При измерениях в 4p ‑ геометрии защита демонтировалась, БЖСН сдвигались, а для уменьшения утечки нейтронов через зазор между баками в него помещалась кольцеобразная ёмкость, наполненная раствором азотнокислого гадолиния.
Регистрация нейтронов в обоих случаях осуществлялась в течение 20 мксек через 300 нсек после акта деления. Признаком того, что такое деление произошло, являлось совпадение импульсов от осколков деления с двух половин ионизационной камеры. Фон измерялся в ходе эксперимента также в течение 20 мксек временного интервала, который задавался от генератора. Событие деления рассматривалось как полезное в случае регистрации только одного события деления за время, равное длительности временного интервала.
Во время измерений, одновременно для одного события регистрировались две амплитуды осколочных импульсов, два числа испущенных нейтронов, некоторые служебные признаки, а также осуществлялся отбор наложений и оперативный контроль качества накапливаемой информации. Такая система была выполнена в стандарте КАМАК, при этом использовались АЦП и счётчики с буферной памятью, считываемой компьютером после заполнения.
2.2 Ионизационная камера
Общее устройство ИК показано на рисунке 10. Она состоит из двух плоскопараллельных ионизационных камер с сетками Фриша и общего алюминиевого катода диаметром 70 мм и толщиной 2 мм, покрытого с одной стороны углеродной плёнкой толщиной 20 мкг/см2 (подложка), на которую нанесён источник спонтанных делений.
Источник 252Cf был изготовлен из свежеочищенного материала методом кластерного переноса при самораспылении маточного вещества в вакууме. Источники 244, 248Cm изготавливались методом термораспыления в вакууме. В случае 244Cm сам источник после этого покрывался плёнкой золота толщиной 15 мкг/см2 методом испарения в вакууме для предотвращения вылета в чувствительный объём камеры часиц материалов мешени и подложки, возникающих под действием интенсивного a ‑ источника.
Рисунок 10. Общее устройство ионизационной камеры деления (ИК).
Коллимация осколков осуществлялась механическим образом в одну из половин ИК (коллимированная половина) посредством ряда цилиндрических отверстий с диаметром 0,6 мм и общей площадью 3 см2, просверленных в общем катоде камеры в гексагональном порядке, так называемый “pin-hole” коллиматор.
Два анода были изготовлены из металлизированного гетинакса и имели тот же диаметр что и катод. Сетки Фриша, предназначенные для того, чтобы экранировать анод от зарядов, движущихся между катодом и сеткой, были изготовлены из стальной проволоки диаметром 0,1 мм с расстоянием между ними 1,2 мм. В качестве рабочего газа в ИК использовалась смесь 90% Ar + 10% CH4 при постоянном протоке ~3 см 3/мин и атмосферном давлении. Выбор рабочего газа был продиктован тем обстоятельством, что именно для этой смеси получаемые амплитудные распределения осколков слабо зависят от приведённой напряжённости поля, X/p [В/(см × мбар)], и дефект амплитуды изучен наиболее точно [93].
Расстояние между катодом и сеткой составляло 2,8 см и выбиралось таким образом, чтобы оно было больше чем максимальный пробег осколков в рабочем газе ИК. Между сеткой и анодом в обеих половинах ИК расстояние было выбрано равным 1,5 см.
При измерениях с такими малоактивными источниками как 252Cf и 248Cm, для последующего амплитудного анализа использовался анодный сигнал с зарядово-чувствительного предусилителя. В этом случае выбор напряжений, которые следует приложить к пластинам камеры, был обусловлен следующими факторами. Во-первых, незначительное изменение давления и напряжения не должно приводить к заметному изменению амплитуды сигнала. Это требование может быть выполнено, если приведённая напряжённость поля, X/p, достигает плато в скорости дрейфа [94]. Во-вторых, потери заряда, связанные с утечкой электронов через сетку, были минимальными. Для этого приложенные напряжения должны выбираться в соответствие с условием, определённым Bunemann et. al. [95]. В-третьих, применяемое напряжение не должно быть слишком большим из-за возможных пробоев в камере и растущего вклада от рекомбинации, но также и не должно быть малым из-за вклада от диффузии. Когда первые два условия выполнены, можно попытаться достичь оптимальных значений выбираемых напряжений, если проследить за изменением амплитуды сигнала от приложенного напряжения. Оптимальными будут такие напряжения, при которых достигается максимальная амплитуда, и дальнейшее увеличение напряжения не приводит к видимому изменению амплитуды. Учитывая всё вышесказанное, в качестве рабочих были выбраны следующие напряжения: катод - –0,86 кВ и анод - +0,92 кВ. Сетки были заземлены. Следует отметить, что сетки экранируют анод от движения зарядов между катодом и сетками с некоторой эффективностью. Величина неэффективности сетки s вычислялась в соответствие с Bunemann et. al. [95] и для нашей камеры составила величину равную 0,017.
Во время измерений с источником 244Cm, имеющим большую a ‑ активность (~108 с -1), для амплитудного анализа использовался сеточный токовый сигнал, амплитуда которого, вообще говоря, не зависит от направления разлёта осколков. Вероятность наложений импульсов от осколков и альфа частиц в этом случае меньше, чем для случая упомянутого выше, так как длительность токового сигнала определяется, в основном, временем нарастания используемого предусилителя [96], а его длительность на порядок меньше, чем длительность анодного сигнала. В этом случае, из известной формы амплитудных распределений и по соотношению пик/провал [97 – 99] экспериментально были подобраны применяемые напряжения: катод - –1,0 кВ и анод - +0,1 кВ, сетки заземлены. Нужно также сказать что a ‑ трек, в отличие от трека осколка, расположенного целиком между катодом и сеткой, размещается по обе стороны сетки. И, следовательно, при движении электронов, образовавшихся вдоль трека вследствие ионизации атомов газа, на сетку одновременно наводятся заряды противоположных знаков, существенно уменьшающие амплитуду a ‑ импульсов. Для того, чтобы ещё больше уменьшить число наложений, был применён дополнительный коробчатый коллиматор из пластика, который размещался в непосредственной близости от делящегося слоя в неколлимированной половине камеры.
2.3 Детектор нейтронов
2.3.1 Общее устройство
Каждый из двух БЖСН представлял собой цилиндрический бак диаметром 90 см и длиной 40 см, заполненный сцинтиллятором, содержащим раствор азотнокислого гадолиния. Нейтроны деления, попадая в объём бака, замедляются в веществе сцинтиллятора и захватываются ядрами гадолиния. Каждый акт захвата нейтрона сопровождается испусканием каскада g ‑ квантов с полной энергией ~8 Мэв [100, 101], вызывающих световую вспышку в сцинтилляторе. Эти сцинтилляции через окна на поверхности бака регистрируются фотоумножителями. Благодаря статистическому характеру процессов замедления и захвата нейтронов, нейтроны одного акта деления вызывают последовательность сцинтилляций не одновременно, и их можно регистрировать раздельно как последовательность импульсов в некотором временном интервале. Длительность временного интервала определялась из вероятности захвата нейтрона деления в сцинтиляторе в зависимости от времени, прошедшего с момента деления. Такая зависимость представлена на рисунке 11. Как можно видеть, при 20мксек длительности измерительного интервала, 95% нейтронов деления захватывается в БЖСН. Пик вблизи нуля соответствует регистрации g ‑ квантов деления и импульсов от быстрых протонов отдачи, образующихся в самом начале процесса замедления нейтронов. Чтобы исключить влияние этих импульсов на измеряемое распределение нейтронной множественности, в канал нейтронной регистрации была введена задержка 0,3 мкс. При проведении измерений, в качестве
Рисунок 11. Измеренная вероятность захвата нейтронов деления в БЖСН в зависимости от времени, прошедшего с момента деления. В качестве источника нейтронов использовался источник 252Cf.
измерительного использовался 20 мкс интервал, поскольку дальнейшее увеличение длительности измерительного интервала в большей степени увеличивает фон нейтронного детектора, чем эффективность регистрации.
Регистрация сцинтилляций в каждом из БЖСН осуществлялась через 5 окон, закрытых оптическим стеклом, с помощью фотоумножителей типа ФЭУ ‑ 49 с диаметром фотокатода 150 мм. Для лучшего собирания света внутренняя поверхность цилиндра покрывалась диффузным отражателем – слоем двуокиси титана. Корпус счётчиков был изготовлен из нержавеющей стали. В качестве уплотнений был применен тефлон, практически не реагирующий с веществом сцинтиллятора.
Одним из наиболее важных требований при измерении парциальных нейтронных множественностей является равенство эффективностей обоих БЖСН. Для этого фотоумножители в обоих БЖСН были прокалиброваны таким образом, чтобы скорости счёта со всех ФЭУ были примерно равны. В качестве опорного использовался источник 60Co с энергиями g - переходов 1173,2 кэВ и 1332,5 кэВ, близкими к средней энергии g - квантов после захвата нейтрона на ядре гадолиния. Другим важным требованием является стабильность работы нейтронного детектора (постоянство эффективности регистрации) в течение всего цикла измерений. Во время измерений контроль и выравнивание амплитуды сигналов с каждого из десяти ФЭУ производились независимо, с помощью введённого в каждый БЖСН светодиода и автоматической системы стабилизации амплитуды, путём изменения напряжения на ФЭУ.
Следует отметить, что величина приложенного к ФЭУ напряжения в нашем случае не должна превышать 1500 В, так как при таком напряжении возможно появление послеимпульсов, которые искажают измеренное распределение нейтронной множественности.
2.3.2 Эффективность нейтронного детектора
Как уже говорилось выше, в 4p-геометрии эффективность нейтронного детектора является практически постоянной величиной и не зависит ни от энергии влетающего нейтрона, ни от энергий или масс осколков [90 - 92]. Поэтому эффективность регистрации нейтронов определялась просто путём нормировки на известную величину средней полной множественности нейтронов на акт деления <ntot>, взятую из литературы [102, 103]:
, (11)
где <n> - измеренное полное число нейтронов деления, исправленное на фон и мёртвое время. В нашем случае эффективность регистрации составляла 72% для 252Cf и 248Cm, а для 244Cm – 65%.
В 2´2p- геометрии эффективность регистрации нейтронов необходимо рассматривать в виде матрицы:
, (12)
где e11 , e22 – эффективности регистрации БЖСН 1 и БЖСН 2 “своих” нейтронов (из осколков, имеющих импульс по направлению к соответствующему БЖСН); e12 , e21 - эффективность регистрации БЖСН 1 и БЖСН 2 к “чужим” нейтронам.
Элементы матрицы эффективности e2p зависят от геометрии эксперимента, энергии нейтронов, массы и кинетической энергии осколков и не могут быть определены экспериментально. Измерены могут быть только <e11+e12> или <e22+e21> исходя из нормировки на известную величину <ntot / 2>, в нашем случае эти усреднённые суммы были примерно одинаковыми и составляли 55% для 252Cf и 248Cm, а для 244Cm – 48%. Поэтому элементы матрицы эффективности были рассчитаны в Радиевом институте методом Монте-Карло. При этом учитывались следующие процессы:
- перерассеяние нейтронов на водороде, элементах защиты, конструкционных материалах, замедление и захват нейтронов на ядрах гадолиния и водорода, приводящие к эффективности захвата eС;
- излучение g-квантов, их распространение и диссипация энергии в объёме детектора, приводящие к эффективности регистрации g-квантов eg;
- излучение света и его регистрация фотоумножителями, приводящие к эффективности светосбора eL.
А полная эффективность равна:
e = e С·e g·e L , (13)
Во время проведения расчётов предполагалось, что нейтроны испускаются изотропно в системе центра масс осколков, из полностью ускоренных осколков. Испарительная температура при этом считалась постоянной величиной и бралась равной 1,42 МэВ. В этом случае упомянутые выше суммы e11+e12 и e22+e21 усреднялись по всем возможным массам и кинетическим энергиям осколков исходя из их распределений. Полученное значение <e11+e21> равнялось 53 %, что довольно хорошо совпало с экспериментально определёнными значениями e2p = 0,55 , полученными из отношения среднего измеренного числа нейтронов, исправленного на фон и мёртвое время, <n>, к хорошо известному значению <ntot(252Cf)> / 2.
Зависимость полученных таким образом элементов матрицы эффективности e2p от отношения кинетической энергии осколка к его массе представлена на рисунке 12.
Рисунок 12. Вероятность регистрации нейтрона в БЖСН (2´2p - геометрия) в зависимости от направления импульса осколка деления: по направлению к БЖСН – тёмные кружки, в противоположную сторону – светлые кружки.
2.4 Методика измерений и предварительная обработка
данных экспериментов в 4p - и 2´2p - геометрии.
Блок-схема радиоэлектронной части установки приведена на рисунке 13. Импульсы с сеток ИК поступали на схему формирования управляющего сигнала. Здесь сигналы усиливались, дискриминировались, стандартизовались по амплитуде и формировались до 0,5 мксек, а затем подавались на модуль управления (МУ), сконструированный специально для этих измерений. По факту совпадения импульсов (время совпадения равнялось 0,5 мксек) с обеих
 |
| |
| |
| |
| |
| |
|
Рисунок 13. Блок-схема радиоэлектронной части установки для измерения распределений нейтронной множественности: АЦП – Аналого-цифровой преобразователь; БЖСН – Большой Жидкостный Счётчик Нейтронов; БП – Буферная Память; БТП – Быстрый Токовый Предусилитель; БУ ‑ Быстрый Усилитель; ВИП – Высоковольтный Источник Питания; Ген. – Генератор для измерений фона; ГСА – Генератор Стабильной Амплитуды для светодиода; ЗЧП – Зарядово-Чувствительный Предусилитель; ИД - Интегральный Дискриминатор; ИК ‑ Ионизационная Камера с “pin-hole” коллиматором; МУ – Модуль Управления; СД - Светодиод; ССА – Система Стабилизации Амплитуды с БЖСН; Сум. У – Суммирующий Усилитель; СУ – Спектрометрический Усилитель; ФЭУ – Фотоумножитель с предусилителем; ЭС ‑ Электронный Cчётчик.
половин ионизационной камеры МУ вырабатывалось два строб-импульса для запуска двух АЦП и три 20 мксек строб-импульса для запуска электронных счётчиков (ЭС).
2.4.1 Амплитуда импульса.
При измерениях с 252Cf и 248Cm сигналы с двух половин камеры деления (с анодов) сначала поступали на зарядово-чувствительные предусилители (ЗЧП), а затем на формирующие линейные усилители (СУ). После чего они подавались каждый на свой 1024 - канальный АЦП.
При измерениях с 244Cm сеточные сигналы, пройдя через токовые предусилители (БТП) и быстрые усилители (БУ), поступали на формирующие усилители с постоянной времени 120 нсек. Это время выбиралось из тех соображений, что оно не должно превышать времени дрейфа первого электрона до сетки для импульса самой большой амплитуды и не должно быть меньше времени его нарастания. Далее сигналы поступали на расширитель, с которого они подавались на два 1024 - канальных АЦП.
По достижении конца измерительного интервала, оцифрованные амплитуды импульсов х1, х2 записывались в буферную память, считываемую после заполнения в память персонального компьютера.
2.4.2 Нейтронная множественность.
В каждом из двух БЖСН сцинтилляции регистрировались при помощи пяти ФЭУ. При проведении измерений в 4p-геометрии, токовые импульсы со всех десяти ФЭУ суммировались и поступали на дискриминатор (ИД). При 2´2p-измерениях, токовые импульсы с пяти ФЭУ для каждого БЖСН суммировались (Сум. У), а суммарные импульсы подавались на дискриминаторы (ИД). С дискриминаторов импульсы передавались на многовходовой электронный счётчик (ЭС). Число импульсов с ИД, сосчитанных в течение измерительного интервала (20 мксек), и являлось числом зарегистрированных нейтронов.
При проведении измерений должны быть отброшены события, искажающие измеряемое нейтронное распределение. Таковыми являются события во время регистрации, которых или незадолго до этого происходит ещё один акт деления. При этом необходимо учитывать тот факт, что деление, произошедшее в ИК, может и не давать совпадения импульсов с обеих половин ИК, что происходит, когда угол разлёта осколков деления больше угла разрешённого “pin-hole” коллиматором. Поэтому при измерениях нейтронной множественности после каждого события деления, которое идентифицировалось как импульс в неколлимированной половине ИК, модулем управления (МУ) спустя 300 нсек (чтобы исключить вклад гамма квантов) формировался 20 мксек строб-импульс. Этот импульс запускал или блокировал измерительный цикл в зависимости от того - приходит или нет в течение времени совпадения импульс с коллимированной половины ИК. Если во время, пока длился измерительный интервал (имелось совпадение), с неколлимированной половины ИК приходил ещё один импульс, то значение, F, в ЭС, отвечающем за подсчёт числа делений, увеличивалось на единицу.
Для измерения фона на протяжении всего эксперимента, в отсутствии деления, вся измерительная система запускалась от генератора (Ген) с постоянной частотой 10 Гц. На протяжении 20 мксек измерялось как число делений F (если они были), так и количество импульсов с дискриминаторов или дискриминатора (при измерениях в 2´2p - или 4p-геометриях, соответственно).
По концу измерительного интервала в буферную память (БП) производилась последовательная запись количества делений, произошедших в измерительном интервале F, признака фона В, зарегистрированного числа, qT, (в случае в 4p-геометрии) или чисел нейтронов, q1, q2 (2´2p-геометрия).
2.4.3 Накопление информации.
Таким образом, каждое событие деления при измерениях в 2´2p‑геометрии характеризовалось набором из шести чисел: х1, х2 -амплитуды импульсов с ИК, вызванных осколками деления; q1, q2 - числа зарегистрированных нейтронов, испущенных дополнительными осколками или фоновых нейтронов, зарегистрированных в БЖСН (от 0 до 15); F - число делений, произошедшее в ИК за 20 мксек измерительного интервала (от 0 до 3); B - признак того, является ли данное событие фоновым (B=1) или “полезным” (B=0). При измерениях в 4p-геометрии каждое событие деления характеризуется соответственно набором из 5 чисел: x1, x2, qT, F, B; где qT - число зарегистрированных нейтронов, испущенных двумя осколками или фоновых нейтронов. Такой набор чисел для каждого события считывался последовательно из БП в компьютер. Во время записи весь процесс измерений приостанавливался.
Сбор данных осуществлялся сериями по 3000 событий. Для каждой такой серии на протяжении всего эксперимента строились амплитудные распределения осколков деления с обеих половин ИК и распределения как множественности нейтронов деления, так и фона нейтронного детектора. Если в пределах одной серии положение пиков, соответствующих лёгкому и тяжёлому осколкам, изменялось больше чем на 2%, то такая серия из дальнейшего анализа исключались.
Также для каждой серии рассчитывались средние значения и дисперсии измеренных распределений множественности нейтронов <nn>, s n2 и фона нейтронного детектора <nb>, s b2 из которых затем посредством выражения (14) вычислялся параметр формы, Гexp2:
Гexp2 = (s n 2 - s b 2 - <n n> + <n b>) × (<n n> - <n b>) - 2 + 1. (14)
Этот параметр формы может выступать в качестве критерия, характеризующего корректность регистрируемых распределений, поскольку он для каждого делящегося ядра имеет вполне определённое значение, которое можно определить при помощи выражения (15) и это значение не зависит от эффективности нейтронного детектора [13, 105]:
Г2 = (s νtot 2 - <n tot>) × (<n tot>) - 2 + 1. (15)
где s νtot 2 и <n tot> - дисперсия и среднее полного числа нейтронов на акт деления, взятые из литературы [102 – 105].
При этом параметр Гexp2 очень чувствителен к эффектам искажающим измеренное нейтронное распределение, например, таким, как: послеимпульсы ФЭУ, γ-кванты деления, задержанные γ-кванты, мёртвое время. Поэтому, если Гexp2 в пределах одной серии отличался от величины, определённой из соотношения (15) Г2 и затем ухудшенной на мёртвое время, больше чем на 5% то такая серия из дальнейшего анализа исключалась. Дальнейшая обработка осуществлялась после завершения измерений.
Глава 3. Обработка экспериментальных данных.
Каждое экспериментальное событие представлялось в бинарном виде и содержало информацию об амплитудах осколков, множественности нейтронов, испущенных каждым осколком, и некоторых служебных признаков, описанных в предыдущей главе.
Первичная обработка данных заключалась в сортировке накопленных событий. На этой стадии формировались “фоновый” В(b1, b2) и “полезный” N(x1, x2, n1, n2) массивы. Здесь b1 и b2 – число нейтронов, зарегистрированное первым и вторым БЖСН в случае отсутствия события деления (B=1 и F=1); n1 и n2 – измеренное первым и вторым БЖСН число нейтронов, испущенных осколками с амплитудой импульса x1 и x2 (B=0 и F=1), соответственно. На этом этапе события, имеющие признак наложений (во время измерительного интервала произошло, по крайней мере, два события деления), отбрасывались.
Далее производилась энергетическая калибровка амплитудных распределений осколков. Преобразованные данные накапливались в виде четырёхмерного массива P(m1, TKE, n1, n2), где m1 – “предварительная” масса одного из осколков, TKE – полная кинетическая энергия после вылета нейтронов. Данный массив являлся основой для последующего анализа данных.
При последующей обработке осуществлялся переход от предварительных масс и полных кинетических энергии осколков (после испускания нейтронов) к массам m1* и полным кинетическим энергиям осколков TKE* (до вылета нейтронов). В дальнейшем для каждой такой массово-энергетической ячейки были получены как основные моменты распределений множественности нейтронов деления (средние, дисперсии и ковариации), так и сами эти распределения, исправленные на мёртвое время, фон и эффективность нейтронного детектора.
3.1 Получение распределений “предварительных” масс и полной
кинетической энергии осколков после испускания нейтронов
Известно [106], что “мгновенные” нейтроны при делении испускаются осколками за время меньшее, чем 10-14 сек после момента деления, то есть много раньше, чем осколок проходит толщину слоя источника. Поэтому измеренные в данной работе энергии осколков есть энергии осколков после испускания нейтронов. Однако одновременное измерение энергий обоих осколков позволяет перейти к “предварительным” массам осколков и, используя данные по числу испущенных нейтронов для этого акта деления, связать распределение масс и энергии до вылета нейтронов с измеренными распределениями энергий осколков.
|
<Eki>=(mi /mi*)×Eki*+ERi ,
mi = mi* - ni ,
где ERi – энергия отдачи осколка после вылета нейтронов, составляет величину порядка десятка кэВ и мала по сравнению с первым слагаемым.
При делении ядра с массой А на два осколка, исходя из законов сохранения масс и количества движения для осколков до нейтронной эмиссии можно написать:
m1* + m2* = A , (17)
m1* × Ek1* = m2* × Ek2* . (18)
Далее легко показать, что масса осколка до испускания нейтронов m1* связана с измеренными кинетическими энергиями осколков Eki выражением:
m1* = 
, (19)
где 
. (20)
Однако в большинстве экспериментов подобного рода для определения массы осколка до испускания нейтронов используется не выражение (19), а итерационная процедура, где в качестве нулевого приближения используются “предварительные” массы mi, определяемые из следующих выражений:
m1 + m2=A , (21)
m1 · Ek1=m2 · Ek2 . (22)
Это связано с тем, что в условиях реального эксперимента обычно неизвестны ни массы осколков после испускания нейтронов, ни зависимость n1 и n2 от этих масс и измеренной полной кинетической энергии осколков. При таких обстоятельствах использование выражения (19) становится проблематичным. Следует отметить, что получаемые таким образом “предварительные” массы отличаются в среднем от масс до испускания нейтронов не более чем на две массовых единицы [107], поскольку нейтроны испускаются обоими осколками и ошибка частично компенсируется использованием в выражении (22) кинетических энергий осколков, определённых после испускания нейтронов.
3.1.1 Калибровка по энергии
Для определённой массы осколка справедлива линейная зависимость между измеренной энергией осколков и амплитудой импульса с ИК:
E 0ki = ai · xi + bi , (23)
где xi – амплитуда импульса с ИК, E 0ki –кинетическая энергия осколка после испускания нейтронов за вычетом дефекта амплитуды DPHD и потерь связанных с прохождением через “дырочный” коллиматор, подложку и делящийся слой Dlosses.; ai и bi – калибровочные константы, свои для каждой половины ИК.
Калибровочные константы a и b определялись для каждой половины ионизационной камеры при помощи выражения (23). В этом выражении в качестве xi использовались положения (в единицах “номер канала”) центра тяжести легкого и тяжелого осколков в амплитудном распределении, полученном для каждой половины ИК. В качестве E 0ki использовались значения кинетических энергий до испускания нейтронов для средней массы легкого и тяжелого осколков, исправленные на эмиссию нейтронов и упомянутые выше дефекты, соответственно. В качестве масс и кинетических энергий осколков до испускания нейтронов использовались средневзвешенные значения, полученные на основе имеющихся в литературе данных (смотри таблицу 2.)
3.1.2 “Предварительная” масса и полная кинетическая энергия
осколков после испускания нейтронов
Используя полученные калибровочные константы, при помощи выражения (23) каждому событию с определёнными х1 и х2 ставилось в соответствие событие с определёнными E0k1 и E0k2.
Принимая во внимание выражения (21), (22), в нулевом приближении определялись “предварительные” массы m0i и полная кинетическая энергия осколков после испускания нейтронов TKE0 при помощи выражений:
TKE J = E Jk1 + E Jk2 ; (24а)
m J1 = A · E Jk2 / TKE J ; (24б)
m J2 = A - m J1 , (24в)
где верхний индекс J – номер соответствующей итерации.
Таблица 2.
252Cf | 248Cm | 244Cm | ||||||||||||
[99] | [108] | [109] | [107] | [67] | [110] | [109] | [111] | [99] | [108] | [97] | [113] | [112] | [98] | |
<EL*> D<EL*> | 105,9 ±0,7 | 105,1 | 105,7 ±0,2 | 106,2 ±0,7 | 103,5 ±0,5 | 105,7 ±1,0 | 103,4 ±0,2 | 103,5 | 107,4 ±0,9 | 104,7 | 103,4 ±1,5 | 104,8 | 105,5 | 107,5 ±1,2 |
<EH*> D<EH*> | 80,4 ±0,5 | 79,8 | 80,2 ±0,2 | 80,3 ±0,5 | 78,3 ±0,5 | 80,0 ±0,8 | 78,7 ±0,2 | 78,5 | 80,8 ±0,7 | 79,0 | 76,8 ±1,5 | 78,8 | 80 | 81,1 ±1,0 |
<EkT*> D<EkT*> | 186,3 ±1,2 | 184,9 ±2,0 | 185,9 ±0,5 | 186,5 ±1,2 | 181,8 ±0,7 | 185,7 ±1,8 | 182,2 ±0,9 | 182,0 | 188,2 ±1,6 | 183,7 ±2,0 | 180,2 ±3,0 | 183,6 ±1,0 | 185,5 ±5,0 | 188,6
|
s EkT* | 12,27 | 11,5 | 11,6 | 12,0 | 12,9 | 11,3 | 10,5 | 11,4 | 12,79 | 10,9 | 11,6 | 11,5 | ||
<mL*> D<mL*> | 108,55 | 108,5 ±0,2 | 108,5 ±0,1 | 108,55 | 108,9 ±0,5 | 108,4 | 107,0 ±0,1 | 107,2 | 104,55 | 104,5 | 104 ±0,5 | 105 | 105 | 104,6 ±1,0 |
<mH*> D<mH*> | 143,53 | 143,5 ±0,2 | 143,5 ±0,1 | 143,45 | 143,1 ±0,5 | 143,6 | 141,0 ±0,1 | 140,8 | 139,54 | 139,5 ±0,2 | 140 ±0,6 | 139 | 139 | 139,0 ±1,4 |
s mL* | 7,16 | 6,84 | 7,1 | 6,72 | 7,6 | 6,77 | 6,6 | 6,8 | 6,40 | 5,87 | 6,5 | 5,9 | ||
<EL*>average = 105.5±0,2 | = 103,4±0,2 | = 105,5±0,4 | ||||||||||||
<EH*>average = 80.0±0,2 | = 78,7±0,2 | = 79,4±0,3 | ||||||||||||
<mL*>average = 108,5±0,1 | = 107,0±0,1 | = 104,6±0.2 |
±1,6Далее, полагая, что полученные таким образом m01 или m02 в некотором приближении могут быть приняты за массы осколков до испускания нейтронов, кинетические энергии осколков после испускания нейтронов в первом приближении вычислялась при помощи следующего выражения:
|
Из за большого объема этот материал размещен на нескольких страницах:
1 2 3 4 5 6 7 8 |
