Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Некоторые экспериментальные и теоретические данные о делении ядер при малых энергиях возбуждения 9
1.1 Общие представления о процессе деления 9
1.1.1 Потенциально-энергетическая поверхность (Статика)
1.1.2 Формирование массовых и энергетических
распределений осколков деления (Динамика) 16
1.2 Методы экспериментальных исследований множественности нейтронов, испускаемых из отдельных осколков 19
1.3 Постановка задачи - выбор объектов и метода исследований 28
Глава 2. Измерения множественности нейтронов, испускаемых из отдельных осколков с фиксированной массой и кинетической энергией при спонтанном делении ---30
2.1 Описание и основные параметры установки 30
2.2 Ионизационная камера 32
2.3 Детектор нейтронов 36
2.3.1 Общее устройство 36
2.3.2 Эффективность нейтронного детектора 38
2.4 Методика измерений и предварительная обработка данных экспериментов в 4я> и 2x2л- геометрии 40
2.4.1 Амплитуда импульса 42
2.4.2 Нейтронная множественность 42
2.4.3 Накопление информации 44
Глава 3. Обработка экспериментальных данных 46
3.1 Получение распределений "предварительных" масс и полной
кинетической энергии осколков после испускания нейтронов 47
3.1.1 Калибровка по энергии 48
3.1.2 Предварительная'' масса и полная кинетическая энергия осколков после испускания нейтронов 49
3.1.3 Полная кинетическая энергия и масса осколков до вылета нейтронов 52
3.2 Восстановление моментов распределений множественности нейтронов в 4к- и 2х2я- геометрии 53
3.2.1 Поправка на мёртвое время 54
3.2.2 Поправка на фон 56
3.2.3 Поправка на эффективность 57
3.3 Восстановление распределений множественности
нейтронов в 4тс- и 2x2л- геометрии 58
3.3.1 Распределение полного числа нейтронов на акт деления 59
3.3.2 Двухмерное распределение множественности нейтронов 60
Глава 4. Результаты экспериментов по измерению множественности нейтронов деления 62
4.1 Массово-энергетические распределения осколков 62
4.2 Распределения мгновенных нейтронов деления 68
Глава 5. Обсуждение экспериментальных результатов 74
5.1 Моменты распределений множественности нейтронов деления в зависисмости от массы осколка 74
5.2 Моменты распределений множественности нейтронов деления в зависисмости от полной кинетической энергии осколков 77
5.3 Массовые распределения осколков деления
для различного полного числа испущенных ими нейтронов 78
5.4 Холодное деформированное деление 82
5.5 Энергетический баланс в делении 85
5.6 Энергия возбуждения осколков деления и её дисперсия 88
Заключение 91
Литература
- Потенциально-энергетическая поверхность (Статика)
- Методика измерений и предварительная обработка данных экспериментов в 4я> и 2x2л- геометрии
- Восстановление моментов распределений множественности нейтронов в 4к- и 2х2я- геометрии
- Распределения мгновенных нейтронов деления
Введение к работе
Со времени открытия деления атомных ядер (1938) уже прошло более 60 лет, и, несмотря на интенсивные исследования, до сих пор нет теории, которая с единых позиций описывала бы весь процесс деления ядер. Имеется лишь ряд моделей, объясняющих различные стороны этого процесса. Причина этого лежит в большой сложности явления. В процессе деления сильно изменяется форма ядра (от сферической к гантелеобразной), при этом энергия возбуждения ядра неоднократно перераспределяется между ее различными видами и коренным образом перестраиваются его нуклонные конфигурации. Очевидно, создание такой теории потребует дальнейших экспериментальных исследований и теоретических расчётов.
Поскольку осколки являются основными конечными продуктами реакции деления ядер, все исследования этой реакции связанны с регистрацией и спектроскопией либо самих осколков, либо испускаемого из них ионизирующего излучения. Для полного понимания процесса деления и создания теории необходимо одновременно в каждом акте деления регистрировать все характеристики данного процесса (массы, заряды, кинетические энергии, множественности нейтронов и 7-квантов, длиннопробежные частицы при тройном делении).
В силу того, что распределения множественности нейтронов, испущенных каждым из осколков деления, несут непосредственную информацию о распределении энергии возбуждения между осколками, одним из наиболее эффективных способов исследования движения делящейся системы вблизи точки разрыва является изучение энергетических и массовых распределений осколков для фиксированного числа нейтронов.
При этом особый интерес представляет информация о событиях деления с близкой к нулю внутренней энергией возбуждения, когда проявляются эффекты, определяющие особенности поверхности потенциальной энергии в "точке разрыва". К таким эффектам относятся холодное истинное и компактное деления [1-S], холодное деформированное деление [9-11], холодное форм-асимметричное деление [12]. Смысл терминов холодного истинного и компактного деления заключается в наблюдении при делении событий, не сопровождающихся эмиссией мгновенных нейтронов (vtot=0), так как кинетическая энергия осколков исчерпывала всю (холодное истинное деление) или практически всю энергию реакции Q (холодное компактное деление), а сами осколки рождались при деформации основного состояния без внутреннего возбуждения. При низкой суммарной кинетической энергии осколков реализуются холодное деформированное (vtor>6) и форм-асимметричное деления {Vh /vl>3, где Vjr, и V//-число нейтронов, испущенное лёгким и тяжёлым осколком, соответственно). Для холодных конфигураций, упомянутых выше, температура ядра в точке разрыва оказывается такой низкой, что выход зарядово-чётных осколков превалирует и в массовом распределении осколков проявляется тонкая структура с периодичностью 5 массовых единиц.
Помимо того, что данная установка позволяет получать сведения о механизме деления ядер, она представляет ещё и практический интерес, поскольку имеющиеся данные о распределении нейтронной множественности известны с большой неопределенностью и для ограниченного набора ядер (25 [13 -18] и 2ї5и [19,20]). Эти данные необходимы не только при конструировании реакторов, но и при решении задачи дожигания актинидов в рамках проблемы грансмутации, т.к. известно, что нейтроны спонтанного деления 244См дают основной вклад в нейтронное излучение отработанного топлива (например [21]). По тем же причинам эти данные необходимы для развития методов недеструктивного контроля [22,23] используемых на атомных электростанциях в бассейнах выдержки и на заводах по переработке топлива.
Основной целью экспериментальных исследований, выполненных в рамках данной диссертационной работы, являлось изучение двумерных распределений множественности нейтронов, испущенных из осколков определённой массы и кинетической энергии, Р(УьУн), при спонтанном делении 252Cf и 244,248Ст. Для выполнения этой задачи необходимо было модернизировать счётчик нейтронов, изготовленный ранее в Радиевом институте [24] и в течение десяти лет не эксплуатировавшийся. Также необходимо было создать систему регистрации и предварительной обработки данных, провести измерения множественности нейтронов деления посредством больших жидких сцинтилляционных счётчиков нейтронов с введённым гадолинием и выполнить анализ полученных данных с целью определения, как самих распределений множественности нейтронов, так и его основных характеристик (средних, дисперсий и ковариаций).
В первой главе диссертации основное внимание уделено некоторым аспектам процесса формирования массовых и энергетических распределений осколков в бинарном делении. При этом рассматриваются только те экспериментальные и теоретические данные, которые имеют непосредственное отношение к предмету настоящей работы. Во второй главе представлены описание экспериментальной установки, электронной аппаратуры и предварительной обработки экспериментальных данных. Там же изложены методики измерений полного числа нейтронов на акт деления (4іг-геометрия, полная эффективность регистрации -70%) и нейтронов испущенных из каждого конкретного осколка (2х2тс-геометрия, эффективность регистрации -55%). Третья глава посвящена обработке экспериментальных данных. В четвёртой главе приведены данные измерений распределений множественности нейтронов деления, а также результаты сравнительного анализа всей совокупности опубликованных и полученных автором экспериментальных данных. В результате делается вывод о том, что проведённые измерения и способ восстановления исходных нейтронных распределений реализованный в данной работе дают возможность достаточно корректно воссоздавать распределения нейтронов деления из осколков определённой массы и энергии.
Пятая глава посвящена анализу результатов обработки экспериментальных данных. Б заключении кратко сформулированы основные итоги данной диссертационной работы и выделены результаты, полученные впервые.
На защиту выносятся следующие основные положения и результаты работы:
Модернизированная экспериментальная установка и усовершенствованная методика экспериментальных исследований множественности нейтронов, испускаемых из отдельных осколков с фиксированной массой и кинетической энергией, при спонтанном делении.
Впервые полученные распределения осколков по массам и кинетическим энергиям для фиксированных пар чисел нейтронов, испущенных при
244 248 л 252 л I- спонтанном делении ' Cm в сравнении с (л.
3. Основные результаты анализа экспериментальных данных, в том числе:
Подтверждение существования антикорреляции между числом нейтронов испущенных парными осколками.
Впервые обнаруженный в массовых распределениях осколков "холодного компактного" деления (vtof = 0) 8Cm и Cm повышенный выход в областях масс соответствующих положению нейтронных оболочек N= 64-г68 ф «0,55), #=82-г84(0«О,1) и N=86-90 0^0,65). Вывод об определяющей роли нейтронных оболочек в формировании осколков по массам при средней внутренней энергия возбуждения осколков для случаев без нейтронной эмиссии не менее 5 -г 7 МэВ.
Впервые обнаруженная в массовых распределениях сильнодеформированных осколков деления (v:o, > 6) 24SCm и 244Cm тонкая структура с периодом около 5 а.е.м., проявление которой усиливается с ростом асимметрии деформации осколков (vHfvL > 3).
Обнаруженная антикорреляция между числом испущенных нейтронов v(ot и полной энергией уносимой у- квантами деления из осколков.
Основные результаты работы докладывались на 6-м, 7-м, 8-м и 9-м Международных семинарах по взаимодействию нейтронов с ядрами (Дубна, 1998, 1999, 2000 и 2001 гг.), на XIV, XV и XVI Международных совещаниях по физике деления ядер (Обнинск, 1998, 2000 и 2003 гг.), на II и III Международных конференциях "Деление и свойства нейтронноизбыточных ядер" (Шотландия, Сент-Андрюс, 1999 г. и США, Флорида, 2002 г.), на IV и V Семинарах по делению (Бельгия, Понт Де'Уа, 1999 и 2003 гг.), на V Международной конференции "Динамические аспекты деления ядер" (Словакия, Паперничка, 2001 г.), а также были представлены на Международной конференции по ядерным данным для науки и техники (Япония, Цукуба, 2001 г.).
Включенные в диссертацию материалы опубликованы в 12 печатных работах [68-71, 78-80, 115, 119].
Потенциально-энергетическая поверхность (Статика)
Как уже отмечалось во введении, теория ядра не позволяет пока описать с единых позиций всё многообразие наблюдаемых в эксперименте характеристик делящихся ядер исходя из известного характера взаимодействий между нуклонами. Тем не менее» в настоящее время теория в принципе может предсказать величину и характер зависимости потенциальной энергии деформации делящегося ядра вплоть до "точки разрыва".
Поскольку форма делящегося ядра обычно представляется посредством набора деформационных параметров ({} = Sj, S2 , S3 , ..., Sn ), который зависит от типа используемой параметризации, потенциально-энергетической поверхностью называется потенциальная энергия системы, определённая в пространстве п деформационных координат Vpot({S}) и представленная в п+1-мерном пространстве. В зависимости от того, какие предпосылки при этом используются методы расчёта такой поверхности можно условно разделить на два типа: микроскопический и гибридный.
Микроскопическая или одно-частичная модель имеет существенное преимущество при объяснении оболочечных эффектов, описании спина и четности ядер с нечётным числом нейтронов или протонов. В рамках данной модели предполагается, что каждый нуклон движется в потенциальном поле создаваемом всеми другими нуклонами. При этом, исходя из известного характера взаимодействий между нуклонами, решают уравнение Шрёдингера для многих тел в рамках самосогласованного подхода в теории Хартри-Фока. Такое решение может быть получено или посредством задания реалистичного потенциала, который воспроизводит данные по рассеянию нуклона на нуклоне, или посредством введения в рассмотрение эффективного потенциала, воспроизводящего основные свойства ядерной материи (например, такие как масса и радиус ядра в основном состоянии, четно-нечётные эффекты, малую амплитуду коллективных возбуждений и низко-лежащие уровни для мягких ядер). Поскольку для тяжёлых ядер задание реалистичного. потенциала связанно с необходимостью нахождения обменного взаимодействия, которое не всегда удаётся достаточно надёжно определить, обычно в расчёты вводится эффективный потенциал, учитывающий это взаимодействие. Только один из потенциалов, предложенный Skirme [38] и упрощённый Vautherin and Brink [39] используется на практике.
В верхней части рисунка I представлена рассчитанная этим способом поверхность потенциальной энергии составного ядра 240Ри, воспроизводящая в координатах Q20 (удлинение вдоль оси деления) - Q30 (масс-ассиметрия) все основные особенности барьера деления в широком диапазоне изменения 50 100 150 200 250 300 Q7n W
Потенциально-энергетическая поверхность 240Pu. Вверху как функция удлинения вдоль оси деления Q2o и масс-асимметрий СЬо - Внизу как функция Ою и толщины шейки Q4o - Данные работы [40]. деформационных переменных [40]. В нижней части рисунка 1 для фиксированного І 06/І 34 массового разделения показана вычисленная поверхность в координатах Q2o и Q4o (толщина шейки) после прохождения вершины барьера деления. Можно видеть, что долина неразорвавшихся ядер V] отделена от долины образовавшихся осколков V2 барьером, высота которого меняется по мере удаления от "седловой точки" и полностью исчезает при Q2o 370 b и Q2o 220 Ь.Таким образом, делящееся ядро в процессе своего спуска от седла до "точки разрыва" будет в основном двигаться вдоль долины деления Vi и разделится при Q2o =370 b (наиболее вероятная квадрупольная деформация), однако, существует небольшая вероятность того, что и при меньшей деформации Q2o вследствие туннельного перехода через разделительный барьер ядро может скатиться в долину V2, порождая события деления.
Гибридная модель, развитая Струтинским [41], на сегодняшний день даёт наиболее точный расчёт потенциально-энергетической поверхности для ядерных систем, состоящих из большого числа нуклонов. В этой модели потенциальная энергия ядерной системы при данной деформации Vpos({S}) представляется в виде суммы макроскопической энергии V fS}), которая может быть вычислена на основе модели жидкой капли [42], и малой поправки AVntkraifS}), учитывающей оболочечное строение ядра: VPJ{SJ) = V UiS}) + AVmikn ((SJ), (4)
Первое слагаемое в выражении (4) является плавно меняющейся составляющей и для тяжёлых ядер составляет величину порядка 99,5% от -2000 МэВ полной энергии связи делящегося ядра и около 95% от 200 МэВ её изменения в процессе деления. Второе слагаемое достигает своего максимального значения для сильносвязанных ядер ( 10 МэВ для основного состояния).
Методика измерений и предварительная обработка данных экспериментов в 4я> и 2x2л- геометрии
При измерениях с Cf и Cm сигналы с двух половин камеры деления (с анодов) сначала поступали на зарядово-чувствительные преду си лите ли (ЗЧП), а затем на формирующие линейные усилители (СУ). После чего они подавались каждый на свой 1024 - канальный АЦП. При измерениях с 244Ст сеточные сигналы, пройдя через токовые предусилители (БТП) и быстрые усилители (БУ), поступали на формирующие усилители с постоянной времени 120нсек. Это время выбиралось из тех соображений, что оно не должно превышать времени дрейфа первого электрона . до сетки для импульса самой большой амплитуды и не должно быть меньше времени его нарастания. Далее сигналы поступали на расширитель, с которого они подавались на два 1024 - канальных АЦП.
По достижении конца измерительного интервала, оцифрованные амплитуды импульсов х/, х2 записывались в буферную память, считываемую после заполнения в память персонального компьютера.
Нейтронная множественность.
В каждом из двух БЖСН сцинтилляции регистрировались при помощи пяти ФЭУ. При проведении измерений в 4тс-геометрии, токовые импульсы со всех десяти ФЭУ суммировались и поступали на дискриминатор (ИД). При 2х2л-измерениях, токовые импульсы с пяти ФЭУ для каждого БЖСН суммировались (Сум. У), а суммарные импульсы подавались на дискриминаторы (ИД). С дискриминаторов импульсы передавались на многовходовой электронный счётчик (ЭС). Число импульсов с ИД, сосчитанных в течение измерительного интервала (20 мксек), и являлось числом зарегистрированных нейтронов.
При проведении измерений должны быть отброшены события, искажающие измеряемое нейтронное распределение. Таковыми являются события во время регистрации, которых или незадолго до этого происходит ещё один акт деления. При этом необходимо учитывать тот факт, что деление, произошедшее в ИК, может и не давать совпадения импульсов с обеих половин ИК, что происходит, когда угол разлёта осколков деления больше угла разрешённого "pin-hole" коллиматором. Поэтому при измерениях нейтронной множественности после каждого события деления, которое идентифицировалось как импульс в неколлимированной половине ИК, модулем управления (МУ) спустя 300 нсек (чтобы исключить вклад гамма квантов) формировался 20 мксек строб-импульс. Этот импульс запускал или блокировал измерительный цикл в зависимости от того - приходит или нет в течение времени совпадения импульс с коллимированной половины ИК. Если во время, пока длился измерительный интервал (имелось совпадение), с неколлимированной половины ИК приходил ещё один импульс, то значение, F, в ЭС, отвечающем за подсчёт числа делений, увеличивалось на единицу.
Для измерения фона на протяжении всего эксперимента, в отсутствии деления, вся измерительная система запускалась от генератора (Ген) с постоянной частотой 10 Гц. На протяжении 20 мксек измерялось как число делений F (если они были), так и количество импульсов с дискриминаторов или дискриминатора (при измерениях в 2х2тс- или 4тс-геометриях, соответственно).
По концу измерительного интервала в буферную память (БП) производилась последовательная запись количества делений, произошедших в измерительном интервале F, признака фона В, зарегистрированного числа, qT, (в случае в 4тс-геометрии) или чисел нейтронов, qSi q2 (2х2к-геометрия). 2.4.3 Накопление информации.
Таким образом, каждое событие деления при измерениях в 2х2к- геометрии Л характеризовалось набором из шести чисел: Xi, х2 -амплитуды импульсов с ИК, вызванных осколками деления; д}, q2 - числа зарегистрированных нейтронов, испущенных дополнительными осколками или фоновых нейтронов, зарегистрированных в БЖСН (от О до 15); F число делений, произошедшее в ИК за 20 мксек измерительного интервала (от 0 до 3); В - признак того, является ли данное событие фоновым (S=l) или "полезным" (В=0). При измерениях в 4я-геометрии каждое событие деления характеризуется соответственно набором из 5 чисел: Xj, х2, дт, F, В; где qT - число зарегистрированных нейтронов, испущенных двумя осколками или фоновых нейтронов. Такой набор чисел для каждого события считывался последовательно из БП в компьютер. Во время записи весь процесс измерений приостанавливался.
Сбор данных осуществлялся сериями по 3000 событий. Для каждой такой серии на протяжении всего эксперимента строились амплитудные распределения осколков деления с обеих половин ИК и распределения как множественности нейтронов деления, так и фона нейтронного детектора. Если в пределах одной серии положение пиков, соответствующих лёгкому и тяжёлому осколкам, изменялось больше чем на 2%, то такая серия из дальнейшего анализа исключались.
Восстановление моментов распределений множественности нейтронов в 4к- и 2х2я- геометрии
При таком расчёте время захвата нейтрона определялось из измеренной зависимости вероятности захвата нейтрона (смотри рисунок 11), з затем производилась проверка того - не произошло ли наложение в пределах мёртвого времени детектора (200 нсек).
В 4л;-геометрии измеренное распределение полного числа нейтронов на акт деления для каждой массово-энергетической ячейки было исправлено путём решения системы уравнений:распределение полного числа нейтронов на акт деления исправленное на мёртвое время.
Подобным образом измеренное распределение фона БЖСН, В"фт) = (В4я(0), В х(1),..., В4я(9))т, было исправлено на эффект наложений: (В4 (0), B V) В4я(9))7 = Ьаск (Вср4Ш Вс4 (1) VW (33) тдсВ ф т) (В Щ, Bqf tJ),..., Вср4я(9))т распределение полного числа нейтронов на акт деления, исправленное на мёртвое время; back - матрица наложений, рассчитанная также методом Монте-Карло. Отличие заключалось лишь в том, что время появления фоновых импульсов определялось в предположении равномерного распределения этих импульсов во времени. Матрица наложений, back, приведена ниже (34): 0 0 0 0 0 о нейтронов для каждой массово-энергетической ячейки представлялось в виде матрицы Р я/, п2). Столбцы и строки этой матрицы являлись условными распределениями вероятности наблюдения нейтронов в первом и втором БЖСН, соответственно. Поэтому поправка на мёртвое время, в результате которой было получено двухмерное распределение множественности нейтронов, P cpit i, п гЛ производилась независимо для строк и столбцов, аналогично (32). Измеренное распределение множественности фона БЖСН, В2я(Ь{, b2), было исправлено на мёртвое время тем же способом что и для двухмерного распределения множественности нейтронов из осколков деления, только в этом случае использовалась система выражений аналогичная (33). В результате было получено распределение множественности фона нейтронного детектора, В2жср(Ьч j, bcp2) 3.2.2 Поправка на фон
В случае отсутствия корреляции между распределением фона и измеренным распределением нейтронной множественности справедливы следующие выражения для трёх первых центральных моментов:
Восстановление распределений множественности нейтронов в 4я- и 2х2я- геометриях
Прямое восстановление распределений множественности нейтронов с учётом всех перечисленных выше искажающих факторов возможно только в случае высокой эффективности регистрации (е 0,6) и достаточной статистики [117, 118}. В нашем случае последнее требование почти никогда не выполнимо, поскольку восстанавливаются множественности нейтронов для фиксированной массы и полной кинетической энергии. Поэтому прямое восстановление распределений множественности нейтронов приводит к ложному осциллирующему решению, содержащему неопределённо большие и отрицательные компоненты. В настоящей работе для восстановления распределений нейтронной множественности использовался метод статистической регуляризации с введением априорной информации о моментах восстанавливаемых распределений, описанный в работах [24, 119].
Распределения мгновенных нейтронов деления
На рисунке 15 представлены как сами массовые распределения, так и массовые зависимости основных характеристик двумерных распределений, представленных на рисунке 14. Для средних величин масс групп лёгких осколков mL получены следующие значения: для Cf - 108,4+0,1 а.е.м.; для 248Ст - 106,8±О,2 а.е.м.; и для 244Ст - 104,6±0,4 а.е.м„ Стандартное отклонение распределения осколков по массам до испускания нейтронов а(тт ) составило величину, равную 7,0±0,1 а.е.м., 6,6±0,1 а.е.м. и 7,2+0,3 а.е.м. для 252Cf, 24SCm и 244Cm соответственно.
Полученные нами средние и стандартные отклонения массово-энергетических распределений в пределах экспериментальных ошибок хорошо согласуются с существующими данными (смотри таблицу 3). Некоторые различия, наблюдаемые между значениями нашей работы и средневзвешенными значениями а(ТКЕ ) является показателем качества проведённых измерений массово-энергетических распределений, поскольку, всевозможные необходимые поправки приводят только к увеличению а(ТКЕ ). Тот факт, что наши значения г(ТКЕ ) для 252Cf и 248Ст более близки к величинам (смотри таблицу 2), полученным в экспериментах с лучшим энергетическим разрешением [108- ПО], находит своё объяснение. В данной работе угол разлёта осколков относительно нормали к плоскости катода был довольно узким, использовались тонкие мишени, и подложки, а также достаточно точно вводилась поправка на число испущенных нейтронов.
Средневзвешенное значение определялось по данным из таблицы 2. Тем не менее, в случае спонтанного деления 244Ст наоборот заметно некоторое ухудшение как массового, так и энергетического разрешений, что связанно с необходимостью введения дополнительного коллиматора осколков из непроводящего материала для частичной компенсации высокой а активности мешени. 4.2 Распределения мгновенных нейтронов деления. На сегодняшний день одной из наиболее точно известных характеристик распределений множественности нейтронов деления является распределение полного числа нейтронов на акт деления. Поэтому для того, чтобы иметь возможность оценить корректность восстановленных распределений как для 4тс-геометрии, так и для 2х2тс-геометрии, рассчитывалось распределение полного числа нейтронов на акт деления, которое определялось посредством «« суммирования по т} и ТКЕ : PUVmd = ES buim . ТКЕ , v(J/22T (m7 ТКЕ , vM), (54) PzaJvj+Vt) ZZP1 (пц ТКЕ v, + V2)/ЕЕЕЕТ шіпц , ТКЕ vJ+v2). Полученные таким образом распределения вместе с данными других авторов представлены в таблице 4. Видно, что все распределения близки друг к другу, а различия между ними связаны в основном с разной величиной Уш .
На рисунке 17 представлены распределения осколков по массам до испускания нейтронов для фиксированного полного числа нейтронов деления Cf, полученные в результате обработки данных 4тс - геометрии, вместе с распределениями из работы [24]. Очевидно достаточно хорошее согласие между представленными данными. Стоит также отметить, что распределения из работы [24] были получены авторами путём восстановления множественности для конкретной массовой ячейки только после того, как было произведено суммирование по всем возможным ТКЕ , а в данной работе восстановление производилось для каждой массово-энергетической ячейки.
Следующим критерием, характеризующим качество восстановленных распределений, можно считать идентичность массовых распределений для фиксированного полного числа нейтронов, полученных в 471- и 2х2я-геометриях. Так как при восстановлении распределений множествнности нейтронов деления определяющей является поправка на эффективность регистрации, которая в случае 2х2я-геометрии есть достаточно сложная функция, зависящая как от свойств осколков деления, так и от конкретной геометрии экспериментальной установки (смотри раздел 2.3.2). Массовые распределения осколков деления 252Cf для фиксированного полного числа нейтронов, полученные в 4їС- и 2х2тс-геометриях, приведены на рисунке 18.
На рисунке 19 представлены массовые распределения осколков для фиксированных пар числа испускаемых нейтронов, полученные в результате обработки экспериментальных данных 2х2п-геометрии. На этом рисунке также приведены данные, взятые из литературы.
Итак, наблюдается довольно хорошее согласие как между результатами полученными другими экспериментальными группами и нашими данными, так и между полученными нами в разной геометрии и разными методами. Из сказанного выше можно сделать заключение о том, что проведённые измерения и способ восстановления исходных нейтронных распределений реализованный в данной работе дают возможность достаточно корректно воссоздавать распределения нейтронов деления из осколков определённой массы и энергии.
В качестве примера, демонстрирующего полноту и новизну полученной в данной работе информации, на рисунке 20 представлены массово-энергетические распределения осколков деления Cm для фиксированных чисел испущенных нейтронов. Примечательным является то, что имеющиеся особенности в массовом распределении осколков деления также присутствуют в энергетическом распределении осколков. И эти особенности не независимы друг от друга, а являются проявлением единого процесса, будь то массовые каналы или нейтронные оболочки [46], или зарядовый чётно-нечётный эффект.
