Методы измерения характеристик запаздывающих нейтронов и верификации ядерно-физических данных тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.01, кандидат наук Гремячкин Дмитрий Евгеньевич

• Гремячкин Дмитрий Евгеньевич
• кандидат наук
• 2022

Оглавление диссертации кандидат наук Гремячкин Дмитрий Евгеньевич

Введение

История открытия запаздывающих нейтронов

Обзор методов измерения временных характеристик ЗН

Облучение исследуемого образца

Измерение временной зависимости интенсивности ЗН

Обработка полученной временной зависимости интенсивности запаздывающих нейтронов с целью оценки относительных выходов ЗН и периодов полураспада их ядер-предшественников

Обзор данных относительных выходов и периодов полураспада ядер-предшественников запаздывающих нейтронов измеренных к настоящему времени

Количественный анализ данных относительных выходов и периодов полураспада ядер-предшественников запаздывающих нейтронов

Качественный анализ данных относительных выходов и периодов полураспада ядер-предшественников запаздывающих нейтронов

1. Метод измерения временных параметров ЗН при делении ядер 235и нейтронами в диапазоне энергий от 0,42 до 8 МэВ

1.1 Исследование временных характеристик запаздывающих нейтронов в условиях облучения исследуемых образцов моноэнергетическими нейтронами генерируемыми в реакциях Li(p,n) и D(d,n)

Процедура измерения временных характеристик запаздывающих нейтронов при делении ядер 235и нейтронами с энергиями от 0,42 до 8 МэВ

Обработка временных зависимостей интенсивности

Метод оценки параметров ЗН

1.2 Исследование временных характеристик запаздывающих нейтронов в условиях облучения исследуемых образцов в двухкомпонентном спектре первичных нейтронов

Измерение энергетических распределений нейтронов из реакции D(d,n) генерируемых в твердой дейтериевой мишени

Обработка аппаратурных спектров нейтронов генерируемых в реакции D(d,n), измеренных с использованием сцинтилляционного спектрометра с кристаллом стильбена

Метод учета вклада низкоэнергетической компоненты спектра первичных нейтронов генерируемых в реакции D(d,n) при оценке временных характеристик ЗН

Результаты измерения временных параметров ЗН при делении ядер 235и нейтронами с учетом вклада низкоэнергетической компоненты спектра первичных нейтронов из реакции D(d,n)

2. Измерение временных характеристик запаздывающих нейтронов при делении ядер 236и, 238и, 237Кр, 241Лш нейтронами в диапазоне энергий от 14 до 18 МэВ

2.1 Метод учета эффекта блокировки детектора нейтронов

2.2 Метод учета эффекта дополнительного источника нейтронов при генерации нейтронов в реакции Т^,п)

2.3. Обработка временных зависимостей интенсивности ЗН, измеренных при использовании реакции Т(ё,п) в качестве источника первичных нейтронов

2.4. Результаты измерений временных характеристик запаздывающих нейтронов при делении ядер 236и, 238и, 237Кр, 241Лш нейтронами в диапазоне энергий от 14 до 18 МэВ

3. Исследование структуры сечений эмиссионного деления ядер 238и с использованием экспериментальных данных по запаздывающим нейтронам

3.1. Метод анализа шансовой структуры сечения деления, основанный на использовании характеристик запаздывающих нейтронов

3.2. Энергетическая зависимость среднего периода полураспада предшественников запаздывающих нейтронов ядер, образующихся в процессе эмиссионного деления ядер 238и

Средний период полураспада ядер-предшественников запаздывающих нейтронов компаунд-ядер, образующихся в результате деления ядер 238и нейтронами в диапазоне энергий от 14 до 18 МэВ

Результаты расчета среднего периода полураспада ядер-предшественников ЗН при делении ядер 238и на основании различных наборов сечений эмиссионного деления и анализ полученных данных

4. Верификация библиотек оцененных данных выходов продуктов деления с использованием рекомендованных данных по запаздывающим нейтронам

Заключение

Список используемых сокращений

Приложение 1 - Относительные выходы запаздывающих нейтронов и периоды полураспада их ядер-предшественников при делении ядер 235и нейтронами с энергиями от 0,42 до 8 МэВ

Приложение 2 - Измеренные временные зависимости интенсивности ЗН при делении ядер 236и, 238и, 237Кр, 241Лш нейтронами с энергиями от 14,23 до 17,98 МэВ

Приложение 3 - Графики энергетической зависимости временных параметров запаздывающих нейтронов выраженные в терминах среднего периода полураспада при делении ядер 236и, 241Лш нейтронами с энергиями от 14,23 до 17,98 МэВ (измеренные в отдельных сериях и усредненные значения)

Приложение 4 - Относительные выходы ЗН и периоды полураспада ядер-предшественников ЗН при делении ядер 236и, 238и, 237Кр, 241Лш нейтронами с энергиями от 14,23 до 17,98 МэВ

Приложение 5 - Результаты расчетов полных выходов ЗН и средних периодов полураспада ядер-предшественников ЗН с использованием метода суммирования

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Методы измерения характеристик запаздывающих нейтронов и верификации ядерно-физических данных»

Введение

В основе ядерной энергетики лежит процесс деления, расщепления тяжелых ядер под действием нейтронов. Использование ядер тяжелых элементов в качестве топлива эффективнее, чем сжигание других ископаемых видов топлива (например, 1 кг низкообогащенного урана при полном расщеплении ядер 235и выделит энергию эквивалентную сжиганию 100 т угля или 60 т нефти). Энергия, выделяемая в процессе деления огромна, ее использование возможно в виде передачи теплоносителю, с последующим преобразованием тепловой энергии в электрическую, либо в термоэмиссионных преобразователях, в которых превращение тепловой энергии в электрическую происходит благодаря явлению термоэлектронной эмиссии. Для выделения и генерации энергии деления используют ядерные энергетические установки, которые преобразуют ядерную энергию, выделяемую продуктами деления в тепловую.

Процесс деления ядер представлен схематично на рисунке 1 [1].

^^ ме*|ром

п

"1 т"[ I \ ¡ижелоендю

а/уи ОПОЛЮ)

нешрош

■

ЩИ оии—

Рисунок 1 - Схематическое изображение процесса деления тяжелых ядер [ 1 ]

Нейтрон попадая в ядро вносит в него энергию, достаточную для преодоления потенциального барьера, препятствующего делению [2]. Образуется компаунд ядро, в котором происходит перераспределение энергии между составляющими ядро нуклонами. Ядро деформируется, приобретая гантелевидную форму, и в момент, когда воздействие сил кулоновского отталкивания становится больше ядерных сил притяжения происходит разделение компаунд ядра, как правило, на два осколка, которые испускают мгновенные нейтроны и гамма-кванты (время их испускания с момента разделения ядра составляет порядка 10-14 с).

Образовавшиеся в результате деления ядра-осколки, перегруженные нейтронами, находятся далеко от «долины стабильности», поэтому испытывают серию бета-распадов, в результате которых за счет уменьшения числа нейтронов и увеличения числа протонов, эти ядра

превращаются в стабильные дочерние ядра. На рисунке 2 представлена карта обнаруженных к настоящему моменту времени нуклидов.

¿л.

Рисунок 2 - Карта нуклидов. Ось абсцисс соответствует числу нейтронов в ядре (К), а ось ординат соответствует числу протонов в ядре (2). Черными квадратами обозначены стабильные ядра («долина стабильности»). Нейтроноизбыточные ядра расположены ниже долины

стабильности

На рисунке 3 представлен случай цепочки бета-распадов, предшествующих образованию ядра-предшественника запаздывающих нейтронов 1371.

ИРГ 34рг ЖРГ 13Грг 13вРг ™Рг «Рг 141 Рг «Рг 43 р[ 1«Рг «рг 147рг —^ ,, 49рг 150рг 151рг М!рг щРг 54рг кРг 5Ерг 157Рг 15Врг 13

ЕСе иСе «Се ^е 137Се ™Се жСе ™Се 41СеИ*СЕ 43Се Се Сё Се Се 4аСе145Се1н>Се шСе 52Се ыСе «Се ^Се ,56Се 1Е7Се15

31 Ьа ^а «Ьа ^Ьа »из |за1_а 41|_а «Ьа 43|_а «Ьа 14!|_а 146 _а 47|_а ,4в|_а ^а я1_а «Ьа 155 Ьа 156^ 15

™ ^Ва нВа 33 Ва ™ ™ |жВа |звБа ^Ва •»Ва «Ва «Ва 43Ва |44Ва|45Ва «Ва,4,Ва,4вВа ,4вВа 30Ва 51 Ва згВа 53 Ва |54Ва

щ ЖСЕ ^СЕ шСЕ 133СЕ «СЕ 13БСя "та '"СЕ ЗЕСЕ ^СЕ «СЕ 41Се «СЕ ,43СЕ 144СЕ 45СЕ мСЕ,47СЕ ™СЕ «СЕ ЩСЕ ^СЕ !!Се 99 1С

»Хе В" ^Хе ^Хе ,34Хе 35Хе |ЗЕХе "Хе ЗБХе мХе «Хе 41Хе ,4гХе ,43Хе 44ХеИаХе14СХе 147Хе «Хе «Хе 30Хе 9В

■ |31| зг| 34| 135, 36 а, — ■40 14" 1421 43| 144| 14Е ,46, 47, 97

1жТе "Те 2ЕТе »Те 13&Те ^Те ,32Те ^е |34Те 3Че ^Ге 141>Ге 42Те ,4!Те 144Те 145Те 95 96

,г5Ь,265Ьи75Ьив5Ьи>5Ь |30ЬЬ|315Ь |2эБп ™Бп 3;БЬ ^Бп ШБЬ |3!БП ^Бп «Бп ■БЬ !ВБЬ ™БЬ ™БЬМ5Ь '«БЬ ^|звБп13а5п14°Бп 92 93 94

44|п '11 ||П |п |4ы|п зи|п ш|п 3Чп |п м 5'|п 91

шСс| 32Сс1 ^Сс! ,34С[1 89 90

Идд 22 Ад 2Ад «Дд ™Ад Ад 2ЕАд Ад Ад 11 Ад Ад 87 88

ПЖИ ЯР[) 30 Р:1 ^Рс! 86

-"ИИ »НИ137!»! 2ВИЬ

,1ЕЯи ™[?и нНи лВи ,г-Ии 123 Ни 134Яи жНи 84 85

1вТс 1гТс !»Тс 1г,Тс 1г2Тс 32 83

,16Мо т'Мо 1вМа ™Мо 80 81

,1!мь,16чьг,ыь 78 79

Рисунок 3 - Серия бета-распадов, предшествующих образованию ядра-предшественника ЗН 1371

Часть бета-распадов заканчивается образованием дочерних ядер, с энергией возбуждения превышающей энергию отделения последнего нейтрона, что позволяет ядру сбрасывать остаточное возбуждение за счет испускания нейтронов или гамма-квантов. Испускаемые в процессе бета-распада продуктов деления нейтроны называются запаздывающими, так как они

появляются спустя время равное периоду бета-распада перегруженного нейтронами ядра-предшественника Ъ (Ъ=1п2/Хг, где Хг - постоянная распада 1-ого ядра-предшественника запаздывающих нейтронов) [3].

История открытия запаздывающих нейтронов

Запаздывающие нейтроны были открыты Робертсом в 1939 году. Для исследования возможности испускания запаздывающих нейтронов была использована борная ионизационная камера, которая помещалась на расстоянии нескольких сантиметров от литиевой мишени, используемой в качестве источника нейтронов, и камера и мишень были помещены в парафин. В такой композиции камера после окончания облучения литиевой мишени дейтронами не регистрировала какие-либо импульсы, однако, после установки 100 г нитрата урана между камерой и мишенью, после окончания облучения дейтронами в течение 1,5 мин наблюдалась нейтронная активность, с начальным потоком 1 нейтрон в секунду. Период спада интенсивности этих нейтронов был равен 12,5±3,0 с [4]. Существовало две гипотезы происхождения этих нейтронов: они могут быть образованы в результате поглощения гамма-квантов (т.е. являлись фотонейтронами) или же в результате прямого испускания нейтрона одним из осколков деления. Данная неопределенность была устранена путем замены борированной латунной камеры на алюминиевую камеру облицованную литием. Число протонов отдачи, образованных в результате столкновения с запаздывающими нейтронами не изменилось после установки свинцового блока толщиной 1 дюйм между камерой и облученным ураном, хотя интенсивность гамма-излучения значительно снизилась, что подтвердило тип зарегистрированных частиц [4].

Роль запаздывающих нейтронов в управлении ядерными реакторами

При делении ядер 235и образуется в среднем 2,432 нейтрона на деление (V) [5] и из них 0,0162 нейтрона испускаются с запаздыванием [6]. Доля запаздывающих нейтронов (Р) таким образом составляет

Р = — = 0,0067,

где VI - полный выход нейтронов на одно деление, Vd - выход запаздывающих нейтронов на одно деление.

В устойчивом режиме ядерные реакторы работают в состоянии близком к критическому состоянию, которое является желаемым, поскольку числа рождающихся и исчезающих в результате поглощения и утечки нейтронов находятся в равновесии. Для мониторирования нейтронного баланса вводят понятие реактивности, величину, которая показывает насколько далеко реактор находится от состояния критичности.

к -1

Р = ~ •

где к - коэффициент размножения нейтронов, который характеризует цепную реакцию, поскольку он представляет отношение между двумя поколениями нейтронов. В критическом состоянии к=1, а р=0, что означает, что реакция является самоподдерживающейся. Для того, чтобы реактор был управляем необходимо, чтобы с учетом только мгновенных нейтронов коэффициент размножения к был меньше 1 и критическим (к=1) с учетом как мгновенных, так и запаздывающих нейтронов.

Запаздывающие нейтроны, несмотря на их небольшое количество (-0,67% при делении ядер 235и тепловыми нейтронами), играют важную роль с точки зрения кинетики реактора и его безопасности. Задержка испускания столь малой доли нейтронов в динамическом отклике реактора, позволяет регулировать количество нейтронов с использованием механических устройств. Скорость изменения количества нейтронов зависит от величины введенной реактивности и среднего времени жизни нейтронов, времени которое нейтрон существует в системе до поглощения или утечки (/). Для описания скорости смены поколений нейтронов используется уравнение точечной кинетики

йп кп - п п

— --= — ок,

йг I I

решение которого имеет вид

5к

/ \ —'

п (г )- п0в1 , (1)

где п - плотность потока нейтронов, а по значение плотности потока в момент времени 1=0. Уравнение (1) показывает, что мощность реактора будет экспоненциально возрастать со скоростью ¿к//. Период реактора (т) - это время необходимое для того, чтобы плотность потока нейтронов в системе выросла в е раз

6к 6к е/

г \ Тт Тток

п (г) - п0в - п0е ^ е - е' ^—г = 1

I

г-Тк (2)

Подставляя (2) в (1 ) получаем

г

п (г) - п0ет

В отсутствие запаздывающих нейтронов среднее время жизни нейтронов (I -Аа 1ип где Аа - длина свободного пробега нейтрона, и( - скорость нейтрона) в активной зоне реактора составляет 10-3 с для реактора на тепловых нейтронах, 10-5 с для реактора на промежуточных

нейтронах и 10-7 с для реактора на быстрых нейтронов [7]. Основной эффект от запаздывающих нейтронов заключается в увеличении среднего времени жизни нейтронов до 0,085 с [8].

При каждом делении, немедленно образуется (1-Pэфф)Vt мгновенных нейтронов, которые остаются в системе в течение времени /мгн. Спустя среднее время Т (время жизни запаздывающих нейтронов), испускается вэфф•Vt запаздывающих нейтронов, которые также как и мгновенные поглощаются в течение времени /мгн. С точки зрения системы в целом, доля мгновенных нейтронов (1-Дфф) имеет время жизни /мгн, а доля запаздывающих нейтронов вэфф имеет время жизни Т + /жгк. Поэтому взвешенное значение среднего времени жизни нейтронов может быть записано следующим образом

1 - (1 — Рэфф ) 1мгн + Рэфф (т + 1мгн ) - 1мгн + РэффТ ~ РэффТ

где вэфф - эффективная доля запаздывающих нейтронов. Это означает, что при скачкообразном введении реактивности величиной 0,0001 время необходимое для увеличения мощности в е раз без запаздывающих нейтронов составит 10-5/0,0001=1 с, и 0,085/0,0001=850 с с учетом запаздывающих нейтронов, что упрощает управление реактором. Период реактора (т) является измеряемой величиной, которая может быть использована для оценки введенной реактивности при известных параметрах запаздывающих нейтронов.

Применение временных характеристик запаздывающих нейтронов для управления реакторами

Реактивность является одним из наиболее важных параметров ядерного реактора. Для определения реактивности на практике применяют методику обращенного решения уравнений кинетики.

Метод обращенного решения уравнений кинетики получил распространение благодаря внедрению ЭВМ в практику работ на реакторах при их эксплуатации. Данный метод обладает непрерывным диапазоном измерений, что обеспечивает возможность измерений как в положительной, так и в отрицательной области изменения реактивности. Метод также обладает свойством непрерывности во времени, что позволяет осуществлять непрерывный контроль реактивности в реальном времени. Алгоритм вычислений, заложенный в цифровых реактиметрах, заключается в расчете реактивности по формулам

Г ( *+1

С в'1''" + а

1, ]—1 1

Р, = 1 -

(1 — е-1")' 1'

п. — а

]1

-'г

(1 — в1)

хм

\\

1]—1

п

С1,0 агп0 •

где At - шаг счета по времени; nj - средняя скорость отсчетов детектора нейтронов в j-м интервале по t; pj - реактивность в единицах ßэфф в момент времени t = jAt; S - аналог внешнего источника

нейтронов; at, Xt - параметры i-ой группы запаздывающих нейтронов, ^ C . - аналог источника

i

запаздывающих нейтронов в момент времени t = jAt [9].

Рассматривая представленные выше выражения, можно сделать вывод, что временные характеристики запаздывающих нейтронов (at, X) играют важную роль в процессе управления реакторными установками.

Используемые представления и характеристики запаздывающих нейтронов

На настоящий момент известно около 280 ядер-предшественников ЗН, с, такими индивидуальными характеристиками как период полураспада и вероятность испускания ЗН, независимые и кумулятивные выходы продуктов деления, энергетический спектр ЗН. На практике измерение характеристик отдельных ядер-предшественников представляет собой сложную задачу, требующую: а) выделения из множества продуктов деления конкретных ядер, б) измерения их характеристик за время сравнимое с их периодом полураспада, что для некоторых короткоживущих ядер практически невозможно. Для рассмотрения характеристик ЗН часто используют групповые модели, объединяя в группы ядра-предшественники с близкими периодами полураспада, каждая группа имеет свой вес - выход нейтронов относительно полного выхода ЗН на одно деление. Широкое распространение получила введенная Кипиным [5] шестигрупповая модель описания временного поведения всей совокупности ядер-предшественников запаздывающих нейтронов, образующихся в процессе деления. Данные временной зависимости спада интенсивности ЗН в шестигрупповом представлении приведены в библиотеках оцененных ядерных данных ENDF/B, JENDL. А в библиотеке JEFF используется более современная - восьмигрупповая модель с универсальным для всех делящихся ядер набором групповых периодов полураспада [10].

Исследования, проведенные в России и в США, показали, что 82% всех запаздывающих нейтронов испускает порядка двенадцати ядер-предшественников, общих для большого числа делящихся изотопов. Поэтому было принято решение увеличить число групп ядер-предшественников ЗН и зафиксировать значения их периодов полураспада. В восьмигрупповой модели первые три группы имеют периоды полураспада, соответствующие ядрам предшественникам 87Br (Ti/2=55,6 c), 137I (Ti/2=24,5 c), 88Br (Ti/2=16,3 c), шестая группа ядер-предшественников разделена на две группы для того, чтобы охватить широкий диапазон периодов полураспада ядер-предшественников, описываемых данной группой в рамках шестигрупповой модели.

Рассмотрим подробнее особенности подходов, используемых при измерении временных характеристик ЗН.

Обзор методов измерения временных характеристик ЗН

Процесс измерения относительных выходов ЗН и периодов полураспада их ядер-предшественников ЗН можно разделить на несколько этапов:

1. Облучение исследуемого образца и его перемещение на позицию измерения.

2. Измерение временной зависимости интенсивности ЗН.

3. Обработка полученной временной зависимости с целью оценки временных параметров ЗН, а именно относительных выходов ЗН и периодов полураспада их ядер-предшественников.

Облучение исследуемого образца

Облучение исследуемого образца проводится с целью внесения дополнительной энергии,

необходимой для преодоления энергетического барьера, препятствующего делению ядра. Поскольку основным источником ЗН в ядерных реакторах являются реакции деления под действием нейтронов, то наиболее часто в исследованиях характеристик ЗН в качестве первичного излучения используют нейтроны, реже используют протоны [11], альфа-частицы, а также ядра 3Не [12].

Источник нейтронов

Источниками первичных нейтронов в процессе измерения временных характеристик ЗН могут служить исследовательские реакторы, а также ускорители заряженных частиц в сопряжении с нейтрон генерирующими мишенями. К основным характеристикам источников нейтронов можно отнести энергетическое распределение и плотность потока.

Реакторный спектр первичных нейтронов имеет широкое энергетическое распределение в силу геометрических размеров активной зоны реактора, неоднородности его составляющих, а также неопределенности места возникновения первичного нейтрона.

На ускорителях заряженных частиц нейтроны генерируются в результате взаимодействия ускоренных заряженных частиц с нейтрон генерирующей мишенью. В качестве материалов нейтрон генерирующих мишеней, как правило, используют легкие (Б, Т, Ы, Ве, С) и средние (V, Бе) ядра. В этом случае на величину разброса энергий первичных нейтронов оказывает значительное влияние толщина мишени, степень и однородность ослабления пучка заряженных частиц до взаимодействия с ядрами нейтрон генерирующей мишени. При использовании тонких

(по сравнению с пробегом заряженных частиц) мишеней могут быть получены практически моноэнергетические нейтроны.

Использование реактора в качестве источника первичных нейтронов имеет положительные и отрицательные стороны. К положительным сторонам следует отнести высокую плотность потока нейтронов (плотность потока быстрых нейтронов в реакторе Б0Р-60 составляет 3,71015 см-2 с-1 [13]), в случае проведения испытания перспективных топливных материалов, натуральный или максимально приближенный к рабочему, спектр первичных нейтронов, возможность исследования мг и мкг образцов. К отрицательным сторонам использования реактора в качестве источника первичных нейтронов в исследованиях ядерно-физических характеристик следует отнести дороговизну проводимого исследования, низкую распространенность, невозможность оперативного изменения геометрии, сложность размещения пневматической системы транспортировки (ПТС) исследуемых образцов, ограничения использования воздуха в качестве рабочего газа ПТС, соответственно необходимо использовать иные газы или способы для перемещения образца между позициями облучения и измерения. А также необходимо обеспечить надежность и хорошую точность знания энергетического распределения нейтронного спектра, что не всегда возможно.

Использование ускорителя для генерации нейтронов также имеет положительные и отрицательные стороны. К положительным сторонам можно отнести возможность получения практически моноэнергетических нейтронов, возможность оперативного изменения геометрии эксперимента, использование любого рабочего газа в ПТС, меньшую стоимость по сравнению с реакторными установками, отсутствие большого количества долгоживущих радиоактивных отходов, возможность прерывания пучка нейтронов, что позволяет проводить исследования без использования ПТС и тем самым уменьшает время задержки (пролета исследуемого образца с позиции облучения на позицию измерения) до начала измерения характеристик ЗН, позволяя регистрировать ЗН практически сразу после окончания облучения (с точностью до мертвого времени детектора). К отрицательным качествам следует отнести существенно меньшую по сравнению с реактором плотность потока нейтронов (значение плотности потока нейтронов, генерируемых в реакции Ы(ё,и) на ускорителе Тандем-3М составляет 2,85 109 см-2 с-1), что накладывает ограничения по минимальной массе исследуемых образцов или увеличивает время исследования.

Перемещение образца на позицию измерения

В целях уменьшения фоновой нагрузки во время измерения характеристик ЗН, детектор, как правило, располагают на определенном расстоянии от позиции облучения. В этом случае

существует необходимость перемещать исследуемый образец с позиции облучения на позицию измерения, для этого используют несколько подходов.

В работах [14, 15] для извлечения образца с позиции облучения использовали трос с прикрепленным к нему через систему блоков грузом. Данный подход не очень удобен в случае необходимости проведения нескольких циклов облучение-измерение, вследствие невозможности быстрого перемещения образца на позицию облучения.

Широко распространено использование пневматической системы транспортировки образцов. Пневматическая система транспортировки позволяет быстро перемещать образец на позицию измерения и возвращать образец на позицию облучения. Последнее менее важно для качества результатов, но быстрое перемещение на позицию облучения позволяет увеличить скорость набора данных необходимой статистической точности, и тем самым сократить время исследования.

Для перемещения образцов в пневматических системах транспортировки используют углекислый газ (СО2) [16, 17, 18], сжатый воздух [19, 20; 21, 22, 23; 24; 25; 26; 27; 28, 29, 30], сжатый азот (от 1,5 до 3 атм.) [31; 32] сжатый гелий (под давлением 2,5 атм.) [33; 34], аргон высокого давления [35]. Использование отличных от атмосферного воздуха газов для перемещения образцов представляется затратным, вследствие необходимости дооборудования измерительной системы баллонами накопителями, системой очистки.

Также для перемещения образцов используют комбинированные системы. В работе [36] для перемещения образца на позицию измерения использовали пневматическую систему, а возвращение образца на позицию облучения осуществлялось с помощью «рыболовной» катушки, «леска» которой крепилась к концу капсулы с образцом.

В работе [37] перемещали не исследуемый образец, а осколки спонтанного деления ядер 252С£, которые собирались на движущуюся майларовую (майлар - полиэтилен терифталат) ленту и таким образом перемещались на позицию измерения на расстояние 3 м (время перемещения составило 0,70±0,07 с).

Среди методов перемещения исследуемых образцов с точки зрения скорости перемещения между позициями облучения и измерения наилучшим является вариант использования пневматической системы транспортировки, движение образца в которой осуществляется под действием сжатого воздуха. Такой подход не требует расхода газов, очистка которых требует дополнительных ресурсов.

Позиционирование образцов

Другим важным аспектом при использовании автоматических систем перемещения исследуемых образцов является индикация момента прилета образца на позиции облучения и измерения.

Для этого используют системы «светодиод-фотодиод» [19, 38, 22, 26, 27, 28; 29; 30]. Образец, попадая между светодиодом и фотодиодом, прерывает световой контакт и, как следствие, сигнал, генерируемый фотодиодом. Иногда вместо светодиода используют окружающий свет экспериментального помещения [16]. Пары светодиод-фотодиод как правило используют перед позициями измерения и облучения для определения факта прохождения образца, вследствие деградации характеристик как источника, так и приемника света под действием ионизирующего излучения. [32].

Также для позиционирования образцов используют катушки индуктивности [19, 26, 27, 28; 29; 30]. Катушки на практике в меньшей степени подвержены воздействию излучения по сравнению с диодными системами. Катушка представляет собой изолированную цилиндрическую обмотку вокруг направляющей трубки пневматической системы транспортировки исследуемых образцов. Принцип работы заключается в следующем: при прохождении через катушку металлическая капсула с образцом выполняет роль сердечника, за счет чего увеличивается индуктивность катушки, изменение которой фиксируется с помощью специализированной схемы, генерирующей сигнал в момент прохождения образца через катушку.

В работе [22] для определения момента прибытия образца на позицию облучения в реакторе использовался датчик шума (звуковой датчик).

Также проводили эксперименты без использования систем позиционирования. В работах [31; 32] образец пролетал через реактор и разбивался с целью дальнейшего извлечения исследуемых нуклидов, которые выделялись за 1-2 секунды ионообменной колонкой. В работах [40; 41, 42, 43, 24, 44, 45] образец был зафиксирован на позиции облучения, поэтому позиционирования не требовалось.

Измерение временной зависимости интенсивности ЗН

Детектор нейтронов

Для измерения интенсивности ЗН используют пропорциональные счетчики, наполненные ВБэ [40, 41, 14, 16, 42, 43, 38, 19, 46, 37, 24, 47, 20, 21, 22, 23], счетчики с твердым борным радиатором [25, 33, 34, 18, 17, 26, 27, 28, 29, 30], а также 3Не [31; 32, 44, 45, 22, 36]. В качестве монитора потока первичных нейтронов счетчики используют в работах - [26, 27, 28, 29, 30].

10В и 3Не имеют большое сечение взаимодействия с тепловыми нейтронами, поэтому в целях увеличения эффективности регистрации детектора, счетчики помещают в замедлитель (парафин, полиэтилен). Также для увеличения эффективности детектора в его составе используют несколько счетчиков для регистрации ЗН.

Во избежание воздействия фоновых нейтронов на чувствительный объем детектора, применяют экраны из водород содержащих веществ (вода, полиэтилен), так как нейтроны, сталкиваясь с ядрами водорода, отдают до 50% энергии. Замедленные в первом слое тепловые нейтроны эффективно поглощаются веществами, имеющими большое сечение взаимодействия с тепловыми нейтронами - кадмием и борированным полиэтиленом, карбидом бора.

Кроме пропорциональных счетчиков в экспериментах по измерению характеристик ЗН используют камеры деления [15, 43], сцинтилляционные детекторы [35, 34], полупроводниковые детекторы [47].

Камеры деления используют для определения величины потока первичных нейтронов при проведении измерений полных выходов ЗН. Для этого в работе [15] выделяли, образованные в процессе деления 235и ядра 99Мо, с последующим измерением их бета-активности. В работах [44, 26, 27, 28, 29, 30] камеры располагались до и после служили монитором потока нейтронов из мишени.

Сцинтилляционные детекторы используют как для регистрации ЗН нейтронов, так и в качестве монитора потока нейтронов из мишени. Бесант [35] использовал два сцинтилляционных детектора с кристаллами ZnS, обогащенного и стеклом, обогащенным 10В. Направляющая ПТС была обернута полиэтиленом, его толщина была выбрана такой, чтобы вариация эффективности детектора от энергии нейтрона была минимальной. Бобков [36] использовал сцинтилляционный детектор с кристаллом CsI в качестве монитора альфа-частиц, образующихся в реакции Т^,п), и таким образом мониторировал поток первичных нейтронов.

Браун в своей работе [47] в качестве монитора альфа-частиц, образующихся в реакции Т(ё,и) использовал полупроводниковый детектор.

Система накопления данных

Подход к сбору и накоплению данных определяет качество, удобство и скорость последующей обработки полученных результатов. В первых работах посвященных исследованию характеристик ЗН использовались опосредованные способы записи экспериментальных результатов.

Системы накопления данных можно разделить на прямо-записывающие и опосредовано-записывающие. К опосредовано-записывающим системам накопления данных можно отнести системы накопления, представленные работах [41, 46], в первой данные непрерывно считывались

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Гремячкин Дмитрий Евгеньевич, 2022 год

- -

- о о

- т

- 1

- -

14,0 14,5 15,0 15,5 16,0 16,5 17,0 17,5 18,0 18,5

Е (МэВ)

Рисунок 49 - Энергетическая зависимость среднего периода полураспада ядер-предшественников ЗН при делении 236и нейтронами

13 12

11

о

л

V 10

9 8

т т т 1 241Ат

I 1

ф • 4

■в

14,0 14,5 15,0 15,5 16,0 16,5 17,0 17,5 18,0 18,5

Е, МэВ

Открытые кружки - данные отдельных серий измерений; закрытые кружки - данные, полученные в результате усреднения данных, относящихся к отдельным сериям измерений. Закрытый треугольник - данные, полученные методом суммирования.

Рисунок 50 - Энергетическая зависимость среднего периода полураспада предшественников запаздывающих нейтронов при делении 241 Ат нейтронами с энергиями от 14,23 до 17,98 МэВ.

Приложение 4 - Относительные выходы ЗН и периоды полураспада ядер-предшественников ЗН при делении ядер 236и, 238и, 23^р, 241Лш нейтронами с энергиями от 14,23 до 17,98 МэВ

Таблица 6 - Относительные выходы запаздывающих нейтронов и периоды полураспада их ядер предшественников при делении 236Ц нейтронами с энергиями от 14,23 до 17,98 МэВ_

Ещ МэВ Номер группы Средний период

1 1 2 3 4 5 6 полураспада, с

14,23+0,23 Щ 0,0389 0,165 0,321 0,431 0,025 0,0190

+0,0006 +0,003 +0,005 +0,007 +0,001 +0,0004 7,48 ± 0,07

т, 55.01 20,46 4,09 1,49 0,47 0,214

+0,32 +0,17 +0,04 +0,02 +0,01 +0,005

15,83+0,20 Щ 0,040 0,172 0,318 0,423 0,026 0,020

+0,001 +0,003 +0,007 +0,008 +0,001 +0,001 7,79 ± 0,10

т, 54,78 20,58 4,32 1,57 0,48 0,214

+0,31 +0,19 +0,05 +0,03 +0,01 +0,006

17,98+0,25 а, 0,0393 0,199 0,324 0,391 0,026 0,0194

+0,0006 +0,003 +0,005 +0,007 +0,001 +0,0004 8,20 ± 0,09

т, 52,95 20,62 4,31 1,51 0,47 0,214

+0,32 +0,16 +0,05 +0,03 +0,01 +0,005

Таблица 7 - Относительные выходы запаздывающих нейтронов и периоды полураспада их ядер

238

предшественников при делении '

Номер группы Средний период полураспада, с

МэВ 1 2 3 4 5 6

а, 0,0220 0,144 0,188 0,412 0,180 0,054

14,2±0,2 ±0,0005 ±0,003 ±0,005 ±0,008 ±0,005 ±0,002 5,95 ± 0,08

т, 53,4 20,9 4,64 1,92 0,50 0,176

±0,4 ±0,2 ±0,08 ±0,04 ±0,01 ±0,005

а, 0,0215 0,147 0,189 0,396 0,192 0,054

15,5±0,2 ±0,0004 ±0,003 ±0,005 ±0,007 ±0,005 ±0,002 6,02 ± 0,08

т, 53,7 21,0 4,64 1,99 0,50 0,178

±0,3 ±0,2 ±0,07 ±0,03 ±0,01 ±0,005

а, 0,0221 0,150 0,191 0,398 0,184 0,055

16,2±0,2 ±0,0005 ±0,003 ±0,005 ±0,008 ±0,005 ±0,002 6,17 ± 0,08

т, 54,2 21,1 4,78 1,99 0,49 0,176

±0,4 ±0,2 ±0,09 ±0,04 ±0,01 ±0,005

а, 0,0225 0,149 0,198 0,379 0,195 0,056

17,9±0,2 ±0,0005 ±0,003 ±0,005 ±0,007 ±0,005 ±0,002 6,22 ± 0,08

т, 52,9 21,4 4,94 2,00 0,49 0,178

±0,3 ±0,2 ±0,07 ±0,04 ±0,01 ±0,005

Таблица 8 - Относительные выходы запаздывающих нейтронов и периоды полураспада их ядер предшественников при делении 237Кр нейтронами с энергиями от 14,2 до 18 МэВ

Еп, МэВ Номер группы Средний период

1 2 3 4 5 6 полураспада, с

14,2+0,2 а, 0,0450 0,181 0,211 0,451 0,100 0,013

+0,0007 +0,003 +0,006 +0,010 +0,003 +0,004 8,24 ± 0,10

т, 58,2 20,2 4,58 2,12 0,46 0,196

+0,5 +0,2 +0,11 +0,04 +0,05 +0,005

15,8+0,2 а, 0,0498 0,170 0,219 0,439 0,107 0,014

+0,0005 +0,002 +0,006 +0,007 +0,003 +0,004 8,29 ± 0,07

т, 55,5 20,7 4,92 2,01 0,45 0,196

+0,3 +0,1 +0,09 +0,03 +0,01 +0,006

16,7+0,2 а, 0,0472 +0,0007 0,186 +0,003 0,220 +0,006 0,428 +0,009 0,105 +0,003 0,013 +0,004 8,78 ± 0,10

т, 58,2 +0,5 21,5 +0,2 4,93 +0,12 2,10 +0,04 0,46 +0,01 0,196 +0,006

18,0+0,2 щ 0,0408 +0,0005 0,205 +0,003 0,202 +0,005 0,447 +0,009 0,094 +0,003 0,012 +0,003 8,58 ± 0,09

т, 55,2 +0,4 21,4 +0,2 5,04 +0,12 1,97 +0,04 0,46 +0,01 0,196 +0,006

Таблица 9 - Относительные выходы запаздывающих нейтронов и периоды полураспада их предшественников при делении 241Лш нейтронами с энергиями от 14,23 до 17,98 МэВ_

Номер группы Средний период полураспада, с

Е„, МэВ 1 2 3 4 5 6

14,23+0,20 а, 0,0382 0,224 0,461 0,195 0,063 0,019 9,20 ± 0,14

+0,0008 +0,005 +0,010 +0,004 +0,001 +0,004

т, 56,0 12,1 7,47 4,46 0,44 0,174

+1,2 +0,2 +0,14 +0,09 +0,01 +0,004

15,84+0,20 а, 0,0420 0,229 0,427 0,215 0,067 0,019 10,81 ± 0,08

+0,0003 +0,002 +0,003 +0,002 +0,001 +0,002

т, 55,1 24,1 5,26 3,23 0,49 0,175

+0,5 +0,2 +0,04 +0,03 +0,004 +0,002

16,20+0,20 а, 0,0399 0,258 0,388 0,221 0,073 0,020 11,47 ± 0,19

+0,0008 +0,005 +0,008 +0,005 +0,002 +0,004

т, 55,6 24,4 5,76 3,12 0,47 0,177

+1,2 +0,4 +0,11 +0,07 +0,01 ±0,004

16,70+0,20 а, 0,0394 0,274 0,367 0,226 0,075 0,020 11,19 ± 0,20

+0,0008 +0,002 +0,008 +0,005 +0,002 +0,004

т, 54,7 23,2 5,50 2,77 0,48 0,178

+1,2 +0,5 +0,11 +0,06 +0,01 +0,004

17,98+0,20 а, 0,040 0,257 0,372 0,234 0,077 0,020 10,74 ± 0,16

+0,001 +0,004 +0,006 +0,004 +0,001 +0,001

т, 54,4 23,5 4,99 2,69 0,49 0,178

+0,9 +0,4 +0,08 +0,05 +0,01 +0,003

Таблица 10 - Относительные выходы запаздывающих нейтронов и периоды полураспада их предшественников при делении 236и нейтронами с энергиями от 14,23 до 17,98 МэВ в восьмигрупповом представлении_

Еп, МэВ Номер группы Средний период полураспада, с Число циклов

1 2 3 4 5 6 7 8

14,23±0,23 0,036 0,085 0,087 0,147 0,406 0,205 0,020 0,015 7,46 +0,14 140

15,83±0,20 0,036 0,091 0,090 0,151 0,402 0,196 0,020 0,014 7,62 +0,14 30

17,98±0,25 0,032 0,120 0,089 0,183 0,356 0,189 0,017 0,013 8,18 +0,15 40

Таблица 11 - Относительные выходы запаздывающих нейтронов и периоды полураспада их предшественников при делении 238и нейтронами с энергиями от 14,23 до 17,98 МэВ в восьмигрупповом представлении_

Еп, МэВ Номер группы Средний период полураспада, с Число циклов

1 2 3 4 5 6 7 8

14,23±0,23 0,018 0,085 0,068 0,113 0,384 0,155 0,112 0,065 5,94 +0,11 35

15,83±0,20 0,018 0,088 0,069 0,116 0,393 0,118 0,146 0,052 6,01 +0,12 19

16,20±0,20 0,019 0,089 0,072 0,123 0,387 0,116 0,139 0,054 6,17 +0,12 7

17,98±0,25 0,018 0,099 0,061 0,146 0,354 0,118 0,151 0,053 6,23 +0,12 14

Таблица 12 - Относительные выходы запаздывающих нейтронов и периоды полураспада их предшественников при делении 237Кр нейтронами

Еп, МэВ Номер группы Средний период полураспада, с Число циклов

1 2 3 4 5 6 7 8

14,2±0,2 0,050 0,056 0,136 0,105 0,514 0,034 0,082 0,023 8,19 +0,16 211

15,8±0,2 0,048 0,084 0,100 0,142 0,440 0,083 0,085 0,019 8,28 +0,16 114

16,7±0,2 0,053 0,086 0,114 0,135 0,457 0,052 0,083 0,020 8,79 +0,17 71

18,0±0,2 0,038 0,121 0,102 0,128 0,424 0,108 0,066 0,014 8,57 +0,16 46

Таблица 13 - Относительные выходы запаздывающих нейтронов и периоды полураспада их предшественников при делении 241Лш нейтронами

Еп, МэВ Номер группы Средний период полураспада, с Число циклов

1 2 3 4 5 6 7 8

14,23±0,20 0,0308 0,0003 0,1801 0,7500 0,0008 0,0011 0,0045 0,0325 8,57 +0,20 258

15,84±0,20 0,0403 0,2245 0,0030 0,5075 0,1492 0,0116 0,0307 0,0332 10,82 +0,17 756

16,20±0,20 0,0394 0,2569 0,0031 0,5032 0,1002 0,0145 0,0513 0,0314 11,44 +0,19 213

16,70±0,20 0,0339 0,2626 0,0027 0,4675 0,1369 0,0137 0,0544 0,0284 11,16 +0,20 183

17,98±0,20 0,0354 0,2476 0,0028 0,3990 0,2258 0,0129 0,0474 0,0291 10,74 +0,19 311

Приложение 5 - Результаты расчетов полных выходов ЗН и средних периодов полураспада ядер-предшественников ЗН с использованием метода суммирования

Таблица 14 - Полные выходы ЗН при делении ядер 235и, 238и, 239Ри тепловыми и быстрыми нейтронами

Ядро (энергия нейтронов) Набор (Рп,Т1/2) Vd, нейтр./100 дел. Данные из литературы

ЕЖР/Б-УШ.0 ДЕЖЬ-4.0 ДЕРР-3.1.1 [6] [78] [84]

Рекомендованные данные СУ-ШР2.2, Рп-ДЕР2.2 СУ-ЕЖР/Б-VI, Рп-Е-W

235и(тепловые) E-W 1,88 1,88 1,61 1,62±0,05 1,71±0,11 1,67

Р-К-М 1,93 1,94 1,63

Rudstam 1,84 1,84 1,61

1АЕА 1,90±0,10 1,91±0,10 1,63±0,08

235и(быстрые) E-W 1,79 1,81 1,82 1,63±0,03 1,91±0,13 1,79

Р-К-М 1,82 1,93 1,82

Rudstam 1,76 1,78 1,81

1АЕА 1,83±0,12 1,85±0,12 1,83±0,09

238и(быстрые) E-W 4,20 4,21 4,46 4,65±0,11 4,31±0,25 4,19

Р-К-М 4,35 4,35 4,60

Rudstam 4,02 4,03 4,24

1АЕА 4,17±0,28 4,18±0,28 4,43±0,15

239Ри(тепловые) E-W 0,74 0,76 0,66 0,65±0,04 0,62±0,06 0,74

Р-К-М 0,75 0,77 0,65

Rudstam 0,73 0,75 0,64

1АЕА 0,75±0,03 0,77±0,04 0,66±0,05

239Ри(быстрые) E-W 0,65 0,68 0,73 0,651±0,016 0,69±0,06 0,65

Р-К-М 0,65 0,68 0,72

Rudstam 0,64 0,66 0,71

1АЕА 0,66±0,06 0,68±0,07 0,73±0,05

Таблица 15 - Чувствительность значений Vd к отдельным наборам данных Рп.

База данных СУ dvd(Pn)/Vd = (Vd max-Vd min)/Vd тт, %

235U(nth,f) 235Щп,0 238Щп^

ЕМЭР/Б-т1 3,3 4,0 8,2 2,7 3,1

ХЕКБЬ-4.0 3,8 8,4 7,9 2,7 3,0

ДЕРР-3.1.1 1,2 1,1 8,5 3,1 2,8

Таблица 16 - Средний период полураспада ядер-предшественников ЗН при делении ядер 235и, 238и, 239Ри тепловыми и быстрыми нейтронами

Ядро (энергия нейтронов) Набор (Рп,Т1/2) <Т:/2>, с Данные из литературы

Е1КЭР/Б-УШ.0 ШККЭЬ-4.0 1ЕРР-3.1.1 [10] [22] [84]

Рекомендованные данные Экспериментальные данные СУ-Е1КЭР/Б-VI, (Рп, Т1/2)-E-W

235и(тепловые) Е^ 7,17 7,16 9,01 9,02±0,34 8,98±0,11 8,14±0,02

Р-К-М 6,99 6,97 8,92 -

Rudstaш 7,48 7,46 9,19 -

1ЛЕЛ 7,30±0,42 7,27±0,41 9,16±0,60 -

235и(быстрые) E-W 7,4 7,32 8,15 9,03±0,08 (0,59 МэВ) 8,83±0,25 7,54±0,02

Р-К-М 7,27 6,88 8,12 -

Rudstam 7,6 7,54 8,31 -

1ЛЕЛ 7,42±0,56 7,35±0,55 8,29±0,54 -

238и(быстрые) E-W 4,87 4,87 5,01 5,32±0,14 5,32±0,05 5,05±0,01

Р-К-М 4,69 4,70 4,84 -

Rudstam 5,12 5,13 5,30 -

1ЛЕЛ 4,99±0,42 5,00±0,42 5,14±0,21 -

239Ри(тепловые) E-W 9,76 9,51 10,19 10,69±1,11 10,59±0,17 9,88±0,02

Р-К-М 9,58 9,36 10,19 -

Rudstaш 10,01 9,80 10,62 -

1ЛЕЛ 9,81±0,51 9,59±0,57 10,43±1,20 -

239Ри(быстрые) E-W 10 9,74 8,81 10,09±1,26 10,27±0,13 (Еп=0,86 МэВ) 10,12±0,02

Р-К-М 9,91 9,68 8,85 -

Rudstaш 10,28 10,05 9,14 -

1ЛЕЛ 10,14±1,25 9,90±1,23 9,02±1,02 -

Таблица 17 - Чувствительность значений <Тш> к отдельным наборам данных (РпДш).

База данных СУ d<Tl/2 (Рп)>/<Т:/2> = ^<Т:/2> шах-<Тт> шт)/ <Тш> тт, %

^ЩпьД) 235Щп,0 238Щп^ 239Pu(nth,f)

ENDР/Б-VII.1 7,0 4,5 9,2 4,5 3,7

ШКТОЬ-4.0 7,0 9,6 9,1 4,7 3,2

1ЕРР-3.1.1 2,6 2,3 9,5 4,2 3,3

Таблица 18 - Результаты расчетов методом суммирования значений полного выхода ЗН Л

235U (быстрые) 235U (тепловые) 238U (быстрые) 239Pu (быстрые) 239Pu (тепловые)

Метод суммирования (настоящие данные) 0,01873 ±0,00093 0,01665 ±0,00085 0,0458 ±0,0016 0,0075 ±0,0005 0,00676 ±0,00045

Рекомендованные данные ф'Авде1о et а1, 2002) [6] 0,0163 0,0162 0,0465 0,00651 0,0065

ENDР/Б-VШ.0 0,0167 0,01585 0,044 0,00645 0,00645

(Метод суммирования-ЕМЭР/Б-,УШ.0)/ЕМЭР/Б-,УШ.0*100 12,12994 5,04984 4,09864 16,30868 4,77922

Метод суммирования (настоящие данные) 0,01873 ±0,00093 0,01665 ±0,00085 0,0458 ±0,0016 0,0075 ±0,0005 0,00676 ±0,00045

Рекомендованные данные (Б'Лп§е1о et а1, 2002) [6] 0,0163 0,0162 0,0465 0,00651 0,0065

ШМЭЬ-4.0 0,01704 0,01585 0,04634 0,00659 0,00622

(Метод суммирования-JENDL-4.0)/JENDL-4.0* 100 9,89261 5,04984 1,15796 13,83778 8,6537

Метод суммирования (настоящие данные) 0,01873 ±0,00093 0,01665 ±0,00085 0,0458 ±0,0016 0,0075 ±0,0005 0,00676 ±0,00045

Рекомендованные данные ф'Авде1о et а1, 2002) [6] 0,0163 0,0162 0,0465 0,00651 0,0065

ДЕРР-3.1.1 0,0163 0,0162 0,0465 0,00651 0,0065

(Метод суммирования-ДЕРР-3.1.1)/ДЕРР-3.1.1*100 14,8816 2,78025 4,17699 15,23671 3,97323

Таблица 19 - Результаты расчетов методом суммирования значений среднего периода полураспада ядер-предшественников ЗН

235U (быстрые) 235U (тепловые) 238U (быстрые) 239Pu (быстрые) 239Pu (тепловые)

Метод суммирования (настоящие данные) 8,33 ±0,34 9,22 ±0,36 5,13 ±0,11 9,13 ±0,85 10,63 ±0,99

Рекомендованные данные (IAEA, 2021) [47] 8,91 ±0,18 9,00 ±0,18 5,31 ±0,11 10,29 ±0,20 10,63 ±0,22

ENDF/B-VIII.0 7,66629 7,66629 4,98278 9,22204 9,22204

(Метод суммирования-ENDF/B-VШ.0)/ENDF/B-VШ.0*100 8,64855 20,22417 2,92116 1,00695 15,25431

Метод суммирования (настоящие данные) 8,33 ±0,34 9,22 ±0,36 5,13 ±0,11 9,13 ±0,85 10,63 ±0,99

Рекомендованные данные (IAEA, 2021) [47] 8,91 ±0,18 9,00 ±0,18 5,31 ±0,11 10,29 ±0,20 10,63 ±0,22

JENDL-4.0 9,16242 9,01701 5,32253 10,33236 10,69329

(Метод суммирования-JENDL-4.0)/JENDL-4.0* 100 9,09266 2,21489 3,64866 11,64474 0,60312

Метод суммирования (настоящие данные) 8,33 ±0,34 9,22 ±0,36 5,13 ±0,11 9,13 ±0,85 10,63 ±0,99

Рекомендованные данные (IAEA, 2021) [47] 8,91 ±0,18 9,00 ±0,18 5,31 ±0,11 10,29 ±0,20 10,63 ±0,22

JEFF-3.1.1 9,10698 9,02472 5,31519 10,35408 10,69273

(Метод суммирования-JEFF-3. 1. 1)/JEFF-3.1.1*100 8,53924 2,12765 3,5155 11,83011 0,59784