ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2011, том 74, № 5, с. 733-739
ЯДРА
ФОТОЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ НА ИЗОТОПАХ Hg В ОБЛАСТИ ЭНЕРГИИ ДИПОЛЬНОГО ГИГАНТСКОГО РЕЗОНАНСА
2011г. Б. С. Ишханов, В. Н. Орлин, С. Ю. Трощиев*
Научно-исследовательский институт ядерной физики Московского государственного университета,
Россия
Поступила в редакцию 06.09.2010 г.; после доработки 06.12.2010 г.
Методом наведенной активности измерены выходы фотоядерных реакций на стабильных изотопах ^ под действием пучков тормозных фотонов с максимальными энергиями 19.5 и 29.1 МэВ. При помощи полумикроскопической модели рассчитаны парциальные сечения и выходы фотопротонных и фотонейтронных реакций на этих изотопах. Теоретически рассчитанные выходы сравниваются с измеренными. Анализируется возможность накопления в результате фотоядерных реакций изотопа который не может образовываться в ходе астрофизических г- и 8-процессов.
1. ВВЕДЕНИЕ
Исследование возбуждения и распада диполь-ного гигантского резонанса (ДГР) в атомных ядрах дает исключительно ценную информацию о коллективных движениях в ядрах, связи их с одноча-стичными степенями свободы, свойствах симметрии и особенностях структуры ядер.
Сечения возбуждения ДГР на тяжелых (А & & 200) ядрах имеют максимум при энергии 12— 14 МэВ, форма и ширина которого определяются, в первую очередь, формой ядра [1]. В сферических ядрах ДГР наблюдается в виде одного максимума.
Распад ДГР в тяжелых ядрах происходит преимущественно с испусканием нейтронов. Выход протонов относительно невелик. Однако исследование реакции (7, р) позволяет изучать возбуждение изоспиновой ветви ДГР Т> = Т° + 1. Здесь Т° = N — Z|/2 — изоспин основного состояния, N и Z — число нейтронов и протонов в ядре.
Настоящая работа посвящена исследованию фотоядерных реакций на изотопах ртути (^ = = 80). Ртуть имеет семь стабильных изотопов 196,198—2°2,2°4что дает возможность исследовать зависимость параметров ДГР от массового числа А.
Особый интерес представляет исследование фоторасщепления легких изотопов Изотоп 196^ принадлежит к числу так называемых обойденных ядер, которые не рождаются в результате основного механизма синтеза тяжелых ядер (^ > 26) — г- и Б-процессов. Обойденные ядра образуются в основном в результате реакций под
E-mail: sergey.troschiev@googlemail.com
действием нейтрино, фотоядерных реакций (7, n), (7, 2n) и реакций под действием протонов.
Имеющаяся экспериментальная информация о фоторасщеплении изотопов Hg крайне бедна. В [2] на пучке квазимонохроматических фотонов измерены сечения фотонейтронных реакций (7, n) и (7, 2n) на естественной смеси изотопов Hg. В [3] на тормозном пучке гамма-квантов методом наведенной активности измерен выход и рассчитано сечение фотопротонной реакции на изотопе 201 Hg. В [4] и [5] на тормозных пучках с максимальной энергией 19.5 и 29.1 МэВ измерены выходы некоторых фотоядерных реакций на стабильных изотопах Hg. В настоящей работе проводится совместный анализ результатов работ [2—5]. Полученные экспериментальные данные сравниваются с результатами расчета [6, 7].
2. МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА
Выходы фотоядерных реакций на естественной смеси изотопов Hg измерялись методом наведенной активности. Пучок электронов с энергией Emax разрезного микротрона RTM-70 [8] попадал на тормозную мишень из вольфрама толщиной 2.5 мм. За тормозной мишенью на оси пучка располагался образец Hg массой ^5 г. В табл. 1 приведены изотопный состав исследуемого образца Hg и пороги фотоядерных реакций на стабильных изотопах Hg.
Было проведено два сеанса облучения с максимальными энергиями тормозного спектра Emax = = 19.5 и 29.1 МэВ. После окончания облучения образец Hg помещался к детектору из сверхчистого германия Canberra GC3019 для измерения спектров наведенной активности образовавшихся радиоактивных изотопов [9]. Время облучения (i1),
Таблица 1. Стабильные изотопы Hg, пороги фотоядерных реакций
Изотоп Процентное содержание в ест. смеси Порог реакции, МэВ
(7,"-) (7, 2п) (7, Ы (7,2р) (7, п+р)
196Hg 0.15 8.90 15.78 6.55 11.64 14.92
198Hg 9.97 8.48 15.27 7.10 12.88 15.17
199Hg 16.87 6.66 15.15 7.25 13.70 13.77
200Hg 23.1 8.03 14.69 7.70 14.17 15.28
201Hg 13.18 6.23 14.26 7.68 14.85 13.93
202 Hg 29.86 7.75 13.98 8.23 15.32 15.44
204Hg 6.87 7.49 13.49 8.84 16.69 15.65
Таблица 2. Параметры облучений образца Hg и измерений спектров его остаточной активности
Облучение ^шах МэВ' ti, мин сут Количество измеренных спектров
1 2 19.5 29.1 260 60 130 130 298 356
время измерения (t3) и количество измеренных спектров приведены в табл. 2. Интервал времени между окончанием облучения и началом измерения спектров остаточной активности (t2) в обоих случаях составлял 5 мин.
На рис. 1 показаны два спектра остаточной активности образца, облученного при энергии Emax = 19.5 МэВ, измеренных через 6 ч и через 5 сут после окончания облучения, в энергетическом диапазоне гамма-квантов остаточной активности от 200 до 700 кэВ. Оба спектра измерялись в течение 1 ч.
Идентификация различных каналов фотоядерных реакций проводилась по энергии максимумов в измеренном спектре гамма-квантов остаточной активности образовавшихся изотопов и по скорости уменьшения их с течением времени.
Выход реакции Y(Emax), связанный с тормозным спектром W(E, Emax) и сечением реакции a(E) соотношением
gmax
Y(Emax) = J a(E)W(E,Emax)dE, (1)
рассчитывался по формуле Y (E max
XA
nIe(1
— p—^ti)g-\t2 (i — ):
(2)
где Л — постоянная распада образующегося в результате реакции изотопа; п — процентное содержание исходных ядер в естественной смеси изотопов Hg; е — эффективность регистрации германиевым детектором соответствующей гамма-линии
в спектре остаточной активности образовавшихся изотопов; ¿1 — время облучения; ¿2 — время между концом облучения и началом измерения спектра; ¿3 — продолжительность измерения спектра; А — количество отсчетов детектора, соответствующих выбранной гамма-линии спектра остаточной активности образца I — интенсивность линий в спектре гамма-квантов дочерних ядер, образующихся при бета-распадах продуктов реакций. При расчетах использовались интенсивности гамма-переходов [10], рассчитанные при помощи интерфейса [11]. При нахождении выходов учитывалось самопоглощение в образце рассчитанное при помощи библиотек СБЛЫТ4 [12].
Для случаев, когда по измеренным спектрам оказывалось невозможно надежно выделить некоторые пики на фоне комптоновской подложки, приводятся верхние оценки выходов.
3. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ
Для отдельных изотопов были измерены выходы фотонейтронных и фотопротонных реакций в области ДГР. Измеренные выходы фотоядерных реакций нормированы на выход реакции 196Hg(7, п)195что позволило избавиться от ряда систематических погрешностей. Нормированные выходы приведены в табл. 3.
На основе развитой в работах [6, 7] полумикроскопической модели возбуждения ДГР, учитывающей его изоспиновое расщепление, были рассчитаны полные сечения фотопоглощения а(7, аЪв), парциальные сечения фотонейтронных, а(7, п), а(7, 2п), и фотопротонных реакций, а(ч, р) и а(ч, п + р), на стабильных изотопах
Сечение фотопоглощения на средних и тяжелых ядрах, к числу которых принадлежат изотопы в области ДГР может быть аппроксимировано суммой четырех лоренцевых кривых, отвечающих дипольным возбуждениям ядер с изоспином Т< = То = N - 21/2 и Т> = То + 1 с нейтрон-протонными колебаниями вдоль и поперек оси
0
N 106 105 _ ед Я с? £ ад Д ^ ед Я 8 ад <8 а вд ад ад ? Я
104 103 102 СЛ оо 2 (N00 М(Л/ Сч Д - ^ с* ^ч т ^ч . СЛ ^ 1 1 т £ 1л с^ т Я § со © ЧО НО 2 с? £ 8
101 - 1 | 1 | 1 1 1 1 лТ
106 105 Г
104 - <
103 - оо
102
101 - 1 111 .1 н. .. .1.1 1 || , . „ ,1 11 1 I . 1 к 1
200 300 400 500 600 Е, кэВ
Рис. 1. Спектры остаточной активности образца Нд, облученного при энергии Етах = 19.5 МэВ, через 6 ч (а) и через 5 сут (б) после облучения. На рисунке отмечены максимумы, соответствующие распаду указанных изотопов.
симметрии ядра. Экспериментальные данные о величине и параметре деформации в для изотопов Нд с массовым числом 196 ^ А ^ 204 показывают, что деформация этих изотопов мала (в < 0.1). Поэтому расщепление ДГР, обусловленное деформацией, проявляться не будет.
Параметры лоренцианов — энергия, осцилля-торная сила и ширина резонанса — были вычислены в рамках полумикроскопической модели ДГР в работе [6].
Дипольные состояния являются когерентными частично-дырочными 1р1Д-возбуждениями ядра с т = 2 экситонами. Они распадаются либо вследствие эмиссии возбужденного нуклона (переход т — т — 1), либо, что более вероятно, вследствие (т — т + 2)-перехода к более сложной 2р2Н-конфигурации, вызванного остаточным двухчастичным взаимодействием. В результате (т — т + + 2)-переходов энергия возбуждения составной системы распределяется по все большему числу экситонов, пока, наконец, не будет достигнуто состояние теплового равновесия либо в исходном, либо в одном из остаточных ядер. После достижения системой теплового равновесия начинается сравнительно длительный процесс испарения нуклонов. Так как каждая предравновесная частица уносит из ядерной системы значительную энергию, то из остаточного ядра будут испускаться, учитывая подавление вылета протонов кулоновским порогом, преимущественно нейтроны. Рассмотренная схема реакции, в которой конкурируют предравновесная и равновесная эмиссии нуклонов, может быть описана с помощью комбинации экси-тонной и испарительной моделей [7]. Для описания фотонуклонных реакций в энергетической области
Е ^ 30 МэВ достаточно учесть испускание не более двух предравновесных частиц.
На рис. 2 сравниваются рассчитанные [6, 7] сечения реакций (7, п) и (7, 2п) на естественной смеси изотопов Нд с экспериментальными данными работы [2]. Сравнение показывает, что модель [6, 7] с хорошей точностью описывает фотонейтронные сечения (7, п) и (7, 2п).
Положение максимума ДГР Е^р практически не меняется с изменением массового числа А и равно 13.5 МэВ. Полученный результат согласуется с результатами расчетов ДГР в случае тяжелых ядер [1]. Поскольку число протонов и нейтронов близко к магическим числам и форма ядер для разл
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.