2
Содержание
ВВЕДЕНИЕ.......................................................7
Глава I. СПЕКТРЫ МГНОВЕННЫХ НЕЙТРОНОВ ДЕЛЕНИЯ...............13
1.1. Механизм испускания нейтронов деления ...........13
1.1.1. Статистическая теория и основные соотношения 13 .
1.1.2. Особенности угловых распределений и "разделительные" нейтроны ................................... 20
1.1.3. Возможные отклонения спектров нейтронов деления от расчетных по модели испарения 22
1.2. Экспериментальные данные об интегральных спек-I ■
трах мгновенных нейтронов деления ............... 23
1.2.1. Краткий исторический обзор измерений спектров ...................................................23
1.2.2. Форма и средние энергии спектров .............. 25
1.2.3. Зависимости £...................................29
1.3. Выводы по главе I ................................31
Глава 2.- МЕТОД ИЗМЕРЕНИЙ И СПЕКТРОМЕТР НЕЙТРОНОВ 33
2.1. Особенности и выбор метода измерений ............ 33
2.2. Детекторы нейтронов ............................. 34
2.2.1. Выбор детекторов .............................. 34
2.2.2. Газовый сцинтилляционно-ионизационный детектор нейтронов с радиатором из ^ О (ГСДИК) 36
2.2.3. Ионизационные камеры деления с радиаторами
из 235 и (ИК) ..................................38
2.2.4. Сцинтилляционные детекторы нейтронов............40
2.3. Быстродействующие детекторы осколков деления..49
2.3.1. Выбор детекторов ...............................49
з
2.3.2. Газовые сцинтилляционные детекторы осколков деления (ГСД) и мишени........................................ 49
2.3.3, Миниатюрные ионизационные камеры деления (МИК). 52
2.4. Стабильность характеристик детекторов ................ 54
2.5. Электронная аппаратура................................ 56
2.5.1. Блок-схема спектрометра............................. 56
2.5.2. Формирователи, время-амплитудный конвертор (ВАК)
и предусилитель МИК................................. 58
2.6. Геометрия опыта и фоновые условия .................... 61
2.7. Характеристики спектрометра .......................... 63
2.7.1. Калибровка, линейность, стабильность и определение нулевой отметки времени .............................. 63
2.7.2. Временное разрешение спектрометра .................. 70
2.8. Выводы по главе 2................................... 73
Глава 3. ОБРАБОТКА И РЕЗУЛЬТАТЫ ИЗМЕРЕНИЙ......................... 74
3.1. Основные расчетные соотношения ....................... 74
3.2. Процедура измерений.................................. 74
3.2.1. Некоторые вопросы методологии измерений ............ 74
3.2.2. Процедурные вопросы измерений ...................... 78
3.3. Определение пролетных расстояний, телесных углов, числа делений, временной ширины канала, времени пролета и формы временного разрешения ...................... 80
3.4. Определение числа зарегистрированных нейтронов .. 82
3.4.1. Случайные совпадения, рецикличные нейтроны и
фон нейтронов, рассеянных в помещении .............. 82
3.4.2. Фон запаздывающих у -квантов деления................ 96
3.4.3. Поправка на мертвое время спектрометра.............. 96
3.5. Аппаратурные энергетические спектры................... 97
4
3.5.1. Поправки на фон нейтронов, рассеянных на деталях детекторов.................................... 97
3.5.2. Анизотропия регистрации осколков деления и изотропность поля нейтронов............................ 98
3.6. Расчет абсолютных эффективностей регистрации нейтронов и учет фона нейтронов, рассеянных на ФЭУ. 101
3.6.1. Особенности аналитического метода расчета эффективности .................................................. 101
3.6.2. Основные расчетные формулы ......................... 102
3.6.3. Фон нейтронов, рассеянных на ФЭУ ................... 103
3.6.4. Вклад в эффективность нейтронов и ^ -квантов
из реакций 12С(п,п')и 12 С'(п,н'Л')................ 104
3.6.5. Определение счетных энергетических порогов ... Ю5
3.6.6. Проверки расчетов эффективности..................... Ю7
3.6.7. Эффективность регистрации нейтронов ГСДИК и Ж по
3.7. Поправки на временное разрешение ..................... III
3.8. Список парциальных ошибок измерений ................... Ц2
3.9. Результаты измерений и их обсуждение .................. П7
3.9.1. Отношения аппаратурных энергетических спектров Ц7
3.9.2. Спектр мгновенных нейтронов спонтанного деления 252 £/ 123
3.9.3. Спектр мгновенных нейтронов вынужденного деления 23 ^ Ри, тепловыми нейтронами..... 127
3.9.4. Спектр мгновенных нейтронов вынужденного деле-
ния 2 и тепловыми нейтронами............. 129
3.9.5. Спектр мгновенных нейтронов вынужденного деления 233 и тепловыми нейтронами..... 130
3.9.6. Обсуждение результатов ............................. 131
5
ЗЛО, Выводы по главе 3...................................... 136
Глава 4. УСРЕДНЕНИЕ ЛИТЕРАТУРНЫХ ДАННЫХ О СПЕКТРАХ МГНОВЕННЫХ НЕЙТРОНОВ ДЕЛЕНИЯ И СРАВНЕНИЕ С РЕЗУЛЬТАТАМИ ИЗМЕРЕНИЙ.......................................................... 138
4.1. Состояние работ по оценкам спектров, список парциальных ошибок и поиск корреляций ......................... 138
4.2. Метод нормировки и анализа данных..................... 140
4.3. Усредненные данные о спектрах......................... 142
4.3.1. Усредненные данные о спектре мгновенных нейтронов спонтанного деления 142
4.3.2. Усредненные данные о спектре мгновенных нейтронов деления и сведения о спектре мгновенных нейтронов деления 233^«г 149
4.3.3. Усредненные данные о спектре мгновенных нейтронов деления ^9Ри,+1ЬТ ................................... Х52
4.4. Сравнение результатов измерений и усреднений .. 152
4.5. Дополнительные обоснования результатов измерений ........................................................ 156
4.5.1. Результаты измерений и средние сечения деления ........................................................ 156
4.5.2. Результаты измерений и средние сечения пороговых реакций............................................... 158
4.5.3. Влияние формы спектра на некоторые характеристики быстрых плутониевых и урановой сборок 161
4.6. Групповые константы спектров ....................... 162
4.7. Выводы по главе 4............................. 164
ВЫВОДЫ....................................................... 165
ЛИТЕРАТУРА................................................... 171
Приложение П—I Приложение П-2
7
ВВЕДЕНИЕ
В ближайшие годы на развитие атомной энергетики будут затрачены огромные средства [" 1-4 . В связи с этим вопросы повы-
шения экономической эффективности этой отрасли народного хозяйства приобретают чрезвычайно важное значение. Из многих факторов, влияющих на эффективность, большую роль играет неопределенность ядерных констант [*5 - 8^] . Эти неопределенности осложняют расчет и обоснование проектных характеристик реакторов, вынуждают создавать дорогостоящие критические сборки, а также приводят к непредвиденным отрицательным просчетам, которые нельзя оперативно устранить.
За последние 20 лет достигнуты крупные успехи в получении точных констант [^9 - 15^[ . Значительное число исследований было посвящено изучению механизма испускания нейтронов, поскольку их образование играет решающую роль в осуществлении цепной реакции деления. В настоящее время механизм на 80-90% объясняется испарением нейтронов из полностью ускоренных осколков [16-20^ . Наши знания о механизме испускания остальных 10-20% нейтронов, названных "разделительными", весьма ограничены [_ 22 - 30^] .
Диссертация посвящена исследованию интегральных (усредненных по всем массам, кинетическим энергиям и углам вылета оскол-ков) спектров мгновенных нейтронов деления (с.М.Н.Д.) и ,
235 и' 239р^ тепловыми ( пг) нейтронами и спонтанного деления
252^
в широком интервале энергий 0.01 - 10 МэВ, в котором находится 99,9% всех нейтронов. Выбор нуклидов был обусловлен тремя основными причинами: практической направленностью исследований, поскольку эти нуклиды широко применяются в атомной промышленности, задачами ядерной технологии и применением их для решения проблем в других отраслях промышленности, научной
8
необходимостью расширения представлений о механизмах испускания нейтронов и разработки новых методов расчета их спектров. Дейст-вительно, нуклид ° (J является основным компонентом ядерного топлива и поэтому необходимо знать все характеристики его деления, в том числе и с.м.н.д.. Очень важно изучить и процесс деления 239Ра , поскольку этот нуклид является основным компонентом ядерного топлива в энергетических реакторах на быстрых нейтронах большой мощности, которые будут основой ядерной энергетики будущего. Известно, что при обосновании проектных характеристик действующих реакторов на быстрых нейтронах (таких, как БН-350, БН-600) неточность ядерных констант обходилась непосредственным моделированием этих реакторов на критических сборках и, кроме этого, созданием в конструкторских решениях значительного "запаса” для их компенсации. Моделирование реакторов-размножителей большей мощности уже сопряжено со значительными практическими трудностями. Следовательно, надежность соответствующих проектных расчетов будет существенно зависеть от надежности данных о ядерных константах, в том числе и о с.м.н.д. 239 Pa+tby.
Это означает, что роль экспериментов, ведущих к дальнейшему снижению расчетной неопределенности реакторно-физических параметров, остается попрежнему велика.
ООО | .
Применению нуклида сейчас уделяется большое внима-
ние в связи с перспективой использования его в реакторах с Тк-циклом воспроизводства топлива. Возможно, его роль как компонента ядерного топлива еще не исследована полностью.
Нуклид 252Cf является очень удобным, компактным источником
с
нейтронов с высоким удельным ИХ ВЫХОДОМ-' 2,3 • 10° нейтронов/с МКГ.
рср /
С.м.н.д. предполагается использовать в качестве междуна-
родного эталона [*31 - 39~] .
9
С.м.н.д. перечисленных нуклидов необходимы и для решения следующих задач ядерной технологии:
. для создания нейтронных эталонов в метрологии источников, физике деления, дозиметрии, активационном анализе, медицине, геологии и в других прикладных областях;
• для калибровок активационных детекторов и детекторов осколков деления при исследовании нейтронных полей активных зон реакторов, облучательных устройств топливных и материало-ведческих испытаний;
. для проверок на критических сборках новых оцененных констант и методов расчета реакторов. В этих задачах,по-видимому, точное знание спектров еще более необходимо, чем в задачах определения их прямого влияния на характеристики реакторов;
. для определения средних сечений деления и пороговых реакций, а также сечений реакций типа (А£,2И).
При решении задач в научном плане известно, что теория имеет ряд способов описания с.м.н.д. нуклидов, для которых существуют экспериментальные данные. Но теория весьма неточно предсказывает каким будет спектр в лабораторной системе координат (ЛСК) при делении конкретного нуклида. Поэтому очень важно получить данные о с.м.н.д. 252£/ , 233//+А^ , 235^т , 23<ЭРа+&т с точностью, достаточной для отработки методов расчета спектров.
В настоящее время состояние дел в исследовании интегральных с.м.н.д. можно охарактеризовать так:
. накоплен значительный экспериментальный материал о спектрах в интервале энергий Е = I - 8 МэВ. Считается, что с.м.н.д. описываются распределениями типа Максвелла во всем диапазоне энергий нейтронов деления £10,11^ ;
. в областях Е^1 МэВ и Е>6 МэВепектры изучены недостаточно
10
или данные о них отсутствуют [40 - 48 ] ;
. оценки данных о спектрах не выполняются в нужном объеме. Например, оценка с.м.н.д. 233/У+/гт, проведенная в 1964 году £49 ] , практически не пересмотрена. В обзорных работах [40, 50 - 56] считалось необходимым определить средние энергии спектров. Предполагалось, что форма спектров тогда наиболее хорошо опишется распределением типа Максвелла. В 1975 -1977 годах Граццл и Эйзенхауэр оценили с.м.н.д. 23^/+/гт и С^ [38 , 57] . В СССР оценки выполнены в работах [48,
58, 59] ;
. рекомендации о с.м.н.д. и 239Ри +ПГ9 представ-
ленные в библиотеках ядерных данных, в основном, по результатам интегральных экспериментов БНАБ [ 49] , КВДАК и Е № Др/В [37] , имеют большие различия, приводящие к неопределенности в расчетной величине эффективного коэффициента размножения нейтронов 0,7 -1% [37 ]. Эта неопределенность тем труднее компенсируется изменениями числа пакетов и средствами регулирования, чем мощнее реактор [ 60 ].
Новизна работы обусловлена:
. решением проблемы измерений с.м.н.д. 233(У+/1Т, ЩЬЛт * 239Ри+ Пт, в широком интервале 0,01-10 МэВ методом
времени пролета путем применения сцинтиляционных детекторов (сц. детекторы) с низким порогом регистрации нейтронов~20 КэВ и использования впервые в случае 233/У, 233(У, 239Ри беспорого-вых детекторов нейтронов на основе 233 и;
. результатами измерений, впервые полученными методом времени пролета в интервале 0,01 - 0,5 МэВ и уточненными с 20 до 3$ в интервале 0,5 - 1,5 МэВ в случае 233//+^г, 23^£/+/гг,
239Ри +ЛТ;
. выяснением основных закономерностей отклонений спектров от
распределений типа Максвелла, впервые показанных в совокупности для важных в практическом отношении нуклидов 233^ 235и ^ 239ри .
. результатами усреднений данных о спектрах, полученных дифференциальными методами (метод времени пролета, метод
о
протонов отдачи, °Не - спектрометр и т.д.) начиная с 1952 года и впервые проанализированных в случае Ри +Пт1 . дополнительным обоснованием данных о спектрах путем сравнения расчетных и экспериментальных средних сечений деления . получением новых групповых констант спектров.
Работа выполнялась по программе измерений ядерно-физических констант в Научно-исследовательском институте атомных реакторов имени В.И.Ленина на пучке тепловых нейтронов реактора СМ-2. На первых этапах с 1970 по 1973 год решались методические задачи. Основная часть экспериментальных исследований выполнена в 1973-83 годах.
Диссертация состоит из четырех глав.
В 1-ой главе представлен обзор литературных данных о спектрах. Рассмотрены современные представления о механизмах испускания нейтронов. Проанализирована наименее отраженная в аналогичных обзорах информация по зависимостям средних энергий спектров от среднего числа нейтронов, испускаемых в акте деления ^ , от энергии возбуждения ядра Е*, от параметра делимости 2 /А, где 2 и А - заряд ядра и атомный вес нуклида.
Во 2-ой главе дано описание спектрометра нейтронов деления по времени пролета в наносекувдном диапазоне.
В 3-й главе описаны обработка и результаты измерений. Значительное внимание уделено последовательному введению поправок в экспериментальные данные.
В 4-й главе представлены усредненные данные о спектрах по
12
опубликованным работам и их сравнение с результатами. Особое внимание уделено представлению спектров в веде, удобном для проведения практических расчетов реакторов.
В каждой главе и в заключении по всей работе делаются выводы.
Автор защищает: принципы построения и характеристики спектрометра; результаты измерений с.м.н.д. Щилг, 235^*т, 239Ри+Пт и в широком интервале энергий 0,01-10 МэВ; анализ резуль-
татов; усредненные данные о спектрах; дополнительные обоснования надежности и точности результатов; групповые константы спектров.
Методические вопросы диссертации, касающиеся детекторов нейтронов, осколков деления и электронной аппаратуры, изложены в работах £ 61-65] . Методика измерений описана в работах [*66-68]| . Основные результаты опубликованы в работах [48 , 58 , 59 , 69-75[[.
13
Глава I. СПЕКТРЫ МГНОВЕННЫХ НЕЙТРОНОВ ДЕЛЕНИЯ.
В главе представлен обзор работ по интегральным спектрам мгновенных нейтронов деления и способам их теоретического описания. Проанализированы средние энергии спектров, а также их зависимости от ^ , Е*, 2^/А. Дан обзор работ о "разделительных” нейтронах.
1.1. Механизм испускания нейтронов деления.
1.1.1. Статистическая теория и основные соотношения.
Деление атомного ядра - процесс, характеризующийся многими степенями свободы. Поэтому для описания этого процесса наиболее применимы статистические аспекты теории. Если взять теорию ядер-ных реакций, исходящую из гипотезы "составного" ядра Н.Бора[7б] , и для его описания использовать теорию ферми-газа £77^} , из ко-
торой в конечном итоге следует метод оболочечной поправки £ 78 3 , то такая статистическая теория объясняет по сравнению с другими наибольшее число фактов, относящихся к делению ядер.
В расчетах спектров нейтронов деления используется статистическая теория. Френкель Я.И. £ 77*] , а затем Вайскопф £ 79]] в 1937 году на основании статистической теории предложили модель испарения нейтронов из "составного" ядра. По Вайскопфу спектр нейтронов, испущенных ядром с энергией возбуждения Е*, имеет вид:
№'г;ЧГ1£)н/(Е-й«-г)1 ш
где £ - кинетическая энергия испущенного нейтрона в системе центра масс (СЦМ); С?его энергия связи в "составном" ядре';
&с (Е* ,£ ) - сечение поглощения нейтрона с энергией £ ядром с энергией возбуждения Е) - плотность энергетических уровней в конечном ядре.
14
В действительности спектр нейтронов, испущенных из ядра -осколка вторыми, не будет описываться распределением ( I ), так как после излучения первого нейтрона возникает распределение ядер по энергиям возбуждения. Следовательно, для определения суммарного спектра каскадно испущенных нейтронов в СЦМ необходимо проинтегрировать распределение ( I ) по распределениям энергий возбуждения. Далее, суммарный спектр в СЦМ необходимо перевести в ЛСК, интегрируя его по распределениям осколков по кинетическим энергиям. Влияние на спектр нейтронов в СЦМ дисперсии начальной энергии возбуждения осколков деления, множественности испускания нейтронов из осколков, практически неизученных статистических свойств нейтронноизбыточных ядер - осколков с разными массами и зарядами, а также влияние дисперсии кинетических энергий осколков на спектры нейтронов в ЛСК делают расчеты интегральных спектров довольно трудным делом. Все расчеты спектров выполнены в тех или иных приближениях. Обычно выражение для плотности уровней ядра берется в рамках теории ферми-газа [ 80-82 ] . В упрощенном виде:
РСЕ*)^ С&Хр (2)
где С - константа; а - параметр плотности уровней.
Подстановка выражения (2) в соотношение (I) приводит его к виду:
<£(£*£)£ ехр(-£/Т)> (3)
где Т - температура ядра после излучения нейтрона, определяемая соотношением:
т = [( Е*(4)
Что касается Є"(Е^,£), то в работе [~83^ даны аргументы в пользу слабой зависимости от Е?* и £.
Недавно на основе испарительной теории Вайскопфа Мадленд и Никс получили простое аналитическое описание с.м.н.д. в ЛСК [84^]. В СЦМ спектр брался в виде (3). Средняя энергия возбуждения двух
15
осколков деления расчитывалась по равенству:
Е* = Е&ел + 0.^+ Е^- Екин ^ (5)
где 5дел - средняя энергия, реализуемая в делении;
Е^- энергия нейтрона в ЛСК, вызывающего деление;
Екин - средняя суммарная кинетическая энергия двух осколков Усреднение Едел проводилось для простоты вычислений лишь для семи масс и зарядов осколков. Величины 5дел, и Екин., используемые в расчетах, приведены в табл. 1.1.
Таблица 1.1.
Параметры, используемые в расчетах
Виц 5 деления\ Средний легкий осколок !Оредний !тяжелый !осколок Едел, МэВ 1 ! О*, , МэВ Т_ 1 !Екин, МэВ
233и+пт 95 5г 139Хе 188,971 6,844 172,1
235£/+яг 96^ 140Хе 186,98 6,546 171,8
239Ри+Яг 140Хе 198,154 6,534 177,1
252 С/ 108Мо 144Ва 219,408 - 185,9
При учете множественности испускания нейтронов распределение энергий возбуждения можно перевести в распределение осколков по температурам. Мадлецц и Ник взяли весьма приближен-
ное распределение в виде:
Р(Т) = { 2Т^ » Т - Тт /дч
I О Т > Тт , (6)
где Тт = (^/а)Т/2. Это линейное распределение температуры не
соответствует гауссовскому распределению начальной энергии возбуждения осколков. Предполагая, что $с (Е*,в) =СОПл£, спектр нейтронов в СЦМ запишется в виде:
Ф(8)^ГшРСг)<£г=(££/т„г)Е1(£/Тт), (?)
где Е^ (х) =/ с(М, - экспоненциальный интеграл.
X
16
Переход к ЛСК в предположении, что нейтроны испускаются изотропно из осколков, движущихся со средней кинетической энергией на один нуклон £>, осуществляется по формуле:
П.(Е, £*) = * (Ф(£)І^)І£ «)
Из выражения (8) получаем: ^ __
іі± -(ЛР- ЛЩ^/Тпх = + ^~Щ) 2/ Тт
У(Л,Х)~ / IIе1'7Ыр(-и.)с£&
Средняя кинетическая энергия осколка на один нуклон вычисляется по формуле: , _
^ ~ ( Ат/А*о) (Еким/Д) (Ю)
~(/Ат)(Ецмн/А) }
где А - массовое число делящегося нуклида;
Ат, Ад - массовые числа тяжелого и легкого осколков соответственно.
Далее предполагалось, что суммарный спектр нейтронов деления из обоих осколков в ЛСК можно записать в виде:
П(В) ={; ГП'(Е,Е/')+Ь(е, В/)] (12)
Средняя энергия спектра равна:
Ё = 7Г [ Е±] + 3" Тт (13)
Параметр плотности уровней принимался равным СС= А/П. Мадленд и Никс рассчитывали спектры и в предположении, что £ )=
= ск 4. Константы с( и ^ определялись по оптической модели. Расчеты спектров по модели Мадленда и Никса приведены в главе 3.
В рамках теории Вайскопфа были выполнены и более ранние работы [ 50 ■ 853 , в которых пренебрегалось множественностью испускания нейтронов и считалось, что в СЦМ спектр имеет форму(З),
17
а £(Е*. £ ) = &(£) ~ & ~1/г• Тогда в СЦМ:
?(£)*£,/2'гхр(-£/Тэ<Р'Р)> (14)
где Тэфф - эффективная температура ядра.
В предположении об испускании нейтронов только одним тяжелым осколком было получено в ЛСК: ^
^Е)^/(ТГТ^
I г Э<Р<у
Средняя энергия спектра равна:
Ё = Т эфф (16)
Обычно распределение (15) записывается в виде:
^(Е)^А£е.хр(-Й^Е)б1(А^)^ (I?)
где А|, А2, Ад - константы.
Поскольку перечисленные предположения противоречат экспериментальным и теоретическим данным, то в распределении (15) значения параметров и Тэфф не соответствуют их значениям из прямых измерений.
В работе [86 J , основываясь на результатах Савельева А.Е. [21] и предполагая, что спектр в СЦМ имеет формулу (14), было учтено излучение нейтронов и из легких осколков. В ЛСК спектр
0'А]ыр[-£
(18)
—- — ^ ■у"
В распределении (18) величины/£, определяются
из опытных данных, а величины Тэффл,т- из полуэмпирических соотношений работы [8?3 :
^ (Я*, Тэфф)^<хТ2 - | Т; Тэфф =Ц Т, где ^ + ))т ; Т - первоначальная температура ядра - осколка.
Однако, как указывалось Савельевым А.Е. ^21 при таком обилии параметров всегда возможно подобрать их так, чтобы наступило согласие расчетного и экспериментального спектров.
18
Впервые при расчете каскадного спектра нейтронов в СЦМ распределение энергии возбуждения в виде гауссовского распределения учел Смиренкин Г.Н. [ 88 ]. Им показано, что суммарный спектр в СЦМ приблизительно имеет форму (14). Затем Ле-Кутер и Лэнг Г 89] получили: _ . L
Ф(£) -- {Е*<ехр[-е/(ФЯп$1Г(Ш.Т$г (и,
где Г(Щ') " гамма-функция.
Если принять 5/II ~ ^ , то в ОДМ спектр имеет форму (14). Распределение (14) в расчетах [50, QbJ получено лишь по счастливой случайности.
В работах Террелла £20, 90] также предполагалось, что спектр в СЦМ имеет форму (3). Распределения осколков по энергиям возбуждения, принимавшиеся в виде гауссовских, находились после испускания первого, второго и т.д. нейтрона простым сдвигом их в сторону уменьшения величины Е* на среднюю энергию, уносимую нейтроном из осколка. Спектр в ЛСК хорошо аппроксимировался распределением типа Максвелла:
П,м(Е)-^гХ),/гЕ'/г-&*р(-Е/т"), «0)
где Тм - параметр "жесткости" спектра.
Средняя энергия спектра равна:
1=| Тм (21)
Приближение Террелла применимо при энергиях возбуждения больше двух энергий связи нейтрона. Кроме этого, Ахмедов Г.М. и Ста-винский B.C. [ 91~]указали, что сложение спектров из осколков с разными Е* в работе [ 20]не является корректным.
Однако распределение (20) получило чрезвычайно широкое применение в практике.
Недавно в работе ^9l] при усреднении каскадного спектра в СЦМ по распределениям Е* и нормировке его в конечном интервале энергий получен эффект накопления медленных нейтронов с
19
Е< Тэфф. В жесткой части спектр имел форму (14). По мнению автороЕ в распределении р(Е)^Е е^У.р(~&/Т^ср) коэффициент К ^ 0,5.
Наиболее последовательно и полно проблема адекватного описания каскадов в СЦМ решается с помощью статистической теории "составного" адра, развитой Хаузером и Фетбахом [*92 ]. Эта теория используется в работах [ 21, 93, 94 ^ . В работе Г94] получено хорошее согласие расчетного спектра с экспериментальным в СЦМ для осколка с А = 108, ^ =42. В работе £ 93^ учтено распределение Е* и спинов для 40 осколков деления . Расчетный спектр
в ЛСК совпал с распределением (20) с Тм = 1,25 МэВ. Но сейчас
рцр /
известно, что с.м.н.д. Су описывается при Тм = 1,42 МэВ [ 573 .По-видимому, сложности вычислительного характера и ограниченные сведения об энергетических уровнях осколков делают расчеты пока не очень точными. К сожалению, в работах [[93, 94^} процедура вычислений описана в таком виде, что невозможно повторить расчеты независимо от авторов.
Итак, обзор теоретических работ показывает, что с.м.н.д. можно описывать распределениями (17), (18), (20). Представляет интерес вопрос , насколько различаются эти распределения. Расчеты выполнялись для с.м.н.д. 235(А/7Т. Распределение (17) имело параметры [55 [] : А|= 1929; А^= 0,8848; Ад= 0,8897.
В распределении (20) принималось Тм = 1,323 МэВ. Для распределения (18) параметры брались из работы [ 86 [] :
Ух = Д. = 1,204; еД 1,046 МэВ; Д= 0,486 МэВ; Тэффл =0>906 МэВ; Тэффт = 0,697 МэВ. Оказалось, что различия между распределениями
в области 0,01-6 МэВ меньше 4% и при Е = 10 МэВ достигают 25%.
При Е = 10 МэВ выход нейтронов падает более чем на два порядка,
и это различие обычно находится в пределах точности измерений.
Поэтому анализ спектров в диссертации выполняется, в основном,
20
с помощью распределения (20).
1.1.2. Особенности угловых распределений и "разделительные" нейтроны.
Угловые и энергетические распределения нейтронов деления чувствительны к их механизму испускания. Установлено, что угловое распределение нейтронов в ЛСК имеет сильную анизотропию в направлении разлета осколков [ 19 } . Спектры, в основном, согласуются с моделью испарения нейтронов из полностью ускоренных осколков [ 19 } .
Однако уже в ранних работах [19, 95 - 99] были отмечены небольшие отклонения от этой модели, проявляющиеся в повышенном выходе нейтронов под углом 90° к оси разлета парных осколков и в отличии формы их спектров от предсказаний модели испарения. Для объяснения этих отклонений предположено существование нейтронов е изотропным угловым распределением в ЛСК, вылетающих из шейки делящегося ядра или из осколков на ранних стадиях их ускорения. Такие нейтроны названы "разделительными". В настоящее время в работах [ 22 - 26^] сделаны оценки формы спектров "разделительных" нейтронов и их выходов Уразд., а также получены некоторые сведения о связях выхода У разд. с отношениями масс осколков и с суммарной кинетической энергией Екин. Результаты для с.м.н.д. представлены в табл. 1.2.
Из табл. 1.2. вццен большой разброс данных как по величине У разд., так и по средним энергиям спектров "разделительных” нейтронов.
В работах [23, 24} спектр "разделительных" нейтронов согласуется с распределением:
П(Е )■* (£/тР%2.)£Ур{-Е/Тр*м.)1 (22)
где Тразд. = 0,98 - 1,2 МэВ.
Перечислим основные теоретические исследования по неиспа-
рительным механизмом.
Таблица 1.2. Характеристики "разделительных" нейтронов
Работа J 1 J/разд./^ ; % І Еразд.; 1 МэВ Зависимости У разд. =^?(А,Екин
[19] 10 2,6 -
[23] 20-25 2,4 У разд. =/(Екин.) - почти константа
[100] s'6 - !;з — —
[100] 10,5 + 2,6 - -
[24] 20 1,65 У разд. уменьшается с ростом Екин. и разд. =/(А; - почти константа
[26 ] 20 + 12 — ]) разд. увеличивается с ростом Екин. V разд. =Л А) имеет максимум при А=133
[100] 13,2 +3,1 2,0+0,2 —
Ставинским B.C. [27^J было показано, что в осколке при втягивании шейки может возникать ударная акустическая волна и с ней должен быть связан выброс нейтронов под малыми углами к направлению втягивания отростка.
Фаулером [ 28 ^ рассчитано, что из-за неадиабатического изменения ядерного потенциала при разрыве ядра на два осколка возможен выброс нейтронов в количестве 1,5 нейтрона на акт деления 252Cf со средней энергией ~ 2 МэВ.
На основе этой идеи Фаулера в работе [iOIJ получено расчетное число "разделительных" нейтронов в количестве 0,5 нейтрона на акт деления.
Пик-Пичаком Г.А. [29] показано, что во время ускорения оскол-
- Київ+380960830922