Экспериментальные исследования множественности нейтронов, испускаемых из отдельных осколков с фиксированной массой и кинетической энергией, при спонтанном делении 244, 248Сm и 252Cf (стр. 5 )

Рисунок 15. Стандартное отклонение распределения полной кинетической энергии s (TKE*: mT*) (точки с ошибками– верхняя часть рисунка) и средняя полная кинетическая энергия осколков <TKE*(mT*)> в зависимости от массы тяжёлого осколка (точки с ошибками– нижняя часть рисунка) для спонтанного деления 252Cf и 248, 244Cm. В верхней части рисунка для каждого из изотопов представлены распределения осколков по массам Y(mT*). Указанные ошибки есть сумма ошибок, обусловленных как неидентичностью двух половин, детектора осколков деления, так и статистичесокой точностью.

 

σm* Y(TKE*)

σm* Y(TKE*)

σm* Y(TKE*)

<mT*> = 143,6 а. е.м.

TKE*, МэВ

TKE*, МэВ

σTKE* = 10,9 МэВ <TKE*> = 183,5 МэВ

TKE*, МэВ

σTKE* = 10,8 МэВ <TKE*> = 184,9 МэВ

σTKE* = 9,8 МэВ <TKE*> = 180,9 МэВ

<mT*> = 139,4 а. е.м.

<mT*> = 141,2 а. е.м.

Рисунок 16. Стандартное отклонение массового распределения осколков деления s (mT*: TKE*) (точки с ошибками– верхняя часть рисунка) и средняя масса тяжёлого осколка < mT* (TKE*)> в зависимости от полной кинетической энергии осколков (точки с ошибками – нижняя часть рисунка) для спонтанного деления 252Cf и 248, 244Cm. В верхней части рисунка для каждого из изотопов представлены также распределения полной кинетической энергии осколков Y(TKE*) вместе с их интегральными характеристиками. Указанные ошибки есть сумма ошибок, обусловленных как неидентичностью двух половин, детектора осколков деления, так и статистичесокой точностью.

На рисунке 15 представлены как сами массовые распределения, так и массовые зависимости основных характеристик двумерных распределений, представленных на рисунке 14. Для средних величин масс групп лёгких осколков <mL*> получены следующие значения: для 252Cf – 108,4±0,1 а. е.м.; для 248Cm – 106,8±0,2 а. е.м.; и для 244Cm – 104,6±0,4 а. е.м.. Стандартное отклонение распределения осколков по массам до испускания нейтронов s (mT*) составило величину, равную 7,0±0,1 а. е.м., 6,6±0,1 а. е.м. и 7,2±0,3 а. е.м. для 252Cf, 248Cm и 244Cm соответственно.

Полученные нами средние и стандартные отклонения массово-энергетических распределений в пределах экспериментальных ошибок хорошо согласуются с существующими данными (смотри таблицу 3). Некоторые различия, наблюдаемые между значениями нашей работы и средневзвешенными значениями s (TKE*) является показателем качества проведённых измерений массово-энергетических распределений, поскольку, всевозможные необходимые поправки приводят только к увеличению s (TKE*). Тот факт, что наши значения s (TKE*) для 252Cf и 248Cm более близки к величинам (смотри таблицу 2), полученным в экспериментах с лучшим энергетическим разрешением [108 – 110], находит своё объяснение. В данной работе угол разлёта осколков относительно нормали к плоскости катода был довольно узким, использовались тонкие мишени, и подложки, а также достаточно точно вводилась поправка на число испущенных нейтронов.

Таблица 3

	Данная работа	Средневзвешенное*
252Cf	248Cm	244Cm	252Cf	248Cm	244Cm
<mL*>	108,4±0,2	106,8±0,2	104,6±0,4	108,5±0,1	107,0±0,1	104,6±0,1
s (mL*)	7,0±0,1	6,6±0,1	7,2±0,3	7,0±0,1	6,7±0,1	6,2±0,3
<TKE*>	184,9±0,6	180,9±0,6	183,5±1,2	185,5±0,4	182,1±0,4	184,9±0,7
s (TKE*)	10,8±0,2	9,8±0,1	10,9±0,3	11,9±0,6	11,0±0,6	11,7±0,8

*Средневзвешенное значение определялось по данным из таблицы 2.

Тем не менее, в случае спонтанного деления 244Cm наоборот заметно некоторое ухудшение как массового, так и энергетического разрешений, что связанно с необходимостью введения дополнительного коллиматора осколков из непроводящего материала для частичной компенсации высокой a - активности мешени.

4.2 Распределения мгновенных нейтронов деления.

На сегодняшний день одной из наиболее точно известных характеристик распределений множественности нейтронов деления является распределение полного числа нейтронов на акт деления. Поэтому для того, чтобы иметь возможность оценить корректность восстановленных распределений как для 4p-геометрии, так и для 2´2p-геометрии, рассчитывалось распределение полного числа нейтронов на акт деления, которое определялось посредством суммирования по m1* и TKE*:

P4p(ntot) = ååP4pinit (m1*, TKE*, ntot) / ååå P4pinit (m1*, TKE*, ntot), (54)

P2x2p(n1+n2) = ååP2pinit (m1*, TKE*, n1+n2) / åååå P2pinit (m1*, TKE*, n1+n2).

Полученные таким образом распределения вместе с данными других авторов представлены в таблице 4. Видно, что все распределения близки друг к другу, а различия между ними связаны в основном с разной величиной <ntot>.

На рисунке 17 представлены распределения осколков по массам до испускания нейтронов для фиксированного полного числа нейтронов деления 252Cf, полученные в результате обработки данных 4p - геометрии, вместе с распределениями из работы [24]. Очевидно достаточно хорошее согласие между представленными данными. Стоит также отметить, что распределения из работы [24] были получены авторами путём восстановления множественности для конкретной массовой ячейки только после того, как было произведено суммирование по всем возможным TKE*, а в данной работе восстановление производилось для каждой массово-энергетической ячейки.

 

Таблица 4.

ntot

P(ntot)

252Cf

248Cm

244Cm

4p

2´2p

[102]

[90]

4p

2´2p

[102]

[104]

4p

2´2p

[102]

[105]

0

0,0023 ±0,0004

0,0019 ±0,0006

0,0022

0,0021 ±0,0002

0,0061 ±0,0006

0,0047 ±0,0009

0,0067

0,0071 ±0,001

0,0175 ±0,0024

0,0135 ±0,0030

0,0150

0,009 ±0,005

1

0,0290 ±0,0018

0,0253 ±0,0024

0,0256

0,0247 ±0,0009

0,0608 ±0,0034

0,0522 ±0,0052

0,0597

0,0671 ±0,0021

0,1121 ±0,0082

0,1108 ±0,0098

0,1162

0,109 ±0,016

2

0,1230 ±0,0044

0,1290 ±0,0056

0,1254

0,1229 ±0,0013

0,2272 ±0,0039

0,2366 ±0,0056

0,2206

0,2343 ±0,0031

0,2996 ±0,0070

0,3140 ±0,0094

0,2998

0,292 ±0,023

3

0,2719 ±0,0038

0,2761 ±0,0043

0,2743

0,2714 ±0,0011

0,3460 ±0,0043

0,3557 ±0,0060

0,3509

0,3449 ±0,0035

0,3387 ±0,0060

0,3369 ±0,0076

0,3332

0,315 ±0,027

4

0,3052 ±0,0024

0,3035 ±0,0032

0,3052

0,3076 ±0,0007

0,2476 ±0,0030

0,2433 ±0,0039

0,2544

0,2372 ±0,0034

0,1768 ±0,0064

0,1654 ±0,0088

0,1838

0,224 ±0,027

5

0,1867 ±0,0040

0,1797 ±0,0050

0,1852

0,1877 ±0,0009

0,0906 ±0,0022

0,0858 ±0,0032

0,0893

0,0868 ±0,0040

0,0473 ±0,0086

0,0479 ±0,0101

0,0430

0,030 ±0,017

6

0,0654 ±0,0024

0,0645 ±0,0032

0,0661

0,0677 ±0,0005

0,0190 ±0,0007

0,0184 ±0,0010

0,0167

0,0195 ±0,0020

0,0072 ±0,0040

0,0095 ±0,0052

0,0080

0,021 ±0,010

7

0,0139 ±0,0008

0,0155 ±0,0016

0,0141

0,0141 ±0,0002

0,0024 ±0,0002

0,0029 ±0,0007

0,0017

0,0031 ±0,0014

0,0007 ±0,0005

0,0017 ±0,0007

0,0003

0,000 ±0,003

8

0,0021 ±0,0002

0,0036 ±0,0012

0,0019

0,0017 ±0,0001

0,0002 ±0,0001

0,0005 ±0,0004

0,0074

0,0001 ±0,0002

0,0003 ±0,0002

<0,0001

0,000 ±0,000

9

0,0005 ±0,0001

0,0009 ±0,0005

<0,0001

0,0001 ±0,0000

<0,0001 ±0,0000

0,0001 ±0,0001

<0,0001

<0,0001

<0,0001

<ntot >

3,756 ±0,031

3,756 ±0,041

3,757

3,773 ±0,007

3,130 ±0,023

3,130 ±0,032

3,13

3,092 ±0,007

2,720 ±0,061

2,720 ±0,076

2,72

2,810 ±0,059

s 2(ntot)

1,623 ±0,026

1,648 ±0,044

1,59

1,58

1,336 ±0,020

1,286 ±0,033

1,29

1,37

1,272 ±0,071

1,279 ±0,087

1,26

1,30

mL*, а. е.м.

mL*, а. е.м.