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

νtot = 7

m*, а. е.м.

б)

Рисунок 3. Сравнение массовых распределений осколков деления 252Cf до испускания мгновенных нейтронов, полученных в 4p ‑ геометрии (непрерывная линия с открытыми кружками) и 2´2p ‑ геометрии (непрерывная линия с закрашенными кружками) для случая, когда в процессе деления испустилось а) ноль нейтронов (νtot = 0) и б) семь нейтронов (νtot = 7), соответственно. Указанные ошибки есть сумма ошибок процедуры восстановления и ошибок, обусловленных неидентичностью двух половин, как детектора осколков деления, так и нейтронного счётчика.

νL / νH = 2 / 0

Данная работа TUD+HMI (1993) Alkhazov et al. (1988)

m*, а. е.м.

а)

νL / νH = 3 / 0

m*, а. е.м.

Данная работа TUD+HMI (1993) Alkhazov et al. (1988)

б)

Рисунок 4. Сравнение массовых распределений осколков деления 252Cf до испускания мгновенных нейтронов, полученных разными экспериментальными группами [1, 5] для случая, когда в процессе деления испустилось а) из лёгкого осколка – два, а из тяжёлого – ноль нейтронов (νL / νH = 2 / 0) и б) из лёгкого осколка – три, а из тяжёлого – ноль нейтронов (νL / νH = 3 / 0), соответственно. Результаты данной работы получены в 2´2p ‑ геометрии. Указанные ошибки есть сумма ошибок процедуры восстановления и ошибок, обусловленных неидентичностью двух половин, как детектора осколков деления, так и нейтронного счётчика.

Пятая глава посвящена анализу результатов обработки экспериментальных данных диссертационной работы.

В разделах 5.1 — 5.2 исследованы зависимости пяти первых моментов распределений множественности нейтронов, испущенных дополнительными осколками, от массы и кинетической энергии осколков.

Установлено что зависимость cov(nL, nH)(TKE*) носит универсальный характер для всех трёх исследованных ядер. При этом вид зависимости совпадает с зависимостью локального зарядового чётно–нечётного эффекта от TKE*, полученной в работе [6]. С увеличением массового отношения осколков деления значение cov(nL, nH)(m*) остается отрицательным и увеличивается по абсолютной величине.

Данное обстоятельство является, скорее всего, экспериментальным доказательством того, что было установлено раннее теоретически в рамках модели жидкой капли [7]. А именно, абсолютная величина коэффициента корреляции между энергиями деформации осколков деления пропорциональна величине внутренней энергии возбуждения делящегося ядра, а знак определяется характером колебаний делящегося ядра (симметричные или ассиметричные).

Раздел 5.3 посвящен рассмотрению событий деления при фиксированном полном числе испущенных нейтронов νtot. Особое внимание уделено событиям деления без эмиссии нейтронов. На рисунке 5 представлены массовые распределения, сформированные из таких событий.

m*, а. е.м.

252Cf 248Cm

νtot = 0

m*, а. е.м.

252Cf 248Cm

νtot = 0

Рисунок 5. Сравнение массовых распределений осколков деления 252Cf и 244, 248Cm до испускания мгновенных нейтронов для случая, когда в процессе деления испустилось ноль нейтронов (νtot = 0). Указанные ошибки есть сумма ошибок процедуры восстановления и ошибок, обусловленных неидентичностью двух половин, как детектора осколков деления, так и нейтронного счётчика.

В представленных массовых распределениях осколков “холодного компактного” деления для трёх исследуемых изотопов заметен повышенный выход в областях масс, соответствующих положению нейтронных оболочек N = 64÷68 (β » 0,55), N = 82÷84 (β » 0,1) и N = 86÷90 (β » 0,65) [8]. При этом средняя полная энергия возбуждения осколков составляет величину порядка 10 МэВ. Если принять во внимание что энергия деформации основного состояния около 3 ÷ 5 МэВ [9], то можно сделать вывод об определяющей роли нейтронных оболочек в формировании осколков по массам, а также оценить среднюю внутреннюю энергию возбуждения осколков (не менее 5 ÷7 МэВ).

В разделе 5.4 рассматриваются события деления, для которых осколки деления характеризуются наибольшей энергией возбуждения (в качестве примера взяты события для которых νtot = 6). В данном случае с ростом асимметрии деформации в массовых распределениях осколков начинает сильнее проявляться тонкая структура с периодом около 5 а. е.м.. Подобный эффект наблюдался ранее [1] только для 252Cf и, по мнению авторов, свидетельствовал о существовании сильнодеформированных “холодных” конфигураций делящейся системы в “точке разрыва”.

В разделе 5.5 рассмотрены зависимости основных членов энергетического баланса от массы осколка деления и от полного числа испущенных нейтронов νtot (полной энергии возбуждения).

Оказалось, что определённая из экспериментальных данных средняя энергия, необходимая на испускание одного нейтрона Sn, не зависит от числа испущенных нейтронов и составляет величину 6,9 ± 0,6 МэВ, 6,6 ± 0,6 МэВ и 7,1 ± 1,2 МэВ для делящихся ядер 252Cf, 248Cm и 244Cm, соответственно. Такое поведение Sn(νtot), вероятнее всего, связано как со слабым изменением зарядовой плотности, так и с незначительным уменьшением средней кинетической энергии нейтрона <h n> (порядка 0,07 ± 0,03 МэВ/нейтрон) с увеличением энергии возбуждения делящегося ядра.

Также было установлено что для исследованных ядер 252Cf, 248Cm и 244Cm средняя полная энергия g ‑ квантов < E gtot > из осколков деления составляет величину 7,2 ± 0,6 МэВ, 6,4 ± 0,6 МэВ и 6,9 ± 1,2 МэВ, соответственно. При этом < E gtot > слабо зависит от массы осколка, увеличиваясь только в около симметричной области, и уменьшается в среднем на 0,27 ± 0,05 МэВ, 0,35 ± 0,05 МэВ и 0,26 ± 0,07 МэВ с увеличением числа испущенных нейтронов νtot на единицу.

В разделе 5.6 приведён расчёт параметров распределения энергии возбуждения дополнительных осколков деления (среднее и дисперсия) с использованием данных диссертационной работы (смотри таблицу 3).

Таблица 3. Основные характеристики энергии возбуждения осколков деления

m*	<E1*>	<E2*>	σ2(E1*)	σ2(E2*)	TKE*	Qexp	Qtabfit
252Cf
96	13,8 ± 0,5	19,4 ± 0,5	49 ± 6	57 ± 7	174 ± 2	207 ± 2	207
100	14,0	17,7	52	51	178	210	211
104	15,5	15,8	52	45	182	213	213
108	18,2	14,1	50	38	185	218	217
112	22,7	12,1	48	32	188	223	222
116	24,6	10,8	56	39	191	227	228
120	25,1	8,2	68	58	194	227	232
123	24,3	9,6	69	87	192	226	233
125	20,7	16,4	102	112	187	224	233
248Cm
96	11,9	14,7	44	54	171	197	197
100	12,9	11,9	46	54	176	200	200
104	14,1	11,4	44	48	179	204	204
108	17,2	10,2	44	41	182	209	209
112	20,4	8,5	50	36	185	214	215
116	19,6	6,5	58	25	190	216	219
118	19,4	5,3	60	21	190	215	220
120	21,1	4,7	72	27	188	214	219
123	19,0	13,2	92	97	177	210	218
244Cm
96	12,8 ± 1	13,4 ± 2	44	47	176 ± 4	202 ± 5	200
100	13,5	12,0	46	40	181	206	205
104	15,3	10,5	49	28	184	210	210
108	16,4	9,6	49	36	187	213	215
112	17,8	8,2	49	34	188	214	218
116	18,5	7,2	61	38	187	213	219
118	17,5	8,5	71	51	186	212	217
119	16,6	9,7	83	80	184	211	219
121	15,1	12,3	112	121	182	210	216

Qtabfit – максимальное значение энергии реакции Q [10], сглаженное, для того чтобы избавится от массового чётно-нечётного эффекта.

В заключении кратко сформулированы основные результаты данной диссертационной работы и выделены результаты, полученные впервые.

1. С использованием единой методики впервые выполнены сравнительные измерения множественности нейтронов, испущенных осколками спонтанного деления 244Сm, 248Сm и 252Cf с известными массами и кинетическими энергиями.

2. Из измеренных распределений восстановлены истинные двумерные распределения множественности нейтронов деления. В результате для фиксированных пар чисел испущенных нейтронов были получены распределения осколков по массам и кинетическим энергиям при спонтанном делении 244, 248Сm и 252Cf.

3. В результате анализа восстановленных распределений множественности нейтронов обнаружена антикорреляция между числом нейтронов, испущенных парными осколками, для всех исследованных ядер, которая, по-видимому, связана с преобладанием ассиметричных флуктуаций деформации осколков в “точке разрыва” и характеризует внутреннюю энергию возбуждения делящегося ядра.

4. В массовых распределениях осколков “холодного компактного” деления (ntot = 0) для трёх исследуемых изотопов обнаружен повышенный выход в областях масс, соответствующих нейтронным оболочкам N = 64÷68 (β » 0,55), N = 82÷84 (β » 0,1) и N = 86÷90 (β » 0,65). При этом средняя полная энергия возбуждения осколков составляет величину порядка 10 МэВ при энергии деформации основного состояния около 3 ÷ 5 МэВ. Исходя из этого, сделан вывод об определяющей роли нейтронных оболочек в формировании осколков по массам при средней внутренней энергии возбуждения (для случаев ntot = 0) не менее 5 ÷ 7 МэВ.

5. В массовых распределениях сильнодеформированных осколков деления (νtot ³ 6) для 252Cf и впервые для 248Cm и 244Cm обнаружена тонкая структура с периодом около 5 а. е.м, проявление которой усиливается с ростом асимметрии деформации осколков (nH /nL ³ 3) и, вероятно, является свидетельством существования сильнодеформированных “холодных” конфигураций делящейся системы в “точке разрыва”.

6. Анализ восстановленных распределений множественности нейтронов обнаружил антикорреляцию между числом испущенных нейтронов νtot и полной энергией уносимой g ‑ квантами деления < E gtot >. С увеличением числа испущенных нейтронов νtot на единицу < E gtot > уменьшается в среднем на 0,27 ± 0,05 МэВ, 0,35 ± 0,05 МэВ и 0,26 ± 0,07 МэВ для 252Cf, 248Cm и 244Cm, соответственно. Обнаруженная антикорреляция, по-видимому, является проявлением n ‑ g ‑ конкуренции, обусловленной наличием у осколков углового момента <J> » 6÷8 ħ.

Список цитируемой литературы

1. Alkhazov I. D., Kuznetsov A. V., Shpakov V. I., “Formation of Fragment Mass Distributions in Spontaneous Fission of 252Cf”. Preprint RI-225 of the V. G. Khlopin Radium Institute, Moscow – Atominform (1991).

2. Marten H., “Cold Scission Configurations and Odd-Even Effects in Nuclear Fission” // In Proceedings of the “Seminar on Fission Pont D’Oye II”, Castle of Pont d’ Oye, Habay-la-Neuve, Belgium, 23‑25 October, 1991, ed. Wagemans C., p.15

3. Alkhazov I. D., Kuznetsov A. V., Kovalenko S. S., Petrov B. F., Shpakov V. I, “EVA” Facility for Correlation Investigation of Spontaneous Fission”. Preprint RI-226 of the V. G. Khlopin Radium Institute, Moscow – Atominform (1991).

4. Holden N. E. and Zuker M. S., “Prompt Neutron Multiplicities for the Transplutonium Nuclides” // In Proceedings of International Conference "Nuclear Data for Basic and Applied Science", Santa Fe, New Mexico, 13 - 17 May, 1985, ed. Young P. G. et al., p.1631-1

5. Düring Ingo, “Ungewöhnliche Moden der Spontanspaltung von 252Cf”. Dissertation, Technischen Universität Dresden, 1993.

6. Kaufmann J., Mollenkopf W., Gonnenwein F., Geltenbort P., Oed A., “Cold Deformed Fission in 232U(n, f) and 239Pu(n, f)”. Z. Phys. A341, 319‑

7. Nix J. R., Swiatecki W. J., “Studies in the Liquid – Drop Theory of Nuclear Fission”. Nucl. Phys. 71, 1

8. Wilkins B. D., Steinberg E. P., Chasman R. R., “Scission-Point Model of Nuclear Fission Based on Deformed-Shell Effects”. Phys. Rev. C14, 1832-1

9. Floresky A., Sandulescu A., Coiaca C., and Greiner W., “Mass and Charge Yield Calculations for Cold Fragmentation of Actinide Nuclei”. Journal of Physics G19, 669-

10. Audi G., Wapstra A. H., “The 1995 Update to the Atomic Mass Evaluation”. Nucl. Phys. A595, 409-