Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Теоретическое описание эмиссии запаздывающих нейтронов 27
Глава 2. Экспериментальный метод 44
2.1. Метод измерения характеристик запаздывающих нейтронов при делении тяжелых ядер моноэнергетическими нейтронами 44
2.2. Установка для изучения энергетической зависимости полного выхода запаздывающих нейтронов 47
2.3. Источник моноэнергетических нейтронов 49
2.4. Делящиеся образцы 51
2.5. Система транспортировки делящегося образца 53
2.6. 4л-детектор нейтронов 55
2.7. Мониторы нейтронного потока 63
2.7.1. Камеры деления 64
2.7.2. Метод определения абсолютной скорости реакции деления в образце 67
2.7.3. Моделирование спектра источника нейтронов 72
2.7.4. Конфигурация измерительной части системы сбора и накопления экспериментальных данных 78
Глава 3. Обработка данных 84
3.1. Первичная обработка экспериментальных данных 84
3.2. Анализ кривых спада интенсивности запаздывающих нейтронов 84
3.3. Анализ погрешности эксперимента 86
3.4. Обработка экспериментальных данных по энергетической зависимости полных выходов запаздывающих нейтронов 89
3.5. Метод определения кумулятивных выходов продуктов деления 94
Глава 4. Результаты и их обсуждение 99
4.1. Результаты по энергетической зависимости групповых параметров запаздывающих нейтронов 99
4.1.1. Энергетическая зависимость относительных выходов запаздывающих нейтронов и периодов полураспада их предшественников при делении 233U моноэнергетическими нейтронами 99
4.1.2. Энергетическая зависимость, относительных выходов запаздывающих нейтронов и периодов полураспада, их предшественников при делении U моноэнергетическими нейтронами 102
4.1.3. Энергетическая зависимость относительных выходов запаздывающих нейтронов и периодов полураспада их предшественников при делении 238U моноэнергетическими нейтронами 104
4.1.4. Энергетическая зависимость относительных выходов запаздывающих нейтронов и периодов полураспада их 239 предшественников при делении Ри моноэнергетическими нейтронами 107
4.1.5. Сравнительный анализ групповых параметров ЗН в терминах реактивности L'10
4.2. Результаты^ определения энергетической зависимости полного выхода запаздывающих нейтронов 114
4.2.1. Энергетическая зависимость полного выхода запаздывающих нейтронов при делении 233U моноэнергетическими нейтронами 116
4.2.2. Энергетическая зависимость полного выхода запаздывающих нейтронов при делении 236U моноэнергетическими нейтронами 119
4.2.3. Энергетическая зависимость полного выхода запаздывающих нейтронов при делении 238U моноэнергетическими нейтронами 121
4.2.4. Энергетическая зависимость полного выхода 239т запаздывающих нейтронов при делении Ри моноэнергетическими нейтронами 124
4.3. Результаты по энергетической зависимости кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов 127
4.3.1. Энергетическая зависимость кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов при делении U моноэнергетическими нейтронами 127
4.3.2.. Энергетическая зависимость кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов при делении U моноэнергетическими нейтронами 132
4.3.3. Энергетическая зависимость кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов при делении 238U моноэнергетическими нейтронами 135
4.3.4. Энергетическая зависимость кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов при делении Ри моноэнергетическими нейтронами 139
4.4. Применение экспериментально полученных кумулятивных выходов для проверки модельных представлений о распределении заряда при делении тяжелых ядер нейтронами 144
4.4.1. Метод для определения наиболее вероятного заряда осколков деления 145
4.4.2. Входные данные для получения кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов 147
4.4.3. Результаты определения энергетической зависимости наиболее вероятного заряда при делении U и Ри нейтронами 148
Заключение 172
Список использованных источников 181
Приложение
- Установка для изучения энергетической зависимости полного выхода запаздывающих нейтронов
- Метод определения абсолютной скорости реакции деления в образце
- Результаты^ определения энергетической зависимости полного выхода запаздывающих нейтронов
- Результаты по энергетической зависимости кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов
Введение к работе
Явление эмиссии запаздывающих нейтронов (ЗН) было впервые обнаружено Робертсом, Майером и Вангом [1] в 1939 году вскоре после открытия деления ядра. Менее чем через месяц Ферми [2] предположил, что ЗН могут испускаться из осколков деления после того, как испытают одно или больше /?-распадов. Это предположение было подтверждено теорией деления Бора и Уилл ера [3] и Френкеля [4]. Роль ЗН в управлении цепной ядерной реакцией была впервые отмечена Я.Б. Зельдовичем и Ю.Б. Харитоном [5] в работе, посвященной прогнозам перспективы использования ядерной энергии, опубликованной в 1940 г. - более чем за два года до того, как была получена первая самоподдерживающаяся цепная реакция, а через год Ферми [2] независимо указал на важность ЗН для контроля цепной реакции.
Энергетическое рассмотрение явления эмиссии ЗН показало, что в качестве возможных предшественников ЗН могут рассматриваться 272 продукта деления ядер [6]. Экспериментальные исследования, проведенные к настоящему времени, позволили получить информацию о вероятности эмиссии ЗН для 98 предшественников [7]. В практических приложениях зарекомендовало себя шести-групповое представление таких характеристик ЗН как относительные выходы, периоды полураспада их предшественников) и энергетические спектры. Шести-групповое представление характеристик ЗН было впервые введено на ранних этапах исследований Кипиным [8] и, как теперь понятно, представляет собой усредненную картину процесса эмиссии ЗН при делении тяжелых ядер нейтронами. Экспериментальная информация в 6-групповом представлении до последнего времени являлась эффективным инструментом исследования временных характеристик ЗН, а также широко использовалась на практике. Недостатком 6-ти групповой модели является то, что в этой модели между относительными выходами и периодами отдельных групп ЗН существует сильная корреляционная зависимость [9]. Это приводит к трудностям при интерпретации экспериментальных данных и выработке
оцененных наборов групповых параметров на основе сравнительного анализа данных, получаемых в различных экспериментах. В последнее десятилетие, благодаря усилиям, прежде всего подгруппы по запаздывающим нейтронам SG6, NEA/OECD [10], была рекомендована 8-групповая модель представления характеристик ЗН. Основным отличием такой модели является фиксирование периодов полураспада отдельных групп ЗН для всех нуклидов. С точки зрения физики реакторов, это приводит к существенному упрощению расчета динамической модели комплексных систем, содержащих несколько делящихся нуклидов, при сохранении шкалы реактивности [11]. На представлено распределение вкладов отдельных ядер-предшественников в полный выход ЗН при делении U тепловыми нейтронами в зависимости от их периодов полураспада у ш (%а / - \ CY ; где УЛ - вклад /-го предшественника в полный выход ЗН; Т /г t F j CY - период полураспада, вероятность эмиссии ЗН и кумулятивный выход ЗН для /-го предшественника. полный выход ЗН при делении U тепловыми нейтронами. Приведены данные о вкладах для 75 предшественников ЗН, дающих суммарно 98% полного выхода ЗН. На Рис.1 также показаны две модели представления ядер-предшественников: в представлении 6-ти и 8-ми групп.
С момента открытия явления эмиссии ЗН были проведены многочисленные исследования таких характеристик ЗН, как полный выход ЗН, относительные выходы отдельных групп ЗН и периоды полураспада их ядер-предшественников, энергетические спектры в зависимости от нуклонного состава и энергии возбуждения делящегося компаунд-ядра [12], а также созданы систематики [13, 14, 15]. Развитие радиохимических методов экспресс-анализа продуктов деления позволило идентифицировать и изучить вероятности эмиссии ЗН, периоды полураспада и энергетические спектры для широкого набора индивидуальных ядер-предшественников ЗН [7, 16].
Благодаря этим исследованиям в настоящее время основной механизм эмиссии ЗН в процессе деления ядер достаточно хорошо определен. Образовавшиеся в результате деления ядра осколки снимают возбуждение, в основном за счет испускания нейтронов и -квантов. Находясь в основном состоянии, эти осколки все еще перегружены нейтронами и, следовательно, претерпевают /?-распад, который может заселить возбужденные состояния, лежащие выше энергии связи нейтрона в дочернем ядре. Ядро в дальнейшем может снять свое возбуждение путем мгновенного испускания нейтрона. Таким образом, появление нейтрона задерживается, а время этой задержки определяется периодом полураспада ядра-предшественника. Подобный процесс наиболее вероятен для нуклидов, имеющих несколько нейтронов над заполненной нейтронной оболочкой, так как в этом случае нуклид имеет аномально низкое значение энергии связи нейтрона с ядром.
Установка для изучения энергетической зависимости полного выхода запаздывающих нейтронов
Схема экспериментальной установки приведена на Рис. 11. Установка размещена на ионопроводе электростатического ускорителя КГ-2.5. В ее состав входят: 4я-детектор нейтронов, мониторы нейтронного потока и тока ионов на мишень, пневматическая система перемещения образца с пусковыми электромагнитными клапанами ПК\ и ПК2 и датчиками положения образца ДП\ и ДПг, система прерывания пучка ионов; нейтронная мишень; электронная система сбора и накопления экспериментальных данных (см. Рис. 12). Образцы ZJ0U и ZJTu были изготовлены из металла. Образцы "JU и "UU были изготовлены из порошка U308 с помощью специально изготовленного прессового устройства. Паспортные данные об изотопном составе делящихся образцов и их массах приведены в Таблице 5. Исследуемые образцы были упакованы в герметичные капсулы из нержавеющей стали толщиной 0.3 мм, которые в свою очередь помещались в контейнеры из титана, см. Рис. 15. Перемещение образца с позиции облучения в детектор нейтронов осуществляется с помощью пневматического устройства. Пневмопровод представляет собой тонкостенную нержавеющую трубку с внешним диаметром 11 и толщиной стенки 0.3 мм. Образцы делящихся материалов упаковываются в герметические капсулы из нержавеющей стали, которые затем помещаются в титановый контейнер (см. Рис, 15). В среднем, масса делящихся образцов составляет 2 г, что позволяет поправку на размножение нейтронов оценить методом, использованным в работе Кипина [8]. Рассмотрим облучение образца, приводящее к F0 делениям и производящее 20 предшественников ЗН. где Ед,с- полное число нейтронов, регистрируемых после мгновенного облучения, с учетом утечки и фона; Fs - полное число делений в образце; v полный выход нейтронов на 1 деление; а = — - отношение макроскопического сечения захвата к макроскопическому сечению деления; /0 - средняя длина пути, проходимого запаздывающим нейтроном в образце.
Поскольку: - (у -1-а) - порядка единицы; - —- - порядка 10" ; - о - Е 0.1см" для рассматриваемых делящихся материалов; - /0 - порядка 0.2 см для используемых образцов, то типичная поправка для случая цилиндрического образца U длинной 1.5 см и диаметром 0.6 см составит: /0=0.19 см и (у -1 - а) Y.f /0 =+1.5%. Поправка для аналогичных по размеру образцов U и Ри составит 3%. Для пороговых изотопов урана поправкой на саморазмножение нейтронов в образце можно пренебречь. Управление направлением движения образца осуществляется двумя электромагнитными клапанами ПК\ и ПК2. Время перемещения образца -150 мс, что сравнимо с периодом полураспада наиболее короткоживущих предшественников 6-й группы запаздывающих нейтронов. Для определения местоположения образца использовались две пары светодиод-фотодиод, установленным на пневмопроводе в месте положения образца около нейтронной мишени и в детекторе нейтронов. Использование данной конфигурации позволило устранить сбои в работе системы, связанные с радиационным повреждением диодов при облучении их интенсивными потоками /-квантов. Основным регистрирующим элементом детектора был выбран борный счетчик СНМ-11, имеющий низкую чувствительность к у-лучам. Детектор представляет собой сборку из 30 счетчиков, распределенных в полиэтиленовом замедлителе в виде трех концентрических окружностей с радиусами 53, 80 и ПО мм. Внутреннее кольцо содержит 6 борных счетчиков, среднее и внешнее кольца - по 12 счетчиков каждое. Внешний диаметр замедлителя равен 400 мм, длина - 300 мм. Счетчики работают в пропорциональном режиме при напряжении 650 В. В центре детектора имеется канал 0 36 мм, предназначенный для установки исследуемого образца. Блок замедлителя окружен защитой/ из карбида бора, кадмия и борированного полиэтилена. Конструкция детектора нейтронов приведена на Рис. 11. Сигналы с каждой из трех секций борных счетчиков усиливаются с помощью предусилителя и подаются на дискриминатор, после которого импульсы формировались и поступали в сумматор. Мертвое время регистрации нейтронов составляет 2.3±0.2 мкс. Энергетическая зависимость эффективности детектора нейтронов еп(Е , представленная на Рис. 15 имеет пологий характер в области энергий 0-1.5 МэВ, в которой располагается подавляющее число запаздывающих нейтронов. В течение всего времени измерений стабильность работы нейтронного детектора и электронных трактов системы сбора информации контролируется с помощью стандартного источника нейтронов Am-Li. Энергетическая зависимость эффективности детектора нейтронов рассчитывалась с помощью программы MMKFK [87, 88], изначально созданной для широкого круга реакторных расчетов. Групповые константы брались из библиотеки групповых констант БНАБ [89]. Абсолютная эффективность детектора нейтронов е Е,) была измерена двумя методами. Абсолютные измерения эффективности 4л детектора нейтронов на основе источника спонтанного деления Cf.
Метод абсолютных измерений эффективности 47Г-детектора нейтронов на основе источника спонтанного деления Cf заключается в измерении выхода мгновенных нейтронов деления v , приходящегося на один акт деления, и последующем использовании полученных данных для нормировки энергетической зависимости эффективности детектора нейтронов, вычисленной с помощью метода Монте-Карло. Данная процедура может быть представлена с помощью выражения . где є () - абсолютная величина; эффективности регистрации нейтронов с энергией; Еп, є0(Ц,)- относительная величина эффективности регистрации нейтронові вычисленная методом. МонтегКарло, k -нормировочный коэффициент. Нормировочный коэффициент к был получен с помощью выражения: где N E )- спектр мгновенных нейтронов спонтанного деления 25 Cf, нормированный на единицу, vp - среднее число мгновенных нейтронов деления, испущенных в одном акте спонтанного деления Cf. Интегральное выражение в знаменателе было вычислено на основании энергетической зависимости эффективности детектора нейтронов, полученной с помощью метода Монте-Карло, оцененных данных о спектре мгновенных нейтронов спонтанного ост деления Cf [90] и величины среднего числа мгновенных нейтронов спонтанного деления 252Cf [91]. Числитель выражения (2:7) представляет собой число отсчетов детектора нейтронов, приходящихся на один акт деления Cf. Данная величина была получена в измерениях временного распределения;
Метод определения абсолютной скорости реакции деления в образце
Расчет скорости реакции деления RsfE,,) в образце является довольно сложной задачей, связанной с решением кинетического уравнения переноса нейтронов, учитывающего многократное рассеяние нейтронов в образце и конструкционных материалах экспериментальной установки. Кроме того, необходимо учитывать сложный немоноэнергетический характер спектра источника нейтронов на основе ускорителя. К тому же используемая в эксперименте геометрия относится к классу «тесной геометрии», в которой исследуемый образец размещается очень близко к источнику нейтронов. Такая геометрия наряду с довольно толстыми мишенями (0.6-2.0 мг/см ), используемыми для получения интенсивных потоков нейтронов, приводит к разбросу энергии нейтронов вследствие потери энергии первичных ионов в материале мишени, а также уширения угловых кинематических характеристик нейтронов. Другой источник разброса энергий нейтронов связан с вторичными нейтронами, образующимися в процессе замедления нейтронов в слое воды (0.4 мм), используемой для охлаждения мишени, и многократного рассеяния нейтронов в образце и конструкционных материалах экспериментальной установки. Эти процессы приводят к появлению низкоэнергетического хвоста в спектре нейтронов, усредненном по объему исследуемого образца р(Е,).
Скорость реакции деления в образце Rs может быть представлена в упрощенном виде следующим выражением: где Ns - число ядер в- исследуемом образце, ср(Е„,9,ф)- энергетическое распределение нейтронов, испускаемых из мишени в направлении (0, р), с учетом эффектов многократного рассеяния нейтронов, dVs - элементарный объем в образце, Еп - энергия нейтронов, as - сечение реакции деления в образце, к - нормировочный коэффициент, вводимый, для абсолютизации относительного потока нейтронов из мишени Ф(г, Q,E). Выражение (2.13) не отражает процессы многократного рассеяния нейтронов на конструкционных материалах установки и в самом образце не учитывает конечные размеры нейтронной мишени и процессы взаимодействия заряженных частиц с материалом мишени. Информация о нормировочном коэффициенте к может быть получена на основе скорости реакций деления i?ch в камере деления, которая с учетом эффективности камеры равна суммарному числу отсчетов в камере деления X7VC, где iVCh - число ядер Np или Pu в слоях делящегося вещества ионизационных камер деления, dV - элементарный объем делящегося вещества камер деления, crch- сечение реакции деления, ech- эффективность камеры деления. В результате окончательное- выражение для Rs может быть представлено в виде Отношение скоростей реакций деления в образце и камере деления о(р $1 а(р съ, рассчитывается метода Монте-Карло с помощью программы MCNP-5, учитывающей эффект многократного рассеяния- нейтронов на конструкционных материалах установки и в самом образце [96]. Данные о дважды дифференциальных сечениях генерации нейтронов Т(р, п) Не, D(d, л)3Не и 7(d, w)4He были взяты из [97, 98].
Информация о числе делящихся ядер JVCh в камерах деления была получена в отдельном опыте. В1 большинстве экспериментов по изучению 3 выполненных на тепловых нейтронах и нейтронах спектра деления, скорость реакции в образце определялась путем измерения у- и р-активностей продуктов деления, образованных в облученном образце [99]. Однако, использование подобных методов для изучения энергетической зависимости v/E„) в широком интервале энергий осложняется отсутствием надежных данных об энергетической зависимости выходов продуктов деления. Обычно скорость реакции R(E„) определяется методом абсолютного счета осколков деления в камере деления при-облучении делящегося слоя камеры и исследуемого образца почти равными потоками нейтронов. Для этого образец размещается вплотную к делящемуся слою камеры деления и, как предполагается, в том же телесном угле. Такая экспериментальная конфигурация не допускала перемещения образца после облучения в детектор нейтронов, что существенно снижало скорость счета ЗН. В настоящей работе был использован альтернативный метод определения скоростей реакции деления в образцах, облучаемых квазимоноэнергетическими-нейтронами из реакций: Т(р,п)3Не, D(d,ri)3He, а также эпитепловыми нейтронами. В общем виде величина R(En) может быть представлена в виде функционала следующего типа: где ДЕ) - эффективное макроскопическое сечение деления нейтронами с энергией Е, Л(г) - длина пробега нейтрона в образце в направлении радиус-вектора г из точки взаимодействия, (р(Е, Е,„ г) - поток нейтронов через образец со средней энергией Еп, знак Е,Г означает усреднение по всем координатам г и энергиям нейтронов Е. Величина ср(Е, Ew г) связана со спектром ускорительного источника нейтронов р0 следующим образом: где Q - единичный вектор в направлении движения нейтронов, Ф({Еп) — полный выход нейтронов из мишени ускорителя: G(E — E, Q— r) - функция Грина системы (индикатриса рассеяния), учитывающая характеристики процесса переноса нейтронов в заданной геометрии эксперимента. Такого типа геометрия относится к классу «тонкой (тесной) геометрии», когда исследуемый образец размещается очень близко к источнику нейтронов и, вследствие чего, вводится предположение об эквивалентности телесного угла по отношению к направлению ионного пучка. Такая геометрия совместно с довольно толстыми мишенями (0.6-2.0 мг/см ), используемыми для получения интенсивных потоков нейтронов, привели к дополнительному разбросу энергии нейтронов вследствие потери энергии первичных ионов в материале мишени, а также уширения угловых кинематических характеристик. Таким образом, спектр ф0 претерпевает заметное уширение (до 10-15 % по отношению к Е„) и ассиметрию. Другой источник разброса энергий нейтронов связан с вторичными нейтронами, образующимися в процессе замедления нейтронов в слое воды (0.4 мм),
Результаты^ определения энергетической зависимости полного выхода запаздывающих нейтронов
Прежде, чем перейти к описанию полученных в настоящей работе результатов определения энергетической зависимости полного выхода ЗН и сравнению их с данными из работ других авторов, а также с имеющимися в литературе систематическими зависимостями в поведении vj, необходимо сделать следующие замечания. В настоящей работе все данные о характеристиках ЗН (относительные выходы отдельных групп ЗН и периоды полураспада их ядер-предшественников, полные выходы ЗН и кумулятивные выходы отдельных предшественников ЗН) были получены на источнике моноэнергетических нейтронов. В приводимых для сравнения работах других авторов, а также библиотеках оцененных данных о выходах продуктов деления, данные относятся к «быстрым» нейтронам. При этом данные, соответствующие «быстрым» нейтронам, основаны на результатах измерений, проводимых на спектре нейтронов реактора, и им приписывается энергия 0.4-0.5 МэВ независимо от характера энергетической зависимости сечения деления исследуемого нуклида. Однако известно, что в случае пороговых нуклидов, какими являются ядра U, необходимо учитывать то обстоятельство, что усреднение спектра первичных нейтронов по сечению деления может существенно изменить значение эффективной энергии нейтронов, вызывающих деление ядер. Так, например, при изучении характеристик запаздывающих нейтронов U на сборке Godiva (Лос-Аламосская
Национальная лаборатория, США) из металлического 235U без отражателя, характеризующейся смягченным спектром нейтронов- деления, эффективная энергия нейтронов, вызывающих деление ядер U, составила 3.1 МэВ [8, 34], а эффективная энергия нейтронов в реакторе - 2.77 МэВ [34]. Поэтому в настоящей работе оцененные данные для U и для U рассматриваются как соответствующие быстрым-нейтронам с эффективной энергией около 3 МэВ. Полученные в настоящее работе результаты будут сравниваться с экспериментальными данными из работ других авторов, с данными из библиотеки оцененных данных ENDF/B-VII [18] (полученными методом «суммирования»), а также с данными из систематик Татла [36] и В.М. Пиксайкина [15]. Татл в работе [36] предложил следующую зависимость для оценки полного выхода ЗН на основе где с = 14.638, Ъ = 0.1832, Ас и Z - массовое число составного ядра и атомный номер, неопределенность в определении vd составляет ±11.3%. Кроме того, как было показано в работе В.М. Пиксайкина [15], полный выход ЗН при делении различных изотопов одного элемента связан степенной зависимостью с соответствующим средним периодом полураспада ядер-предшественников ЗН: где Т(Еп)- средний период полураспада ядер-предшественников запаздывающих нейтронов; a, b - константы для конкретной делящейся системы (см. Таблицу 20), Еп - энергия первичных нейтронов. Появляется возможность получить энергетическую зависимость вышеназванной систематики и исследовать ее как для различных изотопов одного элемента (233 236 238TJ)5 так и для различных элементов (U-Pu). В связи с этим, сравнение полученных результатов будет выполнено как с экспериментальными данными, так и с данными, полученными из систематик Татла [36] и В.М. Пиксайкина [15], а также с данными, полученными методом «суммирования». Полученные в настоящей работе результаты определения полного выхода ЗН при делении U моноэнергетическими нейтронами представлены в Таблице 21 и на Рис. 41. Кроме того, на Рис.41 для сравнения представлены значения полных выходов ЗН, полученные в работах других авторов.
Энергетическая зависимость полного выхода ЗН, полученная в настоящей работе, имеет следующий характер: в диапазоне энергий первичных нейтронов от 0.34 МэВдо 1.01 МэВ vd постоянен и равен 0.746 (нейтронов / 100 дел.), затем происходит рост на 8% вплоть до энергии нейтронов 3.75 МэВ, после чего начинается спад со скоростью снижения 11.8- (нейтронов / МэВ) до 4.9 МэВ - максимальной энергии первичных нейтронов, доступной в настоящем эксперименте. Данные настоящей работы хорошо согласуются с результатами; полученными на основе систематики полного выхода ЗН и среднего периода полураспада предшественников ЗН, предложенной в работе В.М. Пиксайкина [15], и расширенной на все энергии. Данные из работы Татла [13], показанные на Рис. 41 пунктирной, линией; показывают, в целом, аналогичный ход энергетической зависимости, полного выхода ЗН. В отличие от результатов, настоящей работы, в работе Татла [13] рост полного выхода ЗН начинается от «тепловой» точки, длится до энергии нейтронов З МэВ, и далее начинается»падение вплоть до энергии нейтронові 1 МэВ: Абсолютные значения полного выхода ЗН в работе Татла [13] превышают соответствующие значения настоящей работы в среднем на 6%. Данные из библиотек оцененных данных ENDF/B-VII. [18]; полученные методом «суммирования», не обнаруживают энергетической зависимости о полного выхода ЗН в интервале энергий первичных нейтронов от 2.53-10" МэВ до 4.5 МэВ, где Vd равен 0.74 (нейтронов / 100 дел.). В диапазоне от 4.5 МэВ до 6 МэВ следует резкое падение на 57.5%. Полученные результаты по энергетической зависимости vd(E„) для 233U хорошо согласуются с аналогичными данными, полученными методом «мгновенной вспышки» Криком и Эвансом [32]. Достигнутая в настоящем методе погрешность данных составила 3%, что существенно ниже погрешности, полученной в [32]. Наблюдаемое смещение зависимости v EJ в работе [32] по энергетической шкале относительно данных настоящей работы можно объяснить тем, что в работе Крика и Эванса [32] использовалась геометрия опыта, в которой образец охватывал значительный-телесный угол по
Результаты по энергетической зависимости кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов
Метод получения кумулятивных выходов подробно описан в разделе 3.5. Главы III. Наличие экспериментальных данных о временных характеристиках ЗН.и полных-выходах ЗН для широкого спектра энергий первичных нейтронов, позволяет получить информацию об энергетической зависимости кумулятивных выходов некоторых продуктов- деления, являющихся предшественниками ЗН; важную как с точки зрения прикладных исследований, таю и с точки зрения понимания фундаментальных аспектов процесса эмиссии, ЗН. Такой информации в настоящее время чрезвычайно мало. Например, в библиотеках оцененных ядерных данных приведены лишь данные дшь «тепловых» и «быстрых» нейтронов. В свою очередь детальная информация о кумулятивных выходах позволяет получить данные о распределении зарядового распределения ядерного заряда в процессе деления. 4.3.1. Энергетическая зависимость кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов при делении 233U моноэнергетическими нейтронами.
Полученные в настоящей работе результаты определения кумулятивных 87 88 89 91-i 4 выходов предшественников запаздывающих нейтронов Br, Br, Br, Вг, 93Kr, 94Rb, 95Rb, 137I, 138I, 139I и ,40I при делении 233U моноэнергетическими нейтронами.представлены в Таблицах 25-27 (см. Приложение II) и на Рис. 46. РИС. 46. Энергетическая зависимость кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов при делении U нейтронами. Буквами (а), (б), ..., (л) - обозначены рисунки, относящиеся к кумулятивным выходам соответственно 87Br, 88Br, 89Br, 9IBr, 93Kr, 94Rb, 95Rb, 1371,1381,139I, I40I. Наиболее заметным свойством данных о кумулятивных выходах CY(En) для всех полученных предшественников запаздывающих нейтронов является увеличение кумулятивных выходов по мере повышения энергии первичных нейтронов до 3 - 3.5 МэВ и небольшое их снижение при более высоких энергиях. Наблюдаемый рост CY согласуется со снижением протонных четно-нечетных эффектов по мере увеличения энергии возбуждения составного ядра [79]. Это снижение приводит к увеличению выхода зарядово-нечетных осколков деления, которые составляют большинство из рассматриваемых в настоящей работе предшественников запаздывающих нейтронов. Прежде чем перейти к сравнению данных определения CY(E„), полученных в настоящей работе, с данными из библиотек оцененных ядерно-физических данных ENDF/B-VII [18], JEFF-3.1 [19] и JENDL [20], необходимо сделать следующие замечания. В библиотеках оцененных данных содержатся данные о кумулятивных выходах предшественников запаздывающих нейтронов только при двух значениях энергий первичных нейтронов: «тепловых» и( «быстрых». «Быстрые» соответствуют энергии нейтронов 0.4 и 0.5 МэВ в библиотеках JEFF и ENDF/B. Для данных о CY(En) из библиотеки JENDL информация о неопределенностях не представлена. Неопределенности в данных CY(E„) из библиотек JEFF и ENDF/B большие для данных, полученных как на тепловых, так и на быстрых нейтронах. Это затрудняет анализ энергетической зависимости кумулятивных выходов CY(En), имеющихся в вышеупомянутых библиотеках оцененных данных в виду того, что оцененные данные из библиотек и измеренные экспериментальные данные согласуются в пределах указанных неопределенностей.
Поэтому, при сравнении данных настоящей работы с данными из библиотек подразумевались только абсолютные величины. ENDF/B. Основными отличительными особенностями данных из библиотеки ENDF/B является то, что кумулятивные выходы запаздывающих нейтронов для большинства из рассматриваемых легких продуктов деления (изотопы брома, криптона и рубидия) увеличиваются, а кумулятивные выходы тяжелых продуктов деления (изотопы йода) уменьшаются по мере роста энергии первичных нейтронов от тепловых до быстрых значений. Данные настоящей-работы показывают рост кумулятивных выходов как легких, так и тяжелых продуктов; деления в указанном диапазоне изменений энергии первичных нейтронов. По сравнению с данными по GY(E„); полученными-в настоящей-работе, данные из библиотеки ENDF/B для легких продуктов; деления, в І среднем на-15 - 20 % больше как для тепловых, так и для быстрых энергий первичных нейтронов. Хорошее согласие наблюдается между данными из ENDF/B и данными по GY(E„) для тяжелых продуктов деления (изотопы, йода), полученными в настоящей работе при делении 233U быстрыми; нейтронами: Данные из библиотеки ENDF/B для тяжелых продуктов деления, соответствующие тепловым нейтронам, превышают соответствующие данные CY(E„) настоящейработы на 30-50 %. JEFF. Тенденциям В: энергетической: зависимости данных о ЄУ(Е„) из, библиотеки; JEFF согласуется- с данными настоящей работы для: большинства:; продуктов деления .за:исключением 91Вг, 93Кг И 1401. Значения CY для изотопов 87Вг, 88Вг, 89Вг : 95RbY в библиотеке; JEFF систематически превышают аналогичные, данные, полученные в настоящей; работе на 10-15 %v как- для? тепловых так и для быстрых значений энергий первичных нейтронов: Для? остальных изотопов наблюдается лучшее согласие с данными настоящей; работы. JENDL. Энергетическая зависимость и абсолютные значения данных о CY(En) из библиотеки JENDL аналогичны данным из ENDF для тяжелых продуктов деления.- Тенденция в энергетических зависимостях кумулятивных выходов CY(En) для легких продуктов: деления из библиотеки JENDL согласуется с тенденцией в данных настоящей работы и данных из библиотеки JEF, но энергетическая зависимость CY(E„) в библиотеке JENDL более сильная, чем в данных настоящей работы и данных библиотеки JEF. В целом, для всего набора данных. GY(En) можно заключить, что данные настоящей работы лежат между соответствующими значениями из рассмотренных библиотек оцененных данных, но несомненно; ближе- всего к данным из.библиотеки; JEFF.
Одной?из;причин наблюдаемых расхождений;в кумулятивных выходах продуктов деления настоящей работы и данных из библиотек ENDF/B, JEFF и JENDL возможно, является различие в модельных представлениях, используемых для описания распределения ядерного заряда в процессе деления, и, соответственно, приводящим к различным значениям наиболее вероятных зарядов осколков деления. Полученные в настоящей работе данные определения кумулятивных выходов предшественников ЗН согласуются в рамках заявленных неопределенностей с результатами А.Н. Гудкова и др. [17] для всех I48 1 Q исследуемых предшественников, за исключением I и I. 4.3.2. Энергетическая зависимость кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов при делении U моноэнергетическими нейтронами. Полученные в настоящей работе результаты определения кумулятивных 87 88 8Q 91-i-k выходов предшественников запаздывающих нейтронов Вг, Вг, Вг, Вг, 236т 94т 95i 3.5 3.0 2.5 U 2.0 1.5 1.0 (а) Кг, Rb, "Rb, 137I, 138I, 139I и 140I при делении ZJ0U моноэнергетическими нейтронами представлены в Таблицах 28 - 30 (см. Приложение III) и на Рис. 47. Кроме того, для сравнения на Рис. 47 представлены значения кумулятивных выходов ЗН,
