Low-energy ternary fission of actinides with nucleons and light charged particles emission

全文:

ВВЕДЕНИЕ

Спонтанное тройное деление ядра сопровождается самопроизвольным распадом ядра на легкий $\left(A_{\text{LF}},Z_{\text{LF}}\right)$ и тяжелый $\left(A_{\text{HF}},Z_{\text{HF}}\right)$ фрагменты деления и третью легкую частицу $\left(A_{\text{LP}},Z_{\text{LP}}\right)$. В случае вынужденного тройного деления ядро бомбардируется тепловыми нейтронами, происходит формирование промежуточного составного делящегося ядра (СДЯ), которое также распадается на три продукта деления, указанных выше.

При описании тройного деления атомных ядер существует несколько механизмов. В [1] тройное деление представлено как внезапное сжатие шейки между предфрагментами деления. В момент разрыва шейки высвобождается потенциальная энергия, влияющая на изменение кинетической энергии легкой частицы и позволяющая этой частице вылететь вблизи области шейки делящегося ядра. Статистический испарительный механизм, предложенный в [2], предполагает, что легкая частица вылетает из нагретого до высокой температуры делящегося ядра. Но этот механизм не реализуется, поскольку при спонтанном делении делящееся ядро на всех стадиях до точки разрыва на предфрагменты деления находится в холодных нетермализованных состояниях [3]. В [4] рассматривается двойной разрыв делящегося ядра, когда на первом этапе формируются фрагменты деления, а затем от более легкого фрагмента отрывается третья частица. Динамический неадиабатический механизм [4] описывает тройное деление как двухступенчатый процесс. На первой ступени происходит выброс легкой частицы из шейки делящегося ядра, при этом легкая частица получает кинетическую энергию, достаточную для преодоления кулоновского барьера, а остаточное ядро распадается на два фрагмента. Данный механизм не учитывает, что увеличение асимптотической кинетической энергии вылетающей легкой частицы приводит к уменьшению кинетической энергии относительного движения двух вылетающих фрагментов деления в момент деления остаточного ядра.

В [6, 7] тройное деление рассматривалось как двухступенчатый процесс, когда на первой ступени происходит вылет из шейки родительского ядра легкой частицы и образуется состояние промежуточного ядра, которое на второй ступени испытывает двойное деление на два первичных фрагмента тройного деления. В предлагаемом подходе часть энергии вылетающей легкой частицы берется за счет уменьшения теплоты деления промежуточного ядра.

Цель данной работы — на основе виртуального механизма [6, 7] для описания низкоэнергетического тройного деления ядер, сопровождающегося вылетом легких заряженных частиц, определить вероятности формирования таких третьих частиц как α-частицы, ядра ⁶He и изотопы водорода.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ТРОЙНОГО ДЕЛЕНИЯ

Рассмотрим основные экспериментальные свойства спонтанного и индуцированного тепловыми нейтронами тройного деления ядер-актинидов с вылетом α-частицы и тритона, как наиболее вероятных частиц тройного деления.

В тройном делении α-частица является длиннопробежной, поскольку ее асимптотическая кинетическая энергия T_α = 16 МэВ и значительно превышает по величине теплоту α-распада Q_α^A [7]. Это означает, что α-частица приобретает дополнительную энергию по сравнению с обычным α-распадом, что указывает на возможность применения виртуального механизма распада родительского ядра. В табл. 1 представлены параметры [8—12] энергетического распределения α-частиц — средняя кинетическая энергия ⟨T_α⟩, ширина на полувысоте распределения FWHM, а также энергия B_n отделения нейтрона от СДЯ. В табл. 2 представлены аналогичные характеристики для тритонов. Следует отметить, что в случае вылетающих тритонов энергия Q_t^A имеет отрицательные значения, что однозначно свидетельствует об образовании после вылета тритона промежуточного ядра в виртуальном состоянии. Как видно из табл. 1 и 2, энергетические распределения третьих частиц в спонтанном и индуцированном тепловыми нейтронами тройном делении изотопов Cm, Сf, Pu, Fm близки по значению как для α-частиц, так и для тритонов.

 

Таблица 1. Характеристики спонтанного и вынужденного тройного деления ядер ^244,246,248Cm, ^250,252Сf, ^240,242Pu и ²⁵⁶Fm с вылетом α-частиц

Ядро	Спонтанное деление			Вынужденное деление				QαA, МэВ
	⟨Tα⟩, МэВ	FWHM, МэВ	Nα·10-3	⟨Tα⟩, МэВ	FWHM, МэВ	Nα·10-3	Bn, МэВ
244Cm	15.99±0.08	9.99±0.29	3.16±0.09	16.14±0.06	10.32±0.11	2.43±0.08	6.802	5.90
246Cm	16.41±0.20	9.73±0.28	2.49±0.12	16.35±0.15	10.10±0.20	2.15±0.12	6.458	5.48
248Cm	15.97±0.12	10.03±0.14	2.30±0.10	16.01±0.13	10.37±0.24	1.85±0.10	6.214	5.16
250Сf	15.95±0.13	10.49±0.16	2.93±0.10	16.07±0.11	10.84±0.14	2.74±0.08	6.625	6.13
252Сf	15.70±0.20	11.00±0.20	3.82±0.10	15.89±0.12	10.60±0.18	2.41±0.14	6.134	6.21
240Pu	16.55±0.27	9.54±0.41	2.51±0.14	15.90±0.10	10.00±0.10	2.22±0.07	6.544	5.26
242Pu	15.79±0.21	9.25±0.24	2.17±0.07	15.90±0.10	9.80±0.10	1.86±0.05	6.309	4.99
256Fm	15.50+0.40	11.30±1.00	4.62±0.59	15.90±0.60	10.20±0.70	3.76±0.30	5.892	7.03

 

Таблица 2. Характеристики спонтанного и вынужденного тройного деления ядер ^244,246,248Cm и ²⁵⁰Сf с вылетом тритонов

Ядро	Спонтанное деление			Вынужденное деление				QtA, МэВ
	⟨Tt⟩, МэВ	FWHM, МэВ	Nt ·10-4	⟨Tt⟩, МэВ	FWHM, МэВ	Nt ·10-4	Bn, МэВ
244Cm	8.05±0.29	7.89±0.48	1.98±0.24	8.15±0.31	8.13±0.47	1.96±0.25	6.802	—9.43
246Cm	8.05±0.34	7.77±0.47	1.72±0.24	8.40±0.25	7.76±0.38	1.85±0.21	6.458	—9.51
248Cm	8.86±0.18	7.47±0.29	1.79±0.21	8.55±0.27	7.52±0.33	1.84±0.20	6.214	—9.46
250Сf	8.31±0.30	8.58±0.49	2.08±0.27	8.42±0.27	8.55±0.43	2.10±0.18	6.625	—9.27

 

Экваториальный характер угловых распределений α-частиц и тритонов [13] указывает на их формирование в шейке делящегося родительского ядра. Конфигурация делящегося ядра, отвечающая появлению двух деформированных предфрагментов деления, соединенных шейкой, возникает при его деформационном движении после преодоления этим ядром с вероятностью ω⁽⁰⁾ внутреннего и внешнего барьеров деления и достижения им грушевидной формы, и далее обозначается индексом (0). Отмеченная выше близость энергетических распределений третьих частиц для реакций (s, f ) и (n_th, f ) позволяет сделать вывод о том, что энергия B_n, вносимая тепловым нейтроном в СДЯ идет не в кинетическую энергию вылетающей третьей частицы, а влияет на вероятность ω⁽⁰⁾.

ВИРТУАЛЬНЫЙ МЕХАНИЗМ СПОНТАННОГО И ВЫНУЖДЕННОГО ТРОЙНОГО ДЕЛЕНИЯ АТОМНЫХ ЯДЕР

В [6, 7] тройное деление ядер рассматривается как двухступенчатый процесс. На первой ступени происходит вылет из шейки родительского ядра $\left(A,Z\right)$ легкой частицы $\left(A_{\text{LP}},Z_{\text{LP}}\right)$ с кинетической энергией $T_{\text{LP}}$ и образуется виртуальное состояние промежуточного ядра $\left(A-A_{\text{LP}},Z-Z_{\text{LP}}\right)$, которое на второй ступени испытывает распад на два фрагмента тройного деления: легкий $\left(A_{\text{LF}},Z_{\text{LF}}\right)$ и тяжелый $\left(A_{\text{HF}},Z_{\text{HF}}\right)$. Тогда ширина ${\mathrm{\Gamma }}_{\text{LP,}f}^A$ спонтанного тройного деления имеет вид [6, 7]

${\mathrm{\Gamma }}_{\mathrm{LP},\mathrm{f}}^{\mathrm{A}}=\frac{1}{2\mathrm{\pi }}\underset{{\mathrm{Q}}_{\mathrm{LP}}^{\mathrm{A}}+\mathrm{\Delta }}{\overset{{\mathrm{Q}}_{\mathrm{LP},\mathrm{f}}^{\mathrm{A}}}{\int }}\frac{{\mathrm{\Gamma }}_{\mathrm{LP}}^{\mathrm{A}}\left({\mathrm{T}}_{\mathrm{LP}}\right){\left({\mathrm{\Gamma }}_{\mathrm{f}}^{\left(\mathrm{A}-{\mathrm{A}}_{\mathrm{LP}}\right)}\right)}^{\left(0\right)}}{{\left({\mathrm{Q}}_{\mathrm{LP}}^{\mathrm{A}}-{\mathrm{T}}_{\mathrm{LP}}\right)}^2}{\mathrm{dT}}_{\mathrm{LP}},$ (1)

где ${\mathrm{\Gamma }}_{\text{LP}}^{\mathrm{A}}\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)$ — ширина распада из основного состояния родительского ядра $\left(A,Z\right)$ с вылетом легкой частицы LP из его шейки и образованием основного состояния дочернего ядра $\left(A-A_{\text{LP}},Z-Z_{\text{LP}}\right)$, которая определяется как

${\mathrm{\Gamma }}_{\text{LP}}^{\mathrm{A}}\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)={\mathrm{\omega }}^{\left(0\right)}{\left({\mathrm{\Gamma }}_{\text{LP}}^{\mathrm{A}}\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)\right)}^{\left(0\right)},$ (2)

где ${\left({\mathrm{\Gamma }}_{\text{LP}}^{\mathrm{A}}\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)\right)}^{\left(0\right)}$ — ширина распада, связанная с вылетом легкой частицы LP с кинетической энергией $T_{\text{LP}}$ из шейки делящегося ядра, а ${\left({\Gamma }_f^{A-A_{\text{LP}}}\right)}^{\left(0\right)}$ — делительная ширина состояния промежуточного ядра $\left(A-A_{\text{LP}},Z-Z_{\text{LP}}\right)$, отвечающего конфигурации (0). В пределах интегрирования в формуле (1) фигурирует $Q_{\text{LP,}f}^A$ — теплота тройного деления ядра $\left(A,Z\right)$, $Q_{\text{LP}}^A$ — теплота распада ядра $\left(A,Z\right)$ с испусканием соответствующей легкой частицы LP.

Стоит отметить, что ширина вынужденного тройного деления СДЯ $\left(A,Z\right)$, образующегося при захвате теплового нейтрона ядром-мишенью $\left(A-\mathrm{1,}Z\right)$ в основном состоянии, также определяется формулой (1), поскольку энергия возбуждения, равная энергии связи нейтрона B_n в СДЯ, сохраняется в предразрывной конфигурации этого ядра и не участвует в формировании кинетической энергии предразрывной третьей частицы. Из отношения ширины исследуемого тройного ${\mathrm{\Gamma }}_{\text{LP,}\mathrm{f}}^{\mathrm{A}}$ и ширины двойного ${\mathrm{\Gamma }}_{\mathrm{f}}^{\mathrm{A}}$ деления ядер при учете формулы можно получить выход $N_{\text{LP}}$ легкой частицы в низкоэнергетическом тройном делении:

${\mathrm{N}}_{\text{LP}}=\frac{1}{2\mathrm{\pi }}\underset{{\mathrm{Q}}_{\text{LP}}^{\mathrm{A}}+\mathrm{\Delta }}{\overset{{\mathrm{Q}}_{\text{f}}^{\mathrm{A}}}{\int }}\frac{{\left({\mathrm{\Gamma }}_{\text{LP}}^{\mathrm{A}}\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)\right)}^{\left(0\right)}}{{\left({\mathrm{Q}}_{\text{LP}}^{\mathrm{A}}-{\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)}^2}\frac{{\left({\mathrm{\Gamma }}_{\mathrm{f}}^{\left(\mathrm{A}-{\mathrm{A}}_{\text{LP}}\right)}\right)}^{\left(0\right)}}{{\left({\mathrm{\Gamma }}_{\mathrm{f}}^{\mathrm{A}}\right)}^{\left(0\right)}}{\mathrm{dT}}_{\text{LP}}$, (3)

причем в (3) ширина ${\mathrm{\Gamma }}_{\text{f}}^{\left(\mathrm{A}-{\mathrm{A}}_{\text{LP}}\right)}$ распада ядра $\left(A-A_{\text{LP}},Z-Z_{\text{LP}}\right)$ связана с его первоначальным переходом в конфигурацию (0) с вероятностью ${\omega }^{\left(0\right)}$ формулой:

${\mathrm{\Gamma }}_{\mathrm{f}}^{\mathrm{A}}={\mathrm{\omega }}^{\left(0\right)}{\left({\mathrm{\Gamma }}_{\mathrm{f}}^{\mathrm{A}}\right)}^0.$ (4)

Энергетическое распределение вылетающих третьих легких частиц $W\left(T_{\text{LP}}\right),$ нормированное на величину $N_{\text{LP}}$, определяется как

$\begin{array}{c}{\mathrm{W}}_{\text{LP}}\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)=\\ =\frac{1}{2{\mathrm{\pi N}}_{\text{LP}}}\frac{{\left({\mathrm{\Gamma }}_{\text{LP}}^{\mathrm{A}}\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)\right)}^{\left(0\right)}{\left({\mathrm{\Gamma }}_{\mathrm{f}}^{\left(\mathrm{A}-{\mathrm{A}}_{\text{LP}}\right)}\left({\mathrm{T}}_{\mathrm{f}}^{\mathrm{A}-{\mathrm{A}}_{\text{LP}}}\right)\right)}^{\left(0\right)}}{{\left({\mathrm{Q}}_{\text{LP}}^{\mathrm{A}}-{\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)}^2{\left({\mathrm{\Gamma }}_{\mathrm{f}}^{\text{A}}\left({\mathrm{Q}}_{\mathrm{f}}^{\mathrm{A}}\right)\right)}^{\left(0\right)}}.\end{array}$ (5)

Если считать, что ширина ${\left({\mathrm{\Gamma }}_{\mathrm{f}}^{\left(\mathrm{A}-{\mathrm{A}}_{\text{LP}}\right)}\left({\mathrm{T}}_{\mathrm{f}}^{\mathrm{A}-{\mathrm{A}}_{\text{LP}}}\right)\right)}^{\left(0\right)}$ при кинетических энергиях фрагментов деления промежуточного ядра ${\left({\mathrm{T}}_{\mathrm{f}}^{\mathrm{A}-{\mathrm{A}}_{\text{LP}}}\right)}^0>0$ близка к ширине ${\left({\mathrm{\Gamma }}_{\mathrm{f}}^{\mathrm{A}}\left({\mathrm{Q}}_{\mathrm{f}}^{\mathrm{A}}\right)\right)}^{\left(0\right)}$ из-за надбарьерности процесса деления ядер $\left(A-A_{\text{LP}},Z-Z_{\text{LP}}\right)$ и $\left(A,Z\right)$ для конфигурации (0) указанного ядра, то ширина ${\left({\mathrm{\Gamma }}_{\text{LP}}^{\mathrm{A}}\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)\right)}^{\left(0\right)}$ примет вид:

${\left({\mathrm{\Gamma }}_{\text{LP}}^{\mathrm{A}}\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)\right)}^{\left(0\right)}=2{\mathrm{\pi N}}_{\text{LP}}{\mathrm{W}}_{\text{LP}}\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right){\left({\mathrm{Q}}_{\text{LP}}^{\mathrm{A}}-{\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)}^2.$ (6)

Согласно теории альфа-распада Г. A. Гамова [14], ширину распада родительского ядра ${\left({\mathrm{\Gamma }}_{\text{LP}}^{\mathrm{A}}\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)\right)}^{\left(0\right)}$ с испусканием LP, можно выразить как

${\left({\mathrm{\Gamma }}_{\text{LP}}^{\mathrm{A}}\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)\right)}^{\left(0\right)}={\mathrm{\omega }}_{\text{LP}}\frac{\mathrm{\hslash }\mathrm{c}\sqrt{2{\mathrm{T}}_{\text{LP}}}}{2{\mathrm{r}}_{\text{neck}}^{\mathrm{A}}\sqrt{{\mathrm{m}}_{\text{LP}}{\mathrm{c}}^2}}\mathrm{P}\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)$, (7)

где $\mathrm{P}\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)$ — фактор проницаемости кулоновского барьера, ${\mathrm{\omega }}_{\text{LP}}$ — вероятность формирования легкой частицы в шейке родительского ядра, $r_{\text{neck}}^A$ — радиус шейки родительского ядра, $m_{\text{LP}}{c}^2$ — энергия покоя легкой частицы.

При использовании характеристик экспериментальных энергетических распределений [8—12] из табл. 1 и 2 можно получить ширины вылета легкой частицы ${\left({\mathrm{\Gamma }}_{\text{LP}}^{\mathrm{A}}\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)\right)}^{\left(0\right)}$ из шейки делящегося ядра для спонтанного и вынужденного деления, которые оказываются близки друг к другу, что продемонстрировано на рис. 1 и 2 на примере тройного деления ядер ²⁵²Cf и ²⁵⁶Fm с вылетом α-частиц.

 

Рис. 1. Ширина вылета α-частиц из шейки предразрывной конфигурации делящегося ядра ²⁵²Cf, где штриховая линия — (s, f), сплошная линия — (n_th, f).

 

Рис. 2. Ширина вылета α-частиц из шейки предразрывной конфигурации делящегося ядра ²⁵⁶Fm, где штриховая линия — (s, f), сплошная линия — (n_th, f).

 

Используя максимальные значения ширин ${\left({\mathrm{\Gamma }}_{\text{LP}}^A\right)}_{\max }^{\left(0\right)}$ и кинетических энергий (T_LP)_max, рассчитанных по (6), а также усреднённые значения радиусов $r_{\text{neck}}^A$ [15], при учете $P\left({\left(T_{\text{LP}}\right)}_{\max }\right)\approx 1$ для вероятностей формирования ${\mathrm{\omega }}_{\text{LP}}$ из (7) можно получить:

${\mathrm{\omega }}_{\text{LP}}=\frac{{\left({\mathrm{\Gamma }}_{\text{LP}}^{\mathrm{A}}\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)\right)}_{\max }^{\left(0\right)}2{\mathrm{r}}_{\text{neck}}^{\mathrm{A}}\sqrt{{\mathrm{m}}_{\text{LP}}{\mathrm{c}}^2}}{\mathrm{\hslash }\mathrm{c}\sqrt{2{\left({\mathrm{T}}_{\text{LP}}\right)}_{\max }}}$. (8)

и рассчитать ${\mathrm{\omega }}_{\text{LP}}$ для таких заряженных третьих предразрывных частиц, как α-частицы, протоны, а также лёгкие ядра ²H, ³H и ⁶He, и сравнить результаты с аналогичными значениями, полученными в рамках кластерной модели ядра [16].

ОЦЕНКА ВЕРОЯТНОСТЕЙ ФОРМИРОВАНИЯ ЛЕГКИХ ЧАСТИЦ В ТРОЙНОМ ДЕЛЕНИИ

При использовании экспериментальных данных по энергетическим распределениям третьих частиц рассчитаны вероятности формирования α-частиц в спонтанном (s, f ) тройном делении ядер ²⁴⁴Cm, ²⁴⁶Cm, ²⁴⁸Cm [9] и ²⁵⁰Cf, ²⁵²Cf [10] и в индуцированном тепловыми нейтронами (n_th, f ) тройном делении ядер-мишеней ²³³U,²³⁵U [11] и ²³⁹Pu, ²⁴¹Pu [12] с учетом размера шейки СДЯ 2.5 фм [12].

Как видно из табл. 3, рассчитанные вероятности формирования в шейке делящегося ядра α-частицы на порядок выше, чем вероятности формирования ³H, и имеют близкие значения для реакций (s, f) и (n_th, f ) для всех анализируемых делящихся ядер. В табл. 4 представлены вероятности формирования легких ядер водорода ¹H, ²H, значения которых ниже вероятности формирования ³H в шейке делящегося ядра. Из табл. 5 видно, что вероятности формирования ядер ⁶He близки для реакций (s, f) и (n_th, f ) ядер ²⁵⁰Cf и ²⁵²Cf. Выходы легких заряженных частиц имеют максимальные значения 2.4·10^–3 для α-частиц, 2.0·10^–4 для ³H и затем становятся менее 1.2·10^–5 для ¹H, ²H и ⁶He. Подобные изменения происходят с вероятностями формирования, найденными с помощью (8), для всех случаев появления в тройном делении предразрывных заряженных частиц.

 

Таблица 3. Вероятности формирования α-частицы и тритонов в спонтанном и вынужденном тройном делении ядер ^244,246,248Cm, ^250,252Сf, ^240,242Pu и ²⁵⁶Fm

Ядро	$r_{\text{neck}}^{\text{exp}},\mathrm{ф}\text{м}$	α-частица		3H
		(s, f )	(nth, f )	(s, f )	(nth, f )
		ωα·10-2	ωα·10-2	ωt·10-3	ωt·10-3
244Cm	2.28	2.85	2.11	6.95	6.51
246Cm	2.28	2.59	2.12	6.11	6.67
248Cm	2.28	2.34	1.78	6.85	6.84
250Cf	2.28	2.47	2.23	6.69	6.60
252Cf	2.28	2.98	1.98	—
240Pu	2.5	2.91	2.42
242Pu	2.5	3.06	2.09
256Fm	2.5	2.04	2.06

 

Таблица 4. Характеристики спонтанного ²⁵²Cf(s, f) и вынужденного ²³⁵U(n_th, f ) тройного деления с испусканием ядер ¹H и ²H

Реакция деления	1H				2H
	Np · 10-5	⟨Tp⟩, МэВ	QpA, МэВ	ωp · 10-4	Nd · 10-5	⟨Td⟩, МэВ	QdA, МэВ	ωd · 10-4
252Cf(s, f)	4.6	7.8	—6.48	8.1	1.5	8.0	−9.3	5.0
235U(nth, f)	4.0	8.6	—6.71	7.6	1.2	7.9	−10.1	4.5

 

Таблица 5. Характеристики спонтанного ^250,252Сf(s, f) и вынужденного ^249,251Сf (n_th, f ) тройного деления с испусканием ⁶He

Ядро	$N_{{}^6\text{He}}$ ×10–5		$⟨T_{{}^6\text{He}}⟩$, MэВ		$Q_{{}^6\text{He}}^A$, MэВ	ω6Не · 10-3
	(s, f)	(nth, f)	(s, f)	(nth, f)		(s, f)	(nth, f)
250Cf	8.0	7.0	10.6	11.0	−5.91	2.6	2.4
252Cf	7.7	7.6	11.2	10.9	−4.18	2.5	2.2

 

Следует отметить, что предлагаемый виртуальный механизм применим и для описания вылета предразрывных нейтронов, которые возникают при спонтанном и низкоэнергетическом вынужденном (при участии тепловых нейтронов) двойном делении ядер-актинидов. Характерные времена вылета таких нейтронов составляют $\tau \le {10}^{-4}$ с. В [17] были получены энергетические распределения предразрывных нейтронов на основе полных энергетических распределений нейтронов деления и энергетических распределений испарительных нейтронов [18—20]. Типичные диапазоны углов вылета предразрывных нейтронов [18—20] для вынужденного деления ядра-мишени ²³³U тепловыми нейтронами с образованием СДЯ ²³⁴U, представленные в табл. 6, также дают возможность предполагать, что предразрывные нейтроны вылетают из шейки делящегося ядра. Заметные положительные значения разности $(T_{\text{n}}-Q_{\text{n}}^A)$ показывают, что анализируемый процесс вылета предразрывных нейтронов деления, также, как и в случае вылета легких заряженных частиц, носит виртуальный характер. Полученные в [17] скорректированные энергетические распределения предразрывных нейтронов для спонтанного деления ядра ²⁵²Cf [19] и вынужденного деления ²³⁵U [20], демонстрируют их близость друг к другу для рассматриваемых двух случаев.

 

Таблица 6. Характеристики тройного деления ²⁵²Cf (s, f) и ^233,235U(n_th, f) с испусканием предразрывных нейтронов

Составное ядро	$N_n$·10–2	Диапазон углов	$⟨T_n⟩$, MэВ	$Q_n^A$, MэВ
233U (nth, f)	1.5	$54.5°\le \mathrm{\theta }\le 107.8°$	0.5	—6.8
235U (nth, f)	1.8	$54.5°\le \mathrm{\theta }\le 107.8°$	0.5	—6.5
252Cf (s, f)	2.0	$72.2°\le \mathrm{\theta }\le 107.8°$	0.6	—6.2

 

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

При использовании экспериментальных энергетических распределений α-частиц и тритонов для тройного деления ядер ^244,246,248Cm(s, f), ^250,252Cf(s, f), ^240,242Pu(s, f), ²⁵⁶Fm(s, f) и ^243,245,247Cm(n_th, f ), ^249,251Cf(n_th, f ), ^239,241Pu(n_th, f ), ²⁵⁵Fm(n_th, f ), продемонстрировано, что α-частица и тритон вылетают из близких друг к другу конфигураций делящегося ядро в реакциях (s, f) и (n_th, f ). Рассчитанные вероятности образования α-частиц в шейке делящегося ядра примерно на порядок превышают вероятности образования тритонов. Процессы рождения всех рассмотренных предразрывных частиц носят виртуальный характер, поскольку разности $(T_{\text{LP}}-Q_{\text{LP}}^A)$ имеют заметные положительные значения: около 10 МэВ для α-частиц, 15—18 МэВ для ядер ¹H, ²H, ³H, ⁶He и 6.5 МэВ для предразрывных нейтронов, что приводит к возникновению после вылета предразрывной частицы промежуточного ядра в виртуальном состоянии. Для тройного деления ядер эти разности вычитаются из кинетических энергий фрагментов двойного деления промежуточных ядер. Значения кинетических энергий, выходов и вероятностей формирования третьих частиц близки для каждой из рассматриваемых третьих частиц при спонтанном и вынужденном тройном делении ядер, поскольку энергия возбуждения СДЯ при поглощении теплового нейтрона ядром-мишенью не участвует в формировании кинетической энергии предразрывных легких третьих частиц, а переходит в энергию деформации делящегося ядра.

作者简介

L. Titova

Voronezh State University

编辑信件的主要联系方式.
Email: titova_lv@phys.vsu.ru
俄罗斯联邦, Voronezh, 394006

S. Kadmensky

Voronezh State University

Email: titova_lv@phys.vsu.ru
俄罗斯联邦, Voronezh, 394006

Ya. Otvodenko

Voronezh State University

Email: titova_lv@phys.vsu.ru
俄罗斯联邦, Voronezh, 394006

E. Petrykina

Voronezh State University

Email: titova_lv@phys.vsu.ru
俄罗斯联邦, Voronezh, 394006

参考

补充文件