ИЗВЕСТИЯ РАН. СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ, 2010, том 74, № 6, с. 875-883
УДК 539.171
ОЦЕНЕННЫЕ СЕЧЕНИЯ РЕАКЦИЙ о(у, nX) и о(у, 2nX) НА ИЗОТОПАХ ОЛОВА 112, 114, 116, 117, 118, 119, 120, 122, 124Sn © 2010 г. В. В. Варламов1, Б. С. Ишханов1, 2, В. Н. Орлин1, В. А. Четверткова1
E-mail: Varlamov@depni.sinp.msu.ru
Для девяти изотопов Sn выполнен совместный анализ экспериментальных данных по сечениям полных и парциальных фотонейтронных реакций, полученным с помощью пучков тормозного у-излучения и квазимоноэнергетических аннигиляционных фотонов. Выполнена оценка сечений парциальных реакций стоцен(у, nX) и стоцен(у, 2nX), свободная от проблем экспериментального определения множественности нейтронов. Она использует результаты расчетов в рамках модели фотоядерных реакций, основанной на ферми-газовых плотностях и учитывающей эффекты деформации ядра и изоспинового расщепления его гигантского дипольного резонанса (ГДР), а также экспериментальные данные по сечениям реакции полного выхода фотонейтронов стэксп(у, xn) = стэксп(у, nX) + 2стэксп(у, 2nX) = стэксп(у, n) + стэксп(у, np) + 2стэксп(у, 2n) + 2стэксп(у, 2np). Оцененные сечения реакций стоцен(у, nX) и стоцен(у, 2nX) получены с помощью введенной переходной функции множественности /теор = сттеор(у, 2пХ)/стт6ор(у, xn) = сттеор(у, 2пХ)/[стт6°р(у, nX) + 2сттеор(у, 2nX)]; ст°цен(у, 2nX) = = /ге°р.стэксп(у, xn) и ст°цен(у, nX) = (1 - 2/те°р)стэксп(у, xn). Оцененные сечения парциальных реакций использованы для оценки сечений полной фотонейтронной реакции ст°цен(у, sn) = ст°цен(у, nX) +
+ ст°цен(у, 2nX), в зависимости от массового числа А. Исследованы и обсуждаются особенности ГДР из0т0п0в 112, 114, 116, 117, 118, 119, 120, 122, 124sn
ВВЕДЕНИЕ
В результате поглощения ядром у-кванта в области энергий гигантского дипольного резонанса (ГДР) возбужденное ядро испускает отдельные нуклоны или их комбинации. С наибольшей вероятностью испускается один нуклон, с меньшей
вероятностью — два и больше. Это обстоятельство вместе с соотношениями энергетических порогов соответствующих реакций определяет полное сечение фотопоглощения ст(у, аЬ«) и основные каналы распада гигантского дипольного резонанса (ГДР):
ст(у, abs) = ст(у, n) + ст(у, np) + ст(у, n2p) + ст(у, 2n) + ст(у, 2np) + ст(у, 2n2p) + + 3n) + ст(у, 3np) + ст(у, 3n2p) + ... + ст(у,/).
(1)
Научно-исследовательский институт ядерной физики имени Д.В. Скобельцына Московского государственного университета МГУ имени М.В. Ломоносова. г Московский государственный университет имени М.В. Ломоносова.
Соотношение сечений фотонейтронных реакций с испусканием различного числа нейтронов является важной характеристикой процесса фоторасщепления, зависящей от механизмов возбуждения и распада ядра. Однако экспериментальное изучение фотоядерных реакций с испусканием различного числа образующихся нейтронов представляет собой задачу, сложность которой обусловлена прежде всего тем, что энергетические пороги различных парциальных реакций [1] близки друг к другу (табл. 1).
При регистрации нейтрона в области энергий выше энергетического порога В2п реакции (у, 2п) необходимо идентифицировать, в какой из реализующихся реакций (у, п), (у, 2п), (у, 3п), ... он
образовался. Без этого непосредственно в эксперименте при прямой регистрации фотонейтронов может быть получено лишь сечение реакции полного выхода фотонейтронов
ст(у, хn) ~ ст(у, n) + 2ст(у, 2n) + + 3ст(у, 3n) + 4ст(у, 4n) + ...,
(2)
в которое сечения парциальных реакций ст(у, 2п), а(у, 3п), а(у, 4п), ... входят с соответствующими коэффициентами множественности — 2, 3, 4, ...
Как видно из данных табл. 1, при изучении фоторасщепления изотопов 8п кроме чисто нейтронных следует учитывать такие каналы, в которых вылет нейтронов сопровождается испусканием протонов. Так, например, для изотопов 112, 114, 1168п Вр < Вп, для некоторых изотопов Впр ~ В2п. В связи с этим вместо (2) правильнее использовать соотношение
ст(у, xn) ~ а(у, nX) + 2а(у, 2nX) + 3а(у, 3nX) + ..., (3)
Таблица 1. Содержание исследуемых стабильных изотопов $п в естественной смеси и пороги основных фотоядерных реакций на изотопах $п
Изотоп Содержание, % Пороги реакций, МэВ
Вп вр В2п В2р Впр В3п В3р В2пр В4п
112$п 0.97 10.8 7.6 19.0 12.9 17.6 30.2 21.8 25.6 38.9
0.65 10.3 8.5 18.0 14.6 17.9 28.8 24.2 25.6 37.0
14.53 9.6 9.3 17.1 16.1 18.3 27.4 26.4 25.6 35.2
п^п 7.68 6.9 9.4 16.5 16.9 16.2 24.1 27.3 25.3 34.4
11!^п 24.23 9.3 10.0 16.3 17.5 18.8 25.8 28.5 25.6 33.4
119$п 8.59 6.5 10.1 15.8 18.2 16.5 22.8 29.4 25.3 32.3
12^п 32.59 9.1 10.7 15.6 19.0 19.2 24.9 30.7 25.6 31.9
12^п 4.63 8.8 11.4 15.0 20.6 19.6 24.1 33.3 25.7 30.6
12^п 5.79 8.5 12.1 14.4 22.1 20.0 23.3 35.4 25.8 29.4
в котором X обозначает сумму всех процессов, в которых вылет соответственно одного, двух, трех, ... нейтронов сопровождается другими частицами (или их комбинациями). В рассматриваемой области энергий (Е < 25 МэВ) сечения реакций ст(у, 3пХ), а тем более сечения реакций с вылетом большего количества нейтронов малы. Кроме того, в настоящее время для изотопов олова надежные данные для сечений реакций ст(у, 3пХ), ст(у, 4пХ), ... отсутствуют.
Для идентификации образующихся в реакциях (у, пХ) и (у, 2пХ) нейтронов обычно используются разные методы. Так, в экспериментах на пучках ква-зимоноэнергетических аннигиляционных (КМА) фотонов множественность образующихся нейтронов определялась с помощью измерения их средних энергий, а в экспериментах на пучках тормозного у-излучения (ТИ) для учета вклада нейтронов с различной множественностью использованы соотношения статистической теории ядерных реакций [2].
Существенное различие процедур разделения вкладов в ГДР реакций различной множественности нейтронов является причиной того, что между результатами разных экспериментов наблюдаются заметные различия. Системному выявлению причин этих различий, разработке методов их преодоления, а также совместной оценке результатов разных экспериментов для большого числа ядер был посвящен ряд специальных исследований [3—6].
Эксперименты по фоторасщеплению изотопов и2, и4, и6, и7, и8, и9, I20, I22, 1248п [7-11] дают обширный материал для анализа и совместной оценки результатов различных экспериментов по определению сечений полных и парциальных фотонейтронных реакций. В настоящей работе предлагается подход, по существу свободный от недостатков экспериментальных процедур разделения нейтронов по множественности. Он ис-
пользует экспериментальные данные только о сечении реакции полного выхода фотонейтронов стэксп(у, хп), а для определения вкладов реакций с образованием 1 и 2 нейтронов - результаты расчетов, описывающих конкуренцию различных каналов распада ГДР. Такой подход стал возможен в последнее время, так как в теоретическом описании отдельных каналов формирования и распада ГДР и их конкуренции между собой для большого числа ядер, в том числе и нескольких изотопов 8п, достигнут очевидный прогресс [12-14]. В рамках теоретической модели, базирующейся на ферми-газовых плотностях [13, 14], оказалось возможным детально проследить влияние на процессы формирования и распада ГДР эффектов, обусловленных деформацией ядра, конфигурационным и изоспиновым расщеплениями ГДР.
1. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ ПО СЕЧЕНИЯМ ФОТОНЕЙТРОННЫХ РЕАКЦИЙ НА ИЗОТОПАХ
112, 114, 116, 117, 118, 119, 120, 122, 124§п
Сечения реакции полного выхода фотонейтронов (3) и составляющих ее парциальных реакций стэксп(у, пХ) и стэксп(у, 2пХ) на изотопах 8п были получены в экспериментах с использованием пучков как тормозного у-излучения (ТИ) [7-9], так и квазимоноэнергетических аннигиляционных (КМА) фотонов [10, 11]. Сведения об экспериментах, в которых были получены сечения фотонейтронных реакций на изотопах 8п, приведены в табл. 2.
В ТИ-экспериментах [7-9] сечения парциальных реакций определялись следующим образом. При различных значениях максимальной энергии тормозного спектра Етах измерялись экспериментальные выходы У(Етах) реакции полного выхода нейтронов (3)
Таблица 2. Сведения о данных по сечениям фотонейтронных реакций на исследованных изотопах $п
Изотоп стэксп(у, хп) стэксп(у, пХ) стэксп(у, 2пХ)
ТИ КМА ТИ КМА ТИ КМА
[7] [7]* [7]**
[8] [8]* [8]**
[8] [10, 11] [8]* [10, 11] [8]** [10, 11]
п^п [8] [10, 11] [8]* [10, 11] [8]** [10, 11]
11!^п [7] [12, 13] [7]* [10, 11] [7]** [10, 11]
119$п [8, 9] [10] [9]* [10] [9]** [10]
12^п [7] [10, 11] [7]* [10, 11] [7]**
1228п [8] [8]* [8]**
12^п [8] [10, 11] [8]* [10, 11] [8]** [10, 11]
* Данные по сечениям реакции стэксп(у, пХ), полученные (см. далее (7)) по данным [7—9]. ** Данные по сечениям реакции стэксп(у, 2пХ), полученные (см. далее (6)) по данным [7—9].
У(Етах) = а | Ж(Етах,Е)а(Е)йЕ, (4)
Ей
где ст(Е) — сечение реакции ст(у, хп) с порогом Е,к при энергии фотонов Е; Ж(Етах, Е) — спектр тормозного у-излучения с верхней границей Етах; а — нормировочная константа, а сечение ст(Е) реакции (у, хп) определялось решением системы интегральных уравнений (4) методом Пенфолда— Лейсса с переменным шагом обработки.
Для учета двойных вкладов сечений реакций стэксп(у, 2пХ) в сечение реакции стэксп(у, хп) вводились поправки, рассчитанные по формулам статистической теории [2] с использованием параметров плотности уровней конкретного ядра. С помощью этих поправок определялось сечение полной фотонейтронной реакции ст(у, жп):
эксп / ч эксп / ТТЧ эксп / Ттч
а (у, жп) = а (у, пХ) + а (у, 2пХ) =
эксп эксп
= а (у, хп) - а (у, 2 пХ).
(5)
и*» тт и**»
ми * и
эксп
и аэксп(у, 2пХ):
аэксп(у, 2пХ) = аэксп(у, хп) - аэксп(у, жп), (6)
эксп эксп эксп
а (у, пХ) = а (у, sn) - а (у, 2 пХ) =
эксп эксп
= а (у, хп) - 2а (у, 2пХ).
(7)
В КМА-экспериментах (Национальная Ли-верморская лаборатория США [10], Центр ядерных исследований, Саклэ, Франция [11]) измерения проводились в 3 этапа:
1) измерялся выход 7 + (Е) (4) реакции под
суммарным действием фотонов от аннигиляции позитронов и их тормозного у-излучения;
2) измерялся выход У (Е) (4) реакции под действием фотонов только от тормозного у-излуче-ния электронов;
3) результатом являлась (после соответствующ
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.