Luận văn Nghiên cứu thiết kế howitzer nước cho nguồn 252Cf và 241Am-Be bằng chương trình MCNP

n nguyên tử của chất tán xạ. Nếu động năng của neutron lớn hơn động năng dao động nhiệt của nguyên tử tán xạ thì khi va chạm, các neutron sẽ bị mất năng lượng cho đến khi cân bằng nhiệt với các nguyên tử của môi trường. Khi đó, phân bố neutron theo năng lượng sẽ là phân bố nhiệt và những neutron tuân theo phân bố như vậy được gọi là neutron nhiệt. Nói chung không tồn tại môi trường tán xạ mà không hấp thụ neutron đặc biệt là neutron chậm. Trong vật lý neutron ứng dụng, những chất có tiết diện tán xạ vĩ mô s lớn, làm chậm neutron tốt - có nguyên tử số nhỏ, và hấp thụ neutron ít (a << s) có ý nghĩa ứng dụng đặc biệt. Những chất như vậy được sử dụng làm chậm neutron. H2O, D2O, berili, ôxit berili, graphit và các hợp chất hữu cơ có chứa nhiều hydro là những chất làm chậm tốt nhất. Cường độ chùm neutron trong môi trường tán xạ và hấp thụ phụ thuộc nhiều vào công suất nguồn và đặc trưng hàm phụ thuộc có thể là dừng hoặc không dừng; ngoài ra nguồn neutron còn sinh ra các neutron khuyếch tán. Tập hợp số neutron trong môi trường tán xạ được mô tả bằng phân bố theo năng lượng, thời gian và không gian được gọi là trường neutron khuyếch tán hay gọi một cách ngắn gọn là trường neutron. 1.3.1. Luồng, mật độ và dòng neutron Xét một yếu tố thể tích dV = dx.dy.dz mà vị trí của nó trong không gian được xác định bằng vector r. Giả sử n(r, , E)dVddE là số neutron trong thể tích dV có phương chuyển động đặc trưng bằng vector đơn vị  trong góc đặc d bao quanh  có năng lượng từ E đến E + dE . Như vậy n(r, , E) là số neutron trong 1 cm3 có năng lượng E với hướng chuyển động  trong một đơn vị góc đặc. Chúng ta gọi đại lượng n(r, , E) này là mật độ vi phân, nó có thể phụ thuộc thời gian và nó đủ để mô tả trường neutron. Khi tích phân mật độ vi phân theo tất cả các giá trị năng lượng, ta thu được số neutron toàn phần ở toạ độ r theo phương chuyển động đã cho, tức là: n(r, )dVd=  0  n(r, , E)dVddE (1.8) Số neutron trong thể tích dV tại r là : n(r)dV =  4 n(r, )ddV =  0 4  0  n(r, , E)dVddE (1.9) ở đây n(r) là mật độ neutron tại tọa độ r. Chúng ta đưa vào khái niệm luồng neutron vi phân được xác định bằng hệ thức sau: F(r, , E)ddE = n(r, , E)vddE (1.10) với v là vận tốc của neutron ( 2E/m ). Luồng vi phân chính là số neutron tại r có năng lượng từ E đến E + dE với hướng chuyển động  trong góc đặc vi phân d cắt 1 cm2 đặt vuông góc với hướng  trong 1 giây. Khi tích phân luồng vi phân F(r, , E) theo năng lượng, ta thu được vector luồng F(r, ) là số neutron trong một giây trong một đơn vị góc đặc cắt bề mặt diện tích 1 cm2 đặt vuông góc với hướng  trong góc đặc d. F(r, )=  0  F(r, , E)dE Đại lượng: (r) =  4 F(r, )d = n(r) v (1.11) với v là vận tốc trung bình của chùm neutron được gọi là luồng neutron. Thực tế, luồng neutron (r) là đại lượng thường được sử dụng để mô tả trường neutron. Ý nghĩa của (r): Xét hình tròn có diện tích S = R2 = 1 cm2, tâm của hình tròn này cố định ở điểm có toạ độ r. Hàm số F(r, )d sẽ là số neutron trong 1 giây trong yếu tố góc đặc d cắt hình tròn này theo hướng  vuông góc với hình tròn. Quá trình tích phân để thu được luồng neutron tương đương quay hình tròn theo mọi hướng, như vậy hình tròn sẽ tạo thành hình cầu có diện tích mặt cầu 4R2 = 4 cm2. ( r ) sẽ là số neutron đi vào hình cầu từ các phía khác nhau trong 1 giây. Trong trường neutron đẳng hướng - tất cả các phương chuyển động của neutron đều có xác suất như nhau - số neutron cắt diện tích 1 cm2 trong 1 giây là /2. Thực vậy, trong trường đẳng hướng thì mỗi yếu tố diện tích bề mặt hình cầu đều có một số neutron như nhau đi qua. Vì diện tích bề mặt 4 cm2 trong 1 giây có 2 neutron đi qua (mỗi một neutron trong một lần cặt hình cầu có một lần đi vào và một lần đi ra) nên số neutron cắt 1 cm2 bề mặt trong 1 giây sẽ là /2. Điều này cũng xảy ra với trường neutron bất đẳng hướng yếu. Hình 1.7: Xác định vector luồng và luồng neutron Trong đa số trường hợp, F có thể được biểu diễn chỉ phụ thuộc vào  (trường hợp đối xứng trục) và ta có thể phân tích F theo đa thức Lơgiăngdrơ: F(r, ) = 14 )1l2( 0l    Fl(r)Pl(cos) (1.12) Với P0 = 1; P1 = cos; P2 = 12 (3cos2 – 1) ... d = sindd. Fl(r) = 2  0  F(r, )Pl(cos)sind (1.13) Cụ thể: F0(r) = 2  0  F(r, )P0(cos)sind =  0 4 F(r, )d = (r) (1.14) Ý nghĩa vật lý của số hạng thứ 2 của đa thức: Để có thể đưa ra ý nghĩa vật lý ta đưa vào khái niệm mới là mật độ dòng J theo phương trục phân bố. Giá trị của vector này là hiệu số số neutron cắt bề mặt 1 cm2 trong 1 giây trong các phương ngược lại vuông góc với trục. Như vậy: J(r) =  0 4 F(r, )cosd =2  0  F(r, )cossind (1.15) So sánh với (1.14) ta sẽ thấy J(r) = F1(r). Nếu lấy hai số hạng đầu của công thức (1.14) ta sẽ có: F(r, )= 14 (r) + 3 4 J(r)cos (1.16) 1.3.2. Phương trình vận chuyển tổng quát Có thể mô tả dạng phụ thuộc thời gian và không gian của trường neutron bằng cách khảo sát sự thay đổi của số neutron. Sự thay đổi số neutron n(r, , E)dVddE trong một yếu tố thể tích dV ở toạ độ r, có hướng chuyển động , có năng lượng nằm trong khoảng E  E + dE do các nguyên nhân sau: 1, Đi ra khỏi thể tích dV: div[.F(r, , E)]dVddE = .grad F(r, , E)dVddE 2, Thêm neutron do có nguồn với mật độ S (r, , E): S (r, , E) dVddE 3, Do tán xạ và hấp thụ mà số neutron giảm đi: t F(r, , E)dVddE với t = a + s 4. Do tán xạ ở hướng khác và năng lượng khác:     4 0 s E)E' , '( F(r, , E)d’dE’dVddE E)E' , '(s  là tiết diện tán xạ mà neutron có năng lượng E’ và phương chuyển động  sau tán xạ thành neutron có phương chuyển động  trong góc đặc d có năng lượng từ E đến E+dE. Vì ở đây ta chỉ xét môi trường đẳng hướng mà trong đó tiết diện tán xạ toàn phần không phụ thuộc vào hướng chuyển động của neutron thì:     4 0 s E)E' , '( ddE = s(E’) (1.17) Nếu tán xạ đẳng hướng trong hệ toạ độ phòng thí nghiệm thì: E)E' , '(s  dE = 4 1 s(E’E)dE (1.18) ở đây s(E’E)dE tiết diện vi phân của quá trình tán xạ của neutron với năng lượng E’ thành neutron có năng lượng trong khoảng E đến E+dE. Tổng tất cả các đóng góp trên phải bằng vận tốc thay đổi của mật độ vi phân tức là: t )E, (r,n   = t )E, (r,F1    = - .gradF(r, , E) - tF(r, , E)+    4 0 s E)E' , '( F(r, ’, E’)d’dE’+ S(r, , E) (1.19) Phương trình vi tích phân với 7 biến số độc lập này (ba biến cho không gian, hai biến cho hướng chuyển động , hai biến còn lại cho năng lượng và thời gian) được gọi là phương trình vận chuyển tổng quát – hay còn gọi là phương trình Bolzman. Từ phương trình này với các điều kiện biên tương ứng, sẽ xác định được vector luồng với phân bố nguồn neutron cho trước. Dưới đây là một số điều kiện biên quan trọng: 1. Tại bề mặt phân tách G giữa hai môi trường tán xạ A và B, đối với tất cả rG,  và E, sự liên tục là bắt buộc: FA(rG, , E) = FB(rG, , E) (1.20) 2. Tại bề mặt phân cách giữa môi trường tán xạ và chân không hoặc môi trường hấp thụ tuyệt đối, vì không có một neutron nào có thể quay trở lại sau khi đi qua mặt giới hạn nên: F(rG, , E) = 0 (1.21) đối với tất cả các  hướng vào môi trường từ phía chân không. Phương trình (1.19) trong một số trường hợp nhất định có thể đơn giản hơn. Ví dụ như khi không phụ thuộc năng lượng và thời gian, lúc này phương trình vận chuyển tổng quát sẽ trở thành: ),r(S'd.F)'(FgradF. 4 st    (1.22) Đây là phương trình mô tả khuyếch tán neutron đơn năng trong môi trường dừng mà va chạm không làm thay đổi năng lượng. Một trong những trường hợp riêng quan trọng là khi không có sự phụ thuộc không gian và thời gian. Tích phân theo tất cả các góc khả dĩ ta thu được: (a + t)(E) =  0  s(E'E) (E')dE') + S(E) (1.23) Trong đó (E) - luồng neutron với năng lượng E trong khoảng năng lượng đơn vị. Phương trình (1.23) mô tả quá trình làm chậm neutron trong môi trường vô hạn với nguồn phân bố đều. 1.3.3. Dạng tích phân của phương trình vận chuyển Khi giải các bài toán ứng dụng, phương trình vận chuyển viết dưới dạng tích phân rất thuận tiện. Chúng ta xem xét một hình tròn diện tích 1 cm2 và tìm số neutron cắt hình tròn này trong 1 giây ở trong yếu tố góc đặc d bao quanh  vuông góc với hình tròn. Đóng góp của yếu tố thể tích R2dRd vào số neutron nói trên bằng đại lượng     dRdR),Rr(S'd)'()',Rr(F 2s Trong đó xác suất để neutron đi đến được mặt phẳng. Có thể thu được giá trị xác suất này bằng cách lấy tích của giá trị góc đặc với xác suất Rte  (để neutron không chịu một va chạm nào trên đoạn đường R). Chia cho yếu tố góc đặc d ta thu được: F(r,) = dRRe),Rr(S'd)',Rr(F)'( 2Rt 0 4 s           (1.24) Nếu môi trường tán xạ là vô hạn thì ngưỡng tích phân là vô hạn; trong trường hợp kích thước môi trường là hữu hạn thì ngưỡng trên của tích phân là Rmax - khi đó đường thẳng r - R đạt tới mặt phẳng. Có thể trực tiếp rút ra phương trình (1.24) từ phương trình (1.21). Tiếp theo chúng ta giả thiết rằng nguồn phát ra bức xạ một cách đẳng hướng, tức là: S(r,) = 4 1 S(r) (1.25) Nếu như chúng ta giả thiết rằng tán xạ của neutron là đẳng hướng trong hệ toạ độ phòng thí nghiệm tức là s(’) = 4 1 s thì phương trình vận chuyển tích phân sẽ có dạng rất đơn giản. Trong trường hợp này, có thể tích phân theo ’ và kết quả ta thu được: F(r,) = 4 1   dRRe)Rr(S)Rr( 2Rt 0 s    (1.26) Nếu ta đưa vào phép đổi biến r - R = r’ thì ta sẽ có: dRd = R2dRd/R2 = dV’/(r- r’)2 Khi tích phân theo  ta sẽ có: (r) =   'dV )'rr(4 e)'r(S)'r( 2 'rrt 'V s   (1.27) Phương trình này không chứa biến toạ độ  nên trong nhiều trường hợp thực tế, giải nó dễ hơn phương trình vận chuyển tổng quát. Hình 1.8: Để rút ra dạng tích phân của phương trình vận chuyển 1.3.4. Khai triển theo hàm cầu điều hoà. Định luật Phich Dựa trên phương trình (1.22) chúng ta đưa ra một phương trình vi phân dạng đơn giản theo định luật Phich mà nó cho phép dẫn tới mối liên hệ tuyến tính giữa mật độ dòng và gradien của thông lượng neutron: phương trình khuyếch tán cơ bản sau: 2 2 dx d  - D )x(S L 1 2  = 0 (1.28) Hằng số tỷ lệ D (cm) được gọi là hệ số khuyếch tán. Và trong trường hợp chung với hình học ba chiều: 2  - D )x(S L 1 2  = 0 (1.29) Phương trình khuyếch tán đơn giản này cho phép tính thông lượng neutron do nguồn sinh ra. 1.4. Cơ sở lý thuyết của phép đo các đặc trưng làm chậm và khuếch tán neutron trong môi trường nước 1.4.1. Cơ sở lý thuyết Neutron sinh ra từ phân hạch hoặc từ một nguồn neutron có năng lượng cao khi di chuyển trong môi trường vật chất (nước nhẹ, nước nặng, graphite,…) sẽ bị làm chậm do quá trình va chạm mất năng lượng với các hạt nhân của môi trường (Hydro, Deutrium và Carbon,…). Khi có năng lượng cân bằng nhiệt với môi trường neutron tiếp tục quá trình khuếch tán trong môi trường cho đến khi nó bị một hạt nhân của môi trường hấp thụ, hoặc rò thoát khỏi môi trường. Quá trình này có thể minh họa một cách đơn giản bằng hình vẽ sau: Hình 1.9: Quá trình di chuyển của neutron trong một môi trường vật chất Có 2 đặc trưng vật lý của quá trình này là độ dài làm chậm (hay còn có tên gọi khác là tuổi neutron) và độ dài khuếch tán. Độ dài làm chậm (τ) và độ dài khuếch tán (L) được định nghĩa tương ứng là: 2 1 1τ 6 r (1.30) 2 2 2 1L 6 r (1.31) Ngoài ra còn có một đại lượng quan hệ khác Migration area được định nghĩa là: M2= τ +L2 (1.32) Trong một lò phản ứng hạt nhân, các đại lượng vật lý này ảnh hưởng lớn đến các đặc trưng tới hạn và động học của lò phản ứng hạt nhân. Xác định các đại lượng này bằng thực nghiệm và tính toán là một bài toán vật lý lò phản ứng hạt nhân. 1.4.2. Phương pháp xác định độ dài làm chậm Cơ sở để xác định thực nghiệm các đặc trưng vật lý này là phương trình khuếch tán 2 nhóm neutron và nghiệm giải tích của chúng như sau: 21 1 11 0D     (1.33) Nguồn Neutron Điểm trở thành neutron nhiệt Điểm hấp thụ neutron 22 2 2 12 1 0D        (1.34) / 1 1 sr LeA r    (1.35) / / 2 2 sr L r Le eA r r        (1.36) Ở đây: - Φ1 : thông lượng nhiệt - Φ2 : thông lượng trên nhiệt - Ls= (D1/∑1)1/2 : độ dài làm chậm - L= (D2/∑2)1/2 : độ dài khuếch tán Phương trình (1.35) có thể viết lại dưới dạng: /1 1 sr Lr A e  (1.37) Khi vẽ phương trình số (1.37) theo thang loga tự nhiên, chúng ta thu được đồ thị sự phụ thuộc của tích 1r theo biến r có dạng đường cong tuyến tính như sau: Hình 1.10: Dạng của đường cong 1r xung quanh 1 nguồn điểm Bằng cách đo thực nghiệm phân bố thông lượng neutron trên nhiệt Ф1 xung quanh một nguồn điểm r, tính giá trị của tích 1r , dựng đường cong (1.37) và xác định hệ số góc của đường thẳng như trong hình vẽ trên, đại lượng độ dài khuếch tán LS có thể được xác định. 1.4.3. Phương pháp xác định đại lượng Migration area Hình 1.11: Hình vẽ một nguồn neutron đặt trong môi trường nước Thông lượng neutron xung quanh một nguồn điểm như Hình 1.11 trong một khoảng không gian vi phân nằm giữa 2 hình cầu bán kính (r) và (r+dr) được xác định bằng công thức: (1.38) Ở đây: - là tiết diện hấp thụ neutron của nước - là thông lượng neutron ở vị trí r Xác suất p(r)dr để một neurton phát ra từ nguồn S và bị hấp thụ trong khoảng không gian vi phân dr có thể được xác định bằng công thức: (1.39) Theo định nghĩa và từ phương trình (1.39), khoảng cách trung bình bình phương r2 mà neutron di chuyển từ nguồn S tới điểm bị hấp thụ có thể đựơc xác định bằng công thức (1.40) sau: (1.40) Trong một môi trường vô hạn (không có hiện tượng rò neutron), số lượng neutron phát ra từ nguồn S và bị hấp thụ trong khoảng không gian có bán kính r từ 0 đến vô hạn được xác định bằng công thức: S r dr .)(4)( 2 drrrdVrdN aa   a )(r ./4)(/)( 2 SdrrrSdNdrrp a  .4)(1)( 0 22 0 22    drrrrSdrrprr a  (1.41) Nếu sử dụng một ống đếm He3 có tiết diện hấp thụ dạng 1/v thì tốc độ đếm neutron (C) ở mức năng lượng E0 = 0.0253eV có thể được tính bằng: (1.42) Khoảng cách bình phương trung bình r2 có thể được xác định qua tốc độ đếm theo phương trình quan hệ sau đây: (1.43) Từ phương trình (1.43) và theo định nghĩa, đại lượng M2 được xác định qua tốc độ đếm của một ống đếm He3 như sau: (1.44) Phương trình (1.44) là cơ sở để đo thực nghiệm đại lượng M2. .4)( 0 2 drrrS a  ),()()()( 00 33 ErErrC Hea He a   . )( )( 0 2 0 4 2      drrCr drrCr r . )( )( 6 1 0 2 0 4 2      drrCr drrCr M Chương 2: PHƯƠNG PHÁP MÔ PHỎNG MONTE-CARLO VÀ CHƯƠNG TRÌNH MCNP 2.1. Phương pháp Monte Carlo 2.1.1. Giới thiệu về mô phỏng Trong những năm đầu thập niên 50 sau thế chiến thứ II, cùng với sự phát triển của các lĩnh vực quan trọng như: vật lí hạt nhân, lý thuyết nguyên tử, các nghiên cứu về vũ trụ, năng lượng hạt nhân hoặc chế tạo các thiết bị phức tạp, việc giải quyết những vấn đề này đòi hỏi dựa trên các kỹ thuật toán học ưu việt, trong khi hệ thống kỹ thuật có vào thời bấy giờ gặp phải nhiều khó khăn và hạn chế. Mặt khác, sự phát triển của máy tính điện tử trong thời gian này đã cho phép chúng ta có thể ứng dụng để tính toán và mô tả định lượng các hiện tượng được nghiên cứu, do đó phạm vi giải các bài toán được mở rộng, hình thành nên việc thử nghiệm trên máy tính và chính thức khai sinh ra phương pháp mô phỏng. Người ta thường sử dụng máy tính để mô phỏng hệ thống, bao gồm những phương tiện, các quy trình công nghệ, vật liệu hay các quá trình vật lý, thông qua một số giả thiết dưới dạng mô hình. Nếu các hệ thức hợp thành mô hình thuộc loại đơn giản ta có thể dùng phương pháp toán học để nhận được chính xác các thông tin cần thiết, đó chính là phương pháp giải tích. Tuy nhiên trong thực tế các hệ thống cần nghiên cứu thường rất phức tạp, không thể giải quyết bằng phương pháp giải tích, khi đó phải dùng đến phương pháp mô phỏng trên máy tính. Hình 2.1: Sơ đồ nghiên cứu Mô phỏng liên quan đến phiên bản máy tính hóa của mô hình được chạy theo thời gian để nghiên cứu những ảnh hưởng của các tương tác xác định. Mô phỏng là xử lí mô hình nhưng được trình bày dưới dạng số học trên máy tính xem dữ kiện đầu vào ảnh hưởng thế nào đến kết quả đầu ra. Mô phỏng có tính lặp trong phát triển: xây dựng mô hình, hiểu biết từ mô hình và tiếp tục các phép lặp cho đến mức hiểu biết thích hợp. 2.1.2. Phương pháp Monte Carlo Phương pháp Monte Carlo là kỹ thuật định hướng máy tính, điểm nổi bật nhất là tất cả các quá trình vật lý của hạt thực được mô phỏng đầy đủ bằng "hạt mô hình". Hiện nay, phương pháp Monte Carlo đã được chứng tỏ là công cụ mạnh mẽ và linh hoạt để tính toán quá trình vận chuyển của hạt thực, nó được sử dụng rộng rãi trong nghiên cứu lò phản ứng và thiết kế che chắn nguồn bức xạ, đó là những công việc mà không thể được mô tả một cách thỏa đáng bằng những kỹ thuật toán học khác. Về nguyên tắc, phương pháp Monte Carlo chính là việc thực hiện các vấn đề thực nghiệm trên máy tính bằng việc mô phỏng các quá trình vật lý thực tế có liên quan đến các tính chất của hạt thực. Sự mô phỏng các quá trình vật lý bằng phương pháp Monte Carlo xuất phát từ việc sử dụng các số ngẫu nhiên để xác định kết quả của sự kiện ngẫu nhiên kế tiếp. Vì thế phương pháp Monte Carlo cũng được ứng dụng rộng rãi trong nghiên cứu quá trình vận chuyển của tia  trong môi trường vật chất của detector. Phương pháp Monte Carlo cho phép xây dựng một chuỗi các quá trình tương tác của hạt bằng cách sử dụng kỹ thuật lấy mẫu ngẫu nhiên cùng với các quy luật xác suất có thể mô tả tất cả các tính chất của một hạt thực và quá trình hạt đi lại ngẫu nhiên trong môi trường vật chất. Quá trình tương tác của một "hạt mô hình" được theo dõi cho đến khi thông tin về hạt ít hơn giới hạn cho phép, khi đó quá trình sống của hạt được xem như kết thúc. Một hạt mới được phát ra từ nguồn, quá trình vận chuyển của hạt mới lại tiếp tục diễn ra tương tự. Phương pháp Monte Carlo chủ yếu dựa vào các khái niệm thống kê, vì thế thường cho lời giải không duy nhất. Đây là hạn chế lớn nhất của phương pháp Monte Carlo, do đó hiển nhiên sai số thống kê tồn tại trong kết quả. Để giảm bớt sai số đến mức có thể chấp nhận được, thông thường đòi hỏi một lượng rất lớn số các quá trình tương tác của hạt từ khi "sinh ra" đến khi "mất đi", nhưng lại tốn kém quá nhiều thời gian tính toán. Việc tính toán bằng phương pháp Monte Carlo cho phép chỉ ra sự khác nhau giữa lý thuyết và thực nghiệm vì lẽ tốc độ ghi nhận của máy tính nói chung là thấp so với quá trình đo đạc thực tế. Tuy nhiên phương pháp Monte Carlo có tính ưu việt đối với sự đa dạng của cách bố trí hình học đo và quá trình vật lý phức tạp với khả năng thực sự hơn hẳn các cách khảo sát quá trình vận chuyển khác. Mô phỏng một quá trình vật lý bằng phương pháp Monte Carlo, có thể phân biệt theo hai dạng cơ bản sau: – Phương pháp tương tự: là việc sử dụng thủ tục lấy mẫu ngẫu nhiên và sơ đồ hoá sao cho tương tự với quá trình vật lý thực tế. Ở phương pháp này có tính đồng nhất cao giữa các hạt vật lý và các "hạt mô hình" thường được đi kèm bằng chương trình máy tính. – Phương pháp không tương tự: thường được sử dụng để cải thiện hiệu quả thống kê, do đó, phương pháp này cho phép rút gọn đáng kể sai số thống kê của phương pháp Monte Carlo xung quanh giá trị trung bình. Tuy nhiên, đối với phương pháp không tương tự, các "hạt mô hình" thường khó đồng nhất với các hạt thực, vì thế cần phải có một chương trình máy tính hoàn thiện để phù hợp với trực giác vật lý của chúng ta. 2.2. Chương trình MCNP 2.2.1. Giới thiệu MCNP là phần mềm vận chuyển bức xạ đa năng dựa trên phương pháp Monte-Carlo đã được xây dựng ở phòng thí nghiệm quốc gia Los-Alamos, Mỹ. Đây là một công cụ tính toán rất mạnh, có thể mô phỏng số vận chuyển neutron, photon và electron, và giải các bài toán vận chuyển bức xạ 3 chiều, phụ thuộc thời gian, năng lượng liên tục trong các lĩnh vực từ thiết kế lò phản ứng đến bảo vệ bức xạ và vật lý y học với các miền năng lượng neutron từ 10-11 MeV đến 20 MeV và các miền năng lượng photon và electron từ 1 keV đến 1000 MeV. Chương trình Monte-Carlo vận chuyển hạt Los-Alamos đầu tiên là MCS được viết năm 1963. Tiếp theo MCS là MCN được viết năm 1965. MCN có thể giải bài toán các neutron tương tác với vật chất hình học 3 chiều và sử dụng các số liệu vật lý được lưu trong các thư viện riêng rẽ, phát triển cao. MCN được hợp nhất với MCG (chương trình Monte-Carlo gamma xử lý các photon năng lượng cao) năm 1973 để tạo ra MCNG – chương trình ghép cặp neutron-gamma. Năm 1973, MCNG được hợp nhất với MCP (chương trình Monte-Carlo photon với xử lý vật lý chi tiết đến năng lượng 1 keV) để mô phỏng chính xác các tương tác neutron-photon và trở thành MCNP từ đó. Mặc dù đầu tiên MCNP có nghĩa là Monte-Carlo neutron-photon song hiện nay nó có nghĩa là Monte-Carlo hạt N. Ở đây, hạt N có thể là neutron, photon và electron. MCNP3 được viết lại hoàn toàn và công bố năm 1983. MCNP3 là phiên bản đầu tiên được phân phối quốc tế. MCNP4 được công bố năm 1990. Nó thích ứng với việc mô phỏng hạt N và cho phép nhiều tải đặt trên các cấu trúc máy tính song song. MCNP4 đã bổ sung vận chuyển electron. MCNP4A được công bố năm 1993 với các nét nổi bật là phân tích thống kê được nâng cao, nhiều tải đặt bộ xử lý được phân phối để chạy song song trên cụm các trạm (workstation) làm việc khoa học. MCNP4B, được công bố năm 1997, đã đưa vào các toán tử vi phân nhiễu loạn, vật lý photon được nâng cao. MCNP4C được công bố năm 2000, mô tả những nét nổi bật của xử lý cộng hưởng không phân giải, các nâng cao vật lý electron. MCNP4C2 có các đặc trưng mới là vật lý quang hạt nhân và các cải tiến cửa số trọng số, được công bố năm 2001. MCNP5 có bổ sung thêm hiệu ứng giản nở Doppler cùng với các thư viện tiết diện được cập nhật. MCNP được nhóm X-5, ban vật lý ứng dụng, phòng thí nghiệm quốc gia Los-Alamos, cải tiến và công bố phiên bản cứ 2-3 năm một lần. MCNP có thể làm việc trên các máy tính Cray UNICOS, các workstation hay các máy tính (PC) chạy Unix hay Linux, các máy tính chạy trên Window. MCNP đã cách mạng hóa khoa học không chỉ ở cách nó được làm mà còn ở thực tế nó đang trở thành kho kiến thức vật lý. Hiện nay có khoảng 250 người sử dụng tích cực MCNP ở Los-Alamos. Trên toàn thế giới, có khoảng 3000 người sử dụng tích cực ở khoảng 200 thiết bị. Kiến thức và kinh nghiệm có trong MCNP là rất lớn. Trong vài năm gần đây các tính toán bằng phần mềm mô phỏng MCNP đã được triển khai ở Viện Nghiên cứu Hạt nhân Đà Lạt, Trung tâm Nghiên cứu &Triển khai Công nghệ Bức xạ thành phố HCM, Viện Khoa học và Kỹ thuật hạt nhân Hà Nội, Viện Năng lượng Nguyên tử Việt Nam… Những tính toán này chủ yếu là các tính toán tới hạn lò phản ứng và các phân bố trường liều bức xạ. 2.2.2. Các đặc trưng của phần mềm mô phỏng vận chuyển bức xạ đa năng MCNP 2.2.2.1. Các số liệu và phản ứng hạt nhân MCNP sử dụng các thư viện số liệu hạt nhân và nguyên tử năng lượng liên tục. Các nguồn số liệu hạt nhân chủ yếu là các đánh giá từ hệ các số liệu hạt nhân ENDF, thư viện các số liệu hạt nhân ENDL và các thu thập thư viện kích hoạt ACTL từ Livemore, các đánh giá từ nhóm khoa học hạt nhân ứng dụng ở Los-Alamos. Các số liệu đánh giá được xử lý theo định dạng thích hợp đối với MCNP bằng mã NJOY. Các thư viện số liệu hạt nhân giữ chi tiết từ các đánh giá ban đầu ở mức độ đủ tin cậy để tái tạo trung thành ý định của người đánh giá. Các bảng số liệu hạt nhân được cho đối với các tương tác neutron, các tương tác photon và các tương tác photon được tạo ra do neutron, phép đo liều hay kích hoạt neutron và tán xạ nhiệt S(α,β). Mỗi bảng số liệu có trong MCNP được lập danh sách trên tệp thư mục XSDIR. Những người sử dụng có thể lựa chọn các bảng số liệu đặc thù qua các kí hiệu nhận dạng duy nhất đối với mỗi bảng ZAID. Các kí hiệu nhận dạng này, nói chung, chứa số nguyên tử Z, số khối A và kí hiệu xác nhận thư viện ID. Hơn 500 bảng tương tác neutron được xây dựng đối với khoảng 100 đồng vị và nguyên tố khác nhau trong MCNP. Nhiều bảng đối với đồng vị đơn lẻ chủ yếu được cung cấp từ các số liệu đã được rút ra từ các đánh giá khác nhau, các chế độ nhiệt khác nhau và các dung sai xử lý khác nhau. Các bảng tương tác neutron thường xuyên được bổ sung với các đánh giá mới. Các số liệu tạo photon từ phản ứng của neutron thì được cho trong các bảng tương tác neutron. Các bảng tương tác photon được xây dựng đối với tất cả các nguyên tố từ Z = 1 đến Z = 94. Các số liệu trong các bảng tương tác photon cho