Doppelpendel

4.2 Analyse der gemeinsamen Wirkung mehrerer Schwingungsgeräuschquellen auf das Neutronenrauschen

Mehrere Peaks in Abb. 37 und 39 liegen außerhalb des Frequenzbereichs, in dem die CSB-Lateralbewegung als dominant befunden wurde. In Fig. 37 zeigen die Peaks nahe 17 und 19 Hz eine gleichmäßige Kohärenz zwischen nicht entgegengesetzten und entgegengesetzten Detektorpaaren. Dieses Verhalten ist typisch für die Schalenmodi sowohl des Kernzylinders als auch des thermischen Schildes (Mayo, 1977).

Eine sehr systematische Untersuchung der verschiedenen Schwingungsgeräuschquellen wurde von Wach und Sunder (1977) durchgeführt. Die Abbildungen 43 und 44a, b zeigen typische Ergebnisse des Kraftwerks Neckarwestheim (GKN).

Abb. 43. Kohärenz zwischen einem Ex-Kern-Neutronendetektor und einem Wegsensor, der an einer Deckelschraube des Druckbehälters befestigt ist. Die Positionen der Wegsensoren sind durch A12V–A15V in Abb. 50 (Kraftwerk Neckarwestheim (GKN); Wach und Sunder, 1977).

Abb. 44. Ergebnisse von Korrelationsmessungen zwischen Kreuzkerndetektoren und Detektoren, die übereinander auf derselben Seite des Kerns angeordnet sind (GKN; Wach und Sunder, 1977): (a) Phasenverschiebungen; (b) Kohärenzen.

Abbildung 43 zeigt die Kohärenz zwischen einem Ex-Core-Detektor und einem Wegsensor, der an einer der Deckelschrauben des Reaktordruckbehälters angebracht ist † Die Abbildungen 44a und b zeigen Phasenverschiebungen und Kohärenzen, die zwischen Cross-Core-Detektoren (auf gegenüberliegenden Seiten des Kerns) und Detektoren, die übereinander auf derselben Seite des Kerns angeordnet sind, gemessen wurden.

Abb. 50. Typische Standorte der in den Untersuchungen verwendeten Weg- und Drucksensoren am Stade PWR (KKS) (Bastl und Bauernfeind, 1975).

Das Symbol A gibt die berechnete Resonanzfrequenz der CSB-Lateralbewegung an. Dass im GKN bei 10 Hz CSB eine laterale Bewegung stattfindet, wurde bereits im Zusammenhang mit Fig. 40.

Wenn der CSB eine seitliche Bewegung ausführt, wird diese Bewegung sicherlich auf den Druckbehälter übertragen, der auf den Fundamentauflagen ruht (vgl. Abb. 6). Somit bewegt sich der Druckbehälter (PV) auch als Pendel, wobei der Nettoeffekt eine doppelte Pendelbewegung des CSB und des PV ist (Oesterle et al., 1973). Die charakteristische Frequenz bei A ist tatsächlich die niedrigere Eigenfrequenz des Doppelpendelmodells des GKN-Reaktors. Das Symbol E kennzeichnet die obere Eigenfrequenz, die gemäß den Figuren nicht zu den Neutronensignalen† beiträgt.

Die Doppelpendelbewegung CSB/PV bewirkt sowohl eine seitliche als auch eine vertikale Verschiebung des Druckbehälters. Der an einer Deckelschraube angebrachte Wegsensor ist empfindlich für die vertikale Verschiebung des Druckbehälters, d.h. er misst die Pendelbewegung über die vertikale Bewegung. Die Ex-Core-Detektoren hingegen sind empfindlich gegenüber der seitlichen Nettobewegung des Kerns relativ zum Druckbehälter.

Die durch B und C angegebenen Eigenfrequenzen wurden aus einem Modell vertikaler Schwingungen berechnet. Die Autoren schlagen vor, dass diese Modi aufgrund der Pendelbewegung, die durch einige Asymmetrien in den Trägern des Systems verursacht wird, zu den Ex-Core-Signalen beitragen.

Sowohl die Kohärenz von Wegsensor und Ex-Kerndetektor als auch die Kohärenz zwischen den Ex-Kerndetektoren nehmen in der Nähe von 25 Hz, der Frequenz, die der Umdrehung der Hauptkühlmittelpumpen mit 1500 U / min entspricht, erheblich zu. In: Oesterle et al. (1973) und Bauernfeind (1977a, b) berichten, dass diese Anregung durch restliche Unwuchtmassen der Hauptkühlmittelpumpen verursacht wird und mechanisch über die Primärrohre in den Druckbehälter geleitet wird.

Abbildung 45 zeigt die von Wach und Sunder (1977) gemessenen Phasenverschiebungen bei 25 Hz. In Anbetracht der Figur induziert die Anregung bei 25 Hz die Ovalisierung des Kernträgerzylinders, was zu Nullphasenverschiebungen zwischen den Kreuzkerndetektoren und entgegengesetzten Phasen zwischen den benachbarten Detektoren führt. Die Autoren berichten, dass die Ovalisierung des CSB bei 25 Hz eine erzwungene Bewegung ist. Berechnungen zeigen, dass die tatsächliche Eigenfrequenz des Ovalisierungsschalenmodus bei 23,5 Hz liegt. Peaks der Kohärenzen sind auch bei diesem Frequenzwert zu erkennen (vgl. Abb. 43 und 44a, b).

Abb. 45. Phasenverschiebungen zwischen Ex-Core-Detektoren typisch für einen Ovalisierungsschalenmodus des Kernträgerrohrs (Wach und Sunder, 1977; Espefält et al., 1979).

Nullphasenverschiebung zwischen Cross-Core-Detektoren und Gegenphase zwischen benachbarten Detektoren wurde in der Nähe von 20 Hz in den Messungen von Espefält et al. (1979). Es wurde auch in diesem Fall der Schluss gezogen, dass der Ovalisierungsschalenmodus des CSB der Hauptverursacher des Ex-Core-Rauschens bei dieser Frequenz war.

Beachten Sie, dass das Verhalten der Phasenverschiebungen in Abb. 45 gehört nur zu dem in der Figur angegebenen besonderen Schalenmodus. Das Verhalten, das durch andere Modi hervorgerufen wird, hängt von der Reihenfolge und der Ausrichtung des tatsächlichen Modus ab. Jeder Schalenmodus führt jedoch entweder zu 0 ° – oder 180 ° -Phasenverschiebungen zwischen allen möglichen Paaren von Ex-Core-Detektoren. Aufgrund der deterministischen Beziehung zwischen den Verschiebungen an verschiedenen Punkten der Schale zeigt das durch Schalenmodenschwingungen induzierte Neutronenrauschen eine annähernd gleichmäßige Kohärenz um den Kern herum (Mayo, 1977; Mayo und Currie, 1977) †.

Schalenmodi ändern die Wasserdicke zwischen dem Kern und den Ex-Kern-Detektoren nicht, daher unterscheidet sich der Mechanismus, der die Verschiebungen des Schalenmodus auf die Ex-Kern-Detektoren überträgt, von dem entsprechenden Mechanismus, der die seitliche Bewegung des Kernrohrs überträgt.

Die transporttheoretischen Berechnungen von Mayo und Currie (1977) zeigen, dass Schalenmodenverschiebungen des Kernrohrs mit zwei verschiedenen Quellen von Ex-Kerngeräuschen in Verbindung gebracht werden können. Eine davon ist eine Modulation des Streuflussenergiespektrums durch die Änderung der relativen Dicke des Wasserspaltes innerhalb und außerhalb der Schale. Die zweite Geräuschquelle ist die Modulation des Flusses in den äußeren Brennelementen. Aufgrund dieses letzteren Effekts sind Schalenmodenschwingungen des CSB auch in den Signalen von In-Core-Detektoren zu beobachten, die sich in Baugruppen nahe der Kernkante befinden (Mayo et al., 1975).

In den obigen Gleichungen stellt die Größe δI(t,θ)/I(θ) wie in Gleichung (12a) die normierte Fluktuation des im Winkel θ zur x-Achse positionierten Ex-Kerndetektors dar. δlCSB, Schale und δlTS, Schale stellen die Schalenmodusverschiebungen des Kernzylinders bzw. des thermischen Schildes dar. µCSB, Shell und µTS,shell sind die jeweiligen Skalenfaktoren, die die Shell-Mode-Verschiebungen auf das Ex-Core-Rauschen beziehen. Beachten Sie, dass die obigen Gleichungen eine ähnliche Struktur wie Gleichung (16) haben, die sich auf die laterale CSB-Bewegung bezieht.

Aktuelle Messungen von Bernard et al. (1979), die im Kraftwerk Fessenheim durchgeführt wurden, veranschaulichen sehr deutlich den gemeinsamen Einfluss von Lateralbewegung und Schalenmoden auf das Ex-Core-Rauschen. Neben dem Peak, der der CSB-Lateralbewegung entspricht, treten in den Ex-Core-Autospektren weitere gut aufgelöste Peaks auf. Die Peakorte entsprechen charakteristischen Frequenzen der Schalenmoden des Kernrohres und des thermischen Schildes.

Lassen Sie uns als nächstes den Beitrag der Brennelementschwingungen zum Neutronenrauschen diskutieren. Die Symbole f1, f2 und f’1, f’2 in Fig. 43 und 44a, b sind die berechneten Eigenfrequenzen der Brennelementbiegemodi angegeben. (f1, = 1,8 Hz und f’1, = 11,2 Hz entsprechen dem Fall, wenn das untere Ende der Baugruppe fest und das obere Ende frei ist. f2 = 4,5 Hz und f’2, = 17,5 Hz entsprechen dem Fall, wenn beide Enden fixiert sind.)

Es ist bekannt, dass der Kühlmittelstrom seitliche Schwingungen der einzelnen Brennelemente anregt. Die Figuren 43 und 44a zeigen jedoch, daß die Brennelemente neben unabhängigen Schwingungen auch gekoppelte Schwingungen ausführen.

Eigenschwingungen der Brennelemente regen die Bewegung des Druckbehälters offensichtlich nicht an, d.h. sie tragen nicht zu den Signalen eines an einer Deckelschraube angebrachten Wegsensors bei. Gekoppelte Schwingungen können jedoch eine Druckbehälterbewegung induzieren. Die in Fig. 43 zeigen eine signifikante Kopplung zwischen den seitlichen Schwingungen der Brennelemente, die sich in verschiedenen Teilen des Kerns befinden. (Beachten Sie, dass das Symbol 3 eine charakteristische Frequenz der Primärschleife zeigt. Es fällt ungefähr mit f2 zusammen.)

Abbildung 44a zeigt, dass bei den Brennelementbiegemodi die Signale von Kreuzkerndetektoren in entgegengesetzter Phase schwanken. Aus diesem Befund schließt man, dass die gekoppelten Schwingungen der Brennelemente auf die seitliche Schwingung des Kernträgerrohres ansprechen (Wach und Sunder, 1977; Mayo und Currie, 1977; Mayo, 1979b). Nach dieser Schlussfolgerung wird die entgegengesetzte Phase von Cross-Core-Detektoren an den Brennelementbiegemoden dadurch verursacht, dass sich der Brennstoff auf einer Seite des Kerns näher an den Detektor biegt, während sich der Brennstoff auf der anderen Seite in die gleiche Richtung, aber weiter von seinem Detektor entfernt, biegt. Die Schwingungen des Brennelementes sind über die untere und obere Stützplatte mit der Bewegung des Kernzylinders gekoppelt.

Die obige Diskussion zeigt, dass das durch die gekoppelten Schwingungen der Brennelemente verursachte Ex-Core-Rauschen teilweise Dämpfungsgeräusche ist, die mit einer relativen Phase von 180 ° zwischen Cross-Core-Detektoren verbunden sind. Gekoppelte Schwingungen induzieren aber auch Fluktuationen des Flusses im Kern, die wiederum zum Ex-Kernrauschen beitragen. Aus der Geometrie des Problems (die Flussgradienten haben an gegenüberliegenden Kanten des Kerns entgegengesetzte Vorzeichen) folgt, dass dieser Beitrag Fluktuationen induziert, die ebenfalls eine Phasenverschiebung von 180° zwischen Kreuzkerndetektoren aufweisen.

Dass die seitliche Brennelementbewegung wesentlich zum Ex-Core-Geräusch beiträgt, wurde auch von Steelmann und Lubin (1977) gezeigt, die Ex-Core-Messungen an Calvert Cliffs Unit 1 durchführten. Die Phasenverschiebung zwischen Cross-Core-Detektoren betrug 180° im gesamten Frequenzbereich zwischen 1 und 10 Hz. Die Autoren berichten jedoch, dass der direkte Einfluss der CSB-Bewegung auf den 6-10 Hz-Bereich beschränkt ist. Unterhalb von 6 Hz wurde die Biegung des Brennelementes als Hauptverursacher des Ex-Core-Rauschens identifiziert. Hinsichtlich des relativen Beitrags der verschiedenen Geräuschquellen weisen Steelmann und Lubin darauf hin, dass weniger als 10% des mittleren quadratischen Rauschens im Bereich von 1-10 Hz durch den direkten Einfluss der CSB-Bewegung verursacht werden.

Die charakteristische Frequenz der CSB-Lateralbewegung ist in der Regel höher als die der Brennelementbiegung zugeordneten Frequenzen, d.h. die gekoppelten Schwingungen des Brennstoffs werden durch den niederfrequenten Teil der Kernrohrbewegung induziert.

Eine andere Situation wurde von Fry et al. (1973, 1975), in frühen Messungen im Werk Palisades durchgeführt. In diesem Fall war das Ex-Core-Rauschen unterhalb von 1,5 Hz signifikanter als oberhalb dieses Wertes, was darauf hindeutete, dass die stärkste Quelle für Ex-Core-Rauschen bei niedrigen Frequenzen lag. Die Signale der Kreuzkerndetektoren schwankten jedoch gegenphasig und waren im gesamten 0,1-5 Hz-Bereich sehr kohärent. Die Kohärenz zwischen Ex-Core- und In-Core-Detektoren war unter 1,5 Hz vernachlässigbar und näherte sich der Einheit zwischen 2 und 4 Hz.

Für die Diskussion dieser Ergebnisse erinnern wir uns, dass reine CSB-Bewegung keine Veränderungen des Neutronenfeldes im Kern induziert. In der Nähe der Brennelementbiegemoden verursacht die CSB-Bewegung jedoch gekoppelte Schwingungen der Baugruppen, die wiederum Flussschwankungen induzieren, die durch In-Core-Detektoren messbar sind. Die gekoppelten Schwingungen tragen über den im Zusammenhang mit Fig. 44a.

Fry et al. (1973, 1975) und Thie (1975a) kamen zu dem Schluss, dass im eigentlichen Fall eine reine CSB-Bewegung unterhalb von 1,5 Hz stattfand. Im Frequenzbereich von 2-4 Hz war der Hauptfaktor für das korrelierte Rauschen der Ex-Core- und In-Core-Detektoren die laterale Bewegung der Brennelemente relativ zum ‚Schütteltisch‘, dargestellt durch das vibrierende Kernrohr. Dass die mit der CSB-Lateralbewegung verbundenen Frequenzen so niedrig waren, wurde durch den Verlust der Klemmung aufgrund übermäßigen Verschleißes erklärt (Thie, 1975a).

Kürzlich Wach und Sunder (1977) und Bernard et al. (1979) zeigten, dass die Kohärenz zwischen Ex-Core- und In-Core-Detektoren bei den Biegefrequenzen des Brennelements zunahm. Diese Ergebnisse können mit der gleichen Philosophie wie im Fall Palisades interpretiert werden.

Dass die Brennelemente gekoppelte Schwingungen ausführen, lässt sich auch aus der Untersuchung der Kohärenzen zwischen In-Core-Detektoren ableiten, die sich in verschiedenen Teilen des Kerns befinden. Numerische Berechnungen von Mayo und Currie (1977) zeigen, dass die Neutronenantwort auf die Vibration einer einzelnen Baugruppe sehr lokalisiert ist; d.h. Wenn zwei In-Core-Detektoren in beträchtlichem Abstand voneinander angeordnet sind, reagieren sie auf die Vibrationen verschiedener Baugruppen †. Dass die Kohärenz zwischen entfernten In-Core-Detektoren Peaks bei den Brennelementcharakteristikfrequenzen zeigt, ist ein weiteres Indiz für gekoppelte Schwingungen (Mayo und Currie, 1977; Bernard et al., 1979). Beachten Sie, dass die Brennelementeigenfrequenzen, die in den Messungen von Mayo und Currie (1977) und Bernard et al. (1979) entsprach festen Endbedingungen.

Wir betonen, dass sich aus den obigen Überlegungen nicht ergibt, dass die Brennelemente nur Schwingungen ausführen, die im gesamten Kern gekoppelt sind. Wach und Sunder (1977) berichten, dass im GKN-Reaktor eine signifikante Menge an Brennelementvibrationen unabhängig voneinander in den verschiedenen Quadranten des Kerns stattfindet. Diese Schlussfolgerung basierte auf umfangreichen Untersuchungen während der präoperativen Tests und auf dem Vergleich mehrerer Ex-Core- und In-Core-Neutronenrauschmessungen (Wach, 1979). Niedrige Kohärenzwerte in Fig. 44b bei den Frequenzwerten f1 und f2 legen die gleiche Schlussfolgerung nahe. Beachten Sie jedoch, dass niedrige Kohärenzwerte zwischen Cross-Core-Detektoren nicht unbedingt darauf hindeuten, dass die Signale der beiden Detektoren von unterschiedlichen Rauschquellen angesteuert werden. Eine geringe gemessene Kohärenz kann auch das Ergebnis einer teilweisen Aufhebung zwischen In-Phase- und Out-of-Phase-Rauschquellen sein (Mayo, 1977).

Die Abbildungen 8c, 38 und 44a zeigen, dass die Phasenverschiebung zwischen Kreuzkerndetektoren entweder 0° oder 180° betragen kann, was den obigen Eigenschaften entspricht. Der gleiche Effekt ist in Fig. 46, die sich auf ein Kreuzkerndetektorpaar an einem Babcock und Wilcox 177 BRENNELEMENTEPWR bezieht (Mayo, 1977, 1979b). Diese letztere Figur zeigt sehr deutlich, dass die Amplitude des Kreuz-PSD-Signals bei den Frequenzen sinkt, bei denen die Phasenverschiebung zwischen 0 ° und 180 ° ’springt‘. Wir schließen daraus, dass die experimentellen Ergebnisse die Annahme von Mayo (1977) bestätigen, dass die Hauptrauschquellen von Ex-Core-Rauschen entweder inphase oder Out-of-Phase zwischen Cross-Core-Paaren sind.

Abb. 46. Amplitude und Phasenverschiebung des Kreuzspektrums zwischen Kreuzkerndetektoren (Mayo, 1977, 1979b).

Eine weitere Schwierigkeit besteht in der Phasenverschiebung zwischen zwei Detektoren. Gleichung (89) zeigt, dass, wenn die gemessene Phasenverschiebung in einem gegebenen Frequenzbereich z.B. gleich 180° ist, es immer noch möglich ist, dass ziemlich wichtige inphasige Rauschquellen im gleichen Frequenzbereich ‚versteckt‘ sind. Es ist offensichtlich wünschenswert, ein Verfahren zu haben, das die Trennung der Inphase- und Outphase-Terme der Signale der entgegengesetzten Detektoren ermöglicht.

Die in Fig. 47 bezieht sich auf die gleiche Messung wie Fig. 46. Abbildung 48 zeigt die In-Phase- und Out-of-Phase-Spektren, die aus den Ergebnissen in Abb. 46 und 47†. Die Zweckmäßigkeit des Trennverfahrens verdeutlichen wir anhand der Erörterung der Figuren 46, 47 und 48 (Mayo, 1979b).

Abb. 47. Kohärenz zwischen Cross-Core-Detektoren (Mayo, 1977, 1979b).

Abb. 48. Spektren der aus den Figuren 46, 47 über Gleichungen (93a, b) ausgewerteten In-Phase- und Out-of-Phase-Prozesse (Mayo, 1977, 1979b).

Der große Peak der Kohärenzfunktion im Bereich von 7-11 Hz entspricht offensichtlich der charakteristischen Frequenz der CSB-Lateralbewegung. Man beachte, daß in diesem Frequenzbereich das in Fig. 48 ist sowohl gleich der Amplitude des Querspektrums (siehe Fig. 46) und zu den Autospektren der Detektorsignale (nicht dargestellt). Mayo (1979b) kommt zu dem Schluss, dass die laterale Bewegung von CSB die einzige signifikante Geräuschquelle im 7-11 Hz-Bereich ist.

Ein Vergleich mit berechneten Eigenfrequenzen und Messungen mit weiteren Detektorpaaren zeigen, dass die in den Figuren 47 und 48 oberhalb von 11 Hz gesehenen Peaks Schalenmodenschwingungen der Kernträgerstruktur entsprechen (Mayo, 1979b).

Der Peak in der Kohärenzfunktion nahe 3 Hz (Phasenverschiebung = 180 °) ist auf die Biegeantwort des Brennelements auf die laterale Bewegung des CSB unterhalb seiner charakteristischen Frequenz zurückzuführen. Abbildung 48 zeigt, dass die Biegung des Brennelementes durch einen kleinen breiten Peak im phasenverschobenen Spektrum dargestellt wird. Die Untersuchung des phasenverschobenen Spektrums zeigt, dass das Spektrum der CSB-Lateralbewegung mit abnehmender Frequenz im Bereich des Brennelementbiegemodus zunimmt. Dieser nicht-weiße Eingang zur Brennelementbewegung erzeugt einen geringfügigen Unterschied zwischen der tatsächlichen Eigenfrequenz und dem in der Neutronenantwort beobachteten Peak (Mayo und Currie, 1977).

Auffällig ist die schnelle Änderung der Phasenverschiebung zwischen 180° und 0° in der Nähe von 6 Hz. Während die Kohärenz in der Nähe von 6 Hz sehr niedrig wird, zeigt das In-Phase-Spektrum bei dieser Frequenz einen gut definierten Peak. Die Resonanz beruht auf einer globalen Schwingung, die mit dem Moderatorreaktionskoeffizienten verbunden ist. Die geringe Kohärenz in der Nähe von 6 Hz wird durch die Aufhebung zwischen dieser inphasigen Rauschquelle und der Out-of-Phase-Quelle verursacht, die durch niederfrequente CSB-Lateralbewegung dargestellt wird (Mayo, 1979b).

Die Trennmethode zeigt eine In-Phase-Spitze nahe 12 Hz, d. h. In einem Frequenzbereich, in dem die Phasenverschiebung gleich 180 ° ist. Dies kann durch die Dominanz der CSB-Bewegung bis zu 14 Hz erklärt werden. Die Untersuchung aller möglichen Kreuzspektren und Kohärenzfunktionen identifizierte einige Ionenkammerpaare, bei denen diese Resonanz in den phasenverschobenen Spektren auftrat, und etablierte sie als Schalenmode (Mayo, 1979b).

Eine offensichtliche Schwierigkeit der Methode ergibt sich aus der Vernachlässigung von APSDs(ω) in Gleichung (92). Unabhängige Rauschquellen, die die beiden Detektoren beeinflussen, gefährden die Gültigkeit der Trennung, daher müssen andere Tests durchgeführt werden, um die Signifikanz der ‚wahren Kohärenz‘ zwischen den Signalen zu bewerten. Ein ziemlich einfacher Ansatz — vorgeschlagen von Mayo (1977) — besteht darin, zu beachten, dass Inkohärenz die Kohärenzfunktion verringert, so dass gemäß den Gleichungen (93a, b) die ausgewerteten Inphasen- und Outphasenspektren gleich werden. Ein signifikanter Unterschied in den In-Phase- und Out-of-Phase-Spektren ist ein Hinweis darauf, dass inkohärente Signalkomponenten klein sind. Inspektion von Fig. 48 legt nahe, dass die Neutronenrauschsignale unterhalb von 25 Hz im Wesentlichen frei von inkohärentem Rauschen sind (Mayo, 1977).

Die Trennmethoden von Dragt und Türkcan (1977) und Mayo (1977) sind nützliche Werkzeuge zur Identifizierung der Quellen von Ex-Core-Rauschen. Die Interpretation der Spektren kann jedoch nicht nur auf der Anwendung dieser Methoden beruhen. Für eine lückenlose Identifikation der Geräuschquellen stehen eine Vielzahl von Messungen (Ex-Core, in-Core, Wegsensoren, etc.) und Berechnung erforderlich sind.

Wir verweisen abschließend auf Abschnitt 2.2. Dort wurde erwähnt, dass in der sowjetisch gebauten WWER-440 PWR die Hauptquelle für Neutronenrauschen die unabhängigen Vibrationen der Steuerelemente sind. Es wurde von Grunwald et al. (1978), dass mit zwei Incore-Detektoren, die in der Nähe eines Steuerelements platziert sind, die Lissajous-Kurve der lateralen Verschiebung des Elements durch Neutronenrauschenanalyse bestimmt werden kann.

Um den Beitrag eines bestimmten Elements aus den In-Core-Signalen zu extrahieren, wurde eine Korrelation mit dem am Antriebsmechanismus des Elements befestigten Beschleunigungsmesser verwendet (Grabner et al., 1977). Das Verfahren der Lissajous-Kurvenbestimmung basiert auf der Erwartung, dass die globale Komponente des durch Stellgliedschwingungen getriebenen Geräusches gegenüber der lokalen Komponente vernachlässigbar ist. Für die Diskussion dieser und verwandter Probleme verweisen wir auf die Berichte von Williams (1970), Pázsit (1977, 1978) und Pázsit und Analytis (1979).