СОДЕРЖАНИЕ
Содержание...................................................... 2
Введение........................................................ 5
Глава 1. Теоретическое описание эмиссии запаздывающих нейтронов........................................................ 27
Глава 2. Экспериментальный метод................................. 44
2.1. Метод измерения характеристик запаздывающих нейтронов при делении тяжелых ядер моноэнергетически ми нейтронами 44
2.2. Установка для изучения энергетической зависимости полного выхода запаздывающих нейтронов............................... 47
2.3. Источник моноэнергетических нейтронов..................... 49
2.4. Делящиеся образцы........................................ 51
2.5. Система транспортировки делящегося образца................ 53
2.6. 4л-детектор нейтронов..................................... 55
2.7. Мониторы нейтронного потока............................... 63
2.7.1. Камеры деления....................................... 64
2.7.2. Метод определения абсолютной скорости реакции деления в образце...................................... 67
2.7.3. Моделирование спектра источника нейтронов............ 72
2.7.4. Конфигурация измерительной части системы сбора и накопления экспериментальных данных.................... 78
Глава 3. Обработка данных....................................... 84
3.1. Первичная обработка экспериментальных данных............. 84
3.2. Анализ кривых спада интенсивности запаздывающих нейтронов.................................................... 84
3.3. Анализ погрешности эксперимента.......................... 86
3.4. Обработка экспериментальных данных по энергетической зависимости полных выходов запаздывающих нейтронов........... 89
3.5. Метод определения кумулятивных выходов продуктов деления...................................................... 94
з
Глава 4. Результаты и их обсуждение............................... 99
4.1. Результаты по энергетической зависимости групповых параметров запаздывающих нейтронов............................ 99
4.1.1. Энергетическая зависимость относительных выходов запаздывающих нейтронов и периодов полураспада их
предшественников при делении ~ и моноэнсргстическими нейтронами.............................................................. 99
4.1.2. Энергетическая зависимость, относительных выходов запаздывающих нейтронов и периодов полураспада, их
предшественников при делении 236и моноэнсргетически.ми нейтронами............................................................. 102
4.1.3. • Энергетическая зависимость относительных выходов запаздывающих ней фонов- и периодов полураспада их
предшественников при делении 238и моноэнергетическими нейтронами............................................................. 104
4.1.4. Энергетическая зависимость относительных выходов запаздывающих нейтронов и периодов полураспада их
239т^
предшественников при делении Ри моноэнергетическими нейтронами............................................................. 107
4.1.5. Сравнительный анализ групповых параметров ЗН
в терминах реактивности ;.................................. 1‘ 10
4.2. Результаты определения энергетической зависимости полного выхода запаздывающих нейтронов............................... 114
4.2.1. Энергетическая зависимость полного выхода
запаздывающих нейтронов при делении и
моноэнергетическими нейтронами............................. 116
4.2.2. Энергетическая зависимость полного выхода
запаздывающих нейтронов при делении 236и
моноэнергетическими нейтронами............................. 119
4.2.3. Энергетическая зависимость полного выхода
запаздывающих нейтронов при делении 238и
моноэнергетическими нейтронами............................. 121
4.2.4. Энергетическая зависимость полного выхода
239
запаздывающих нейтронов при делении Ри
моноэнергетическими нейтронами.............................. 124
4.3. Результаты по энергетической зависимости кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов............. 127
4.3.1. Энергетическая зависимость кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов при делении
Зи моноэнергетическими нейтронами......................... 127
4.З.2.. Энергетическая зависимость кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов при делении 236и моноэнергетическими нейтронами........................ 132
4
4.3.3. Энергетическая зависимость кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов при делении
2 8и моноэнергетическими нейтронами..................... 135
4.3.4. Энергетическая зависимость кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов при делении 239Ри моноэнергетическими нейтронами.......... 139
4.4. Применение экспериментально полученных кумулятивных выходов для проверки модельных представлений о распределении заряда при делении тяжелых ядер нейтронами.................. 144
4.4.1. Метод для определения наиболее вероятного заряда осколков деления................................... 145
4.4.2. Входные данные для получения кумулятивных выходов предшественников запаздывающих нейтронов................ 147
4.4.3. Результаты определения энергетической зависимости наиболее вероятного заряда при делении 235и и 239Ри нейтронами.............................................. 148
Заключение.................................................... 172
Список использованных источников ............................. 181
Приложение I................................................. 193
Приложение II................................................. 197
Приложение III................................................ 200
Приложение IV................................................. 202
Приложение V.................................................. 204
Введение
Явление эмиссии запаздывающих нейтронов (ЗН) было впервые обнаружено Робертсом, Майером и Вангом [1] в 1939 году вскоре после открытия деления ядра. Менее чем через месяц Ферми |2] предположил, что ЗН могут испускаться из осколков деления после того, как испытают одно или больше /2-распадов. Это предположение было подтверждено теорией деления Бора и Уиллера [3] и Френкеля [4]. Роль ЗЫ в управлении цепной ядерной реакцией была впервые отмечена Я.Б. Зельдовичем и Ю.Б. Харитоном [5] в работе, посвященной прогнозам перспективы использования ядерной энергии, опубликованной в 1940 г. - более чем за два года до того, как была получена первая самоноддерживающаяся цепная реакция, а через год Ферми [2] независимо указал на важность ЗН для контроля цепной реакции.
Энергетическое рассмотрение явления эмиссии ЗН показало, что в-качестве возможных предшественников ЗН могут рассматриваться 272 продукта деления ядер [6]. Экспериментальные исследования, проведенные к настоящему времени, позволили получить информацию о вероятности эмиссии ЗН для 98' предшественников [7]. В практических приложениях зарекомендовало себя шести-групповое представление таких характеристик ЗН как относительные выходы, периоды полураспада их предшественников' и энергетические спектры. Шести-групповое представление характеристик ЗН было впервые введено на ранних этапах исследований Кипиным [8] и, как теперь понятно, представляет собой усредненную картину процесса эмиссии ЗН при делении тяжелых ядер нейтронами. Экспериментальная информация в 6-групповом представлении до последнего времени являлась эффективным инструментом исследования временных характеристик ЗН, а также широко использовалась на практике. Недостатком 6-ти групповой модели является то, что в этой модели между относительными выходами и периодами отдельных групп ЗН существует сильная корреляционная зависимость [9]. Это приводит к трудностям при интерпретации экспериментальных данных и выработке
6
оцененных наборов групповых параметров на основе сравнительного анализа данных, получаемых в различных экспериментах. В последнее десятилетие, благодаря усилиям, прежде всего подгруппы по запаздывающим нейтронам Ввб, ЫЕА/ОЕСО [10], была рекомендована 8-групповая модель представления характеристик ЗН. Основным отличием такой модели является фиксирование периодов полураспада отдельных групп ЗН для всех нуклидов. С точки зрения физики реакторов, это приводит к существенному упрощению расчета динамической модели комплексных систем, содержащих несколько делящихся нуклидов, при сохранении шкалы реактивности [11]. На Рис. 1 представлено распределение вкладов отдельных ядер-предшественников в полный выход ЗН при делении 235и тепловыми нейтронами в зависимости от их периодов
полураспада ^(^,) = Р'т 'СУ, где У‘[Л- вклад /-го предшественника в полный
выход ЗН; Тт9 СУ - период полураспада, вероятность эмиссии ЗН и кумулятивный выход ЗН для /-го предшественника.
10*
10'
£ 10° со
I 10*
5
со
КГ*
10"3
10'1 10° т 10* и>2
Т,*с
Рис. 1 Распределение вкладов отдельных ядер-предшественников в полный выход ЗН при делении 235и тепловыми нейтронами.
л/д\\ч\Ч^
* а * а • в в ® в% ® <^9 ® ®в ^ а 9 9 9 9
% 9 9 в 9> 9 9 9 9 9
9 в « -
9 ’
9 9 -
• . * . ; . ?. . ..4. .1 з : 2 . . .[ , • 111. 1 - 111 _1_1_. ] 1 - .111.1 .
7
Приведены данные о вкладах для 75 предшественников ЗН, дающих суммарно >98% полного выхода ЗН. На Рис.1 также показаны две модели представления ядер-предшественников: в представлении 6-ти и 8-ми групп.
С момента открытия явления эмиссии ЗН были проведены многочисленные исследования таких характеристик ЗН, как полный выход ЗН, относительные выходы отдельных групп ЗН и периоды полураспада их ядер-прсдшественников, энергетические спектры в зависимости от нуклонного состава и энергии возбуждения делящегося компаунд-ядра [12], а также созданы систематики [13, 14, 15]. Развитие радиохимических методов экспресс-анализа продуктов деления позволило идентифицировать и изучить вероятности эмиссии ЗН, периоды полураспада и энергетические спеюры для широкого набора индивидуальных ядер-предшественников ЗН [7, 16].
Благодаря этим исследованиям в настоящее время основной механизм эмиссии ЗН в процессе деления ядер достаточно хорошо определен. Образовавшиеся в результате деления ядра осколки снимают возбуждение, в основном' за счет испускания нейтронов и /-квантов. Находясь в основном состоянии, эти осколки все еще перегружены нейтронами и, следовательно, претерпевают /?-распад, который может заселить возбужденные состояния, лежащие выше энергии связи нейтрона в дочернем ядре. Ядро в дальнейшем может снять свое возбуждение путем мгновенного испускания нейтрона. Таким образом, появление нейтрона задерживается, а время этой задержки определяется периодом полураспада ядра-предшеетвенника. Подобный процесс наиболее вероятен для нуклидов, имеющих несколько нейтронов над заполненной нейтронной оболочкой, так как в этом случае нуклид имеет аномально низкое значение энергии связи нейтрона с ядром.
8
Обзор основных экспериментов и использованных в них методов измерения выходов запаздывающих нейтронов
Большие неопределенности в данных по запаздывающим нейтронам могут привести к нежелательному консерватизму при разработке и эксплуатации систем управления ядерных реакторов и энергетических установок.
В конце 80-х начале 90-х годов.вновь появился интерес к получению данных с более высокой точностью после того, как были замечены расхождения между экспериментальными и расчетными, данными, полученными в рамках микроскопического подхода методом суммирования, а также результатами, интегральных измерений на реакторах и критических сборках. Входными данными для метода суммирования являются вероятности
эмиссии запаздывающих нейтронов и кумулятивные выходы отдельных предшественников запаздывающих нейтронов CY. Величины и CY измерены экспериментально для ограниченного набора продуктов, деления и,, лишь при двух-трех значениях энергии первичных нейтронов: тепловые нейтроны, быстрые и 14 МэВ. В свою очередь, параметры (^, CY) большинства продуктов деления рассчитываются в рамках имеющихся модельных представлений. Для повышения точности расчетов методом суммирования, и, тем самым, обеспечения лучшего согласия с измеренными экспериментальными значениями необходимо расширить диапазон предшественников запаздывающих нейтронов, имеющих экспериментально подтвержденные значения CY). К настоящему времени имеющиеся данные по кумулятивным выходам ЗН представлены экспериментальной работой A.I1. Гудкова и др. [17], а также данными из библиотек оцененных ядерных данных ENDF/B-VII [18], JEFF-3.1 [19], JENDL-3.3 [20]. В качестве иллюстрации существующего состояния в данных по кумулятивным выходам из библиотек, можно привести два характерных примера: кумулятивный выход ядра-
\
9
предшественника 89Вг (вклад в полный выход ЗН —12%) в библиотеке ЕЖ)Е/В-VII равен 1.94%, в библиотеке ЛгКР-ЗЛ - 1.64%, в библиотеке 1ЕЫОЬ-3.3 — 1.70%, в расчетной работе Вола [16] - 1.78%. Отличие между библиотеками ДИТ-ЗЛ и ЕЫОР/В-УИ составляет 15.5 %; кумулятивный выход ,371 (вклад в полный выход ЗН -14%) в библиотеке ЕРГОР/В-УН — 5.12%, в библиотеке ШГ’Т-
3.1 - 5.57%, в библиотеке ЗЕЫБЬ-З.З - 5.31%, в работе Вола [16] - 5.13%, а отличие между библиотеками 1ЕРР-3.1 и ЕРШР/В-УН составляет 8.1%.
В работе А.Н. Гудкова и др. [17] были выполнены измерения кумулятивных выходов 8-ми предшественников запаздывающих ней фонов при делении 229'1Ъ, 233’235>236>238и} 237мр> 240'242ри,2,1 Ат и 249СЛ нейтронами различных энергий. Измерения проводились на исследовательском реакторе Московского инженерно-физического института (в области тепловых нейтронов), и- на быстром реакторе в Физико-энергетическом институте, г. Обнинск (нейтроны спектра деления), а также на нейтронном генераторе Ленинградского института ядерной физики (нейтроны с энергией' 14.7 МэВ). Метод определения кумулятивных выходов состоял в следующем: в циклическом режиме накапливалась информация о кривых спада интенсивности ЗН, полученные временные распределения относительных выходов по группам анализировались в рамках 9-группового приближения. В каждой из 8-ми
87г>
первых групп находилось по одному предполагаемому предшественнику: Вг,
ш1, 88Вг, |381, 93КЬ, 89Вг, 94ЛЬ и 1391. В 9-ю группу попали еще 5 осколков, имеющие периоды полураспада в диапазоне 1.5 - 2.0 с: 90Вг, 85Ая, 143Ся, 1358Ь,
АО
У. Вклады предшественников ЗН 1-8 группы в полный выход ЗН составляли
„ттст ппап 229т-п 233.235.236.238тт 237Чг 240-242г>„ 241 А „ 249^0 оо г\со/
для ядер 1п, и, Ир, ги, Ат и Сл от 88 до 95%.
Для широкого ряда делящихся изотопов полные выходы ЗН измерялись с момента открытия ЗН Робертсом [1] в 1939 г. Интерес специалистов в области расчета реакторов распространятся, главным образом, на выходы запаздывающих нейтронов, образующихся при делении под действием нейтронов с энергиями в интервале от тепловых до —10 МэВ.
10
В работе Уилсона [21], выполненной в 1947 году, использовались образцы 239Ри и 235и, размещавшиеся в парафиновом блоке, содержащем внутри ВБ3 счетчики нейтронов- В качестве источника нейтронов был выбран циклотрон. Время облучения составляло 5 минут. Вслед за этим следовали 5 минут, в течение которых измерялось количество запаздывающих нейтронов из образцов. Определение относительных скоростей реакций было выполнено с помощью камер деления. Проводилась оценка влияния и, содержащегося в образце Ь5и, на результаты измерений. Выход запаздывающих нейтронов для изотопа 239Ри был получен по отношению к 2 ,5и. К сожалению, в этой работе не была опубликована погрешность измерений, поэтому полученные данные не использовались при выработке рекомендованных, оцененных или каких-либо иных данных.
Также в 1947 году группой ДеГоффмана была выполнена не менее интересная работа [22]. Образцы 235и и 239Ри, упакованные в кадмий практически полностью, с единственной открытой областью, известной площади, облучались в графитовой тепловой колонне, а затем перемещались в детектор нейтронов, представляющий собой камеру деления со слоем 2,5и, окруженную парафином. Первоначально было опубликовано в качестве итоговой величины - отношение доли запаздывающих нейтронов в 239Ри к доле запаздывающих нейтронов в 23ьи. В дальнейшем его домножили на отношение средних чисел вторичных нейтронов При делении (1'**п./*ис/) для того, чтобы получить отношение абсолютных выходов, и ввели поправку на потерянные запаздывающие нейтроны, испускавшиеся за те 2 секунды, за которые образцы перемещались с позиции облучения в детектор нейтронов. Была учтена погрешность в измерениях относительных скоростей реакций, однако погрешности на саморазмножение не учитывались. Полученные в работе [22] результаты очень сильно расходились практически со всеми другими работами, выполненными как до 1947 года, так и после, в связи с чем, они не используются в дачьнейших оценках.
*
11
Работа Брансона 1955-го года [23] открывает серию, и которой в каждом эксперименте- измерялись аналогичные характеристики одновременно для нескольких ядер. В этом случае облучаемые образцы 232Th, 233U, 235U, 238U, и 239Pu размещались во внутреннем бланкете Экспериментального Размножающего Реактора (EBR-I), а также в его графитовом отражателе. Размещение делящихся исследуемых образцов в бланкете обеспечивало спектр нейтронов, аналогичный спектру быстрого размножающего реактора. В’то же самое время, позиция в 1рафитовом отражателе обеспечивала возможность проведения исследований на тепловом спектре. На основе констант распада, полученных в работе Хыогза [24], были определены выходы для четырех долгоживущих групп относительно выходов запаздывающих нейтронов при делении U нейтронами, быстрого*, спектра. Запаздывающие нейтроны регистрировались BF3 - счетчиком, помещенным в графитовый блок. Никаких поправок на энергетическую зависимость не вводилось. Для определения.' относительных скоростейреакций использовались камеры деления.
Следующая работа, из этой, серии - 1957 год, Розе и Смит [25]. Исследуемые образцы 232Th, 233(J, 235U, 238U, и 239Pu облучались, в. бланкете из. природного урана реактора ZEPHYR, размещавшегося вплотную к активной зоне реактора. Групповые выходы, для пяти самых долгоживущих групп определялись относительно 235U. Запаздывающие нейтроны регистрировались. BF3 - счетчиком, помещенным в восковый цилиндр. При определении выходов групп была учтена энергетическая зависимость детектора нейтронов на основе спектров, измеренных в работе Бачелора и Хидера [26]. Для определения относительных скоростей реакций использовались камеры деления. Кроме того, в этой работе были измерены абсолютные выходы запаздывающих нейтронов. Для этого детектор нейтронов и камеры деления калибровались известными источниками нейтронов.
Одним из лучших экспериментов- своего времени в области запаздывающих нейтронов стала работа Кипина, выполненная в 1957 году [8]. Образцы 232Th, 233U, »U, 238U, 239Рп и 240Ри облучались нейтронами на
критической сборке GODIVA (Лос-Аламосская Национальная лаборатория, США). Сборка из металлического “ “U без отражателя была идеальным источником для этой цели. Кроме того, 233U, 235U и 239Ри также облучались в полиэтиленовом кубе, размещавшемся- возле критической сборки. Таким образом, в центре сборки образцы облучались нейтронами спектра деления, а в полиэтилене - тепловыми нейтронами. Абсолютные полные и групповые выходы запаздывающих нейтронов были определены с помощью модифицированного длинного счетчика, откалиброванного стандартными источниками нейтронов. Данные, полученные в работе Кипина [8], до настоящего времени широко используются в расчетах реакторов и энергетических установок.
Одним из первых в нашей стране измерения характеристик запаздывающих нейтронов начал проводить Б.П. Максютенко в 1959 году [27]. Измерения проводились в г. Обнинске в Физико-Энергетическом Институте Fia
747 iis 74R
каскадном генераторе. Образцы “Th, "U и U облучались ней фонами из реакций D(d,n) и Т(р,п). Опубликованные в работе данные являются относительными (по отношению к делению U на тепловых нейтронах). Скорость реакции деления определялась с помощью камеры деления, расположенной перед исследуемыми образцами во время облучения.
В 1969 г. Мастерс и др. [28] провели измерения полного выхода ЗН при делении 232Th, 233U, 235U, 238U и 239Ри нейтронами из реакций D(d, nf Не и T(d, я)4Не. Отличительной особенностью этой работы является то, что исследуемые образцы были размещены непосредственно у мишени ускорителя и окружены с двух сторон камерами делений, выполненными в виде сэндвича и предназначенных для измерения потоков первичных нейтронов. Эффективность камер деления составляла ~ 100%. В качестве источника первичных заряженных частиц использовался ускоритель, работающий в циклическом режиме. Количество запаздывающих нейтронов измерялось с помощью «длинного» счетчика, работавшего асинхронно с ускорителем.
13
Энергии первичных нейтронов в данном эксперименте составляли 3.1 и 14.9 МэВ. Введены поправки на изотопную чистоту образцов.
В этом же году в работе Нотеа [29] были получены характеристики запаздывающих нейтронов при делении 233и, 235и и 239Ри тепловыми нейтронами. Запаздывающие нейтроны первых пяти групп измерялись с помощью детектора нейтронов с «плоской» функцией отклика. Акты деления фиксировались по известным уликам продуктов деления с помощью Ое(1л)-спектрометра.
В работе Кокса [30] образцы ТЬ, и и и облучались нейтронами различных энергий - от 0.9 до 2.43 МэВ - из реакции Ы(р, п). Запаздывающие нейтроны первых пяти временных групп измерялись с помощью кольцевого детектора нейтронов, состоящего из ВР3 счетчиков, распределенных в минеральном масле и окруженных водой для защиты. Каждый из образцов служил в качестве источника делений в камере деления для определения скорости реакции. Результаты- были нормированы на. данные для 233и при делении быстрыми нейтронами, полученные в работе Кипина [8]. Позднее была выполнена, коррекция результатов работы с целью учета короткоживущих предшественников.
Конант и Пальмедо [31] облучали образцы 233и, 235и и 239Ри в пучках тепловых нейтронов до наступления насыщения активности эмиттеров запаздывающих нейтронов. Из отношения скоростей счета нейтронов до и после прерывания пучка определялась доля запаздывающих нейтронов. Детектором нейтронов служил длинный 3Не-счетчик, у которого эффективность регистрации запаздывающих и «быстрых» нейтронов различалась не более, чем на 3%. Абсолютные полные выходы запаздывающих нейтронов были определены путем умножения полученных фракционных выходов на среднее число мгновенных нейтронов V. Опубликованные первоначально неопределенности данных были в последствии увеличены для того, чтобы учесть неопределенности в определении эффективности детектора с помощью нейтронных источников с широким спектром.
14
Также в 1970 г. обширную программу измерений выполнили Крик и Эванс [32]. Образцы 233U, 235U, 238U, 239Pu и 212Pu облучались нейтронами из реакций 7Li(р, п) и D(d., п) в широком диапазоне энергий и с небольшим шагом по энергии. Источник нейтронов модулировался и запаздывающие нейтроны, испускаемые между импульсами первичных нейтронов, фиксировались в ’’детектирующей панели”, состоящей из 3Не-счетчиков распределенных в полиэтилене. Детектор работал в режиме антисовпадений с источником нейтронов. Количество актов деления определялось с помощью счетчиков числа делений, окружавших образцы во время облучения.
В 1974 Кокс провел дополнительную серию измерений с образцами 235U, 2j8U и 239Ри, облучавшимися нейтронами из реакции 7Li(р, п) различных энергий* [33]. Источник нейтронов работал в импульсном режиме и синхронизировался с помощью компьютера с детектором нейтронов. Детектирующий блок в данной работе состоял из 21-го ВРз-счстчика нейтронов. Эффективность блока была определена с помощью стандартного 11а(Ве)-источника нейтронов, откалиброванного с высокой точностью. Количество делений определялось 271-счетчиками делений с использованием смесей изотопов, аналогичных составам в исследуемых образцах.
В работе Бесанта [34] образцы 235U, 238U и 239Pu облучались в медном отражателе быстрого пульсирующего реактора VIPER (реакторный центр Лондонского университета, Великобритания). В реакторе генерировались импульсы нейтронов полной шириной 400 рс на половине максимальной мощности. Спектр нейтронов был аналогичен спектру быстрого размножающего реактора. После облучения, образцы транспортировались в детектор нейтронов менее чем за 30 мс. Детектор нейтронов состоял из двух независимых счетчиков: сцинтиллятор на основе сульфида 6Li-Zn и стеклянный сцинтиллятор с добавлением |0В. Запаздывающие нейтроны, испускавшиеся после транспортировки образцов в детектор, термализовались в полиэтиленовом цилиндре, окружавшем место положения исследуемого образца. Сцинтилляторы размещались вплотную к полиэтилену, но были
15
защищены от прямого у-излучения свинцом. Детектор имел хорошую энергетическую и координатную чувствительность, небольшое мертвое время и относительно высокую эффективность регистрации. Количество делений в каждом образце определялось путем измерения активности |40Га, образующегося в тонких пленках во время облучения. Для этого измеряли количество у-лучей с энергией 1596 кэВ из 140Ьа с помощью Ое(Ы) детектора: Выход у-лучей коррелировал с количеством делений при использовании калиброванных камер деления для каждого нуклида. В эксперименте предусматривались измерения с образцами различных размеров и разными условиями облучения. Результаты объединялись и обрабатывались с помощью сложной процедуры на основе МИК. Для проверки полученных данных был использован альтернативный аналитический метод.
Данные для- 236и были представлены к настоящему времени одной экспериментальной работой А.Н. Гудкова и др. [35] и тремя оценками: Брэди и* Ингланда [6], ЕНОР/В-УИ- [18], а также работой Татла [36].
В работе Татла [36] были оценены-полные выходы ЗН для трех ранее не измерявшихся нуклидов - и, и и Ри - с помощью эмпирических данных о корреляции полного выхода ЗН с атомной массой и зарядом делящегося нуклида, впервые приведенных в работе Москати и Голдемберга [37]. Татл усовершенствовал предложенное уравнение и получил следующее выражение, связывающее полный выход ЗН с характеристиками нуклида:
у„=ехр[С + Я-(4-3 2)] (4;/2), где С = 14.638, В = 0.1832, 4- массовое число составного ядра, 2 - заряд. Неопределенность в определении полного выхода ЗН по предложенной формуле составила ±11.3% [36].
В работе А.Н. Гудкова и др. [35] образцы делящихся материалов ьзи, 23би, 237ЫР, 240Ри и ^41Ри облучались быстрыми нейтронами, имеющими спектр, аналогичный спектру нейтронов деления. Эксперимент был проведен на быстром реакторе БР-1 ГНЦ РФ-ФЭИ (г. Обнинск). Образцы размещались в центре акгивной зоны реактора, где поток нейтронов составлял 109 см’2-с'1.
ч
16
После облучения образцы перемешались с помощью пневматической системы транспортировки в радиометр нейтронов, находящийся, в 10 м от реактора. Радиометр нейтронов был сконструирован на основе счетчиков нейтронов СИМ-11, размещенных в бакс с замедлителем (техническая вода). Защита состояла из блоков борированного полиэтилена и листов кадмия толщиной 0.7 мм. Эффективность радиометра составляла ~7%. Фон нейтронов во время измерений был равен 40 с \ Мертвое время составляло 5 рс, что обеспечивало, по мнению авторов работы, приемлемые условия'работы установки при загрузках до 105 с'1. Измерения проводились в циклическом режиме: время одного цикла было выбрано равным ~600 сив этот цикл включались время облучения, время транспортировки образца в- и из- активной зоны реактора, время измерения и время задержки. Выбор такого продолжительного цикла был обусловлен двумя, причинами: авторы, хотели, во-первых, повысить точность определения фоновой компоненты и, во-вторых, избавиться от необходимости введения дополнительных поправок на недораспавшиеся предшественники ЗН.‘ Было выполнено от 6 до 17 циклов для каждого из исследуемых образцов. Эксперимент останавливался при наборе достаточной статистики.
В работе Брэди и Ингланда [6] полные выходы ЗН для 43-х делящихся систем были рассчитаны в рамках микроскопического подхода на основе данных по выходам продуктов деления [38] и значений вероятностей эмиссии ЗН, полученных экспериментально и рассчитанных на основе уравнения Кратца -Германа [39].
Полученные к настоящему времени данные об относительных выходах 311 и периодах полураспада их ядер-предшественников при делении 233и, 236и, 238и, 239Ри нейтронами представлены на Рис. 2.
17
и
ІЗ
Є
12
II
ЕУОТТВ-УП [II); ЮТИ. 1(1«];
В -Ран[251; Д -ПяпР$К
О -Кт-140); Ж М««"— («к О -Вы**>[42]; К -Гиршфсльд(43);
О .0шг«[4<1 V-Б««летя(45];
★ -ГшВаІЩ. к -КМИ71
=£
п )Е
и,и
Ея, МэВ
2^
:
і
ЮЛЖ/ВЛТфЧ; тат-з і ия. Д -Гудов [351-
Ея, МэВ
МэВ
13
12
о 11
$
10
О • Брм. («:. ОЛЗРВЛТЦІЦ. ЛІТЯ [1П.
В -*«и(151; < -Бвааг(Мк О -К»п-іІ«к □ -Ви«» [42): О -омп|44). Ж -Ми-ите»!«*!; ф • ХіЛлтп [301. Ф -Г»—[Я].
==И=-Ц:
Ри
МэВ
Рис. 2. Энергетическая зависимость среднего периода полураспада ядер-иредшественников запаздывающих нейтронов при делении 233и, :36и, 238и, 239Ри нейтронами.
Из Рис. 2. видно, что совокупность имеющихся данных не позволяет сделать однозначный вывод об энергетической зависимости ірупповьіх параметров ЗН при делении 23311, 236и, 238и, 239Ри нейтронами в диапазоне энергий от тепловых до 7.5 МэВ.
На Рис. 3. представлены полученные к настоящему времени данные о полном выходе ЗН при делении 233и, 236и, 238и, 239Ри нейтронами.
18
Т—(Щ
■- -ЕМЖвЛИЦ«1. □ .Бию.рЭк ► -Ыап*с(»];
А -Нота 3*);
Еа, МэВ Еп, МэВ
Рис. 3. Полный выход ЗН при делении 233и, 236и, 238и, 239Ри нейтронами.
Приведенные на Рис. 3. данные показывают значительные расхождения между экспериментальными значениями полного выхода ЗН и значениями этих данных, представленными в библиотеках оцененных ядерных данных. Это обстоятельство, как и в случае временных характеристик ЗН, не позволяег получить данные с необходимой для современных практических приложений точностью.
Для разрешения существующих расхождений необходимо не только проведение новых экспериментов, но и совершенствование модельных представлений о распределении заряда осколков деления.