Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I Краткий обзор измерений сечений деления нейтронами промежуточных энергий 10
1.1 История и задачи экспериментов 10
1.2 Квазимоноэнергетические источники нейтронов Li(p,n) Be 10
1.3. Источники нейтронов сплошного спектра 13
1.4. Измерения сечений деления 15
ГЛАВА II Техника эксперимента 19
II.1 Нейтронный источник 19
II.2 Детектор делений 22
II.3 Мишени делящихся веществ 24
II.4 Информационно-измерительная система 28
ГЛАВА III Обработка данных эксперимента и результаты 31
III.1 Преобразование времени пролёта в энергию нейтронов 31
Ш.2 Обработка амплитудных спектров 35
Ш.3 Искажение потока нейтронов конструкционными материалами 42
ІІІ.4 Полученные сечения, сравнение с модельными расчетами, обсуждение 45
III.5 Выводы 57
ГЛАВА IV Модельные расчеты угла разлёта осколков 59
IV.1 Постановка расчётной задачи 59
IV.2 Методика расчёта 60
IV.3 Результаты расчетов 61
IV.4 Сравнение расчёта с экспериментом 66
IV.5 Выводы 69
Заключение 70
Результаты 71
Публикации 72
Литература 75
- Квазимоноэнергетические источники нейтронов Li(p,n) Be
- Информационно-измерительная система
- Искажение потока нейтронов конструкционными материалами
- Сравнение расчёта с экспериментом
Введение к работе
1. Область исследований и актуальность темы
Деление атомного ядра - это процесс распада на два, реже на три и четыре сравнимых по массе ядра, которые называют осколками деления. Впервые деление наблюдали Ганн и Штрассман в 1938 году при бомбардировке урана нейтронами [1]. В дальнейшем было установлено, что это общее для многих ядер явление, и происходит оно под воздействием нейтронов, заряженных частиц, гамма квантов и, наконец, безо всякого на ядро воздействия, т.е. спонтанно [2]. Несмотря на предпринятые с тех пор значительные исследовательские усилия, это сложное явление всё ещё далеко от полного понимания, а деление под действием нейтронов наиболее изучаемая из реакций деления.
Актуальность изучения деления под воздействием нейтронов определяется, в первую очередь, значением этой реакции для получения ядерной энергии. В рамках этой задачи к настоящему моменту добыт большой объём экспериментальных сведений о сечениях деления многих ядер, массовых распределениях осколков деления, числе испущенных нейтронов и других делительных характеристиках. Он позволяет решать практические проблемы в области тепловых и быстрых нейтронов. В настоящее время центр тяжести таких измерений переместился в область нейтронов промежуточных энергий. Такое название закрепилось за нейтронами с энергией 20 - 200 МэВ, и до 500 МэВ -порога мезонообразования, которые получают на сильноточных ускорителях путём конвертирования пучков заряженных частиц в нейтронные пучки. Накопление данных здесь связывают с безопасной ядерной энергетикой, которая включает решение стоящей на повестке дня научно-технической проблемы -создание замкнутого топливного цикла в реакторах на тепловых или быстрых нейтронах или с участием ускорителей. Существуют и не относящиеся к энергетике области применения реакции деления - это дозиметрия нейтронных полей в космосе, медицине, при производстве радионуклидов. Есть также много нерешённых научных вопросов в отношении строения атомного ядра.
4 Полученные в экспериментах данные собираются в банках ядерных данных, которые поддерживаются крупными ядерными центрами. Крупнейшей библиотекой экспериментальных данных является EXFOR, которая находится в Брукхевенской Национальной Лаборатории. Несмотря на принадлежность лаборатории правительству США, работа по сбору данных носит международный характер, а библиотека общедоступна через Интернет [3,4]. Набор данных, полученных в разнообразных экспериментах, (в EXFOR их собрано около 14000) составляет основу для работы над файлами так называемых оценённых данных.
Оценённые или, другими словами, рекомендованные данные являются уже выходным, предназначенным для технологического использования научным продуктом. Таких файлов или библиотек, основывающихся на данных EXFOR, насчитывается пять, по числу основных стран, обладающих ядерными технологиями. Это - ENDF/B-VII (США), JENDL-3.3 (Япония), JEFF-3.0 (Европейский Союз), CENDL-3 (Китай), BROND-3 (Россия). В соответствии с кругом приоритетных задач национальные библиотеки рекомендованных данных различаются тем, что включают в более подробное рассмотрение те или иные реакции и ядра, используют собственные расчётные и параметризационные методики. Например, библиотека BROND-3, созданная в Физико-Энергетическом Институте в Обнинске, специализируется на тех реакциях, которые важны для трансмутации в области спектра энергий нейтронов быстрого реактора [5].
К числу участников по сбору и оценке ядерных данных относится Международное Агентство по Атомной Энергии. Здесь уместно упомянуть такие его инициативы, как сличение национальных расчётных кодов, создание сети библиотек ядерных данных [6] и выработка листа запросов на ядерные данные [7]. Агентство с 1966 года поддерживает серию международных встреч по проблеме ядерных данных для науки и технологии, последняя из которых состоялась в 2004 году [8]. Европейское ядерное сообщество EURATOM недавно закончило два больших проекта по ядерным данным для трансмутации, это HINDAS [9] и n-TOF-ND-ADS [10] и продолжает исследования в рамках следующей, шестой объединённой программы [11]. Ещё одним международным участником подобной работы является Международный Научно-
5 Технологический Центр (МНТЦ), учреждённый в 1992 году в Москве [12]. Названные выше организации через систему грантов формируют среду актуальных исследовательских тем в области ядерных данных.
Большой объём накопленных по делению данных весьма полезен для описания многих сторон этой сложной реакции. Изобретено много моделей, чтобы объяснить те или другие экспериментальные результаты. Однако они не вырастают из единой теории. Фундаментальный аспект исследований состоит в продвижении от преимущественно феноменологического характера систематизации данных к согласованному аналитическому описанию этого разветвлённого процесса, который начинается после воздействия на ядро внешней частицы. Такое описание, во-первых, уменьшило бы объём экспериментальной работы, позволив предсказывать делительные свойства экзотических ядер и те делительные параметры, которые трудно измерить. Во-вторых, явилось бы вкладом в такую фундаментальную проблему, как синтез сверхтяжёлых ядер и установление границ периодической системы элементов Менделеева, на пути решения которой стоит вопрос спонтанного деления.
Теория деления, предложенная Н. Бором и Ж. Уиллером в 1939 году, сразу же после открытия деления, исходит из того, что ядро подобно капле жидкости обладает поверхностной энергией, кулоновской энергией и испытывает колебания формы [13]. Соотношения между этими энергиями формируют барьер деления, который определяет вероятность деления. Исходя из анализа запасённой в ядре энергии, теория объяснила главное - целесообразность процесса распада ядра на две части, а также дала расчёт критических энергий деления. Развитая теория [14, 15, 16], называемая статистической, полагает, что при бомбардировке тяжёлого ядра нейтронами или протонами образуется составное ядро в состоянии неустойчивого равновесия, которое затем распадается посредством испускания гамма лучей, нейтронов или лёгких заряженных частиц до тех пор, пока не будет достигнуто стабильное состояние. Делительный канал конкурирует с перечисленными формами распада. Теория использует такой инструмент статистического подхода, как число состояний (плотность уровней) ядра. Вероятность деления определяется соотношением плотностей уровней составного ядра в возбуждённом состоянии и делящейся системы в седловой точке. Через двадцать лет модель в этой части была уточнена Струтинским введением оболочечных поправок [17]. Поправки объяснили асимметричное и изомерное деление. Этот успех вселяет веру в предсказание теории оболочечных поправок -существование ядер, которые значительно тяжелее урана, так называемого острова стабильности. Однако пути достижения этого острова пока не найдены.
Перенос теории Бора на область промежуточных энергий нейтронов встречает трудности. На два положения его подхода - образование составного ядра и независимость распада от способа образования, нельзя полностью положиться в этой области энергий. Когда кинетическая энергия, налетающего на мишень нуклона, превышает энергию связи нуклонов в ядре, то заметную вероятность приобретает каскад нуклон-нуклонных взаимодействий, вызванный первичной частицей (Е„ > 10 МэВ). В результате образуется широкий спектр остаточных ядер, которые различаются составом нуклонов и энергией возбуждения.
Для расчета внутриядерного каскада применяется метод Монте-Карло, впервые предложенный Гольдбергером [18]. Если энергия возбуждения оказывается выше энергии связи нуклонов и барьера деления остаточного ядра, то его судьба решается в процессе конкуренции деления с испусканием нейтронов. Это сильно затрудняет моделирование реакции и расчёт сечений деления потому, что измеряемые на опыте характеристики деления отражают некую среднюю картину, относящуюся ко всему набору образовавшихся ядер. Вышедшая в 1972 году монография Барашенкова и Тонеева [19] целиком посвящена проблемам расчёта внутриядерного каскада, а в десятой главе этой книги подробно обсуждаются вопросы деления высоковозбуждённых остаточных ядер. Примером современного (постоянно модернизируемого) расчётного кода, реализующего идею внутриядерного каскада и используемого для Еп > 20 МэВ является СЕМ, разработанный в Дубне [20].
Модели, основанные на подходе Бора, т.е. образование составного ядра и его статистический распад по конкурирующим каналам, всё же применяют для энергий инициирующего деление нейтрона > 10 МэВ. При этом, расчёты
7 корректируют введением неравновесных процессов — неиспарительной эмиссии нуклонов и даже кластеров, использованием модели связанных каналов вместо оптической при расчете сечения образования составного ядра и т.п. Рассмотрение многих динамических эффектов, происходящих на стадии от седловой конфигурации к точке разрыва, можно найти в обзоре Бъерхольма и Линна [21].
Из расчётных кодов, реализующих статистический подход, можно назвать коды STAPRE и GNASH. Первый [22] был развит в Нейтронном Центре Будапешта для нужд активационного анализа. Он последовательно осуществляет идею конкуренции двух основных каналов, по которым происходит распад тяжёлого ядра - деление и испарение нейтронов. На первом шаге испарительного каскада он учитывает предравновесную эмиссию нейтронов. Есть авторы [23] успешно работающие с этим кодом до энергий ~ (150 - 200 ) МэВ. Второй разработан позже, в Лос-Аламосской Национальной Лаборатории [24]. В нём уже заложена предравновесная эмиссия не только нейтронов, но и протонов и более сложных заряженных частиц - дейтронов, тритонов, альфа-частиц. Реализован метод связанных каналов.
Неравновесные эффекты обнаруживаются в экспериментах с тяжёлыми ядрами, когда энергия налетающего нуклона составляет 15 МэВ. Энергия 20 МэВ считается нижней границей области применения схемы внутриядерного нуклон нуклонного каскада. При дальнейшем росте энергии 100, 200 МэВ и до порога мезонообразования схема внутриядерного каскада считается господствующей. Ядро получает высокую энергию возбуждения, структурные эффекты сглаживаются. Однако и тут разнообразие наблюдаемых случаев деления выходит за рамки предлагаемой схемы. В работах Солякина [25] указывается на факты, когда можно говорить о том, что делящееся ядро проходит через стадию трёх фрагментов. Два из них превращаются в осколки, а третий, вобравший в себя весь импульс налетающего энергичного протона, - в веер отдельных нуклонов.
Этот краткий обзор констатирует неоднозначность, допустимость произвола в выборе моделей в области промежуточных энергий, что говорит об актуальности дальнейшей работы в области моделирования.
8 Итак, существует направление исследований, как экспериментальных, так и в области моделирования, за которым закрепилось следующее название: ядерные данные для науки и технологии. Целью таких исследований является создание и совершенствование системы - базы ядерных данных, которая используется при постановке ядерно-физических экспериментов и в новых разработках в области ядерных технологий.
2. Цель работы
Целью работы являлось проведение измерений сечений деления четырёх тяжёлых ядер и выполнение расчетов для получения этих же величин на основе стандартных моделей в качестве вклада в систему ядерных данных. Задачей эксперимента было измерение энергетических зависимостей сечений деления выбранных ядер в широком диапазоне энергий нейтронов. Задачей расчетов было воспроизведение измеренных зависимостей.
Для подтверждения надёжности выбранной расчётной модели она была применена к описанию другого параметра реакции деления - взаимного угла разлёта осколков деления. Рассчитанные угловые распределения сравнивались с экспериментальными данными взятыми из литературы.
Выбор изотопов для измерений основывался на их практической значимости.
1) 240Ри и 243Ат - радионуклиды, накапливающиеся в топливе ядерных реакторов и создающие проблемы при его утилизации, в числе других минорных актинидов являются целью технологий переработки отработанного ядерного топлива [26,27].
2) 209Bi — среднетяжёлое ядро, которое начинает заметным образом делиться при достижении нейтронами энергий 20 МэВ. Данные по нему являются необходимым звеном для отладки моделей реакций, учитывающих канал деления. Природный моно изотоп, удобный в этом смысле для приготовления мишеней.
9 3) Вольфрам является важным конструкционным материалом. При создании мощных нейтронных источников из него изготавливают нейтронопроизводящие мишени. Он входит в состав ферромагнитных сталей, из которых изготавливается корпус реактора ядерного синтеза, а части реактора контактирующие с плазмой покрываются чистым металлическим вольфрамом [28]. Сечение деления вольфрама мало. Однако эксперименты с плохо делящимися ядрами особенно интересны с точки зрения получения информации о ядре. Когда сечение деления снижается на несколько порядков и опускается до уровня конкурирующих с делением реакций, то форма кривой зависимости деления от энергии будет чувствительна к открытию новых каналов реакций.
4) Ещё одним мотивом для выбора исследуемых ядер служили соображения эффективного тестирования модели: выбранные ядра расположены на разных концах шкалы делимости.
Квазимоноэнергетические источники нейтронов Li(p,n) Be
Для расчета внутриядерного каскада применяется метод Монте-Карло, впервые предложенный Гольдбергером [18]. Если энергия возбуждения оказывается выше энергии связи нуклонов и барьера деления остаточного ядра, то его судьба решается в процессе конкуренции деления с испусканием нейтронов. Это сильно затрудняет моделирование реакции и расчёт сечений деления потому, что измеряемые на опыте характеристики деления отражают некую среднюю картину, относящуюся ко всему набору образовавшихся ядер. Вышедшая в 1972 году монография Барашенкова и Тонеева [19] целиком посвящена проблемам расчёта внутриядерного каскада, а в десятой главе этой книги подробно обсуждаются вопросы деления высоковозбуждённых остаточных ядер. Примером современного (постоянно модернизируемого) расчётного кода, реализующего идею внутриядерного каскада и используемого для Еп 20 МэВ является СЕМ, разработанный в Дубне [20].
Модели, основанные на подходе Бора, т.е. образование составного ядра и его статистический распад по конкурирующим каналам, всё же применяют для энергий инициирующего деление нейтрона 10 МэВ. При этом, расчёты корректируют введением неравновесных процессов — неиспарительной эмиссии нуклонов и даже кластеров, использованием модели связанных каналов вместо оптической при расчете сечения образования составного ядра и т.п. Рассмотрение многих динамических эффектов, происходящих на стадии от седловой конфигурации к точке разрыва, можно найти в обзоре Бъерхольма и Линна [21].
Из расчётных кодов, реализующих статистический подход, можно назвать коды STAPRE и GNASH. Первый [22] был развит в Нейтронном Центре Будапешта для нужд активационного анализа. Он последовательно осуществляет идею конкуренции двух основных каналов, по которым происходит распад тяжёлого ядра - деление и испарение нейтронов. На первом шаге испарительного каскада он учитывает предравновесную эмиссию нейтронов. Есть авторы [23] успешно работающие с этим кодом до энергий (150 - 200 ) МэВ. Второй разработан позже, в Лос-Аламосской Национальной Лаборатории [24]. В нём уже заложена предравновесная эмиссия не только нейтронов, но и протонов и более сложных заряженных частиц - дейтронов, тритонов, альфа-частиц. Реализован метод связанных каналов.
Неравновесные эффекты обнаруживаются в экспериментах с тяжёлыми ядрами, когда энергия налетающего нуклона составляет 15 МэВ. Энергия 20 МэВ считается нижней границей области применения схемы внутриядерного нуклон нуклонного каскада. При дальнейшем росте энергии 100, 200 МэВ и до порога мезонообразования схема внутриядерного каскада считается господствующей. Ядро получает высокую энергию возбуждения, структурные эффекты сглаживаются. Однако и тут разнообразие наблюдаемых случаев деления выходит за рамки предлагаемой схемы. В работах Солякина [25] указывается на факты, когда можно говорить о том, что делящееся ядро проходит через стадию трёх фрагментов. Два из них превращаются в осколки, а третий, вобравший в себя весь импульс налетающего энергичного протона, - в веер отдельных нуклонов.
Этот краткий обзор констатирует неоднозначность, допустимость произвола в выборе моделей в области промежуточных энергий, что говорит об актуальности дальнейшей работы в области моделирования.
Итак, существует направление исследований, как экспериментальных, так и в области моделирования, за которым закрепилось следующее название: ядерные данные для науки и технологии. Целью таких исследований является создание и совершенствование системы - базы ядерных данных, которая используется при постановке ядерно-физических экспериментов и в новых разработках в области ядерных технологий.
Целью работы являлось проведение измерений сечений деления четырёх тяжёлых ядер и выполнение расчетов для получения этих же величин на основе стандартных моделей в качестве вклада в систему ядерных данных. Задачей эксперимента было измерение энергетических зависимостей сечений деления выбранных ядер в широком диапазоне энергий нейтронов. Задачей расчетов было воспроизведение измеренных зависимостей.
Для подтверждения надёжности выбранной расчётной модели она была применена к описанию другого параметра реакции деления - взаимного угла разлёта осколков деления. Рассчитанные угловые распределения сравнивались с экспериментальными данными взятыми из литературы.
Выбор изотопов для измерений основывался на их практической значимости. 1) 240Ри и 243Ат - радионуклиды, накапливающиеся в топливе ядерных реакторов и создающие проблемы при его утилизации, в числе других минорных актинидов являются целью технологий переработки отработанного ядерного топлива [26,27]. 2) 209Bi — среднетяжёлое ядро, которое начинает заметным образом делиться при достижении нейтронами энергий 20 МэВ. Данные по нему являются необходимым звеном для отладки моделей реакций, учитывающих канал деления. Природный моно изотоп, удобный в этом смысле для приготовления мишеней. 3) Вольфрам является важным конструкционным материалом. При создании мощных нейтронных источников из него изготавливают нейтронопроизводящие мишени. Он входит в состав ферромагнитных сталей, из которых изготавливается корпус реактора ядерного синтеза, а части реактора контактирующие с плазмой покрываются чистым металлическим вольфрамом [28]. Сечение деления вольфрама мало. Однако эксперименты с плохо делящимися ядрами особенно интересны с точки зрения получения информации о ядре. Когда сечение деления снижается на несколько порядков и опускается до уровня конкурирующих с делением реакций, то форма кривой зависимости деления от энергии будет чувствительна к открытию новых каналов реакций. 4) Ещё одним мотивом для выбора исследуемых ядер служили соображения эффективного тестирования модели: выбранные ядра расположены на разных концах шкалы делимости.
Информационно-измерительная система
При изготовлении америциевой мишени производилась чистка исходного материала от присутствующего в нём 144Ст с помощью известной химической процедуры. Очистка проводилась в две стадии. Сначала кюрий осаждался из раствора посредством гидроокиси аммония. Полученный осадок тщательно промывался и нагревался (выпаривался) в присутствии азотной кислоты и перекиси водорода для перевода америция в состояние окисления + 3. Вторая стадия - очистка на смоле «Дауэкс -50». Процедура состояла в пропускании через смолу горячего раствора америция в пятимолярной азотной кислоте. Америций собирался фракциями по 5 мл. Степень очистки от кюрия контролировалась путём а — спектрометрического анализа каждой фракции.
Вольфрамовые мишени изготавливались аналогичным образом, т.е. путём многократного нанесения на поверхность алюминиевой фольги аммониевого раствора, содержащего вольфрам, с помощью кисточки и последующего прокаливания.
Висмутовые и свинцовые мишени изготавливались путём термораспыления металлического свинца и висмута в вакуумной камере установки УВР-50 с осаждением на алюминиевой фольге. Количество нанесённого материала определялось взвешиванием фольги до и после напыления на аналитических весах. Однородность слоев обеспечивалась расположением фольги на большом расстоянии от испарителя.
При изготовлении радионуклидных мишеней общее количество нанесённого материала определялось по а - активности мишени. Измерения проводились в вакуумной камере диаметром 25 см высотой 62 см. Кремниевый детектор размещался на верхней крышке камеры и имел телесный угол на мишень О. = 8.19-10"5 ср. Энергетическое разрешение спектрометра позволяло разделять а - пики, принадлежащие разным изотопам, и определять содержание а — радиоактивных примесей в делящихся слоях.
Однородность слоев контролировалась измерениями плотности нанесенных радионуклидов на поверхности мишени. Поверхность мишени сканировалась кремниевым детектором, который находился на расстоянии 2.8 см от неё и имел телесный угол 3.41 10 ср. Измерения производились на 13 участках 0 15 мм. Средняя плотность радионуклидов, определённая этим способом, находилась в хорошем согласии с результатами, полученными на основании измерений полной активности мишени.
Для проверки однородности нанесённых вольфрамовых слоев мы использовали метод, ранее разработанный в Радиевом институте [58]. Он основан на эффекте обратного Резерфордовского рассеяния. Поверхность мишени облучалась альфа-частицами 210Ро. Полониевый источник имел форму кольца, внутрь которого был вставлен кремниевый детектор 0 10 мм. Далее производились такие же действия, как и при сканировании а - активных слоев. Детектор передвигался по поверхности исследуемой мишени, регистрируя а — частицы. Только в этом случае он регистрировал не собственное излучение мишени, а отражённые от неё а - частицы полония.
Толщина вольфрамовых слоев определялась относительным методом. Реперной мишенью являлась мишень 238U. Количество урана на ней определялось по её собственной альфа - активности. Аппаратурные спектры а — частиц, рассеянных урановой и вольфрамовой мишенями, показаны на Рис. 6. Пик, присутствующий в начале каждого из двух спектров, соответствует а — частицам, рассеянным на алюминиевой подложке. Крайний правый пик на каждом спектре это фон, который даёт полониевый источник. Средний пик - это а-частицы, рассеянные на ядрах вольфрама и урана соответственно. Соотношение счета, просуммированного от 150 до 225 канала на спектрах а) и б), даёт плотность вольфрамового слоя.
Электрические сигналы с ионизационной камеры, усиленные токовым предусилителем, передавались по кабелю длиной 3ж на вход информационно-измерительной системы.
Электронная система обработки и накопления информации была построена по принципу преобразования аналогового сигнала в цифровой код и записи на электронных носителях всей дорожки сигналов, поступающих с детектора, т.е. создания фильма эксперимента. Этот подход имеет своим следствием сокращение операций, выполняемых электронной частью системы в аналоговом виде, и передачу многих функций компьютеру. При этом модульная часть измерительной системы значительно упрощается. Появляется возможность работать в режиме «off-line», т.е. анализировать полученную информацию уже после эксперимента.
Система состояла из набора модулей и соединённого с ними компьютера. Модули были выполнены в стандарте САМАС. Их задачей являлась оцифровка сигнала, поступающего с детектора, и передача цифровой информации в компьютер. Компьютер выполнял обработку этой информации по заданному алгоритму. Алгоритм «on-line» - это первичная обработка, дисплейное представление экспериментальных данных с целью контроля работы установки. Алгоритм «off-line» - это накопление данных на твёрдом носителе.
Центральным устройством в наборе модулей являлся амплитудный кодировщик типа Flash ADC [59]. Работая на частоте 100 МГц, он вырабатывал 8-разрядное слово каждые 10 наносекунд. Число уровней квантования амплитуды равнялось 256. Модуль запоминал в буферную память 512 результатов выборки, начиная от момента внешнего запуска. За один прогон оцифровывался временной интервал протяжённостью в 5.12 микросекунды. После заполнения буферной памяти данные переписывались в компьютер. По окончанию переписи данных модуль был готов к оцифровке очередного временного интервала 5.12 микросекунды. Для наладки установки на стенде (в отсутствие нейтронного пучка) модуль переводился в режим автономного поиска импульсов. Модуль являлся программно - управляемым устройством. Два параметра - порог дискриминации и частота выборки 10, 20, 40, 80 и 160 не могли задаваться компьютером.
Установка могла выполнять ещё одну функцию - это контроль качества нейтронного пучка. Контроль состоял в слежении за временной диаграммой излучения нейтронного источника. При штатной работе нейтронный источник даёт одиночные нейтронные вспышки длительностью около 10 не, которые следуют с частотой 50 Гц. При сбоях в работе ускорителя вспышка расщеплялась на серию из двух, трёх и большего числа вспышек, отстоящих друг от друга на 70 не. Это было следствием неудачных случаев сброса пучка ускоренных протонов на нейтронопроизводящую мишень и вело к смешиванию во времяпролётном спектре нейтронов разных энергий. Расщеплённые вспышки могли быть обнаружены компьютерной программой, и такие сбойные сбросы исключены из измерений.
Искажение потока нейтронов конструкционными материалами
Поток нейтронов, в который помещены детекторы делений, взаимодействует с теми материалами, из которых детекторы изготовлены. Взаимодействие можно разбить на два процесса: а) выбывание из пучка первичных нейтронов; б) рождение вторичных нейтронов. В работе сделаны расчеты, которые позволяют оценить величины этих двух процессов и ввести необходимые поправки.
Рис. 17 показывает как расположены конструкционные элементы по направлению пучка нейтронов, падающего на сборку из двух детекторов. Первой поток нейтронов встречала стальная крышка актинидной камеры имевшая толщину 1 мм. Далее расположены 6 секций камеры, в каждой по одной делящейся мишени. Через выходное окно актинидной камеры, воздушный промежуток 13 см и входное алюминиевое окно нейтроны попадали в вольфрамовую камеру, которая состояла из 12 секций. Все толщины, материалы и необходимые расстояния указаны на этом рисунке. Ионизационных камер в потоке нейтронов, использовавшееся для расчета поправок к счету делений на искажение нейтронного потока.
Результаты расчетов представлены в графическом виде. Рис. 18 показывает падение числа первичных нейтронов при прохождении пучка через конструкционные материалы. Учитывалось и воздействие рабочего газа на нейтронный поток. материалах детекторов делений.
Линии 1 и 2 показывают ослабление нейтронного потока внутри первой камеры, т.е. уменьшение числа нейтронов, падающих на последнюю мишень, по сравнению с числом нейтронов, падающих на первую мишень расположенных в актинидной камере. Линия 3 показывает ослабление нейтронного потока обеими камерами. Расчеты были сделаны двумя способами: а) полная геометрия детекторов делений и использование кода FLUKA [68] - линии 1 и 3; б) механизм простого выбывания нейтронов из пучка согласно полному сечению взаимодействия нейтронов с конструкционными материалами - линия 2.
Расчет показал, что ослабление нейтронного потока при прохождении нейтронов внутри первой камеры (от первой до последней мишени) невелико. Однако стенки камер и вторая камера, имеющая большие размеры, уже заметно ослабляют нейтронный поток. Потому есть необходимость дать ответ на вопрос, как при этом изменяется исходный спектр энергий нейтронов. Ответ содержится на Рис. 19. Здесь показаны расчетные спектры для трёх моноэнергетических групп нейтронов 19, 65 и 195 МэВ при прохождении ими обеих ионизационных камер, т.е. рассмотрен случай максимального ослабления потока.Вывод из проделанных расчетов следующий - поправка на число делений, вызванных нейтронами с изменённой энергией, составляет (0,3-0,6) % в зависимости от времяпролётного канала.
Рис. 20 показывает отношение счёта двух урановых мишеней, расположенных в актинидной камере, первой и последней, в зависимости от энергии падающих нейтронов. В отношении учтена поправка на ослабление потока нейтронов в подложках, электродах и рабочем газе ионизационной камеры. При статистической погрешности (1,5-2) % экспериментальные точки в основном расположены вокруг прямой в области ± 2,5%. Это даёт основание сделать вывод, что когда измеряемые мишени расположены в одной и той же камере, установка позволяет измерять форму кривой отношения с погрешностью 3 % в интервале энергий нейтронов 0,6 - 300 МэВ.Ниже приведены результаты, полученные при обработке данных измерений для четырёх ядер.
Результат для плутония и америция дан в виде отношений сечений деления этих ядер к U. При этом мы не пользовались измеренными нами величинами толщин делящихся слоев, представленными в таблице 3. Мы нормировали результат наших измерений в интервале энергий (6.8 - 15.0) МэВ к данным библиотеки ENDF/B-VI. Этот интервал выбран потому, что здесь выполнено много измерений разными методами и оценка сделанная библиотекой в этом интервале наиболее точная и надёжная. На Рис. 21 показан ход кривой оцененного библиотекой сечения плутония и америция. Наблюдается её согласие с нашими данными в пределах коридора погрешностей.
Наш эксперимент охватывает широкую энергетическую область, где за многолетнюю историю измерений было сделано много экспериментов другими авторами. Мы не ставили перед собой цели критически сравнить наши результаты со всеми имеющимися в литературе данными. Этот отдельный вид работы называется оценкой ядерных данных и обычно выполняется при составлении библиотек. Отметим лишь, что для ядра 243Ат в области энергий нейтронов выше 40 МэВ наше измерение единственное. Для ядра 240Ри в области энергий выше 30 МэВ ранее было сделано лишь одно измерение [53], результаты которого находятся в удовлетворительном согласии с нашими, и значения получены примерно с той же погрешностью.
В отношении оценок величин сечений 243Ат и 240Ри можно сказать, что для области энергий 20 Мэв они проводились неоднократно и разными авторами, например [69,70,71]. Для энергий 20 МэВ оценка Ри выполнена в работе [72].
Сравнение расчёта с экспериментом
Как уже говорилось во введении, когда энергия налетающей на ядро частицы превышает 10 МэВ/нуклон, заметную вероятность приобретают прямые взаимодействия между нуклонами, входящими в состав ядра мишени, и этой частицей. Возрастает множественность конечных продуктов реакции. При моделировании реакции начинают играть роль не только энергия возбуждения ядра, но и доставленный в ядро импульс. Обе эти величины становятся ответственны за конечный результат: множественность вылетевших нуклонов, выход лёгких частиц, характеристики осколков деления и т.д. К сожалению, практически невозможно осуществить эксперимент, в котором бы величина переданного ядру импульса определялась по характеристикам продуктов реакции в реакциях с большой множественностью. Поэтому, было бы полезно отыскать такой экспериментальный параметр, который несёт информацию о доставленных в ядро энергии и моменте.
Реакция деления как раз даёт такой шанс. Угол разлёта осколков деления зависит от скорости движения делящегося ядра, которая в свою очередь определяется величиной момента, который приобрело ядро в столкновении с налетающей частицей. Этот угол может быть измерен в эксперименте и сравнен с расчетным. Это даёт возможность оценить точность выбранной модели реакции.
Следуя по этому пути, мы нашли в литературе данные двух экспериментов по измерению угла разлёта осколков. В первом угловое распределение осколков измерялось в реакции р + Th для энергий протонов 140, 250, 500 и 1000 МэВ [81]. Во втором угловое распределение осколков измерялось в реакции р + U для энергии протонов 475 МэВ как функция множественности испущенных нейтронов [82]. Подобных экспериментов, выполненных на нейтронных пучках, в литературе мы не обнаружили.
Для расчета угловых распределений при данных энергиях бомбардирующих протонов целесообразно использовать каскадную модель, в которой учитывается канал деления ядер и процессы излучения возбужденными ядрами частиц. Нами была выбрана за основу дубненская версия каскадной модели СЕМ [20]. В основе модели, используемой в коде СЕМ, лежит стандартное предположение о трех стадиях протекания реакции. А именно: 1) быстрый ядерный каскад, за которым следует релаксация возбужденного остаточного ядра; 2) предравновесное испускание частиц, заканчивающееся образованием ядра, находящегося в термодинамически равновесном возбужденном состоянии; 3) снятие возбуждения в конкурирующих с делением процессах испарения нуклонов и легких ядер - п, р, d, t, Не, Не.
Угол разлета осколков формируется на всех трех стадиях реакции. Он также изменяется после расщепления ядра в результате испарения частиц из движущихся осколков. В расчете учитывались все эти процессы.
Код СЕМ был дополнен блоком для вычисления масс осколков деления. Массы осколков находились случайной выборкой из экспериментального распределения масс осколков при делении 238U нейтронами различных энергий [83]. Различие в массах Th 232 и U 238 не приводит к заметной ошибке. Заряд осколков находился из заряда делящегося ядра пропорционально массе осколка. Аналогичным способом из энергии возбуждения делящегося ядра определялись энергии возбуждения осколков.
Экспериментальные распределения углов разлета осколков обычно искажены конечным разрешением эксперимента в определении угла вылета осколка и многократным рассеянием осколка в мишени. Эти эффекты учитывались. Из работы [81] была взята указанная в ней точность в определении угла вылета каждого осколка (полная ширина экспериментального распределения угла вылета осколка равна 2.8 ) и толщина мишени, равная 1 мг/ см . Под зарядом осколка при вычислении многократного рассеяния в веществе мишени понимался средний равновесный заряд иона. Его значение находилось из эмпирической зависимости[84,85]. Точка рождения делящегося ядра в толщине мишени разыгрывалась случайным образом, при этом учитывалось увеличение пробега осколка в мишени в -72 раз за счет ориентации мишени под углом 45 по отношению к пучку протонов.
На Рис.24 показана плотность вероятности реализации значения импульса ядра dco(P)ldP, образованного после завершения первой стадии реакции - быстрого каскада. Распределение нормировано следующим условием: \dco(P)/dP-dP = l, где интегрирование ведётся по всем значениям импульса, полученного в расчетах по СЕМ. На рисунке представлены распределения для четырех значений энергий протонов 140, 250, 500 и 1000 МэВ сплошной линией, квадратами, кружками и треугольниками - соответственно. Для наименьшей энергии протонов - 140 МэВ проявляется пик при Р = 536 МэВ/ с, соответствующий образованию компаунд ядра Ра. Таких взаимодействий 11 %. Для других энергий протонов 250 и 500 МэВ при Р = 730 МэВ/с и Р = 1090 МэВ/с так же виден этот пик, но в существенно меньшем числе взаимодействий - 1.8 % и 0.44 % соответственно.
