię elektrowni jądrowej

Podsumowanie

Prezentujemy eksperymenty, w których prawdziwe paliwo jądrowe, obudowy i materiały zabezpieczające są podgrzewane laserowo do temperatur powyżej 3 000 K, podczas gdy ich zachowanie jest badane za pomocą spektroskopii radiancji i analizy termicznej. Eksperymenty te symulują, w skali laboratoryjnej, powstawanie fazy lawy po stopieniu rdzenia reaktora jądrowego.

Streszczenie

Poważne i poważne awarie miały miejsce trzy razy w elektrowniach jądrowych (NPP), w Three Mile Island (USA, 1979), Czarnobylu (były ZSRR, 1986) i Fukushimie (Japonia, 2011). Badania nad przyczynami, dynamiką i konsekwencjami tych nieszczęśliwych wypadków przeprowadzono w kilku laboratoriach na całym świecie w ciągu ostatnich trzech dekad. Wspólnymi celami takich działań badawczych są: zapobieganie tego rodzaju awariom, zarówno w istniejących, jak i potencjalnych nowych elektrowniach jądrowych; minimalizacja ich ewentualnych konsekwencji; i ostatecznie pełne zrozumienie rzeczywistych zagrożeń związanych z elektrowniami jądrowymi. W Instytucie Pierwiastków Transuranowych Wspólnego Centrum Badawczego Komisji Europejskiej urządzenie do ogrzewania laserowego i spektropirometrii promieniowania prędkiego jest wykorzystywane do symulacji laboratoryjnej, na małą skalę, stopienia rdzenia elektrowni jądrowej, najczęstszego rodzaju poważnej awarii (SA), która może wystąpić w reaktorze jądrowym w wyniku awarii systemu chłodzenia. To narzędzie symulacyjne umożliwia szybkie i skuteczne pomiary w wysokiej temperaturze rzeczywistych materiałów jądrowych, takich jak pluton i próbki paliwa rozszczepiającego zawierające drobne aktynowce. Pod tym względem, a także ze względu na zdolność do generowania dużej ilości danych dotyczących materiałów w ekstremalnych warunkach, obecne podejście eksperymentalne jest z pewnością wyjątkowe. Dla obecnych i przyszłych koncepcji elektrowni jądrowej przedstawiono przykładowe wyniki dotyczące topnienia niektórych różnych rodzajów paliw jądrowych: tlenków uranu i plutonu, węglików i azotków. Pokrótce przedstawiono również wyniki dotyczące wysokotemperaturowego oddziaływania paliw tlenkowych z materiałami zabezpieczającymi.

Wprowadzenie

Chociaż rozszczepienie jądra atomowego jest szeroko przedstawiane jako obiecujące, praktycznie niewyczerpalne źródło energii na dużą skalę, jego pełna akceptacja społeczna jest nadal wstrzymywana przez pewne zagrożenia związane z bezpieczeństwem. Podejście eksperymentalne przedstawione w niniejszej pracy ma na celu udzielenie odpowiedzi na niektóre podstawowe pytania z zakresu materiałoznawstwa związane z jednym z tych zagrożeń, jakim jest wystąpienie poważnych awarii (SA) prowadzących do stopienia rdzenia w elektrowni jądrowej (NPP). Może to spowodować uwolnienie do środowiska materiałów wysoce radioaktywnych, co może mieć poważne konsekwencje zarówno dla zdrowia ludzi, jak i gospodarki kraju. Główne SA tego typu wystąpiły trzykrotnie w elektrowniach jądrowych, w Three Mile Island (USA, 1979), Czarnobylu (dawny ZSRR, 1986) i Fukushimie (Japonia, 2011). W związku z tym elektrownie jądrowe SA są przedmiotem szeroko zakrojonych badań w kilku obiektach na całym świecie, obejmujących wiele trudnych zjawisk i skomplikowanych przez bardzo wysokie temperatury (często przekraczające 3000 K) oraz obecność materiałów radioaktywnych.

W tym scenariuszu, niedawna dyrektywa Rady Europejskiej¹ wymaga od krajów UE nadania najwyższego priorytetu bezpieczeństwu jądrowemu na wszystkich etapach cyklu życia elektrowni jądrowej. Obejmuje to przeprowadzanie ocen bezpieczeństwa przed budową nowych elektrowni jądrowych, a także zapewnienie znacznej poprawy bezpieczeństwa starych reaktorów.

W tym kontekście, w Instytucie Pierwiastków Transuranowych Komisji Europejskiej, w Instytucie Pierwiastków Transuranowych Komisji Europejskiej wdrożono urządzenie do kontrolowanej atmosfery, laserowego ogrzewania i szybkiej spektro-pirometrii^2,="xref">4 zostało wdrożone w Instytucie Pierwiastków Transuranowych Wspólnego Centrum Badawczego Komisji Europejskiej do laboratoryjnej symulacji, na małą skalę, stopienia rdzenia elektrowni jądrowej. Ze względu na ograniczoną wielkość próbki (zwykle w skali cm i 0,1 g) oraz wysoką wydajność i zdalny charakter ogrzewania laserowego, podejście to pozwala na szybkie i skuteczne pomiary wysokotemperaturowe rzeczywistych materiałów jądrowych, w tym plutonu i próbek paliwa rozszczepialnego zawierających drobne aktynowce. Pod tym względem, a także ze względu na zdolność do generowania dużej ilości danych dotyczących materiałów w ekstremalnych warunkach, obecna metoda eksperymentalna jest uznawana na całym świecie za unikalną. W rzeczywistości wykazano, że inne uzupełniające techniki badawcze oparte na nagrzewaniu indukcyjnym cierpią z powodu szybkich interakcji w wysokiej temperaturze między materiałem próbki a zabezpieczeniem⁵. Ponadto, jeżeli takie techniki pozwalają na uzyskanie większych ilości materiału do analizy i w większości przypadków wymagają go, są one mniej odpowiednie niż obecna metoda do badania prawdziwych materiałów jądrowych ze względu na wysoką radioaktywność i ograniczoną dostępność próbek.

W obecnych eksperymentach (schematyzowanych na rysunku 1), próbka, zamontowana w autoklawie z kontrolowaną atmosferą, umieszczonym w α osłoniętym komorze rękawicowej, jest podgrzewana przez laser Nd:YAG CW o mocy 4,5 kW.

Rysunek 1: Zestaw eksperymentalny do ogrzewania laserowego i spektropirometrii radiancyjnej.
Próbkę mocuje się za pomocą grafitowych (lub wolframowych lub molibdenowych) w gazoszczelnym naczyniu w kontrolowanej atmosferze. Zdjęcie przedstawione w lewym dolnym rogu pokazuje, jako przykład, dysk PuO₂ mocowany za pomocą grafitowych. Jeśli próbka jest radioaktywna, naczynie powinno być zamontowane w alfa-szczelnym schowku rękawicowym. Próbka jest podgrzewana za pomocą lasera Nd:YAG o mocy 4,5 kW przy długości fali 1 064 nm. Szybki dwukanałowy pirometr służy do rejestrowania temperatury próbki i odbitego sygnału z lasera Ar⁺ o mniejszej mocy. Wolniejszy wielokanałowy spektro-piromenter jest stosowany do analizy in situ właściwości optycznych gorącej próbki. Kliknij tutaj, aby zobaczyć większą wersję tego rysunku.

Pirometry promieniowania mierzą promieniowanie próbki L_ex. Jest to gęstość mocy promieniowania elektromagnetycznego na jednostkę powierzchni, długości fali i kąta bryłowego emitowanego przez próbkę w danej temperaturze⁶. Jest ona powiązana z temperaturą powierzchni próbki T za pomocą zmodyfikowanej funkcji Plancka:

gdzie Lλ to moc promieniowania, ε_λ to emisyjność widmowa, c₁ = 2·h·c₀² to pierwsza stała promieniowania, c₂ = h·c₀/k_B = 14,388 μm·K to druga stała promieniowania, c₀ to prędkość światła w próżni, h to stała Plancka, i k_B Boltzmanna stała. Emisyjność widmowa uwzględnia fakt, że ciało rzeczywiste będzie emitować, przy danej długości fali i temperaturze, tylko ułamek równy mocy emitowanej przez idealne ciało doskonale czarne w tej samej temperaturze. Dlatego przyjmuje wartości z zakresu od 0 do 1, gdzie 1 odpowiada idealnemu przypadkowi ciała doskonale czarnego, dla którego wyprowadzono prawo Plancka. Ponieważ pirometry w niniejszej pracy były zawsze ustawione blisko normy w odniesieniu do powierzchni próbki, zależność kąta _{ε λ} nie była brana pod uwagę, a "emisyjność" zawsze będzie odnosić się do normalnej emisyjności widmowej (NSE). NSE musi zostać wyznaczona w celu przeliczenia, za pomocą równania 1 i procedury kalibracji pirometru, L_ex na temperaturę bezwzględną T.

Temperatura próbki jest wykrywana za pomocą szybkiego pirometru skalibrowanego w stosunku do standardowych lamp do 2,500 K przy λ = 655 nm i. Do zbadania NSE (ε λ) próbki wykorzystano dodatkowy 256-kanałowy spektrometr radiancyjny pracujący w zakresie od 515 nm do 980 _nm. Wyznaczenie NSE jest możliwe poprzez uzupełnienie nieliniowego dopasowania widma emisji cieplnej z równaniem 1^{2, 3}, T i ε_λ są jedynymi dwoma wolnymi parametrami. Wykazano, że podejście to jest akceptowalnie dokładne w przypadku materiałów ogniotrwałych⁷, takich jak te zwykle obecne w elektrowniach jądrowych, dla których można założyć, że NSE jest niezależny od długości fali (hipoteza ciała szarego) w szerokim zakresie spektralnym. Gdy temperatura próbki ogrzewanej laserowo zostanie prawidłowo zmierzona w funkcji czasu, można przeprowadzić analizę termiczną na wynikowej krzywej temperatura-czas (termogram). Fleksje lub zatrzymania termiczne w termogramach dostarczają informacji związanych z przejściami fazowymi (solidus, likwidus i izotermiczne przemiany fazowe). Ponadto, oprócz tego, że jest to niezbędne do wyznaczenia NSE, bezpośrednia analiza spektralna promieniowania L_ex emitowanego przez gorącą próbkę pozwala również na badanie in situ niektórych właściwości optycznych badanej powierzchni. Stanowi to kolejne narzędzie wspomagające identyfikację zjawisk wysokotemperaturowych, takich jak przemiany fazowe, reakcje chemiczne między materiałami skondensowanymi a fazą gazową, czy efekty segregacji. Dodatkowa technika zwana analizą sygnału światła odbitego (RLS)^{2, 3} służy do potwierdzania przejść fazowych. Odbywa się to za pomocą drugiego kanału pirometru dostrojonego do lasera Ar⁺ o małej mocy (1 W) (λ = 488 nm). Kanał ten wykrywa wiązkę laserową pochodzącą z wnęki Ar⁺ i odbitą przez powierzchnię próbki. Stały sygnał RLS wskazuje na stałą powierzchnię, podczas gdy losowe oscylacje pojawiają się po stopieniu z powodu drgań wywołanych napięciem powierzchniowym na powierzchni próbki cieczy.

Ogólnie rzecz biorąc, reaktory chłodzone wodą wykorzystujące elementy paliwa stałego, obecnie najpowszechniejszy typ NPP, posiadają cztery kolejne bariery zapewniające ograniczenie radioaktywności⁸. Pierwszą barierą jest to, że sam granulat paliwa, dzięki swojej krystalicznej strukturze i porowatości mikromakroskopowej, może zatrzymywać stałe produkty rozszczepienia i część lotnych. Ogólnie rzecz biorąc, cały element paliwowy jest umieszczony w metalowej (cyrkaloy lub stalowej) okładzinie, która działa jako drugi stopień ochrony. W przypadku uszkodzenia okładziny, trzecią barierą jest cały zbiornik wewnętrzny NPP, na ogół ograniczony stalową ścianą o grubości kilku cm (system pierwotny). Wreszcie, budynek zabezpieczający (o grubości m) jest ostatnią barierą bezpieczeństwa przed uwolnieniem do środowiska.

W przypadku awarii systemu chłodzenia wodą, może dojść do awarii elektrowni jądrowej SA, co prowadzi do przegrzania rdzenia i stopienia. Przegrzanie jest początkowo spowodowane ciepłem rozszczepienia. Jednak w przypadku braku chłodzenia, przegrzanie może również trwać długo po zakończeniu jądrowych reakcji łańcuchowych, ze względu na resztkowe ciepło rozpadu produktów rozszczepienia i innych wysoce radioaktywnych związków zawartych w szczątkach jądra jądrowego. Ogólnie rzecz biorąc, stopienie rdzenia rozpocznie się od środkowej części elementu paliwowego, chyba że na granicy między paliwem a okładziną utworzą się związki o niższym topnieniu (ewentualnie eutektyki). Pierwszym celem niniejszych badań jest ustalenie, czy takie związki o niższym topnieniu mogą powstawać w rzeczywistych układach platerowania paliwem, a w tym przypadku, jaki byłby wynikający z tego spadek temperatury topnienia. Aby odpowiedzieć na to pytanie, należy najpierw rzetelnie ocenić topnienie czystych i mieszanych związków paliwowych, co w związku z tym stanowi jeszcze ważniejszy cel obecnego podejścia. Jeśli paliwo i okładzina stopią się ze sobą, płynna masa szybko opadnie na dno naczynia pierwotnego i zacznie reagować ze stalową ścianką oraz z pozostałą wodą i parą, jeśli takie istnieją. Na tym etapie stal może być również topiona razem z gorącą mieszanką paliwowo-okładzinowe. Powstała w ten sposób ciecz podobna do lawy nazywana jest "corium". Ta gorąca, wysoce radioaktywna mieszanina może dyfundować na zewnątrz głównego zbiornika, jeśli stalowa ściana zostanie stopiona i ostatecznie zareaguje nawet z stanowiącym najbardziej zewnętrzną barierę. Podwyższone ciepło i wysoka reaktywność gatunków obecnych w korium mogą prowadzić do dysocjacji wody i produkcji wodoru. Może to skutkować dodatkowym ryzykiem wybuchów pary wodnej i wodoru (por. SA w Three Mile Island i Fukushimie), silnego utleniania lub (mniej prawdopodobnego) uwodnienia masy korium i materiałów konstrukcyjnych elektrowni jądrowej. Obecna metoda eksperymentalna pozwala na wyodrębnienie i eksperymentalną analizę kilku z wielu złożonych mechanizmów fizykochemicznych związanych z opisaną sekwencją zdarzeń. Oprócz wspomnianej analizy topnienia czystych składników i interakcji paliwo-platerowanie, w uproszczonych systemach można badać kilka mechanizmów interakcji wysokotemperaturowych, takich jak paliwo zawierające Pu a stal, między paliwem a itp. Powstawanie Corium może być potencjalnie badane w obecności różnych atmosfer (gazu obojętnego, powietrza, śladowych ilości wodoru lub pary), co pozwala uzyskać ważne dane referencyjne dla kompleksowego zrozumienia SA.

Obecne podejście, szczególnie odpowiednie do badań laboratoryjnych materiałów o wysokiej temperaturze topnienia, zostało również wykorzystane do udanej analizy innych, bardziej innowacyjnych rodzajów paliw jądrowych (opartych na przykład na węglakach uranu lub azotkach) oraz innych związków ogniotrwałych, takich jak cyrkon⁹, węgliki tantalu i hafnu, nadstopy metali, tlenek wapnia10, itd.

Protokół

1. Kalibracja pirometru i spektro-pirometru

1. Wzorcowe lampy odniesienia
   1. Uzyskaj certyfikowane, skalibrowane lampy standardowe z National Standard Laboratories.
      UWAGA: Obie użyte tutaj lampy zostały dokładnie skalibrowane przy 650 nm przez jedną z niemieckich instytucji odniesienia norm, PTB (Physikalisch Technische Bundesanstalt, 2010).

Rysunek 2: Źródło ciała doskonale czarnego i lampa wzorcowa używane do kalibracji obecnego pirometru i spektropirometru.
W procedurze kalibracji pole widzenia pirometru lub spektro-pirometru skupia się na standardowym źródle światła (ciele doskonale czarnym lub lampie), które jest podgrzewane do znanej temperatury (i dlatego emituje znane promieniowanie) dla danego prądu wejściowego. Równania kalibracyjne uzyskuje się poprzez dopasowanie wykresów doświadczalnych sygnałów napięciowych wytwarzanych przez detektory promieniowania pirometru lub spektro-pirometru w funkcji temperatury źródła światła. Kliknij tutaj, aby zobaczyć większą wersję tego rysunku.

2. Kalibracja pirometru
   1. Skalibruj kanał pirometru do długości fali bliskiej 650 nm za pomocą dwóch wolframowych lamp wstęgowych, pierwsza dla zakresu temperatur od 1 100 K do 1 800 K, a druga dla zakresu od 1 800 K do 2 500 K (rysunek 2).
   2. Dopasuj pirometr do żarnika lampy i igły (Rysunek 2).
   3. Zapisać intensywność pirometru przy różnych nominalnych temperaturach lampy, postępując zgodnie z arkuszem kalibracji dostarczonym przez PTB.
   4. Wykreślić eksperymentalne intensywności pirometru w funkcji odwrotnych temperatur lampy.
      UWAGA: Pirometr wyposażony jest we wzmacniacz logarytmiczny. W rezultacie trend powinien być liniowy, przynajmniej dla temperatur powyżej 1 700 K. Liniowe dopasowanie punktów eksperymentalnych da równanie kalibracji pirometru w postaci:
      Równanie 2
      gdzie A i B są stałymi kalibracji, które pozwalają na konwersję sygnału pirometru przy długości fali 650 nm na temperaturę.
   5. Zamocuj drugi kanał (fotodiodę) tego samego pirometru na tej samej długości fali lasera sondy używanej do analizy sygnału światła odbitego (RLS). W obecnej konfiguracji jest to laser Ar⁺ o mocy 0,75 W cw emitujący promieniowanie o długości fali 488 nm. Ustawić drugi kanał pirometru na 488 nm, aby mógł działać jako filtr optyczny dla RLS.
      UWAGA: Ponieważ analiza RLS jest czysto jakościowa, nie jest wymagana kalibracja dla tego drugiego kanału.
3. Temperatura promieniowania
   1. Zauważ, że T_λ w równaniu 2 to temperatura promieniowania zmierzona przez pirometr. Jest to temperatura odpowiadająca eksperymentalnemu natężeniu promieniowania, gdyby zostało wyemitowane przez idealne ciało doskonale czarne (ε_λ = 1 w równaniu 1). W rzeczywistych próbkach jest ona związana z rzeczywistą temperaturą bezwzględną za pomocą wzoru:
      Równanie 3.
   2. Wyprowadź równanie 3 z równania 1 w przybliżeniu . Wyznaczyć NSE dla badanego materiału w celu uzyskania jego rzeczywistej temperatury poprzez analizę spektralną natężenia promieniowania (równanie 1), zarejestrowaną przez wielokanałowy spektropirometr w zakresie od 515 nm do 980 nm.
4. Kalibracja spektropirometru
   1. Skalibrować kanał spektropirometru o długości fali 650 nm względem kanału lampy wzorcowej, postępując zgodnie z tą samą procedurą, co opisano w krokach 1.2.1-1.2.3 powyżej.
   2. Ponieważ spektropirometr nie jest wyposażony we wzmacniacz logarytmiczny, lecz we wzmacniacz liniowy, tym razem należy wykreślić logarytm intensywności doświadczalnych (tutaj wyrażonych w liczbach) w stosunku do nominalnych temperatur lampy w celu uzyskania stałych kalibracyjnych C i D dla kanału 650 nm:
      Równanie 4.
   3. Zwiększ prąd ogrzewający źródło ciała doskonale czarnego (rysunek 2) do poziomu, w którym wnęka ciała doskonale czarnego jest wystarczająco jasna, aby była wyraźnie widoczna gołym okiem. Następnie ustaw obiektyw spektropirometru na środku jamy ciała doskonale czarnego.
   4. Zwiększ prąd ciała doskonale czarnego do poziomu, w którym sygnał spektropirometru, jednocześnie wyświetlany na ekranie komputera, jest wystarczająco intensywny, aby w pełni pokryć szum tła. Dostosuj czas integracji spektrometru i pirometru, aby zoptymalizować stosunek sygnału do szumu. Liniowość czasowa spektropirometru powinna być sprawdzona po jego dostarczeniu. Uważaj, aby nie nasycić fotodiod spektropirometru.
   5. Ustabilizuj temperaturę ciała doskonale czarnego. Poczekaj, aż ciało doskonale czarne emituje promieniowanie, a tym samym sygnał spektropirometru, jest stabilny (zwykle od 10 do 20 minut w temperaturach około 1500 K).
   6. Rejestruj widma promieniowania w pełnym zakresie długości fal rozciąganym przez urządzenie. Całkowicie wypełnij bufor pamięci (256 przejęć). Następnie weź średnie wartości intensywności dla każdego kanału.
   7. Użyj intensywności zarejestrowanej przez kanał skalibrowany na 650 nm (kroki 1.4.1-1.4.2), aby zmierzyć dokładną temperaturę ciała doskonale czarnego.
   8. Po określeniu temperatury ciała doskonale czarnego oblicz promieniowanie ciała doskonale czarnego L_λ,bb, korzystając z równania 1.
   9. Skalibruj pozostałe kanały spektropirometru względem źródeł ciała doskonale czarnego (około 200 z nich). Wytnij zakresy od 488 nm do 515 nm oraz od 980 nm do 1 011 nm, aby zredukować szum. Uzyskać funkcję kalibracji (transferu) specyficzną dla czasu całkowania
      Równanie 5,
      gdzie ICounts_av jest średnią intensywnością eksperymentalną mierzoną przez każdy kanał spektropirometryczny, a ti jest czasem całkowania. Weźmy średnią wartość z 256 przejęć skumulowanych w buforze.
   10. Powtórzyć procedurę kalibracji spektropirometru w krokach 1.4.1-1.4.10 przy różnych temperaturach ciała doskonale czarnego w celu sprawdzenia, czy K(λ) jest niezależne od temperatury.
       UWAGA: Tylko szum tła powinien się zmieniać przy różnych temperaturach ciała doskonale czarnego.
   11. W pomiarach próbek rzeczywistych widma promieniowania należy uzyskać, mnożąc eksperymentalne widma radiancji specyficzne dla czasu całkowania (ICounts(λ)/ti) przez funkcję K(λ).

2. Przykładowy montaż

Uwaga: W przypadku, gdy próbka jest radioaktywna, całą procedurę należy przeprowadzić w alfa-szczelnym schowku rękawicowym wyposażonym w okienka o jakości optycznej i stół optyczny. W przypadku, gdy próbka jest szczególnie radioaktywna (zawiera silne emitery γ, takie jak Pu lub Am), podczas jej montażu należy nosić ołowiany fartuch i ołowiane rękawice. Użyj detektora promieniowania, aby zidentyfikować główne kierunki β i γ napromieniowania.

1. Zamontuj próbkę w uchwycie, mocując ją grafitowymi, molibdenowymi lub wolframowymi (patrz lewa dolna wstawka rysunku 1).
   UWAGA: W porównaniu z grafitem, Mo lub W zapewniają lepszą stabilność mechaniczną, chociaż mogą wpływać na równowagę termiczną próbki bardziej niż grafitowe. Idealny kształt próbki to krążek o średnicy około 8 mm i grubości co najmniej 2 mm. Jednak zastosowanie regulowanych pozwala na analizę próbek o różnych kształtach i rozmiarach, które są również bardzo małe i nieregularne. Elastyczność ta jest szczególnie korzystna w przypadku badania fragmentów promieniotwórczych.
2. Umieścić próbkę i uchwyt w cylindrycznym naczyniu ciśnieniowym (lub autoklawie, jak pokazano na rysunku 1). Zamontować próbkę prostopadle do osi naczynia. Zamknij naczynie okienkami o jakości optycznej (zazwyczaj kwarcem lub stopioną krzemionką).
3. Przymocuj naczynie do stołu optycznego.
4. Zamocuj ekran grafitowy z tyłu naczynia ciśnieniowego na stole optycznym, aby pochłonąć wiązkę laserową w przypadku, gdyby próbka spadła z uchwytu podczas eksperymentu.

3. Wyrównanie lasera i pirometru

1. Osiowanie laserowe
   1. Na stole optycznym połącz jednostkę skupiającą ze światłowodami, które przenoszą wiązkę laserową o dużej mocy do laboratorium.
      UWAGA: Należy przy tym zwrócić maksymalną uwagę, aby uniknąć powstawania załamań w światłowodach, co może skutkować ich nieodwracalnym uszkodzeniem.
   2. Wybierz odpowiednie soczewki w jednostce ostrości, aby uzyskać wymaganą wielkość plamki lasera na powierzchni próbki i odpowiednią odległość ogniskową między jednostką ostrości a powierzchnią próbki. Upewnij się, że rozmiar plamki lasera jest co najmniej dziesięciokrotnie większy niż punkt widzenia pirometru (około 3 mm²), aby zapewnić jednorodność temperatury wokół punktu pomiaru pirometru.
      UWAGA: Dzięki temu ograniczeniu rozmiar plamki lasera można dostosować do celów każdego konkretnego eksperymentu. Na przykład mniejsza plamka doprowadzi do większej gęstości mocy lasera. W związku z tym możliwe będzie osiąganie wyższych temperatur, ale w bardziej ograniczonej strefie powierzchni próbki. I odwrotnie, większa plamka lasera zagwarantuje bardziej jednorodny rozkład temperatury w całej próbce, chociaż możliwe będzie osiągnięcie niższych temperatur maksymalnych. Odległość ogniskowa między jednostką ostrości a powierzchnią próbki jest narzucana jedynie przez ograniczenia geometryczne, takie jak rozmieszczenie różnych elementów optycznych, obecność ścianki komory rękawicowej między nimi a próbką itp.
   3. Zamontuj wszystkie potrzebne części optyczne (optyka laserowa, laser Ar⁺ do analizy RLS i pirometry) na stole optycznym.
   4. Wyrównaj czerwoną plamkę lasera na powierzchni próbki przez okienko autoklawu (i, jeśli jest, schowka rękawicowego). Jeśli plamka lasera jest mniejsza niż powierzchnia próbki, zamocuj ją w środku próbki lub w określonym obszarze zainteresowania (np. na granicy faz między dwiema różnymi strefami próbki).
      UWAGA: Obecny laser dużej mocy jest również wyposażony w czerwony laser He-Ne o niskiej mocy, który podąża dokładnie tą samą ścieżką optyczną. Włącz ten laser pilotujący, aby wyrównać system. Rozmiar plamki czerwonego lasera będzie się nieco różnił od rzeczywistej wielkości plamki wiązki podczerwieni o dużej mocy. Różnicę można jednak pominąć w procedurze wyrównywania.
   5. Włącz laser Ar⁺ i ustaw go w środku czerwonej plamki lasera pilotującego na powierzchni próbki.
2. Wyrównanie pirometru
   1. Przymocować pirometr i spektropirometr do stołu optycznego w pozycji dogodnej do patrzenia na próbkę, tak aby ich osie były jak najbliżej prostopadłe do powierzchni próbki.
   2. Z grubsza skierować pirometr i spektropirometr w stronę próbki. Patrząc przez odpowiednie okulary, upewnij się, że obiektywy prawidłowo widzą próbkę.
   3. Aby precyzyjnie ustawić pirometr we właściwej pozycji i odległości ogniskowej, należy poświetlić okular pirometru elastyczną lampą. Sprawdź, czy na powierzchnię próbki rzutowany jest ostry obraz membrany pirometru.
      UWAGA: Zarówno w pirometrze, jak i spektro-pirometrze, promieniowanie cieplne emitowane przez próbkę jest zbierane przez obiektyw (soczewki i kolimator) i skupiane na detektorach fotodiod przez membranę. Obraz tej membrany jest wyraźnie widoczny przez okulary pirometrów. Przy obecnym ustawieniu plamka ta jest w przybliżeniu okrągła, o średnicy 1 mm. Unikaj bawienia się ustawieniami obiektywu pirometru, ponieważ może to wpłynąć na kalibrację urządzenia.
   4. Wyrównaj obraz membrany pirometru na środku czerwonej plamki lasera pilotującego i niebieskiej plamki lasera Ar⁺.
   5. Powtórzyć tę samą procedurę w krokach 3.2.3-3.2.4 w celu dokładnego ustawienia spektropirometru.
3. Kontrola odbicia
   1. Dokładnie sprawdź, czy w czerwonym laserze pilotującym nie ma odbić od pasożytów (widocznych gołym okiem za pomocą arkusza białego papieru), które w większości pochodzą z okien autoklawu (i, jeśli jest obecny, schowka na rękawiczki).
      UWAGA: Odbicia te mogą również pochodzić z powierzchni próbki, jeśli ma być analizowana dobrze odbijająca próbka metaliczna. Takie odbicia są niezwykle niebezpieczne, gdy próbka jest naświetlana wiązką lasera podczerwonego o dużej mocy.
   2. Umieść sita grafitowe (absorbery) wszędzie tam, gdzie zidentyfikowano odbicia pasożytów.
      UWAGA: Odbicia wiązki laserowej w podczerwieni nigdy nie powinny trafiać w ludzi, ale mogą również spalić elementy optyczne i elektroniczne oraz części schowka na rękawiczki lub mogą być dalej odbijane przez metalowe narzędzia laboratoryjne. W związku z tym powinny być one zatrzymywane przez odpowiednie absorbery grafitowe jak najbliżej ich pochodzenia.

4. Napełnianie zbiornika ciśnieniowego

1. Podłączyć zbiornik ciśnieniowy do pompy próżniowej i systemu zasilania gazem za pomocą odpowiednich rur. Jeśli to możliwe, oprócz manometru, podłącz analizator tlenu do zbiornika ciśnieniowego.
2. Wybierz atmosferę (gaz lub mieszaninę gazów), w której mają być wykonywane eksperymenty z ogrzewaniem laserowym. Wybierz atmosferę w zależności od próbki, która ma być badana, i warunków chemicznych, które mają być wyprodukowane.
3. Niezależnie od atmosfery, najpierw użyj pompy próżniowej do opróżnienia zbiornika ciśnieniowego, aby uniknąć zanieczyszczenia krzyżowego powietrzem, zwłaszcza jeśli wybrana atmosfera eksperymentalna jest idealnie wolna od tlenu. Jeśli to możliwe, osiągnąć dolną granicę wykrywalności analizatora_O2 w tej procedurze "przedmuchiwania".
4. Po opróżnieniu należy napełnić autoklaw wybranym gazem pod wymaganym ciśnieniem.
   UWAGA: Wewnątrz autoklawu można ustawić różne ciśnienia (np. w celu zbadania wpływu ciśnienia na przejścia fazowe). Jednak w przypadku standardowych eksperymentów należy ustawić nadciśnienie gazu na poziomie 0,2-0,3 MPa (w stosunku do ciśnienia atmosferycznego), aby w jak największym stopniu ograniczyć zjawiska parowania próbki. Większość obecnych eksperymentów jest przeprowadzana w atmosferze obojętnej (argon pod ciśnieniem) w celu utrzymania początkowego składu próbki przez cały czas trwania eksperymentów z ogrzewaniem laserowym. Jednak w przypadku badań specjalnych można również zastosować atmosfery utleniające (sprężone powietrze, mieszaniny CO/CO₂ itp.) lub redukujące (Ar + H₂).
5. Po napełnieniu autoklawu upewnij się, że potencjał tlenu ustabilizował się na analizatorze tlenu przed rozpoczęciem eksperymentu z ogrzewaniem laserowym.

5. Konfiguracja systemu akwizycji

1. Podłącz dwa kanały pirometru (488 nm dla RLS i 650 nm dla analiz temperatury) do oscyloskopu działającego jako przetwornik analogowo-cyfrowy (AD).
2. Powtórzyć krok 5.1 dla spektropirometru.
   UWAGA: Ze względu na dużą liczbę kanałów, spektropirometr jest wyposażony we własną jednostkę akwizycyjną. Może to być wyzwalane zewnętrznie za pomocą sygnału pochodzącego z oscyloskopu.
3. Podłącz potencjometr laserowy dużej mocy do tego samego oscyloskopu co pirometry. Upewnij się, że oscyloskop ma co najmniej trzy wtyczki wejściowe. W przeciwnym razie podłącz do niego dodatkowe urządzenie i zsynchronizuj je.
4. Ustaw parametry oscyloskopu (amplituda okna akwizycji, przesunięcie i czas trwania przemiatania) w taki sposób, aby dane eksperymentalne pochodzące z pirometru mogły być poprawnie i w całości zarejestrowane. Sprawdź na ekranie oscyloskopu, czy dane są poprawnie rejestrowane i zapisywane po każdym eksperymencie.
5. Ustaw odpowiedni wyzwalacz dla systemu akwizycji. Na przykład uruchom oscyloskop, gdy sygnał pochodzący z potencjometru laserowego przekroczy określony próg, odpowiadający początkowi pierwszego impulsu o dużej mocy wysłanego do próbki i ustawionego za pomocą oprogramowania oscyloskopu.
   1. Sprawdź, czy po wyzwoleniu oscyloskop zaczyna rejestrować sygnały pochodzące z potencjometru laserowego i z dwóch kanałów pirometru, a także wysyła sygnał, który wyzwala akwizycję w spektrometrze.
6. Podłącz oscyloskop do komputera. Bezpośrednio wprowadź równania kalibracyjne oprogramowania 2, 3 i 4, aby zarejestrowana intensywność mogła być wykreślona bezpośrednio jako krzywe temperatury w funkcji czasu (termogramy) na ekranie komputera.

6. Strzały laserowe

1. Ustaw program ogrzewania laserowego. Jeśli to możliwe, zrób to bezpośrednio z komputera podłączonego do lasera.
2. W przypadku materiałów ogniotrwałych o temperaturze topnienia powyżej 2 500 K należy ustawić stopień podgrzewania wstępnego na początku programu laserowego. Składa się to z etapu powolnego nagrzewania trwającego od 10 do 30 s, podczas którego próbka jest podgrzewana z niską gęstością mocy lasera (około 50 W ^cm-2), aż jej temperatura ustabilizuje się na stałym poziomie między 1 500 a 2 000 K
   UWAGA: Etap wstępnego podgrzewania zmniejsza naprężenia termiczne, które mogłyby łatwo pęknąć i zniszczyć próbkę, gdyby została wystrzelona bezpośrednio do temperatury ponad 2,500 K, począwszy od temperatury pokojowej. Dodatkowo pomaga usunąć ewentualne zanieczyszczenia z powierzchni próbki. W przypadku eksperymentów z topieniem laserowym najlepsze podejście zostało ustalone na podstawie bezpośredniego doświadczenia.
3. Po etapie wstępnego podgrzewania ustaw sekwencję kilku strzałów laserowych o większej mocy, podgrzewając próbkę znacznie powyżej temperatury topnienia. Zdefiniuj cykle 3-4 strzałów, po których próbka może schłodzić się z powrotem do temperatury pokojowej. Sprawdź warunki próbki przed przystąpieniem do dalszych ujęć.
   UWAGA: Sample nie należy dopuścić do ostygnięcia z powrotem do temperatury pokojowej pomiędzy dwoma strzałami, aby uniknąć zbyt intensywnych naprężeń termicznych. Wymagana moc różni się w zależności od plamki lasera i badanego materiału. Zazwyczaj w przypadku tlenków ogniotrwałych, takich jak UO₂, gęstość mocy około 500 W ^cm-2 jest wystarczająca do stopienia powierzchni materiału w ciągu kilkuset ms.
4. Zmieniaj czas trwania kolejnych impulsów laserowych o dużej mocy (i odpowiadającą im gęstość mocy) w zakresie od kilkudziesięciu ms do kilku s, aby sprawdzić ewentualną zależność obserwowanych temperatur zatrzymania termicznego od długości impulsu. W ten sposób należy sprawdzić, czy podczas cykli grzania/chłodzenia zachodzą przejścia fazowe w równowadze termodynamicznej.
   UWAGA: Przy krótszych impulsach nie zapewnione zostałyby warunki równowagi termodynamicznej, natomiast należy unikać dłuższych impulsów, ponieważ masa cieczy nie byłaby już utrzymywana na powierzchni próbki przez siły kapilarne, a opadając uszkodziłaby pojemnik na próbkę (uchwyt i autoklaw).
5. Podczas eksperymentów z ogrzewaniem laserowym należy przebywać w pomieszczeniu kontrolnym oddzielonym od głównego laboratorium powlekanymi oknami ochronnymi, które zatrzymują promieniowanie laserowe o dużej mocy.
   UWAGA: Jeśli podczas strzałów laserowych wymagana jest obecność eksperymentatora w głównym laboratorium, konieczne jest noszenie okularów ochronnych.
6. Sprawdź, czy program konfiguracji lasera działa poprawnie, najpierw wystrzeliwując wiązkę laserową w absorberze grafitowym. Użyj tego testu, aby również sprawdzić, czy funkcja systemu spustowego opisanego w kroku 5.5 jest prawidłowa.
7. Jeśli wszystkie kontrole zakończą się pomyślnie, wyłącz czerwony laser pilotujący i włącz wiązkę o dużej mocy.
8. Zwolnij wszystkie wyłączniki bezpieczeństwa i uruchom program naświetlania laserowego próbki.
9. Pod koniec cykli ogrzewania i chłodzenia laserem (zazwyczaj etap wstępnego nagrzewania plus trzy lub cztery impulsy o dużej mocy) należy sprawdzić wygląd próbki, wskazując, czy jest całkowicie lub częściowo stopiona, schmielona, złamana, nadal nienaruszona itp.
10. Jeśli próbka jest nadal nienaruszona, powtórz na niej kilka cykli nagrzewania laserowego i sprawdź powtarzalność wyników.
    UWAGA: W pomyślnych przypadkach można powtórzyć ponad czterdzieści strzałów na tej samej próbce. Tak duże zbiory danych mogą być poddawane obróbce, uzyskując średnie wartości dla punktów przejścia fazowego poparte rzetelną analizą statystyczną niepewności pomiaru.

7. Analiza danych

1. Jakościowa analiza termogramu
   1. Sprawdź jakość i cechy eksperymentalnych termogramów (po jednym na strzał laserowy) zarejestrowanych przez pirometr. Sprawdzić, czy jeśli osiągnięte maksymalne temperatury były wystarczająco wysokie, na chłodzących częściach termogramów pojawiają się zatrzymania termiczne odpowiadające krzepnięciu.
      UWAGA: Podobne zatrzymania termiczne są zwykle ledwo widoczne na powierzchni grzewczej, ponieważ szybkie nagrzewanie laserowe dostarcza więcej energii niż entalpia topnienia, a warunki równowagi termodynamicznej w większości nie są realizowane w tej części eksperymentu¹¹.
   2. Jeśli maksymalne temperatury były zbyt niskie, powtórz cykl ogrzewania laserowego z impulsami o większej mocy.
   3. Powtórz cykle nagrzewania/chłodzenia lasera na nowej próbce, jeśli termogramy są zbyt nieregularne lub nienormalne (np. pozorne ogrzewanie i chłodzenie próbki nie podążają za impulsami lasera), w którym to przypadku próbka prawdopodobnie pękła, pękła lub wyparowała podczas eksperymentu.
2. Analiza emisyjności
   1. Aby uzyskać rzeczywiste termogramy temperatury próbki, należy ustalić, za pomocą danych spektropirometrycznych, NSE próbki.
   2. Przekształć surowe dane spektropirometryczne w widma promieniowania, jak wyjaśniono w kroku 1.4.11.
   3. Jeżeli w badanym układzie istnieje dobrze ustalony punkt temperatury T* (np. referencyjny punkt eutektyczny [Ref. ZrC-C]) i jest mierzony w bieżącym doświadczeniu, wówczas należy uzyskać NSE bezpośrednio z widm promieniowania ciała rzeczywistego L_λ,rb mierzonych na odpowiednim zatrzymaniu termicznym. Znając rzeczywistą temperaturę T*, przy której następuje zatrzymanie termiczne, oblicz radiancję L_λ,rb za pomocą równania 1. W takim przypadku emisyjność należy uzyskać bezpośrednio z jej definicji jako:
      Równanie 9.
   4. Jeżeli nie są dostępne żadne ustalone punkty temperatury, należy dopasować widma promieniowania L_λ,rb, przyjmując NSE ε_λ i temperaturę T jako parametry swobodne w równaniu 1. Następnie uzyskaj emisyjność i temperaturę jako najlepsze wartości, które pasują do całego spektrum.
      UWAGA: Ta procedura jest numerycznie dokładna, jeśli założenie o ciele szarym jest prawidłowe (tj. jeśli emisyjność nie zależy od długości fali, co jest w większości prawdą w przypadku materiałów badanych w tej pracy). W przeciwnym razie potrzebne są dalsze założenia dotyczące zależności długości fali emisyjności, aby oszacować zależność parametryczną ε_λ od λ za pomocą danych literaturowych.
   5. Po wyznaczeniu _{ε λ} należy pomnożyć jego wartość przy długości fali 650 nm przez przepuszczalność optyczną okienka zbiornika ciśnieniowego (i, jeśli występuje, komory rękawicowej) przy długości fali 650 nm (dostarczonej przez dostawcę okienka) i podstawić ją w równaniu 3. W ten sposób uzyskaj rzeczywiste termogramy temperatury z pomiarów pirometru.
3. Badanie przejścia fazowego
   1. Zidentyfikuj punkty przejścia fazowego jako temperatury, w których zachodzą zatrzymania termiczne lub przegięcia w chłodzącym boku termogramów temperatury rzeczywistej.
   2. Wykonaj pierwsze eksperymenty z ogrzewaniem laserowym na materiałach ogniotrwałych, których temperatury topnienia i wartości NSE są dobrze ustalone (np. Molibden, wolfram, ZrC lub UO₂). Będzie to solidny test prawidłowego funkcjonowania i dokładności metody.
      UWAGA: W analizie należy pominąć ewentualne przegięcia, jeśli występują, na powierzchni grzewczej termogramów, ponieważ mogą one być wynikiem zjawisk nierównowagowych o bardzo niepewnej interpretacji.
   3. Porównaj sygnał RLS, wyświetlany jednocześnie, z rzeczywistymi termogramami temperatury. Zidentyfikuj początek nowych faz na powierzchni próbki za pomocą RLS, w których odpowiednio pojawią się oscylacje i przegięcia.
   4. Porównaj temperatury przemian fazowych zarejestrowane przez pirometr z ewentualnymi zmianami NSE związanymi z tymi samymi przejściami fazowymi.

8. Odzysk próbki

1. Uwolnij ciśnienie z autoklawu i ustabilizuj je do ciśnienia atmosferycznego.
2. Otwórz autoklaw i usuń stopioną i ponownie zamrożoną próbkę, a także ewentualne fragmenty, które odpadły. Ewentualnie użyj tych części do charakteryzacji materiału po stopieniu.
3. Dokładnie wyczyść autoklaw, zwłaszcza okienka optyczne, za pomocą chusteczek higienicznych i etanolu.
4. Próbki i fragmenty należy zebrać w odpowiednich pojemnikach. W przypadku pracy w komorze rękawicowej z próbkami o wysokiej radioaktywności, pojemniki należy umieścić w pojemniku ołowianym.

Wyniki

Rysunek 3 przedstawia rzeczywiste termogramy temperatury mierzone na dwutlenku uranu o różnych poziomach utlenienia (UO_2+x z 0 < x < 0,21)². Dwutlenek uranu jest podstawowym składnikiem najpowszechniejszego paliwa w obecnych elektrowniach jądrowych. Jego utlenianie do różnych poziomów hiperstechiometrii tlenu może wystąpić w normalnych i nienormalnych warunkach reaktora¹². Przy obecnej metodzie wykazano, że utlenianie_UO2 może spowodować dramatyczne obniżenie jego temperatury topnienia/krzepnięcia nawet o 700 K. W tym przypadku eksperymenty musiały być przeprowadzane pod dość wysokim ciśnieniem gazu obojętnego (He na poziomie 10 MPa), aby stłumić wysoce nieprzystające parowanie w wysokich temperaturach.

Rysunek 3: Termogramy zmierzone na podgrzewanych laserowo próbkach dwutlenku uranu stechiometrycznego i hiperstechiometrycznego (po ²).
Przykładowy profil lasera dwuimpulsowego pokazano na wykresie. Termogramy są rejestrowane dla kilku kompozycji UO_2+x. Zatrzymania krzepnięcia zachodzą w znacznie różnych temperaturach i z różnymi cechami, w zależności od składu próbki, ujawniając ewolucję temperatury topnienia/zamarzania i dynamiki krzepnięcia w układzie U-O. Kliknij tutaj, aby zobaczyć większą wersję tego rysunku.

Rysunek 4 pokazuje termogramy pirometru (linia prosta) i spektrometru zarejestrowane na próbce dwutlenku plutonu w laserze podgrzanym w atmosferze utleniającej (sprężone powietrze o ciśnieniu 0,3 MPa). Ponadto PuO₂ jest niezbędnym składnikiem paliwa jądrowego. Na tym samym rysunku we wstawkach przedstawiono również dwa widma radiancji zmierzone za pomocą spektropirometru w różnych temperaturach, wraz z krzywymi pasującymi do danych doświadczalnych i odpowiadającymi im wartościami T i ε_λ. Dzięki niniejszym badaniom temperatura topnienia/zamarzania PuO₂ została ponownie oceniona na 3,017 K ± 28 K, czyli o ponad 300 K wyższą niż wcześniej wskazywały bardziej tradycyjne metody ogrzewania. Metody te przyniosły wyniki, na które z pewnością wpływ miały rozległe interakcje wysokotemperaturowe między próbką a pojemnikiem, problem, który został w dużej mierze rozwiązany dzięki obecnemu podejściu do zdalnego ogrzewania.

Rysunek 4: Termogramy mierzone na próbce dwutlenku plutonu w próbce laserowej podgrzanej powyżej temperatury topnienia.
Wykres główny: linia ciągła i pełne czarne okręgi reprezentują termogramy zarejestrowane na próbce PuO₂ w atmosferze utleniającej odpowiednio przez szybki pirometr i spektropirometr o wielu długościach fali. Białe okręgi reprezentują wartości emisji widmowej uzyskane przez dopasowanie eksperymentalnych danych radiancji do prawa radiancji Plancka¹². Dwie wstawki pokazują przykładowe widma zarejestrowane (czarne kółka) i dopasowane (czerwone linie ciągłe) odpowiednio w cieczy i zamarzaniu PuO₂ w założeniu ciała szarego. Na tych wykresach promieniowanie L_λ jest znormalizowane do pierwszej stałej promieniowania c₁ dla uproszczenia. Główny termogram uzyskano przy średniej stałej emisji 0,83. Kliknij tutaj, aby zobaczyć większą wersję tego rysunku.

Rysunek 5 pokazuje serię impulsów ogrzewania laserowego wykonywanych na mieszaninie UO₂ i ZrO₂ w różnych atmosferach. Badanie to jest reprezentatywne dla warunków, które mogą wystąpić w przypadku przypadkowego skoku temperatury w elektrowni jądrowej. Temperatura topnienia/krzepnięcia zachodzi w dobrze powtarzalnej temperaturze podczas kolejnych strzałów, jeśli eksperymenty są przeprowadzane w argonie. Z drugiej strony, temperatura topnienia/krzepnięcia spada w stosunku do strzałów laserowych, jeśli cykle ogrzewania laserowego są wykonywane w sprężonym powietrzu. Pokazuje to, że w tym drugim przypadku próbka ulega coraz większemu utlenieniu podczas obróbki laserowej. Również w przypadku mieszanin tlenków UO 2-ZrO₂ obniżenie temperatury topnienia występuje w warunkach hiperstechiometrii tlenu.

Rysunek 5: Termogramy mierzyły mieszane próbki UO 2-ZrO₂ w argonie i powietrzu pod ciśnieniem.
Temperatura topnienia/krzepnięcia zachodzi w dobrze powtarzalnej temperaturze przez kolejne strzały, jeśli eksperymenty są przeprowadzane w argonie (czarne termogramy). Z drugiej strony, temperatura topnienia/krzepnięcia spada w stosunku do strzałów laserowych, jeśli cykle nagrzewania laserowego są wykonywane w sprężonym powietrzu (zielone termogramy). Kliknij tutaj, aby zobaczyć większą wersję tego rysunku.

Kolejny przykład dotyczy innego rodzaju materiału, dikarbonku uranu. Przewiduje się, że będzie to potencjalny materiał dla alternatywnej koncepcji paliwa jądrowego, potencjalnie działającego w wyższych temperaturach i znacznie zmniejszającego ryzyko awarii stopienia rdzenia. Nowa kompozycja zawierająca duży nadmiar węgla (nominalnie UC_2.8) została po raz pierwszy zbadana przy użyciu obecnego podejścia¹⁴. W tym przypadku temperatura eutektyczna UC_2-C, ustalona na 27,37 K ± 20 K, została użyta jako odniesienie radiancji wraz z przejściem sześcienno-tetragonalnym (α→β) w stanie stałym, ustalonym na 2,050 K ± 20 K. Zmierzono, że NSE związku bogatszego w węgiel wzrasta do 0,7 przy 650 nm, podczas gdy wartość ε_λ = 0,53 ustalono dla czystego dikarbidku uranu na granicy obszaru eutektycznego. Wzrost ten został przeanalizowany w świetle wymieszania nadmiaru węgla i wykorzystany do wyznaczenia temperatury likwidusu (3 220 ± 50 K dla UC_2,8). Ze względu na szybką dyfuzję ciała stałego, wspomaganą również przez przejście sześcienno-tetragonalne, po schłodzeniu do temperatury pokojowej nie można było zaobserwować żadnych oczywistych oznak blaszkowej struktury eutektycznej. Skład powierzchni eutektycznej C/UC_2-x może być jakościowo, ale konsekwentnie, śledzony podczas procesu chłodzenia za pomocą zarejestrowanych widm promieniowania, jak pokazano na rysunkach 6 a i b. Co ciekawe, obecna analiza NSE wykazała, że podczas gdy w fazie ciekłej zewnętrzna powierzchnia cieczy składała się prawie w całości z dikarbidku uranu, po zamrożeniu szybko wzbogacała się w wymieszany węgiel. Wymieszany węgiel wydawał się szybko migrować w kierunku wewnętrznej masy podczas dalszego chłodzenia. W α→β przejściu dwuwęglik uranu ponownie pokrywa prawie całą powierzchnię zewnętrzną. Wszystkie te szczegóły dotyczące zachowania materiału w bardzo wysokich temperaturach są niezbędne do analizy tego typu związku w przypadku niekontrolowanego wzrostu temperatury w rdzeniu reaktora. Zostały one wydedukowane jedynie na podstawie analizy spektroskopii radiancyjnej, podczas gdy byłyby one trudno dostępne dla jakiejkolwiek innej eksperymentalnej techniki badawczej.

Rysunek 6: Widma termogramu i radiancji zmierzone na próbce UC_2.8 w argonie pod ciśnieniem ¹⁴.
a) Etap schładzania termogramu zarejestrowanego na próbce UC_2.8. Pełne okręgi identyfikują punkty czasowe, w których widma promieniowania zostały zarejestrowane przez spektropirometr. b) Cztery przykłady widm radiancji zarejestrowanych w różnych temperaturach. Jedna z nich została zarejestrowana w cieczy UC_2.8, podczas gdy pozostałe trzy odpowiadają zatrzymaniom termicznym widocznym na rysunku 5a. Kliknij tutaj aby zobaczyć większą wersję tego rysunku.

Dyskusja

Przedstawiona tu technika spektroskopii promieniowania laserowego nagrzewającego się jest uznawana za innowacyjną i skuteczną metodę badania bardzo wysokich temperatur i topnienia materiałów ogniotrwałych^{15, 16}. Ze względu na swoją odległą i prawie bezkontenerową naturę, nadaje się szczególnie do eksperymentalnych badań radioaktywnych materiałów jądrowych oraz symulacji awarii stopienia rdzenia w elektrowniach jądrowych, jak pokazują przedstawione tutaj przykładowe wyniki.

Oceniając dane doświadczalne uzyskane obecną metodą, należy bez wątpienia zwrócić uwagę na prawidłowe przypisanie punktów doświadczalnych do przejść fazowych. W rzeczywistości w bardzo wysokich temperaturach kinetyka materiału może być niezwykle szybka i może wystąpić kilka trudnych do kontrolowania zjawisk, takich jak niekongruentne parowanie, segregacja, dysocjacja związków itp. Jak pokazuje porównanie z bardziej tradycyjnymi metodami ogrzewania (np. piecami indukcyjnymi), możliwość wystąpienia takich zjawisk uzasadnia zastosowanie techniki szybkiego ogrzewania i chłodzenia, takiej jak obecna. Z drugiej strony mogą pojawić się wątpliwości co do skutecznej stabilizacji warunków równowagi termodynamicznej w obecnych warunkach grzewczych. Jak wyjaśniono w rozdziale dotyczącym procedury, takich warunków nie można zagwarantować podczas szybkiej części cykli termicznych z nagrzewaniem laserowym. Jednak warunki równowagi termodynamicznej są z pewnością wytwarzane na etapie chłodzenia. Stwierdzenie to zostało zweryfikowane za pomocą kodów komputerowych symulujących obecne eksperymenty i opartych na prawie równowagowej dyfuzji masy i ciepła w obecności lokalnych przejść fazowych¹¹. Niemniej jednak, warunki równowagi termodynamicznej powinny być zawsze sprawdzane doświadczalnie, zazwyczaj poprzez pomiar dobrze ocenionych temperatur przemian fazowych w związkach, które można traktować jako odniesienia. Zostało to zrealizowane w niniejszej pracy z temperaturami topnienia/krzepnięcia W, Mo (zalecane jako wtórne temperatury odniesienia w międzynarodowej skali temperatury z 1990 r. 17,18,19), UO 2 i eutektyką ZrC-C ⁹. Pomiar takich punktów odniesienia jest również konieczny w celu oceny dokładności i niepewności obecnego podejścia.

Biorąc pod uwagę ekstremalne warunki i zjawiska powstające w eksperymentach z nagrzewaniem laserowym, precyzyjna analiza niepewności ma zasadnicze znaczenie dla użyteczności uzyskanych danych. W przypadku udanych kampanii pomiarowych skumulowana niepewność wpływająca na bieżące dane dotyczące temperatury przejścia fazowego powinna wynosić ±1% temperatury bezwzględnej, przy współczynniku pokrycia wynoszącym 2 odchylenia standardowe (ufność 95%). Takie pasma niepewności mogą być większe w przypadku skomplikowanych materiałów, gdzie na przykład niekongruentne parowanie może zmienić rzeczywisty skład próbki w niekontrolowany sposób podczas eksperymentów. Niepewność taka powinna uwzględniać błędy wynikające z procedury kalibracji, wyznaczenia NSE, stabilności próbki (tj. powtarzalności, w kolejnych strzałach laserowych, eksperymentalnych temperatur przemiany fazowej) itp. Przykład analizy niepewności dotyczącej temperatury topnienia/zamarzania PuO₂ przedstawiono w tabeli 1. Różne składy niepewności można uznać za niezależne i połączone zgodnie z prawem propagacji błędów³.

Tabela 1: Przykład analizy niepewności dla temperatury topnienia/zamarzania PuO₂ (odniesienie^13).
Znaczenie i wartość c₂ jest podane w części wprowadzającej wraz z komentarzami do równania 1. Δε_λ oznacza tutaj dwa odchylenia standardowe wokół średniej wartości doświadczalnej uzyskanej dla ε_λ poprzez dopasowanie eksperymentalnych widm radiancji do założenia ciała szarego. δT_c i δT_d oznaczają odpowiednio dwa odchylenia standardowe wokół średniej krzywej temperatury ekstrapolowanej lampy wzorcowej i średniej eksperymentalnej temperatury krzepnięcia.

W stosunku do obecnego podejścia eksperymentalnego można wprowadzić pewne ulepszenia. W szczególności połączenie zbiornika ciśnieniowego ze spektrometrem mas za pomocą złożonego systemu rur pozwoli na wykrycie, przynajmniej jakościowe, gatunków obecnych w pióropuszu pary uwalnianym przez gorący materiał. Ponadto przewiduje się zastosowanie kamery termowizyjnej do dwuwymiarowego badania rozkładu temperatury na gorącej powierzchni próbki w celu wykrycia ewentualnych niejednorodności i efektów segregacji. Przewiduje się również ulepszenia w systemie bezpieczeństwa opartym na obecnym wyposażeniu. W rzeczywistości używany tutaj schowek rękawicowy z pleksiglasu nadaje się do badania materiałów wysoce radioaktywnych, takich jak uran i pierwiastki transuranu, dzięki temu, że skutecznie blokuje promieniowanie α. Osłona ta nie jest jednak wystarczająco bezpieczna do badania silnych emiterów γ, takich jak nuklidy zawarte w prawdziwym napromieniowanym paliwie jądrowym. Przewiduje się budowę nowego obiektu, w tym ogniwa o ściankach ołowiowych, do badań nad wypalonym paliwem jądrowym pochodzącym z prawdziwych elektrowni jądrowych.

Materiały

Lista materiałów użytych w tym artykule

Nazwa	Firma	Numer katalogowy	Komentarze
Dwukanałowy szybki pirometr	Zmontowany		Szybki pirometr. Detektory fotodiodowe o długości fali 650 nm i 488 nm, wyposażone w obiektyw skupiający i szybki wzmacniacz logarytmiczny.
Laser TRUMPF HLD4506, TRUMPF,	TRUMPF Schramberg, Niemcy	HLD4506	Czynnik grzewczy
Spektrometr CDI	Karta spektrografu optycznego CDI, 256 kanałów	Matryca spektrometru pirometrycznego o wielu długościach fal
Laser Ar+	Technologia lasera jonowego	5500A-00	0,75 W Oscyloskop laserowy RLS
NICOLET	NICOLET, Madison, Wi, USA	Pro 44C Transient Digitizer	AD konwerter, system
akwizycji danychSETNAG Analizator tlenu	SETNAG, Marsylia, Francja	JC24V-M	ZrO2 do analizy tlenu w autoklawie
Źródło ciała doskonale czarnego	POLYTECH CI Waldbronn, Niemcy	Dostosowane	źródło ciała doskonale czarnego do kalibracji spektropirometru
Standardowe lampy	kalibracyjne POLARON, Watford, Wielka Brytania	P.224c i P213c	Lampy do kalibracji pirometru i spektrometru