WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


ОБЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

На правах рукописи

УДК КЛИМАН Ян

ИССЛЕДОВАНИЕ ДИНАМИЧЕСКИХ ЭФФЕКТОВ СПОНТАННОГО ДЕЛЕНИЯ 252Сf И ГЕНЕРАЦИИ НЕЙТРОНОИЗБЫТОЧНЫХ ЯДЕР В ФОТОДЕЛЕНИИ

Специальность: 01.04.16 - физика атомного ядра и элементарных частиц

Автореферат диcсертациии на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Дубна 2007

Работа выполнена в Лаборатории ядерных реакций им. Г.Н.Флерова Объединенного института ядерных исследований

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, Ишханов Борис Саркисович профессор, зав. кафедрой доктор физико-математических наук, Кадменский Станислав Георгиевич профессор, зав. кафедрой доктор физико-математических наук, Пенионжкиевич Юрий Эрастович профессор, нач. сектора

Ведущая организация: Радиевый институт им. В.Г.Хлопина, Санкт Петербург

Защита диссертации состоится « _____» __________ 200 г.

в _______ часов на засадании специализированного совета Д720.001.06 при Лаборатории нейтронной физики им. И.М.Франка и Лаборатории ядерных реакций им. Г.Н.Флерова Объединенного института ядерных исследований (г. Дубна, Московская область).

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Объединенного института ядерных исследований.

Автореферат разослан «_____» ___________200 г.

Ученый секретарь диссертационного совета кандидат физико-математических наук А.Г.Попеко

Общая характеристика работы



Актуальность темы.

За время исследования процесса деления атомных ядер накоплен большой объем экспериментальной информации, анализ которой позволил выявить и объяснить основные закономерности данного явления - выходы масс и зарядов осколков деления и распределения их по кинетическим энергиям. Существует сильная взаимозависимость между величинами полной кинетической энергии, масс-асимметрией и энергией возбуждения осколков спонтанного и низкоэнергетического деления ядер. Эти параметры определяются, главным образом, разрывной конфигурацией ядра. Энергия кулоновского взаимодействия после разрыва ядра переходит в кинетическую энергию образовавшихся осколков деления, а энергия деформации в энергию возбуждения.

Применение кулоновских полей и сложной картины потенциальной энергии в пространстве деформационных координат двухядерной системы позволяет оценить средние величины основных характеристик. Для объяснения дисперсий массовых и энергетических распределений осколков деления необходимо рассматривать не только потенциальную энергию ядра, но и динамику процесса деления. При изменении формы ядра на пути от седловой точки до точки разрыва освободившаяся энергия V частично переходит в предкинетическую энергию осколков деления. Часть энергии V расходуется на возбуждение коллективных степеней свободы ядра (дипольных колебаний, колебаний в направлении перпендикулярном оси деления), а часть, вследствии наличия ядерной вязкости, будет переходить во внутреннюю энергию делящегося ядра. Сегодня не имеется достаточного количества экспериментальных данных, которые позволили бы оценить распределение энергии V и извлечь информацию о динамике деления ядер. Экспериментальная информация явно недостаточна для построения полной модели динамики ядра. Существующие модели, объясняющие отдельные проявления динамических процессов, часто дают противоречивые результаты. Таким образом, в физике деления существует целый ряд проблем, связанных с динамикой процесса, для решения которых необходимы новые более подробные экспериментальные исследования. Такие новые данные могут быть получены как совершенствованием существующей методики исследования, так и применением новых методов. В данной работе основное внимание уделено применению нового оригинального метода 4- гамма спектрометрии осколков в изучении спонтанного деления и методике 2v спектрометрии масс осколков деления.

Современные 4-гамма-спектрометры представляют собой оптимальную шарообразную сборку большого количества HPGe детекторов с антикомптоновской защитой. В них достигается высокая эффективность регистрации -лучей, отличное качество спектрометрической информации и повышенная радиационная стойкость. Высокая модульность детектирующей системы позволяет регистровать -кванты с большой множественностью. Регистрация характеристического -излучения пары осколков позволяет однозначно, в случае четных осколков, определить их заряд и массу.

На основе такого подхода были получены новые характеристики спонтанного деления 2Cf. Впервые для двойного и тройного деления определены выходы коррелированых пар осколков деления. Также впервые измерены абсолютные величины множественности испущенных нейтронов деления, интегральные характеристики эмиссии -квантов (полная и средняя энергия и множественность на одно деление) в зависимости от массы осколка и полной кинетической энергии. Полученные характеристики позволяют извлечь из полного гамма спектра статистическую и ротационную составляющие. Статистическая составляющая отвечает за снятие части остаточной (после эмиссии нейтронов) энергии возбуждения осколка, тогда как ротационная - отвечает за снятие остающегося возбуждения и основную часть разницы спинов возбужденного и основного состояний. Полученные сведения об эмиссии квантов проверяются путем сопоставления с дополнительными данными об энергетическом балансе процесса деления.

Применение данного экспериментального подхода позволило получить новые сведения об угловых моментах осколков деления, составляющих разные пары.

Полученные данные позволили оценить энергию огибающих (поперечых) вибраций, формирующих угловой момент, энергию деформации и моменты инерции осколков в моменте разрыва.

Также актуально рассмотрение особенностей выхода осколков в спонтанном и вынужденом делении с точки зрения применения этих осколков в качестве источника нейтроноизбыточных ядер для ускорительных комплексов радиоактивных ионов.

Экспериментальные и расчетные результаты показали, что подход, основанный на применении реакции фотоделения, позволяет получить радиоактивные ядра-осколки с высокой нейтроноизбыточностью с интенсивностью, необходимой для ускорения и проведения экспериментов. Такой источник нейтроноизбыточных радиоактивных ядер, представляющий электронный ускоритель с энергией ускорения 30 -50 МэВ с мишенью 2U, является конкурентоспособным по отношению к большим и дорогим ускорительным комплексам, применяющим в качестве источника реакции (d,f), (p,f) или использующим ядерный реактор. Такие центры находятся на стадии проектирования и проработки отдельных частей в передовых лабораториях мира.

Основная цель.

Целью настоящей работы является:

- опредение независимых выходов коррелированных по заряду пар осколков в двойном и тройном делении;

- изучение распределения выхода пар осколков в двойном и тройном делении;

- получение экспериментальных данных об интегральных характеристиках мгновенной эмиссии гамма квантов, их множественности, полной и средней энергии для тройного деления;

- изучение механизма эмисии статистических и ротационных гамма квантов, отвечающих за разрядку энергии, и спина первичных осколков деления;

- оценка угловых моментов первичных осколков в двойном и тройном делении;

- изучение зависимости значений угловых моментов от множественности нейтронов, энергии деформации, момента инерции и масс осколков;

- рассмотрение особенностей выхода осколков деления в различных реакциях с целью их применения в качестве пучков радиоактивных нейтроноизбыточных ядер;

- разработка и реализация новых методических подходов и математического обеспечения обработки экспериментальных данных, для выполнения указанных выше исследований.

Научная новизна.

Предложен и реализован новый экспериментальный метод определения независимых выходов осколков деления – выходов коррелированных пар осколков. С применением выхода коррелированных пар осколков введена новая методика определения абсолютного целочисленного значения множественности нейтронов деления, в том числе и нулевой множественности. Определены независимые выходы вторичных и первичных коррелированных пар по ядерному заряду осколков.

Впервые получено распределение множественности нейтронов зарядовых пар осколков деления Zr-Ce, Мо-Ва, Ru-Xe и Pd-Te в диапазоне от 0 до 10 нейтронов на деление. Для пар осколков Мо-Ва обнаружено двухмодальное поведение множественности испарившихся нейтронов. Определено, что первая мода является общей для описания поведения множественности для всех пар осколков. Наблюдено, что распределение множественности пары Мо-Ва отличается от других пар осколков деления повышенным выходом эмиссии нейтронов. Определено, что ядра Ва, которые отвечают за высокую эмиссию нейтронов, находятся в гипердеформированном состоянии.

Bпервые определены выходы осколков безнейтронного деления, при котором происходит холодная фрагментация – коллективное движение нуклонов в делящемся ядре. Из результатов эксперимента определен диапазон энергий возбуждения отдельных пар осколков, который соответствует основному состоянию возникающих осколков.

Наблюдена новая область холодной и деформированной фрагментации в районе ядер, близких к магическим ядрам с Z=28 и N=50. Также определены массы ядер, участвующих одновременно в холодной и деформированной фрагментации. Впервые наблюдено холодное симметричное деление.

Рассмотрены свойства дипольных и квадрупольных гамма-кванто при разрядке возбужденных состояний осколков деления. Проанализированы их основные характеристики в зависимости от полной кинетической энергии и массы осколков.

Пояснена их роль в конкурентном процессе – разрядке энергии и углового момента 2осколков деления. Проверен энергетический баланс двойного деления Cf в зависимости от массы и кинетической энергии осколков. Получены новые сведения о распределении энергии возбуждения осколков в зависимости от их массы и полной кинетической энергии.

При исследовании тройного деления впервые получены сведения об интегральных характеристиках эмиссии гамма-квантов в зависимости от кинетической энергии, зарядя и массы третьей частицы.

Определены средние угловые моменты пар осколков двойного и тройного деления 2Cf с эмиссией ядер Не. Установлен ряд зависимостей значений величин углового момента от выхода масс и множественности испаренных нейтронов из осколков деления. Наблюдена зависимость амплитуды поперечных колебаний и значений угловых моментов осколков от их деформационной энергии и, следовательно, моментов инерции во время разрыва двухядерной системы.

2Надо отметить, что методика исследования спонтанного деления Cf применима также при исследовании деления более тяжелых ядер.

На основе проделанных экспериментов и анализа данных по выходам осколков в разных видах вынужденного деления предложено применение реакции фотоделения в качестве источника нейтроноизбыточных радиоактивных ядер. Предложенный способ, благодаря резонансному принципу реакции фотоделения, позволяет получить при малых энергиях возбуждения достаточную интенсивность пучков с большой нейтроноизбыточностью.

Основные результаты, выносимые на защиту.

1. Обоснован и применен в эксперименте новый метод определения независимых выходов осколков деления – выходов коррелированных пар. С применением выхода коррелированных по заряду пар осколков введена методика определения абсолютного значения множественности нейтронов деления. Определены независимые выходы вторичных и первичных коррелированных пар по ядерному заряду осколков. Впервые получено распределение множественности нейтронов зарядовых пар Zr-Ce, Мо-Ва, RuXe и Pd-Te осколков двойного деления. Найдено, что повышенная эмиссия нейтронов (=6-10), которая наблюдена только у пары Мо-Ва, возможна, когда осколки Ва находятся в гипердеформированном состоянии.

2. Определены выходы осколков безнейтронного двойного деления, при котором происходит холодная фрагментация. Из результатов эксперимента оценен диапазон энергий возбуждения отдельных пар осколков. Определена новая область холодной и деформированной фрагментации в районе ядер, близких к магическим ядрам с Z=28 и N=50. Также определены массы ядер, участвующие в холодной и деформированной фрагментации одновременно. Впервые наблюдено холодное симметричное деление.

3. Получены новые данные о распределении энергии возбуждения в зависимости от 2массы и полной кинетической энергии осколков двойного деления Cf. Рассмотрен механизм эмиссии гамма-лучей, отвечающий за разрядку энергии и углового момента, в зависимости от полной кинетической энергии и массы осколков. Определены значения угловых моментов осколков деления и рассмотрены связи внутренних и коллективных переменных при формировании углового момента.

4. Впервые при исследовании тройного деления получены независимые выходы вторичных и первичных коррелированных пар по заряду осколков. Получено распределение множественности нейтронов зарядовых пар. Найдены зависимости интегральных характеристиках эмиссии гамма-квантов в зависимости от кинетической энергии ядер Не, Ве и С. Определены средние угловые моменты пар осколков тройного 2деления Cf с эмиссией ядер Не. Выявлена зависимость их значений от амплитуды поперечных колебаний, деформационной энергии и моментов инерции осколков на их предразрывной и разрывной стадиях процесса деления.

5. Показано, что реакция фотоделения может быть успешно использована для получения интенсивных радиоактивных нейтроноизбыточных пучков ядер средних масс.

Практическая ценность работы.

Разработанные математические средства определения сплошной составляющей под дискретными спектрами, метод получения физических спектров из известных апаратурных спектров и метод сжатия и изображения экспериментальных данных приняты и включены в общедоступную библиотеку программных средств ROOT (ЦЕРН) для обработки и изображения экспериментальных данных.

Новый метод получения коррелированных выходов осколков деления и, следовательно, определения абсолютного целочисленного значения множественности нейтронов деления применим в недеструктивном определении заряда и массового числа неизвестного делящегося вещества.

Полученные данные по интегральным характеристикам гамма-квантов применимы при проектировании ядерных установок и их радиационной защиты.

Результаты работы инициировали теоретические исследования найденных динамических эффектов. Работы включены в базу данных Isotope Project (Беркли).

Экспериментальные и расчетные результаты по применению фотоделения в качестве источника радиоактивных ионов легли в основу проектов ДРИБс (ОИЯИ, Дубна) и ALTO (Oрсе, Франция). Существующий источник радиоактивных ионов в Ок Ридж (США) также планируется заменить на источник, основанный на реакции фотоделения.

Апробация диссертации.

Результаты, вошедшие в диссертацию, докладывались на семинарях ЛЯР и на международных конференциях, школах и семинарах: Международной школе-семинаре по физике тяжелых ионов (Дубна, Россия, 1996 г., 2002 г.), Международной конференции по динамическим аспектам деления ядер (Часта-Папиерничка, Словакия, 1995 г., 1998 г., 2001 г., 2007 г.), Осеннем митинге по ядерной физике Американского фиэического общества (Асиломар, США, 1993 г.), Международной конференции по современной тематике в ядерной физике (Бухарест, Румыния, 1993 г.), Международном рабочем совещании по делению ядер и спектроскопии продуктов деления (Сеиссинс, Франция, 1994 г., 1998г.), Международной конференции по физике на больших установках гамма-детекторов (Беркли, США, 1994 г.), Международном рабочем совещании по гармонии в физике (Филадельфия, США, 1994 г.), Гордонской радиохимической конференции (Нью Лондон, США, 1995 г.), Конференции Европейского физического общества физики по динамике в низкоэнергетической ядерной физике (Санкт Петерсбург, Россия, 1995 г.), Международном координационном совещании по ядерной физике, коллаборация запад-восток, (Сандански, Болгария, 19г.), Международной конференции по ядерной физике (Пекин, Китай, 1995 г.), Международной школе по научному и математическому изображению (Эттенгеим, Германия, 1996 г.), Международной конференции по экзотическим ядрам и массах ядер (Арле, Франция, 1995 г., Bellaire, США 1998 г.), Международной конференции по новой технике вычислений в физических исследованиях (Лозана, Швейцария, 1996 г., Крит, Гречия, 1999 г.), Международном рабочем совещании по исследованию осколков деления (Бенедиктбойерн, Германия, 1996 г.), Международном рабочем совещании по масштабному коллективному движению атомных ядер (Броло, Италия, 1997 г.), Международном рабочем совещании по физике атомных ядер (Москва, Россия, 1998 г.), Международной конференции по делению ядер и нейтроноизбыточным ядрам (Санкт Ендрювс, Шотландия, 1999 г.), Международном рабочем совещании по низкоэнергетическим радиоактивным ионным пучкам (Дубна, Россия, 1999 г.), Международной конференции по пучкам радиоактивных ядер (Дивон, Франция, 20г.), Международном рабочем совещании по физике деления ядер (Обнинск, Россия, 20г.), Международном конгресса по вычислительной и прикладной математике (Леувен, Белгия, 2000 г.), Международном рабочем совещании по новой технике вычисдений в физических исследованиях (Крит, Греция, 2001 г., Москва, Россия, 2002 г.), на 35-я школе по физике (Закопане, Польша, 2000 г.), Международном симпозиуме по фундаментальным свойствам материи (Бад Хонеф, Германия, 2000 г.), Международной конференции по динамике деления атомных кластеров и ядер (Лусо, Португалия, 20г.), Международном семинаре по взаимодействию нейтронов с ядрами (Дубна, Россия, 1997 г., 2001 г.), Международной конференции по делению и свойствам нейтроноизбыточных ядер ( Санибел Айленд, США, 2002 г.), Международном симпозиуме по экзотическим ядрам (Петергоф, Россия 2004 г.).

Публикации.

Включенные в диссертацию результаты опубликованы в 85 работах.

Структура и объем диссертации.

Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и приложений, содержит 1страниц текста с 70 рисунками, 20 таблицами и библиографический список литературы из 133 наименований.

Содержание диссертации Во введении кратко дано обоснование актуальтости исследований динамических характеристик процесса деления ядер. Обосновано применение новых методик спектрометрии мгновенных гамма-квантов с помощью 4-мультидетекторной системы и методики двойного времени пролета. Представлены основные цели работы.

В первой главе изложена постановка эксперимента, дано описание характеристик детекторов, применяемых в экспериментах, и приведено пояснение особенностей обработки полученных данных.

В первой части данной главы кратко приводятся характеристики 4- мультидетекторного спектрометра Gammasphere, состоящего из 110 детекторов из сверхчистого германия (HPGe), каждый из которых имеет объем ~ 300 см3. В работе со спектрометром уделялось большое внимание точности определения его эффективности, а также получению точных сведений о форме зарегистрированных гамма-спектров одно- и двухпереходных источников, нужных при определении его матрицы отклика.

Для анализа, получаемых на 4- гамма-спектрометре данных, был разработан способ вычитания фона и определения интенсивности пиков в спектрах двух-, трех- и n-мерных совпадений гамма-квантов с применением интерактивного нелинейного алгоритма. Для определения правильности сделанных оценок интенсивностей пиков используются различные критерии, которые известны в гамма спектрометрии.

Эффективность срабатывания алгоритма проверялась на моделированных, а также и на экспериментальных одно-, двух- и трехмерных гамма-спектрах спонтанного деления 2Cf (рис.1). Выходы вторичных коррелированных осколков Y определялись с применением формулы:

Y(AL, ZL AH, ZH) = (1+1)(1+2)V(Е1,Е2) / (12 I1I2) где V(Е1,Е2) представляет объем пика при энергиях Е1 и Е2, 1 и 2 -коэффициенты внутренней конверсии, 1 и 2 - эффективности регистрации гамма-квантов и (I1,I2) - вероятности эмиссии гамма-квантов.

Рис. 1. Спектры -совпадений спонтанного деления 252Cf до и после вычитания фона.

В исследовании гамма-эмиссии из тройного деления 252Cf применялся Е-Е метод определения заряда и энергии легких ядер, сопровождающих два тяжелых осколка.

Установка - спектрометр легких ядер - состояла из 8 Е-Е телескопов, расположенных 2по двум сторонам мишени из Cf. На рис. 2 показано размещение одного плеча Si – детекторов, состоящего из 4 телескопов.

Рис. 2. Геометрическое изображение одного плеча установки для исследования тройного деления 252Cf, состоящего из четырех телескопов. На рисунке представлена конструкция мишени и приведены расстояния E- и E-детекторов от мишени.

Сигналы, поступающие от телескопов, обрабатывались стандартной аналоговой и цифровой электроникой. Сигнал триггера, возникающий при одновременной регистрации детекторами телескопа, обеспечивал синхронизацию с работой спектрометра Gammasphere. Вся полученная информация о регистрации легкой частицы (энергия из Е- и Е-детекторов, номер телескопа, энергия гамма квантов, номера детекторов спектрометра) записывалась поочередно на магнитные носители.

= 15.8 ± 0.2 МэВ He FWHM = 10.5 ± 0.1 МэВ = 18.7 ± 0.3 MэВ Be FWHM = 15.6 ± 0.3 MэВ = 24 ± 0.6 МэВ FWHM = 16.1 ± 0.5 МэВ C 5 10 15 20 25 30 35 40 45 E [MeV] Рис.3. Энергетическое распределение легких частиц тройного деления 252Сf.

Сортировка коррелированных данных проводилась после окончания эксперимента.

2Энергетическое распределение легких частиц тройного деления Сf приведено. на рис.3 Полученные результаты находятся в согласии с результатами, полученными другими авторами.

Спектрометр Корсет с дополнительным набором гамма-детекторов использовался в экспериментах по определению характеристик гамма-квантов спонтанного деления 2Cf. Спектрометр Корсет представляет собой двухплечевую систему старт- и стопдетекторов, работающих по принципу измерения времени пролета легкого и тяжелого осколка (рис.4). Массы и кинетические энергии двух осколков определялись с применением хорошо известного метода кинематических совпадений на двухплечевой системе.

Временное разрешение каждого плеча составляло 150 пс, геометрическое разрешение стоп-детектора по x, y координатам составляло 1 мм. Методика измерения масс и He N /100Be N /1C N /1кинетических энергий, используемая на установке Корсет, представляет собой хорошо известный метод кинематических совпадений, основанный на время-пролетной методике (так называемый 2v-методика).

position sensitive stop detector x, y, TOF TOF-start TOF-start detector Fmass resolution :

2 a.m.u Target Fangular resolution – 0.solid angle – 0.3 sr Рис.4. Принципиальная схема размещения детекторов спектрометра Корсет.

Расстояния cтарт- и cтоп- детекторов от мишени 252Cf составляло 20 мм и 140 мм, соответственно.

Данный метод позволяет определить абсолютные значения кинетической энергии первичных осколков. Cуммарныe распределений масс и кинетических энергий осколков 2хорошо согласуются с известными данными спонтанного деления Cf. Отношение максимального выхода асимметричного деления к выходу симметричного деления получено более качественным, чем в подобных экспериментах, которые проводились с ионизационной камерой. Характеристики распределений также находятся в согласии с общепринятыми.

Регистрацию гамма-квантов обеспечивало 6 NaI(Tl) детекторов цилиндрической формы стандартных размеров 33 дюйма. Временное разрешение детекторов составляло 7 нс. Их интегральная эффективность в диапазоне 0,1 – 5 МэВ составила 1,5%.

Лабораторные гамма-спектры, за исключением регистрации гамма-квантов полного поглощения искажены в детекторе рассеянными гамма-квантами. Получение физических характеристик об эмиссии гамма-квантов требует решения задачи получения физического спектра из известного аппаратурного спектра. Аппаратурный спектр yn в диапазоне энергий от 1 до n можно представить в виде:

, где R = 1, ij i, Rij обозначает функцию отклика детектора и хij – физический параметр. Матрица функции отклика была получена из калибровочных спектров с применением интерполяции в участках гамма-энергий, где калибровочная информация отсутствовала.

1Co 11111111100 600 1100 1600 2100 2600 31E [кэВ] Рис.5. Спектр гамма-квантов 56Со, зарегистрированный спектрометром Gammasphere (верхня часть), и после процедуры применения матрицы отклика (нижня часть).





Полное количество импулсов сохранено.

Для решения этой задачи применен неосциллирующий итерационный метод. Пример эффективности метода иллюстрирует рис.5, показывающий спектр гамма-квантов, зарегистрированный спектрометром Gammasphere. Такая же методика была применена для NaI(Tl) детекторов.

Вторая глава посвящена изучению независимых выходов осколков двойного и 2тройного деления Cf. Как было показано в ранних экспериментах по изучению эмиссии мгновенных гамма-квантов в спонтанном и вынужденном делении, независимые выходы осколков деления соответствуют интенсивностям мгновенных (испущенных до -распада) гамма-квантов из первого возбужденного состояния на основное состояние четно-четного ядра-осколка деления. Эксперименты по изучению двойного деления проводились на мултидетекторном спектрометре Gammasphere, в полости которого был размещен закрытый источник 252Cf. Зарегистрированным актом деления считалось, когда в режиме совпадений сработало 2 и более детекторов.

Относительные выходы пар осколков с четными значениями массы и заряда определялись по интенсивности -совпадений, обусловленных -переходами с первого возбужденного уровня 2+ в основное состояние 0+ в каждом из ядер. В том случае, когда один из парных осколков имел нечетное значение массы, выход пары осколков находился по сумме интенсивностей -совпадений, образуемых -переходом 2+-0+ в Ачетном ядре и всеми -переходами, ведущими в основное состояние, в А-нечетном осколке. В случае двух А-нечетных осколков рассматривалась сумма интенсивностей совпадений по всем комбинациям -переходов, ведущих в основное состояние в каждом из осколков. Интенсивность -совпадений определялась по интенсивности N соответствующих пиков в двумерном спектре с учетом эффективности регистрации гамма-квантов детекторами и вероятности внутренней конверсии данных переходов.

Найденные относительные выходы пар осколков были переведены в независимые выходы с применением единой нормировки на данные о независимых выходах.

Полученные таким образом изотопные распределения для восьми элементов, показаны на рис. 6.

Особенностью методики данного экспериментального подхода является возможность получения абсолютных данных по определению множественности нейтронов.

A. C. Wahl, AD&NDT, 39 (1988) A. C. Wahl, AD&NDT, 39 (1988) Ba Ru Ce Mo Xe Te Zr Pd 0,0,0,128 130 132 134 136 138 140 142 144 146 148 150 198 100 102 104 106 108 110 112 114 116 1A A Рис. 6. Независимые выходы вторичных осколков легкой и тяжелой групп двойного 2спонтанного деления Cf - полные символы. В качестве сравнения показаны литературные данные.

Каждая наблюдаемая пара осколков образуется после испарения определенного числа ' нейтронов из первичных осколков = AF - A1 - A', где АF обозначает массу делящегося ядра и А1, А2 – массы осколков после эмиссии нейтронов. Поэтому, просуммировав выходы пар осколков, которые соответствуют эмиссии 0,1,2,3 и т.д.

нейтронов, можно получить распределения множественности нейтронов для различных значений пары ядерных зарядов осколков.

Такой метод определения множественности нейтронов в делении дает в сравнении с другими методами возможность определять абсолютные целочисленные значения количества испаренных нейтронов и также дает возможность определить вероятность образования пары таких осколков, из которых эмиссия нейтронов не происходит.

На рис.7 представлены распределения множественности нейтронов для пяти зарядовых пар осколков 252Cf. Для четырех зарядовых пар осколков Zr-Ce, Ru-Xe, PdTe и Nd-Sr распределения множественности нейтронов хорошо описываются Y [ %] Y [ %] гауссовыми кривыми. Зарядовая пара Мо-Ва отличается от других повышенным выходом эмиссии нейтронов из пар осколков, образованных после испарения семи и более нейтронов. Как видно на рис.8, распределение множественности нейтронов хорошо можно описать гауссовым распределением. Пара Мо-Ва кроме компоненты, которая присутствует в остальных парах, содержит вторую компоненту с повышенным средним значением множественности нейтронов.

Рис.7.Распределение множественности Рис. 8. Распределение по множе- нейтронов для пяти разделений по ственности для пары осколков 2зарядам Сf. Вероятности испарения Mo/Ba.

нейтронов Р после умножения на коэффициенты, указанные на рисунке, дают выходы нейтронов в процентах на деление.

Из анализа данных на рис.8 при предположении существования двух отдельных мод деления в формировании пары Мо-Ва фрагментов получен оптимальный набор значений TKE - средняя кинетическая энергия, ТКЕ - ее средняя дисперсия, AH - средняя масса, АН – ее дисперсия, и E* - энергия возбуждения. Первая мода деления имеет типовое H значение средней кинетической энергии осколков TKE =189 МэВ со средними массами AMo =106,3 и ABa =145,7 и средними энергиями возбуждения E* =12 МэВ и E* =Mo Ba МэВ. Вторая мода деления для первичных пар осколков 106Мо-146Ва, 107Мо-145Ва и 108Мо1Ва имеет среднее значение кинетической энергии TKE =153±3 МэВ и средние значения энергии возбуждения E* / E* =(16-24)/(40-45) МэВ, соответственно, при Mo Ba отношении интенсивностей первой и второй моды 0,14. Для энергии возбуждения 40- 145-МэВ ядер Ва отношение полуосей предполагаемой элипсоидальной формы можно оценить близкой к 3, что характерно гипердеформации.

Кроме стандартной моды деления и моды, представляющей горячее деление с большим числом испаренных нейтронов, можно наблюдать также пары фрагментов, из которых нейтроны не испарились. Холодная мода деления экспериментально 148 1наблюдалась для пар 104Mo - Ba, 106Mo - Ba, 108Mo -144Ba и 104 Zr -148Ce.

42 56 42 56 42 56 40 1Ce 1Mo 3462.16+ 3258.12+ 576.6 (2) 1Ba 1Ba 2886.1800.0 14+ (5) Mo 2666.12+ 2631.12+ 1Zr (4) 2475.559.10+ 2458.10+ (8.6) 622.(5) 580.1 2326.2316.12+ 10+ 2050.(14) 1734.1 785.10+ (15) 2044.3 Mo 66 536.6 (11) 10+ 766.0 (8) 1790.569.1724.2 (10) 1753.(12) 10+ 573.8+ 1689.9 8+ 8+ 1481.1470.7 1550.(13) 148 8+ 8+ 500.2 8+ Ba 642.7 (41) 662.(16) 655.1289.624.1264.8+ (22) (21) 524.0 509.3 (33) 8+ 1081.6+ (32) 1090.7 450.1034.456.8 (28) 957.7 925.6+ 6+ 961.6+ 6+ 6+ 839.808.6+ (73) 6+ 519.527.511.6 (45) 431.4 (70) (65) (52) 473.6 (54) 386.444.(80) 384.563.561.4+ 4+ 530.523.453.513.2 4+ 423.4+ 4+ 452.4+ 4+ 4+ 370.(72) 369.0 (85) 330.351.1 (75) (68) 294.8 (67) 332.(100) 281.8 (93) 199.192.8 312.192.2+ 2+ 180.2+ 172.1 158.2+ 141.5 140.2+ 2+ 2+ 2+ 199.192.8 192.(100) (100) 180.0 (100) (100) 172.1 (100) 158.2 (100) 141.5 140.0 (100) 0+ 0+ 0+ 0+ 0+ 0+ 0+ 0+ 0.0 0.0 0.0 0.0 0.0 0.0 0.0 0.Sn = 4701 keV Sn = 7681 keV Sn = 5011 keV Sn = 6981 keV Sn = 5932 keV Sn = 6621 keV Sn = 6311 keV Sn = 6041 keV Рис. 9. Уровни ротационной полосы основного состояния пар осколков с нулевой эмиссией нейтронов, которые наблюдались в эксперименте. Sn - энергия связи нейтрона.

Из данных, приведенных на рис. 9, видно, что энергия связи нейтрона Sn меняется от 4,до 7,7 МэВ и энергия последнего возбужденного состояния осколка от 1265 до 3558 кэВ, соответственно. На основании полученных результатов можно заключить, что при холодном безнейтронном спонтанном делении 252Cf происходит холодная фрагментация – коллективное движение большой амплитуды, при котором происходит перестановкa ольшого числа нуклонов. Холодная фрагментация в спонтанном делении и в делении тепловыми нейтронами, когда кинетическая энергия осколков близка к энергетическому 2выходу реакции Q, наблюдалась в спонтанном делении Cf раньше. Метод определения выходов пар осколков позволил определить, что в настоящем холодном делении, когда энергия возбуждения не достигает энергии связи нейтрона, осколки рождаются с деформациями, близкими к деформациям их основного состояния. Низкая энергия возбуждения, наблюдаемая в распаде первых 4-8 уровней основного состояния осколков, указывает на то, что осколки рождаются в основном состоянии.

Выходы осколков тройного деления получены из многомерных гамма-спектров с применением методики, которая использовалась в определении выходов двойного деления. Также получены распределения множественности нейтронов n и ширины распределений n, которые для пары Zr/Ba составили n =2,9(1) и n=1,4(1), для пары Mo/Xe составли n =2,9(1) и n=1,25(10) (рис.10).

Выходы коррелированных пар, полученные в эксперименте, несут информацию о распределении энергии возбуждения первичных осколков при определенных зарядах осколков.

Рис. 10. Распределение множественностей нейтронов коррелированных пар осколков Mo/Xe и Zr/Ba.

Процесс девозбуждения осколков исследован моделированием с применением кода PACE2, который учитывает испарение углового момента в каждом шаге каскада.

Коэффициенты трансмиссии для эмиссии легких частиц (n,p,) определены с применением потенциалов оптической модели. Сам процесс девозбуждения промоделирован с применением статистической теории Хаузер-Фешбаха. Для каждого ядра и каждой энергии возбуждения промоделировано 104 каскадов распада. Плотность уровней определялась методом Гильберта-Камеруна. Расчеты проводились в диапазоне энергий 1-40 МэВ. Результаты расчетов представлены на рис.11.

Из сравнения видно, что множественность нейтронов в тройном делении меньше на 0,– 0,9 нейтрона в сравнении с двойным делением, что при средней энергии 7 МэВ, уносимой нейтроном, представляет разницу в полных энергиях возбуждения пар зарядов в тройном и двойном делении в 5,2 – 6,1 МэВ.

Надо отметить, что наличие данных о выходах коррелированых пара по заряду осколков, позволило определить выходы первичных осколков без применения эмпирических подходов.

А1,2 А1,Рис. 11. Относительные выходы вторичных масс пар осколков Zr-Ba и Mo-Xe. Темными символами отмечены экспериментальные и светлимы - расчетные выходы вторичных масс. Сплошной линией показаны первичные выходы масс осколков тройного деления 2Сf с эмиссией ядер He.

Главa 3. Сведения об эмиссии мгновенных гамма-квантов получены в эксперименте, который проводился с применением спектрометра двойного времени пролета Корсет. В этом эксперименте было задействовано 6 сцинтилляционных NaI(Tl) гамма-детекторов, обеспечивающих измерение энергии и множественности гамма-квантов. В процессе обработки получена многомерная матрица коррелированных данных, из которой извлечены характеристики эмиссии гамма-квантов в зависимости от кинетической энергии и массы осколков. С целью получения правильной физической информации гамма-спектры прошли дополнительную обработку. Сначала была проведена их корректировка относительно присутствующего эффекта Допплера, после чего с применением матрицы отклика в процедуре их деконволюции получены из апаратурных спектров физические спектры.

На рис.12 показаны основные, трехмерные зависимости множественности M, полной энергии E и средней энергии в зависимости от массы А осколка и полной кинетической энергии ТКЕ. В трехмерных зависимостях отчетливо выделяются области максимальных кинетических энергий с высокими средней и полной энергией и множественностю гамма-квантов, испущенных в процессе холодного деления. Кроме уже ранее известных пар масс с повышенным выходом в холодном делениив экспериментальных данных по интегральным характеристикам видны (рис.25) новые области холодного деления. Четко выделяется холодное симметричное деление при 126/126 (Ag/Ag) и область близкая магическим ядрам 82/170 (Ge/Dy), 78/1(Ge,Zn?/Dy,Er?), 76/176 (Zn/Er) и 72/180 (Ni/Yb) из области ядер близкой к магическим числам Z=28 и N=50. В скобках приведены более вероятные заряды наблюдаемых масс осколков. Знаком вопроса помечены случаи неопределенного заряда ядер. Трехмерные характеристики также позволили анализировать выделение энергии гамма-квантов в области деформированного деления в при массах 96/156 (Sr/Nd) с полной кинетической энергией 129 МэВ и при массах 102/150 (Zr/Ce) с полной кинетической энергией 1МэВ, где выделяется больше гамма-квантов в сравнении с холодным делением.

Интересно отметить, что разница между кинетическими энергиями холодного и деформированного деления составляет 83 и 78 МэВ для пар осколков 96/156 (Sr/Nd) и 102/150 (Zr/Ce), соответственно.

Интегрированием четырехмерного спектра (TKE, A, M, E) по множественности по всем массам А и кинетическим энергиям TKE получим спектр гамма-квантов (Е, М).

Результат суммирования приведен на рис.13, где по осям ординат отложены Е - энергия гамма-квантов и dM./dE - множественность для ширины канала dE=50 кэВ. Сумма по всем энергиям Е равна множественности M.

2,2,23,23, 4,24,25,15,16,6,17,17,18,18,9,19,110,80 90 100 110 120 130 140 150 160 170 180 2,2,22,2 [МэВ] 3,23,23,4,14,15,15,15,150 6,6,16,17,17,8,80 90 100 110 120 130 140 150 160 170 10,720,72< >[МэВ] 0,7 210 0,70,720,810,8180 0,80,810,810,9150 0,90,910,911,120 1,1,80 90 100 110 120 130 140 150 160 170 1A Рис. 12. Трехмерные зависимости множественности M, полной энергии E и средней энергии в зависимости от массы А осколка и полной кинетической энергии ТКЕ. Плотность изображения соответствует множественности M и полной и средней энергии в МэВ.

Как видно из рис.13, спектр состоит из двух частей – двух, по своей природе, разных видов распадов. Максимальная эмиссия в области энергий 0,1-1 МэВ, в основном, вызвана ротационными переходами, с преобладающей мультипольностью Е2, отвечающими за испарение углового момента осколков. Вторая часть спектра, логарифмически спадающая с увеличением энергии гамма-квантов, относится к неротационным статистическим распадам из области, которая ограничена энергией связи нейтрона и «ираст» полосой. Статистические переходы имеют преимущественно дипольную мультиполярность. Их энергетическую зависимость можно описать формулой TKE [ MэВ ] TKE [ MэВ] TKE [ MэВ ] 0, = 8.1, = 6,8MэВ, < >= 0,84MэВ,Т=0,40МэВ 0,1E-1E-1E-1E-0 1 2 3 4 5 6 E [ MэВ ] Рис. 13. Экспериментальный спектр мгновенных гамма-квантов (сплошнаяя линия) 2спонтанного деления Сf. Штрихованная кривая ограничивает область с преимущественной эмиссией статистических гамма-квантов.

dM E = E2+1S(E,)exp-, dE T где S(E,) – силовая функция, которая для мультиполярности Е1 (=1) является постоянной и Т – эффективная температура, относящаяся к «ираст» полосе.

В результате математической подгонки определено, что эмиссия статистических гаммаквантов составляет ~ 11% от всей гамма-эмиссии. Наклон спектра мгновенных гаммаквантов деления 252Сf характеризует эффективная температура Т=0,40 МэВ.

На рис.14 показаны зависимости значений полной средней энергии E, множественности M и средней энергии для всех гамма-квантов и статистических составляющих спектров этих величин в зависимости от полной кинетической энергии ТКЕ. Видно, что множественность M в диапазоне кинетических энергий 120-180 МэВ почти не меняется, но при энергиях больше средней кинетической энергии постепенно уменьшается, что связано с уменьшением энергии возбуждения осколков. Подобную зависимость можно наблюдать и для полной энергии гамма-квантов E. Сильное уменьшение M и E в области ТКЕ больше 200 МэВ сопровождается увеличением средней энергии за счет эмиссии из слабо деформированных осколков, участвующих в процессе разрыва. Как видно из зависимости более вероятной массы от ТКЕ, средняя масса тяжелых осколков почти линейно уменьшается до 210 МэВ. При энергиях больше 210 МэВ средняя масса dM /dE уже слабо уменьшается и ограничена областью околомагических ядер-осколков с А=132-134.

10 9 8 7 6 5 4 3 статистические -распады 2 1 0 11,11,10,9 110,10,110,1120 140 160 180 200 2TKE [ MэВ ] Рис. 14. Зависимость полной средней энергии E, множественности M для всех гамма-квантов и их статистической составляющей в зависимости от полной кинетической энергии ТКЕ. Полные символы представвляют множественность, пустые - энергию. В нижней части рисунка – зависимость средней энергии (полные символы) и более вероятная масса осколка (звездочки) в зависимости от кинетической энергии TKE. Данные приведены к одном акту деления. Для наглядности приводится фоновый спектр кинетических энергий.

Другая картина наблюдается при эмиссии статистических гамма-квантов. Как видно из рисунка, средняя энергия ESTAT и множественность MSTAT не зависят от кинетической энергии в диапазоне кинетических энергий от 120 до 230 МэВ. Их значения для средней энергии ESTAT и множественности MSTAT составляют 1,9 МэВ и 0,7 гамма-кванта, соответственно. Следует отметить, что тогда статистический гаммаквант в среднем уносит энергию 2,7 МэВ, что в три раза больше, чем для квадрупольной [ MэВ ] < > [ MэВ ] эмиссии. Это обстоятельство дает право утверждать, что статистические гамма-кванты совместно с нейтронами деления участвуют, в основном, в энергетической разрядке возбужденных осколков деления. На рис.15 представлены основные интегральные характеристики гамма-эмиссии в зависимости от массы осколка.

10 , , , . 29 Cf 8 7 6 5 4 3 2 1 statistical -rays 0 80 100 120 140 160 11,1,0,0,0,0,80 100 120 140 160 1mass [ amu ] Рис. 15. Зависимость полной средней энергии E, множественности M для всех гамма-квантов и их статистической составляющей в зависимости от массы А осколка. Полные символы представвляют множественность, пустые символы - энергию. В нижней части рисунка – зависимость средней энергии .

В зависимости M от А осколка проявляются сильные флуктуации, которые отражают влияние структуры осколков. Подобные флуктуации, но в обратном направлении, наблюдаются в значении величин средней энергии в зависимости от массы А осколка. Из такого эффекта следует, что при увеличении деформации осколка, средняя энергия испущенного гамма-кванта уменьшается, но их количество – множественность M увеличивается.

Наблюденное равновесие и приводит к тому, что полная энергия гамма-квантов слабо меняется с изменением массы осколка и флуктуирует с амплитудой не больше 0,5 МэВ около среднего значения E = 6,8 МэВ. Во флуктуациях полной энергии проявляются известные флуктуации с периодом 5 массовых единиц, которые созданы [ Me V ] < > [ Me V ] периодичностью дефицитов масс энергетического выхода Q в делении. В эмиссии статистических гамма-квантов, как можно наблюдать на 4,0 4,статистические -распады 3,5 3,3,0 3,< > 2,5 2, 2,0 2,1,5 1,1,0 1, 0,5 0,0,0 0,80 100 120 140 160 1A Рис. 16. Основные характеристики статистической эмиссии гамма-квантов в зависимости от массы осколка А. Данные приведены к одному акту деления.

рис. 16, множественность MSTAT и полная энергия ESTAT в зависимости от массы А осколка проявляют другие свойства. В распределении множественности наблюдаются малые флуктуации с некоторым завышением в области симметричного деления и околомагических ядер с А=128-132 и более слабые флуктуации в области большой асимметрии масс осколков. В распределении средней энергии , испаренной гаммаквантами, в тех же областях масс осколков наблюдается повышенный выход энергии. На основании наблюдаемого можно сказать, что механизм выравнивания полной энергии за счет противоположного воздействия множественности и средней энергии в процессе статистической эмиссии гамма-квантов не работает.

Более детальные сведения об эмиссии гамма-квантов получаем после приведения результатов к одному акту деления и массе А осколка. Данные, полученные после такой нормировки, приведены на рис.17. Из этих данных видно, что минимальные значения величин определяют осколки, структура которых определена магическим или близким к магическому числу ялер.

< >, [ MэВ ] 8 7 6 5 4 3 2 1 1.8 < > 1.1.1.1.0.0.3.5 3. 3.0 3. 2.5 2.2.0 2.1.5 1.1.0 1.0.5 0.0.0 0.90 100 110 120 130 140 150 160 1A Рис.17. Зависимость полной средней энергии E, множественности M для всех гамма-квантов, в средней части рисунка – зависимость средней энергии и в нижней части приведены характеристики статистических величин ESTAT и MSTAT в зависимости от массы А осколка. Полные символы представвляют множественность, пустые символы - энергию. Данные приведены к одному акту деления и массе осколка. Фоновое массовое распределение приводится для наглядности ( кривая с двумя пиками).

Из этих данных видно, что минимальные значения величин определяют осколки, структура которых определена магическим или близким к магическому числу ялер. В нижней части рис.17 показаны значения средней энергии . Значительное увеличение в области А<90 и 129-134 свидетельствует о сильном влиянии оболочечной структуры осколков на эмиссию гамма-квантов деления. Множественность MSTAT и полная энергия ESTAT статистических гамма-квантов, полученные после нормировки на одно деление и массу, имеют также пилообразный характер в зависимости от массы осколка А. Из полученных результатов следует, что в процессе эмиссии статистических гамма-квантов больше энергии освобождается из легкой группы осколков. Из этих данных также следует, что за повышенную эмиссию статистических гамма-квантов в stat [ MэВ ] < > [ MэВ ] stat stat [ MэВ ] области масс 118-134, изображенную на рис. 17, отвечают осколки легкой группы и за повышенную энергию в области большой асимметрии масс - осколки тяжелой группы.

2Энергетический выход в делении Cf и его баланс можно проверить с применением данных о полной энергии гамма-квантов и с привлечением данных об эмиссии нейтронов деления. Условие энергетического баланса можно выразить как:

Q = TKE + Еn + E = ТКЕ + Eехс, где Еn - полная энергия, унесенная испаренными нейтронами, E - полная энергия, унесенная эмиссией гамма-квантов.

En+E 12Q th 121212Qexp=TKE + Eexc 215 121160 170 180 190 200 210 220 2TKE [MэВ] Рис.18. Зависимость энергии возбуждения Е от полной кинетической энергии ТКЕ 2осколков деления Cf. В нижней части рисунка - энергетический выход Qexp, полученный в эксперименте и Qth вычисленный по дефекту масс.

Зависимость энергии возбуждения Е, и энергетического выхода Qexp, полученного в эксперименте и Qth – расчетного, от полной кинетической энергии осколков ТКЕ показаны на рис. 18. Из результатов видно, что энергия возбуждентя почти линейно уменшается с нарастающей кинетической энергией осколков ТКЕ. Наблюдаемая разница значений Qth и Qexp по всей шкале кинетических энергий представляет 2,4 МэВ, что могло возникнуть в процессе калибровки одного, или обоих экспериментов.

Из результатов, показанных на рис.19, видно, что энергия возбуждения является функцией массы осколка А. Можно утверждать, что функциональную зависимость определяет процесс испарения нейтронов. В исследуемом диапазоне масс ее среднее значение составило 35 МэВ.

Эксперимент по тройнму делению был проведен с применением Е-Е телескопов, сигнал которых давал информацию о заряде частицы и ее кинетической энергии, и спектроиетром Gammasphere, который регистрировал энергию гамма-квантов и их кратность. Спектры кратности показаны на рис. 20 в левой части.

* E [MэВ] Q [MэВ] 125 130 135 140 145 150 155 160 165 150 245 Cf 40 E+En E*= 30 25 En 20 15 10 E 5 0 125 130 135 140 145 150 155 160 165 1A Рис. 19. Зависимость энергии возбуждения Е, Еn - полной энергии, унесенной испаренными нейтронами и E - полной энергии, унесенной эмиссией гамма-квантов, в зависимости от массы А тяжелого осколка.

10 He He 1 Be Be C C 1110-0.10-0.0 2 4 6 8 10 0 2 4 6 8 10 12 14 p-кратные совпадения M Рис.20. Спектры кратных совпадений гамма-квантов (левая часть) и распределение множественности гамма квантов (правая часть) при эмиссии Не,Ве и С при тройном делении 252Cf.

E [МэВ] p N /10 N /10Множественность гамма-кванто в в делении, как и в любой ядерной реакции, статистически распределена. Пусть такое распределение характеризует функция f(M), тогда ее среднее значение получим из формулы:

-(M MТот = f (M)dM, где f (M) exp - M ) / 22 - Распределение множественности f(M) в дальнейшем считаем гауссовым, где M - средняя величина распределения с дисперсией . С применением комбинаторного принципа можно выразить вероятность того, что будет зарегистрировано Р гаммаквантов N детекторами:

M N M j M j PP = (1- N)M- Wj(P), P j j=0 где выражает полную среднюю эффективность регистрции одним детектором и коэффициенты Wj(P) выражают комбинации т.н. «скрытых совпадений». Определение свойств функции f(M) проводилось методом минимизации функции 2, сравнением расчетной и экспериментальной вероятностей. Полученные результаты о распределении множественности гамма-квантов в тройном делении 252Cf с вылетом Не, Ве и С показаны в правой части рис.20. Результаты эксперимента позволили получить также новые сведения о величине средней множественности M в зависимости от кинетической энергии Не, Ве и С в интервалах энергии 2 МэВ для Не и 3 МэВ для Ве и показаны на рис.21.

1.1.0.0.7.7.6. He 6. Be 5. C 5.5 10 15 20 25 30 E(He,Be,C) [MэВ] Рис. 21. Зависимость значений интегральных характеристик гамма- квантов в тройном делении 252Cf от кинетической энергии Не, Ве и С.

E [MэВ] [MэВ] M Из полученных зависимостей видно, что при кинетических энергиях ЕНе>12 МэВ множественность и полная энергия гамма-квантов уменьшается с увеличением кинетической энергии, как это и ожидалось.

В области Е<12 МэВ множественность и полная энергия гамма-квантов увеличивается с увеличением кинетической энергии Не. В той же области найдено значительное увеличение выхода 132Sn. Наблюдаемые зависимости являются предпосылкой к поиску нового механизма образования легких заряженных частиц с малыми кинетическими энергиями.

Табл. 1.Сравнение интегралных характеристик эмиссии гамма-квантов двойного и тройного деления.

[МэВ] E [МэВ] M Не 0,951±0,025 6,6±0,2 7,09±0,Ве 0,992±0,057 6,8±0,3 6,87±0,С 0,958±0,069 6,5±0,5 6,83±0,Двойное деление 0,880 7,8,2±0,В качестве сравнения приводятся данные, полученные в работе совместно со значениями интегральных величин двойного деления.

Четвертая глава посвещена изучению угловых моментов в двойном и тройном делении. При определении угового момента осколков применялся метод, основанный на определении интенсивностей гамма-переходов при девозбуждении «ираст» полосы на основное состояние четно-четного осколка деления. Новые возможности развития этого метода появились с созданием 4-гамма-детектора Gammasphere и получением детальных схем уровней осколков деления. Детальное исследование многократных совпадений гамма-квантов, испущенных из двух образовавшихся в паре осколков деления, позволяет получить более подробные данные, характеризующие угловые моменты осколков. Известно, что возбуждение (заселение состояний ротационной полосы) определено распределением углового момента ядра-осколка после испарения нейтронов и статистических гамма-квантов. После оценки вклада испарения нейтронов и статистических гамма-квантов для углового момента можно использовать значения интенсивностей гамма-переходов ротационной полосы и можно получить распределение угловых моментов и их среднего значения. Расчеты проводились с применением статистического кода РАСЕ2, который применялся при расчете испарения и восстановления первичных масс осколков. Статистические каскады моделировались с применением формализма Хаузер-Фешбаха с одинаковыми параметрами, как и в случае восстановления первичных масс осколков.

В результате обработки двумерных -совпадений получены интенсивности 138 140 1переходов для Хе, Хе и Ва. В табл.2 представлены интенсивности гамма1переходов между уровнями основных полос для изотопа Мо и ядер различных 1изотопов Ва, которые образуются одновременно с Мо при испарении разного числа нейтронов из первичных осколков (= 010) при формировании исследуемых пар осколков.

На рисунке 22а изображена зависимость средних угловых моментов, уносимых гамма квантами, для 104Мо от полного числа испаренных нейтронов. Угловой момент осколков 1Мо растет, когда число нейтронов меняется ис 0 до 5, а затем падает при дальнейшем увеличении чисда испаренных нейтронов. Изменение углового момента осколков Ва имеет такую же закономерность. На рис. 22б черными точками изображены суммарные угловые моменты исследуемых Ва-Мо пар, полученные суммированием значении точек из рис.22а и 22б. Светлымы точками представлены угловые моменты первичных осколков Ва-Мо, которые были определены в результате учета углового момента, уносимого нейтронами. С увеличением множественности нейтронов в диапазоне от 0 до 4 наблюдается рост углового момента первичных Ва-Мо осколков, а затем, при далнейшем увеличении числа испаренных нейтронов, имеется аномальное поведение углового момента осколков – при увеличении числа испаренных нейтронов нет роста углового момента осколков. По такому поведению углового момента можно судить, что в тех событиях деления ядра, в которых образуются осколки, возникает большая деформация. В Главе 2 было показано, что пара Ва-Мо 252Cf выделяется среди других четных разделений по зарядам повышеным выходом пар осколков, образующихся после испарения семи и более нейтронов. Такое поведение выходов объясняется наличием двух мод деления при Ва-Мо зарядовом разделении 252Cf. Первая мода имеет обычное значение величины средней ТКЕ=189 МэВ, а вторая отличается малым значением ТКЕ=154 МэВ и вносит большой вклад в образование пар осколков, которые получаются испарением большого числа нейтронов.

Табл. 2. Относительные интенсивности гамма-переходов между уровнями полос 1основного состояния Мо. Интенсивности переходов отнормированы на интенсивности 2+0+ переходов.

Осколок Дополн.

I J осколок [h] 4+2+ 6+4+ 8+6+ 10+8+ 104 1Mo Ba 0,79(14) 0,05(5) 3,87(3) 11Ba 0,73(10) 0,35(10) 0,10(6) 4,10(10) Mo 11Ba 0,59(2) 0,29(2) 0,08(3) 0,045(15) 3,94(37) Mo 104 1Mo Ba 0,86(3) 0,37(1) 0,09(1) 0,033(9) 4,79(21) 11Ba 0,79(2) 0,41(1) 0,08(1) 4,60(16) Mo 11Ba 0,97(6) 0,39(2) 0,17(2) 0,013(10) 5,05(36) Mo 11Ba 0,57(6) 0,35(3) 0,16(2) 4,20(30) Mo 11Ba 0,59(7) 0,22(2) 3,60(33) Mo 11Ba 0,32(8) 0,06(6) 2,80(6) Mo 104 1Mo Ba 0,20(10) 2,40(8) 148 1Ba Mo 0,09(9) 0,37(2) 2,20(5) 146 1Ba Mo 0,78(3) 0,75(1) 0,21(3) 0,025(19) 5,30(5) 11Ba 1,00(2) 0,20(4) 0,48(1) 0,005(3) 7,30(8) Mo 11Ba 0,67(3) 3,75(39) Mo 11Ba 0,28(9) 2,60(4) Mo 138 1Ba Mo 0,2(2) 2,40(5) На рис. 27г представлен вклад второй моды деления в образование исследуемых Ва-Мо пар осколков, который был получен в результате анализа выходов пар вторичных осколков. Видно, что имеется корреляция спада углового момента осколков Mo, Ва и аномального поведения углового момента первичных осколков с вкладом второй моды в образование исследуемых Ва-Мо пар. Такая корреляция является дополнительным аргументом в поддержку гипотезы о наличии двух мод деления для Мо-Ва пары.

6 1а Mo Ba - Mo =Zr - Ce б Ba в Mo+Ba Zr - Ce =Ba - Mo г 142 144 146 148 150 152 10 2 tot6 8 MH [amu] Рис. 22. Значения средних угловых моментов осколков 104Мо (а) и дополнительных к ним осколков Ва (б) образовавшихся после испарения различного числа нейтронов тот из 1первичных осколков; (в) суммарные угловые моменты пар осколков Мо+Ва (черные точки - Mo + Ba, светлые точки - средние угловые моменты первичных осколков) ; (г) относительный вклад второй моды деления в образование исследуемых пар осколков. Массовые числа дополнительных осколков 138-148 Ва.

Рис. 23. Суммарные значения угловых моментов для пар Ва-Мо (светлые точки) и Се-Zr (черные точки) осколков в зависимости от массы тяжелого осколка. Угловые моменты представлены для двух случаев, когда осколки испаряют два (=2) и четыре (=4) нейтрона. Штриховые линии – выходы Ва-Мо и Се-Zr пар осколков.

При анализе данных обнаружена интересная корреляция между выходом осколков и значением углового момента. На рис. 23 представлены зависимости суммарного углового момента первичных пар осколков от массового числа тяжелого осколка для двух случаев, когда осколки испаряют два и четыре нейтрона. Штриховыми линиями даны независимые выходы осколков, взятые из литературных данных. Как можно видеть из рисунка, имеется четкая корреляция между выходами осколков и значением углового момента. Так как распределение выходов осколков формируется благодаря дипольным колебаниям делящегося ядра, которые возникают при движении ядра к разрыву, обнаруженная корреляция указывает на сильную связь двух коллективных степеней свободы, диполных и поперечных колебаний.

Y [ %] < J > [ ] < J > [ ] < J > [ ] mode tot Y / Y 2Табл. 3. Относительные интенсивности переходов осколков тройного деления Cf с эмиссией Не. А обозначает среднюю массу первичного осколка, J - полученный TF средний угловой момент и J - средний угловой момент двойного деления приводится BF в качестве сравнения.

А I I I I J [] J [] TF BF 4+-2+ 6+-4+ 8+-6+ 10+-8+ 1Zr 1 9,48(7) 0,19 101,43 4,7(7) 5,1Zr 1 0,48(8) 0,26 103,01 4,9(7) 5,1Mo 1 0,50(10) 0,09 106,56 4,2(10) 4,1Xe 1 0,51(9) 0,26 0,11 140,49 5,3(8) 5,1Xe 1 0,57(9) 0,29 0,12 141,63 5,6(10) 8,1Xe 1 0,56(10) 0,30 143,28 5,3(12) 1Ba 1 0,69 0,30 145,58 6,3(10) 5,1Ba 1 0,45 0,27 147,03 5,8(10) 4, При определении углового момента осколков тройного деления с эмиссией Не применялась идентичная методика. Результаты приведены в табл. 3.

Из результатов приведенных в табл. 10, 11 и рис. 24 следует, что у коррелированных паp угловой момент уменьшается с нарастающим количеством испаренных нейтронов, что четко наблюдается и в двойном делении.

На рис.29 приведена зависимость среднего углового момента от количества испаренных нейтронов для коррелированных пар осколков 106Мо и 140Хе.

При сравнении зависимостей изменения значений углового момента от множественности нейтронов в двойном делений видно, что угловой момент уменьшается с нарастающей множественностью испаренных нейтронов со скоростью 0,71/n для 104Мо и 0,34/n для изотопов Ва.

Полученные сведения об угловых моментах дают возможность определить некоторые динамические характеристики осколков деления на их предразрывной стадии. Модель осцилляций делящегося ядра позволяет определить деформацию осколков на предразрывной фазе движения делящегося ядра в деформационном пространстве.

Средний угловой момент в модели определен как:

1 Mo 1 Xe 1 Mo Ba +104Mo 0 2 4 6 8 Рис. 24. Зависимость значений среднего углового момента пар осколков < J > от количества испаренных нейтронов . Черные символы – результаты тройного деления с эмиссией ядер Не, светлые символы – результаты двойного деления 253Сf.

J = -, 20 где 0 представляет амплитуду огибающих осцилляций ротационной моды пред разрывом ядра. Также ее можно рассматривать как неопределенность местоположения уже сформировавшихся осколков. Модель также определяет энергию огибающей моды:

Ebend = 2 / 0, где 0=c/z.

Амплитуда огибающих осцилляций зависит от радиуса шейки делящегося ядра и длины большой полуоси деформированного осколка.

Используя капельную модель и известную величину коэффициента квадрупольной деформации 2, энергию деформации осколка ЕDEF(2) определим из известного o уравнения: EDEF(2) = Es (Bs-1+ 2x(Bc -1)), o где Es =22,92А2/3 – поверхностная энергия недеформированного ядра и параметр делимости х=Z2/(50A). Вs и Вс - поверхностная и кулоновская энергии, зависящие от деформации. В случае, когда ядро имеет деформацию в основном состоянии, энергия его деформации вычиталась от полной деформации с применением простого приближения:

EDEF = EDEF(2) - EDEF g.s..

( ) Для образующихся осколков в момент разрыва ядра можно также оценить параллельный J|| и поперечный J моменты инерции относительно оси деления.

При оценке коэффициентов деформации был взят радиус шейки с=1,3 ферми, что соответствует радиусу -частицы. Результаты оценок энергии деформации ЕDEF и моментов инерции J|| и J, которые приобретает осколок при разрыве и энергия < J > [h] огибающей моды EBEND, показаны в табл.4. Моменты инерции, приведенные в таблице, считали равными 0,5 от их твердотельного значения.

При сравнении энергии деформации EDEF видно, что ее значение близко к энергии возбуждения, которая оценена при восстановлении первичных масс осколков, из чего следует, что угловой момент возникает при переходе барьера делящимся ядром.

Причиной несогласованности оцененных значений энергии возбуждения и энергии деформации некоторых осколков оказывается довольно сильное влияние радиуса шейки.

Табл. 4. Сравнение средних угловых моментов, амплитуд поперечных осцилляций о, оцененных коэффициентов квадрупольных деформаций 2, энергий огибающих осцилляций EBEND, энергий деформации ЕDEF и продольного и поперечного к оси деления моментов инерции J||, J для осколков тройного деления 252Cf с эмиссией ядер Не.

g.s.

EBEND EDEF o 2 J J|| J A [МэВ] [МэВ] [рад.] [2/МэВ] [2/Мэ] [] 1Zr 4,7 0,17 0,554 0,358 1,09 12,4 35,13 6,53 101,1Zr 4,9 0,164 0,609 0,369 1,17 14,5 40,06 6,48 103,1Ba 5,8 0,135 0,755 0,199 1,73 22,8 76,7 16,78 147,1Ba 6,3 0,130 0,817 0,164 1,87 24,5 80,91 11,24 145,1Xe 5,3 0,152 0,555 0 1,35 19,1 60,18 11,16 140,1Xe 5,6 0,145 0,640 0,116 1,50 21,6 71,65 10,79 141,1Xe 5,3 0,152 0,542 0,145 1,36 18,0 58,74 11,29 143,1Mo 4,2 0,188 0,371 0,369 1,29 3,9 28,62 8,69 106,Следует ожидать, что радиус шейки меняется с изменением асимметрии масс осколков.

На этой стадии движения ядро находится в холодном состоянии и почти вся свободная энергия реализована в деформации делящегося ядра. На рис 30. показана зависимость величины углового момента J от энергии деформации.

Из изложенного следует, что в генерации углового момента, кроме коллективных переменных – ротации и вибраций в значительной мере, участвует энергия деформации путем освобождения небольшой ее части (EBEND=12 МэВ) на возбуждение поперечных осцилляций. Значения оцененных моментов инерции осколков деления в точке разрыва близки значениям, полученным для первого минимума барьера изомеров деления сильно деформированных ядер.

На рис.25 также приведена зависимость значений о – амплитуды вибраций от энергии деформации. Видно, что с увеличением энергии деформации амплитуда поперечных колебаний снижается и, соответственно, угловой момент увеличивается.

Из наблюдаемого можно заключить, что определяющую роль при генерации углового момента осколков имеет их деформация на стадии близкой к точке разрыва и в самой точке разрыва.

0,20 0,18 0,16 0,14 0,12 0,10 5 10 15 20 EDEF [MэВ] Рис. 25. Зависимость среднего углового момента < J > и амплитуды поперечных колебанийй о в зависимости от энергии деформации ЕDEF осколков деления на стадии разрыва.

Пятая глава посвящена анализу выхода осколков деления в вынужденном делении трансуранов, который проведен с целью их применения в качестве радиоактивных нейтронизбыточных пучков ионов. Пучки радиоактивных нейтроноизбыточных ядер вызывают особый интерес с точки зрения развития ядерной физики и, следовательно, углубления знаний о строении материи.

Последние десятилетие большое внимание в ядерной физике уделяется генерации и ускорению радиоактивных ядер. Прогресс ускорительной техники позволил заниматься вопросами ускорения достаточно интенсивных пучков только в конце прошлого века. В настоящее время в мире работает или находятся на стадии создания несколько установок или проектов радиоактивных пучков ионов. На современных комплексах ускорителей применяют реакцию деления 238U протонами с энергией 1-50 ГэВ (CERN, КЕК, ISAC-TRIUMF), быстрыми нейтронами, генерированными дейтронами с энергией 120 МэВ (проект Spiral 2 Ганил) и тепловыми нейтронами ядерного реактора (проект MAFF, Мюнхен). Применение высокоэнергетических протонов при делении и фрагментации трансуранов дает осколки в основном из области протоноизбыточных ядер. Деление быстрыми нейтронами, когда энергия возбуждения сложного ядра достигает 25 – 30 МэВ, также не позволит получать осколки с большим избытком нейтронов вследствии большого количества испарившихся из них нейтронов.

При синтезе сверхтяжелых ядер и изучении деления тяжелых ядер (коллективная динамика многотельных систем) ни одна из комбинаций пучок–мишень не дает в процессе слияния ядра с нейтронной оболочкой N=184. В случае, когда используются самые нейтроноизбыточные ядра мишени 244Pu, 248Cm или 249Cf и пучок 48Ca, в процессе слияния формируются ядра в их основном состоянии, удаленные на 7-9 массовых единиц от области повышенной стабильности. Применение радиоактивных пучков ионов, которые имеют нейтроноизбыточность больше 48Са может решать эту проблему.

Применение тормозного излучения электронов при получении экзотических ядер является основой проекта ДРИБС – фаза II (ОИЯИ). Вторая фаза проекта ориентирована на получение радиоактивных пучков нейтроноизбыточных ядер. Сечение фотоядерной [h] [радиан] реакции является одним из основных параметров при выборе мишени. Определяет интенсивность генерации осколков деления.

В фотоядерных реакциях можно наблюдать энергетическую область, где полное сечение поглощения (Е) увеличивается в несколько раз относительно сечения при других энергиях. Такая область называется гигантским дипольным резонансом резонансной и наблюдается в области энергий Е13-15 МэВ в тяжелых ядрах При выборе мишени (источника нейтроноизбыточных ядер) необходимо стремиться к тому, чтобы она обеспечивала максимальный выход ядер с максимальной нейтроноизбыточностью. Естественно, при этом необходимо учесть доступность материала мишени в достаточном количестве, обеспечение технологией изготовления мишени, токсичность и, в не последней мере, ее стоимость. В табл. 5 приведены основные характеристики – интегралное сечение фотоделения F, там же показана верхняя граница интегрирования сечения и нейтроноизбыточность мишени, представленная в форме отношения N/Z – количества нейтронов N к протонам ядра Z.

Как известно, отношение N/Z делящихся ядер сохраняется в значительной степени и в осколках возникающих в процессе деления.

Таблица 5. Интегральное сечение фотоделения F, энергетический лимит интегрирования и нейтроноизбыточность N/Z ядер деления.

Энерг.лимит N/Z F [МэВ] [МэВмкбарн] 2Th 370 18,3 1,52U 2444 17,8 1,52U 2260 18,3 1,52U 1791 20,0 1,52U 1450 18,3 1,52U 1085 18,3 1,52Np 2278 18,3 1,52Pu 2146 17,8 1,52Pu 1860 30,0 1,52Am 2291 20,0 1,52Am 2228 20,0 1,5 Из данных показанных в таб. 13 видно, что наибольшую нейтроноизбыточность 244 238 2имеют ядра Pu и U. Изотоп Pu в нужном количестве нескольких грамм не 241,243 237 233,2доступен. Изотопы Am, Np и U с высоким интегралным сечением для мишени также не подходят по причине малого выхода нейтроноизбыточных ядер. В случае изотопов Аm и Pu надо учитывать их высокую токсичность. Из коммерчески и 232 235 238 237 239 2технологически доступных изотопов Th, U, U, Np и Pu изотоп U оказывается более подходящим материалом. При рассмотрении применения ядер с высокой нейтроноизбыточностью надо учесть, что с увеличением нейтронной избыточности время жизни уменьшается, что накладывает ограничения на их применение. Ограничивающим также оказывается время диффузии и эффузии из мишени. Разработано несколько новых технологий с целью увеличения диффузии из мишени. Разработан ряд материалов мишеней на базе карбида урана UС2 и фуллерены со встроенными атомами U, которые обозначают UCx. Перспективными оказываются UCx материалы, изготовленные на основе порошковой технологии с плотностью 1012 г/см3, которые при температуре 20002500°С обеспечивают высокую дифузию осколков деления.

С учетом высокой нейтронизбыточности, величины сечения фотоделения, доступности, технологических возможностей изготовления порошкообразных или пористых материалов, токсичности и цены, предпочтительным изотопом для мишени является 2U.

Расчет энергетических спектров гамма-лучей и их углового распределения проводился с применением программного продукта GEANT4. Расчеты углового и энергетического распределений тормозного излучения, возникающего в процессе торможения электронов с энергией 25 и 50 МэВ в мишени–радиаторе из W толщиной 3,5 мм, проводились для пучка электронов с гауссовым распределением плотности электронов. Диаметр пучка на половине высоты составлял 6 мм. Точность расчета энергетических спектров и угловых распределений в области энергии электронов Ее=050 МэВ не превысила 10%. В процессе расчета детально анализировались электромагнитные процессы, касающиеся е-/е+ взаимодействий – ионизация, аннигиляция электрон-позитронных пар, тормозное излучение и многократное рассеяние. При взаимодействии гамма-квантов учитывался фотоэлектрический эффект, рассеяние Комптона и рождения пар.

Угловая зависимость, полученная в расчете, проверялась в эксперименте с применением реакции Ni(,n)57Ni с энергетическим порогом 12,2 МэВ. Фольга из Ni размером 6060 мм2 и толщиной 50 мкм была облучена на расстоянии 14 см от конвертора. Энергия электронов с током 14 µкА составила 25 МэВ. После облучения фольга была разрезана на квадраты размером 55 мм2. Каждый элемент мозаики проверялся на наличие активности Ni. Интенсивность гамма-переходного распада с энергией 1378 кэВ применялась для определения относительной интенсивности тормозного излучения в определенной точке. На рис.25 показаны изменения интенсивности тормозного излучения в горизонтальном (Х) и вертикальном (Y) направлениях относительно оси пучка электронов.

Рис. 25. Относительная интенсивность гамма-квантов на расстоянии 14 см от конвертора в горизонталном «х» и вертикалном направлениях. - результаты эксперимента, • расчетные- значения.

Рис. 26. Зависимость угла максималной интенсивности от энергии гамма квантов Е..

Как видно рис.26, максимальная интенсивность тормозного излучения в зависимости от энергии фотонов получается под не нулевым углом вылета . Из сравнения расчетных и экспериментальных относительных интенсивностей видно, что результаты почти идентичны. При оценке скорости фотоделения 238U в зависимости от энергии электронов Е удобнее работать с интегралным сечением деления. Сечение, полученное интегрированием расчетного сечения, показано на рис. 27.

Рис. 28. Интегральный выход Рис. 27. Интегральное сечение фотоделения в зависимости от фотоделения Yint, толщины мишени 238U. Точкипредставленное в количестве представляют результаты экс- актов делений на электрон – перимента, кривая – результаты Nf/e- в зависимости от энергии расчета.

электронов Ee.

Исследуемая мишень состоит из конвертора электронов (тормозной мишени), поглотителя незаторможенных электронов из Al и самой мишени. Поглотитель электронов вносит пренебрежно малый вклад в изменение тормозного спектра и в плотность деления. Чтобы оценить влияние материала конвертора на плотность деления, расчеты проводились как для мишени без конвертора, когда торможение электронов происходит в материале мишени, так и для мишени с конвертором из W и металлического U. Толщина радиатора выбиралась относительно радиационной длины Х для электронов с энергией 25 и 50 МэВ. Из полученных результатов был оценен интегральный выход деления в зависимости от толщины мишени. Сравнение вычисленных значений с экспериментальными показало хорошее согласие. Результат сравнения показан на рис.28.

Расчеты плотности деления проведены также для двух граничных по плотности мишеней. В геометрии бесконечно большой мишени цилиндрической формы в качестве материала мишени применены порошкообразный фуллерен UCx с 16 атомами углерода на 1 атом U с отношением частей 1U16С в массовых единицах 55% U+45% C и плотностью =1,5 г/см3 и мишень UC2 – карбида урана с плотностью =12 г/см3.

Расчеты проводились для энергии электронов 25 и 50 МэВ, с радиаторами из W и U для UCx и UC2 мишеней. На рис.29. показаны результаты расчетов плотности деления f в объеме мишени, что дает представление о тепловой загрузке мишени. По изображению плотности деления в плоскости F=2f можно судить об оптимальной геометрической форме мишени. На рисунках также показаны интегралные значения вероятности деления в зависимости от радиуса Yf(r) и толщины Yf(z) мишени. В каждом расчете принималось 108 генераций.

Таблица 6. Геометрические размеры, толщина Z, радиус R цилиндрической мишени для разных комбинаций радиатор–мишень и случай когда радиатором был материал мишени. Отношение e/f – среднее количество электронов, выдававшее одно деление и V – объем, в котором вызвано 80% делений.

Ее [МэВ] мишень Z [мм] R [мм] е/f V [см3] U 14 6,7 620 1, UC2 26 8,8 688 6, UCx 260 150 1102 1,84.125 W+U 14 14,2 933 8, W+UC2 26 14,6 961 17, W+UCx 256 88 1161 6,23.1 U+UCx 196 69 741 2,93.1 U 17 6,1 229 1, UC2 26 10,1 246 8,50 UCx 300 86 363 6,97.1 W+U 15 10,3 3 5,00 W+UC2 27 12,4 3 13,0 W+UCx 280 77 398 5,22.1 W-конвертор+UCx, Ee=25МэВ Рис. 29. Плотность фотоделения в мишени UCx с плотностю =1,5 г/см3. Кон- вертор W, ток пучка электронов Ie= 20 мкА, энергия Ee=25 МэВ. F - плотность деления в объеме [с-1.мм-3 ], f - плотность деления в плоскости [с-1.мм-2 ].

Вероятность Y деления Nf в зависимости от диаметра r и толщины z [мм] мишени (нижная часть рисунка).

В табл. 6 представлены основные характеристики различных комбинацийаций радиатормишень. Обозначение U представляет металлический уран, UC2 - карбид урана и UCx - фулерен. Обозначения W+ и U+ определяют материал конвертора. После исключения из обсуждения металлического урана из-за невозможности диффузии осколков деления, из результатов, приведенных в таблице видно, что эффективный объем, представляющий 80% выхода осколков, меняется от нескольких см3 до нескольких тысяч см3. При учете условия быстрой диффузии осколков деления из объема мишени оптимальной оказывается сборка W+UC2 или UC2, которая позволяет создать компактную мишень с минималным объемом.

Как следует из результатов расчетов плотности деления в плоскости, показанных на рис. 29, сбор осколков деления надо обеспечить в нескольких точках по наружной поверхности мишени, но также и со стороны торца мишени. Увеличение скорости и эффективности диффузии осколков можно обеспечить конструкцией мишени в форме сборки, составленной из отдельных дисков карбида урана.

Оценка выходов осколков деления из реакции фотоделения 238U(xn,f), необходимых при анализе возможностей создания пучков нейтроноизбыточных ядеp, требует в интервале масс 80А160 и зарядов ядер 28Z60 иметь сведения о их независимых выходах. Модель не искаженного зарядового распределения (UCD) или ZP-модель позволяют систематически оценить зарядовые распределения осколков деления с применением существующих экспериментальных данных. В этом распределении предполагается, что отношение числа протонов к числу нуклонов А в каждом из осколков такoe же, как и в делящемся ядре.

2Результаты расчетов независимых и кумулятивных выходов фотоделения U приведены на рис. 30. Многие из исследуемых осколков в силу своей структуры находятся в изомерном состоянии. Выходы осколков в изомерном состоянии были определены с применением сведений об изомерном отношении q отдельных осколков деления. Тогда выход осколка в изомерном состоянии можно выразить соотношением:

Y(A, Z) Ym(A, Z) = Y(A, Z) -. Результаты приведены на рис.31. Величины независимых q +выходов фотоделения 238U, полученные путем расчета, проверялись для изотопов Kr и Хе в эксперименте. В результате обработки гамма-спектров, зарегистрированных Ge(Li) детектором, получены независимые выходы изотопов Kr и Хе. Их значения приведены совместно с расчетными значениями независимымых выходов в табл. 7 и 8.

2Табл.7. Независимые выходы Yexp изотопов Kr в одном делении U тормозным излучением с Ее=25 МэВ. Для сравнения приводятся расчетныее значения независимых выходов Y. Экспериментальные значения приведены к расчетному выходу 91Kr Yexp [%] Yрасч [%] Kr 1,0 1,Kr 2,5 2,Kr 2,2 1,Kr 0,67 1,2Табл. 8. Независимые выходы Yexp изотопов Kr в одном делении U тормозным излучением с Ее=25 МэВ. Для сравнения приводятся расчетныее значения независимых выходов Y. Экспериментальные значения приведены к расчетному выходу 91Kr.

Yexp [%] Yрасч [%] 1Хе 0,98 1,1Хе 2,0 2,1Хе 3,2 3,1Хе 2,9 3,1Хе 1,7 2,1Хе 0,8 0,1Хе 0,25 0, Рис. 30. Кумулятивные выходы осколков деления в основном состоянии при фотоделении 238U тормозным излучением электронов с энергией Ее=25 МэВ и средним током Ie = 20 мка.

Рисунок 31. Кумулятивные выходы осколков деления в изомерном состоянии при фотоделении 238U тормозным излучением электронов с энергией Ее=25 МэВ и средним током Ie = 20 мк.

2При облучении мишени U ее активность увеличивается за счет накопления осколков деления, накопления трития и трансурановых элементов и также активации конструкционных материалов мишени. Накопление радиоактивных осколков деления в объеме мишени и увеличение ее активности имеет сложный характер из-за разнообразия свойств осколков. Был проведен анализ накопленной активности изотопов и их изомерных состояний 890 осколков деления.

Результат таких расчетов для недельного цикла облучения показали, что в долговременную активность мишени вносят основной вклад изотопы: 144Се (Т1/2=284,дня), 106Ru (T1/2=373,6 дней), 147Pm (T1/2=2,62 ч.), 125Sb (T1/2=2,76 ч.), 96Sr (T1/2=28,8 ч.) и 1Cs (T1/2=30 лет). Они все хорошо известны, как отходы, образующиеся в ядерных реакторах.

2 В мишени U происходит кроме двойного деления со средней энергией возбуждения 13 МэВ также тройное деление, когда два осколка сопровождают тритий.

Рассмотрение этого вопроса важно в связис радиационной безопасностью при работе с облученной мишенью.

Вероятность такого процесса относительно двойного деления низка. Выход трития оцениваем значением Y (3Н) 10-4 на одно деление. Тогда при количестве двойных делений Nf 21011 c-1 будет происходить накопление 3Н со скоростью 2107 с-1. Можно оценить, что в однонедельном цикле облучения будет накоплено 22 кБк трития.

2При облучении U тормозными гамма-квантами, кроме реакции фотоделения, одновременно происходят на мишени и другие ядерные реакции. Самыми вероятными 238 238 2оказываются фотоядерные реакции U(,n)237U, U(,2n)236U, U(,pn)236Pa и 2U(n,)239U. Возникшие изотопы имеют короткое время полураспада (за исключением 236 239 236 2U) и в процессе -распада образуют -радиоактивные изотопы Pu, Np и U с длинными временами полураспада, которые с практической точки зрения можно считать бесконечно длинными. Из сечений раньше приведенных фотоядерных реакций, можно оценить суммарный выход нейтронов в виде:

Y(nTOT)=(3,5(,F)+1,6(,n)+20,7(,2n)+0,15(,pn))21011=1,31012 c-Тогда дополнительно к фотоделению будет происходить деление нейтронами: со скоростью Y(n,f) 1010 c-1, что дополнительно увеличит выходы осколков на 68%.

Окончательные значения активности накопленных актинидов в 7-дневном цикле облучения приведены в табл.9. Из накопленных актинидов только три последних из табл.9 вносят существенный вклад в активность мишени. Их полная активность составляет ААСТ3 кБк. При предположении, что в мишени 238U имеется 1021 – 1022 ядер, активность накопленных актинидов сравнима с естественной активностью мишени.

Из проделанного анализа возможностей применения тормозного излучения электронов с энергией Ее=25 МэВ и током 20 µкА следует, что применение мишени 238U 2в форме пористого карбида или в форме фуллерена U с использованием существующих ускорителей позволяет достигнуть 1011 делений в секунду. Это обеспечит выход отдельных изотопов–осколков деления на уровне 109 /c-1. В качестве 1сравнения на рис.32 показаны выходы Sn, полученные с разными пучками и мишенями.

Таблица 9. Активность актинидов, накопленных в недельном цикле облучения.

Изотоп Количество ядер Активность [Бк] Время полураспада 2Pa 9,1 мин.

2,361013 3102U 6,75 суток 1,381017 1,6102U 23,45 мин.

1,621014 8102Np 2,36 суток 1,921016 7102U 1,031017 2,34107 лет 2Np 4,771017 4,9103 2,14106 лет 2Pu 2,771016 2,53104 24,11103 лет Выход нейтроноизбыточных ядер зависит от энергии возбуждения делящегося ядра. В таком случае, более выгодным при получении сильно нейтроноизбыточных осколков оказывается применение низкой энергии возбуждения при делении ядер, что и следует из результатов, показанных на рис.32.

Рис. 32. Выход изотопов Sn при делении и фрагментации 238U. о -фрагментация, -деление-фрагментация протонами, - деление быстрими нейтронами, • - фотоделение В табл.10 приведены данные о массе мишени из 238U, необходимой для получения 5109 атомов 137Хе при применении пучков протонов, тепловых и быстрых нейтронов и тормозного излучения. В качестве сравнения приведены оценки по спонтанному 2делению Cf. Данные характеризуют разные возможности получения пучков радиоактивных ионов.

Из сравнения различных проектов следует, что применение микротрона МТ-25 с энергией ускоренных электронов 25 МэВ и средним током 20 µкА в качестве источника нейтроноизбыточных ядер реально. Эффективность применения тормозного излучения выражает также количество электронов, которые необходимы для разделения одного ядра 238U.

1Таблица 10. Источники деления, обеспечивающие получение изотопа Хе с интенсивностью 5109 атомов/с-1.

Пучок Интенсивность Мощность Мишень пучка пучка 2Протоны (600 МэВ) U (100 г) 30 кВт 50 µкА 2Тепловые нейтроны U (0,4 г) 1,6109 нсм-2с-2Быстрые нейтроны U (332 г) 65 кВт 500 µкА (дейтоны 130 МэВ) 2Спонтанное деление Сf (0,2 г) 2Гамма лучи U (10 г) 0,5 кВт 20 µкА (электроны 25 МэВ) В зависимости от примененного конвертора (без, W, U) и формы 238U (UC2, UCx) при энергии электронов Ее=25 МэВ потребуется 690 – 1000 электронов, но уже при Ее=МэВ необходимо только 250 – 300 электронов на одно деление.

Параметры микротрона уже не соответствуют параметрам современных электронных ускорителей. Интенсивность пучка ограничена магнетронным ВЧ генератором мощностью 1,6 кВт. Его заменой на клистронный ВЧ генератор можно увеличить интенсивность в 102-103 раз. Как следует из значений интегралного сечения деления (рис.27), увеличением энергии электронов до 50 МэВ можно увеличить выход радиоактивных ядер в 3 раза без значимого уменшения выхода осколков с большой нейтроноизбыточностью. Также надо отметить, что микротрон МТ-25 с пучком электронов мощностью 0,5 кВт совместно с циклотронным комплексом ECR-4M+U4позволяет получить экзотические пучки с интенсивностью 107с-1 и энергией 5-МэВ/нуклон. Такой вариант проекта можно реализовать с относительно невысокими затратами, потому что используются существующие ускорители, обеспеченные соответствующей радиационной защитой.

Учитывая физические характеристики низкоэнергетического фотоделения, можно 2заключить, что его применение совместно с мишенью U в качестве источника радиоактивных нейтроноизбыточных ядер является конкурентоспособным по отношению к большим и дорогим ускорительным комплексом, которые в настоящее время находятся на стадии строительства в передовых лабораториях мира.

Основные результаты работы:

1. Обоснован и применен в эксперименте новый метод определения независимых выходов осколков деления – выходов коррелированных пар осколков. С применением выхода коррелированных осколков введена методика определения абсолютного значения множественности нейтронов деления. Определены независимые выходы вторичных и первичных коррелированных пар по ядерному заряду и отдельных осколков без применения полуэмпирических методов.

2. Первый раз получено распределение множественности нейтронов зарядовых пар осколков деления. Для пар осколков Мо-Ва обнаружено двухмодальное поведение множественности испарившихся нейтронов. Первая мода не отличается по поведению множественности от других пар осколков Zr-Ce, Ru-Xe и Pd-Te со средней множественностью . Распределение множественности пары Мо-Ва отличается от других разделений повышенным выходом эмиссии нейтронов из пар осколков, образовавшихся после испарения семи и более нейтронов. Определено, что делящиеся ядра Ва, которые отвечают за высокую эмиссию нейтронов, находятся в гипердеформированном состоянии.

3. Определены впервые выходы осколков безнейтронного деления, при котором происходит холодная фрагментация – коллективное движение, при котором ядраосколки находятся в основном состоянии. Из результатов эксперимента определен диапазон энергий возбуждения отдельных пар осколков.

4. Определена новая область холодной фрагментации в районе ядер близких магическим Z=28 и N=50. Также определены массы ядер, участвующие в холодной и деформированной фрагментации одновременно. Впервые также определено холодное симметричное деление.

5. Рассмотрены свойства дипольных и квадрупольных гамма-квантов в разрядке возбужденных состояний осколков деления. Анализированы их основные характеристики в зависимости от полной кинетической энергии и массы осколка.

Пояснена их роль в конкурентном процессе – разрядке энергии и углового момента осколков деления.

6. Проверен энергетический баланс двойного деления 252Cf в зависимости от массы и кинетической энергии осколков. Получены новые сведения о распределении энергии возбуждения в зависимости от массы и полной кинетической энергии осколков.

7. При исследовании тройного деления первый раз получены сведения о интегральных характеристиках эмиссии гамма-квантов и значениях углового момента пар осколков деления. Наблюдено, что в области низких кинетических энергий (12 МэВ) ядер Не работает другой механизм разделения ядра на три части, отличающийся от действующего механизма при остальных кинетических энергиях.

8. Впервые определены средние угловые моменты пар осколков деления двойного и 2тройного деления Cf с эмиссией ядер Не. Наблюдено, что в области эмиссии нейтронов 4 существует аномалия в значениях угловых моментов. Показано, что в этой области множественности нейтронов для пар осколков Мо-Ва делящееся ядро находится в гипердеформированном состоянии. Найдена корреляция суммарных угловых моментов и независимого выхода осколков деления, что указывает на сильную связь двух коллективных степеней свободы дипольных и поперечных вибраций делящегося ядра. Найдена зависимость увеличения углового момента осколков от деформации на предразрывной стадии или во время разрыва ядра. Из четно-нечетных флуктуаций углового момента осколков в зависисмости от множественности испаренных нейтронов определена их зависимость от массы первичного осколка. Определено, что ядра Не уносят при тройном делении угловой момент величиной 0,1-0,5. Определено, что угловой момент уменьшается с нарастающей множественностью нейтронов со скоростью 0,71/n и 0,34/n для 1Мо и изотопов Ва соответственно.

9. Из проделанных экспериментов и анализа возможностей применения тормозного излучения электронов с энергией Ее=25 МэВ и током 20µкА следует, что применение мишени 238U в форме пористого карбида или в форме фуллерена 238U позволяет достигнуть 1011 делений в секунду, что обеспечивает выход отдельных нейтроноизбыточных ядер-осколков деления на уровне 109/с-1. Определено, что благодаря резонансной природе фотоделения, при энергии Ее=25 МэВ потребуется 700-1000 электронов, но уже при Ее=50 МэВ необходимо только 250300 электронов на одно деление. Учитывая физические характеристики можно заключить, что с пучком электронов мощностью 0,5 кВт совместно с циклотронным комплексом ECR-4M+U400 можно получить экзотические пучки нейтроноизбыточных ядер с интенсивностью 107 с-1 и энергией 5-МэВ/нуклон. Такой источник радиоактивных нейтроноизбыточных ядер является конкурентоспособным к большим и дорогим ускорительным комплексам, которые в настоящее время находятся на стадии строительства в передовых лабораториях мира.

Список литературы 1. Hamilton J.H., Butler-Moore K.,.. Kliman J., Polhorsky V.,Morhac M. et al.:

2Yields of correlated fragment pairs in spontaneous fission of Cf.

Proc. of American Phys. Soc.; Fall Meeting: Nuclear Physics, Asilomar, Calif., 1993, Bull. American Phys. Soc.: Vol.38, 1993, 1806.

2. Kliman J.,Polhorsk V., MorhM., et.al:

2 Correlated Yields and Emission of Neutrons of Mo/Ba Fragments from Cf(s.f.).

Ядерная физика, т.57, 1994, 1174.

3. Ter-Akopian G.M.,Hamilton J.H.,..Kliman J., et.al:

Zero Neutron Emission in Spontaneous Fission of 252Cf :A Form of Cluster Radioactivity. Journal of Physics G: Nuclear and Particle Physics, Vol.20, 1994, L85.

4. Ter-Akopian G.M., Hamilton J.H.,.. Kliman J., et.al:

Neutron Multiplicities and Yield of Correlated Zr-Ce and Mo-Ba Fragment Pairs in Spontaneous Fission of 252Cf. Physical Review Letters, Vol.73,(1994), 1477.

5. Hamilton J.H.,.. Kliman J., Morh M., et al.:

Structure of neutron-rich nuclei and neutron multiplicities in spontaneous fission. Physics Reports, Vol. 264, Issue1-5,(1995) p.215.

6. Ter-Akopian G.M., Hamilton J.H:,.. Kliman J., Morh M., et al.:

144,145,1 New spontaneous fission mode for 252Cf: Indication of hyperdeformed Ba at scission. Physical Rew. Letters Vol.77, (1996), p.32.

7. Тер-Акопьян Г.М., Гамильтон Дж.,.. Климан Я., и др.

Выходы коррелированных пар осколков спонтанного деления ядер 252Cf.

Известия АН, Сер. физ. Т.60 (1996) 162.

8. Тер-Акопьян Г.М., Оганесян Ю.Ц.,..Климан Я., и др.

2 Угловые моменты осколков спонтанного деления Cf.

Известия АН, Сер. физ. Т.61 (1997) 185.

9. Тер-Акопьян Г.М., Оганесян Ю.Ц.,..Климан Я., и др.

2 Выходы пар осколков и характеристики спонтанного деления Cf.

Известия АН, Сер. физ. Т.61 (1997) 746.

10. Ter-Akopian G.M., Kliman J., Morh M., et al.:

Experimental Methods for Studying Spontaneous and Low-Energy Nuclear Fission. Phys. of Elementary Part. and Nuclei: Particles&Nuclei, Vol 28, (1997) 543.

11. Morhac M., Kliman J., Matousek V., Veselsky M. and Turzo I.:

Integrated Multiparameter Nuclear Data Analysis Package.

Nuclear Instrument & Methods, Section A 389 (1997), p.89.

12. M.Morh, J. Kliman, V. Matouek, I. Turzo:

Multiparameter nuclear spectroscopic data acquisition and analysis package.

Applied Spectroscopy, 51/9, 1997, p.1415.

13. Morhac M., Kliman J., Matousek V., Veselsky M. and Turzo I.:

Background Elimination Methods for Gamma-Ray Multidimensional Coincidence Spectra. Nucl. Instr. & Meth. in Phys. Research, A401 (1997), p.113.

14. M.Morh, J. Kliman, V. Matouek, M. Veselsk, I. Turzo:

Efficient one and two dimensional Gold deconvolution and its application to gamma-ray spectra decomposition.

Nucl. Instr. & Meth. in Phys. Research, A401 (1997), p.385.

15. M.Morh, J. Kliman, V. Matouek, I. Turzo, M. Veselsk:

Efficient algorithms of multiparameter nuclear spectra processing.

Acta Physica Slovaca, Vol.49, (1999),p.59.

16. Butler-Moore K.,Aryaeinejad R.,.. Kliman J., Morhac M., et al.:

High spin-states in neutron-rich even-even Pd isotopes.

Journ. Phys. G: Nucl. Part. Phys. Vol.25 (1999) p.2253.

17. Hamilton J.H.,.. Kliman J., Ramayya A.V., et al.:

2 Cold spontaneous fission processes of Cf and the structure of neutron-rich Ba and La nuclei. Acta Physica Slovaca, Vol. 49 (1999) p. 31.

18. Попеко Г.С., Тер-Акопьян Г.М.,.. Климан Я., и др.

2Угловые моменты осколков и динамика спонтанного деления Cf. Извесия АН, Сер. Физ., т.63 (1999) 879.

19. M.Morh, J. Kliman, V. Matouek, M. Veselsk, I. Turzo:

Advanced analysis, processing and visualization algorithms for multiparameter spectroscopic data. Applied Spectroscopy, Vol. 54 (4) (2000) pp.630.

20. M. Morhас, J. Kliman, V. Matouek, M. Veselsk, I. Turzo:

Identification of peaks in multidimensional coincidence gamma-ray spectra.

Nucl. Instr. & Meth. in Phys. Research, A 443 (2000), pp.108.

21. Hwang J.K., Ramayya A.V.,.. Kliman J., Krupa L., et al.:

He ternary fission yields of 252Cf and 235U(n,f). Physical Review C, Vol.61 (2000) 047601.

22. Ramayya A.V., Hamilton J.H.,..Kliman J., et al.:

Binary and Ternary Fission Studies with 252Cf. Progress in Particle and Nuclear Physics, Vol. 46 (2001) 221.

23. Hamilton J.H., Ramayya A.V.,.. Kliman J., et al.:

Behavior of Nuclear Matter under Extreme Conditions in Fission.

Acta Phys. Hungarica, Heavy ion Physics,Vol.14 (2001) 161.

24. Oganessian Yu.Ts., Dmitriev S.N., Kliman J., et al.:

RIB production with photofission of uranium. Nuclear Physics A701 (2002) 87c.

25. Gangrski Yu.P., Dmitriev S.N., Kliman J., Szollos O., et al.,:

Independent Yields of Xe Isotopes at Photofission of 232Th and 238U.

Phys. Particles and Nuclei, Letters No.6 [103] (2000) 5.

26 Morhac M., Kliman J. and Matousek V.:

Optimized multidimensional nonoscilating deconvolution.

Journ. of Computational and Applied Mathematics,Vol.140 (2002) 639.

27. Hamilton JH, Ramayya AV,..Kliman J, et al., Cold and hot binary and ternary fission yields in the spontaneous fission of 252Cf, Phys. of Atom. Nucl. Vol.65, (2002) 645.

28. M. Jandel, J. Kliman, L. Krupa, M.

Gamma-ray multiplicity distribution in ternary fission of 252Cf, J. Phys. G: Nucl. Part. Phys., Vol.28 (2002) 2893.

29. M. Morh, V. Matouek, J. Kliman:

Efficient algorithm of multidimensional deconvolution and its application to nuclear data processing. Digital Signal Processing, Vol. 13, No. 1, (2003), 144.

30. Morh M., Matouek V., Kliman J.:

Optimized multidimensional nonoscillating deconvolution. Journal of Computational and Applied Mathematics. Vol. 140, 2002, pp. 639.

31. Jandel M., Morh M., Kliman J., Krupa L., Matouek V., Hamilton J. H., Ramaya A. V.: Decomposition of continuum gamma-ray spectra using synthesized response matrix. Nucl. Instr. & Meth. in Phys. Research A516, 2004, 172.

32. Morh M., Kliman J., Jandel M. Krupa L., Matouek V.:

Study of fitting algorithms applied to simultaneous analysis of large number of peaks in gamma-ray spectra. Applied Spectroscopy, Vol. 57 (2003) 753.

33. Morh M., Matouek V., Kliman J., Turzo I., Krupa L., Jandel M.: New achievements in Development of Multidimensional Data Acquisition, Processing and Visualization – DAQPROVIS. Nucl. Instr. & Meth. in Phys. Research A, Vol. 502 (2003) 728.

34. Rubchenia V.A,.. Kliman J., Krupa L.,et al., Fission Dynamics in the Proton Induced Fission of Heavy Nuclei.

Nucl.Phys. A734(2004)253.

35. Hwang J.K., Fong D.,..Kliman J., Krupa L.,et al., Identification of Gamma Transitions from He and Be Ternary Fission Fragments. Acta Phys. Hungarica NS – Heavy Ion Physics Vol.18, (2003) 383.

36. M.Jandel, J.Kliman, L.Krupa, et al., 2 Angular Momenta of Fission Fragments in the Acompanied Fission of Cf Eur. Phys. J. A24 (2005) 373.

37. M.Morh,, J.Kliman, M.Jandel, L.Krupa, V.Matousek, J.H.Hamilton, A.V.Ramayya Efficient Fitting Algorithms Applied to Analysis of Coincidence Gamma- Ray Spectra Computer Physics Communication 172 (2005) 19.

38. Kliman J., et al.: Use of multidetector arrays for investigation of 252Cf (s.f.) by gamma-ray spectrometry. Int. Workshop on Research with Fission Fragments, Benediktbeuern (Univ.Munchen) Germany, Oct. 28 -30, 1996.

39. Morh M., Kliman J., Matouek V.:

Package for multidetector fission data analysis.DANF’ 96, Int. Conf. On Dynamical Aspects of Nuclear Fission, ast- Papiernika, Aug. 30 - Sept. 4, 1996. Ed.: J.Kliman and B.I.Pustylnik, JINR Dubna 1997, p.377.

40. Ter-Akopian G.M., Kliman J., Morh M., Popeko G.S., Hamilton J.H., et al.:

New results from investigation of 252Cf spontaneous fission.

DANF 96, Int. Conf. on Dynamical Aspects of Nuclear Fission, ast-Papiernika, Aug. 30 - Sept. 4, 1996. Ed.: J.Kliman and B.I.Pustylnik, JINR Dubna 1997, p.281.

41. Hamilton J.H., Butler-Moore K., Kliman J., Polhorsky V.,Morhac M. et al.:

Insights into nuclear structure and the fission process from spontaneous fission. Proc. Int. School-Seminar of Heavy Ion Science, Dubna 1993, Heavy Ion Physics, Ed. Yu.Ts.Oganessian, Dubna 1993, Vol.1,p.276-293.

42. Hamilton J.H., Kormicki J., Kliman J., Polhorsky V., et al.:

Neutron multiplicities in spontsneous fission and nuclear structure studies.

Proc. Int. Conf. Frontier Topics in Nuclear Physics, Bucharest 1993.

Frontier Topics in Nuclear Physics, Ed.:W.Scheid, A.Sandulescu, Plenum Press and NATO, New York 1994, p. 101.

43. Kliman J., Polhorsky V.,Morhac M., Ter-Akopian G.M., et al.:

Yields of correlated fragment pairs and neutron multiplicities in spontaneous 2 fission of Cf. Proc. Int. Workshop on Nuclear Fission and Fission Product Spectroscopy, Seyssins 1994. Ed.: H.Faust & G.Fioni, ILL Grenoble 1994, p.210.

44. Ter-Akopian G.M.,Hamilton J.H.,.. Kliman J., Polhorsky V.,Morhac M. et al.:

Yields and neutron multiplicities of correlated fragment pairs in spontaneous 2 fission of Cf. Int. Conf. on Physics from Large Gamma-Ray Detector Arrays, Aug.

2-4,1994, Berkeley, Ed.: M.A.Delaplanque, R.M.Diamond, Lawrence Berkeley Lab.

and Univ. of California, LBL 35687, 1994, p.145. Hamilton J.H.,Ter-Akopian G.M.,OganessianY.Ts.,..Kliman J.,Morhac M.,et al.:

Structure of neutron-rich nuclei and neutron multiplicities in spontaneous fission. Int. Workshop’’The Harmony of Physics’’, May 9-11,1994, D.Rittenhous Lab., University of Pennsylvania, Philadelphia, USA, Ed.: D.H. Feng, A. Klein, M.Vallirs and V.Zelevinsky, Phys. Reports, Vol.264, (1996) 215-231.

46. Ter-Akopian G.M.,OganessianY.Ts.,.. Kliman J.,Morhac M.,Hamilton J.H.,et al.:

2 Correlated fragment pair yields in spontaneous fission of Cf : Indication for hyperdeformation of Ba. Gordon’s Radiochemistry Conf., New London, USA, Jun 1995.

47. Ter-Akopian G.M.,OganessianY.Ts.,.. Kliman J., Morhac M., Hamilton 2 J.H., et al.: Correlated fragment pair yields in spontaneous fission of Cf, Cluster radioactivity, Nuclear spectroscopy. LEND’95, Low Energy Nuclear Dynamics, XV.

EPS Nuclear Physics Divisional Conf., St.Petersburg 1995, Ed. J.R.Pick, Publ. EPS 1995, Vol.19B,p.148. Kliman J., Morh M., Matouek V., Turzo I., et al.:

Multiparameter data acquisition, visualization and processing system MultiDAPS. Int. Workshop Nuclotron for Physics and Technology, Varna, Sept.19- 24,1995.

49. Hamilton J.H.,Ter-Akopian G.M.,.. Kliman J., Morhac M.et al.:

New insights from neutron- and proton- rich nuclei far from stability.

Proc. Int. Nuclear Physics Conf. INPC’95, Beijing, 21-26 August,1995, Nuclear Physics- At the Frontiers of Knowledge, Ed.: Sun Zuxun& and Jincheng, World Scientific 1995,p.511.

50. Morh M., Matouek V., Kliman J.:

Nuclear data visualization using surface and volume rendering techniques.

Summer School on Scientific and Mathematical Visualization.

Ettenheim, Germany, September 22-27,1996, 247.

51. Hamilton J.H.,.. Kliman J., Morh M., Ter-Akopian G.M., et al.:

A new spontaneous fission mode for 252Cf : hyperdeformation, cluster radioactivity, new levels. Proc.15th Nuclear Physics Divis.Conference, Low Energy Nuclear Dynamics, St. Petersburg, Russia, April 18 - 22, 1995, Eds. Yu. Oganessian and W.von Oertzen, World Scientific 1996, p.187.

52. Ter-Akopian G.M., Hamilton J.H.,.. Kliman J., Morh M., Daniel A.V., et al.:

Yields of correlated fission fragment pairs. Proc. Int. Conf. on Exotic Nuclei and Atomic Masses, ENAM 95, Arles, France, June 19 -23, 1995. Ed.: M. de Saint Simon and O. Sorlin, Editions Frontiers, Gif-sur-Yvette, France, 1996, p. 383.

53. Morh M., Kliman J., Matouek V., Turzo I.: Integrated multiparameter data analysis package. AINHENP’ 96 - New Computing Techniques in Physics Research, Lausanne, Switzerland, September 2-6,1996. Ed.: M.Verlen and D.Perret-Gallix, North Holland 1997, p.89.

54. Ter-Akopian G.M.,.. Kliman J., Morh M., Hamilton J.H., et al.:

Yields of correlated fragment pairs and characteristics of the 252Cf spontaneous fission.

Int. Symp. on Large-Scale Collective Motion of Atomic Nuclei, Brolo (Univ. Messina) Italy, Oct. 15 -19, 1996. Ed.: G.Giardina, G.Fazio and M.Lattuada, World Scientific 1997, p.622-632.

55. Popeko G.N., Ter-Akopian G.M., Kliman J., Morhac M., et al.:

Neutron multiplicity and primary angular momenta at 252Cf (s.f.).

46th Int. Conf. on Nuclear Spectroscopy and Nuclear Structure, June 1996, Moscow, St Petersburg Nauka, 1996.

56. Ter-Akopian G.M.,.. Kliman J., Morh M., Hamilton J.H., et al.:

2 New type of experimental data for the spontaneous fission of Cf. In: Dynamical Aspects of Nuclear Fission, Proc. Int. Conf. DANF96, ast-Papiernika, Aug.30- Sept.4, 1996. Edit.: J.Kliman and B.I.Pustylnik, JINR Dubna 1977, p.281.

57. Morh M., Kliman J., Matouek V., Turzo I.:

In: Dynamical Aspects of Nuclear Fission, Proc. Int. Conf. DANF96, ast-Papiernika, Aug.30- Sept.4, 1996. Edit.: J.Kliman and B.I.Pustylnik JINR Dubna 1977, p.377.

58. Ter-Akopian G.M.,..Kliman J., Morh M., Hamilton J.H., et al.:

New characteristics of the 252Cf (s.f.) with large gamma ray detector arrays.

Int. Conf.on Fission and Properties of Neutron Rich Nuclei, Sanibel Island, Florida, Nov.10-15,1997. Ed.: J.H.Hamilton and A.V.Ramayya, World Scientific Publ. Co. Singapore, New Jersey, London, p.165.

59. Daniel A.V., Ter-Akopian G.M.,.. Kliman J., Morh M., Hamilton J.H., et al.:

Characteristics of the primary fission fragments obtained with modern HPGe detectors. Int. Conf.on Fission and Properties of Neutron Rich Nuclei, Sanibel Island, Florida, Nov.10-15,1997. Ed.: J.H.Hamilton and A.V.Ramayya, World Scientific Publ. Co. Singapore, New Jersey, London, p.624.

60. Popeko G.S., Ter-Akopian G.M.,.. Kliman J., Morh M., Hamilton J.H., et al.:

. New data on the fragment angular momenta obtained for the 252Cf (s.f.) with Gammasphere. Int. Conf.on Fission and Properties of Neutron Rich Nuclei, Sanibel Island, Florida, Nov.10-15,1997, Ed.: J.H.Hamilton and A.V.Ramayya, World Scientific Publ. Co. Singapore, New Jersey, London, p.645.

61. Veselsky M., Morhac M., Kliman J., Matousek V. And Turzo I.:

Study of detection limit in spectroscopy of coicident gamma rays.

AIP Conf. Proc. 447, Proc. 2nd Int. Conf. On Nuclear Fission and Fission Product Spectroscopy, Seyssins, France, April 1998, eds. G.Fioni, H.Faust, S.Oberstedt and F.-J.Hambsch, American Inst. of Phys., Woodbury, N.Y., 1998, pp.151.

62. Veselsky M., Kliman J., Morhac M., Hamilton J.H., Ramayya A.V., et al:

Yields of correlated fragment pairs and neutron multiplicity in spontaneous fission of 2 Pu. AIP Conf. Proc. 447, Proc. 2nd Int. Conf. On Nuclear Fission and Fission Product Spectroscopy, Seyssins, France, April 1998, eds. G.Fioni, H.Faust, S.Oberstedt and F.-J.Hambsch, American Inst. Of Phys., Woodbury, N.Y., 1998, 261.

63. Kliman J., Morhac M., Hamilton J.H., Greiner W., Ter Akopian G.M., et al.:

Fragment angular momentum and descent dynamics in 252Cf spontaneous fission.

CP 455, ENAM 98, Exotic Nuclei and Atomic Masses, eds. B.M.Sherill, D.J.Morrissey and C.N.Davids, pp.708.

64. J.H. Hamilton, W. Greiner, G. Ter-Akopian,.. J. Kliman,et al.,:

Cold spontaneous fission processes of 252Cf and the structure of neutron-rich Ba and La nuclei. In: Proc. 4th Int. Conf. Dynamical Aspects of Nuclear Fission - DANF'98, Oct. 19-23, 1998, ast-Papiernika, Slovakia. Eds. Yu.Ts. Oganessian, J. Kliman and . Gmuca, World Scientific, Singapore, 1999, pp.122.

65. M.Morh, J. Kliman, V. Matouek, I. Turzo, M. Veselsk:

Efficient algorithms of multiparameter -ray spectra processing.

In: Proc. 4th Int. Conf. Dynamical Aspects of Nuclear Fission - DANF'98, Oct.

19-23, 1998, ast-Papiernika, Slovakia. Eds. Yu.Ts. Oganessian, J. Kliman and . Gmuca, World Scientific, Singapore, 1999, pp. 439.

66. Morh M.,Kliman J., Matouek V., Turzo I.:

Software for analysis, processing and visualization of multiparameter nuclear data. AIHENP99 - New Computing Techniques in Physics Research, Heraklion Crete, Greece, April 12-16, 1999.

67. G.S.Popeko, G.M.Ter-Akopian,.. J.Kliman, M.Morh, et al.:

Fragment angular momentum and descent dynamics in 252Cf spontaneous fission. Int.Conf. on Physics of Atomic Nuclei, Moscow June 1998, St.Peterburg 1999.

68..M.Ter-Akopian, J.H. Hamilton,..J. Kliman, et al.:

Fragment angular momenta and descent dynamics in 252Cf spontaneous fission.

2nd Int. Conf. on Nuclear Fission and Neutron-rich Nuclei, St. Andrews, Scotland, June 28 – July 2, 1999, World Scientific 2000, 98-106.

69. A.V. Ramayya, J.K. Hwang, J.H. Hamilton,.. J. Kliman, et al.:

Cold fission studies with large detector arrays. 2nd Int. Conf. on Nuclear Fission and Neutron-rich Nuclei, St. Andrews, Scotland, June 28 – July 2, 1999, World Scientific 2000,246.

70. Yu.Ts. Oganessian, J. Kliman, . Gmuca (eds.), Proc. 4th Int. Conf. Dynamical Aspects of Nuclear Fission, ast-Papiernika, Oct. 19-24, 1998, World Scientific Publ. Co., Singapore, 1999, 460pp.

71. Oganessian Yu.Ts.,Dmitriev S.N., Kliman J., et al.:

RIB production with photofission of Uranium. 5th Int. Conf. On Radioactive Nuclear Beams, April 2-8. 2000, Divonne, France.

72 Morh, J. Kliman, V. Matouek, I. Turzo, M. Veselsk:

Software for analysis, processing and visualization of multiparameter data.

New Computing Techniques in Physics Research VI. Eds.:G.Athanasiu and D.Perret-Gallix, Proc. 6th Int. Workshop of Software Engineering, Artifical Inteligence and Expert Systems, p.312.

73 Hwang J.K., Beyer C.G.,..Kliman.J., Krupa L., Hamilton J.H., et al.:

Fission studies with large detector arrays.

Proc. Int. Conf. on “Fission Dynamics of Atomic Clusters and Nuclei” 15-19 May 2000, Luso, Portugal. Ed.: J. da Providencia, D.M.Brink F.Karpechine and F.B.Malik, World Scientific 2001, p.21.

74 Morh M., Kliman J., Matouek V., Turzo I., Krupa L., Jandel M.:

Advanced analysis of multidimensional experimental nuclear data.

Fifth Int. Conf. on Dynamical Aspects of Nuclear Fission, ast Papiernika, October 23-27, 2001. Slovakia, Ed.: J.Kliman, M.G.Itkis and S.Gmuca, World Scientific 2002, p.534.

75 Jandel M., Kliman J., Krupa L., Morh M., et al.

Gamma-ray emission in He, Be, and C accompanied fission of 252Cf.

Fifth International Conference on Dynamical Aspects of Nuclear Fission, ast- Papiernika, October 23-27, 2001. Slovakia, Ed.: J.Kliman, M.G.Itkis and S.Gmuca, World Scientific 2002, p.350.

76 Szollos O., Kliman J., Krupa L., Jandel M.:

DRIBs II: A source of radioactive nuclei. 5th Int. Conf. on Dynamical Aspects of Nuclear Fission, ast-Papiernika, October 23-27, 2001. Slovakia, Ed.: J.Kliman, M.G.Itkis and S.Gmuca, World Scientific 2002, p.509.

77 Hamilton J.H.,.. Kliman J., Krupa L., Jandel M., et al:

2 He and Be ternary spontaneous fission of Cf. 5th Int. Conf. on Dynamical Aspects of Nuclear Fission, ast-Papiernika, October 23-27, 2001. Slovakia, Ed.: J.Kliman, M.G.Itkis and S.Gmuca, World Scientific 2002, p.341-349.

78 Daniel A.V.,.. Kliman J., Krupa L., Jandel M., et al.:

2 Ternary fission of Cf. Identification of 10Be clusters and estimation of corresponding fission fragment yields. 3rd Intern. Conf. on „Fission and Properties of Neutron-Rich Nuclei“.Nov. 2002, Sanibel Island, Florida. World Scientific 2003, 581.

79.Fong D., Jandel M., Hamilton J.H., Kliman J., Krupa L., et al.: Hot bimodal ternary 2fission of Cf. 3rd Intern. Conf. on „Fission and Properties of Neutron-Rich Nuclei“. Nov. 2002, Sanibel Island, Florida. World Scientific 200, 454.

80 Jandel, J.Kliman, L.Krupa, M.Morhac,J.H.Hamilton, et al.:

Yields of fragment pairs in ternary fission of 252Cf.

3rd Int. Conf. on Fission and Properties of Neutron-Rich Nuclei, Nov. 2002, Sanibel Island, Florida. 3rd Int. Conf. on Fission and Properties of Neutron-Rich Nuclei, Nov. 2002, Sanibel Island, Florida. World Scientific 2003, 448.

81 J.Kliman, L.Krupa, M.Morhac,M.Jandel,J.H.Hamilton, et al.:

Gamma-ray emission from fission of heavy nuclei.

3rd Int. Conf. on Fission and Properties of Neutron-Rich Nuclei, Nov. 2002, Sanibel Island, Florida. World Scientific 2003, 207.

282 Szollos A., Kliman J.: The use of photofission of U for a neutron-rich radioactive ion beams generation. 3rd Int. Conf. on Fission and Properties of Neutron-Rich Nuclei, Nov. 2002, Sanibel Island, Florida. World Scientific 2003, 650.

83 Ter Akopian G.M., Jandel M., Kliman J., Krupa L., et al:

Spontaneous fission of 252Cf in the light of prompt gamma rays. 3rd International Conference on Fission and Properties of Neutron-Rich Nuclei, Sanibel Island, Florida, USA 3-9 November 2002. World Scientific (2003), 535.

84 Kliman J., Krupa L., Jandel M., Itkis M.G., Dorvaux O., Materna T., et al:

Neutron and prompt gamma-ray emission in the proton induced fission of 239Np and 243Am and spontaneous fission of 252Cf. in Proc. EXON 2004,Int. Symp. on Exotic Nuclei, Peterhof, Lake Ladoga, Russia, July 5-12, 2004. Ed.: Penionzhkevich Yu.E., Cherepanov E.A., World Scientific 2005, p.3 85 Оganessian Yu.Ts.,Dmitriev S.N., Kliman J., et al.:

RIB production with photofission of uranium. JINR Communication, E7-2000-83, Dubna 2000, 10p.

Получено 2007 г.






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.