Экспериментальные исследования множественности нейтронов, испускаемых из отдельных осколков с фиксированной массой и кинетической энергией, при спонтанном делении 244, 248Сm и 252Cf (стр. 2 )

Как уже отмечалось во введении, теория ядра не позволяет пока описать с единых позиций всё многообразие наблюдаемых в эксперименте характеристик делящихся ядер исходя из известного характера взаимодействий между нуклонами. Тем не менее, в настоящее время теория в принципе может предсказать величину и характер зависимости потенциальной энергии деформации делящегося ядра вплоть до “точки разрыва”.

Поскольку форма делящегося ядра обычно представляется посредством набора деформационных параметров ({S} = S1 , S2 , S3 , …, Sn ), который зависит от типа используемой параметризации, потенциально-энергетической поверхностью называется потенциальная энергия системы, определённая в пространстве n деформационных координат Vpot({S}) и представленная в n+1-мерном пространстве. В зависимости от того, какие предпосылки при этом используются методы расчёта такой поверхности можно условно разделить на два типа: микроскопический и гибридный.

Микроскопическая или одно-частичная модель имеет существенное преимущество при объяснении оболочечных эффектов, описании спина и четности ядер с нечётным числом нейтронов или протонов. В рамках данной модели предполагается, что каждый нуклон движется в потенциальном поле создаваемом всеми другими нуклонами. При этом, исходя из известного характера взаимодействий между нуклонами, решают уравнение Шрёдингера для многих тел в рамках самосогласованного подхода в теории Хартри-Фока. Такое решение может быть получено или посредством задания реалистичного потенциала, который воспроизводит данные по рассеянию нуклона на нуклоне, или посредством введения в рассмотрение эффективного потенциала, воспроизводящего основные свойства ядерной материи (например, такие как масса и радиус ядра в основном состоянии, чётно-нечётные эффекты, малую амплитуду коллективных возбуждений и низко-лежащие уровни для мягких ядер). Поскольку для тяжёлых ядер задание реалистичного потенциала связанно с необходимостью нахождения обменного взаимодействия, которое не всегда удаётся достаточно надёжно определить, обычно в расчёты вводится эффективный потенциал, учитывающий это взаимодействие. Только один из потенциалов, предложенный Skirme [38] и упрощённый Vautherin and Brink [39] используется на практике.

В верхней части рисунка 1 представлена рассчитанная этим способом поверхность потенциальной энергии составного ядра 240Pu, воспроизводящая в координатах Q20 (удлинение вдоль оси деления) - Q30 (масс-ассиметрия) все основные особенности барьера деления в широком диапазоне изменения

Рисунок 1. Потенциально-энергетическая поверхность 240Pu. Вверху как функция удлинения вдоль оси деления <Q20> и масс-асимметрии <Q30>. Внизу как функция <Q20> и толщины шейки <Q40>. Данные работы [40].

деформационных переменных [40]. В нижней части рисунка 1 для фиксированного 106/134 массового разделения показана вычисленная поверхность в координатах Q20 и Q40 (толщина шейки) после прохождения вершины барьера деления. Можно видеть, что долина неразорвавшихся ядер V1 отделена от долины образовавшихся осколков V2 барьером, высота которого меняется по мере удаления от “седловой точки” и полностью исчезает при <Q20> > 370 b и <Q20> < 220 b. Таким образом, делящееся ядро в процессе своего спуска от седла до “точки разрыва” будет в основном двигаться вдоль долины деления V1 и разделится при Q20 =370 b (наиболее вероятная квадрупольная деформация), однако, существует небольшая вероятность того, что и при меньшей деформации Q20 вследствие туннельного перехода через разделительный барьер ядро может скатиться в долину V2, порождая события деления.

Гибридная модель, развитая Струтинским [41], на сегодняшний день даёт наиболее точный расчёт потенциально-энергетической поверхности для ядерных систем, состоящих из большого числа нуклонов. В этой модели потенциальная энергия ядерной системы при данной деформации Vpot({S}) представляется в виде суммы макроскопической энергии Vmakro({S}), которая может быть вычислена на основе модели жидкой капли [42], и малой поправки DVmikro({S}), учитывающей оболочечное строение ядра:

Vpot({S}) = Vmakro({S}) + DVmikro({S}) , (4)

Первое слагаемое в выражении (4) является плавно меняющейся составляющей и для тяжёлых ядер составляет величину порядка 99,5% от ~2000 МэВ полной энергии связи делящегося ядра и около 95% от 200 МэВ её изменения в процессе деления. Второе слагаемое достигает своего максимального значения для сильносвязанных ядер (~ 10 МэВ для основного состояния). В качестве примера на рисунке 2 представлена зависимость данной поправки, полученная в работе [43], от квадрупольной деформации и структуры ядер осколков. Чёрным цветом отмечены те области, для которых величина оболочечной поправки меньше на 4 МэВ соответствующей величины полученной в рамках модели жидкой капли. Белым цветом отмечены те области, где величина оболочечной поправки больше чем на 2 МэВ по сравнению с моделью жидкой капли.

В результате, полученная потенциально-энергетическая поверхность становится более структурированной по сравнению с моделью жидкой капли, что позволяет объяснить различные аспекты процесса деления, например, такие как изомеры деления, промежуточные структуры в сечении деления подпороговой и околопороговой областях, угловое распределение осколков деления. Кроме того, по этой модели могут быть произведены оценки как периодов полураспада по отношению к спонтанному делению, так и параметров зарядового распределения осколков в делении.

Рисунок 2. Зависимость нейтронной (слева) и протонной (справа) оболочечных поправок от деформации и числа нейтронов или протонов, соответственно. Данные работы [43].

1.1.2 Формирование массовых и энергетических

распределений осколков деления (Динамика)

В “точке разрыва” энергия реакции Q и потенциальная энергия делящегося ядра Vpot, рассчитанная на основе той или другой модели, связаны следующими соотношениями:

Vpot= Ecoul+E(L)def+E(H)def, (5)

FE = Q – Vpot = Epre + Edis , (6)

где FE носит название свободной энергии.

Как видно из данного выражения, в зависимости от того, какие предположения будут сделаны о характере движения делящегося ядра от “седловой точки” (или “точки просачивания” в случае спонтанного деления) к “точке разрыва”, соотношение между двумя членами, стоящими с правой стороны выражения (6), будет различным.

Так, например, в предположении, что в каждый момент времени между коллективными и индивидуальными степенями свободы нуклонов в делящемся ядре устанавливается статистическое равновесие наблюдаемые распределения осколков по массам, энергиям и зарядам определяются тем, как часто в процессе деления реализуется та или иная “предразрывная” форма (непосредственно перед “точкой разрыва”) делящегося ядра.

В рамках статистической теории Фонга [44] вероятность образования предразрывной формы пропорциональна плотности квантовых состояний для данной конфигурации. При этом “предразрывная” кинетическая энергия осколков деления составляет величину порядка Epre » 0,5 МэВ, а свободная энергия почти полностью переходит в энергию диссипации (FE » Edis) и, в конечном счёте, в энергию возбуждения осколков TXE.

В модели точки разрыва [43, 45] предполагается, что в “точке разрыва” устанавливаться статистическое равновесие между всеми коллективными степенями свободы, которое характеризуется коллективной температурой Tcoll и внутренней температурой Tint. А вероятность деления может быть получена посредством выражения (7):

P({S})~exp[-Vpot({S}, Tint)-Ec, kin({S})]/Tcoll , (7)

где Vpot({S}, Tint) – потенциальная энергия делящегося ядра;

Ec, kin({S}) – коллективная кинетическая энергия, включающая в себя переносную (предразрывная кинетическая энергия Epre) и колебательную (прежде всего так называемая bending modes [42], отвечающая за наличие момента вращения у осколков) составляющие.

В результате такого расчёта было показано, что Epre является функцией массы делящегося ядра и составляет величину ~ 1 МэВ в области 226Ra и ~ 10 МэВ в районе 252Cf. При этом достаточно хорошо передаются общие тенденции массовых, зарядовых и энергетических распределений осколков при делении ядер от полония до фермия.

Модель массовых каналов Брозы [46] имеет два основных отличия от рассмотренной выше модели точки разрыва. Во-первых, вычисления потенциальной энергии делящегося ядра как функции деформации в данной модели проводятся от основного состояния до “точки разрыва”, а не только для деформации соответствующей “точке разрыва”. Во-вторых, реализующаяся в “точке разрыва” конфигурация имеет более или менее вытянутую “шейку” и претерпевает случайный разрыв при выполнении условия Релея для жидкой капли (2l ³ 11r). Вероятность разрыва P(A) при определённом значении zr даётся уравнением Больцмана:

P(A)~exp[-E(zr)/T] , (8)

где Т=(8E/Acn)1/2 и E(zr)=2pgr2(zr);

Acn и Е – масса и энергия возбуждения делящегося ядра, соответственно;

g - коэффициент поверхностного натяжения.

При расчётах потенциальной энергии использовалась параметризация формы ядра в цилиндрических координатах:

r2(z)=(l2-z2)×(a0+a1×(z-z)/rcn+a2×(z-z)2/rcn2) , (9)

где коэффициенты а0, 1, 2 зависят от l – половины полной длины системы;

z – положение шейки и r – её радиус;

rcn – радиус ядра, который рассматривается как постоянный.

Схематически форма делящейся системы представлена в левой части рисунка 3. Минимизация энергии связи как функции l, r, z проводилась согласно условию:

ql×(l-l0)+qr×(r-r0)+qz×(z-z0)=0 (10)

где (ql, qr, qz) - вектор, нормальный к плоскости минимизации;

(l0,, r0, z0) – начальная точка.

Результаты расчётов для делящегося ядра 252Cf представлены на рисунке 3. В пространстве введённых переменных на потенциально-энергетической поверхности наблюдаются независимые долины (Standart, Super-Long и Super-Short), характеризующиеся кинетической энергией и массовой асимметрией.

Рисунок 3. Модель массовых каналов Брозы [46]: слева – предполагаемая форма делящегося ядра. Справа – результаты расчётов поверхности потенциальной энергии системы для широкого диапазона изменений всех параметров. Линии соответствуют минимуму действия.

1.2 Методы экспериментальных исследований множественности

нейтронов, испускаемых из отдельных осколков

На сегодняшний день накоплен обширный фактический материал по исследованию корреляций нейтрон-осколок в делении ядер при низкой энергии возбуждения [47-81]. В зависимости от того - использовался ли во время измерений детектор нейтронов с большой или малой эффективностью регистрации, все эксперименты могут быть условно разбиты на четыре группы.

Первая группа включает в себя непрямые методы регистрации нейтронов. Суть этих методов состоит в том, что в рамках одного эксперимента определяют распределения масс осколков деления до, и после испускания нейтронов, из разницы которых впоследствии и получают зависимость среднего числа испущенных нейтронов. Отдельно хотелось бы выделить “2Е‑1V ”‑ метод [47], когда одновременно для каждого акта деления измеряются кинетические энергии комплиментарных осколков деления после вылета нейтронов Е и скорость V одного из них, и “2Е‑2V ”-методы [48, 49], когда регистрируются как кинетические энергии, так и скорости комплиментарных осколков. Отличие этих двух методов от других в этой группе состоит в том, что эксперименты подобного рода являются наиболее законченными в смысле учёта необходимых поправок и позволяют помимо среднего числа нейтронов определять также дисперсии распределения числа нейтронов, испущенных из осколков определённой массы. Что касается точности определения среднего числа нейтронов в подобных экспериментах то она остаётся недостаточно высокой на уровне 0,2 ÷ 0,5 нейтрона.

К этой же группе может быть отнесён метод, использованный в работе [50], где число нейтронов, испускаемых осколком определённой массы и заряда, определяется из разницы масс осколков до и после испускания нейтронов, которые были получены в разных экспериментах. При этом достигается хорошая точность в определении зависимости среднего числа нейтронов от массы и заряда осколков, но ничего определённого нельзя сказать о зависимости среднего числа нейтронов от энергии возбуждения или полной кинетической энергии осколков.

Ко второй группе могут быть отнесены эксперименты, в которых нейтроны деления детектировались при помощи системы регистрации состоящей из одного и более нейтронных счётчиков с малой эффективностью регистрации, обусловленной геометрическим фактором [17, 18, 51 – 58,  61 – 64]. Для примера на рисунке 4 представлена схема эксперимента, использовавшаяся в работе [52]. В экспериментах подобного рода типичная величина эффективности составляет 2-5%. При этом обычно эксперимент оптимизируется таким образом, чтобы вклад в измеряемое среднее число нейтронов от осколка дополнительного тому, среднее значение <ν> которого

Рисунок 4. Блок-схема эксперимента, использовавшаяся в работе [52], для измерения скоростей и угловых распределений нейтронов из осколков деления.

определяется, почти отсутствовал. Несмотря на это, для того, чтобы получить реальное среднее число нейтронов из измеренного среднего в этом случае требуется вводить целый ряд поправок, которые существенно искажают результат и не всегда поддаются оценке [13, 59, 60]. В результате достаточно надёжно могут быть определены только зависимости среднего числа нейтронов (первые моменты распределения числа нейтронов деления <nL(mL*;TKE*)> и <nH(A-mL*; TKE*)>) от массы и кинетической энергии осколков деления.

Часто в экспериментах, отнесённых ко второй группе, для обеспечения возможности введения корректной поправки на эффективность регистрации нейтронного детектора, наряду с измерением числа нейтронов проводились также измерения их кинетической энергии. Исследование полученных спектров нейтронов деления, как из индивидуальных осколков, так и интегральных спектров показали, что основная часть нейтронов деления испускается из нагретых, полностью ускоренных осколков по законам равновесной статистики. При этом вклад нейтронов, образующихся в процессе разделения осколков, составляет, по-видимому, < 10 ÷ 15% от общего числа испущенных нейтронов [31, 32]. Нужно также отметить, что совместный анализ полученных зависимостей среднего числа нейтронов и средней кинетической энергии нейтрона от массы осколка позволяет получать в одном эксперименте абсолютное значение параметра плотности уровней для широкого набора ядер a(m*), удалённых от долины b - стабильности (смотри, например [56 – 58]). Как известно, этот параметр является одним из основных при описании разрядки высоковозбуждённых состояний ядер-осколков в рамках статистической модели [65, 66], и ценность получаемой таким образом информации трудно переоценить. На рисунке 5 представлена зависимость a(m*) полученная из анализа подобных экспериментальных данных.

m*, а. е.м.

Рисунок 5. Зависимость параметра плотности уровней a от массы осколка m* при делении 252Cf (прерывистая линия) и 235U (точки с ошибками) - слева (рисунок из работы [57]).

К третьей группе можно отнести эксперименты, в которых в качестве детектора нейтронов использовался большой жидкостный сцинтилляционный детектор на основе гадолиния с эффективностью регистрации более 60% [13 ‑ 15, 24, 67 – 74]. Хотя такие измерения с экспериментальной точки зрения и являются достаточно сложными, результаты, полученные с их помощью, восстанавливаются более надёжно и менее подвержены возмущающим эффектам, присущим для системы регистрации с малой эффективностью. Это наглядно может быть продемонстрировано на зависимости среднего числа испущенных нейтронов от массы осколков для 252Cf, которая приведена на рисунке 6. При этом видно, что данные, полученные разными авторами в экспериментах, условно отнесённых ко второй группе [54, 56] различаются между собой больше, чем данные [68, 75], полученные при помощи детектора нейтронов, имеющего большую эффективность. На рисунке 7 представлена подобная зависимость для ряда ядер от 245Cm до 256Fm. Как видно, представленная зависимость имеет пилообразный характер для всех ядер, делящихся преимущественно асимметричным образом. При этом “пила” становится менее выраженной с ростом энергии возбуждения (рисунок 8).

m*, а. е.м.

Рисунок 6. Зависимость среднего числа испущенных нейтронов от массы осколка для 252Cf. Светлыми и темными кружками отмечены данные, полученные с помощью детектора нейтронов с большой эффективностью. Рисунок из работы [68].

m*, а. е.м.

Рисунок 7. Зависимость среднего числа испущенных нейтронов от массы осколка для некоторых тяжёлых изотопов. Рисунок из работы [76].

m*, а. е.м.

Рисунок 8. Зависимость выхода среднего числа испущенных нейтронов от массы осколка при делении 233U протонами. Энергии протонов указаны на рисунке (из работы [77]).

Такое поведение данной зависимости, как считается (смотри, например [43, 46, 59]), является результатом заполнения магической нейтронной (N = 82 ¸ 84) и протонной (Z = 50 ¸ 52) оболочек и служит наглядным доказательством определяющей роли ядерных оболочек в процессе формирования осколков по массам и кинетическим энергиям при делении.

Именно в экспериментах, отнесённых к третьей группе, впервые для 252Cf было достаточно надёжно установлено наличие отрицательной ковариации между числом нейтронов, испущенных комплиментарными осколками, которая по абсолютному значению стремится к нулю при больших и малых значениях TKE*, для всех наблюдаемых пар масс осколков [13, 15, 17, 24, 68, 71]. Из этого обстоятельства авторами работы [13] было сделано заключение о том, что энергии возбуждения дополнительных осколков антикоррелируют, а дисперсии энергии возбуждения осколков и, следовательно, их внутренняя энергия возбуждения стремятся к нулю при больших и малых значениях TKE*. Откуда следовало, что в процессе деления могут реализовываться достаточно холодные, в смысле внутренней энергии, конфигурации как при высокой ТКЕ* (холодное компактное деление) так и при низкой ТКЕ* (холодное деформированное деление). Эта гипотеза была в дальнейшем подтверждена экспериментально (смотри, например [11]). Также на основе этих экспериментальных данных в предположении делящегося ядра в виде двух соприкасающихся сфероидов была произведена оценка внутренней энергии возбуждения, которая, как оказалось, слабо зависит от деформации исходного ядра и не превосходит ~10 Мэв [13].

Стоит отметить, что в силу высокой эффективности используемых детекторов к нейтронам данная методика позволяет с высокой степенью надёжности изучать не только корреляции в среднем, но также исследовать зависимости самих распределений множественности вторичных нейтронов деления от массы и полной кинетической энергии осколков. Такие работы были проведены для 252Cf [14, 15, 67, 78-80]. Анализ полученных данных позволил схематически представить форму делящегося ядра в “точке разрыва” [67] и экспериментально оценить величину “предразрывной” кинетической энергии осколков, которая оказалась не более 5 ÷ 10 МэВ и достигает своего максимального значения для наиболее вероятных конфигураций [15]. Для событий деления, характеризующихся большой асимметрией в числе нейтронов испущенных лёгким и тяжёлым осколками, в массовом распределении осколков была обнаружена массовая структура с шагом ~5 а. е.м., которая интерпретировалась авторами как наблюдение эффекта спаривания протонов и служила свидетельством существования холодного форм-асимметричного деления [14, 15, 79, 80].

Метод, относящийся к четвертой группе, позволяет получать распределения полного числа нейтронов для коррелированных пар осколков деления после испускания нейтронов из анализа gg-совпадений мгновенных g-квантов деления [81]. В силу того, что при данном подходе полная кинетическая энергия также, как и полная энергия возбуждения являются подгоночными параметрами, а не определяются непосредственно из эксперимента, реальное распределение энергии возбуждения между осколками деления может быть получено только приблизительно.

Поскольку g-кванты деления составляют около 20-30% от энергии, выделяющейся в процессе девозбуждения осколков, представляется целесообразным отметить некоторые особенности данного процесса. Совместный анализ данных для спонтанного деления 252Cf и деления тепловыми нейтронами 235U (как наиболее полных), полученных из экспериментов по определению зависимости числа испущенных нейтронов от массы и полной кинетической энергии осколков, с привлечением данных о средней полной энергии γ-квантов, показал [13], что между этими следующими один за другим процессами девозбуждения осколков деления в среднем существует линейная положительная корреляция. Эта положительная корреляция, по мнению авторов, обусловлена частью зависимостью углового момента осколков от энергии возбуждения, а частью ростом энергии связи нейтрона с увеличением числа испущенных нейтронов. При этом получаемое абсолютное значение этой корреляции существенно зависит от экспериментальной методики, которая использовалась для такого анализа. Так для экспериментов где полная энергия γ-квантов, испущенных осколками деления, определялась с помощью большого жидкостного сцинтилляционного детектора [15, 82] или посредством коллиматорной техники [83] средняя полная энергия γ-квантов увеличивается на ~ 0,75 МэВ при увеличении среднего полного числа испущенных нейтронов на единицу. А для экспериментов, в которых использовалась методика, предложенная в работе [84], соответствующая величина составляет ~ 0,25 МэВ/нейтрон [85].

В этой связи стоит упомянуть об экспериментах в которых в качестве детектора одновременно регистрирующего нейтроны и γ-кванты использовалась сборка в виде полой сферы из 162 кристаллов NaI(Tl) [86]. Нейтроны и γ-кванты в этой установке разделялись по времени пролёта. При регистрации нейтронов и их сепарации встретились с трудностями, обусловленными тем обстоятельством, что нейтроны деления вызывали отклик сразу в нескольких кристаллах и определить, сколько же было испущено нейтронов, оказалось не просто и требовало большого числа модельных расчётов. Как результат, смогли быть определены только зависимости среднего числа испущенных нейтронов от массы и кинетической энергии осколков. Тем не менее, с высокой точностью были измерены энергии, множественности и угловое распределение γ-квантов деления. Так в спектре g-квантов деления в области симметричной группы осколков была обнаружена высокоэнергичная компонента со средней энергией около 8 МэВ. Дальнейшие исследования показали [87], что эти высокоэнергичные γ-кванты испускаются тяжёлым осколком с массой ~ 132 а. е.м и являются скорее всего результатом дипольных колебаний осколка. Интересным было также то, что не было обнаружено никакой зависимости энергии, уносимой g - квантами, от массы осколка. Что касается положительной корреляции между средней полной энергией g-квантов и средним полным числом испущенных нейтронов, то в работе [87] коэффициент пропорциональности составил ~ 0,25 МэВ/нейтрон.

Из краткого рассмотрения приведённого выше видно, что наиболее детальная информация о распределении полной энергии возбуждения между осколками деления может быть получена только из экспериментов, в которых определяется распределение множественности нейтронов, испущенных парными осколками. И как следствие, именно в этих экспериментах впервые наблюдались такие необычные моды деления как холодное деформированное и форм-асимметричное деление. Правда, следует отметить, что эксперименты подобного рода связаны с некоторыми экспериментальными и методическими трудностями и не всегда согласуются друг с другом. Так, например: 1) распределение осколков 252Cf по массам для случая, когда не происходит эмиссии нейтронов (ntot = 0) по данным работы [9, 14] имеет максимум при m* = 145÷146 и тонкую структуру с периодом ~ 5 а. е.м., а в работах [15, 67] такой структуры не наблюдается при положении максимума m* = 148÷150 и m* = 145÷146 соответсвенно; 2) при максимальных значениях полной энергии возбуждения делящегося ядра (ntot ³ 5) с увеличением асимметрии деформации осколков в массовых выходах осколков имеются ярко выраженные структуры по данным работ [9, 15] и отсутствие таких структур в работе [67]; 3) в работах [13, 15] практически отсутствует зависимость ковариации числа нейтронов, испущенных парными осколками, от массы осколка и имеется заметный рост с увеличением массовой асимметрии в работе [9, 14]; 4) зависимость ковариации числа нейтронов от полной кинетической энергии осколков деления, интерпретируемая как зависимость свободной энергии от деформации осколков [13], имеет параболический характер с максимумом в области наиболее вероятного значения (TKE*~ 180 МэВ) в работах [13, 14] и линейно возрастает по абсолютной величине вплоть до TKE*~ 160 МэВ, после чего начинает резко спадать по данным работы [15]. Поэтому, несмотря на заметный прогресс в области экспериментальной и вычислительной техники, полученные результаты нуждаются в критической проверке как посредством эксперимента с наиболее полным учётом всех возможных эффектов и систематических ошибок, так и путём расширения области исследуемых ядер.

1.3 Постановка задачи – выбор объектов и метода исследований

Основной целью экспериментальной части данной работы являлось проведение измерений и восстановление двумерных распределений множественности нейтронов, испущенных из осколков определённой массы и кинетической энергии P(nl,nh) из измеренных двумерных распределений множественности нейтронов P(ql ,qh); где nl , nh и ql , qh.- числа нейтронов, испущенные дополнительными осколками, и зарегистрированные числа нейтронов, соответственно.

Как было сказано выше, до настоящего времени измерения подобного типа были проведены только при спонтанном делении 252Cf. Это связано с тем, что для проведения таких измерений требуются нейтронные детекторы с высокой эффективностью регистрации. Использование пластиковых сцинтилляторов, жидких сцинтиляторов малого объёма или кристаллов стильбена не позволяет, как правило, достичь высоких значений эффективности при измерении множественности мгновенных нейтронов из-за геометрического фактора. Согласно опубликованным данным [88, 89], эффективность регистрации 3He-счётчиков находится на уровне ≤ 50%, в то время как эффективность регистрации больших жидкостных сцинтилляционных детекторов на основе гадолиния (БЖСН) составляет ≈70¸95% и эта эффективность практически не зависит от энергии нейтрона [90 – 92]. Поэтому для регистрации нейтронов деления использовался большой жидкостный сцинтилляционный детектор на основе гадолиния (БЖСН).

В качестве объекта исследований были выбраны спонтанно делящиеся изотопы 244,248Cm. Такой выбор объекта исследований продиктован тем обстоятельством, что БЖСН сам по себе очень чувствителен к фону и поэтому использование его на пучках нейтронов или заряженных частиц, являющихся источником дополнительного фона, потребовало бы создания громоздкой дополнительной защиты. Что на начальном этапе нашей работы, когда задача была понятна только в общих чертах, представлялось не целесообразным. Для того, чтобы проверить качество работы аппаратуры и отладить методику восстановления истинных распределений множественности нейтронов деления из измеренных распределений, были проведены дополнительные измерения с 252Cf, поскольку наиболее изученным на сегодняшний день является именно этот спонтанно делящийся изотоп.

Глава 2. Измерения множественности нейтронов,

испускаемых из отдельных осколков с фиксированной массой и кинетической энергией при спонтанном делении 244, 248См и 252Cf.

2.1 Описание и основные параметры установки

В данной работе использовалась установка (рисунок 9.), состоящая из двух больших жидкостных сцинтилляционных счётчиков нейтронов на основе гадолиния (БЖСН), изготовленных в Радиевом институте, и двойной ионизационной проточной камеры с сетками Фриша (ИК). Установка достаточно просто перестраивалась на работу в следующих режимах: 1) регистрация полного числа нейтронов на акт спонтанного деления (4p‑геометрия, полная эффективность регистрации ~70%); 2) одновременная регистрация нейтронов из каждого осколка с помощью двух БЖСН (2´2p‑геометрия, эффективность каждого бака ~55%).

Как известно (смотри, например [51, 61]), нейтроны деления, в лабораторной системе координат, испускаются преимущественно вперёд по направлению разлёта осколков деления. Для того, чтобы сделать величину эффективности регистрации БЖСН максимальной и избежать её зависимости от направления разлёта осколков, с помощью “дырочный” коллиматора отбирались те акты деления, в которых осколки вылетали по направлениям близким к перпендикуляру к основанию БЖСН. Значит, при измерениях в 2´2p-геометрии нейтроны, испущенные из осколка, вылетевшего по направлению к БЖСН 1, в основном будут зарегистрированы БЖСН 1, а испущенные другим осколком – БЖСН 2. При этом доля отражённых обратно из БЖСН нейтронов может составлять величину порядка 35%. С тем, чтобы как можно больше снизить долю отражённых обратно нейтронов (т. е. уменьшить взаимное влияние БЖСН) или, говоря другими словами, повысить эффективность регистрации к “своим” нейтронам (испущенным осколком, вылетающим по направлению к БЖСН) при приемлемой величине

Рисунок 9. Схематическое изображение основных узлов установки.

эффективности к “ чужим ” (испущенным осколком, вылетающим по направлению к другому БЖСН) в Радиевом институте были проведены расчёты различных вариантов конструкции разделительного экрана. В результате оказалось, что упомянутые выше требования могут быть выполнены при следующих параметрах экрана: материал – железо (толщина – 160 мм) с центральной свинцовой вставкой (толщина– 100 мм), отверстие в центре железного экрана для размещения детектора осколков – 200 мм и в свинцовой вставке - 100 мм. Взаимное влияние БЖСН в этом случае составляло около 5%.