Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Изготовление и тестирование мишеней . 13
1.1. Изготовление мишеней. 13
1.2. Измерение активности мишеней с помощью ионизационной камеры с сеткой Фриша . 17
1.3. Измерение коэффициента эффективности регистрации альфа-частиц. 34
1.4. Моделирование геометрии измерений. 37
1.5. Тестирование высокоактивных мишеней . 42
1.6. Результаты измерений характеристик мишени. 44
Глава 2. Экспериментальный метод измерения сечения деления . 45
2.1. Плоскопараллельные лавинные счетчики. 45
2.2. Монитор протонного пучка . 62
2.3. Мониторирование пучка протонов с помощью реакции упругого рассеяния протонов. 68
2.4. Получение пучков протонов с энергиями 200-1000 МэВ. 72
2.5. Процедура измерений сечения деления. 77
2.6. Обработка данных. 80
2.7. Результаты измерений сечения деления. 82
Глава 3. Результаты исследования экспериментальных сечений деления 238U . 86
3.1. Поправки и погрешности экспериментальных данных. 86
3.2. Теоретическое описание энергетической зависимости сечения деления . 97
Выводы. 100
Литература. 104
- Измерение активности мишеней с помощью ионизационной камеры с сеткой Фриша
- Тестирование высокоактивных мишеней
- Монитор протонного пучка
- Теоретическое описание энергетической зависимости сечения деления
Введение к работе
В XXI веке ожидается существенное увеличение потребности в энергии, особенно в развивающихся странах, где рост населения наиболее высок [1].
Развитие ядерной энергетики как альтернативного традиционным энергоресурсам источника энергии [2], сдерживается проблемами ядерной, радиационной и экологической безопасности. Особо важное место занимают вопросы предотвращения ядерных аварий (в первую очередь, связанных с потерей контроля над критичностью реактора), а также безопасного обращения с облученным ядерным топливом и радиоактивными отходами [3].
К числу способов решения сложившейся проблемы относятся концепции и технологии ядерной переработки (ядерной трансмутации) долгоживущих радиоактивных материалов и перевода их в относительно короткоживущие или стабильные нуклиды.
Одной из перспективных трансмутационных концепций является электроядерная технология. Ее физической основой является использование подкритического энерговыделяющего бланкета с интенсивным внешним источником нейтронов.
Этот подход имеет два существенных преимущества. Во-первых, такая установка, в силу подкритичности энерговыделяющего бланкета, гарантирована от разгонных аварий. Во-вторых, существует возможность реализации любых концепций энерговыделяющих бланкетов, обеспечивающих нейтронные спектры таких параметров, которые позволят создать оптимальные условия протекания реакций трансмутации.
В то же время совершенно очевидны физико-технические и инженерные трудности практической реализации электроядерной технологии. Одними из главных трудностей являются проблемы обоснования и конструирования мишенных устройств, а также подкритических энерговыделяющих бланкетов. Недостаток достоверных ядерных данных в области взаимодействия нуклонов промежуточных энергий с ядрами, в особенности, сечений деления, лежит в
4 основе указанных проблем. Для их решения исследуются имеющиеся ядерные данные, проводятся эксперименты, предпринимаются попытки создания ядерных моделей для описания процесса взаимодействия нуклонов промежуточных энергий с ядрами мишенных устройств (Pb, Bi), конструкционных материалов (Fe, Zr) и подкритических энерговыделяющих
блаНКеТОВ (23'232Th, 232,233.234,235.236ц 231^ 237^ 238ри и ^ ^
Существующая в настоящее время база данных по сечениям деления ядер дает большой разброс и отсутствует для большинства ядер. Ядро U является эталонным для данной области исследований, сечение деления которого используется для относительных измерений [12-14], а при исследовании сложных ядерных реакций, на сечение деления нормируются измеряемые сечения других процессов [19]. Сечение деления U протонами промежуточных энергий необходимо, также для создания моделей ядерных реакций. Следовательно, абсолютное сечение деления ядер U должно быть известно из независимых экспериментов с хорошей точностью. Однако расхождения в величине сечения деления 238U достигают иногда 100%, а в области энергии протонов от 660 до 1000 МэВ, данные по сечению деления U вообще отсутствуют, и как результат, ничего нельзя сказать об абсолютной делительной функции возбуждения не только 238U, но и других ядер периодической системы.
С начала изучения деления 238U протонами промежуточных энергий, не смотря на многочисленные попытки аналитически описать этот процесс, по сей день, продолжаются исследования и проводятся эксперименты по определению сечения деления в промежуточной области энергий. Первые экспериментальные работы по измерению сечений деления 2 U протонами промежуточных энергий были проведены еще в 1950-м году [5].
Измерение сечения деления исследуемого ядра протонами включает в себя измерение числа протонов прошедших сквозь мишень, числа исследуемых ядер в мишени, находящихся на пути пучка протонов и числа делений исследуемых ядер, вызванных протонами.
В табл. 1 приведены основные характеристики экспериментальных работ по измерению сечения деления 238U протонами промежуточных энергий, а на рис. 1 показаны результаты измерения сечения деления. 2400
Folger [6]
О Stevenson [11]
A Wanova [9]
V Steiner [8]
О Hicks [7]
> Wenger[24]
^ Vaishnene [23]
Andersson [21]
^ Perfllov[20]
И Kotov[19]
S 1200
A Hudis[18]
у Brandt [17]
8 Remy[16]
^ Hudis[15]
^ Matusevich [14]
9 Kon'shin[13]
О Shigaev[25]
С Bemas [27]
ORNL model [46;
RAL model [46]
100 200 300 400 500 600 700 800 900 1000 Энергия протонов, МэВ
Рис. 1. Экспериментальные значения сечения деления 238U протонами промежуточных энергий
Как видно из рис. 1 и табл. 1, с особой тщательностью были проведены измерения в области от 200 до 660 МэВ и при энергии протонов 1000 МэВ. При этом сечение деления, измеренное разными группами авторов, имеет расхождения выходящие за границы приведенных ошибок.
Методы измерения сечений деления, используемые в различных экспериментах можно разделить на три группы:
измерение числа ядер в мишени;
измерение числа протонов прошедших сквозь мишень;
измерение числа делительных событий.
Таблица 1. Основные характеристики экспериментальных работ по измерению сечения
деления U протонами с энергией от 200 до 1000 МэВ
Методы, относящиеся к группе измерения числа ядер в мишени, за редким исключением, основаны на регистрации а-частиц 238U [6-9, 11, 17, 19, 20, 23]. В других случаях использовался метод взвешивания [16, 21], химический анализ [15, 18], масс-спектрометрический метод [18]. В работе, описанной в ссылке [16], наряду с взвешиванием, использовался, также оптический метод. А в ряде случаев [12-14] для определения числа ядер в мишени, привязывались к предполагаемому значению сечения деления при энергии протонов 280 МэВ, проводя, таким образом, относительные измерения сечений деления.
Поскольку использование в экспериментах тонких мишеней и определение числа ядер по а-активности 238U, не может привести к значительным расхождениям при измерении абсолютного сечения деления разными группами авторов. Тем не менее, предполагается качественное изготовление мишеней, выбор соответствующих подложек, измерение СЕ-активностей мишеней с учетом геометрической эффективности, учет неравномерности толщины мишеней и возможного фона [28], что должно являться неотъемлемой особенностью любого эксперимента.
Число протонов прошедших сквозь мишень измерялось с помощью активационных методов, в основном, использовались значения реакции 27Al(p,3pn)24Na [6, 7, 11, 13-18, 21, 23], а также, 27Al(p,x)22Na [24]. Значительно реже использовались ионизационные камеры [8, 12], сцинтилляционные детекторы [19, 23] и цилиндр Фарадея [20]. Авторы работы [23] применяют смешанные методы регистрации протонов.
Методам регистрации делительных событий отводится особое место при исследовании процесса деления протонами промежуточных энергий. В силу того, что ядра, имеющие высокую энергию возбуждения, могут иметь выходные каналы реакции, конкурирующие с каналами деления, разные методы регистрации осколков деления могут вносить неучтенную систематическую ошибку при измерении полного сечения деления. В виду такого обстоятельства, для измерения числа делительных событий,
8 применялись самые разнообразные методы регистрации осколков деления. В работах [6, 7, 11], описывается применение радиохимических методов. Полупроводниковые барьерные детекторы (ППД), также использовались в ряде работ [19, 21, 23], несмотря на их слабую устойчивость к флюенсу протонов. Ионизационные камеры и фотоэмульсии использовались однажды [8] и [9], соответственно. В работе [24] представлены результаты использования комплекса методов, а именно, химического анализа, плазменной масс-спектрометрии и у-спектроскопии. Отдельно стоит сказать о твердотельных трековых детекторах, используемых для определения числа делительных событий [12-18, 20]. В частности, в качестве рабочего вещества детектора использовалась как слюда [15, 17, 18], так и стекло [12-14, 16, 20].
Несмотря на обилие применяемых методов, измерение сечения деления обладает свойствами, присущими большинству экспериментов в исследуемой области. При взаимодействии ядер мишени с протонами промежуточных энергий, сечение деления характеризует процесс, при котором ядру мишени передается достаточно большой импульс в направлении падающего протона. В результате такого взаимодействия разлет осколков делящегося ядра имеет асимметрию в лабораторной системе отсчета при изотропном распределении в системе центра масс ядра. Таким образом, измерение сечения деления, обусловленного распадом высоковозбужденных ядер-остатков, образовавшихся в результате внутриядерного каскада нуклонов, имеет ряд особенностей, связанных с эффективностью регистрации осколков деления используемыми детекторами.
Совершенно отдельно стоят измерения с так называемой, обратной кинематикой. Мишенью в данном случае являются ядра водорода, протоны, а налетающими - ядра 238U с энергией 1000 МэВ на нуклон. Результаты были получены в GSI и опубликованы в 2003 году [26, 27]. Полученные таким образом данные служат независимым ориентиром относительно других экспериментов.
Имеющиеся экспериментальные данные не позволяют сделать однозначного вывода об энергетической зависимости сечения деления протонами промежуточных энергий (200-1000 МэВ). Для разрешения существующих расхождений необходимо не только проведение новых экспериментов, но и усовершенствование измерительных приборов и методов исследования, позволяющих получать достоверную информацию в рассматриваемой области энергий.
Поскольку с одной стороны модели взаимодействия предсказывают отсутствие значительных флуктуации в энергетической зависимости сечения деления, руководствуясь экономическими соображениями с другой стороны, измерения сечения деления U протонами промежуточных энергий проведено с шагом 100 МэВ.
Предметом исследования является сечение деления U в зависимости от энергии протонов от 200 МэВ до 1 ГэВ с шагом 100 МэВ.
Актуальность проводимых исследований для фундаментальной и прикладной ядерной физики определяется потребностями в создании моделей ядерных реакций и диктуется возросшим в наши дни интересом к электроядерным системам (ADS). При этом отсутствие ядерных данных и существенные расхождения в экспериментальных результатах не позволяют однозначно говорить об энергетической зависимости сечения деления ядер нуклонами промежуточных энергий. Возникающие из этого проблемы обоснования и конструирования мишенных устройств, а также подкритических энерговыделяющих бланкетов, требуют пополнения баз ядерных данных. В рамках существующих моделей ядерных реакций при подборе соответствующих параметров возможно описать любые из имеющихся экспериментальных сечений деления. Поскольку ядро 238U является эталонным для данной области исследований, а механизм взаимодействия нейтронов и протонов промежуточных энергий предполагается идентичным, для создания
10 ядерных моделей необходимо получение сечений деления U протонами с энергией 200 - 1000 МэВ из разных экспериментов с высокой точностью.
Целью диссертации является измерение абсолютного сечения деления 238U протонами с энергией от 200 МэВ до 1000 МэВ с шагом 100 МэВ.
В процессе выполнения работы были решены следующие основные задачи. Изготовление и исследование тонких мишеней для прецизионных измерений ядерных характеристик. Измерение числа ядер U в мишени, а также количество а-активных примесей. Измерение энергии протонов в зависимости от толщины медного поглотителя, понижающего первоначальную энергию протонов в 1 ГэВ ступенчатым методом. Исследование профиля пучка протонов методом сканирования. Одновременное измерение числа протонов, прошедших сквозь мишень и числа парных осколков деления. Определение эффективности регистрации осколков деления плоскопараллельными лавинными счетчиками. Определение эффективности регистрации протонов, способных вызвать деление 238U, регистрируемых сцинтилляционными счетчиками.
Методы исследований. В данной диссертации для определения сечений деления использовались электронные методы регистрации ионизирующих излучений, в отличие от большинства предшествующих работ. Количество ядер U на единицу площади мишени измерялось путем регистрации альфа частиц U в ионизационной камере с сеткой Фриша. Для измерения количества протонов использовался монитор из сцинтилляционных счетчиков. Исследование профиля протонного пучка проводилось с помощью двух сцинтилляционных счетчиков во взаимоперпендикулярных направлениях. Осколки деления регистрировались парой плоскопараллельных лавинных газовых счетчиков, работающих по схеме совпадения и одновременной регистрацией протона, вызвавшего деление. Для определения геометрических
эффективностей регистрации осколков деления, протонов пучка, а также альфа-частиц, применялся метод Монте-Карло.
Научная новизна.
1. Измерена энергетическая зависимость функции возбуждения деления
U для энергий протонов от 200 МэВ до 1000 МэВ с шагом 100 МэВ.
2. Применен метод измерения сечения деления 238U протонами
промежуточных энергий при регистрации пары осколков в совпадении и
одновременной регистрацией протона, вызвавшего деление.
Измерено сечение деления U при помощи монитора протонного пучка калиброванного на основе реакции упругого рассеяния протонов.
При определении эффективности регистрации осколков деления методом Монте-Карло было исследовано влияние следующих факторов:
неравномерность толщины мишени;
форма профиля пучка протонов;
геометрическая эффективность регистрации протонов монитором пучка;
передача параллельного импульса протоном делящемуся ядру, средняя энергия возбуждения делящегося ядра, массовые и зарядовые распределения осколков деления, распределение кинетической энергий осколков деления;
потери энергии осколками деления в материалах мишени и детектора.
5. С помощью метода Монте-Карло проведен критический анализ
имеющихся экспериментальных данных сечений деления U протонами
промежуточных энергий путем исследования эффективности регистрации
твердотельными детекторами осколков деления.
Результаты и основные положения, выносимые на защиту.
Энергетическая зависимость сечения деления U протонами в области энергий от 200 МэВ до 1000 МэВ с шагом 100 МэВ.
Методика измерения сечения деления путем прямого пересчета протонов с энергией 200-1000 МэВ, вызывающих деления, с одновременной регистрацией пары осколков деления.
Методика определения эффективности регистрации осколков деления детектором, состоящим из двух ППЛС, а также величина эффективности при энергии падающего пучка протонов 200-1000 МэВ.
Публикации. Материалы диссертации отражены в 7 работах соискателя. По теме диссертации опубликовано 2 статьи, 2 препринта и 3 доклада на
конференциях.
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, трех глав и общих выводов по диссертации; имеет объем 111 страниц печатного текста, содержит 56 рисунков, 12 таблиц и библиографию (74 названия).
Практическая значимость проведенной работы определяется полученными сечениями деления и использованием разработанных методов определения эффективности регистрации в задачах по исследованию взаимодействия ядер с нуклонами промежуточных энергий.
Работа проведена в рамках проекта МНТЦ № 1405 «Полные сечения деления тяжелых ядер протонами с энергией 200-1000 МэВ» на синхроциклотроне ПИЯФ при Российской академии наук.
Измерение активности мишеней с помощью ионизационной камеры с сеткой Фриша
Исходя из определения абсолютного сечения деления, для измерения сечения необходимо знать число ядер в мишени. В данной работе, для определения числа ядер 238U использовался метод, основанный на регистрации а-частиц в заранее известной геометрии. В силу того, что в данной работе мишени представляют собой тонкий слой вещества, а-спектроскопический метод имеет ряд преимуществ по сравнению с другими методами: это неразрушающий метод; возможность выделить примеси других а-активных элементов; высокая точность абсолютного числа ядер в мишени;
В основе метода лежит измерение энергии регистрируемых а-частиц и измерение активности мишени. Известно, что ионизационная камера с сеткой Фриша имеет достаточное энергетическое разрешение (от 10 кэВ), чтобы разделить а-активные примеси. Это разрешение является одним из наилучших для спектрометрических приборов, регистрирующих а-частицы.
Ионизационная камера с сеткой Фриша представляет собой сборку из трех плоских электродов, закрепленных параллельно друг другу на изоляторах внутри герметичного корпуса. Анод выполнен в виде диска из нержавеющей стали диаметром 120 мм и толщиной 0,8 мм. Катод состоит из двух колец, между которыми зажимается исследуемая мишень со слоем а-активного вещества. Сетка располагается между катодом и анодом, и представляет собой параллельно натянутые проволочки из бериллиевой бронзы диаметром 0,1 мм на расстоянии 1 мм друг от друга. Сетка напаивается на поверхность стального кольца внутренним диаметром 90 мм. Расстояние между катодом и сеткой 23 мм, между сеткой и анодом 5 мм. Система герметизированных разъемов на корпусе камеры позволяет прикладывать к электродам высокое напряжение и снимать сигналы от каждого электрода (рис. 4).
Камера оснащена газовой системой, позволяющей вакуумировать рабочий объем до 10"3 ммрт. ст. и наполнять рабочим газом до заданного давления. При работе ионизационной камеры с электронным собиранием специальные требования предъявляются к составу газа, которым заполняется прибор.
В качестве рабочего газа используется аргон, но из-за малой средней скорости дрейфа электронов к аргону примешивается метан (90%Аг+10%СН4). Эта смесь слабо чувствительна к содержащимся в ней электроотрицательным примесям и обеспечивает высокую подвижность электронов. Поскольку скорость дрейфа электронов превышает скорость дрейфа положительных ионов примерно в 1000 раз, все электроны достигнут анода в течение малого промежутка времени (» 200 не), в то время как практически все положительные ионы переместятся на очень незначительное расстояние. Выбирая постоянную интегрирования спектрометрического усилителя (в данном случае 1 мке) сравнимой со временем собирания электронов, можно добиться того, что амплитуда выходного сигнала будет пропорциональна только заряду, наведенному электродами, а часть заряда, обусловленная движением положительных ионов будет пренебрежимо малой. Процесс наведения зарядов на электродах плоской ионизационной камеры описан в работах [32 - 35]. После торможения а-частицы в газовой среде остается трек, состоящий из положительных ионов и свободных электронов.
Сетка экранирует собирающий электрод от заряженных частиц в то время, когда они движутся в пространстве между катодом и сеткой. Так как положительные ионы остаются в этом пространстве, то они не индуцируют заряда на собирающем электроде. В оптимальном варианте конструкции, подбирая соответствующим образом величину ячеек в проволочной сетке, расстояния и потенциалы между электродами, можно, по крайней мере, теоретически добиться таких условий, при которых ни один электрон не будет задержан сеткой. Таким образом, заряд, возникающий на аноде при собирании электронов, равен полной ионизации, созданной частицей. Но в реальности, сетка Фриша не может полностью экранировать анод.
Тестирование высокоактивных мишеней
В исследовании высокоактивных мишеней при высоких загрузках измерительной системы, наблюдаются просчеты из-за мертвого времени измерительного тракта. При этом, если известен закон распределения потока событий во времени, измерение мертвого времени позволяет оценить количество просчетов измерительной системы. В случае исследования а-активных образцов, принято считать, что испускание частиц во времени подчиняется пуассоновскому закону, а промежутки времени между приходом двух последовательных а-частиц имеют экспоненциальное распределение. Если в среднем каждые Тсекунд из мишени вылетает одна а-частица, то промежутки времени между двумя последовательными вылетами частиц имеют экспоненциальное распределение со средним значением Т.
Мертвое время системы, представленной на рис. 9 было измерено с помощью генератора импульсов и составило 60 мкс. Это означает, что при средней загрузке измерительной системы, равной 100 Гц, среднее количество просчетов составляет 0,6 %. Приведенная систематическая ошибка, используется для вычисления поправок при определении счета частиц. Процедура измерения количества вещества по спектрам а-излучателей включает в себя измерение фона заряженных частиц. Для этого измерительная камера собиралась без а-источника (в данном случае - мишени), и замер производился непосредственно перед основным измерением в течение времени, во много раз превышающем время экспозиции основного измерения. Имеющаяся установка, используемая в а-спектрометрических исследованиях имеет фон, не превышающий 0,005 соб/с, в энергетическом диапазоне 3- 9 МэВ.
Газонаполненный ПГШС представляет собой плоскопараллельный конденсатор, тонкие пластины которого (тонкие металлизированные фольги) монтируются параллельно друг другу на расстоянии 1-3 мм. Проходящая через чувствительный слой частица создает на своем пути первичные электроны, которые в сильном электрическом поле взывают ударную ионизацию. Длина дрейфа первичных электронов и электрическое поле между пластинами должны быть постоянными независимо от места попадания частицы на поверхность детектора. Время дрейфа первичных электронов определяет быструю компоненту выходного сигнала счетчика. Счетчик работает в режиме с высоким коэффициентом газового усиления, это обеспечивает большую амплитуду выходного сигнала и хорошее отношение амплитуды выходного сигнала к амплитуде шумового сигнала (UC/UIU 1). [42]
Выбор плоскопараллельных лавинных счетчиков в качестве детекторов осколков деления определялся тем, что они удовлетворяют основным требованиям: время между прохождением частицы и появлением выходного сигнала с детектора постоянно; выходной сигнал имеет небольшое время нарастания и заметно отличается от шумовых импульсов аппаратуры; амплитуды импульсов от а-частиц в несколько раз меньше амплитуд сигналов от осколков деления. Используемые детекторы, также обладают высокой геометрической эффективностью, простой и дешевой конструкцией и возможностью одновременного размещения нескольких (в данном случае до пяти) сборок, состоящих из мишени и пары счетчиков (см. рис. 23).
В качестве рабочего газа ППЛС использовался гептан, С7Н16. Рабочее давление газа 6-9 торр. Напряжение на обкладках счетчиков 400-450 В, расстояние между обкладками 1 мм. Время нарастания быстрой электронной компоненты сигнала составляло порядка 3 не.
Монитор протонного пучка
Для получения протонов с энергией до 1000 МэВ использовался ускоритель циклического типа, синхроциклотрон СПИЯФ. Для регистрации протонов в пучке использовались сцинтилляционные счетчики, толщиной 4 мм. В качестве сцинтиллятора использовался полипропилен. При интенсивности протонов, равной 106 протонов/сек., эффективность их регистрации близка к 100%, а эффективность регистрации нейтронов по ядрам отдачи сцинтиллятором такой же толщины менее 0,5 %.
Прямой пересчет протонов осуществлялся телескопом из трех счетчиков отъюстированных между собой и центрами мишеней и работающих в совпадении. Электронная схема монитора протонного пучка представлена на рис. 44. Счетчики SI, S2 имели сцинтилляторы диаметром 80 мм, а счетчик S3, выполнявший функции задающего, имел диаметр 40 мм. Диаметры сцинтилляторов были выбраны так, чтобы их поверхность полностью перекрывала пучок протонов.
Рассмотрим осложнения, возникающие при мониторировании пучков, выводящихся в импульсном режиме. Протоны из синхроциклотрона выводятся импульсами с частотой / 44 Гц (см. табл. 6). Далее, они транспортируются к экспериментальной установке по вакуумному тракту и фокусируются комплектом квадрупольных линз. Существующая система «растяжки» обеспечивает вывод протонов в течение времени траст 8 мс [50]. Этот макроимпульс в свою очередь состоит из микро-импульсов, следующих друг за другом с периодом 7 74 не и имеющих среднюю длительность около 10 нс [50]. При максимальной интенсивности пучка порядка 10п Гц в каждом микроимпульсе будет содержаться в среднем 1,7 104 протонов. При интенсивности пучка - порядка 105 с"1 - около 98 % микро-импульсов окажутся не заполненными протонами. Они будут чередоваться с заполненными, в которых, как правило, будет содержаться только один протон. При промежуточной интенсивности (порядка 106- 107 с" ) в одном микро-импульсе может появиться как один, так два и более протонов или ни одного. Стабильная работа дискриминаторов и схем совпадений возможна при разрешающем времени 10 нс, следовательно, за время микро-импульса возможна регистрация не более одного протона. Возникает вопрос о поправке, которую следует вносить в величину потока частиц, определяемого прямым счетом, чтобы учесть те микро-импульсы, в которых могли бы присутствовать два и более протонов.
Для оценки вероятности появления микро-импульсов с количеством протонов два и более при данной величине интенсивности, измеренной монитором, делается предположение о равномерном распределении протонов внутри макро-импульса. В этом случае можно выбрать на временной оси некоторый интервал, в котором вероятность обнаружить протон будет пропорциональна числу микро-импульсов. Если наличие протонов в микроимпульсе есть случайный процесс, который не зависит от их присутствия в предыдущих временных интервалах, и частота появления заполненных микроимпульсов меньше единицы, имеются все основания воспользоваться распределением Пуассона для оценки искомой поправки на попадание нескольких протонов в один микро-импульс [50].
При измерении сечения деления 238U протонами с энергиями 200-1000 МэВ и интенсивностью порядка 107прот./с («высокая» интенсивность), невозможно определить число протонов с помощью монитора протонного пучка путем прямого пересчета (см. 2.2). В связи с этим, была разработана система мониторирования с использованием, как прямого пересчета протонов, так и пересчета осколков деления тестовой мишени и частиц от упругого протон-протонного рассеяния на отдельной мишени. Это позволило работать с пучками, имеющими интенсивность до 107 протУс [50].
В качестве рассеивающей мишени был выбран полиэтилен толщиной порядка 3 см, установленный на пучке за экспериментальной установкой (рис. 40). Монитор, регистрирующий рассеянные протоны, состоял из двух сцинтилляционных счетчиков (СІ, С2), установленных под углом в к пучку протонов и одного сцинтилляционного счетчика (СЗ), регистрирующего протон отдачи (см. рис. 46). При этом счетчики работали по схеме совпадения, как показано на рис. 47.
Счетчик СЗ устанавливался таким образом, чтобы перекрывать направление движения протона отдачи при регистрируемом рассеянном протоне. В то же время, угол в выбирался с учетом анизотропии реакции упругого рассеяния протонов и устанавливался для каждой энергии отдельно, чтобы иметь достаточную интенсивность регистрируемых протонов. В табл. 9 приведены углы в и в в лабораторной системе отсчета в зависимости от энергии протонов. Данные о сечении упругого рассеяния брались из базы данных Центра ядерных исследований [51].
Теоретическое описание энергетической зависимости сечения деления
Существующие в настоящее время модели ядерных реакций способны с достаточно высокой степенью точности описать взаимодействие ядер с нуклонами, энергия которых не превышает 50 МэВ, когда деление идет через образование составного ядра [71]. Для больших энергий (до 200 МэВ), при описании внутриядерных процессов используется статистическая модель. При энергии нуклонов свыше 200 МэВ не работают модели, основанные на традиционных представлениях об атомном ядре [72].
С увеличением энергии, длина свободного пробега падающих нуклонов становится сравнима с размерами ядра (при временах -10" +10" с), что приводит к уменьшению вероятности взаимодействия. Более того, при энергиях падающих частиц более 200 МэВ нуклоны внутри ядра представляются в виде разреженного газа-Ферми, а после перераспределения степеней свободы высоковозбужденной системы, возможен распад, конкурирующий с другими процессами остывания ядра (времена протекания таких процессов —10" с) [71]. Данное объяснение приводит к качественному отличию сложившегося подхода от классических моделей. В рамках такого подхода, предложенного Сербером в 1947 году [73], проведено достаточно большое количество исследований, направленных на изучение существующих каналов реакции, необходимых для построения единой модели внутриядерного взаимодействия высоковозбужденных ядер. Однако слишком большое число степеней свободы, рассматриваемых в рамках данного подхода, не позволяет установить причины расхождений, имеющихся в экспериментальных данных по сечениям деления. Более того, при высоких энергиях налетающих нуклонов рождаются новые частицы: тс- и it-мезоны, гипероны, адроны, антипротоны и др.
В настоящее время основой для интерпретации ядерных реакций с протонами высоких и промежуточных энергий служит модель двух ступенчатого взаимодействия протонов с ядрами (рис. 56). Как отмечалось выше, первая стадия происходит за время -10" сек., гораздо быстрее, чем вторая стадия ( 10"16сек.), это позволяет произвести более или менее резкое разграничение обеих стадий [71]. В рамках этой модели, процесс взаимодействия предполагается состоящим из двух стадий: быстрой стадии взаимодействия, приводящей к образованию высоковозбужденных ядер-остатков и последующей более медленной стадии распада возбужденных ядер.
Для описания первой стадии применяются различные модели внутриядерных каскадов (МВК). На данной стадии взаимодействия существенными являются только процессы упругого нуклон-нуклонного взаимодействия и рождения пионов. В результате процессов перерассеяния нуклонов и пионов, а также поглощения пионов образуются высоковозбужденные остаточные ядра. При этом при расчетах учитывается принцип Паули, т.е. столкновения считаются запрещенными, если какой-нибудь из двух сталкивающихся нуклонов после столкновения имел энергию меньше максимальной энергии Ферми для данного сорта нуклонов [10].
Стадия распада возбужденных ядер-остатков определяется только энергией возбуждения и нуклонным составом ядра и не зависит от характера первичного взаимодействия протона с ядром. При распаде, ядра-остатки расходуют свою энергию возбуждения путем испарения частиц или в результате деления. Обычно, при описании процессов распада возбужденных ядер достаточно учитывать вероятность испарения нуклонов и легких фрагментов (и, р, d, t, 3Не, 4Не). 1. При исследовании мишеней, использованных для измерения сечения деления, были получены энергетические спектры а-частиц с высоким разрешением (порядка 60 кэВ), позволяющим определить число ядер U, а также, количественные значения имеющихся а-активных примесей. Содержание примесей не превысило 0,3 % по количеству ядер. Оцениваемая радиальная неравномерность мишени не превысила 7 %. Эти данные свидетельствует о высоком классе изготовления и тестирования мишеней, позволяющем использование таких мишеней для прецизионных измерений абсолютных и относительных ядерных данных, в частности полного сечения деления. 2. В результате измерений, проведенных на синхроциклотроне в ПИЯФ РАН, были получены сечения деления 238U протонами с энергией от 200 до 1000 МэВ с шагом 100 МэВ. Использование электронных методов прямого пересчета осколков деления и падающих на мишень протонов при использовании схемы совпадений позволило получить сечения деления 238U протонами промежуточных энергий с точностью от 4,1 % до 4,8 %. Использование реакции упругого (р,/ -рассеяния при проведении экспериментов с более высокой интенсивностью протонного пучка позволило получить значения сечений с точностью от 5,1 % до 6,2 %. Расхождения между значениями, полученными разными методами находятся в пределах погрешностей. Таким образом, следует заключить, что выбранный метод измерения сечений деления протонами промежуточных энергий показал устойчивый результат относительно регистрации совпадения от пары осколков и налетающего протона, и использования упругого рассеяния протонов. Однако при использовании метода прямого пересчета протонов, когда интенсивность пучка протонов составляла порядка 105 1/с, была достигнута более высокая точность измерения сечения деления 238U протонами промежуточных энергий. 3. Измерение абсолютного сечения деления 238U под действием протонов промежуточных энергий показало, что абсолютная функция возбуждения деления протонами промежуточных энергий имеет устойчивый монотонный рост (от 1,4 до 1,8 барна) при увеличении энергии от 200 МэВ до 500-700 МэВ, выходя на небольшое плато. При дальнейшем увеличении энергии (от 600 МэВ до 1000 МэВ) наблюдается плавное уменьшение сечения деления, до 1,6 барна при энергии протона 1000 МэВ. Таким образом, на протяжении всего интервала, исследуемой области энергий протонов, сечение деления растет, величина роста составляет 0,4 барна при изменении энергии протонов от 200 МэВ до 1 ГэВ. Замечен, также, локальный максимум сечения деления при энергии протонов порядка 600 МэВ. 4. Эффективность регистрации протонов монитором протонного пучка была определена экспериментально и составила от 98 % (при энергии протонов 200 МэВ) до 92 % (при энергии 1000 МэВ). 5. Эффективность регистрации осколков деления, исходя из выбранной геометрии детектора, с учетом передачи импульса протоном ядру мишени составила от 74 % (при энергии протонов 200 МэВ) до 67 % (при энергии 1000 МэВ). Исследования эффективности регистрации осколков деления детектором с помощью метода Монте-Карло показали, что при изменении средней энергии возбуждения в интервале от 50 МэВ до 200 МэВ, эффективность регистрации изменяется в пределах 0,3 %.
