ИЗВЕСТИЯ РАИ. СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ, 2008, том 72, № 3, с. 434-437
УДК 539173
ОСОБЕННОСТИ РАСЩЕПЛЕНИЯ ДЕЙТРОНОВ КУЛОНОВСКИМ
ПОЛЕМ ТЯЖЕЛЫХ ЯДЕР
© 2008 г. В. И. Серов
Российский федеральный ядерный центр - Всероссийский научно-исследовательский институт
экспериментальной физики, Саров E-mail: otd4@expdt.vniief.ru
Показано, что в реакции (d, pf) имеют место два канала реакции. Второй канал реакции связан с расщеплением дейтронов в кулоновском поле ядра и образованием синглетного дейтрона с кинетической энергией, на 2.3 МэВ меньшей, чем энергия налетающего дейтрона, - размерами >anp и изоспи-ном, равным 1. Взаимодействие синглетного дейтрона с начальным ядром приводит к заселению состояний изомера формы.
ВВЕДЕНИЕ
Исследование реакций (ё, р/) внесло важный вклад в наши представления о делении и структуре тяжелых ядер [1]. Улучшение энергетических характеристик детекторов протонов выявило существование заметных узких резонансов в делимо-стях ядер Р/=И(А, р/)/М(ё, р) при больших энергиях возбуждения Е* > 5.0 МэВ, что явилось несколько неожиданным.
Энергия возбуждения, приписываемая резонан-сам в этих реакциях, определялась из выражения
E* = Ed - Ep - £d - AE + £и
(1)
где Е* - энергия возбуждения делящегося ядра; ЕЛ - кинетическая энергия налетающего дейтрона; Ер - кинетическая энергия вылетающего протона; гЛ - энергия связи дейтрона; АЕ - небольшая поправка на движение центра масс системы; гп -энергия связи нейтрона в делящемся ядре.
Измерения, выполненные в более позднее время с использованием дополнительных у- и п-детек-торов, уточнили положение делительных резонансов (по энергии возбуждения) вследствие обнаружения еще одного канала реакции (ё, р), который не рассматривался ранее. Этот канал связан с расщеплением дейтронов в кулоновском поле тяжелых ядер.
Рассмотрим этот процесс подробнее.
РЕЗУЛЬТАТЫ ИССЛЕДОВАНИЙ
1. Задача о расщеплении дейтрона в кулоновском поле ядра - классическая, и впервые была рассмотрена еще Ландау Л.Д. и Лившицем Е.М. в 1948 г. [2]. Позднее она рассматривалась в [3] по предложенному Базем А.И. методу решения кван-тово-механической задачи трех тел. При этом определялось сечение кулоновского развала дейтрона. Наиболее интересным результатом расче-
тов, выполненных в [4], явилось обнаружение резонансов в упругом рассеянии дейтронов на тяжелом ядре при энергии вблизи развала дейтронов. Однако в [4] не учитывалось, что при развале дейтрона образующиеся протон и нейтрон будут взаимодействовать между собой разным образом в зависимости от спинов частиц: при антипараллельном расположении спинов имеет место резонансное взаимодействие при малых энергиях относительного движения, а при параллельном нет резонансного взаимодействия и вклад этого канала вблизи порога развала будет мал. Резонансное взаимодействие происходит вдали от ядра Я > апр, поэтому с ядром будет взаимодействовать дейтрон как в триплет-ном, так и в синглетном состояниях. Синглетный дейтрон имеет меньшую кинетическую энергию на =2.3 МэВ, но существенно большие размеры, превышающие апр - длину рассеяния нейтрона на протоне (из-за малой энергии связи), и изотопический спин, равный единице.
2. Проанализируем экспериментальные данные, которые помогут ответить на вопрос о взаимодействии дейтронов с тяжелыми ядрами на примере реакции (ё, р/).
На рис. 1 приведены зависимости двойных дифференциальных сечений для реакции 235и(ё, р/) [5] при энергиях дейтронов Ей = 13 и 17 МэВ и их теоретическое описание по современной модели, а на рис. 2 - расхождение между теорией и экспериментом в области энергий возбуждения 5-6 МэВ для разных значений энергий дейтронов. В последнем случае видно наличие пиков, которые можно сопоставить с вращательной полосой во второй потенциальной яме двугорбого барьера деления
E* = E0 + h2H% • J(J + 1)
(2)
с параметрами E0 = 5.12 МэВ, = 3.4 кэВ; где
С4-1 п
Л - момент инерции делящегося ядра; E0 - энерге-
й2о/йШЕ, мб • (ср • МэВ)-1
Е*, МэВ
Рис. 1. Дважды дифференциальное сечение для реакции 235И(ё, р/) при Еа = 17 МэВ [5].
тический параметр, близкий по величине к удвоенной энергии основного состояния изомера формы.
Первые три пика, соответствующие ] = 0+, 2+ и 4+, сливаются в один при энергетическом разрешении 60 кэВ. Далее наблюдается слабый пик при Е* = 5.26 МэВ, отвечающий ] = 6+, и далее - пики ] = 8+, 10+ и 12+. Пики при Е*, равные 5.37 и 5.47 МэВ, имеют ширину, близкую к энергетическому разрешению, а далее - пики с большей шириной, что можно объяснить примесью вибрационных состояний [7].
Таким образом, в спектре возбуждения 236и можно выделить резонансную и нерезонансную части.
С лучшим энергетическим разрешением ~3 кэВ [6] изучалась реакция 239Ри(ё, р/) (см. рис. 3). При этом помимо компаундных состояний наблюдается ряд интенсивных резонансов шириной ~5 кэВ при Е* вблизи 5.0 МэВ. И для этой реакции можно выявить резонансную структуру, которую можно интерпретировать как вращательную полосу во второй потенциальной яме с = 3.1 кэВ и с ] = = 0+, 6+, 8+ и 10+ при Е0 = 4.894 МэВ. Состояния с ] 2+ и 4+ трудно выделить однозначно. В этой реакции резонансная часть спектра более интенсивная.
Наблюдающиеся пики при 4.90 < Е* < 5.02 МэВ могут быть связаны с интерференцией вращательных состояний в первой и второй потенциальных ямах, а два интенсивных пика при Е*, равных 5.050 и 5.062 МэВ, скорее всего можно объяснить существованием небольшой потенциальной ямы на втором барьере. Из зависимости анизотропии разлета осколков деления в реакции 239Ри(ё, р/) величина второго барьера деления должна быть 5.0 МэВ. В таком случае этим состояниям следует приписать значительный момент инерции: в ~1.5 раза больший, чем во второй потенциальной яме.
й2с/йШЕ, мб • (ср • МэВ)-1
Е*, МэВ
Рис. 2. Резонансная структура в реакции 235И(ё, р/) при Е* = 5.12 МэВ и Ей = 13.0 и 17.0 МэВ [5].
Е*, МэВ
4.9 5.0 5.1 5.2
Рис. 3. Спектр протонов в совпадении с осколками деления для реакции 239Ри(ё, р/) при Е^ = 12.5 МэВ, 6 = = 125° [6].
Сопоставим данные по уровням энергии 240Ри* с данными по выходам у-квантов, нейтронов, изомера 240тРи.
В спектре у-квантов из реакции 238и(а, 2п) [7], совпадающих с образованием изомера 240тРи с временем жизни 4 нс, зарегистрированы у-линии с 785; 838; и 1300; 1397; 1560; 1680 кэВ. Более мягкие у-кванты, отвечающие возможным переходам между вращательными состояниями, сильно кон-
436
СЕРОВ
Ed = 12.4 МэВ
4.0 4.5 5.0 5.5 6.0 6.5 7.0 7.5 8.0 8.5 9.0 9.5 Энергия возбуждения, МэВ
Рис. 4. a - выход нейтронов деления по направлению движения осколков деления из реакции 239Pu(d, p/n) при Е^ = 12.4 МэВ [8]. б - дифференциальное поперечное сечение реакции 240m/Pu(d, p) [9].
вертированы, поэтому их трудно наблюдать. Например, коэффициент конверсии перехода 10+ ^ ^ 8+ составляет aK, L ~ 7.
Данные по у-квантам согласуем с нашими данными по выходам нейтронов деления по направлению движения осколков деления в реакции 239Pu(d, p/n) [8] (см. рис. 4) и выходом изомера 240mPu с временем жизни 4 нс в реакции 239Pu(d, p/) в зависимости от Е* [9]. Максимумы в выходах нейтронов деления по направлению движения осколков деления, как это отмечено ранее [8, 13], обязаны в некоторых случаях кинематическому эффекту. В этих случаях наблюдаются уменьшения кинетической энергии осколков деления. Энергия реакции, не переданная протону при меньшей Ek синглетно-го дейтрона, передается делящемуся ядру и проявляется в увеличении vp.
Видно согласие положения по Е* пиков в выходах нейтронов деления по нашим данным и в выходе изомера 240mPu по данным [9] с погрешностью ~0.1 МэВ. В наблюдающихся резонансах имеют место деление ядра 240Pu* и испускание у-квантов с возбужденных состояний 240Pu* в основное состояние изомера 240mPu, помимо этого возможно деление ядра 240Pu* в каждом последующем резонансе.
Следовательно, должно наблюдаться согласие в положении пиков в выходе нейтронов деления с у-квантами, зарегистрированными в [7], и положением основного состояния изомера формы.
Действительно, первый пик при Е* = 5.25 МэВ, по нашим данным и [9], согласуется с пиком в реакции (d, p/), который может быть обязан враща-
тельному состоянию с Е0 = 4.894 МэВ, h2/2% = 3.1 кэВ
и 3 = 10+ (АЕ = 330 кэВ) [6] (у-переходы из этого состояния не могут регистрироваться из-за
большой конверсии). у-Квантам с НV ~ 0.82 =
0.785 + 0.838 г„
=-2- МэВ в [7] должны соответствовать
максимумы при Е* = 5.72 МэВ по нашим данным и данным [9]. Пики наблюдаются реально при Е* = = 5.85 ± 0.1 МэВ. Такое различие можно считать допустимым из-за возможного перехода на одно из нижних вращательных состояний. у-Переходу с г- , ОСА 1.300+ 1.397
Н V ~ 1.350 = -2- МэВ должны соответствовать пики при 4.894 + 1.35 = 6.25 ± 0.1 МэВ. По нашим данным и данным [9], пики соответствуют Е* = 6.4 ± 0.1 МэВ.
Таким образом, при обычном определении энергии возбуждения, согласно (1), основному состоянию изомера формы 240шРц отвечает энергия возбуждения Е* = 4.894 МэВ. Однако это противоречит известным данным об энергии основного состояния изомера формы 240шРц (Е* = 2.5 ± 0.2 МэВ [10]) и о величинах барьеров деления.
3. Это противоречие разрешается предположением заселения состояний изомера формы 240шРц в реакциях с синглетными дейтронами, образующимися при развале дейтронов в кулоновском поле ядра.
Можно предположить такой процесс прямого заселения состояний во второй потенциальной яме. Синглетный дейтрон образуется вдали от ядра, и при дальнейшем приближении синглетного дейтрона к ядру происходят возбуждение нейтрона в начальном ядре за счет кинетической энергии дейтрона и образование слабосвязанной трехнук-лонной системы с малой энергией связи. Порог этой реакции 0 = 2.3 + 5.65 = 7.95 МэВ.
Аналогичный процесс наблюдался нами в реакциях с тритонами. При бомбардировке тритонами изотопа 232ТЬ при энергии Е1 = 9.3 МэВ, близкой к энергии связи трития, наблюдается широкий минимум Г = 0.5 МэВ с заметной амплитудой ~0.4 от полного сечения реакции 232ТИ(1;, /), который скорей всего связан с образованием вблизи ядра слабосвязанной трехнуклонной системы и с эмиссией одного или двух нейтрон
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.