ЯДРА
СПЕКТРЫ И СРЕДНИЕ ЭНЕРГИИ МГНОВЕННЫХ НЕЙТРОНОВ ДЕЛЕНИЯ ^^ ПРИ ЭНЕРГИИ ПЕРВИЧНЫХ НЕЙТРОНОВ
Еп < 20 МэВ
© 2004 г. Г. Н. Ловчикова, А. М. Труфанов, М. И. Свирин*, В. А. Виноградов, А. В. Поляков
Физико-энергетический институт, Обнинск, Россия Поступила в редакцию 02.02.2004 г.
Техникой времени пролета измерены отношения Е(Е,Еп) = N(Е, Еп)/Ма(Е) нормированных к единице спектров нейтронов N(Е,Еп), сопровождающих вынужденное деление 238и при энергии первичных нейтронов Еп = 6 и 7 МэВ, к спектру нейтронов ^(Е) спонтанного деления 252 О. Экспериментальные данные и результаты их анализа обсуждаются совместно с данными, которые были получены для 238и в предыдущих исследованиях при Еп =2.9,5.0, 13.2, 14.7, 16.0 и 17.7 МэВ.
ВВЕДЕНИЕ
В процессе эволюции делящегося ядра от равновесной конфигурации до седловой излучение нейтронов является основным каналом, конкурирующим с процессом деления. Принято считать время перехода от седловой точки до точки разрыва настолько коротким, что за него не может быть испущено сколько-нибудь значительное число частиц.
Вплоть до порога эмиссионного деления в измеренных спектрах и в средней множественности мгновенных нейтронов деления отсутствует пред-делительная составляющая. Вторичные нейтроны испускаются преимущественно из полностью ускоренных осколков деления исходного составного ядра А. Форма спектров мгновенных нейтронов деления, одинаковая под любыми углами, когда все направления разлета осколков равноправны, выглядит наиболее просто и близка к распределению Максвелла. Такой случай реализуется при делении ядер тепловыми нейтронами или при спонтанном делении ядер. Испускание постделительных нейтронов оказывает небольшое влияние на наблюдаемые характеристики процесса деления, которое можно учесть с помощью соответствующих поправок. К более серьезным следствиям ведет испускание предделительных нейтронов. Оно формирует новые возможности для деления, в игру включаются новые реакции, в которых делятся ядра с меньшей массой и меньшей энергией возбуждения. Это создает серьезные трудности для изучения энергетической зависимости характеристик процесса деления.
E-mail: svirin@ippe.obninsk.ru
При эмиссионном делении форма спектров мгновенных нейтронов из-за вклада предделитель-ных нейтронов существенным образом отличается от формы постделительной компоненты. Спектр нейтронов из полностью ускоренных осколков служит как бы стандартом формы, на фоне которого наблюдаются эффекты, связанные с эмиссией предделительных нейтронов. Сравнение экспериментальных отношений Я(Е, Еп) = = N(Е,Еп(Е) нормированных к единице спектров нейтронов исследуемых нуклидов при вынужденном делении N(Е,Еп) для Еп = 2.9 и 14.7 МэВ к спектру нейтронов ^¡(Е) спонтанного деления 252С! [1—3] отчетливо демонстрирует различие форм измеренных распределений для ядер-мишеней 232ТИ, 235>238и, 237Ыр до и значительно выше порога эмиссионного деления. Расчетные кривые, полученные в модели двух источников, удовлетворительно воспроизводят форму наблюдаемых распределений для Еп = = 14.7 МэВ в широкой области энергий вторичных нейтронов Е > 2 МэВ. Однако в "мягкой" части спектра Е < 2 МэВ расчетные кривые проходят заметно ниже экспериментальных значений [1, 2, 4]. Аномально высокий выход мягких нейтронов также был обнаружен в распределениях К(Е, Еп), измеренных при других энергиях: на ядрах 238 и — при Еп = 13.2 [5], 16.0, 17.7 МэВ [6, 7] и на ядрах 232ТЬ - при 14.6, 17.7 МэВ [8].
Расхождение результатов расчетов с экспериментальными данными при Еп > 13 МэВ можно попытаться устранить, если предположить, что при высоких энергиях возбуждения исходного составного ядра вступает в игру третий источник нейтро-
нов с мягким энергетическим спектром. В работах [7—9] в качестве третьего источника рассматривалась система сформировавшихся осколков до их разделения — неускоренные осколки. Предполагалось, что такая двуядерная система находится в статистическом равновесии по всем степеням свободы и ее времени жизни достаточно для эмиссии нейтронов, если это энергетически возможно. С учетом трех источников нейтронов удается описать экспериментальный ход распределений R(E, En) для En > 13 МэВ во всем измеренном диапазоне энергий мгновенных нейтронов, включая и аномальный участок E < 2 МэВ.
Совокупность накопленных данных по спектрам нейтронов деления в области эмиссионного деления не позволяет получить ответ на вопрос, при каких энергиях первичных нейтронов En традиционная модель двух источников адекватна результатам эксперимента. Можно сформулировать вопрос и по-другому: выше какой энергии En в игру вступает третий источник нейтронов? Для ответа необходимо иметь экспериментальную информацию по спектрам мгновенных нейтронов деления 238 U начиная от порога эмиссионного деления En = 6 МэВ до En = 13 МэВ. В настоящей работе в дополнение к ранее полученным данным проведены измерения и анализ энергетических распределений R(E, En) на пороге эмиссионного деления En = 6 МэВ и в начале второго плато в сечении деления при En = 7 МэВ. Выполнена оценка средней множественности и средней энергии мгновенных нейтронов деления в модели двух и трех источников нейтронов.
1. ЭКСПЕРИМЕНТ
Измерения спектров нейтронов деления ядер 238 U были проведены методом времени пролета на спектрометре быстрых нейтронов, созданном на базе электростатического перезарядного ускорителя ЭГП-10М в ФЭИ, в диапазоне энергий Е = = 0.14—15 МэВ. Наиболее важными узлами спектрометра являются: источник быстрых нейтронов на базе газовой тритиевой мишени с использованием реакции Т(р, п)3Не; детектор нейтронов; детектор осколков деления — многослойная проточная ионизационная камера деления; система монитори-рования первичных нейтронов и электронная аппаратура.
Главной целью при выборе источника нейтронов было достижение достаточно большой величины нейтронного потока при хорошем энергетическом разрешении и малой величине фона от конструкционных материалов. Этим требованиям удовлетворяет, в качестве источника моноэнергетических
нейтронов, газовая тритиевая мишень [10], бомбардируемая протонами ускорителя ЭГП-10М. Камера мишени, установленная на ионопроводе ускорителя, представляет собой заполненный газообразным тритием стальной тонкостенный цилиндр диаметром 10 мм, длиной 40 мм с толщиной стенок 0.2 мм. Два окошка, между которыми циркулирует охлаждающий поток гелия, отделяют тритий от вакуумной системы ускорителя протонов. Окошки сделаны из прокатанных фольг 58№ толщиной 10 мкм, которые герметично уплотнены кольцевыми индиевыми прокладками. Геометрические размеры пучка протонов, падающего на мишень, ограничиваются ламелями, имеющими проходное отверстие диаметром 6 мм и расположенными на расстоянии 10 см перед мишенью. Внутренние поверхности мишени, охлаждающей ячейки, а также обращенная к пучку протонов сторона ламелей выложены слоем изотопа 58№ (с обогащением 96%) толщиной 0.1—0.3 мм. Это сделано для уменьшения выхода фоновых нейтронов из реакции (р, п) на конструкционных материалах мишени, так как порог реакции 58№(р, п) достаточно высок и равен 9.5 МэВ. В работе [11] авторами проведено подробное сравнение параметров твердой и газовой тритиевых мишеней как источника нейтронов. Показано, что вклад немоноэнергетических нейтронов в случае использования газовой тритиевой мишени не превышает 1% при энергиях протонов Ер < 9 МэВ, в то время как применение твердых тритиевых мишеней для получения моноэнергетических нейтронов с энергиями больше 5 МэВ вообще затруднено.
Для определения необходимой энергии нейтронов, вылетающих под углом 0° к падающему пучку протонов (в этом направлении энергия и выход нейтронов максимальны), нужно знать энергию бомбардирующих протонов. В данной работе для получения энергии нейтронов Еп = 6 и 7 МэВ использовалась энергия ускоренных протонов Ер = = 7.7 и 8.5 МэВ соответственно.
Нейтронный детектор состоял из кристалла па-ратерфенила диаметром 5 см, толщиной 5 см и фотоумножителя отечественного производства ФЭУ-143 ("Крен"). Анодный сигнал ФЭУ служил для формирования временной отметки "старт" и идентификации по форме импульса с целью подавления 7-квантов.
Сцинтиллятор из паратерфенила обладает большей эффективностью регистрации нейтронов, чем кристалл стильбена. Это позволило создать детектор нейтронов с более низким энергетическим порогом регистрации нейтронов ^100 кэВ и абсолютной эффективностью ^50%, что является принципиально важным моментом при детальном изучении низкоэнергетической части нейтронных
спектров Е < 2 МэВ, представляющей наибольший интерес для выяснения механизма нейтронной эмиссии при вынужденном делении. Впервые такой детектор был создан и применен в работе [12].
Наш детектор имел следующие характеристики: временное разрешение ^2.5 нс, энергетический порог регистрации нейтронов ^80 кэВ, коэффициент подавления 7-квантов ~10. Детектор помещался в специальную массивную комбинированную защиту, представляющую собой бак, заполненный смесью гидрида лития с парафином. Впереди бака располагалась стальная усеченная пирамида длиной 70 см. Для подавления фона от 7-квантов детектор был окружен со всех сторон свинцом толщиной 10 см; торец кристалла закрывался свинцом толщиной 0.5 см. Создание эффективной защиты нейтронного детектора обеспечило значительное снижение фона от 7-квантов и рассеянных нейтронов от стен и пола экспериментального зала.
Детектор осколков деления уже неоднократно описывался, см. работы [1,2], поэтому здесь дадим только очень краткую его характеристику. Детектором осколков деления служила многослойная проточная ионизационная камера со слоями делящегося вещества 238 и, общий вес которого составлял 5.61 г. Камера разделена на четыре секции для уменьшения электрической емкости. Каждая секция соединена со специально разработанным малогабаритным широкополосным предусилителем. Одна из секций содержит слои с исследуемым веществом, по толщине которого равномерно распределен изотоп 252 С!. Это позволяет определять эффективность нейтронного детектора и проводить измерения исследуемых спектров нейтронов деления относительно спектра спонтанного д
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.