Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Физические факторы, определяющие угловую анизотропию осколков деления ядер 11
Глава 2 Ионизационная камера с сетками 25
2.1 Обоснование выбора детектора 25
2.2 Конструкция камеры 26
2.3 Принцип определения угла вылета осколка 29
2.4 Методика измерения угла вылета осколка 31
2.5 Временное разрешение камеры 34
Глава 3 Эксперимент и обработка данных 36
3.1 Источник нейтронов лаборатории Тео Сведберга 36
3.2 Электронная схема эксперимента 39
3.3 Особенности проведения экспериментов 41
3.4 Обработка экспериментальных данных 42
3.5 Оценка вклада в анизотропию от не «пиковых» нейтронов 51
3.6 Прямые измерения коэффициента угловой анизотропии в реакции 238U(n,f) при энергии нейтронов 96 МэВ 57
Глава 4 Экспериментальные результаты и их интерпретация 61
4.1 Таблица результатов, сравнение данных для тория и урана 61
4.2 Основные положения теории угловых распределений осколков деления ядер 65
4.3 Расчет угловой анизотропии в реакциях 232Th(n,f) и 238U(n,f) при энергии нейтронов 2-70 МэВ 68
4.3.1 Схема расчета угловых распределений осколков деления 68
4.3.2 Оптическая модель 70
4.3.3 Расчет предравновесной стадии реакции 73
4.3.4 Статистический распад ядер 77
4.3.5 Расчет энергетической зависимости параметра К02 79
4.4 Результаты расчетов и их обсуждение 83
Заключение 98
Список использованных источников 100
- Физические факторы, определяющие угловую анизотропию осколков деления ядер
- Конструкция камеры
- Электронная схема эксперимента
- Основные положения теории угловых распределений осколков деления ядер
Введение к работе
Исследование угловых распределений осколков индуцированного деления атомных ядер позволяет получать ценную информацию, как о самом процессе деления, так и о свойствах сильно деформированных (переходных) ядер. Благодаря многочисленным работам в этой области был установлен ряд важных фактов и закономерностей, связанных с зависимостью угловой анизотропии от параметра делимости составного ядра Z\N/ ACN, типа налетающей частицы и её энергии. В частности, было показано, что при фиксированной энергии частицы-снаряда угловая анизотропия осколков в целом уменьшается с увеличением параметра ZlN/ACN. Эта зависимость, однако, не является плавной - в ней существуют различные нерегулярности, степень которых увеличивается с уменьшением начальной энергии возбуждения, вносимой в ядро. Природа наблюдаемых нерегулярностей до конца не ясна. В той или иной степени она может быть связана с проявлением чисто температурных эффектов, эффектов спаривания нуклонов или оболочечных эффектов. В свете сказанного выше представляет интерес сравнительное изучение угловых распределений осколков деления различных ядер при одинаковых «начальных условиях», т.е. при одинаковой энергии и типе налетающей частицы.
Использование для этой цели нейтронов имеет два очевидных преимущества. Первое заключается в том, что для (n, f) реакций не существует проблемы кулоновского барьера, которая в случае заряженных частиц может существенно усложнять анализ реакций для различных ядер-мишеней. Второе преимущество связано с тем, что нейтроны в отличие от тяжелых ионов вносят сравнительно небольшой угловой момент в составное ядро. Благодаря этому удается избежать неопределенностей, связанных с примесью «некомпаундных» событий, а также с зависимостью барьеров деления от углового момента.
Актуальность работы определяется абсолютным отсутствием каких-либо экспериментальных данных по угловой анизотропии осколков деления в (n, f) - реакциях при энергиях нейтронов выше 20 МэВ. В то же время, в последнее десятилетие отмечается заметный интерес к ядерным данным по делению ядер нуклонами промежуточных энергий (20-200 МэВ), что связано с развитием различных концепций сжигания отработавшего ядерного топлива, основанных на использовании интенсивных пучков протонов с энергиями до 1 ГэВ. Многие из этих концепций предполагают использование 238U и 232Тп в качестве делящегося материала для подкритического реактора, поэтому изучение деления этих ядер в реакциях с нейтронами промежуточных энергий представляет особый интерес.
Создание полной экспериментальной базы данных, необходимых для концептуального анализа новых ядерных проектов, представляется крайне сложной задачей в силу, с одной стороны, ограниченности ресурсов, а с другой стороны - отсутствия ясной и обоснованной спецификации приоритетов. По этой причине ведется активная разработка теоретических методов описания ядерных реакций и, в частности, реакции деления нуклонами промежуточных энергий. Данные по угловой анизотропии осколков деления в (n,f) -реакциях могут быть эффективно использованы для тестирования существующих моделей, которые претендуют на описание процесса деления при промежуточных энергиях.
Целью настоящей работы является сравнительное изучение угловых распределений осколков деления в реакциях 232Th(n,f) и 238U(n,f) при энергиях нейтронов в интервале 20-180 МэВ. В соответствии с этим в работе ставились и решались следующие основные задачи: разработка и изготовление двойной ионизационной камеры с сетками Фриша для одновременного измерения угловых распределений осколков урана и тория на пучке квазимонохроматических нейтронов. отработка методики по измерению угла вылета осколка и определение различных характеристик детектора. измерение угловых распределений осколков деления тория и урана на пучке квазимонохроматических нейтронов. обработка экспериментальной информации и получение угловой анизотропии осколков деления тория и урана при различных энергиях нейтронов. проведение расчета угловой анизотропии в реакциях 232Th(n,f) и 238U(n,f) и сравнительный анализ полученных данных.
Диссертация состоит из четырех глав:
В первой главе настоящей работы обсуждается влияние различных физических факторов на угловую анизотропию осколков деления ядер в рамках статистической модели Халперна -Струтинского. Отмечается, что изучение угловой анизотропии в реакциях с нуклонами промежуточной энергии является довольно сложной задачей, поскольку анизотропия оказывается зависимой от большого числа факторов, среди которых делимости ядер, эффекты нуклонного спаривания, оболочечные эффекты, предравновесная эмиссия, динамический эффекты. Одновременно, отмечается, что в настоящее время отсутствуют какие-либо экспериментальные данные по угловой анизотропии осколков деления в (n,f) - реакциях при энергиях нейтронов выше 20 МэВ
Во второй главе дано описание двойной ионизационной камеры с сетками Фриша. Здесь обосновывается выбор детектора, а затем детально излагается конструкция камеры, принцип электронного определения угла вылета осколка и результаты тестовых экспериментов, проведенных с источником осколков спонтанногоt деления 252Cf.
Третья глава посвящена описанию экспериментов по измерению угловых распределений осколков деления 232Тп и 238U и методики обработки полученных экспериментальных данных. Дается подробное описание источника нейтронов лаборатории им. Тео Сведберга (г. Уппсала, Швеция), электронной схемы эксперимента и; особенностей его проведения. При обсуждении методики обработки данных указывается на необходимость учета вклада в угловую анизотропию от медленных (не «пиковых») нейтронов, что связано с перекрытием времяпролетных спектров нейтронов. В этой же главе указывается на ряд новых экспериментальных возможностей ионизационной камеры с сетками, которые были обнаружены в ^ экспериментах на пучке квазимонохроматических нейтронов.
В четвертой главе приводятся результаты измерений угловой анизотропии осколков в реакциях 232Th(n,f) и 238U(n,f). В качестве основного результата отмечаются более высокие значения коэффициента угловой анизотропии для тория, чем для урана. Здесь же обсуждается процедура расчета энергетической зависимости \+ угловой анизотропии в рамках стандартной статистической теории
Халперна-Струтинского. Полученные экспериментальные данные сравниваются с расчетами при различных параметрах модели. На этой основе обсуждаются возможные причины обнаруженного различия угловой анизотропии осколков деления для реакций 232Th(n,f) и 238U(n,f) при промежуточных энергиях нейтронов.
В заключении изложены основные результаты, полученные в данной диссертационной работе.
Научная новизна работы определяется тем, что впервые проведены измерения и анализ угловых распределений осколков деления ядер в (п,^-реакциях при энергиях нейтронов выше 20 МэВ. Полученные данные по угловой анизотропии осколков деления 232Th и 238U являются важным вкладом в современную базу экспериментальных ядерных данных при промежуточных энергиях.
Разработана методика извлечения величины угловой анизотропии осколков в условиях перекрывающихся участков времяпролетного спектра нейтронов, а также выявлен ряд новых возможностей ионизационной камеры с сетками Фриша. В частности, была продемонстрирована возможность измерения продольной составляющей среднего импульса, передаваемого от нейтрона делящимся ядрам, а также возможность дискриминации легких заряженных частиц. Последнее обстоятельство имеет важное практическое значение, поскольку позволяет эффективно использовать камеру с сетками при измерении сечений деления легких (слабо делящихся) ядер, когда имеется высокая степень перекрытия энергетических спектров осколков и фоновых частиц.
Практическая ценность полученных данных по угловой анизотропии заключается также в том, что они могут быть использованы для введения соответствующих поправок при прецизионных измерениях сечений реакций 232Th(n,f) и 238U(n,f) в области промежуточных энергий нейтронов.
На защиту выносятся следующие положения и результаты:
Разработана методика по измерению угловой анизотропии осколков деления ядер под действием квазимонохроматических нейтронов в условиях перекрывающихся времяпролетных спектров.
В экспериментах с нейтронами промежуточных энергий выявлен ряд новых возможностей ионизационной камеры с сетками Фриша, а именно возможность измерения продольной составляющей среднего импульса делящегося ядра и отделения осколков от легких _ заряженных частиц.
3. Впервые получены экспериментальные данные по угловой анизотропии осколков деления ядер в реакциях, индуцируемых нейтронами с энергиями выше 20 МэВ, и установлено, что в области энергий нейтронов от 20 до 100 МэВ коэффициент угловой анизотропии осколков деления 232Тп систематически превышает л коэффициент угловой анизотропии 238U.
4. Впервые выполнен расчет угловой анизотропии для (n,f)-реакций в интервале нейтронных энергий 2-70 МэВ, при этом модельные параметры подбирались из условия согласованного описания экспериментальных и оцененных данных по сечениям (n,f) -, (n,2n) - и (n,3n) - реакций. к 5. Из проведенных расчетов следует, что в реакциях 232Th(n,f) и 238U(n,f) различие в средних температурах делящихся ядер не достаточно велико для объяснения наблюдаемой разницы в угловой анизотропии. Вместе с тем для обеих реакций характерно глубоко эмиссионное деление, в котором существенный вклад в угловую анизотропию вносят ядра, делящиеся на последних шансах.{ф Сказанное выше позволяет предположить, что различие в угловой анизотропии осколков деления ядер 232Th и 238U связано с особенностями их переходных состояний при низких энергиях возбуждения.
Основные положения и результаты работы докладывались на второй международной конференции «Трансмутационные технологии, основанные на использовании ускорителей, и их применения» (г. Кальмар, Швеция, 3-7 июня, 1996 г.); на международной конференции «Ядерные данные для науки и технологии» (г. Триест, Италия, 9-13 мая, 1997 г.); на 3-й международной конференции «Трансмутационные технологии, основанные на использовании ускорителей, и их применения» (г. Прага, Чешская Республика, 7-11 июня, 1999 г.); на на международной конференции «Ядерные данные для науки и технологии» (г. Цукуба, Япония, 7-12 октября, 2001 г.), и опубликованы в 9 печатных работах/35,40,41,42,43,44,45,46,73/.
Физические факторы, определяющие угловую анизотропию осколков деления ядер
Изучение угловой анизотропии осколков деления ядер имеет уже полувековую историю. В 1952 году анизотропия была впервые обнаружена в фотоделении /1/, а вскоре после этого - при делении нейтронами и заряженными частицами 12,3,4/. Многочисленные экспериментальные данные, полученные на ранней стадии исследования, были впервые количественно интерпретированы О.Бором /5/ в рамках теории переходного состояния 16/. Бор предположил, что в случае, когда энергия возбуждения составного ядра близка к порогу реакции, деление осуществляется через один или несколько уровней переходного ядра, спектр возбужденных состояний которого подобен спектру возбуждения составного ядра вблизи основного состояния. В этом случае угловое распределение осколков определяется квантовыми числами соответствующего переходного состояния, что позволяет изучать структуру и свойства уровней сильнодеформированных ядер. При больших энергиях возбуждения угловые распределения осколков описываются статистической моделью, предложенной Халперном и Струтинским 111. Важнейшим параметром в этой модели является дисперсия распределения проекции углового момента переходного ядра на направление разлета осколков {К20).
В 50-60-х годах этот вопрос широко исследовался в реакциях деления нейтронами, протонами, дейтронами и альфа-частицами (см., например, известные обзоры Эйсмонта /8/, Ванденбоша и Хойзенги /9/). Некоторые результаты экспериментальных и теоретических исследований того периода, представляют непосредственный интерес для настоящей работы: В частности, было показано, что при фиксированной энергии налетающей частицы, анизотропия в целом уменьшается с увеличением параметра Z2/A, который характеризует делимость ядер в модели жидкой капли. Переходное состояние ядра было отождествлено с седловой точкой и получены соответствующие эффективные моменты ф инерции для широкого набора ядер. Было найдено, что при низких энергиях возбуждения энергетическая зависимость К20 отклоняется от предсказаний модели ферми-газа, что было связано с проявлением эффектов спаривания нуклонов. ,, Уменьшение угловой анизотропии с ростом делимости ядер, было первоначально интерпретировано Халперном как чисто температурный эффект /4/. Согласно Халперну с увеличением массы ядра уменьшается доля эмиссионного деления, то есть деления после испускания одного или нескольких нейтронов. По этой причине более тяжелые ядра делятся в среднем при большей температуре и, следовательно, имеют меньшую анизотропию. Такой подход, однако, не дает количественного объяснения сильному изменению (уменьшению) анизотропии, которое наблюдается при переходе от доактиноидных ядер к актиноидным. К примеру, отношение коэффициентов анизотропии, измеренное в реакциях 208Pb(a43Mev,f) и 240Pu(a43Mev,f), составляет около четырех /10/. Принимая во внимание, что вклад эмиссионного деления для обеих реакций мал, невозможно объяснить столь большое отношение лишь разницей в средней температуре переходных ядер даже при учете разности в барьерах деления. Как показали расчеты по модели жидкой капли/11/, сильная » ,0 зависимость угловой анизотропии от параметра Z2/A может быть связана с изменением формы переходных ядер. Конфигурация легких ядер в седловой точке оказывается более вытянутой, чем у тяжелых ядер, что приводит к меньшим значениям К02 и, следовательно, - к большей анизотропии.
Хорошо известна, к примеру, так называемая «радиевая аномалия», когда отношение анизотропии 226Ra и 232Тп оказывается больше единицы при делении альфа-частицами и меньше единицы при делении дейтронами /4/. В свое время этот эффект был объяснен тем (см. например, /4, 13/), что при делении радия дейтронами происходит подавление эмиссионного, высоко анизотропного деления из-за резкого уменьшения делимости ядер вдоль соответствующей т испарительной цепочки. В случае же деления радия альфа-частицами зависимость делимости от энергии возбуждения оказывается более слабой, в результате чего заметный вклад эмиссионного деления приводит к большой анизотропии. Здесь необходимо отметить, что подобная «температурная» интерпретация этих и ряда других 1ф результатов имела скорее качественный, чем количественный характер. При попытке дать количественные оценки такой подход сталкивается иногда с серьезными трудностями. В качестве примера можно рассмотреть анизотропию осколков деления в реакциях 226Ra(a,f) и 232Th(a,f), измеренную в интервале энергий альфа-частиц от 20 до 43 МэВ /14, 15/. Тот факт, что коэффициент анизотропии при делении 226Ra систематически превышает коэффициент анизотропии при делении 232Тп, был качественно истолкован авторами как «температурный эффект». Используя современные оцененные данные по нейтронным сечениям деления и поглощения /16/, можно получить делимости ядер при низких энергиях и, предполагая независимость делимости от энергии, оценить отношение средних температур делящихся ядер в соответствующих испарительных цепочках тория (a+226Ra- 230Th) и урана (a+232Th - 236U).
Конструкция камеры
Камера оснащена пятью высоковольтными вакуумными вводами, расположенными в крышке корпуса, и вакуумным вентилем для заполнения рабочим газом. В качестве рабочего газа использовалась смесь из 90% аргона и 10% метана при атмосферном давлении. В экспериментах использовалась мишень из естественного урана (natU308) 0.42 мг/см2) в паре с мишенью либо из металлического висмута (0.85 мг/см2), либо из тория (232Th02) с поверхностной плотностью 0.49 мг/см2. Висмут был нанесен на подложку электрораспылением в вакууме, а для нанесения актинидов использовался метод послойного закрашивания, обеспечивающий высокую прочность мишеней и их однородность по толщине при относительно большой площади. Для актинидов степень неоднородности мишени оценивалась по счету а-частиц, а в случае висмута проверялось взвешиванием различных участков пробной мишени. Было установлено, что для всех мишеней поверхностная плотность делящегося вещества на любом участке площадью 200 мм2 не отличается от средней плотности более чем на 15%. Диаметр мишеней - 78 мм выбирался с учетом характерных размеров пучка нейтронов ( 10см) в месте расположения камеры. Аноды камеры и защитные электроды были изготовлены из стального листа толщиной 0.8 мм. Электродная сборка удерживается тремя стальными стержнями, закрепленными в крышке корпуса. Стержни находятся внутри фторопластовых трубочек и таким образом изолированы от электродов камеры (см. рис. 2.2). На трубочки надеты распорные фторопластовые втулки так, чтобы обеспечить необходимые расстояния между электродами. Расстояние между катодом и сеткой составляет 23 мм, что при атмосферном давлении рабочего газа позволяет затормозить любой осколок в зазоре катод-сетка. Выбор расстояния сетка-анод и напряжения между электродами был сделан так, чтобы оптимизировать сбор электронного заряда на аноде камеры. Проблема состоит в том, что сетка камеры не обладает абсолютной прозрачностью по отношению к электронам, дрейфующим по направлению к аноду. К тому же, сетка не обеспечивает абсолютное экранирование анода от зарядов в пространстве между катодом и сеткой. В работе Бунемана и др. /47/ показано, что потерь электронов на сетке можно избежать, если выполняется следующее условие для отношения напряженностей электрических полей в зазорах сетка-анод {Есл) и катод- сетка (Екс): ЕСл ! + Р + 21рІРсл ( 2.1 ), Екс 1-Р 2РКС где p = 2nr/d, 1 =—f0.25p2-/«pj, причем г-радиус проволоки, d расстояние между соседними нитями, dCA И dKc соответственно расстояния сетка-анод и катод-сетка. Условие (2.1) должно выполняться одновременно с условием малости коэффициента неэффективности сетки, который может быть определен как величина пропорциональная отношению заряда, индуцированного на аноде, к заряду, вызывающему эту индукцию и помещенному в промежуток между катодом и сеткой. Согласно /47/ коэффициент неэффективности зависит от геометрических параметров сетки и расстояния сетка-анод: с - —1п(—) (2.2) 2ndCA 2кг Принимая во внимание условия (2.1) и (2.2), расстояние между сеткой и анодом было выбрано равным 10 мм, что при заданных параметрах сетки (г = 0.05 мм, d = 1.25 мм ) даёт значение а = 0.027 и условие для отношения напряженностей полей Есл /Екс 1.7.
Осколки деления, вылетающие из мишени, тормозятся в зазоре между катодом и сеткой, создавая вдоль своего трека электрон-ионные пары, которые в свою очередь разделяются и движутся к противоположным электродам под действием однородного электрического поля. Скорость дрейфа ионизованных молекул рабочего газа много меньше скорости дрейфа электронов. Поэтому, с хорошей точностью можно считать, что ионы остаются неподвижными в течении интервала времени, пока все электроны достигнут анода. Время сбора электронного заряда определяется расстоянием между электродами и подвижностью электронов, которая в свою очередь зависит от приложенного напряжения и состава рабочего газа. Для камеры, описанной в предыдущем разделе, время собирания заряда составляет около 400 наносекунд. Амплитуда импульса (РА), который снимается с анода зарядо-чувствительным пред-усилителем, пропорциональна (в первом приближении) кинетической энергии, теряемой осколком в рабочем газе. Заряд, индуцируемый на катоде ( Рк ) к моменту времени, когда все электроны покидают промежуток катод-сетка, пропорционален РА и следующим образом зависит от угла вылета 0 относительно внешней нормали к поверхности катода: PK=PA(l Cosb) (2.3) Здесь D - расстояние между катодом и сеткой, а X - координата центра тяжести распределения электрон-ионных пар вдоль трека, отсчитываемая от его начала на поверхности катода. Для газа определенного состава и находящегося при определенном давлении величина X зависит от массы, заряда осколка, но главным образом -от его энергии. Предполагая, что X зависит только от энергии, можно экспериментально найти отношение X/D для произвольной энергии осколка.
Электронная схема эксперимента
Для измерения сечений деления и угловых распределений осколков использовалась система сбора и обработки данных, представленная на рис. 3.3. Два зарядо-чувствительных предусилителя (ПУ) служат для снятия анодных сигналов, которые пропорциональны энергиям осколков. Из экспериментального зала эти сигналы доставляются в измерительную комнату на входы спектрометрических усилителей (СУ), а затем поступают на аналого-цифровой преобразователь (АЦП). С катода камеры сигнал снимается при помощи «быстрого» зарядо-чувствительного предусилителя (БПУ), который имеет два выхода: «быстрый» и спектрометрический. Спектрометрический сигнал с катода, зависящий от угла вылета осколка и его энергии, поступает на вход АЦП после спектрометрического усилителя. Сигнал с быстрого выхода БПУ, усиленный и сформированный с помощью быстрого усилителя-формирователя (БУФ, Тинт = Тдиф = 20 не), поступает на вход формирователя со следящим порогом (ФСП). Один выходной сигнал ФСП используется как сигнал временной отметки. Он подается на вход «старт» время цифрового преобразователя (ВЦП), при этом на вход второго выхода ФСП запускает генератор временных ворот с задержкой (ГВЗ), который формирует строб длительностью 10-15 мкс для управления АЦП.
В качестве САМАС контроллера использовался контроллер КК09, связанный с ПК. Обслуживание САМАК блоков и запись информации на диск осуществлялось с помощью резидентной программы, которая отслеживала прерывания в операционной системе, возникающие в момент появления сигнала LAM от ВЦП. При обработке этого прерывания программа проводила опрос ВЦП и АЦП, сохраняя данные в буфере. По истечении заданного времени происходила запись данных на диск. Оперативное управление работой резидентной программы и представление данных осуществлялось с помощью графического интерфейса.
Измерения были проведены одновременно для тория и урана при следующих энергиях «пиковых» нейтронов: 21, 35, 46, 66, 95 и 160 МэВ. В точках 75 и 133 МэВ измерения проводились только для урановой мишени, а при 173 МэВ - только для ториевой. Энергия «пиковых» нейтронов оценивалась исходя из энергии первичных протонов за вычетом Q-реакции и средней энергии, теряемой протонами в литиевой мишени. Для этого в каждом сеансе проводились точные измерения энергии протонов по времени пролета.
Особенное внимание уделялось интенсивности нейтронного пучка и его временным характеристикам. Как уже отмечалось, поток нейтронов может быть увеличен за счет выбора более толстой литиевой мишени, однако при этом ухудшается временное разрешение нейтронного пучка из-за большего торможения протонов в литиевой мишени. Попытки увеличить интенсивность нейтронов за счет оптимизации процесса ускорения и выпуска протонов, как правило, также заканчивались ухудшением временного разрешения. Дополнительно, ситуация осложнялась тем, что работа проводилась в так называемом «паразитном» режиме, когда на пучке нейтронов находились и другие экспериментальные установки. В этом случае выбор литиевой мишени и ускорительного режима определялся главным пользователем и не всегда совпадал с интересами остальных пользователей. Толщина литиевой мишени изменялась от эксперимента к эксперименту в пределах 4-15 мм. В сочетании с собственным временным разрешением камеры (5 не) и протонного импульса (6-8 не) это приводило к ширине пика в распределении событий деления по времени пролета нейтронов 7-11 не (см. рис. 3.4). При измерении угловых распределений осколков деления приходится учитывать передачу импульса от нейтрона к делящемуся ядру. Эффект передачи импульса проявляется в деформации угловых и сдвиге энергетических распределений осколков, испущенных в переднюю и заднюю полусферы относительно направления нейтронного пучка. Чтобы компенсировать этот эффект, в каждом сеансе были измерены угловые распределения осколков, вылетающих в переднюю и заднюю полусферы относительно направления движения нейтронов. Для этой цели во время эксперимента ионизационная камера несколько раз поворачивалась на 180 так, чтобы с одной стороны, обеспечить в каждом положении примерно равную статистику, а с другой стороны, не потерять информацию в случае непредвиденных сбоев в работе ускорителя или детектора.
Основные положения теории угловых распределений осколков деления ядер
Как уже отмечалось во введении, подход к описанию угловых распределения осколков деления ядер был разработан О. Бором /5/. В дальнейшем он получил развитие в работах Халперна и Струтинского/7/, Гриффина/17/ и других авторов. Теория предполагает, что А) осколки разлетаются вдоль оси симметрии (оси деления) ядра и Б), что составляющая полного углового момента делящегося ядра, направленная вдоль оси деления (параметр К), является «хорошим» квантовым числом, т.е. сохраняется на пути ядра от седловой конфигурации к точке разрыва.
Если в седловой точке ядро достаточно «холодное», то его деление осуществляется через одно или несколько переходных состояний (каналов) с характерным набором квантовых чисел. В этом случае угловое распределение осколков определяется тем, через какое именно состояние происходит деление. По мере увеличения энергии возбуждения число каналов деления быстро увеличивается. Уже при энергии нейтронов выше 2 МэВ плотность уровней в тяжелых переходных ядрах настолько велика, что их описание требует привлечения статистических методов. Считая нуклоны в ядре свободными ферми-частицами (модель ферми-газа), находящимися в аксиально-симметричном поле, и используя статистическую теорию ядра, можно показать (см. работу Струтинского /72/), что распределение величины К в переходном ядре имеет вид.
Температура ядра связана с энергией возбуждения через соотношение U = afT2, в котором af - параметр плотности уровней в седловой точке. Тогда, если считать, что эффективный момент инерции для переходного ядра не зависит от энергии возбуждения, то энергетическая зависимость Кг0 в модели ферми-газа должна иметь параболическую форму: Кгй х VE7. При небольших энергиях возбуждения, однако, где проявляются эффекты парной корреляции нуклонов и (или) оболочечные эффекты, зависимость Kl(U) может заметно отклоняться от предсказаний модели ферми-газа. Более подробно этот вопрос обсуждается в подразделе 4.3.5. В области применимости статистической модели ядра формула 4.1, заменяется следующим выражением: 2J + \Adi(K ФІ ехр(- K2/2Kl (U, Z, A)) 2 M Zexp(-K2/2K2(U,Z,A)) K=-J которое описывает угловое распределение осколков деления некоторого ядра с заданным нуклонным составом (A, Z) и величинами J, М, U. Нуклонный состав важен, поскольку от него зависит эффективный момент инерции ядра, следовательно, и величина К] (см. формулу 4.2). К сожалению, при достаточно большой энергии возбуждения, вносимой в ядро налетающей частицей, невозможно экспериментально выделить осколки деления ядер с конкретным набором {A, Z, J, М, U}.
Описание предравновесной стадии реакции проводилось на основе GDH (Geometry-Dependent Hybrid) - модели Блана /76/, (программа HYBRID) модифицированной Иваску и др. /77/ с учетом законов сохранения углового момента и четности. Чтобы учесть эффект дезориентации углового момента ядра, обусловленный эмиссией быстрых частиц, в программу HYBRID были внесены Стадия реакции
Статистический распад ядер, образовавшихся на первых стадиях реакции, рассчитывался в рамках модели Хаузера-Фешбаха при условии сохранения полного углового момента и четности. Для этого использовалась программа STAPRE /79/, в которой максимально возможное число ядер испарительной цепочки было увеличено до 10. Основными входными параметрами программы STAPRE являются, барьеры деления Bf , а также параметры плотности уровней в нейтронном и делительном каналах ап и а/ , соответственно. Программа STAPRE последовательно просчитывает все возможные испарительные цепочки нейтронов, начиная с ядер, образованных в предравновесных реакциях.
