Участник:S s serov/DSn-метод решения уравнения переноса

Автор текущей версии статьи: Серов Сергей

1 Свойства и структура алгоритма

1.1 Общее описание алгоритма

Уравнение переноса нейтронов описывает процессы поглощения, рассеяния и размножения, происходящие в ядерном реакторе. Одним из популярных детерминистических методов его решения, как известно, является DSn-метод . Далее описывается DSn-метод решения стационарного одногруппового уравнения переноса нейтронов в 1D плоско-параллельной геометрии с изотропным рассеянием.

Геометрическая модель решаемой задачи имеет следующий вид: перпендикулярно единственной участвующей в рассмотрении оси [math]x[/math] (будем считать, что она направлена слева направо) расположено несколько бесконечных по осям [math]y[/math] и [math]z[/math] плоско-параллельных слоев некоторого вещества (например, урана, свинца, воды, воздуха и т.д.) заданной толщины, прилегающих друг к другу.

Само уравнение переноса (УП) нейтронов записывается в следующем виде:

[math]\mu \frac{dN(x,\mu)}{dx} + \sigma(x)N(x,\mu) = Q(x,\mu),[/math]

где

[math]Q(x,\mu) = \frac{\sigma_S^0(x)}{2}\int_{-1}^1 N(x,\mu')d\mu' + \frac{1}{2}q(x).[/math]

Используемые обозначения:

• [math]\mu = cos(\theta)[/math] --- косинус угла [math]\theta[/math] между направлением полета нейтрона и положительным направлением оси [math]x[/math];
• [math]N(x,\mu)[/math] --- плотность потока нейтронов, летящих в заданном направлении [math]\mu[/math] в слое с координатой [math]x[/math];
• [math]SN(x) = \int_{-1}^1 N(x,\mu')d\mu'[/math] --- скалярный поток нейтронов в точке [math]x[/math];
• [math]\sigma(x)[/math] --- макроскопическое сечение взаимодействия нейтронов со средой в точке [math]x[/math], т.е. коэффициент обобщенного поглощения нейтронов физическим материалом, расположенным в этой точке среды;
• [math]\sigma_S^0(x)[/math] --- изотропное макроскопическое сечение обобщенного рассеяния нейтронов в точке [math]x[/math] среды, т.е. коэффициент обобщенного рассеяния нейтронов в этой точке среды;
• [math]q(x)[/math] --- независимый изотропный источник нейтронов в точке [math]x[/math].

Одногрупповое УП является интегро-дифференциальным. Левая его часть представляет собой обыкновенный дифференциальный оператор, который отвечает за пролет нейтронов через физическую среду. Правая часть УП содержит интеграл столкновений, который отвечает за рождение вторичных частиц в реакциях упругого и неупругого рассеяния, деления нейтронов, реакций типа [math](n,2n)[/math] и других, а также независимый источник нейтронов. Целью решаемой задачи является нахождение плотности потока нейтронов [math]N(x,\mu)[/math] или скалярного потока [math]SN(x)[/math]. Для решения задачи достаточно вычислить только скалярный поток [math]SN(x)[/math], так как дифференциальная плотность потока нейтронов [math]N(x,\mu)[/math] может быть получен из решения ОДУ с известной правой частью, в которую входит скалярный поток [math]SN(x)[/math]. Таким образом, целью расчета является нахождение стационарного (на бесконечности по времени) распределения плотности потока нейтронов [math]N(x,\mu)[/math] и скалярного потока [math]SN(x)[/math].

Для каждого слоя вещества необходимый набор параметров ([math]\sigma[/math] и [math]\sigma_S^0[/math]), задающих его физические свойства, известен, а также известны краевые условия на левом и правом концах рассматриваемой системы. В рассматриваемой постановке задачи мы считаем, что правее [math]x_{max}[/math] находится вакуум, то есть плотность потока нейтронов равна нулю по всем направлениям полета нейтронов, влетающих справа налево через правую границу системы: [math]N(x_{max},\mu) = 0, \forall \mu \in [-1, 0][/math]; а на левой границе [math]x_{min}[/math] заданы краевые условия зеркального отражения, при котором нейтроны, прилетевшие справа на левую границу, отражаются от нее, изменяя направление своего полета с [math]\mu[/math] на [math]-\mu[/math], то есть краевое условие имеет вид: [math]N(x_{min},-\mu) = N(x_{min},\mu), \forall \mu \in [-1, 0][/math]. Также значения параметров [math]\sigma(x), \sigma_S^0(x)[/math] и [math]q(x)[/math] будем считать постоянными в каждом из слоев. Слой с одинаковыми макросечениями и независимым источником нейтронов будем также называть областью.

Для численного решения задачи вводятся 2 одномерные дискретные сетки: по оси [math]x[/math] и по косинусу угла [math]\mu[/math].

Поэтому данный метод решения УП нейтронов и получил название метод дискретных ординат (по [math]\mu[/math] на плоскости [math](x,\mu)[/math]), или DSn – метод.

Альтернативными методами решения этого уравнения являются метод характеристик, метод Монте-Карло и некоторые другие.

1.2 Математическое описание алгоритма

Входные данные:

• геометрическая модель задачи (количество слоев, их расположение на оси [math]x[/math] и толщина);
• [math]\sigma(x)[/math] для каждого слоя;
• [math]\sigma_S^0(x)[/math] для каждого слоя;
• [math]q(x)[/math] для каждого слоя.

Параметры:

• [math]I[/math] --- количество ячеек дискретной сетки по оси [math]x[/math];
• [math]M[/math] --- количество ячеек дискретной сетки по параметру [math]\mu[/math];
• [math]\nu_0[/math] --- количество итераций по правой части УП.

Выходные данные:

• [math]SN(x)[/math] для каждой ячейки введенной сетки.

Введем дискретную сетку по [math]x[/math] и по [math]\mu[/math]:

[math]\mathbb{X} = \{x_i, i \in \{1, \dots, I + 1\} | x_{i+1} = x_i + \Delta x, x_1 = x_{min}, \Delta x = \frac{x_{max} - x_{min}}{I}\},[/math]

[math]\mathbb{M} = \{\mu_m, m \in \{1, \dots, M + 1\} | \mu_{m+1} = \mu_m + \Delta \mu, \mu_1 = -1, \Delta \mu = \frac{2}{M}\}.[/math]

Середины ячеек соответствующих сеток будем обозначать как [math]x_{i+1/2}[/math] и [math]\mu_{m+1/2}[/math].

Алгоритм решения задачи выглядит так:

1. Задается некоторое начальное неотрицательное распределение нейтронов в системе [math]SN_{i+1/2}[/math].
2. Для решения интегро-дифференциального УП нейтронов используем метод итераций источника, то есть организуем итерации [math]\nu[/math] по правой части УП, которая называется источником (он является суммой интеграла столкновений и независимого источника нейтронов). Независимый источник [math]q_{i+1/2}[/math] от номера итерации не зависит и является постоянным на всех итерациях. Интеграл столкновений [math]SN_{i+1/2}[/math] нужно перевычислять на каждой итерации. Более конкретно, по уже известному с предыдущей итерации или из краевого условия распределению [math]SN_{i+1/2}[/math] вычисляем правую часть УП, то есть [math]Q_{i+1/2}[/math] для всех [math]i \in \{1, \dots, I\}[/math]. Далее задача сводится к решению ОДУ на каждой итерации по правой части УП.
3. Алгоритм решения ОДУ на каждой итерации по правой части является неоднородным. Сначала рассчитываются все направления полета нейтронов с отрицательными [math]\mu[/math]. При этом на правой границе системы задаются вакуумные краевые условия, то есть [math]N(x_{max},\mu)=0[/math] для всех [math]\mu \lt 0[/math]. Расчет по [math]x[/math] ведется справа налево, то есть по убыванию индекса [math]i+1/2[/math]. На левой границе системы [math]x_{min}[/math] формируются краевые условия отражения [math]N_{Left}(\mu_{m+1/2})[/math] (для всех [math]\mu \lt 0[/math]). Далее они будут использоваться как краевые условия на левой границе системы [math]x_{min}[/math] при расчете всех направлений [math]\mu \gt 0[/math].
4. Рассчитываем все направления [math]\mu_{m+1/2} \gt 0[/math]. При этом порядок расчета по координате [math]x[/math] будет следующим: от левой границы системы [math]x_{min}[/math] к правой [math]x_{max}[/math], то есть по возрастанию индекса [math]i+1/2[/math]. Чтобы "оттолкнуться" от левой границы [math]x_{min}[/math] используем уже сформированные при расчете случая [math]\mu \lt 0[/math] краевые условия [math]N_{Left}(\mu_{m+1/2})[/math] на левой границе системы. Продолжаем для случая [math]\mu \gt 0[/math] накапливать массив [math]SN_{i+1/2}^{new}[/math]. В конце расчета всех [math]\mu_{m+1/2}[/math] в массиве [math]SN_{i+1/2}^{new}[/math] уже насчитаны новые значения [math]SN[/math] для следующей итерации [math]\nu[/math]. Их нужно только присвоить в нужном месте программы снова в массив [math]SN_{i+1/2}[/math].
5. Теперь опишем метод решения обыкновенного дифференциального уравнения с известной правой частью и используемые для этого разностные схемы. Также учитываем, что в указанной постановке задачи параметры [math]\sigma(x), \sigma_S^0(x)[/math] и [math]q(x)[/math] заданы постоянными для каждого слоя.

   Уравнение имеет вид:

    :[math]\mu_{m+1/2} \frac{dN(x,\mu_{m+1/2})}{dx} + \sigma(x)N(x,\mu_{m+1/2}) = Q(x,\mu_{m+1/2}).[/math]

   Проинтегрируем его по ячейке [math]T_{i+1/2} = [x_i, x_{i+1}][/math] и получим уравнение баланса нейтронов (сечение взаимодействия нейтронов со средой [math]\sigma(x) = Const[/math] в каждой области вещества и может быть вынесено за знак интеграла):

    :[math]\mu_{m+1/2}(N_{i+1} - N_i) + \sigma \int_{x_i}^{x_{i+1}} N(x,\mu_{m+1/2})dx = \int_{x_i}^{x_{i+1}} Q(x,\mu_{m+1/2})dx.[/math]

   Далее по теореме о среднем:

    :[math]\int_{x_i}^{x_{i+1}} N(x,\mu_{m+1/2})dx = \bar{N}\cdot \Delta x, \int_{x_i}^{x_{i+1}} Q(x,\mu_{m+1/2})dx = \bar{Q}\cdot \Delta x, \Delta x = x_{i+1} - x_i.[/math]

   Тогда уравнение (называемое уравнением баланса) примет вид:

    :[math]\mu_{m+1/2}(N_{i+1} - N_i) + \sigma \bar{N} \Delta x = \bar{Q} \Delta x.[/math]

6. При решении УП нейтронов на основе традиционного DSn-метода обычно используются 2 основные конечно-разностные схемы: DD (diamond difference) – алмазная и St (step) – шаговая. Приведем далее формулы, соответствующие случаю расчета всех направлений полета нейтронов с положительными [math]\mu[/math]. Напомним, что в этом случае расчет по координате [math]x[/math] ведется по возрастанию индекса [math]i+1/2[/math]. Для случая [math]\mu \lt 0[/math] формулы для DD– и St– схем выводятся аналогично.

   St-схема (шаговая) ([math]\bar{N} = N_{i+1})[/math]:

    :[math]\bar{N} = \frac{\bar{Q} \Delta x + \mu_{m+1/2} N_i}{\sigma \Delta x + \mu_{m+1/2}}, N_{i+1} = \frac{\bar{Q} \Delta x + \mu_{m+1/2} N_i}{\sigma \Delta x + \mu_{m+1/2}}.[/math]

   DD-схема (алмазная) ([math]\bar{N} = \frac{1}{2}(N_i + N_{i+1}), N_{i+1} = 2\bar{N} - N_i[/math]):

    :[math]\bar{N} = \frac{\bar{Q} \Delta x + 2\mu_{m+1/2} N_i}{\sigma \Delta x + 2\mu_{m+1/2}}, N_{i+1} = \frac{2\bar{Q} \Delta x + (2\mu_{m+1/2} - \sigma \Delta x) N_i}{\sigma \Delta x + 2\mu_{m+1/2}}.[/math]

   Алмазная DD-схема имеет 2-ой порядок аппроксимации и поэтому является более точной, чем St-схема 1-го порядка аппроксимации, однако не обладает свойствами положительности и монотонности, в отличие от последней, вследствие чего в некоторых случаях может давать отрицательные значения плотности потока, что недопустимо с точки зрения физики явления (невозможно в реальной физической ситуации). В связи с этим традиционный DSn–метод использует обе конечно-разностные схемы для обеспечения, с одной стороны, максимальной точности разностного решения, а с другой – гарантированной его неотрицательности, то есть физичности.

   Переключающий критерий устроен следующим образом: если использование алмазной DD-схемы в какой либо ячейке сетки приводит к отрицательным значениям плотности потока внутри ячейки или на выходе из нее, то расчет этой же ячейки сетки проводится на основе использования шаговой St-схемы, гарантирующей неотрицательность сеточного решения.

В случае использования подробных дискретных сеток время работы приведенного алгоритма может быть достаточно большим. В этом случае актуальной задачей является распараллеливание этого алгоритма.

3 Литература

<references \>