Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Изучение проееейды измерении сечений деления и выбор метода измерений 10
1.1. Введение 10
1.2. Детекторы делений 13
1.3. Методы "относительных" измерений 15
1.4. Методы "абсолютных" измерений 25
1.4.1 Метод сопутствующей активности 25
1.4.2 Измерения на фотонейтронных источниках.. 26
1.4.3 Метод "черного" счетчика 27
1.4.4 Метод сопутствующих частиц 34
1.5. Заключение 41
ГЛАВА II. Развитие метода коррелированных во времени сопутствующих частиц для прецизионных измерении сечений делений 49
2.1. Принцип метода 49
2.2. Спектрометрия сопутствующих частиц 50
2.3. Оптимизация условий эксперимента 57
2.4. Реализация методики, каналы регистрации сопутствующих частиц 63
2.5. Мишени делящихся веществ 75
2.6. Расчетные поправки к методу коррелированных во времени сопутствующих частиц 77
2.7. Заключение 89
ГЛАВА 3. Результаты измерений 93
3.1. Доказательство надежности измерений 93
3.2. Статистическая обработка экспериментальных данных 105
3.3. Обсуждение полученных данных 113
ГЛАВА 4. Оценка сечения деления 235 U нейтронами с энергией (14,5-14,7) МэВ 124
4.1. Введение 124
4.2. Характеристика данных, использовавшихся в оценке 125
4.3. Корреляционная матрица 130
4.4. Комментарии к установлению величин корреляций 131
4.5. Заключение 136
Результаты работы 137
Литература 139
- Методы "относительных" измерений
- Реализация методики, каналы регистрации сопутствующих частиц
- Статистическая обработка экспериментальных данных
- Характеристика данных, использовавшихся в оценке
Введение к работе
Точное знание нейтронных сечений деления ядер изотопов урана, нептуния, плутония имеет важное как научное, так и практическое значение. Являясь одним из каналов сложного процесса взаимодействия нейтронов с ядрами, деление - наиболее сильный способ поведения ядерной материи, сопровождающийся большим энерговыделением и образованием целого ряда ядер - продуктов реакции. Область энергий налетающих нейтронов принято разбивать на три интервала: тепловую область, область разрешенных резонансов и область быстрых нейтронов. Данная работа касается области энергий быстрых нейтронов (0,1*30) МэВ.
Величина сечения деления ^п,{ и ее зависимость от энергии налетающего нейтрона, непосредственно связанные с модельными представлениями о ядре, позволяют делать заключения о внутриядерной структуре. Впервые эта связь была установлена в работах Н.Бора и Уиллера [i] , где имеются указания на пороговый характер деления быстрыми нейтронами и на ступенчатый ход зависимости c^n-f от энергии нейтронов. Взаимодействие нейтронов с энергией несколько десятков мегаэлектронвольт интересно также для понимания процесса так называемого внутриядерного каскада, производимого протонами с энергией до I ГэВ. Наконец, область энергий быстрых нейтронов важна для получения данных для расчета реакторов на быстрых нейтронах, гибридных систем (реактор деления - плюс реактор синтеза) и для ускорителей - размножителей ядерного горючего.
Практическое значение величины ^ni определяется суммой трех задач. Эти задачи изложены в листе потребностей в нейтронных данных, периодически вырабатываемом Международным комитетом по ядерным данным при МАГАТЭ [ 2] . Лист, известный как WREtOA , содержит запросы от четырех региональных центров, в том числе и от Центра по ядерным данным в г.Обнинске.
К первой задаче относятся вопросы безопасной работы реакторов и вопросы учета ядерного горючего в рамках гарантий МАГАТЭ. Как известно, в реакторах происходит накопление многих радионуклидов, образующихся в первичном топливе. Ряд из них, такие
233 її 239 п как и , Ни , после выделения их химическими методами
240 п.. 242Он могут вновь служить в качестве ядерного топлива. ги s rU , накапливающиеся вместе с ги , определяют технологию изго- товления новых тепловыделяющих элементов. U , Np не основные реакторные изотопы могут оказывать заметное влияние на топливный цикл реактора. U ~ это питающий изотоп, который находится в основании цепочки накопления радионуклидов.
Количества, в которых тот или иной радионуклид образуется в реакторе, зависят как от сечения реакций, приводящих к его образованию (обычно ( П.; 2 П. ) или ( п., V ), так и от сечения реакций, выводящих его из цепочки захватов (главным образом ( П, + ). Для решения этой задачи требуется знание сечений деления актинидных ядер с точностью ~ 3%,
Вторая задача - расчет физических характеристик реакторов на быстрых нейтронах.
I. Размеры активной зоны реактора - R. являются весьма чувствительной функцией от коэффициента размножения нейтронов -К ( R ~ тт:—.. у2 ), поскольку величина К близка к единице Г 3] . В расчет коэффициента размножения входит величина ^гЛ, как важнейшая характеристика ядерного горючего К~ J1'"!^ , где С5 j. - сечение захвата нейтрона ядром; $ - среднее число нейтронов на акт деления. Погрешность расчета коэффициента размножения: вследствие погрешности современных ядерных данных равна
4% по оценке Л.Усачева, В.Манохина, Ю.Бобкова [4] . В работе [ 5] обосновывается требование на точность расчета + 1%.
Расчеты предельной мощности, снимаемой с реактора, используют коэффициент неравномерности - отношение максимального тепловыделения к среднему. Современные погрешности в ядерных данных приводят к неопределенности 2,5$ в указанной величине, хотя из экономических соображений следует потребовать знание этой величины с точностью 1% [б] .
Исходя из необходимой 10%-ной точности предсказания tug&oeH. - времени удвоения атомной энергетики с быстрыми реакторами, надо вычислять К^оспр. - коэффициент воспроизводства с 2%-ной точностью [б] ("ЦдЬоен.= "Т77 Г~Г~ )
В докладе Л.Усачева, В.Манохина, Ю.Бобкова современная погрешность коэффициента воспроизводства оценивается в 6% [4] .
Таким образом, по всем трем характеристикам необходимо повысить точность примерно в три раза [ б] .
Третья задача - метрология нейтронных полей - требует выработки общепринятого стандарта с точностью ^ 1%. В качестве такого стандарта предполагается выбрать сечение деления U .
Измерение сечений деления с требуемой точностью - трудная задача. Тридцатилетние усилия экспериментаторов привели к тому, что сечение деления важнейшего для реакторной техники ядра и известно с ~ 6%-ной точностью в области энергий быстры! нейтронов,. Сечения деления ядер других изотопов урана, а также нептуния и плутония,определены с меньшей точностью.
Измерениями ^п,! занимаются в большинстве крупных ядерных центров мира. По 23 U , например, с 1975 г. насчитывается свыше двух десятков работ. Десятками измеряется число работ и с другими реакторными изотопами. Выполненные разными экспериментальными методами, в разных энергетических диапазонах, измерения дополняют и дублируют друг друга. Этот большой экспериментальный материал нуждается в обобщении.
Если рассматривать каждый эксперимент изолированно от других, то высокий уровень ряда из них позволяет рассчитывать на данные с погрешностью ~1%. К сожалению, при сравнении данных разных авторов наблюдаются различия, значительно превышающие погрешность отдельного эксперимента. По этой причине встает вопрос о достоверности имеющегося экспериментального материала, т.е. простая компиляция всех имеющихся данных не достаточ- , на.
Цель настоящей работы - получение величин сечений деления некоторых актинидных ядер с точностью, удовлетворяющей требованиям реакторной техники. Решается поставленная цель двумя путями: а) проведением измерений; б) анализом экспериментальных работ разных групп авторов для оценки степени достоверности данных.
Для проведения измерений был выбран метод коррелированных во времени сопутствующих частиц. Он выгодно отличается от других методов: а) хорошими фоновыми условиями; б) малыми величинами вводимых поправок; в) минимальной необходимостью в привлечении литературных данных.
Благодаря этим преимуществам, метод сопутствующих частиц называется абсолютным, т.е. независимым от каких-либо других нейтронных экспериментов.
До начала настоящей работы метод был слабо развит и мало - 8 -использовался. В нашей работе он развит до уровня точности и надежности, соответствующей высоким современным требованиям к нейтронным измерениям. Особое внимание в данной работе уделялось тщательности в выявлении возможных систематических ошибок.
Результаты проведенных в работе прецизионных измерений сечений деления нейтронами с энергией 2,6 МэВ, 14,7 МэВ и 19 МэВ представляют как самостоятельный интерес, так и могут служить опорными точками для относительных измерений. Использование наших данных в последнем смысле особенно ценно, так как большая часть работ по сечениям выполнена относительными методами, и все они нуждаются в точках привязки.
Вторая часть работы посвящена совместной статистической обработке экспериментальных данных по сечению деления 23 [) . Совокупность данных, полученных разными группами авторов, разными методами измерений или на разном техническом уровне рассматривается как исходный материал для: отыскания наиболее точного значения физической величины С5"п1 ; оценки точности этого значения. Для анализа используется корреляционный метод обработки данных, как более соответствующий современному уровню техники эксперимента по сравнению с методами классической теории ошибок измерений.
Работа заканчивается разработкой проекта рекомендованной
255, і стандартной величины сечения деления и нейтронами с энергией 14,5 МэВ.
К защите представлены следующие-положения: I. Проведены методические исследования, позволившие развить метод коррелированных во времени сопутствующих частиц для прямых измерений сечений деления нейтронами с энергией 2,6 МэВ, 4,5 МэВ, 8,5 МэВ, 14,7 МэВ и 19 МэВ.
Исследованы явления, искажающие результат измерений, способы их учета, рассчитаны необходимые поправки, что позволило довести точность измерений нейтронами с энергией 14,7 МэВ ДО 1%.
Разработана и создана экспериментальная установка для измерения сечений деления нейтронами с энергией 2,6 МэВ и 14,7 МэВ.
Измерены сечения делений девяти нуклидов: ' »*-»-'у 236,238 ^ 237^ 239, 240, 242 ?и дри ^ = 14)7 МэВ; 2ъе 1J при Еп = 2,6 МэВ и 2b5U при Еп = 19 МэВ с точностью, превышающей ранее опубликованные результаты.
5. Разработан проект рекомендованной стандартной величины сечения деления и нейтронами с энергией 14,5 МэВ.
Основные результаты, представленные в диссертации, докладывались на всесоюзных и международных конференциях, совещаниях специалистов МАГАТЭ, опубликованы в статьях, отчетах Радиевого института и содержатся в семнадцати публикациях [67, 70-76, 78-80, 82, 98, 105, 109-Ш] .
Методы "относительных" измерений
Число делений Ні , входящее в формулу (I), измеряют детекторами осколков деления, которые могут быть следующих ТИПОВІ ионизационная камера, сцинтилляционныи детектор, искровая камера, лавинный детектор, трековый детектор, полупроводниковый детектор, регистрация делений по V-лучам. Выбор того или иного типа детектора зависит от конкретных экспериментальных условий. В качестве общего замечания можно сказать, что для абсолютных измерений детектор должен иметь известную величину эффективности регистрации осколков, тогда как для относительных - важна лишь зависимость эффективности от энергии нейтронов, вызывающих деление.
Факторы, влияющие на эффективность,- это потери осколков в слое исследуемого вещества и не нулевой уровень дискриминации при счете импульсов. Потери в слое вещества зависят от пробегов осколков в материале мишени и их углового распределения. Угловая анизотропия разлета осколков, связанная с существованием нейтронных оболочек в ядрах, зависит от энергии нейтронов и вызывает зависимость от энергии эффективности детектора делений.
В детекторе делений осколки регистрируются на фоне, создаваемом oL- частицами с энергией 5 МэВ. Поэтому важно, чтобы детектор и усилитель к нему были бы как можно более быст- -рыми, для избежания наложений импульсов от ос - частиц, превышающих порог регистрации осколков.
Наиболее распространенным детектором осколков является ионизационная камера. Однослойная камера содержит два электрода, на одном из которых нанесен слой вещества, содержащего исследуемый изотоп. Слой помещается на отрицательном электроде, а сигнал снимается с положительного. Наполняется камера смесью газов - аргона 90$ и метана 10$ или аргона 90$ и углекислого газа 10$. Добавка к аргону небольшого количества метана или углекислого газа уменьшает время собирания электронов в четыре раза по сравнению с чистым аргоном. Давление газа атмосферное. Чтобы уменьшить о0 -фон, расстояние между электродами делают меньше пробега осколков.
Ионизационная камера - быстрый прибор, особенно в сочетании с усилителем тока,и может применяться во времяпролетных экспериментах. Сигнал имеет треугольную форму с шириной (20-30) н с по основанию. Для работы с изотопами высокой об - активности стре мятся использовать детекторы делений более быстрые, чем ионизационная камера. Однако выигрыш в быстродействии сопровождается потерей в эффективности. В практике измерений dni можно найти примеры применения всех типов детекторов делений [II,15,16,17,18,19,20] . Ссылки соответствуют порядку перечисления типов детекторов на с.13
В конце главы приведен список ядерных центров, где действуют установки по измерению сечений деления актинидов быстрыми нейтронами. Он показывает, что наиболее распространенным является ионизационная камера. Это надежный в эксплуатации прибор, с хорошо изученной величиной эффективности, что является определяющим в прецизионных измерениях. Для о( -активных изотопов опрєдцано применение трековых детекторов. Твердотельный поверхностно-барьерный кремниевый детектор применялся лишь в Дос-Ала-мосской лаборатории как в интегральном режиме [19] , так и в режиме счета отдельных импульсов [21 ] . Искровая камера и лавинный детектор не получили распространения в связи со сложностью поддержания рабочих режимов.
В относительных измерениях сложную задачу определения потока нейтронов заменяют на более простую - регистрацию заряженных частиц из реперной реакции. Этим и привлекательны методы относительных измерений. Они позволяют быстро (т.е. в одной геометрической ситуации) и с хорошей точностью (1+3)% получать величину отношения С Г1] — { (Еn)во всем интервале энергий, доступном для имеющегося в распоряжении источника нейтронов, то есть форму кривой ] (Еп) . В качестве реперных используются реакции с хорошо известной величиной сечения взаимодействия с нейтронами. Список таких реакций приводится в таблице I. Наиболее просто осуществляется измерение отношения / . ш. .-. В поток нейтронов помещается двухсекционный детек-тор целений. Обычно это двойная ионизационная камера, в которой мишени с исследуемым изотопов и с 235[J расположены вплотную друг к другу. Отношение счета с двух секций детектора дает отношение сечений деления, с учетом поправок, суммарная величина которых редко превышает 10%. Такая схема опыта осуществима на любых источниках нейтронов. Использование того или иного источника вносит свои особенности в геометрию опыта и по-разному влияет на точность. Примером измерений, выполненных этой методикой, на электростатических ускорителях в диапазоне энергий нейтронов 0,024-7,4МэВ7 могут служить работы в Физико-энергетическом институте [13,14, 23] .
Сечение рассеяния нейтронов на водороде является наиболее точно определенным стандартом. До энергии 8 МэВ рассеяние изотропно и легко поддается расчету. Величина полного сечения рассеяния хорошо известна (с погрешностью 1%) вплоть до ЕЛ = = 30 МэВ. Однако угловое распределение реакции измерено с точностью лишь Ъ% [22] .
Реализация методики, каналы регистрации сопутствующих частиц
Остаточная v - активность мишени может быть измерена путем сравнения со стандартным V -источником. Хорошо зная период полураспада остаточного ядра, интенсивность стандартного источника и геометрию опыта, можно с хорошей точностью определять нейтронные потоки.
С помощью этого метода калибровались мониторы нейтронных потоков в Аргоннской лаборатории и в университете Кентуки (США) [ 35, Зб] в области энергий нейтронов I КэО -2,5 МэВ. Измеренная эффективность мониторов сравнивалась с расчетной. Результаты совпадали в пределах 2% приЕп41 МэВ и давали небольшое различие при большей энергии нейтронов. Откалиброванный таким образом монитор использовался Леницем для измерений нейтронных сечений деления в области энергии нейтронов десятки килоэлектронвольт [ 35] . В работе [ 45] тот же автор проводил измерения сечения деления 5 U нейтроионами 0,6 МэВ. Источник нейтро-нов на основе реакции V(p,tt) Сг вводился внутрь ионизационной камеры, имевшей шарообразную форму. Точность результата оказалась невысокой (5 7)$ из-за рассеяния нейтронов стенками ионизационной камеры и ионопровода.
Измерения сЗ YI Г на фот о нейтронных источниках способны дать независимые результаты, пригодные для нормировки измерений формы. Примерами могут служить работы [38, 39, 40 ] , выполненные в университете штата Мичиган (США).
Геометрическая конфигурация содержит две расположенные параллельно на расстоянии 10 см друг от друга урановые мишени и источник нейтронов посередине между ними. Каждая мишень сопряжена со своим трековым детектором осколков. Такие геометрические условия делают опыт не критичным к месту расположения источника нейтронов, который не является точечным.
Интенсивность источника определялась методом марганцевой ванны. Чтобы избежать процедуры абсолютной калибрсвки ванны, источник сравнивался со стандартом NBS-II, погрешность которого 0,5$.
Несмотря на то, что стены и потолок экспериментального помещения были покрыты бором, фон рассеянных нейтронов сказывался. Поэтому в измерениях варьировались расстояния от источника до мішеней с последующей экстраполяцией к нулевому.
Кроме фона, с этой методикой связаны следующие поправки: на активацию ванны V - излучением, на естественное содержание дейтерия в ванне, на распад Y -источника, на анизотропию осколков деления, на геометрический фактор. Погрешность полученных данных оценивалась авторами в Ъ%. Детектор быстрых нейтронов с эффективностью регистрации, близкой к 100$, впервые был построен в Аргоннской национальной лаборатории Пеницем, который и назвал его "черным". Это модификация счетчиков, работающих по принципу замедления нейтронов, и являющихся лучшими в области энергий нейтронов I КэВ 250КэВ. В счетчиках замедления нейтроны термализуются водородосо-держащим замедлителем, таким как вода, парафин, полиэтилен, а у-кванты захвата нейтрона регистрируются на поверхности замедлителя с помощью фотоэлектронных умножителей. В области энергий быстрых нейтронов проявляется утечка нейтронов из детектора. Увеличение размеров замедлителя снижает утечку, но повышает чувствительность счетчика к у -фону. Для нейтронов с энергией (1 2) МэВ величина эффективности счетчиков замедления падает до 60$. Ее можно вновь поднять до 100$, если в качестве замедлителя применить водородосодержащий сцинтиллятор. В этом случае фотоэлектронные умножители, расположенные на поверхности замедлителя, будут регистрировать вспышки от протонов отдачи, возникающих в процессе замедления. Нейтронам нет необходимости здесь термализоваться, но после двух-трех столкновений они могут покинуть счетчик без ущерба для его эффективности. Счетчик Пеница [42] представляет собой водородосодержащий сцинтиллятор цилиндрической формы с углублением для захода нейтронов, чтобы уменьшить их обратное рассеяние (рис.За). Форма сцинтиллятора может быть цилиндрической, шарообразной или другой, удобной для расчетов эффективности. Размеры выбраны из расчета, чтобы (95 99)% нейтронов, попадая в счетчик, испытывали столкновения при Е = 1 10 МэВ. Вторичных столкновений значительно меньше, но увеличение размеров уменьшает вспышку и увеличивает фон. Пеницем было изучено влияние размеров сцинтиллятора на отношение сигнала к фону и построены счетчики специфических размеров для разных энергетических интервалов. Зависимость эффективности счетчика длиной 40 см и диаметром 30 см от энергии приведена на рис.Зв. Амплитудный спектр импульсов "черного" счетчика имеет низкоэнергетическую часть до шумовых энергий (рис.36). Поэтому при определении абсолютного интеграла по спектру процедура экстраполяции к нулевому уровню дискриминации, необходимая из-за дискриминации шумов, является весьма критичной.
Статистическая обработка экспериментальных данных
В настоящей работе для проведения измерений выбран метод коррелированных во времени сопутствующих частиц. Принцип метода иллюстрируется рисунком 7. Сечение исследуемого изотопа дается соотношением:
Число нейтронов, попадающих на образец, задается числом зарегистрированных сопутствующих частиц. Факт деления регистрируется детектором делений. Из всех делений выбираются только те, что совпали по времени с сигналом от детектора сопутствующих частиц. Тем самым исключается фон делений, производимый рассеян-ными нейтронами, которые обозначены пунктирной линией на рис.7, избавление от этого фона является одной из основных проблем во всех других методиках измерений.
Результат измерений используемого метода не зависит ни от углов на делительную мишень, ни от углов на детектор сопутствующих частиц. Требованиями к геометрии опыта являются попадание всех нейтронов на мишень делящегося вещества и одинаковая плотность ядер исследуемого изотопа на пути каждого нейтрона. Сечение не зависит и от эффективности детектора сопутствующих частиц, однако фон других заряженных частиц должен учитываться. Должна учитываться и эффективность детектора делений. Итак, точность метода зависит от трех факторов: качества спектрометрии сопутствующих частиц, точности определения величины эффективности детектора делений, равномерности слоя исследуемого изотопа.
В соответствии с общей задачей проведения измерений в области энергий быстрых нейтронов выбрано было пять точек на шкале энергий нейтронов в диапазоне (I 30)ivfeB со значениями 2,6 МэВ, 4,5 МэВ, 8,5 МэВ, 14,7 МэВ и 19 МэВ. Рассмотрена возможность реализации метода при этих значениях энергий. Конкретные методические решения отыскивались исходя из следующего: во-первых, из фоновых условий при регистрации СОПУТСТВУЮЩЕЕ частиц, во-вторых, из необходимости обеспечения достаточной для измерений величины нейтронного потока.
Начнем с главной задачи - выделения сопутствующих частиц из совокупности заряженных частиц, возникающих при бомбардировке мишеней пучком деитонов. В независимости от того, какая из реакций образования нейтронов используется, т.е. является ли мишень титановой фольгой, насыщенной тритием, или пленкой из декларированного полиэтилена, форма энергетического спектра частиц, вылетающих с мишени, качественным образом зависит от энергии деитонов. Данное обстоятельство требует принятия особых мер в каждом конкретном случае,т.е. создания специфических каналов для различных значений энергии нейтронов.
Самые простые спектры заряженных частиц можно ожидать при бомбардировке мишеней дейтонами низких энергий ( 150 КэВ). При этих энергиях развала дейтонов еще не происходит, а реакции на других ядрах, входящих в состав конструкционного материала мишеней, подавлены кулоновским барьером.
При использовании T(dL,n) Не- реакции создаются наиболее благоприятные условия для регистрации сопутствующей нейтронам ос-частицы. Ее энергия 3,5 МэВ значительно превосходит энергию упруго рассеянных дейтонов, которые легко могут быть задержаны тонким фильтром. На свежей TL мишени других частиц не образуется. Во время длительного облучения пучком дейтонов содержание трития в мишени уменьшается, происходит обогащение ее дейтерием, на котором начинают идти фоновые реакции ID (cLjii) Me и D(d(p)T . Спектр усложняется и состоит из следующих частиц:
По-прежнему выручает фильтр перед oi -детектором. Он поглощает всю низкоэнергетичную часть спектра, а протонную и ос - линии далеко отодвигает друг от друга так, что а -пик может быть выделен детектором с низким энергетическим разрешением rv (10-20)%.
При использовании IWcL(ri) - реакции выделить пик Не труднее, чем пик Не в предыдущем случае. Неблагоприятным фактором является низкая величина энергии гелионов ( 700 КэВ). Она незначительно превышает энергию упруго рассеянных дейтонов и не многим меньше энергии ближайших фоновых частиц - тритонов. То есть на энергетическом спектре пик Не находится в тесной тцели между пиком рассеянных дейтонов и пиком тритонов. Однако тщательный подбор фильтра по толщине и однородности позволяет и в этом случае отделить рассеянные дейтоны. Близко расположенные пики упруго рассеянных дейтонов, гелионов и тритонов предъявляют к электронному тракту более высокие требования по энергетическому разрешению, чем в предыдущем случае.
Трудности выделения сопутствующих частиц значительно возрастают, если энергия бомбардирующих дейтонов составляет несколько мегаэлектронвольт. Несмотря на возможность использования в качестве мишеней тонких, прозрачных для дейтонов пленок, проблема рассеянных дейтонов не снимается. Число их остается на два-три порядка больше, чем число сопутствующих частиц. Вместе с тем увеличивается число возможных фоновых реакций. Ряд фоновых заряженных частиц попадают в тот же энергетический диапазон, что и сопутствующие частицы. Рассмотрим отдельно проблемы спектрометрии сопутствующих частиц при производстве нейтронов с энергиями 4,5 МэВ, 8,5 МэВ и 19 МэВ.
Характеристика данных, использовавшихся в оценке
Такими результатами явились значения U п J- » полученные в работе Кансе, выполненной также методом КВСЧ [88 J . Они хорошо совпадали с нашими данными. Рисунок 34 показывает, что следующая, пятая версия оценки l:NDP проходит уже через совпадающие значения наших и французских работ. Здесь же приведены данные двух известных к 1979 г. (времени составления оценки) измерений "формы". В последнее время появились еще две работы, выполненные этим методом [89, 90].
Рисунок 35 иллюстрирует совпадение результатов всех работ, выполненных методом КЗСЧ. Такое совпадение, во-первых, подтверждает правильность наших измерении, во-вторых, доказывает, что выбранный нами метод КВСЧ может быть воспроизведен другюли исследователями, в других условиях и показать прекрасную сходимость результатов.
В области энергий нейтронов 19 МэВ различия в измеренных значениях Ont достигают 10$. Такая несогласованность данных вызывает необходимость проведения новых измерений. Величина значения сечения деления 5U для En. = 19 МэВ, полученная в нашей работе, равна 2,15 барн.
Из рисунка 36 видно, что ближе всего данные нашей работы лежат к данным, полученным Панкратовым (1963 г.) на времяпро-летной технике в измерениях "формы" с кристаллом стильбена в качестве монитора нейтронного потока.
Тот факт, что значения Ояі полученные в последних работах на современной времяпролетной технике Цэиром (1976г.), Лейтерсом (1976 г.) и Кари (1978 г.)f сильно различаются, вызывает сомнения в правильности проведенной по ним оценки ENDF/b-V для Ел =19 МэВ.
В нашей работе измерения сечения деления 2d5(J нейтронами с энергией 19 МэЗ произведены абсолютным методом, который оправдал себя для точки Ел =14,7 МэВ. пока рано говорить о том, какова должна быть новая оценка, ибо мы считаем наш результат предварительным. После подтверждения его еще в одном сеансе измерений он сможет вступить в спор об изменении оценки в этом районе энергий.
Следует отметить, что измерения, выполненные в работе, проведены методом КВСЧ, относящимся к группе абсолютных методов, которым раньше были недоступны измерения при столь высоких значениях энергий нейтронов.
Ряд авторов [бЗ, 84, 85] измерял ранее сечение де-ления й U , используя разнообразные источники нейтронов -моноэнергетические [83, 84J и с белым спектром [_8б] . Во всех работах использовалась методика измерений относительно сечения (J . Настоящая работа единственная, которая дает величину сечения деления б U , измеренную абсолютным методом.
Полученная в нашей работе величина сечения деления 2 U нейтронами с энергией 2,6 МэВ составляет (0,89+0,04) барн. В работе [83J для этого сечения приводится значение (0,885+0,053)) барн. Нормировка относительных данных из работ [84, 85J на величину сечения деления 2 U , рекомендованную оценкой EIOF/B-V» дает величины, равные соответственно 0,86 барн и 0,874 барн. Сечения деления изотопов плутония за небольшим числом исключений измерялись до настоящей работы только по отношению к 2 U . Этими исключениями являются измерения уРи в работе Кансе и др. [88] при En. = 14,7 МэВ и измерения 241 РU в работе Забо и др. [іОв] при En = 35 КэВ 2,6 МэВ.
Значение наших данных определяется тем, что они получены: абсолютным методом с точностью, превышающей результаты других авторов.В работах В.А.Коншина и др. в разное время (I975-I98I гг.) оценивались сечения Ри, Ри и Ри . 3 его оценку 2 Ри и Ри наши данные не вошли, поскольку они получены позие. Но в оценку 242Ри наш результат входит, причем как единственный абсолютный, на который производится перенормировка всех относительных измерений [эз] .
Сечение деления Np рассматривается в настоящее врегш как возможный нейтронный стандарт. В оценке Дерьена 1980 г. [94 J упоминается четыре абсолютных результата при Е ц = (»77; 0,96; 2,6; 14,7) ЫэВ. причем измерения при En = 14,7 МэВ - это совместная работа РИ и ТУ . Она подтвердила результат ріастоящей работы, который опубликован раньше [73, 75] и в свое время был единственным абсолютным значением для
