Измерение сечения реакции 13C(a,n0)16O в диапазоне энергий 2,0-6,2 МэВ тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 00.00.00, кандидат наук Прусаченко Павел Сергеевич

• Прусаченко Павел Сергеевич
• кандидат наук
• 2023

Оглавление диссертации кандидат наук Прусаченко Павел Сергеевич

Содержание

Введение

Глава 1. Современное состояние данных по сечению реакции 13С(а,по)1бО и обратной реакции 1бО(п,ао)13С

1.1 Обзор экспериментальных методов, используемых для измерения сечения реакций 13С(а,По)1бО и 1бО(п,ао)13С

1.2 Анализ существующих экспериментальных данных и оценок для реакций 13С(а,по)1бО и 1бО(п,ао)13С

1.3 Анализ экспериментов по измерению полного выхода нейтронов из толстой углеродной мишени при облучении а-частицами

Выводы к главе 1 2о

Глава 2. Экспериментальная установка для измерения сечения реакции 13С(а,п0)1бО и полного выхода нейтронов из толстой углеродной мишени

2.1 Описание экспериментальной установки по измерению сечения реакции

13С(а,по)1бО

2.2 Экспериментальная установка для измерения парциального выхода нейтронов из реакции 13С(а,п0)1бО при облучении толстой углеродной мишени

2.3 Энергетическая калибровка ускорителя 2б

2.4 Спектрометр нейтронов

2.4.1 Электронная блок-схема

2.4.2 Анализ сигналов от нейтронного спектрометра

2.4.3 Калибровка энергетической шкалы спектрометра

2.4.4 Световыход детектора при регистрации частиц разных типов

2.4.5 Определение эффективности нейтронного спектрометра 40 Выводы к главе 2 49 Глава 3. Оптимизация алгоритма п/у разделения

3.1 Физические основы п/у разделения в органических сцинтилляторах

3.2 Обзор существующих методов цифрового п/у разделения для органических сцинтилляторов

22

23

24

3.3 Алгоритмы, использованные в сравнении

3.4 Описание эксперимента

3.5 Сравнение качества п/у разделения для различных алгоритмов

3.6 Алгоритм отбора событий, соответствующих регистрации нейтронов б1

3.7 Критерий для формирования порога по параметру разделения в области низких энергий

3.8 Критерий для формирования порога по параметру разделения в области низких энергий

3.9 Применение метода к время-пролетным измерениям б8

3.10 Поправка на эффективность регистрации протонов отдачи

Выводы к главе

Глава 4. Исследование временного сдвига между временными отметками от ^ нейтронов и у-квантов для органического сцинтиллятора стильбен

4.1 Метод определения временной отметки

4.2 Описание эксперимента

4.3 Анализ сигналов

4.4 Анализ факторов, влияющих на точность измерений

4.4.1 Толщина мишени и точность определения энергии пучка

4.4.2 Положение нейтронного детектора

4.4.3 Влияние неопределённости интерполяции на погрешность измерений

4.4.4 Влияние неопределенности вычитания фоновой подложки на

83

погрешность измерений

4.5 Анализ временных распределений

4.6 Результаты анализа временных распределений

4.6.1 Систематический сдвиг временной отметки в зависимости от входных

88

параметров алгоритма

4.6.2 Влияние различных экспериментальных условий на сдвиг временной ^ отметки.

4.6.3. Метод коррекции сдвига временной метки

Выводы к главе 4 9б

Глава 5. Сечение реакции 13С(а,п0)1бО и определение сечения реакции ^

1бО(п,а0)13С

5.1 Экспериментальная процедура

5.2 Анализ толщины мишеней

5.3 Контроль нагара углерода и количества а-частиц, упавших на мишень

5.4 Анализ экспериментальных данных

5.5 Результаты 107 Выводы к главе 5 114 Глава 6. Измерение парциального выхода нейтронов из реакции 13С(а,п0)1бО из толстой углеродной мишени

6.1 Анализ изотопного и элементного состава мишени

6.2 Анализ полученных данных

6.3 Результаты

Выводы к главе

Заключение

Благодарности

Список литературы

Введение

Развитие атомной отрасли предъявляет новые требования к точности данных по сечениям ядерных реакций, протекающих на элементах, часто встречающихся в конструкции, теплоносителе и топливе ядерных энергетических установок (ЯЭУ). Потребность в точных ядерных данных существует и в других областях науки и техники - от производства медицинских изотопов до ядерной астрофизики и проектирования детекторных систем для решения фундаментальных научных проблем.

Реакция 13С(а,п)1бО представляет интерес для решения ряда фундаментальных и прикладных задач [1-3]. Кислород, основным изотопом которого (содержание в природной смеси изотопов 99,759%) является изотоп 1бО, является одним из ключевых элементов в ядерных энергетических установках. В связи с этим, реакция 1бО(п,а)13С играет большую роль для реакторных приложений. В частности, реакция 1бО(п,а)13С влияет на к^ [1-3]. Расчеты, проведенные для наиболее чувствительных бенчмарков, показывают маленькую чувствительность кеГГ к этому сечению [2]. Однако, большие вариации в оценках сечения приводят к заметному изменению расчетного значения кеГГ [1-3] (>100 рст). Важную роль реакция 1бО(п,а)13С играет и в оценках накопления гелия в реакторных материалах. Так, согласно оценке, приведенной в [3], при использовании оксидного топлива реакция 1бО(п,а)13С ответственна за 25% гелия, накапливающегося в процессе работы реактора в топливных элементах и оболочках тепловыделяющих сборок. Неопределенность в оценках количества накопленного гелия из-за неопределенности в сечении реакции достигает 7% [3].

Реакция 13С(а,п)1бО является важным источником нейтронов для Б-процесса в ядерной астрофизике [4]. Естественная а-радиоактивность, связанная с распадом элементов уранового и ториевого ряда, может приводить к протеканию реакции 13С(а,п)1бО как на углероде, содержащемся в материале детектора, так и в окружающих детектор материалах. В условиях очень маленькой скорости счета для событий, ассоциированных с регистрацией нейтрино (несколько десятков событий

в год), для оценки влияния фона и разработки конструкции детектора требуется точное знание сечения реакции 13C(a,n)16O [5,6]. Одним из видов перспективного ядерного топлива является карбидное топливо [7]. В этом случае информация о сечении реакции 13C(a,n)16O становится важной для обеспечения ядерной безопасности при работе с отработанным ядерным топливом.

Все перечисленные выше факторы привели к тому, что измерение параметров реакции 13C(a,n)16O было включено в список приоритетных задач по итогам совещания «(alpha,n) Nuclear Data Evaluations and Data Needs» [8]. Следует отметить, что парциальное сечение реакции 13C(a,no)16O вносит основной вклад в полное сечение реакции 13C(a,n)16O для a-частиц с энергиями ниже 6,0 МэВ. Измерение парциального сечения реакции 13C(a,n0)16O позволяет решить две основные задачи:

1) Получить новые данные о сечении реакции 16O(n,a0)13C, поскольку сечение реакции 16O(n,a0)13C связано с сечением реакции 13C(a,n0)16O согласно принципу детального равновесия [9]. Парциальное сечение реакции 16O(n,a0)13C вносит основной вклад в сечение реакции 16O(n,a)13C для нейтронов с энергиями ниже 8,0 МэВ.

2) Получить данные о сечении реакции 13C(a,n0)16O, важные для ядерной астрофизики и проектирования детекторов нейтрино.

Несмотря на большое количество экспериментов, направленных на измерение сечений как прямой, так и обратной реакции 13C(a,n0)16O, расхождение в экспериментальных данных, приведённых разными авторами, достигает 30-80% в зависимости от энергии нейтронов [1]. Серьезные расхождения наблюдаются и в теоретических оценках сечения данных реакций. Расхождения в измеренном сечении реакций 16O(n,a0)13C и 13C(a,n0)16O свидетельствуют о влиянии ряда неучтенных систематических неопределенностей, которые могут быть ассоциированы с некорректным учетом фоновых факторов, погрешностями в определении толщины используемых мишеней, мониторировании количества упавших на мишень частиц. Получение новых данных невозможно без

совершенствования экспериментальных методик и методов анализа данных. Проведенный анализ литературы (глава 1) показал, что оптимальным решением для измерения сечения реакции 1бО(п,а0)13С является измерение сечения реакции 13С(а,п0)1бО методом времени пролета с последующим применением принципа детального равновесия. В рамках настоящей работы для измерения характеристик реакции 13С(а,п0)1бО был создан цифровой нейтронный спектрометр на основе органического сцинтиллятора. Был проведен анализ систематических неопределенностей, связанных с процедурой дискриминации у-фона и процедурой определения времени регистрации события, и разработаны новые подходы по их коррекции. В нескольких дополнительных экспериментах были определены основные характеристики спектрометра - энергетическое разрешение, собственная эффективность, световыход для различных частиц, проведена процедура калибровки. Были измерены дифференциальные сечения реакции 13С(а,П))1бО для разных энергий а-частиц, определены полные сечения реакций 13С(а,п0)1бО и 1бО(п,а0)13С. Для независимой проверки полученных результатов и тестирования оцененных сечений было проведено измерение полного выхода нейтронов из реакции 13С(а,п0)1бО при облучении а-частицами толстой углеродной мишени. Разработанные и представленные в настоящей диссертации новые методические подходы к анализу данных позволили обосновать точность полученных результатов.

Цель работы заключается в получении новых данных о сечении реакций 13С(а,П0)1бО и 1бО(п,а0)13С.

Для достижения поставленной цели были решены следующие задачи:

1. Создана экспериментальная установка для измерения сечения реакции 13С(а,п0)1бО и выхода нейтронов из реакции 13С(а,п0)1бО из толстой мишени.

2. Создан цифровой время-пролетный спектрометр нейтронов на основе органического сцинтиллятора.

3. Написано программное обеспечение для анализа сигналов от спектрометра.

4. Определены основные характеристики используемого спектрометра - его эффективность регистрации, энергетическое разрешение, световыход при регистрации заряженных частиц различного типа.

5. Проведено сравнение качества разделения для ряда описанных в литературе алгоритмов для п/у разделения для выбора оптимального.

6. Разработан комбинированный метод сортировки событий, вызванных регистрацией нейтронов и у-квантов, позволяющий иметь контролируемый вклад ложно-идентифицированных событий.

7. Проведено исследование систематического сдвига временной отметки для сигналов, соответствующих регистрации нейтронов. Разработан метод компенсации этого сдвига.

8. Проведено исследование используемых в работе мишеней методами ядерного микроанализа.

9. Разработан онлайн-метод для независимого контроля состояния мишени и заряда, падающего на мишень в процессе измерений.

10. Получены новые данные о дифференциальных и полных сечениях реакции 13С(а,по)160 в диапазоне энергий 2,0-6,2 МэВ.

11. Получены новые данные о сечении реакции 16О(п,а0)13С в диапазоне энергий 4,0-7,4 МэВ.

12. Получены новые данные о полном выходе нейтронов из реакции 13С(а,п0)16О в диапазоне энергий 3,0-6,5 МэВ при облучении а-частицами толстой углеродной мишени.

Все задачи были решены автором в составе группы при определяющем личном участии.

Научная новизна полученных результатов состоит в следующем:

1. Разработан новый метод установления динамического порога по параметру разделения, позволяющий контролировать вклад ложно-идентифицированных событий.

2. Впервые продемонстрировано наличие систематического сдвига временной отметки для сигналов, соответствующих регистрации нейтронов, при использовании метода следящего порога и предложен метод компенсации этого сдвига.

3. Получены новые данные о дифференциальных и полных сечениях реакции 13С(а,по)1бО в диапазоне энергий 2,0-б,2 МэВ.

4. Новые данные о сечении реакции 1бО(п,ао)13С в диапазоне энергий 4,0-7,4 МэВ были получены путем использования принципа детального равновесия.

5. Получены новые данные о полном выходе нейтронов из реакции 13С(а,п0)1бО в диапазоне энергий 3,0-б,5 МэВ при облучении а-частицами толстой углеродной мишени.

Положения и результаты, выносимые на защиту

1. Метод сортировки событий, вызванных регистрацией нейтронов и у-квантов, позволяющий иметь контролируемый вклад ложно-идентифицированных событий.

2. Систематический сдвиг временной отметки для сигналов, соответствующих регистрации нейтронов, при использовании метода следящего порога и метод компенсации этого сдвига.

3. Результаты экспериментального исследования дифференциальных и полных сечений реакции 13С(а,п0)1бО, новые данные по полному сечению реакции 1бО(п,ао)13С.

4. Результаты экспериментального исследования полного выхода нейтронов из реакции 13С(а,п0)1бО при облучении а-частицами толстой углеродной мишени.

Достоверность полученных результатов подтверждается:

- использованием современных средств регистрация и методов обработки экспериментальных данных;

- тщательным анализом систематических неопределенностей;

- дублированием определения параметров экспериментальной установки, важных для нормировки полученных данных.

- публикацией основных результатов работы в реферируемых журналах.

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Измерение сечения реакции 13C(a,n0)16O в диапазоне энергий 2,0-6,2 МэВ»

Апробация работы

Полученные результаты и основные положения диссертационной работы были представлены на научных семинарах ГНЦ РФ-ФЭИ и докладывались на международных конференциях ND-2016, ISINN-24, ISINN-27, ISINN-28, Ядро-2021, Ядро-2022, обсуждались на техническом совещании секции ядерных данных МАГАТЭ «(alpha,n) Nuclear Data Evaluations and Data Needs» в 2021 году.

Публикации

Полученные в диссертации результаты изложены в 5 печатных работах [1014].

Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из введения, шести глав, благодарностей, заключения и списка литературы. Содержание работы изложено на 146 страницах, включая 64 рисунка и 7 таблиц. Список использованных источников состоит из 132 наименований.

Глава 1

Современное состояние данных по сечению реакции 13С(а,по)160 и обратной

реакции 160(п,ао)13С

На данный момент опубликовано много экспериментальных данных, посвященных сечению реакции 1бО(п,а0)13С и обратной ей реакции 13С(а,п0)1бО [4-б,15-22]. Несмотря на это, существуют большие расхождения в величине измеренного сечения, достигающие 20-30% в области энергий нейтронов 4,0-5,5 МэВ и 50-80% в области энергий 5,5-8,0 МэВ. Различия в экспериментальных данных могут быть объяснены влиянием систематических погрешностей, присущих использованным экспериментальным подходам. Это приводит к противоречиям в теоретических оценках сечения, приведенных в разных библиотеках ядерных данных.

1.1 Обзор экспериментальных методов, используемых для измерения сечения реакций 13С(а,по)160 и 160(п,ао)13С

Эксперименты по измерению сечения реакции 1бО(п,а0)13С, описанные в литературе, проводились с использованием нескольких подходов. Одним из основных методов являлось прямое измерение продуктов реакции 1бО(п,а0)13С с помощью ионизационной камеры с сетками Фриша или полупроводниковых детекторов [15-19]. Второй распространенный подход - измерение продуктов реакции 13С(а,п0)1бО с помощью спектрометров нейтронов разных типов [б,22] или специальных 4п-детекторов нейтронов [5,20,21]. Последующий пересчет сечения реакции 13С(а,п0)1бО в сечение обратной реакции осуществлялся с помощью принципа детального баланса.

Серьезным недостатком первого подхода является плохое энергетическое разрешение и необходимость использовать дополнительные мониторы нейтронного потока. Недостатком измерений, производимых с помощью камеры с сетками Фриша в сочетании с твердыми оксидными мишенями, как в [18], является плохое соотношение эффект-фон, обусловленное реакциями в подложке мишени и рабочем объеме детектора в сочетании с малым количеством реакций 1бО(п,а0)13С.

При использовании газовой ячейки в рабочем объеме камеры в качестве кислородосодержащей мишени [15-17], необходимо либо тщательно коллимировать пучок нейтронов [15,16], чтобы минимизировать влияние стеночного эффекта, либо оценивать влияние этого эффекта математическими методами [17]. Размер и форма газовой ячейки определяется профилем сколлимированного пучка нейтронов и особенностями алгоритма анализа сигналов [15,16]. В качестве монитора потока нейтронов во всех работах использовалась камера со слоями 238и; показания мониторного канала в этом случае может быть искажено нейтронами из фоновых реакций в мишени и в подложке мишени [23]. Поэтому, для проведения таких экспериментов необходима предварительная или опЛпе-спектрометрия пучка нейтронов, чего в работах [15-17] не описано.

Для того, чтобы получить хорошее энергетическое разрешение при измерении сечения, обычно используют метод, основанный на измерении сечения обратной реакции 13С(а,п0)16О. Для этого, чаще всего применяются 4п-детекторы [5,20,21], которые обычно представляют собой замедлитель большого размера, сделанный из полиэтилена или чистого графита, внутрь объема которого помещаются детекторы тепловых нейтронов, чаще всего пропорциональные борные или 3Не-счетчики. Мишень ускорителя в этом случае помещается внутрь замедлителя. Преимуществом детекторных систем такого типа является большая эффективность, что позволяет проводить измерения быстро. Основными недостатками метода являются невозможность определения угла вылета нейтрона из мишени и невозможность сепарации вкладов нейтронов, соответствующих разным состояниям остаточного ядра. Это приводит к большой систематической неопределенности в измеренном сечении в случае, когда становится возможным заселение первого возбужденного состояния остаточного ядра, поскольку эффективность регистрации для групп нейтронов из реакций 13С(а,п0,1,2)16О сильно различается [24]. Пересчет сечения 13С(а,п)16О в сечение обратной ей реакции возможен только для случая, когда остаточное ядро образуется в основном состоянии, что накладывает ограничение на энергетический диапазон измерений в

случае применения 4п-детектора. Для того, чтобы в случае применения 4п-детектора корректно принять во внимание эффективность регистрации необходимо знать угловое распределение вылетающих нейтронов [2,25], в противном случае связанная с этим систематическая неопределенность может достигать 10-20%.

В качестве альтернативы, в работе [6] измерение угловых распределений нейтронов и сечения реакции 13С(а,п0)1бО было сделано методом ядер отдачи с использованием дейтерированного органического сцинтиллятора [26,27]. В этом случае, спектр нейтронов восстанавливается из измеренного амплитудного спектра ядер отдач, используя измеренные ранее отклики спектрометра на моноэнергетичные нейтроны. Применение такого метода позволяет уменьшить время экспозиции за счет увеличения тока пучка (импульсный режим не нужен) и увеличения телесного угла (не нужна большая пролетная база). Недостатком метода служит сложность процедуры восстановления спектра, отсутствие прямого решения данной задачи и необходимость измерений очень большого количества откликов детектора [28,29].

Компромиссным подходом является применение метода времени пролета. В качестве детекторов нейтронов обычно используются органические сцинтилляционные кристаллы. Они обладают высокой эффективностью регистрации нейтронного излучения и хорошими временными характеристиками, что, в свою очередь позволяет иметь хорошее временное разрешение. Отличительной особенностью большей части органических сцинтилляторов является возможность дискриминации фона от у-излучения по форме импульса сцинтилляционной вспышки. Также, применение метода времени пролета выдвигает особые требования к точности определения временной отметки, особенно при измерениях на коротких пролетных базах. Недостатком метода является маленькая по сравнению с 4п-детекторами полная эффективность регистрации и необходимость использования импульсного режима работы ускорителя, что приводит к длительным временам экспозиции. Результаты

измерений угловых распределений нейтронов из реакции 13C(a,no)16O методом времени пролета были представлены в работе [22].

Общими источниками неопределенностей при измерении сечения 13C(a,n0)16O являются погрешность, связанная с определением числа ядер в мишенях, неопределенность определения числа упавших на мишень частиц и неопределенности, связанные с влиянием рассеянных в экспериментальном зале нейтронов. Число ядер в мишени обычно находится по тормозным потерям а-частиц и протонов в мишени, которые определяются из экспериментальной ширины узких резонансов в сечении реакций 13C(a,n)16O и 13C(p,y)14N [6,22,30]. Такой подход требует хорошо известного состава и обогащения мишени, а также стабильности мишени в процессе работы. В финальном отчете CIELO [2] указано, что определенная таким образом толщина мишени может быть значительно искаженной. Определение числа упавших на мишень частиц обычно производится путем измерения тока пучка, упавшего на мишень. В этом случае неопределенности могут быть связаны с вторичной эмиссией электронов с мишени при отсутствии защитного электрода с отрицательным потенциалом. Для учета влияния рассеяния нейтронов при использовании подходов, отличных от метода времени пролета, необходимо провести большой объем вычислений методом Монте-Карло с учетом всей геометрии экспериментального зала. В случае использования метода времени пролета, события, соответствующие нейтронам, рассеянным на удаленных от детектора объектах, отделяются от основных событий по времени пролета. В этом случае проведение расчетов также необходимо, однако задача упрощается, поскольку в модели необходимо учитывать материалы, расположенные рядом с детектором.

Для того, чтобы уменьшить влияние всех перечисленных выше неопределенностей и избежать грубых промахов, необходимо разрабатывать новые подходы для прямого определения числа ядер 13C в мишени, а также дублировать определение критических для нормировки данных параметров, таких как эффективность детектора, число упавших на мишень частиц.

1.2 Анализ существующих экспериментальных данных и оценок для реакций 13C(a,no)16O и 16O(n,ao)13C

Как упоминалось выше, расхождения в измеренном сечении реакций 16O(n,ao)13C и 13C(a,no)16O достигает 50-80%. Часть измеренных данных [17,18,20] приведена с очень большой погрешностью (20-30%), что делает затруднительным использование этих данных для сравнения с оценками сечения и с данными других авторов. Расхождения в других наборах измеренных данных [5,6,15,16,19,21,22] намного превышают уровень оцененных погрешностей измерений (Рисунки 1.1). Исходные данные, приведенные в работе [15], были подвергнуты значительной коррекции (exfor entry #23040001 20140304 20140820 20140807), однако, детали проведенной работы не были опубликованы в рецензируемом научном журнале. Как указано в работах [2,3], разрешение противоречий невозможно без проведения новых экспериментов.

Наличие серьезных противоречий в экспериментальных данных привело к расхождениям и в теоретических оценках сечения реакции. Некоторые авторы сообщили о необходимости изменения теоретической оценки сечения реакции 16O(n,a0)13C, основываясь на результатах многоканальных R-матричных вычислений с учетом унитарности R-матрицы [31-33]. Новое оцененное сечение 16O(n,a0)13C, представленное в ENDF-B/VIII.0 [34], заметно выше, чем приведено в оценках JENDL-4.0 [35] и ENDF-B/VII.1 [36]. Новая оценка сечения реакции 16O(n,a0)13C, приведенная в JENDL-5.0 [37], была существенно увеличена относительно оценки JENDL-4.0 в области энергий нейтронов до 6 МэВ. При более высоких энергиях нейтронов оценка JENDL-5.0 практически не отличается от оценки JENDL-4.0.

500 400

Ц 300

со ю

^ 200

b

100 0

Рисунок 1.1 - Экспериментальные данные по сечению реакции 16O(n,a)13C, полученными из измерения прямой и обратной реакций, в сравнении с оценками сечения.

Для решения этой проблемы были приложены большие усилия для согласования существующих наборов экспериментальных данных [2,25,38,39] и проведения новых экспериментов [6,18]. В рамках работы коллаборации CIELO [1,2,25] была проведена работа по анализу систематических погрешностей для описанных в литературе экспериментов. Основными источниками неопределенности в случае измерения сечения 13C(a,n0)16O были толщина мишени и погрешность эффективности, связанная с энерго-угловым распределением нейтронов, вылетающих из мишени [2, 25]. Проведенная работа позволила согласовать наборы данных [5,21] с оценкой Hale [33,34]. Однако новые экспериментальные данные [6] не согласуются с оценкой Hale. Также, в некоторых работах использовался альтернативный подход для нормировки

О Khryachkov, 2012 ж Davis, 1963 A Dandy, 1968 • Georginis, 2007

Bair, 1973 A Robb, 1970 Febbraro, 2020 Harrisopoulos, 2005

ENDF-B/VIII.0 ENDF-B/VII.1

--JEFF-3.3

......JENDL-4.0

-JENDL-5.0

4 5 6 7

Энергия нейтрона (МэВ)

экспериментальных данных [25, 38], который основан на данных по выходу нейтронов из толстых углеродных мишеней при облучении а-частицами. Применение данного подхода показало необходимость уменьшения оценки Hale на 10-20%. Однако, использованным для нормировки данным присущи серьезные систематические неопределенности (>10%). Рассмотрим их подробнее.

1.3 Анализ экспериментов по измерению полного выхода нейтронов из толстой углеродной мишени при облучении а-частицами

Как видно из вышеприведенного анализа, на данный момент опубликовано мало надежных и хорошо документированных данных по сечениям реакций 13C(a,no)16O и 16O(n,ao)13C. Одним из подходов, который используется для согласования между собой отдельных наборов экспериментальных данных, является использование данных по полному выходу нейтронов из толстых углеродных мишеней при облучении а-частицами [25,38]. На данный момент описано 4 надежных и хорошо документированных эксперимента по измерению полного выхода нейтронов из толстой углеродной мишени [40-43]. Три из них проведены с использованием массивных 4п детекторов [40-42]. Один набор данных получен путем измерения спектров нейтронов из толстой углеродной мишени при облучении а-частицами методом времени пролета [43]. На Рисунке 1.2 показано сравнение экспериментальных данных с результатами расчета, сделанного на основе сечения реакции 16O(n,a0)13C из библиотеки ENDF-B/VIII.0. Как видно из рисунка, результаты расчетов сходятся с экспериментальными данными при домножении на коэффициент 0,85, что может указывать на необходимость уменьшения микроскопического сечения реакции 16O(n,a0)13C, приведенного в библиотеке ENDF-B/VIII.0. Однако, для проведенных ранее экспериментов характерен ряд систематических неопределенностей. Так, использование 4п детекторов приводит к проблемам с учетом эффективности регистрации [25]. В случае с использованием толстой мишени, спектр нейтронов, генерируемый даже для выделенного угла, является немоноэнергетическим, что еще сильнее

увеличивает проблему. Общей для всех данных экспериментов проблемой является то, что все экспериментальные данные по выходу нейтронов из толстой углеродной мишени получены с использованием мишеней из естественного углерода. Как известно из литературы [44], вариации соотношения изотопов 13С/12С в естественном углероде достигают 20%, что приводит к появлению большой систематической неопределенности в измеренных данных.

0.12

ь

оз 0.08

т

I

а

с!

I-

ю 0.04

I

>-

(О

О

^ 0.00

2 3 4 5

Энергия а-частицы (МэВ)

Рисунок 1.2 - Экспериментальные данные по выходу нейтронов из толстой углеродной мишени в сравнении с расчетом, сделанным на основе сечения из библиотеки ЕМОЕ-Б/УНЮ. Экспериментальные и расчетные результаты приведены для мишени из естественного углерода.

Выход нейтронов из толстой мишени зависит от тормозных способностей падающих на мишень частиц. Поэтому, еще одним источником неопределенности при анализе данных по выходу нейтронов из толстой углеродной мишени является тормозная способность а-частиц в углероде. Согласно разным имеющимся моделям (8ШМ-2013 [45], АБХАЯ [46], Коше е1 а1. [47]), оценки тормозной способности а-частиц в углероде расходится примерно на 5% (Рисунок 1.3). Это приводит к соответствующей неопределенности при оценке выхода нейтронов исходя из существующих теоретических оценок сечения.

О

ш О

о

I-

го

00

X тз

Ш тз

40 -

30

20

10 п

-Д8ТДР

-----8Р!М-2013

---- 1998, ККК

2 4 6

Энергия а-частицы (МэВ)

0

Рисунок 1.3 - Тормозная способность а-частиц в углероде.

Анализ спектров нейтронов, измеренных в единственной работе, в которой не использовались 4п детекторы [43], показал, что для них наблюдаются серьезные артефакты. Как видно из Рисунка 1.4, не совпадает нижняя граница для спектров, измеренных при разной энергии падающих на мишень а-частиц для одного угла. Также, отсутствует согласие между перекрывающимися частями спектров нейтронов, соответствующих одному углу. Для спектров, соответствующих углу 0°, наблюдается значительный выход нейтронов в энергетическом диапазоне (<4 МэВ), где их появление невозможно из-за кинематики реакции. Исходя из этого, можно сделать вывод, что измерения [43] содержат большие систематические погрешности, связанные, по-видимому, с ошибками при восстановлении энергетических спектров из спектров времени пролета. Это не позволяет в полной мере доверять приведенным в данной работе данным. Поэтому, для анализа остаются три набора экспериментальных данных, которые проведены одним методом. Это приводит к необходимости проведения новых экспериментов по измерению полного выхода нейтронов из толстой углеродной мишени, учитывающих описанные выше систематические неопределенности.

Энергия нейтронов (МэВ)

Рисунок 1.4 - Спектры нейтронов из реакции 13С(а,п)160, протекающей в толстой углеродной мишени, измеренные в работе [43] для углов 0° (а) и 100° (б).

Выводы к главе 1.

На основании критического анализа литературы, посвященной как методам измерения сечений реакций 13С(а,п0)16О и 160(п,ао)13С, так и полученным результатам показано, что использованным методам могут быть присущи серьезные систематические погрешности, которые объясняют разницу в измеренных экспериментальных данных (30-80%). Расхождения в экспериментальных данных не позволяют подтвердить новые оценки сечения реакции 16О(п,а0)13С, полученные при условии унитарности Я-матрицы, а разрешить существующие противоречия невозможно без проведения новых экспериментов. Использование данных по выходам нейтронов из толстой углеродной мишени для нормировки микроскопических сечений также затруднительно из-за систематических неопределённостей. В связи с этим, сделан вывод о необходимости проведения новых экспериментов как по измерению микроскопического сечения реакции 16О(п,а0)13С, так и выхода из толстой углеродной мишени. Компромиссным методом для измерения сечения реакции 16О(п,а0)13С является измерение сечения обратной ей реакции методом времени

пролета с последующим использованием принципа детального баланса. Было показано, что для контроля влияния систематических неопределенностей необходимы новые подходя для определения толщины и состава мишени, а также необходимо дублирование определения критических для нормировки данных параметров экспериментальной установки.

Глава 2

Экспериментальная установка для измерения сечения реакции 13С(а,по)160 и полного выхода нейтронов из толстой углеродной мишени

Анализ литературы показал, что оптимальным методом для измерения сечения реакции 13С(а,по)1бО является измерение дифференциальных угловых сечений методом времени пролета. Полное сечение реакции в этом случае определяется путем интегрирования дифференциальных сечений по всему диапазону телесного угла. Аналогичная ситуация для измерения полного выхода нейтронов из реакции 13С(а,п0)1бО - оптимальным способом для этого является измерение спектров нейтронов под разными углами относительно оси пучка с последующим восстановлением полного выхода путем интегрирования по углам. Преимуществом такого подхода является возможность корректного учета эффективности регистрации нейтронного детектора, в отличие от 4п детекторов, которые не позволяют учитывать энергетическую зависимость эффективности в случае немоноэнергетического спектра [24]. Вторым существенным преимуществом использованного подхода является возможность подавления вклада событий, ассоциируемых с первым и вторым возбужденными состояниями остаточного ядра, что позволяет применить принцип детального равновесия в широком диапазоне энергий. Однако, специальное внимание необходимо уделить систематическим неопределенностям, относящимся как к спектрометру нейтронов и анализу экспериментальной информации, так и к другим параметрам экспериментальной установки, важным для нормировки данных (ток пучка, пролетная база и т.д.). К первому, в частности, относится качество п/у разделения, из-за наличия у-квантов из неупругого рассеяния нейтронов в самом детекторе, которые невозможно отделить от нейтронов по времени пролета. Эта проблема подробно рассмотрена в главе 3. Другой проблемой, которой необходимо уделить внимание, является качество работы метода для определения временной отметки. Систематическая ошибка, связанная с этим фактором, может исказить измеренные спектры нейтронов. Данному вопросу посвящена глава 4. Среди параметров

экспериментальной установки, критически важных для нормировки данных, были эффективность регистрации нейтронов; число частиц, упавших на мишень, толщина мишени. Определение этих параметров производилось двумя-тремя независимыми способами.

2.1 Описание экспериментальной установки по измерению сечения реакции 13С(а,по)160

Принципиальная схема экспериментальной установки показана на Рисунке 2.1. Импульсный пучок а-частиц с частотой повторения 4 МГц, ускоряемый тандемным 3 МВ-ным ускорителем ФЭИ, коллимировался двумя диафрагмами 5 и 6 мм в диаметре, расположенными на расстоянии 350 мм друг от друга. Средний ток а-частиц на мишени измерялся интегратором и составлял от 20 до 100 нА. Энергетическая калибровка ускорителя описана в Разделе 2.3. Мишень 13С была наклонена на 14° относительно направления пучка, чтобы уменьшить рассеяние в мишени для нейтронов, вылетающих под углом 90°. Мишенедержатель использовался в качестве цилиндра Фарадея. Между последней диафрагмой и мишенью располагался защитный электрод, на который подавался отрицательный потенциал (-300 В) для подавления вторичных электронов, вылетающих из мишени в сторону диафрагмы и наоборот. Особенностью данного эксперимента было использование кремниевого поверхностно-барьерного детектора (ППД), расположенного под углом 165° относительно направления пучка на расстоянии 185 мм от мишени. Он служил для независимого контроля некоторых критических параметров эксперимента, включая независимое определение количества упавших на мишень частиц и контроль толщины нагара углерода на мишень во время измерений.

Для регистрации нейтронов, испускаемых из мишени, использовался спектрометр, описание которого приведено в настоящей главе. В качестве детектора использовался монокристалл пара-терфенила с размерами 40х40 мм. Стартовая временная отметка бралась от сигнала с пикап-электрода системы прерывания ускорителя.

2.2 Экспериментальная установка для измерения парциального выхода нейтронов из реакции 13С(а,по)160 при облучении толстой углеродной мишени

Для проведения измерений была использована экспериментальная установка, схожая с той, что была описана в разделе 2.1, но с некоторыми отличиями, позволяющими улучшить фоновые условия при измерении широкого спектра нейтронов.

Для проведения работ было использовано мишенное устройство, аналогичное, приведенному на Рисунке 2.1. В качестве мишени использовалась таблетка из обогащенного по изотопу 13С аморфного углерода, запрессованного в стальной контейнер. Толщина слоя составила ~0,2 мм. Толщина боковых стенок контейнера составляла 1 мм, дна контейнера - 1,5 мм. Поверхностно-барьерный полупроводниковый детектор использовался для контроля стабильности состава мишени и для контроля толщины нагара на ее поверхности. Средний ток а-частиц на мишени измерялся интегратором и составлял от 10 до 20 нА. Остальные параметры мишенного узла были неизменны.

Измерения были проведены в диапазоне энергий а-частиц от 3 до 6,5 МэВ в диапазоне углов от 0 до 150° относительно оси пучка. В отличие от экспериментальной установки, представленной в разделе 2.1, нейтронный детектор помещался во внутренний канал защитного коллиматора таким образом, чтобы диаметр пучка нейтронов, попадающего на детектор, не превышал 42 мм при диаметре детектора 40 мм. Такой подход позволил значительно уменьшить влияние многократно-рассеянных нейтронов на результаты измерений. Пролетная база от мишени ускорителя до детектора нейтронов составила 223,5 см. Размещенный таким образом детектор позволял проводить измерения в диапазоне углов 0 - 130°. Для того, чтобы расширить этот диапазон, был использован дополнительный детектор нейтронов, основанный на монокристалле стильбена с размерами 40х40 мм. Данный детектор располагался в другом защитном коллиматоре из борированного полиэтилена и находился под углом 150°. В этом случае диаметр пучка нейтронов, падающих на детектор, также не превышал 42 мм. Пролетная база для дополнительного детектора составляла 350 см. Сигнал с анода ФЭУ этого детектора подавался на дополнительный вход оцифровщика формы импульса. Для запуска системы оцифровки события использовалась схема ИЛИ -запуск осуществлялся как при наличии на специальном триггерном входе логического сигнала от основного детектора, так и при срабатывании внутреннего триггера в канале оцифровщика, на который подавался сигнал от дополнительного детектора. Электронная блок-схема системы накопления показана на Рисунке 2.2.

Калибровка временной шкалы при восстановлении энергии нейтронов производилась путем анализа положения пика мгновенных у-квантов.

Рисунок 2.2 - Блок схема спектрометра для измерения выхода нейтронов из толстой углеродной мишени. БАЦП - быстрый амплитудно-цифровой преобразователь, ОФИ - оцифровщик формы импульса, self-trigger -внутриканальный триггер в оцифровщике с привязкой по переднему фронту.

2.3 Энергетическая калибровка ускорителя

Целью проведенной калибровки тандемного ускорителя АО ГНЦ РФ-ФЭИ было установление соответствия между показаниями штатного прибора для измерения энергии пучка (роторный вольтметр или GVM) и реальной энергией пучка. Одним из распространенных методов энергетической калибровки электростатического ускорителя является использование хорошо известных энергетических порогов для ряда нейтронных реакций [48]. Другим распространенным методом является использование изолированных резонансов в сечении некоторых ядерных реакций [48]. При более высоких энергиях (выше 3 МэВ), где использование двух перечисленных выше методов становится затруднительным, используются методы, основанные на нерезонансных ядерных реакциях [49-53].

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Прусаченко Павел Сергеевич, 2023 год

ГО -

оо 0.8 —

О _

^ 0.6 —

О -

(М 0.4 —

о. -

со |_ 0.2 •

со 1

I 0.0 1

0

50 100 150 Время (часы)

200

Рисунок 5.3 - Толщина нагара в зависимости от времени от начала эксперимента.

Для того, чтобы дополнительно проверить точность измерения заряда, параллельно с рутинными измерениями с помощью ППД измерялись спектры

резерфордовского обратного рассеяния а-частиц с последующим моделированием в SIMNRA. Количество частиц, упавших на мишень, определялось путем подгонки высоты спектра а-частиц, рассеянных на подложке мишени. Дальнейшая обработка время-пролетных спектров проводилась только при условии совпадения результатов измерений с использованием интегратора тока и ППД в пределах оцененных неопределенностей.

5.4 Анализ экспериментальных данных

Дифференциальное сечение реакции 13С(а,П0)160 определялось с помощью выражения (5.1):

где Sn - число отсчетов под соответствующим пиком нейтронов во время-пролетном спектре, соответствующего углу 0 в лабораторной системе координат, после вычитания фона; у(0) - поправочный коэффициент, учитывающий влияние многократно рассеянных нейтронов; е - собственная эффективность нейтронного детектора; N01 - число а-частиц, упавших на мишень, определяемое путем интегрирования заряда; п - поверхностная плотность атомов 13С; О - телесный угол, закрываемый нейтронным детектором.

Телесный угол определялся исходя из геометрических параметров системы детектирования (пролетная база и площадь нейтронного детектора). Площадь нейтронного пика определялась путем поканального суммирования во временном окне, соответствующем длительности импульса пучка. Длительность импульса предварительно оценивали для каждого значения энергии а-частиц с использованием ППД. Быстрый сигнал от ППД оцифровывался, амплитуда импульса и временная отметка определялись для каждого оцифрованного сигнала. Затем выбирались сигналы из узкого амплитудного окна вблизи максимальной энергии рассеянных на подложке мишени а-частиц. Пример интеграла временного профиля импульса а-частиц показан на Рисунке 5.4. Для большинства значений энергии, 99% а-частиц попадали в интервал времени (^,99) через 10-20 нс после

(5.1)

йй 4 ср

начала импульса. Диапазон времени интегрирования пиков нейтронов был выбран больше, чем это значение (^,^1,2), чтобы учесть возможную разницу во временных характеристиках двух детекторов. Для определения фона под пиком выбирали 10 точек справа и слева от пределов интегрирования нейтронного пика с последующей линейной интерполяцией.

I-

о го т

о ц

о

100 80 60 40 20 0

1 99% а-частиц

1

1 1 . 1 .

75

150

100 125

Время (нс)

Рисунок 5.4 - Интеграл временного профиля импульса а-частиц. Пример распределения приведен для энергии 5884 кэВ.

Фон от нейтронов, рассеянных в стенах экспериментального зала, хорошо отделялся от нейтронов, соответствующих реакции 13С(а,По)160, по времени пролета. Однако события, вызванные нейтронами, рассеянными на оболочке детектора и его элементах конструкции, могут попадать в диапазон интегрирования нейтронного пика. Оценка вклада этих событий была сделана путем расчетов методом Монте-Карло в среде GEANT4. Для этого была подробно смоделирована геометрия эксперимента, включая материалы, окружающие детектор, и мишенедержатель ускорителя. Для каждого значения энергии а-частицы и положения детектора относительно направления пучка расчет проводился дважды при одинаковом количестве первичных частиц - с учётом всех материалов, составляющих экспериментальную установку (вариант (а)), и без каких-либо материалов, кроме материала детектора (вариант (б)). Поправочный коэффициент рассчитывался как отношение площадей двух распределений

нейтронов, полученных для варианта (а) и варианта (б) путем суммирования в пределах интегрирования экспериментального нейтронного пика для текущих значений энергии и угла. Смоделированные поправочные коэффициенты для нескольких значений энергий а-частиц показаны на Рисунке 5.5. Как видно из рисунка, поправочный коэффициент имеет слабую зависимость от угла, за исключением угла 105°, где нейтроны проходят длинный путь через материал фланца мишенедержателя на своем пути к детектору. При оценке неопределенности полученной поправки учитывались неопределенности, связанные с различиями в сечениях в разных библиотеках ядерных данных, в дополнение к статистической погрешности (1а). Для этого был выполнен ряд дополнительных расчетов для нескольких значений энергии а-частиц с использованием различных библиотек оцененных ядерных данных (ENDF/B-VШ.0, JENDL-4.0u). Максимальное различие полученных поправочных коэффициентов не превышало 2% и это значение использовалась как неопределенность.

Эффективность регистрации нейтронного спектрометра, определенная расчетным путем, и ее экспериментальная верификация подробно описаны в разделе 2.4.5. Погрешность расчета для интересующей нас области энергий нейтронов (2-9 МэВ), ассоциированная в первую очередь с пороговыми эффектами, не превышала 2%. Результаты моделирования находились в согласии с результатами экспериментов в пределах 4%. В дальнейшем была использована расчетная кривая, а число 4% было принято, как неопределенность эффективности регистрации.

н

X ф

о о

1.1 1.0 0.9 0.8

1.0

1.0

0.9

0 30 60 90 120 150

.0 X

т

о 09 т 09

го

а.

с

о 0.8

(в) 1

*}} и ,

J_I_I_I_I_I_|_

J_I_I-

1.0

0.9

(б)

-Ж} 1,1, 1 , 1 1,1,

0 30 60 90 120 150

- (г)

1,1, 1 , 1 (И ,1,1,

0 30 60 90 120 150

0 30 60 90 120 150

Угол|аЬ (градусы)

Рисунок 5.5 - Поправочный коэффициент для учета влияния многократно рассеянных нейтронов. (а) энергия а-частиц 2219 кэВ, (б) 3389 кэВ, (в) 4709 кэВ, (г) 5180 кэВ.

Полученные дифференциальные сечения в лабораторной системе координат были переведены в систему центра масс. Для пересчета углов из лабораторной системы в систему центра масс были использованы релятивистские кинематические соотношения 5.2-5.5 [127]:

СО$(вСт) =

р = У

-р зт2(в) ±(1- У2)^(в)11 - Р1-у2 вт2(в)

1-У2соз2(9)

А

VА2 - 4Е2т2

А = (та + тс)2 + 2тсЕа + т2-т2

(5.2)

(5.3)

(5.4)

(5.5)

_ VEa(Ea+2ma) Еа+ша+тс

где 0 и 0ст - углы вылета нейтрона в лабораторной системе и системе центра масс, соответственно; Еа и т« - кинетическая энергия и масса а-частицы; тс - масса ядра

13С; Шо - масса ядра 160; Еп - полная энергия системы, представляющая собой сумму полных энергий взаимодействующих частиц, шп - масса нейтрона. Пересчет дифференциального сечения, учитывающий преобразование телесного угла при переходе из лабораторной системы в систему цента масс, производился согласно выражениям 5.6 и 5.7: йа у(1 + р соз(вст)) йа

_(рстл =_' 4 г \ JJ__(д) (5 6)

^ (зт2(вст)+у2(р+ соз(вст))2)3/2йП( ) ( ' )

Еа+та+тс у= а а с

л Г (5.7)

5.5 Результаты

Полученные угловые распределения для реакции 13C(a,no)16O показаны на Рисунке 5.6 и 5.7. Каждое угловое распределение дифференциальных сечений ad было аппроксимировано многочленами Лежандра с последующим интегрированием по всему телесному углу для получения полного сечения реакции at (уравнение 5.8):

К 1

at = 2п / ad(O) sinO dO = 2п J_lad(cosO)d cos в (5.8)

Статистическая неопределенность для полного сечения была в диапазоне 0,5-1,5%. Вклад систематических погрешностей из разных источников представлен в Таблице 5.1. Энергии a-частиц рассчитывались для центра мишени с учетом нагара углерода. Толщина слоя 13C была основным фактором, влияющим на энергетическое разрешение измеренных значений сечения, в то время как влияние дисперсии энергии пучка (<0,1%) было незначительным. Энергетическое разрешение, определяемое по полным потерям энергии a-частиц в мишени в этом эксперименте, находилось в диапазоне от 70 до 36 кэВ в зависимости от энергии пучка. Дифференциальные сечения реакции 13C(a,n0)16O, измеренные под углом 0° в двух экспериментальных сеансах, показаны на Рисунке 5.8 вместе с данными из литературы [22, 30, 128]. Как видно из рисунка, все результаты, за исключением [22], находятся в хорошем согласии. Данные из работы [22] следует умножить на коэффициент 2,25, чтобы согласовать их с данными из работы [30] и результатами,

полученными в настоящей работе.

Поперечное сечение для обратной реакции 160(п,ао)13С было получено с помощью применения принципа детального равновесия. Принцип детального баланса (равновесия) [9] устанавливает связь между характеристиками прямого и обратного процесса, в данном случае прямой и обратной ядерной реакции, исходя из инвариантности уравнений движения относительно инверсии времени. Исходя из этого принципа можно в общем случае установить соотношение между сечениями прямой реакции ааЬ и сечением обратной реакции аЬа (5.9), которое выполняется при одинаковой энергии возбуждения составного ядра Е*:

°аЬ _ Уъ(2]А + 1)(2]а + 1) °Ьа Р^(21в + 1)(21Ь+1)

(5.9)

где 1а, 1л, 1б - спины частиц, участвующих в реакции, и рь - импульсы частиц в системе центра масс. Энергию возбуждения Е* составного ядра можно вычислить исходя из соотношения (5.10):

Е* = еп + Е(1-^-) (5.10)

где е„ - энергия связи налетающей частицы в ядре, Е - кинетическая энергия налетающей частицы, тп - масса налетающей частицы, М* - масса составного ядра. Исходя из условия равенства энергии возбуждения составного ядра можно получить соотношение между энергией налетающей частицы (нейтрона) Еп в реакции 16О(п,а0)13С и энергией налетающей частицы Е« в обратной реакции 13С(а,По)160 (5.11):

£ = М*(£а-£п)+Еа(М*-та) п М*-тп ( . )

где £« и £п - энергии связи а-частицы и нейтрона в составном ядре; т« и тп - массы

а-частицы и нейтрона; М* - масса составного ядра.

5

0 10

0 10

^ 0 ср

15

ю ^

^ 0

Ё

6 15

а

тз

аГ

0

ь 10 тз

0 10

0 15

0 2.5 0.0

Е =2090 КЭВ

Е =3084 КЭВ

J_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_1_

Е =2144 КЭВ

J_I_I_I_I_■ л--Г—^ I_,_|_

Е =3278 КЭВ

J_I_I_I_I_I_I ^г—ч-.^Л—т^ I

20

10

0 15

0 30

0

30 0

20 0

20 0

10

0

10

0

1 0 0

-0.9 -0.6 -0.3 0.0 0.3 0.6 0.9 -0.9 -0.6 -0.3 0.0 0.3 0.6 0.9

сое е

Е =2271 КЭВ

J_I_I_I_I_I_I Т-Ч-г*—н-т"н

Е =2320 КЭВ

J_I_I_I_I_I_I_, I _[

Е =2361 КЭВ

J_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_|_

Е =2404 КЭВ

J_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_1_

\_I_ГГГ-гЧ—г-П_,_|_

Е =3389 КЭВ

J_I_1_

ч—г^Т I ■_|_

Е =4656 КЭВ

I I • ' 1

_I_I

Е =4709 КЭВ

—т—; Т

_1_

Е =4807 КЭВ

Рисунок 5.6 - Измеренные угловые распределения для реакции 13С(а,п0)16О (точки) в диапазоне энергий а-частиц 2090-4807 кэВ и их аппроксимация полиномами Лежандра.

15.0

7.5

0.0

15

0

20

^ 0 о

Ю 50

Е 0

а6 30 тз

3 0

"ъ'

-о 30

0 30 0 30 0 20 0

40 20 0 15 0 15 0 10 0 15 0 20 0 50

0 50

0 15

0

Е =5405 кэВ

J_I_I_I_I_I_I _I_I_I_I

Е =5594 кэВ

J_I_I_I_|_

Е =5744 кэВ

Е =5884 кэВ

1 I *1 , * I I' г—

J_I_I_I_I_. ~ г I_,_I

-0.9 -0.6 -0.3 0.0 0.3 0.6 0.9 -0.9 -0.6 -0.3 0.0 0.3 0.6 0.9

сое е

Рисунок 5.7 - То же самое, что на Рисунке 5.6, но для диапазона энергий а-частиц 4880-6122 кэВ.

сх

с.т.

Таблица 5.1 Основные источники систематических неопределенностей.

Источник неопределенности Вклад (%)

Толщина мишени 4

Эффективность детектора 4

Измерение заряда 2

Телесный угол 2.5

Многократное рассеяние 2

Полная 6.8

60

а.

о

^ 40 -

.Q

03

S 20

CD

■о

0

80 60 40 20 0

- т Kerr 1968

_ iff --Robb 1970

• сеанс 1

Л о сеанс 2

_ il f ~ ф 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 w

2.0

2.5

3.0

3.5

5.0

5.5

6.0

Рисунок 5.8 углом 0°.

Энергия а-частиц (МэВ)

Дифференциальное сечение реакции 13С(а,п0)16О измеренное под

Полученные полные сечения были сравнены с оценками, приведенными в библиотеках ENDF-B/VIII.0 [34], ШКБЬ-4.0/НЕ [35], ШМ0Ь-5.0 [37], а также с экспериментальными данными других авторов (Рисунки 5.9 и 5.10). При сравнении учитывалось энергетическое разрешение, указанная в опубликованных работах.

400 -

ENDF-B/VIII.0 JENDL-4.0/HE JENDL-5.0 данная работа Georginis 2007 Khryachkov 2012 Davis 1963

200 -

Ю

0

4.0 4.2 4.4 4.6 4.8 5.0

400 -

ЕЫОР-В/УШ.О иЕШ1_-4.0/НЕ иЕЫйЬ-б.О данная работа БекИагап 1968 Напв. 200б Ва1г 1973

200 -

5.2

0

4.0 4.2 4.4 4.6 4.8 5.0 5.2

Энергия нейтронов (МэВ)

Рисунок 5.9 - Сечение реакции 160(п,ао)13С в диапазоне энергий нейтронов 4-5,2 МэВ. (а) - сравнение данных настоящей работы с данными, полученными при измерении реакции 160(п,ао)13С; (б) - сравнение данных настоящей работы с данными, полученными при измерении реакции 13С(а,п0)16О.

400 -

-ЕЫ0Р-В/У!!!.0

-иЕЫ01_-4.0/НЕ

-- иЕЫОЬ-б.О • данная работа

■ Оеогд1п1в 2007

• КИгуаоИкоу 2012

а Оау1в 1963

© Эа^у 1968

(а)

200 -

ю

с

0

±

400

6.2 6.4 6.6 6.8 7.0 7.2 7.4

ЭекИагап 1968 Ва1г 1973 (б)

Напв. 200б РоЬЬ 1970 РеЬЬгаго 202(

-ЕЫ0Р-В/У!!!.0

-иЕЫ01_-4.0/НЕ

иЕЫ0Ь-б.0 _ данная работа

200 -

0

6.2 6.4 6.6 6.8 7.0 7.2 7.4

Энергия не йтронов (МэВ)

Рисунок 5.10 - То же самое, что и на Рисунке 5.9, только для диапазона энергий нейтронов 6,1-7,4 МэВ.

Как видно из приведенных рисунков, данные из настоящей работы подтверждают оценку сечения реакции 160(п,а0)13С, приведенную в библиотеке ЕКОБ-В/УШ.О, для всего диапазона энергий нейтронов. Оценка сечения реакции 160(п,а0)13С, приведенная в библиотеке JENDL-5.0, подтверждается данными из

настоящей работы до энергии нейтронов 4,5 МэВ; в диапазоне энергий нейтронов 4,7-5,2 МэВ, оценка JENDL-5.0 заметно выше (-7-20% в зависимости от энергии). При более высоких значениях энергии нейтронов (выше 6 МэВ), оценка JENDL-5.0 практически не отличается от оценки JENDL-4.0/HE, при этом экспериментальные значения сечения из настоящей работы значительно больше (-50-80%). Результаты, опубликованные в работе [16], согласуются с данными, полученными в данной работе, только для энергий нейтронов выше 6 МэВ. Остальные экспериментальные данные [5,6,15,17,19-22], полученные в измерениях сечения как прямой, так и обратной реакции, значительно отличаются от результатов, приведенных здесь, и друг от друга. Данные [17] и [20] представлены с большими неопределенностями (~20%), что делает сравнение с ними проблематичным.

Выводы к главе 5

Были измерены дифференциальные и полные сечения реакции 13C(a,n0)16O в энергетическом диапазоне 2,0-6,2 МэВ. Метод времени пролета в сочетании с цифровой обработкой сигналов использовался для подавления вклада нейтронов от первого возбужденного состояния остаточного ядра.

Сечение реакции 16O(n,a0)13C было вычислено с использованием принципа детального равновесия. Полученные результаты подтверждают оценку, приведенную в библиотеке ENDF-B/VIII.0. Отличительной особенностью эксперимента, описанного в главе, от работ других авторов был тщательный анализ факторов, которые могут повлиять на систематическую погрешность, и дополнительный контроль экспериментальных параметров, критически важных для нормировки данных, таких как эффективность регистрации, определение числа упавших на мишень частиц, толщина мишени.

Результаты, изложенные в главе 5, были опубликованы в работе [14], доложены на техническом совещании секции ядерных данных МАГАТЭ «(alpha,n) Nuclear Data Evaluations and Data Needs», а также представлены в библиотеке EXFOR (EXFOR entries № F1460, 41747).

Глава 6

Измерение парциального выхода нейтронов из реакции 13C(a,no)16O из

толстой углеродной мишени

Как было показано в главе 1, экспериментальные данные по полному выходу нейтронов (Thick Total Yield - TTY) из толстой углеродной мишени важны для нормировки существующих экспериментальных данных по сечениям реакций 13C(a,no)16O и 16O(n,ao)13C. Вместе с тем, существующим экспериментальным данным присущ ряд систематических неопределенностей, связанных как с методом измерений, так и с неопределенностью содержания 13C в естественном углероде, которое может достигать 10% [44]. В связи с этим был предпринят новый эксперимент с целью уменьшения систематических погрешностей. В данном эксперименте были измерены дважды дифференциальные выходы нейтронов в диапазоне энергий а-частиц 3,0-6,5 МэВ и диапазоне углов 0-150°. Описание экспериментальной установки приведено в разделе 2.2.

6.1 Анализ изотопного и элементного состава мишени

Как уже упоминалось выше, имеющимся экспериментам по измерению выхода нейтронов из толстой углеродной мишени присуща большая систематическая ошибка, связанная с неопределенностью содержания изотопа 13C в естественном углероде. В нашем случае, мишень была изготовлена из порошка углерода, обогащенного по 13C. Для того, чтобы получить точную информацию об обогащении и исследовать вклад различных примесей, был проведен подробный анализ накопленных в ходе рутинных измерений спектров обратного рассеяния а-частиц, а также проведен ряд дополнительных экспериментов.

Анализ обогащения мишени по изотопу 13C был проведен методом ядерных реакций путем анализа спектров вторичных частиц, вылетающих из мишени при облучении ее пучком дейтронов с энергией 1500 кэВ. Геометрия измерений была аналогична той, что описана в разделе 5.2. Измеренный спектр и его описание с помощью программы SIMNRA7 показаны на Рисунке 6.1. Подгонка

экспериментального спектра осуществлялась с учетом реакций 12,13С^,ро)13,14С и 12Д3С^,ао)10Д1В, 13С^До)12С, а также упругого рассеяния дейтронов на углероде. Дифференциальные сечения реакций, протекающих на 12С под действием дейтронов, хорошо известны [129-131]. Сечения реакций 13С^,ро)14С, 13С^,ао)пВ, 13С^До)12С, как и в разделе 5.1, были взяты из работы I Са1оих [125]. Как видно из рисунка, корректно описать измеренный спектр возможно только при предположении, что содержание 12С в мишени составляет ~3,5%. С учетом статистической неопределенности и неопределенности использованных сечений, погрешность этой величины составляет 0,2%.

Рисунок 6.1 - Спектр заряженных частиц, измеренный из толстой мишени 13С при облучении ее пучком дейтронов с энергией 1500 кэВ.

Спектры обратного рассеяния а-частиц (Рисунок 6.2), накопленные в ходе измерений, соответствовали углу 165° в лабораторной системе координат. Анализ спектров показал, что кроме углерода в мишени содержится некоторое количество атомов кислорода и кремния. Подгонка накопленных спектров была выполнена с помощью программы 81МЫЕЛ7. Для этого были использованы экспериментальные сечения реакции 13С(а,ао)13С, приведенные в работах [4,3о,128]; для моделирования вклада реакций 12С(а,ао)12С и 160(а,ао)160 было использовано оцененное сечение, полученное с помощью программы 81§шаСа1е 2.о [126]. Сечение реакции 2831(а,ао)28Б1 было принято Резерфордовским до энергии 4000 кэВ; выше этой энергии была также использована оценка 81§шаСа1е. При

аппроксимации спектров подгонялось содержание атомов углерода, кислорода, кремния и железа таким образом, чтобы экспериментальный спектр сходился с теоретическим. Полученные концентрации элементов в мишени приведены в Таблице 6.1. В результате анализа спектров, накопленных для диапазона энергий 3000-6000 кэВ, было получено, что содержание атомов кислорода в мишени составляет 2,2±0,2% в поверхностном слое глубиной до 1,81019 атомовсм-2. Анализ спектра, полученного при энергии 3500 кэВ, показал, что среднее содержание кремния в мишени составляет с 0,3±0,2% Сделанные выводы подтверждается результатами обработки спектров при других энергиях (Рисунок 6.2 (б), (в)), где полученные концентрации позволили хорошо аппроксимировать эти спектры.

Отсутствие в мишени содержания различных атмосферных газов, кроме кислорода (например, азота, вклада которого в измеренных спектрах не наблюдается), позволяет предположить, что присутствие кислорода связано с абсорбцией мишенью атмосферной воды. Для проверки этого предположения был также проведен дополнительный эксперимент по регистрации протонов из реакции 1И(а,р)4Ие. Для этого, мишень, расположенная под углом 67,5° относительно оси пучка, облучалась непрерывным пучком а-частиц с энергией 4500 кэВ. В качестве детектора протонов был использован ППД, расположенный под углом 45° относительно оси пучка. Детектор был закрыт двумя слоями алюминиевой фольги толщиной 1,3 1020 атомов см-2 для того, чтобы подавить вклад рассеянных в мишени а-частиц. Измеренный спектр приведен на Рисунке 6.3. Подгонка полученного спектра в 81МЫЕЛ7 показала, что содержание водорода в мишени составляет 4,0±0,6%, что хорошо соответствует удвоенному содержанию кислорода для глубины слоя, соответствующего пробегу а-частиц с энергией 4500 кэВ в данных условиях. В связи с полученными результатами, наличие кислорода в мишени было ассоциировано с адсорбцией атмосферной воды. Полный состав мишени, полученный с применением методов ядерного микроанализа, приведен в Таблице 6.1.

500 0 500

Амплитуда (каналы)

Рисунок 6.2 - Спектры обратного рассеяния а-частиц, измеренные под углом 165° для нескольких значений энергий: (а) 3500 кэВ, (б) 4500 кэВ, (с) 5000 кэВ, (г) 6500 кэВ, и их теоретическое описание с помощью программы 81МЫЕЛ7. Точками обозначен экспериментальный спектр, сплошная линия - суммарный модельный спектр, штрих-пунктирная линия - 12,13С(а,а0)12'13С, пунктирная линия -160(а,ао)160, короткие штрихи - па181(а,а0)па181, штриховая линия - паТе(а,а0)паТе.

Амплитуда (каналы)

Рисунок 6.3 - Спектры обратного рассеяния а-частиц, измеренные под углом 165° для нескольких значений энергий: (а) 3500 кэВ, (б) 4500 кэВ, (с) 5000 кэВ, (г) 6500 кэВ, и их теоретическое описание с помощью программы 81МЫЕЛ7. Точками обозначен экспериментальный спектр, сплошная линия - суммарный модельный спектр, штрих-пунктирная линия - 12,13С(а,а0)12'13С, пунктирная линия -160(а,ао)160, короткие штрихи - па181(а,а0)па181, штриховая линия - па*Ре(а,а0)па1Ее.

Таблица 6.1 Изотопный и элементный состав мишени, использованной в измерениях.

Элемент/Изотоп Содержание (%)

13С 89,5±0,7

12С 3,5±0,2

о 2,2±0,2

н 4,4±0,6

0,3±0,2

Бе 0,10±0,01

6.2 Анализ полученных данных

После обработки массива сигналов и сортировки событий, зарегистрированных нейтронными детекторами, для каждого значения угла и энергии падающих на мишень а-частиц были построены дискретные

энергетические распределения числа зарегистрированных событий с шириной шага по энергии 50 кэВ где каждому энергетическому диапазону En+ДE (ДЕ -ширина бина распределения) соответствует определенное количество зарегистрированных событий. Дважды дифференциальный выход нейтронов из толстой мишени для энергии En и угла вылета 0 определялся согласно формуле 6.1:

ау2 = К(Еп-АЕп/2,Еп+АЕп/2,9)

йПйЕп( ) £(Еп)чу(Еп,е)р%ПАЕп ( . )

где N(En-ДEn/2,En+ДEn/2,0) - число зарегистрированных событий, зарегистрированных для диапазона энергии нейтронов En-ДEn/2 - En+ДEn/2 и угла 0; 8^п) - собственная эффективность регистрации нейтронов для энергии En; п -число а-частиц, упавших на мишень в течении замера; у^п,0) - поправочный коэффициент, учитывающие многократное рассеяние нейтронов на упаковке детектора и ослабление нейтронов в мишенном узле; р - поправочный коэффициент, учитывающий содержание примесных элементов и обогащение углерода по 13^ £ - коэффициент, учитывающий разницу в тормозных способностях между используемой в работе мишенью и мишенью из чистого углерода; О - телесный угол, закрываемый детектором; ДEn - ширина энергетического бина в спектре. Таким образом, Формула 6.1 позволяет получить дважды дифференциальный выход нейтронов из мишени при условии ее 100% обогащения по изотопу 13С

Определение собственной эффективности регистрации для основного нейтронного детектора обсуждается в разделе 2.4.5 диссертации. Эффективность дополнительного детектора на основе кристалла стильбена была определена относительно основного детектора в дополнительных измерениях для углов 0° и 120° при энергии а-частиц 6500 кэВ. Число а-частиц, упавших на мишень в течении замера, определялась интегрированием тока мишени. Телесный угол детектора определялся из геометрических параметров установки - пролетной базы и площади детектора. Поправочный коэффициент £ определялся путем сравнения тормозных способностей, рассчитанных для чистого углерода и элементной

композиции, соответствующей данной мишени. Это сравнение было проведено с помощью программ SRIM и ASTAR. Оно показало, что в обоих случаях поправочный коэффициент практически одинаков и его величина равна 0,975.

Измеренный энергетический спектр нейтронов может быть существенно искажен из-за рассеяния нейтронов на конструкционных элементах детектора и мишенного узла. Коррекция подобных искажений осуществляется с помощью расчетов методом Монте-Карло. Пример подобного расчета для простого случая квази-моноэнергетических нейтронов описан в главе 5. Измерение «широкого» спектра нейтронов требует иного подхода к расчету, пример которого приведен в работе [132]. Для этого, зарегистрированный спектр P(En) представляется в виде интеграла (6.2):

P(En) = i0^k(E)R(E,En)dE (6.2)

где E и En - соответственно, исходная энергия нейтронов, вылетающих из источника, и энергия нейтронов, вычисленная из времени-пролета; R(E,En) -матрица откликов детектора на моноэнергетические нейтроны; k(E) - функция, учитывающая выход нейтронов в зависимости от энергии. Матрица R(E,En) предварительно рассчитывается с помощью метода Монте-Карло. Как уже упоминалось выше, в результате обработки для каждого угла 0 и энергии налетающих на мишень а-частиц Ea были построены дискретные распределения событий PEa,0(En) с равномерным шагом по энергии. В этом случае, уравнение (6.2) можно представить в виде суммы (6.3):

PEa,e (End = Tj=o kEaß (Ej)Re (Ej, E^) (6.3)

где Eni - энергия нейтрона, вычисленная из времени пролета, соответствующая i-тому каналу спектра; Ej - исходная энергия нейтрона, соответствующая j-тому каналу спектра; kEa,0(Ej) - нормировочный коэффициент, соответствующий энергии Ej; R0(Ej,Eni) - элемент матрицы откликов R0(E,En), рассчитанной для угла 0, соответствующий энергиям Ej и Eni.

Матрица откликов R0(E,En) была рассчитана в среде GEANT4 для двух

разных геометрий (Рисунок 6.4). В первом случае (Рисунок 6.4 (а)), при расчете матрицы отклика Яе^Е^) в модели учитывалась вся геометрия эксперимента, включая защитный коллиматор и мишенный узел. Во втором случае, (Рисунок 6.4 (б)), матрица отклика Кш(Е,Еп) была получена с помощью аналогичной процедуры при условии, что все материалы в экспериментальной установке, кроме материала детектора, заменены на вакуум. Расчет был проведен для диапазона исходных энергий нейтронов 0-10 МэВ с шагом 50 кэВ (который соответствовал ширине бина в экспериментальном распределении) для каждого значения угла вылета нейтронов. В расчете были приняты во внимание энергетический порог регистрации, световыход детектора и энергетическое разрешение. В качестве исходного спектра использовался «белый» спектр нейтронов.

Матрица откликов детектора Я01(Е,Еп), полученная в результате первого расчета, была использована для определения коэффициентов кка,0(Е). Для этого, все экспериментальные спектры были аппроксимированы с помощью выражения 6. 3 с подгонкой коэффициентов ква,0(Е). Затем, используя матрицу откликов К2(Е,Еп), полученную в результате второго расчета, и коэффициенты кЕа,0(Е), полученные из подгонок экспериментальных распределения, были рассчитаны «неискаженные» распределения событий Ры(Еп,0). Поправочный коэффициент у(Еп,0) может быть рассчитан по формуле 6.4:

П п' ) Рш(Еп,0) 1°°=0кЕа1в(Е])Яв2(Е],Еш) ( . )

где Рй1(Еп,0) - результат подгонки измеренного спектра, соответствующего углу 0.

Рисунок 6.4 - Расчетные матрицы откликов детекторов для двух разных геометрий.

(а) расчет сделан для полной экспериментальной геометрии; (б) расчет сделан при условии удаления всех материалов из модели, кроме материала детектора.

На Рисунке 6.5 представлен пример поправочного коэффициента, полученного для угла 60° и энергий а-частиц 6500 кэВ и 4000 кэВ (а), а также зависимость среднего поправочного коэффициента от угла для энергии 6500 кэВ

(б). Как видно из результатов, приведенных на рисунках, основной вклад в искажение спектра вносит ослабление потока нейтронов в подложке мишени. Значение полученной поправки слабо изменяется в зависимости от энергии нейтронов - величина изменения лежит в пределах погрешности расчета. Поэтому, в дальнейшем для коррекции измеренных спектров была использована среднее значение поправки в энергетическом диапазоне, соответствующем нейтронам из реакции 13С(а,по)1бО, полученное для определенного значения угла и исходной энергии а-частиц. Как видно из Рисунка 6. 5 (б), поправка достигает максимального значения для угла вылета нейтронов 75°, поскольку этот угол практически совпадает с углом наклоном мишени. Для этого угла даже небольшая неточность в определении угла наклона мишени и геометрических параметров слоя может привести к большой ошибке при расчете поправки. Поэтому, спектры, соответствующие углу 75°, не принимались во внимание в дальнейшем анализе.

0 2 4 6 8 -0.8 -0.4 0.0 0.4 0.8 1.2

Энергия нейтронов (МэВ)

сов(е)

Рисунок 6.5 - (а) зависимость поправки от энергии нейтронов для угла 60° и энергий а-частиц 6500 кэВ и 4000 кэВ; (б) зависимость поправки от угла вылета, полученная для энергии а-частиц 6500 кэВ.

6.3 Результаты

Примеры спектров нейтронов, полученных в результате обработки, для разных углов и значений энергии а-частиц приведены на Рисунке 6.6. Как видно из Рисунка 6.6, параметры спектрометра и временного профиля сгустка а-частиц позволяют уверенно разделить парциальные вклады нейтронов из реакций

13/

С(а,по)0 и 13С(а,п1;2)160 в измеренный спектр для всего энергетического диапазона. Нижняя граница и перекрывающиеся части спектров, соответствующих одному углу, согласуются между собой, в отличие от данных, опубликованных [43]. Используя доступные в литературе данные по дифференциальному сечению реакции 13С(а,По)160 для угла 0° [30,128], а также результаты, представленные в главе 5 диссертации (Рисунок 5.8) было проведено сравнение спектров нейтронов, соответствующих углу 0°, полученных в данной работе, и расчетных спектров. При расчете спектров использовались тормозные способности а-частиц из программы 8ММ-2013. Результаты сравнения приведены на Рисунке 6.7. Как видно из рисунка, наблюдается согласие между измеренными и расчетными спектрами, что дополнительно подтверждает точность полученных результатов и отсутствие серьезных систематических ошибок при анализе сигналов.

Энергия нейтронов (МэВ)

Рисунок 6.6 - Экспериментально измеренные спектры нейтронов. (а) угол 0°, (б) угол 90°.

Рисунок 6.7 - Сравнение спектров, измеренных для угла 0°, и расчета, сделанного на основе дифференциальных сечений из работ [30,128] и сечения, представленного в главе 5 диссертации.

Каждый полученный спектр нейтронов был проинтегрирован в диапазоне энергий, соответствующих реакции ^С^ПоУ'О для данного угла с учетом влияния энергетического разрешения. В результате были получены угловые зависимости дифференциального выхода нейтронов из реакции ^С^ПоУ'О, пример которых

приведен на Рисунке 6.8. Каждая такая зависимость была аппроксимирована полиномом Лежандра, последующее интегрирование которого по всему диапазону телесного угла позволило получить полный выход нейтронов из реакции 13С(а,по)1бО. Основные источники погрешности измеренного выхода приведены в Таблице 6.2. Полная систематическая погрешность в измерениях составила 5,5%. Вклад статистической погрешности в измеренные значения полного выхода составляет менее 0,5%. Значения полученного в результате интегрирования угловых распределений показаны на Рисунках 6.9 и 6.10 (точки).

• Эксперимент -Аппроксимация

Ба = 6000 кэВ

Ба = 3000 кэВ

-1.0

-0.5 0.0

со5(е|аЬ)

0.5

1.0

Рисунок 6.8 - Примеры дифференциальных значений выхода нейтронов из реакции 13С(а,п0)1бО для разных энергий падающих на мишень а-частиц.

Таблица 6.2. Основные источники систематической погрешности при измерении полного выхода нейтронов из реакции 13С(а,п0)1бО при облучении а-частицами толстой углеродной мишени.

Источник погрешности Вклад (%)

Эффективность регистрации 4,0

Измерение тока 2,0

Поправка на рассеяние 3,0

Состав мишени 1,0

Телесный угол 0,5

Полная 5,5

15 -

8ШМ-2013

-Д8ТДК

...... КККЫ8

• эксперимент

ср

>=Е 10

ш

х

о

5

0

2

3 4 5 6

Энергия а-частицы (МэВ)

7

Рисунок 6.9 - Расчетные и экспериментальные значения полного выхода нейтронов из реакции ^С^по^О. Расчетные значения полного выхода нейтронов из толстой мишени получены на основе сечения реакции 16О(пд0)13С из библиотеки ENDF/B-УШ.0.

20

та 15

с!

© 10

X >-

° 5 о 5

0

2 3 4 5 6

Энергия а-частицы (МэВ)

8ШМ-2013

--Д8ТДР

_....... КККЫ8

• эксперимент

_ о эксперимент x 1.08 у* \

" х2,5/ Г

|

Рисунок 6.10 - То же самое, что на Рисунке 6.10, только расчеты проведены на основе сечения реакции ^(пд^^С из библиотеки JENDL-5.0.

Экспериментальные значения выхода нейтронов были сравнены с расчетными значениями выхода нейтронов из реакции 13С(а,п0)1бО (Рисунки 6.9 и б. 10, линии), полученными на основе оцененных сечений реакции 1бО(п,а0)13С из библиотек ЕМОЕ/В-УПЮ [34] и ШМ0Ь-5.0 [37], преобразованных в сечение обратной реакции с помощью принципа детального равновесия. Расчет был сделан с использованием нескольких моделей для расчета тормозных способностей а-частиц в углероде: 8ШМ-2013 [45], АБТАЯ [4б] и ККК [47]. Как видно из Рисунков

6.9, результаты эксперимента подтверждают расчеты, сделанные на основе сечения из библиотеки ЕМОЕ/В-УНЮ, в пределах погрешности измерений и в пределах неопределенности тормозных потерь а-частиц в углероде. В случае с расчетом, выполненным на основе сечения из библиотеки ШМ0Ь-5.0, как видно из Рисунка

6.10, до энергии а-частиц 5 МэВ, экспериментальные значения полного выхода нейтронов из мишени меньше, чем результаты расчета на -8%. При более высоких значениях энергии а-частиц, экспериментально измеренный выход нейтронов из реакции 13С(а,п0)1бО значительно больше (на 15-25% в зависимости от энергии), чем выход, предсказанный на основе сечения из библиотеки ШМ0Ь-5.0. Различие между результатами расчетов и эксперимента может свидетельствовать о значительной недооценке сечения реакции 1бО(п,а0)13С, приведенного в библиотеке ШМ0Ь-5.0, для нейтронов с энергиями выше 6 МэВ.

Выводы к главе 6

Были измерены дважды дифференциальные выходы нейтронов из реакции 13С(а,п0)1бО при облучении а-частицами толстой углеродной мишени в энергетическом диапазоне 3,0-6,5 МэВ. Метод времени пролета в сочетании с цифровой обработкой сигналов использовался для подавления вклада нейтронов от первого возбужденного состояния остаточного ядра.

Для выполнения работы была использована углеродная мишень, обогащенная по изотопу 13С. Точный элементный и изотопный состав мишени был получен с помощью метода обратного рассеяния и метода ядерных реакций. Использованный подход, позволил значительно уменьшить неопределенность,

связанную с составом мишени, по сравнению с другими работами.

Измеренные спектры нейтронов согласуются как между собой, так и с расчетными спектрами, полученными на основе приведённых в литературе тормозных способностей и дифференциальных сечений. Полученный полный выход нейтронов из реакции 13С(а,п0)1бО подтверждает оценку сечения реакции 1бО(п,а0)13С из библиотеки ЕКОБ-В/УШ.О в пределах погрешности измерений и вариаций тормозных способностей а-частиц при использовании разных моделей. Однако, различие между расчетными значениями полного выхода нейтронов из реакции 13С(а,п0)1бО, выполненными на основе сечения реакции 1бО(п,а0)13С из библиотеки ШМОЬ-5.0, которое достигает 15-25% для а-частиц с энергиями выше 5 МэВ, свидетельствует о возможной недооценке оценки сечения из этой библиотеки.

Результаты, изложенные в главе 6, были представлены в виде устного доклада на международной конференции «Ядро-2022: Фундаментальные вопросы и приложения».