ИЗВЕСТИЯ РАН. СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ, 2014, том 78, № 5, с. 599-608
УДК 539.17
ДОСТОВЕРНЫЕ СЕЧЕНИЯ ПАРЦИАЛЬНЫХ ФОТОНЕЙТРОННЫХ РЕАКЦИЙ НА ИЗОТОПАХ 188189Os, СВОБОДНЫЕ ОТ ПРОБЛЕМ РАЗДЕЛЕНИЯ НЕЙТРОНОВ ПО МНОЖЕСТВЕННОСТИ © 2014 г. В. В. Варламов1, М. А. Макаров2, Н. Н. Песков1, М. Е. Степанов1, 2
E-mail: Varlamov@depni.sinp.msu.ru
Проанализированы экспериментальные данные по сечениям парциальных фотонейтронных реакций, полученные для изотопов l88,189Os с помощью пучков квазимоноэнергетических аннигиляционных фотонов и метода разделения вылетающих нейтронов по множественности. С использованием специальных критериев — переходных функций множественности Fi = ст(у, in)/a(y, xn), отношений сечения соответствующей парциальной реакции к сечению реакции полного выхода нейтронов ст(у, xn) = = ст(у, 1n) + 2ст(у, 2n) + 3ст(у, 3n), свободному от проблем экспериментального определения множественности нейтронов — показано, что данные получены со значительными систематическими погрешностями. В рамках предложенного ранее экспериментально-теоретического подхода для изотопов оценены новые данные для сечений парциальных фотонейтронных реакций (у, 1n), (у, 2n), (у, 3n), а также для полной фотонейтронной реакции (у, sn). Показано, что причиной значительных систематических погрешностей экспериментальных сечений парциальных реакций является неоднозначность связи множественности фотонейтронов с величиной их кинетической энергии.
DOI: 10.7868/S0367676514050263
ВВЕДЕНИЕ
В рамках программы исследований данных по сечениям парциальных фотонейтронных реакций [1—5] было показано, что большинство данных такого типа, полученных с помощью различных экспериментальных методов разделения фотонейтронов по множественности, содержат значительные систематические погрешности, обусловленные неоднозначностью определения множественности детектируемых нейтронов.
В различных областях энергий налетающих фотонов специально введенные критерии присутствия систематических погрешностей — переходные функции множественности
= ст(у, /п)/ст(у, хп) = ст(у, /п)/ст[(у, 1п) + + 2ст(у, 2п) + 3ст(у, 3п) + ...],
имеют значения, превышающие физически допустимые по определению — 1.00, 0.50, 0.33, ... соответственно для / = 1, 2, 3, ... В тех же областях, в которых в сечениях реакций с некоторой множественностью / наблюдаются значения функции превосходящие указанные пределы, в сечениях ре-
1 Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего профессионального образования Московский государственный университет имени М.В. Ломоносова Научно-исследовательский институт ядерной физики имени Д.В. Скобельцына.
2 Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего профессионального образования Московский государственный университет имени М.В. Ломоносова, г. Москва.
акций с другими множественностями наблюдаются физически запрещенные отрицательные значения.
С целью получения данных о сечениях парциальных фотонейтронных реакций, свободных от такого рода систематических погрешностей, был предложен [1, 2] экспериментально-теоретический подход к оценке сечений, свободный от недостатков экспериментального разделения нейтронов по множественности. Метод основан на использовании в качестве исходной экспериментальной информации данных по сечению реакции полного выхода нейтронов
ст(у, хп) ~ ст(у, 1п) + 2ст(у, 2п) + 3ст(у, 3п) + ..., (2)
которые не связаны с проблемой разделения нейтронов по множественности. Разделение сечения полной реакции на сечения парциальных реакций (у, 1п), (у, 2п) и (у, 3п), проводится с помощью расчетов, выполненных в рамках комбинированной модели фотоядерных реакций [6, 7]. При таком подходе оценка сечений парциальных реакций стоцен(у, /п) выполняется с использованием энергетических зависимостей рассчитанных
1 т^теор
переходных функций г/ и экспериментальных данных по сечению реакции полного выхода фотонейтронов стэксп(у, хп):
стоцен(у, /п) = ^теор аэксп(у, хп). (3)
Оцененные данные по сечениям парциальных реакций (у, 1п), (у, 2п), (у, 3п), а также полной реакции
а(у, жп) ~ а(у, 1п) + а(у, 2п) + а(у, 3п) + ... (4)
ст, мб
600 г
500 400 300 200 100 Ь
8 10 12 14 16 18 20 22 24 26 28 30 32 Б2п B3n E, МэВ
Рис. 1. Сравнение теоретических [6, 7] исходного (штриховая линия) и скорректированного (сплошная линия) сечений с экспериментальным (треугольники) [8] сечением полной фотонейтронной реакции Ш08(у, Хп).
которые в случае средних и тяжелых ядер представляют собой хорошее приближение к сечению полного фотопоглощения, поскольку в этой области ядер сечения протонных реакций имеют малые величины, ранее были получены в рамках описанного выше подхода для большого числа средних и тяжелых ядер - 902г, 1151п, И2,114,116,117,118,119,120,122,124§п,
159ТЬ, 181Та, 197Аи [1-5].
Настоящая работа посвящена детальному анализу полученных в одном эксперименте данных о сечениях парциальных фотонейтронных реакций на изотопах 188,18908, представляющих большой интерес с точки зрения решения ряда как ядерно-физических, так и астрофизических проблем. В частности, в результате фотоядерных реакций с испусканием различного количества нейтронов на стабильных изотопах 186,187,188,189,190,19208 в ^-процес-сах ядерного синтеза возможно образование ядра 194Об. Оно представляет собой одно из так называемых "обойденных" ядер, образование которых в природе невозможно в традиционных s- и г-процес-сах с участием реакций радиационного захвата нейтронов и радиоактивных распадов [6]. Кроме того, соседние изотопы 188,18908 представляют интерес с
точки зрения детального сравнения особенностей фоторасщепления ядер, различающихся всего одним нейтроном.
В рамках описанного выше подхода для обоих изотопов 188,189Об оценены сечения реакций (у, 1п), (у, 2п), (у, 3п) и (у, sn) и проанализированы причины их расхождений с экспериментальными [8] сечениями реакций.
1. ФОТОРАСЩЕПЛЕНИЕ ЯДРА 18!0
1.1. Взаимное согласование экспериментальных и теоретических данных по сечению реакции полного выхода нейтронов 188Os(y, хп)
Для изотопа 18808 данные о сечениях реакций (у, 1п), (у, 2п), (у, 3п), (у, sn) и (у, хп) получены в единственном эксперименте [9], выполненном на пучке квазимоноэнергетических аннигиляци-онных фотонов с использованием метода "кольцевых отношений" для разделения фотонейтронов по множественности.
Сечение реакции полного выхода нейтронов стэксп(у, хп), которое используется как исходное в описанном выше экспериментально-теоретическом подходе к оценке сечений парциальных реакций, хорошо описывается (рис. 1) в комбинированной модели фотоядерных реакций [6, 7]. Однако имеются небольшие расхождения между экспериментальным и теоретическим сечениями. Об этом свидетельствуют приведенные в табл. 1 данные об интегральных сечениях и энергетических центрах тяжести сечений реакций (рассчитанных для трех областей: до порога Б2п = 14.3 МэВ реакции (у, 2п), до порога Б3п — 22.5 МэВ реакции (у, 3п) и до максимальной исследованной энергии 31.0 МэВ). Так, отношения интегральных сечений для указанных трех областей энергии равны соответственно 0.97, 1.07 и 1.05, тогда как для промежуточной области (Б3п—Б2п) — 1.13. С целью достижения максимального сближения сравниваемых сечений для нормировки теоретического сечения был выбран коэффициент 1.13, рассчитанный для промежуточной области энергий, представляющей наибольший интерес с точки зрения соотношения сечений парциальных реакций а(у, 1п) и а(у, 2п).
Данные рис. 1 и табл. 1 свидетельствуют также о том, что сравниваемые сечения имеют и несколько различные энергетические калибровки. Для устранения этого расхождения и совмещения
0
Таблица 1. Центр тяжести Е°т. и интегральное сечение стинт сечений реакции 18808(у, хп)
Ец.т., МэВ стинт, МэВ • мб Ецл"., МэВ стинт, МэВ мб Ец.т., МэВ стинт, МэВ • мб
Область энергии Еинт = Б2п = 14.3 МэВ Еинт = Б3п = 22.5 МэВ Еинт = 31.0 МэВ
Эксперимент [8] 12.4 1394.3 ± 5.1 15.5 3983.0 ± 19.8 17.2 4755.0 ± 58.9
Теория — исх. [6, 7] 12.3 1436.9 ± 31.2 15.4 3700.9 ± 44.7 17.4 4547.8 ± 46.3
Теория — корр. 12.5 1540.8 ± 34.2 15.6 4164.9 ± 56.5 17.6 5173.4 ± 59.3
энергетических положении максимумов теоретическое сечение было сдвинуто в сторону больших энергии на величину 0.3 МэВ. Скорректированное теоретическое сечение, которое существенно лучше согласуется с экспериментальным сечением (табл. 1), было использовано в процедуре оценки сечений парциальных реакции (3) для расчета переходных функции множественности ¥теор (1).
1.2. Анализ систематических погрешностей экспериментальных данных по сечениям парциальных реакций на ядре 188Оз с использованием критериев Р
Рассчитанные с помощью скорректированного сечения атеор(у, хп) переходные функции мно-
т-^теор ^
жественности Д23 представлены на рис. 2 вместе
1 т^эксп
с функциями Д 2 3 , полученными по экспериментальным данным [8].
По определению (1) энергетические зависимости теоретических функций ¥теор могут быть описаны следующим образом. Так как до порога В2п возможна только реакция (у, 1п), Д = 1, а Р2 = Р3 = 0.
Начиная с энергии Е = В2п, функция Дтеор уменьшается в соответствии с конкуренцией высокоэнергетической части сечения ст(у, 1п) и начального участка сечения ст(у, 2п), приближаясь сверху (поскольку все члены выражения (1) — сечения реакций — имеют положительные значения) к нулевому значению. В области энергий Е > В2п становится возможной реакция (у, 2п), а поэтому
1 т^теор
функция Д возрастает из-за конкуренции низкоэнергетической части сечения ст(у, 2п) и высокоэнергетической части сечения ст(у, п), приближается снизу к границе "0.50", нигде ее не достигая (1), а начиная с энергии Е = В3п, уменьшается, поскольку становится возможной реакция (у, 3п).
Начиная с энергии Е = В3п, функция ¥3теор возрастает в соответствии с формой сечения ст(у, 3п) и приближается снизу к границе "0.33", нигде ее не достигая.
Энергетические зависимости эксперименту т^эксп
тальных функций Д2,3 существенно отличаются
1 т^теор
от зависимостей теоретических функций Д 23 .
^ т^эксп т-^теор
Функция Д , в целом согласуясь с Д , уменьшается, достигая п
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.