ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2015, том 78, № 3-4, с. 256-271
ЯДРА
НОВАЯ ПРАКТИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ КАСКАДНОГО ГАММА-РАСПАДА НЕЙТРОННОГО РЕЗОНАНСА. ОСНОВНЫЕ ПОЛОЖЕНИЯ И ДОСТИЖИМАЯ ТОЧНОСТЬ
© 2015 г. А. М. Суховой*
Объединенный институт ядерных исследований, Дубна, Россия Поступила в редакцию 03.02.2014 г.
Выполненная к настоящему времени безмодельная экстракция плотности уровней и радиационных силовых функций каскадных дипольных гамма-переходов продемонстрировала необходимость разработки новой модели процесса разрядки компаунд-состояний ядер любых масс и типов в широком интервале энергий их возбуждения. Такая модель должна практически определять пороги разрыва куперовских пар нуклонов ниже энергии связи нейтрона, соотношение плотности уровней квазичастичного и фононного типа и ширины эмиссии продуктов ядерной реакции в возбужденных ядрах. Анализ данных по интенсивностям двухквантовых каскадов радиационного захвата тепловых нейтронов показывает, что максимально точное воспроизведение имеющихся экспериментальных спектров достигается при учете в этом процессе разрыва трех-четырех куперовских пар нуклонов.
DOI: 10.7868/80044002715010183
1. ВВЕДЕНИЕ
Высококачественная информация о спарива-тельном взаимодействии нуклонов в произвольном ядре может быть получена только из теоретического анализа достоверной, экспериментально найденной величины плотности уровней р и парциальных ширин переходов Г между любыми возбужденными уровнями при испускании ядром гамма-квантов (либо испарительных нуклонов в каскаде с последующими гамма-квантами). Из современного эксперимента [1] следует, что наиболее интенсивно это взаимодействие влияет на свойства ядра в интервале энергии возбуждения от основного состояния до энергии связи нуклона в ядре (и, не исключено, несколько выше).
В теоретическом аспекте надежное определение параметров девозбуждения компаунд-состояния даст возможность детального изучения процесса взаимоперехода обычной и сверхтекучих компонентов ядерной материи в таком уникальном объекте, как нагретое ядро. Экспериментальное прецизионное определение р и Г необходимо также для высокоточной оценки ядерных данных через разработку современных моделей плотности уровней и радиационных ширин.
В настоящее время не существует спектрометров гамма-излучения и нуклонов, разрешение FWHM которых позволяло бы выделять все возможные индивидуальные гамма-переходы,
E-mail: suchovoj@nf.jinr.ru
например, при расстоянии между любыми возбужденными уровнями для Ог < FWHM. Поэтому единственная возможность решения этой задачи заключается в измерении спектров (сечений) эмиссии продуктов ядерной реакции Б и определении параметров функциональной зависимости Б = = Г(р, Г) с последующим выявлением свойств ядерной материи, определяющих найденные функции р = ф(Eex, ...) и Г = ф(Е1, Eex, ...) на базе теоретических представлений о взаимодействии двух ее типов. Неизбежные при этом искажения искомой картины должны быть максимально редуцированы как на стадии экспериментального определения р и Г, так и на стадии разработки практических моделей плотности уровней и ширин исследуемых процессов.
2. СОСТОЯНИЕ СОВРЕМЕННОГО ЭКСПЕРИМЕНТА И ВОЗМОЖНОСТИ ЕГО РАЗВИТИЯ
Измерение спектров любой ядерной реакции может быть выполнено как регистрацией вероятности появления каскадов из двух (и более) последовательно испущенных ее продуктов, так и без использования режима совпадений ("двухшаговый" и "одношаговый" процессы).
При использовании одношагового режима эксперимента сечения исследуемых процессов и спектры продуктов ядерной реакции определяются произведением р и Г, нормируемым на константу: Б ж ж рГ/£(р(Г». Математически для определения
указанных параметров (с приемлемой погрешностью) это условие требует обязательного выполнения, как минимум, двух независимых экспериментов, достаточно сильно различающихся формой связи р и Г с измеряемыми спектрами Б ядерной реакции.
Определение плотности уровней (практически их числа п = рАЕ в любом энергетическом интервале АЕ) и парциальных радиационных ширин до настоящего времени выполняется в одношаговом режиме из
а) измерения спектров испарительных нуклонов [2, 3] и
б) полных спектров гамма-переходов, испускаемых ядром при варьируемых энергиях его возбуждения [4, 5] на пучке ускорителя.
Анализ данных соответствующих экспериментов не может быть выполнен с учетом указанного выше требования математики даже в принципе. Приемлемую с практической точки зрения точность расчетов спектров и сечений в этой ситуации обеспечивают только очень маленькие коэффициенты переноса больших ошибок 5р и ¿Г на величину 5Б. Поэтому в настоящее время, в соответствии с требованиями математики, следует считать, что любые "одношаговые" реакции непригодны для получения более детальных, точных и достоверных (чем существующие) данных о р и Г даже в принципе.
Более благоприятна ситуация при экспериментальной регистрации распределений вероятности 111 появления каскадов из двух (и более гамма-квантов) [6] во всех возможных интервалах АЕ1 энергий их первичных гамма-переходов Е1:
1гг(Е1) = £ 1112 = ЕЕ
Л,г,! Л,! г
Гдг Гг/ Гл Гг
(1)
Е
л,!
Глг
Г
плг
г!
(Глг)тлг (Гг! )тг/
или нуклонного продукта ядерной реакции и последующих гамма-квантов [7].
Спектр 11 продуктов первого регистрируемого шага (Л — г) математически идентичен спектру испарительных нуклонов или первичных гамма-квантов для любой энергии распадающегося уровня. Но вероятность 12 появления продукта на втором г — / шаге (практически гамма-квантов, возбуждающих заданный низколежащий уровень ядра или их небольшую группу) определяется функцией 12 гс Г/(р(Г)) и поэтому имеет иную форму зависимости от определяемых параметров ядра р и Г. Фактически спектры 111 = Е(Е1) в функции энергии их первичного перехода Е1 являются сверткой данных двух независимых экспериментов (спектр
первичных переходов разрядки резонанса Л на все возможные промежуточные уровни г и коэффициенты ветвления для вторичных каскадных переходов на конечные уровни /).
При регистрации высокоэффективными HPGe-детекторами двух- и трехкратных, как минимум, совпадений свертки Еп = ^ 1112 = Е(Е1) могут быть "развернуты" и обработаны как данные двух независимых экспериментов без привлечения каких-либо гипотез [2, 3] о процессе распада высоковозбужденных уровней. Это возможно только при выделении в накапливаемых в эксперименте спектрах =100% интенсивности первичных переходов.
Тем не менее полученная к настоящему времени информация позволяет извлечь принципиально новое о процессе распада нейтронного резонанса даже из уже накопленных спектров двухквантовых каскадов. Система нелинейных уравнений, соответствующая двухшаговому процессу (1) (при их безусловной вырожденности относительно неизвестных значений р и Г), имеет бесконечное число возможных решений. Но для рассматриваемого случая эти решения сконцентрированы в конечной и ограниченной области значений р и Г. Основные задачи, которые требуется решить в таком эксперименте, обозначились при анализе [8] интенсив-ностей 111 двухквантовых гамма-каскадов радиационного захвата тепловых нейтронов в функции энергии их первичного перехода Е1 [9] для 40 ядер из области масс 40 < А < 200.
Соответствующие экспериментальные данные получены с небольшой (=10% и менее) полной ошибкой в интервалах энергий первичных гамма-переходов Е1 шириной в 50 кэВ для энергий каскадных квантов Е1 с порогом регистрации любого каскадного кванта 520 кэВ. Для эффективного, хотя и приближенного, разложения экспериментальных спектров на сумму двух распределений, зависящих от энергии только первичных и только вторичных квантов каскадов, вполне достаточно только спектроскопической информации. Процедура [9] использует для получения данных (1) различие форм пиков от регистрации каскадов с различным порядком следования квантов практически одинаковой суммарной энергии. Погрешности методики убывают с увеличением статистики накопленных полезных случаев совпадений, что позволяет увеличить точность [10] определения параметров каскадного распада компаунд-состояний, как минимум, в несколько раз по сравнению с одношаговым экспериментом. Этот вывод не относится [11] к примитивному сопоставлению чисто экспериментальных и рассчитанных по (1) интенсивностей каскадов при использовании устаревших моделей р и Г.
3. ДВА ПРИНЦИПА экстракции ЗНАЧЕНИЙ р И Г ИЗ СПЕКТРОВ ДВУХШАГОВОЙ РЕАКЦИИ
Системы уравнений (1), связывающих измеренную интенсивность каскадов в функции энергии регистрируемого на первом шаге продукта с определяемыми функциями р и Г, вырождены. Но полная нелинейность этих связей позволяет всегда найти ширину интервалов значений искомых функций
р1 <р<р2, Г1 < Г < Г2 (2)
для любых энергий возбуждения ядра Еех. При этом вырожденность систем уравнений (1) (здесь — только относительно значений искомых функций р и Г, а не параметров их функциональной зависимости от энергии возбуждения ядра) на первом этапе [6] анализа экспериментальных данных обусловила необходимость использовать гипотезу Акселя—Бринка [12, 13] о независимости формы функциональной зависимости радиационных силовых функций от структуры ядра для первичных и вторичных переходов каскадов. Но уже на этом этапе [8] использование экспериментальных данных о величине каскадной заселяемости нескольких десятков (максимум, сотни) промежуточных уровней наиболее интенсивных каскадов в любом исследуемом ядре показало необходимость отказа от гипотезы [12, 13] и решения системы уравнений (1) как с тестированием возможного отличия форм функций
Г = ф(Е1, Еех,...), р = ф(Еех (3)
от общепринятых представлений, так и с оценкой ожидаемого эффекта влияния структуры ядра на величины ширин Г первичных и вторичных квантов каскадов из-за наличия любых возможных скрытых параметров функций (3).
Данные [14] и [15] однозначно указывают на увеличение радиационных силовых функций гамма-переходов на уровни ядра, соответствующих областям их наименьшей плотности (по сравнению с рядом лежащими). Это различие может быть обусловлено только различной структурой волновых функций уровней, связываемых гамма-переходами одн
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.