Экспериментальное исследование фотоядерных реакций в области промежуточных энергий тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

РГ6 од

/ 3 МАЯ 1393

ереванский физическии институт

на правах рукописи

Демехина Нина Александровна

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ФОТОЯДЕРНЫХ РЕАКЦИИ В ОБЛАСТИ ПРОНЕХУТОЧНЫХ ЭНЕРГИИ

Специальность 01.04.16 - Физика ядра и элементарных ч • ~тиц

Диссертация в Форме научного доклада на соискание ученой степени доктора Физико-натена-тических наук

ереван - 1993

Рскхла шолнена и Ереванском физическом институте

инициальные оппонента:

доктор Физ. - мат. наук б. б. говорков

Физический институт т. п. к Лебедева ан рф

доктор Физ. - мат. наук 3. В чубарян Ереванский Государственный Университет

доотор физ. - мат. наук К. Ш. Егиян Ереванский Физический институт

Ведущая организация - Харьковский Физико-технический

специализированного совета Я еда. оз. 01 по заните докчорских диссертаций при Ереванском физическом институте по адресу: 375036 Ереван ул. Братьев Алиханян г. Дон Учешх ерфи

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке егфи.

институт Республики Украина

1993 г. на заседании

1993г.

Учеий секретарь специализированного совета кандидат физ. - мат, наук

а А. вахбазян

ОГЛАВЛЕНИЕ

ВВЕДЕНИЕ 4

1. НЕКОГЕРЕНТНОЕ РОЖДЕНИЕ ЧАСТИЦ НА ЯДРАХ

1.1 Нодель Глаубера б

1. 2 Иодель донипаптпости векторных незонов 9

1. 3 Некоторые вопросы скейлинга 10 4

1.4 Нетоды измерения 11

1.5 Фоторогдение одиночных ЗГ-- незонов на ядрах при 16 энергиях 2 и 3 ГэВ

1.6 Итслюзивпое Фотороядение протонов и незолов 19 на ядрах при энергии 4. 38 ГэВ.

1.6.1 Нассовая зависимость 19

1.6.2 Распределения одночастичных инклюзивных спектров 21

1. 6. 3 Отношение сечений образования - незонов 24

2. РАСПАД ВОЗБУЖДЕННОЙ ЯДЕРНОЙ СИСТЕНЫ

2.1 Нодельное описание 25

2.2 Нетоды изнерения 28

2. 2. 1 Регистрация осколков деления 28 2. 2. 2 Регистрация продуктов расшепления 28 2. 2. 3 Регистрация продуктов фрагнентации 30

2. 3 Фоторасщепление

2. 3. 1 Поперечные сечения 30

2. 3. 2' Зарядовые распределения 34

2. 3. 3 Нассовый выход 41

2. 3. 4 Киненатические характеристики 43

2. 3. 5 Аппроксинация выходов и сечений 49 2.4 фотоделение

2. 4. 1 Выходы и сечения 53

2. 4. 2 Анизотропия углового распределения 55

2. 5 фотофрагнентация -В

Заключение 62

Выводы 63

Литература 65

Прилохение: список работ соискателя, вошедших в диссертацию.

ВВЕДЕНИЕ

Экспериментальные исследования в области высокоэнергетичных ядерных реакций в последние года стимулировались развитием теоретической физики, выдвинувшей ряд моделей и гипотез, касающихся природы взаимодействия падающих частиц с нуклонами с одной стороны и структуры нуклонов и ядер - с другой, к их числу можно отнести модель Глаубера, представляющую приложение теории многократного диффракционного рассеяния к процессам рассеяния и рождения частиц в ядре и-з], кварк-партонные модели, исследующие структуру нуклонов, их распределение и взаимодействие в ядре [4-ьз, скейлинговые гипотезы, постулирующие фундаментальные закономерности высокоэнергетичных ядерных реакций сг-щ, модели адронизации фотонных взаимодействий с 123 и т.д.

Повышенный интерес к высоким энергиям, очевидно, обусловлен сравнительно более простым описанием ядерных реакций в этой области.

Промежуточные энергии (порядка нескольких ГэВ> занимают особое положение: традицион®.а представление ядерных реакций, принятое в области низких энергий, становится неприменимым в полной мере, а выполнение предсказаний высокоэнергетичных моделей в той или иной степени требует экспериментального подтверждения . .

Фотоядерные взаимодействия могут рассматриваться как наиболее эффективный способ изучения различных процессов, протекающих в ядерной материи. В отличие от нуклонов, фотоны представляются точечеными бесструктурными частицами, взаимодействующими, в основном, электромагнитным способом (адронный характер мояэт проявиться, согласно модели доминантности векторных мезонов, лкзь выше порога образования тяжелых мезонов). При высоких энергиях фотон чувствует кварки, но не глюоны, что также облегчает интерпретации экспериментальных данных.

Изучение процессов фотоядерного взаимодействия включает два практически независимых направления исследования. Одно направ-.езнеэ относится к исследованию свойств злзментарных частиц, вкгзчая рассеяние и поглощение падающих фотонов и образующихся Еэстебаяьных резонансных состояний. Ядро в таких процессах -

нукл ■ 4, -1 мнтэрия, для представления которой применяютя традиционные статические модели. Основные задачи изучение полных сечений взаимодействия частиц и резонансов с нуклонами, знание которых необходимо ляя проверки различных моделей и схем симметрии, определение отношений .реальных и мнимых частей амплитуд рассеяния с далью проверки дисперсионных соотношений и полюсной модели Рэдже, проверка предсказаний модели доминантности векторных мезонов, изучение кварк-партонной структуры взаимодействующих нуклонов и т.д.

Другое направление - исследование продолжения ядерного процесса, сопровождающегося образованием возбужденной ядерной системы и распадом ее в завершении цепочки реакции. Таким способом прослеживается весь ход ядерной реакции. Основные задачи в этой области состоят в изучении механизма передачи энергии ядру,проверки моделей прямого двухчастичного и коллективного взаимодействий, кластеризации нуклонов,исследовании динамики ядерных распадов, уточнения параметров используемых статических моделей и т.д.

Учитывая сложность и многогранность протекающих процессов, изучение их требует проведения комплексных исследований различных мод распада, среди которых основными являются расщепление, деление, фрагментация.

Результаты этих работ представляют особый интерес как для теоретической,так и для прикладной физики-

Диссертация представляет цикл экспериментальных работ по изучению фотоядерных процэссов в области промежуточных энергий (максимальная энергия фотонов составляла з ГэВ). Приведенные данные содержат:

- дифференциальные сечения некогерентного фоторождения одиночных т-мезонсв на ядрах: 9ве,12с,27А1, натси, натАд, 2в8рь, сн2; • ^ дифференциальные сечения некогерентного инклюзивного фоторож-

17 27 пот поф 2**8

дения протонов И п-мезонов на ядрах: с, А1,па'Си,11а1Ад, Г РЬ;

- выхода и сечения реакций фоторасщепления легких и средаз-тя— желых элементов: 12с,37д 1,гпя1,32б,натс 1,3 V 4ИСа "Ч 5'мп,

НЭТСи,73ЫЬ,НЭТАд,181Та!

235 238 п32 209

-•выхода и сечения реакция фотоделения и,, и,*7 ть9 ы9

177. 181т Аи, Та;

- выходы реакций фотофрагментации 27А1 ,натги,Л:| '"^ли!

- пространственные распределения продуктов деления, расщепления и фрагментации:

- зарядовые, массовые и энергетические характеристики образующихся ядер-

Поду^энгаэ данные в большинстве случаев представляли единственный в своей области экспериментальный материал к моменту проведения измерений и публикации результатов.

Измерения проводились на фотонных пучках тормозного и квазимонохроматического излучений Ереванского синхротр.гна. Метода регистрации определялись условиями эксперимента и свойствами исследуемых продуктов реакций:

- регистрация протонов и п -мезонов с выделением угла вылета и импульса проводилась с использованием магнитного спектрометра и системы сцинтилляционных счетчиков;

- осколки фстоделения фиксировались в твердотельных слюдяных детекторах;

- продукты фоторасщепления идентифицировались по наведенной активности в мишенях и улавливающих фольгах, для регистрации которой использовалась спектрометрическая установка, содержащая многоканальную анализирующую систему;

- легкие ядра-фрагменты регистрировались в газонаполненной проекционная камере, действующей на основе анализа Брэгговской кривой ионизационных потерь.

Анализ полученных данных проводился с привлечением различных модельных представлений. Для описания процессов некогерентного фоторождэния п-мезонов на ядрах использовалась модель Глаубера си. полученные результаты сравнивались с предсказаниями модели доминантности векторных мезонов <МДВМ> в промежуточной области энергии сз,13,143. Процесс распада возбужденной ядерной системы рассматривался в рамках двухступенчатого представления ядерной реакции, и в наиболее распостраненном варианте такой интерпретации каскадно-испарительной модели <КИ>

115,16].

Модификация этой модели с учетом фрагментационных процессов (КФИ) рассматривалась при анализе выходов реакций фотофрагментации [17 5. Оценки выходов некоторых реакция были получены нами

с использованием аппроксимирующих функций ив, 191.

1. Некогерентное рождение частиц на ядрах

;.! Модель Глаубера

Предложенный Глаубером метод расчета сечения некогерентного рассеяния на ядрах представляет приложений к ядерным процессам известной р^пге модели многократного диффракцианного рассеяния сп- В рамках рассмотренного приближения рассеяние частиц на ядре связывается с аналогичным процессом на нуклоне-

"ч*1*"' (1 +д 1+А') = . I >и{ , . I.-)

кд-^А' « »»

где эффективное число нуклонов,дающих вклал в ;еакшвд.Относительно фотонуклонного взаимодействия определенные предположения делаются ниже в рамках МДВМ. Расчет сечения птпводитсн на основе следующих предположений:

а- Импульс налетающей частицы р= достаточно велик. нэспльк" что доша волны много меньше радиуса взаимол?яст-рия с нукл" ном. Предполагается, что импульс, пере данный ядру, мял А р.-р • • 1.

б. Ядро рассматривается как совокупность независимых ччсгш и так как V - 1 (где - скорость нуклона в ядре, а «скорость налетающей частицы), то при столкновении нуклоны м-чпю рассма ривать покоящимися, а налетающая частица видит «д* тзмсрсиеяныки•

в. Характер столкновения налетающих частиц с ядром такой же, как и Д1Я свободных частиц.

г. При прохождении быстрой частицы через ядро фаза."риобретенная волновой Функцией, представляет сумму фаз от рассеагия на отдельных нуклонах (выполняется правило аддитивности ф—

Выделяются две области взаимодействия, от.тат<" .»ощгеся в--личиной передаваемых импульсов: когерентная облает? в "от' ■ состояние ядра суарственно не меняется, передан«.' знерт • \ и невозможно гыделить. нуклон, на котором про иг? '¿/о ^в^нрр.

(все'ядро участвует в процессе когерентно); некогср\- гная об ласть, в которой переданная энергия достаточно сс.така, возможно

выделение нуклона, на котором произошло столкновение, поэтому полное сечение процесса представляет нвкогерентную сумму на отдельных нуклонах. В ряда работ 12.24-221 предложенный метод оыл применен к процессам рождения частиц, в частности, фоторождения частиц на ядрах при высоких энергиях.

Так как в настоящая работе рассматриваются процессы некого-рентного фоторождения протонов и п -мезонов на ядрах, нами использовалась модель Глаубера-Мзрголиса 1 21. описывающая ядерные реакции в резонансной области энергий.

Эффективное сечение процэсса 11.2» имеет вид:

Ьа

----- (1+А 2+А) = Г 1 ( р . р., I (1.;.1

гЮ 1 } fi

где р1и р2 - импульсы частиц 1 и 2. ^ -амплитуда рассеяния

частйиы 2 на л-ом нуклоне ядра, в результате чего ядро переходит из начального состояния 1 в конечное состояние 1. Матричный зле мент имеет вид :

2п

(1.4)

где и* и и^ - волновые функции начального и конечного' состояния ядра мишэни. ь - прицельный параметр. ^<1 = 1.2----д>- координаты нуклонов. 1=1...а>-проекции нуклонов на плоскость.перпендикулярную к направлению р. г'(ь,-^. . .«¡^1 - функция "профиля", описывающая процесс рождения частицы 2 на ядре и возможные упругие иерерассеяния частиц 1 и 2. Обычно для сравнения с экспериментальными данными в теоретических расчетах проводится суммирование по всем конечным состояниям ядра (выполнение "условия полноты"» и для нахождения дифференциального сечения сказывается достаточным знание квадрата модуля волновой' функции начального состояния ядра, а та юно характеристики элементарных провесов рождения и упругого рассеяния. Если пренебречь корреляциями нуклонов в ядре, то квадрат модуля волновой функции основного состояния ядра можно, записать в виде произведения одночастичных

СИСТ. ¡!.'!йй ПЛОТНОСТИ ЯДрЭ 11-31:

VI.....= П П.5)

1 = 1

В качестве формы распределения ядерной материи обычно используется функция Вудс-Саксона-.

' -I

Р„С>= РмЮ)С1+ехр(------П , (1.6)

ам

где ам - талина поверхностного слоя распределения нуклонов.(Если обозначить через I расстояние,, на котором плотность падает от • чек до 1и% относительно плотности в центре ядра, то I = (41пЗ)а,

- радиус плотности распределения нуклонов, который соответствует убыванию плотности вдвое относительно значения в центре.-.

г? = с • а1'3 , (1.7)

N N

где коэффициенты См определяются экспериментально-В рамках модели Глаубера-Марголиса сг,3,201 с помощью выражения (1.4) были получены выражения душ оценок эффективного числа протонов , используемых нами ниже.

1.2. Модель доминантности векторных мезонов

Существуют две противоположные точки зрения на характер взаимодействия фотонов с ядром:

1. Сечение поглощений фотонов на нуклонах мало 12а мкбн., свободный пробег в ядре велик 7501^ полное сечение пропорционально А.Однако, в случае фоторождения мезонов, выход последних из ядра затруднен из-за эффекта поглощения и наблюдается,в основном, вклад нуклонов задней поверхности ядра ("поверхностный эффект") [2из.

2. Взаимодействие с ядорной материей протекает путем конвертирования фотонов в линейную комбинацию векторных сезонов, например» ш, р и?> - мезоны (модель доминантности г-кторных мозо ш}в-МДВМ> .при этом амплитуду процесса можно проставить в виде-.

Vna

f + A < P )= Г - f^V + A — 6) > r,.E1

v * •/

Vr-(

где ^ - постоянная тонкой структуры. - - K'jhcthh l-э . харзктори

зующая связь векторного мезона с фотоном. В эт<*у слу-не рождение п -мезонов будет происходить на нуклонах,растя*>я*>ш:ых ii" ко.чьае-вои поверхности ядра с кольцевой аффект->. т.е. в <-ечснио процесс.» да«!т вклад только большие значения прицельных п-1рзглг}»>в.Тдк-'Г<.-типа двухступенчатый продасс доминирует в области ы с л'.лх оне; гий 2в гсВ при рассмотрении (.-, <•• и *> доминантно:-¡и- г; п. -Учи тывая, что пробег сильновззимодействующих векторкых Mtv-rü >в ~ ядре 3f, можно предположить,что, начиная с Hwmjyx и/

проявления адронных свойств фотонов привод?г к ул-я.аонк»! аффнк тивного числа взаимодействующих нуклонов', нричеул-х'ркь .уменьшения определяется степенью выполнения МДВМ. в р-лг т п- 1-робно рассмотрены вклады р,<>< - мезонов ¡пзраменрь эгих век торных состояний, зависящие от энергии, реалистически модели ядер, корреляции нуклонов гз,1зз. для сраиненй.-< с зке-перимон тальными данными вводится эффективное число иук.Л1-Н"М

'7 (г, А) tot

ЧЭ«Г --------------------------------------------------------------:

. Z v. ,.<? ,Р) + (A-Z) а ,(} .111 tot ■ tot

где а, г, а-? - число нуклонов,протонов и нейтронов cooi ветственно и •>,„»<» .г>> »"to, О . »*-n<.uauie -.-ечойин ij.->r-

обрязования адронов на ядро, протоне и нейтроне. Ряд ь im

сматривают возможность превращения фотонов в совокупен • •• им; торных мезегоь вдали от мишони. затем происходи; в-тим ^оисгви» их с нуклонами ядра. В некоторых работах .учигыв вкл.-у*; б" лее тяжелых некторных состояний. В общем еиуччо Лщгнн«»» век торная модель постулир>уе г существование босконе'- л-. г-- ряд:-) векторных мезонов.

Обычно, при ¡доведении расчетов учитывался члеш, связан ¡и л с ¡1р>ямым фоторождением на нуклонах с одьоступенччшр ^мщчч-» и член, определяющий вклада с. <•• и *• - мозон"в '.двухсчупонч i: it

прсцггг> р,:д предтос-юпию М.ЛВМ иогут быть прок^епь; * г^иактг.-« •$.»р>р»«УГИИЯ ИССДОДОГИНИЯ. проврдянныо П Настоящей Р'Ч

i'Wrcv СГЧП/.Ш lOff i;0,':'j0 Проверку ВК.Пад.1 КДПМ В ОбЛ'КТИ пнергий и.иотлмпют «JvTnij. .в " к * ГлВ-

;^кпгпрне рогфГ|:ы екойлингу

В рчботс прдедодячся rum» резу чьтагы исслодовзия инклюзивно го фоторождения протонов и «^мезонов на ядрах- Анализ экспери ментальных длимых я таких процессах проводится с привлечением для oiMcnH»; шдорочпого импульса вылетающей частицы, р и феяи-м'шовской млевттбной переменной - =Р|* где р^-

прюдольныя импульса s - квадрат полной энергии в С'М При рассмотрении обычно выделяют области фрагментации мишеги ( г и > пучка «-- о и промежуточную центральную область (. ~ эь Такое пртедстааленке, принятое в адрон-адронных процессах, носит приближенный характер при обсуждении ядерных реакций, т.к. предполагает взаимодействие с отдельным нуклоном. При рассмотрении поведения инвариантных сечений в области высоких энергий обычно привлекается гипотеза скеялинга, введенная Фейманом с, inj. cor ласно которой в пределе асиптотически высоких энергий поперечное сечение процесса можяг быть представлено в виде-.

г (р^ ^ F (рх,к) (1.10)

S-» да

Эвквивалентно этой гипотезе рассматриваются также концепции предельной фрагментации и факторизации с 103, в рамках которых распределения частиц определенного типа в области фрагментации пучка или мишени с ростом энергии налетающих частиц должны стремиться к предельному значению, не зависящему от свойств мишени и пучка соответственно.

В ряде работ в качестве критерия выполнения скейлинга' рассматривается инвариантность различных распределений к сортгу, энергии налетающих частиц и свойствам мишени. Гипотеза скейлинга" экспериментально-исследовалась в инклюзивных адронных процессах в "Области 12-70 Гэв/c г243,а тэкш в фОТОНуКЛГ.'ШЫХ pf -ЮП'ЯХ пр>и энергиях до 1в гэВ с22,-25-273.Опубликованы ряд исследовании эк-

спериментального и теоретического характера инклюзивных ядерных реакций - 313.

В последнее время появился ряд указаний о проямении скей линговых характеристик при относительно низких энергиях (нескольких ГзВ: - "ранний скейлинг" сгвз.В связи с этим представляет интерес, исследование этого процесса в фотоядорнок взаимодей-стувии. Обгяснение феномена скейлинга проводится в рамках ряда моделей. В частности, в кварк-партонной модели [2"?з это явление, связывают с внутренней структурой падающих частиц и мишени.а также пространственно-временной картиной формирования взаимодействия. Авторы сгчз предсказывают независимость нормированного сечения инклюзивных реакций от свойств мишени и пучка в центральной области. Согласно Вэдае-Мюллеровской теории с303 выполнение скейлинга предполагает равенство сечений рождения частиц и античастиц ( л+/ п~).

Большое внимание в исследовании инклюзивных процессов уделяется массовой зависимости инвариантных сечений,измеренных в различных кинематических условиях с6,73.

1.4. методы измерения.

Выходы одиночных " -мезонов в условиях двухчастичной реакции измерялись на ядрах н(сн2-с),ве,с,А1,си,Ад и рь при энергиях Е=г.в5 и'2."5 ГэВ И I <: | = 0,3 и и,эа (ГзВ/с)2. регистрация импульсов п-мезонов проводилась в магнитном спектрометре с использованием сцинтиляционной годоскопической системы с32-34з.

Магнитный спектрометр длиной 19 м состоял из квадрупольных линз типа МЛ-1б (^и 1_2 на рис.1), отклоняющего магнита СП-12 <М) и соответствующей измерительной аппаратуры, расположенных на поворотной платформе.Спектрометр был установлен в положение 1б°1б- относительно фотонного пучка. Контрольные измерения показали, что электроны практически отсутствуют << 1.3%) в фотонном пучке. Отделение п-мезонов от протонов и К-мезонов проводилось с помощью газового черенковского порогового счетчика (С), запол-, ненного фреоном-13 под давлением ь атм..разрешение счетчика составляло ър/р =2 1и~3.Мезонный "мастерный" сигнал, сформированный совпадением импульсов от в1,52,53,54,с «с временным разрешением

2т"24цс! открывал многоканальную систему "ворот" для пропускания сигналов от сцинтилляционных годоскопов , б2, о,, юлх р о использовались для определения импульсов частиц, общее коллчество счетчиков в годоскопах составляло за шт.

Эффектиглости всех счетчиков, измеренные с помс::;ьк> пучка мо-ноэнергетичных электронов с энергией 2.5 ГэВ, состарили 97 дяя г'одоскопических счетчиков, те •/. доя триггерных счетчиков и 99 г. для газового черепковского счетчика. Логическая электронная схема позволяла проводить одновременно регистрацию истинных и случайных совпадении в каналах я 5253гз4 и ^з-^з^с. Таким образом, осуществлялся контроль в течение всего эксперимента эффективности черенковского счетчика,отношения выходов и-мезгчгв и протонов (м„-'мр, "з, 1 87а,в4с) и максимально допустимую интен-

сивность пучка, при которой случайные совпадения составляли не более 5 % ссредняя интенсивность цучка не гдювыпгала 1с9 »И.кв. /о.

Импульс т-мезонов определялся при помощи годгскопической системы, которая в первом приближении! обеспечивала точность а после внесения поправок на положение и размеру мкхени окончательная средснеквадратичная точность измерения составила !.-•'/. <ошибка в измерениях зависела от ширины годоскопических счетчиков и мишени, а также многократного рассеяния мезонов в матери але мишени, сцинтилляторов и черенковского счетчика. Для уменьшения этих еффектов по всему тракту магнитного спектрометра бы.га установлены полиэтиленовые мешки, запо.шенные гелием.

Характеристики магнитного спектрометра рассчитывались ча ЭВМ по топографии магнитного поля в линзах I. , и маггите И, ха рактеристики отдельных магнитных элементов определялись "методом натянутого проводника с током", а также калиброзались на пучке моноэнергетических электронов с др/р = - Результаты расчета и измерений среднего импульса ро. на который производилась нас тройка спектрометра, согласовались в пределах точности гекерений < 2% ). Импульсный аксептанс спектрометра составлял иЛо сзг].

Контроль двухчастичной реакции проводился путем согласования экспериментальной.кривой выхода одиночных п-пезонов с расчетными данными. Результаты измерений для максимальной энергтл фотонгл 2.95 ГэВ приведены на рис.2. Кривая снималась при нас; г-

Рис. 1 Схена эксперимента.

Чцта*-2.95('эё Ш ' 0,58 (Гэб/с) 2

& ч,

Рл.Гэб/с

Рис. £ Выход одиночных незонов. пунктирная линия - граница рабочей области; сплошная кривая-расчет методом Нон-те-Карло.

иъ тт Щ,(Ы/с)г

Рис. 3 Зависимость г>ср<р от (и для Ве. С.Л1. Си, Ле, РЪ. Кривые проведены через экспериментальные точки.

ках спектрометра на средние импульсы: 2.56 и 2.27 гзВ Сплошная кривая, неуходящая в пунктирную, рассчитывала ь методом Монте-Карло. Расчеты проводились с учетом аксептанса спектрометра, фермиевского импульсного распределения нуклонов з ядре с ргел„ ^230 МэВ-'с, размеров мишени 2.2 2.2 см~(о.1 рпд.ед.) .дифференциального эффективного сечения рождения г,-мезонов н. протоне, формы тормозного спектра при Е =2.75 ГзВ. Форма тормозного спектра, измеренная парным спектрометром при ржрга&мюя способности дЕ'Е -1.2 согласовалась с расчетной кривой. Методом Мочте-Kafwo рассчитываюсь несколько вариантов выходов "-уезок^в при различных значениях Е , и р , ячилучщее согла«*? о эксперт-"ентальными Rimv.-:'A (рис.2) было получено дщ* Е. . - -.^э Гай.рл • ГлВ-'с, гчт, сальная пунктирная линия отмечает границу об-.таг—: двухч.аст;.- .:.>« рзакцип, в которой эксгаримгшт.яльяке данные согласуются с расчетом. Эта область определяла'.-:- в гячетве рабочей путем настройки спектрометра на р0--- 2.-=.б (i.n ГэВ-'с при - (2.S5! ГзВ. Контроль правильности выбора области двухчастичной реакции проводился путем повторных измерений г,^ для нескольких ядер при ETiii„=2.s ГэВ без нарушения кинематических условий измерений, полученное согласие с данными при F * 2.V5 ГзВ подтверждало правильность выбора. Крлмо того, нами измерялось эффекткзное сечение фоторокдения ^-мез-нов на водороде <сн„-с) соответственно при Е - 2.95 и 2.05 ГэВ и настройке спектрометра на па = 2.54 и i.b ГэВ/с. Полученные результаты хорошо совпали с известными в литературе данными - Dtk измерения позволили тагсже контролировать правильность опенки ,аксептанса спектрометра, выбор значений энергии Е и среявегг импульса рс-Из проведенных расчетов были получены рэспределс.нкя рргистриру емых событий по Е и t при Е = 2.<75(2.05! ГзВ и среднем импу.;( се 2.56С1.В! ГэВ/с, согласно которым спектромето бы.- настроен на-регистрацию т-мезонов при энерпта фотонов Е =2.^5 - г-.пт (2,со -0.045) ГзВ И It [=0.58-0.0^(0.3-0.017! !ГзВ/С)Г дИ.К" ^НЦИаЛЫК'е эффективное сечение фоторождения п-мезсяов на юд:; де оценивалось из выражения:

^ = 0.Ч5 fFNq^ -^чрп^ , -ID

где N - число зарегистрированных п -мезонов. Г; - число аффективных квантов по квантомеру Вильсона, коэффициент в.9-5 пщюдсляет ся по кривой тормозного спектра вблизи его верхней граничу, ^ -коэффициент, учитывающий поглощение дата квчшчш в миссии и по пути до квактометра <«~1/,е.<?з), г - коэффициент. учитывающий потери »»-мезонов из-за распада и ядерного поглощения и--о. ¿г;, г эффективность регистрации п-мезонов счетчиками, формирующими "мастерный" сигнал ( г =0.9), N - количестви ядер мишени на юи.Числевнсо значение выражения < 1 /Е ><аЕ /;<|рпь рэссчиты • валось по программе Монте-Карло. (

В инклюзивных процессах измерения выходов протонсв и -мезонов На ЯДраХ С, А1, Си, Ад и рь ¡троводались с помощью магнитного спектрометра при настройке его на углы регистрации в диапазоне 1ба1б'-38°, в области импульсов 1.07-Г.5 ГэВ/с •

Табл.1

в Р (ГэВ/С) Рх (ГэВ/с> Р11 (ГэВ/с) Р

16°16- 2,5 0.7 2.4 И.45 0. '27

16°16- 1 .78 0.5 1 .72 0.3? 0.ОВ

16°16- 1 .37 0.3 1 .03 0. 19 - 0. 1В

1 .ЬЬ 0.7 1 .49 0. 18 - 0.070

38° 1 .14 0.7 0.9 - 0.0^6, - 0.41

Точность определения углов составляла ь ю-3 рад. .импульса з.•/.. В области имцульсов больших 1.7 ГэВ/с т-мезоны от .'.'ротонов отделялись газовым пороговым черенковским счетчиком, при меньших значениях импульсов разделение проводилось с использованием время-пролетной методики. Измерения показали, что примесь электронов во всей указанной выше кинематической области была меньше г/.. Кинематические характеристики регистрируемых в инклкзйвйых-реак-циях продуктов приведены в табл.1.

Выделение энергии фотонов проводилось путем вычитывания результатов двух серии измерений при максимальных значениях энергий тормозного спектра 4.6а и з.вв ГзВ, фиксированном угле настройки и среднем .импульсе спектрометра. Полученные выходы соответствовали средней энергии квантов Еу= 4.28 - и.4 ГэВ с незна-

1ь

начительным вкладом фотонов более низких энергия. Для контроля надежности результатов в течение всего эксперимента измерения при фиксированных кинематических параметрах проводились при циклических шрестаяовках милю ней. Полученные таким споабом выходы согласовались между собой в пределах статистической точности.

1.5. Фоторождение одиночных п'мезонов но ядрах при энергиях 2 и з ГзВ

Дифференциальные сечения фоторождения п-мезонов на ядрах и водороде, рассчитанные нами с помощью выражения ti.ii). приведены в табл.2 [з?,зб1. Эти данные использовались дяя определения в рамках соотношения (1.9). Ошибки, приведенные в табл.2, включают статистическую точность измерений и погрешнлсти возникающие при расчете методом Монте-Карло эффективности регистрации частиц в магнитном спектрометре.

Эффективное число протонов, участвующих в реакции согласно МДВМ должно зависеть от полного сечения взаимодействия векторных мезонов с нуклонами и энергии налетающих фотонов. Например, в случае справедливости модели <в предположении <*> и ¿-доминантности) ожидается уменьшение гэффД*я РЬ в интервале энергий фотонов от з до га ГэВ более чем в два раза [2,13].

Исследования энергетической зависимости г^ в реакциях фоторождения п-мезонов на различных ядрах проводились дяя энергий в и 16 ГэВ при и.в1 < ь < и.43 (ГэВ/с)2 с223. В области высоких энергий справедливость МДВМ подтверждалась в экспериментах по исследованию полного сечения поглощения фотонов на ядрах при энергиях 4-1в ГэВ, а также полного сечения фото-адронного поглощения на протонах при энергии 12-зи ГэВ сгз]. с другой стороны в реакции одиночного фоторождения мезонов, г * А в области

энергий от 3.2 до в.а ГэВ эффективные числа нуклонов оказались независящими от энергии.

Табл.2

Эффективные сечения и значения в реакциях фото-

ровдения одиночных п-мезонов.

^ 2 — (|[А— СМКб/(ГЭВ/С) 1 Л 2 Э<р<р. Е-г. 65 Гэв <.=-0. 58(ГЭЕ'С)2 2Э Ср<р. Е--2.0 ГэВ З1гэв/с?

ядра Е=2. 85 гэв г = -0. 58(ГЭВ/С) Е=2. 05 ГЭВ 1=-0. 3(ГЭВ/С)

эксперт расч. эксперим. расч.

Н-(СН -С) 1. 43*0. 12 6. 95+0. 63

ве 4. 09+0. £6 2. 86+0. 3 3.4

с 5. 72+0. 32 22. 2+1. 52 4. 0+0. 4 4. 33 3. 2+0. 44 4.4

А1 9. 72+0. 6 36. 2+2. 85 б. 6+0. 7 8.22 5. 2+0. 75

си 21. 3+1. 35 71.5+6.0 14.9+1. 55 14.8 10. 3+1. 5 14. 3

Аа 31. 2+2. 4 21. 8+2. 5 20.4

РЬ 41. 5+3. 5 150+17. 5 29. 0+3. 4 29.7 21.6+3.6 28.4

Результаты, полученные нами, приведены на рис.з вместе с данными с223. Как видно, во всей представленной области энергий 2 до 16 ГзВ кривые демонстрируют общий энергетический ход, указывая на отсутствие ожидаемой по МДВМ зависимости.

можно предположить, что это противоречие является следствием неполного вклада векторных мезонов в полное сечение поглощения, что практически означает нарушение соотоношения а.в>. Однако не исключается и возможность участия в процессе более тяжелых векторных мезонов (например р'-мезон), на что указывают авторы

с133-

теоретические оценки г .^проводились наш в рамках модели Глаубера-Марголиса 12,13,203 с учетом двукратного некогерентного перерассеяния п-мезонов и вклада от фоторождения промежуточных

1В

р-мезонов. Для расчета г0ффПри средней энергии фотоно 2.85 и 2

ГэВ использовалось выражение изо]:

2 а

W А ""tot а+а12

где ^-полное сечение взаимодействия п или р-мезона с нуклонами, а(а12)-наклон кривой дифференциального сечения процесса р+р-р+р (г+р-п+п), - парциальная доля упругого рассеяния п

или р-мезонов на нуклоне. Численные значения величин n (а.и.оо и n (а,<7), представляющие "эффективные нуклонные числа- и характеризующие вероятность п - кратного столкновения в ядре,взяты

из 121.

Для численных расчетов выбирались следующие значения параметров: мбн, а=апп=ар(;3=7(ГэВ/с), а12=аггг=2.55<ГэВ/с)

На рис.1 приведены вычисленные значения гзфф> как видно, общий характер изменения г^от А ядра одинаков при еу= 2.es и 2ГэВ в теоретических расчетах и экспериментальных данных. Зави-

2/з

симость, близкая к а ожидается из-за наличия теневых эффектов в ядре. В случае Ег=2.вз ГэВ и lt| =и.5в (ГэВ/с)2 экспериментальные данные удоволетворительно согласуются с расчетными. Расхождение при более низких значениях Е и t можно об:ясншъ, го-видимому, тем, что в форму.® (i.iz> не учтены корреляции, существенные при малых |t| [22]. Известно, что в случае некогерентного фоторождения п-мезона учет корреляций, может привести к уменьшению г^на величину порядка добавки от двукратных гтере-рассеяний сзз. с другой стороны, авторы сз7] показали, что в случае некогерентного рассеяния этот эффект мал и не об:ясняет наблюдаемого расхождения при |ti=a.3 (ГэВ/с)2- Причиной расхождения может быть и уменьшение числа конечных состояний ядра, что может привести к нарушению условия полноты, или влияние принципа Паули, приводящее к подавлению дифференциальных сечений при малых Itl Г 1,22].

Интересно отметить, что используемая модель некогерентного фоторовдэния гс-мезонов на ядрах согласуется с экспериментом при значениях ttt=0,45(raB/'c)2 ез7].

1.6. Инклюзивное фоторождение протонов и ^-мезонов на ядрах при энергии 4.28 ГэВ

1.6.1. Массовая зависимость инклюзивных сечений

Результаты измерений выходов протонов и п±-незгнов в инклюзивных процессах на ядрах использовались для расчета инвариантных дифференциальных сечений в форме г = <Е/р2)е3ст/с1р2с1о, а также нормированных сечений в виде f = р/о1о4»где г\оЬ- полное сечение взаимодействия фотонов с ядром. Анализ полученных данных проводился с целью•исследования массовой зависимости инклюзивных сечений, а также проверки выполнения скейлинговых условий в фотоядерных процессах сзаз.

Полученные данные позволили исследовать массовую зависимость сечений в виде к Ап в массовой области 12 - 207 а-е-м. (табл.з) .Параметры кип определялись методом наименьших квадратов.Из приведенных результатов можно сделать слсдушще вывода-.

а. величина параметра п для различных продольных импульсов при фиксированном значении поперечного импульса <р_]_ = 0.7 ГэВ/с) для протонов близка к единице .в области = 0.7-1.49 ГэВ/с, а при Рц = 2.4 ГэВ/с, П = 0.77 ± 0.04;

б- для г.-мезонов величина п равна е.75 в интервале р^ = о.1?-: 2.4 ГэВ/С5

в. при фиксированном угле вылета 1б°1б- для р^ = 0.3-0.7 ГэВ/с величина п. для мезонов постоянна в пределах ошибок, для протонов заметен некоторый рост при о.з ГэВ/с. но ошибки при этом велики.

Массовая зависимость <АП) инклюзивных сдаюров исследовалась в широкой области энергий падающих адронов и в различных кинематических условиях регистрации продуктов Сб,7,37-413. Как показал анализ, параметр п является функцией сорта и.импульса детектируемых частиц. Рост величины п с уменьшением продольного импульса отмечали авторы в сз9з при исследовани инклюзивных реакций под действием протонов. Для об:яснения этого эффекта учитывался вклад процессов неупругого рассеяния (каскадирования ) образующихся частиц, убывающий с ростом р;/и приводящий к обогащению низкоимпульсной компоненты вылетающих продуктов-

2э/рФ

ю-

Ef-ггэВ

РИС.4 Зависимость Z^cpcp. от А. Линии - расчет по Формуле '(U2).

° -/6" Р.'ОЗ

л

(5

l'5 I и

I<'■

I цч

J Vl

II

§ а И

BS Ц

01

* *

*

t *

JH

t 4

jL

Ss

я

I

UV I» 05 06 07 OS 03 f.S **

Рис. 5 Зависимость инвариантного сечения от к; заштрихованная область-данные [44], О - данные [281. В - наши данные .

Рис.б Зависимость нормированных инвариантных сечения от А.

Си Л$ РЬ.А

t

Сильная зависимость параметра п от величины поперечного импульса подробно исследовалась в [¿>,7,40] в области больших рх .

Аномальный характер зависимости параметра п от величины рх наблюдался и в адрон-ядерных инклюзивных реакциях типа:

р + А » лН+ X (1,13), п+ + А -» п++ X (1.14),

при энергии падающих протонов и п+-мезонов 4.з ГэВ и углах регистрации г;-мезонов 25.6°- 31.9° ЛС с29,41]. Авторы отмечали убывание параметра п с ростом поперечного импульса в области р ; 0-& ГэВ/с и последующее увеличение его вплоть до величины равной единице при более высоких значениях р -

По абсолютной величине параметр п в реакциях и.13) и <1.14) равен 0.65,что несколько ниже полученного нами значения (п = 0.71- 0.75) в приблизительно аналогичных кинематических условиях.

Подробное обсуждение механизма инклюзивного образования быстрых п-мезоков приведено в [42], где проводится анализ инклюзивного процесса, протекающего согласно предположению авторов, в несколько стадий:

-одноступенчатый вариант, в котором взаимодействие ограничивается инклюзивным процессом на отдельном нуклоне с последующим рассеянием продастов реакции в райках модели Глаубера;

-двухступенчатый <в общем случае многоступенчатый) вариант, б которой добавляются члены, учитывающие каскадирование образующиеся части; на нуклонах ядра, при этом зависиглостс. от массового числа мишени возрастает с увеличением числа членов.

Накп были получены оценки параметра п в предположении одноступенчатого процесса в рамках модели Глаубера. Характер кассовой зависимости инвариантного поперечного сечения рассчигваюи в фор:,:е (1.12; предложенной авторами [20]. в расчетах учитывались эффекты двукратного упругого рассеяния п-мезонов и протонов на нуклонах ядра.

Сравнение результатов расчета с экспериментальными данными (табл.з) показывает, что для инклюзивного рождения п-мезонов рассмотренная картина лучше согласуется с результатами измерений, чем для протонов.Более слабая массовая зависимость, которая следует из полученных нами оценок для выхода протонов,указывает на необходимость учета в (1.12) некоторых дополнительных факто-

ров.связанных с характером рассеяния протонов в адерий среде.

Табл.з

Значения параметра п в функции ( Ап ) массовой зависимости инвариантных сечений инклюзивных процессов.

р± РМ я+-мезоны расчет протоны расчет

0.7 —> .4 0 -750±0 015 0.74+0. 07 0 774±0.04 0 .67+0.07

0.7 1 .49 0 .744+0 065 0.71+0. 08 с» .974+0.036 0 .68±0.1

0.7 0 .9 0 .759+0 066 0.7.3±0. 08 0 .97 ±0.061 0 .76+0.09

0.5 1 .72 0 .754±0 0 0.7 ±0. 09 0 ■643±0.072 0 ■ 67Ю.2

0.3 1 .03 0 .785+0 оа 0.74+0. 04 0 98 ±0.12 0 .7610.17

1.6.2. Распределения одночастичных инклюзивных спектров

Распределения инклюзивных спектров по поперечному импульсу вылетающих частиц исследовались нами путем проведения сравнительного анализа с аналогичными данными из инклюзивных процессов фотонуклонного и адрон-ядерного типа. Цель анализа состояла в проверке выполнения гипотезы факторизации сечений в фотоядерных инклюзиных реакциях.

Согласно гипотезе факторизации выполнение скейлинга предполагает в области высоких энергий представление инвариантных поперечных сечений в форме:

Е/р2(а3о/ар?сЮ) -. Лр^) д ( х ) (1.15)

Нами использовалась возможность представления 1 < р,) в виде

2

стандартных функций типа е_Врх, е-Вр_1. или р"В, с пгчощью которых достигается удоволетворительная аппроксимация инвяшантных сечений в инклюзивных процессах.

Значения параметров, характеризующих спад се эний. в1' меля- • лись методом наименьших квадратов. Полученные г • .¡чениг г водятся ниже (табл.4) вместе с аналогичными данным!-- отне .;ся к реакции у+ы -» р(п)+х" при энергии фотонов <ь ГэВ ■ а также к реакциям р+а -♦ р(п)+х при энергиях 12.5 ГэВ и ал гэв

(42,43]. Для срэЕнения выбирались экспериментальные данные в близких по кинематике условиях измерения.

Табл.4

Тип аппрок. Значения параметра в ССЫЛКИ

функции протоны п -К830НЫ

4.1 4.46 4.06 ± 0 7 7.8 ± 0.6 6.85 6.28 142] 143)

О-ВР2 е 3.09 . 3 ± 0 5 8.05 ± 0.3 7.7 [25]

-в 4.07 ± 0 25 3.9 ± 0.17 4 - 4.5 [44]

Из приведенных данных видно, что полученные нами величины параметров мало отличаются от предельных значения, характеризующих скейлинг в инклюзивных реакциях при высоких энергиях.

Подобие характеристик фотоядерных и фотонуклонных процессов подтверждает предположение о одночэстичном механизме взаимодействия в исследуемой области-

Представляет интерес рассмотрение вопроса о существовании "раннего скейлинга", введенного в [28,44].

Авторы рассматривают возможность глобального представления данных по инклюзивным спектрам как на нуклонах,так и на ядрах, в универсальной форме :

Е й^/йр^ -Ир ) ч(х0) . (1.16)

X к

Используя в качестве аппроксимирующей функции ^(р^) р^6, авторы приводят для параметра В значение 4-4.5 (44]. в качестве * вводится новая скейлинговая переменная *р = 2Е*/-/&". характеризующая долю энергии.' уносимую образовавшейся частицей- Введение такого представления в анализ инклюзивных спектров дало возможность обгединить экспериментальные данные, относящиеся к большо-

му интервалу энергия падающих частиц от ь.ь ГэВ до ist> ГэВ в достаточно узкие области, для которых характерно проявление сходства в зависимости сечений от переменной xR при фиксированном значении р^. На рис.5 приводятся данные, исполъзоеэнные в [441, а также экспериментальные результаты из протон-ядьрных и пион-ядерных реакций при энергии 4.з ГэВ i2b,4ii для трех значений рх = 0.2, о.4, o.a. ГэВ/с. На рис. нанесены также результаты настоящей работы со смещением по вертикальной шкале на фактор ~ 200. Приведенные данные, относящиеся к ядерным процессам нормировались к выходу на нуклон. Определенное сходство в - характере приведенной зависимости обсуждается авторами г 28j, как проявление "раннего скеялинга" в реакциях типа <i.i3) и <i.i4). как видно, аналогичная картина наблюдается и в результатах наших измерений.

На рис-6 приведены нормированные поперечные сечения f = F/ctQtB зависимости от массового числа мишеней, в представленных данных наблюдается слабый спад f с увеличением А ядра, в остальных измерениях отмечается более сильное убывание f с увеличением А как для протонов, так и для п-мезонов. в случае ^-мезонов оно достигает фактора 2 в пределах точности 5-ю% при переходе от С до рь. На рис.6 представлены также данные,полученные без процедуры вычитывания при максимальной энергии тормозного излучения 4.68 ГэВ. в t38I рассматриваются энергетические интервалы, дающие вклад в выход-реакции при таких измереиях. Как видно, область низких энергий усиливает зависимость функции 1 от массового числа мишени. При сравнении с данными адрон-ядэрных рэанциа необходимо отметить, в них характерно постоянство или незначительное возрастание f с увеличением массового числа- Поведение функции f может быть предсказано с учетом общего характера массовой зависимости инвариантного поперечного сечения инклюзивных процессов и полного сечения фотопоглощения-Постоянстс. f в зависимости от массового числа мишени предсказывается в . ,ентрально2 области (х~о> в парггоннореджевской картине взаимод? ствия

1.6.3. Отношение сечений образование п+/п~-> юнов

Результаты настоящей работы позволяют оценит _> отнок со-чений образования гт+/п~-мезонов для выбранных к.шематкческпх ус-

ловка (табл.5). Отношения, близкие к единица. получены нами в боьшинтва расмотренных случаев, некоторое отклонение в пределах зо7. наблюдалось при рх - о.7 ГзВ/с. что соответствует малым значениям недостающих масс. Там же представлены данные 125] для фо-тонуклонных инклюзивных реакция на протонах при энергии ь ГэВ. Как видно, реализация скейлинговых условии, исходя из зарядовой симметрии модели Редаэ-Мюллэра скорее достигается в фотоядерных процэссах- Равное единица отношение сечений п+/п~-мезонов было получено в реакциях инклюзивного фоторождения на протонах при энергии падающих фотонов 18 ГзВ СзгД. Для . эксклюзивных процессов. как показывают наши измерения эта величина близка к з

[35.36].

Табл.5

Отношения сечений фоторождения п+/п~-мезонов в инклюзивных реакциях

РА X н* С А1 си АЯ РЬ

0. Т 0.45 1. 54+0. 06 Х=0. 5 1. 19+0. 1 1. гт+о. ов 1. Зб+О. 16 1. 10+0. 16 1. гз+о. г

0.7 0. 18 1. 40+0. 1 Х=0. 3 1. 12+0. И 0.98+0. 115 1. 07+0. 15 1. 29+0. 28 0. 97+0. 019

0. 5 о. зг 1. 32+0. 1 Х=0. 32 1. 06+0. 1 1. 24+0. 15 1. 11+0. 17 0. 62+0. 13 0. 95+0. 13

0. 3 0. 19 1. 12+0. 12 Х=0. 4 1.08+0. 16 1. 26+0. 23 1. 13+0. 17 0. 95+0. г 0. 75+0. 16

* [ 251

2. РАСПАД ВОЗБУНДЕННОГО ЯДЕРНОГО СОСТОЯНИЯ-

2.1. Модельное описание

Первичное взаимодействие падающих частиц с ядром.приводящее к рождению и вылету быстрых частиц и ядер, завершается образованием возбужденного ядерного состояния, распад которого определяет дальшейшее развитие процесса-

Для описания ядерных реакция обычно используется двухступенчатое представление процесса 145]. Первая быстрая стадия взаимодействия, относящаяся к прохождению падающего пучка через ядро, может быть прэдстгрузна в рамках глодали Глаубера с и или каскадной модели t15,161.

Для расчета некоторых характеристик таких как сечения рождения и рассеяния быстрых частиц, их энергетические и угловые рас- ' пределения, множественность и т.д.. практически пригодны обе модели, при этом в расчетах каскадной модели отсутствуют ряд ограничения. свойственных теории Глаубера- /

Основное различие между этими моделями заключается в том.что ■ в модели Глаубера ядро рассматривается как среда, в которой исследуется трансформация падающего пучка, включая многократные диффракционные рассеяния, когерентное и некогерентное рождение частиц, интерференционные и спиновые эффекты и т.д. При этом динамические характеристики самой ядерной системы в модели не рассматриваются -

В целом, процесс преобразования ядра в набор возбужденных состояний, характеризующихся определенным распределением по энергии, импульсу, заряду и т.д. представляется в рамках каскад-но-испарительноя <КИ> модели. Идея двухступенчатой модели предложенная Сервером 1451, широко применяется при анализе ядерных процессов в различных представлениях и модификациях.

В КИ модели быстрая каскадная стадия процесса пред .олзгается протекающей io~23-io_22c. Одним из основных условий i лменимост-.' этой модели - достаточная малость длины волны част!' . участ? -ющих во взаимодействии, по сравнению с расстоянием 'жду е- , .■- ' ядерными нуклонами ю_13см.Это ограничение опре' лет 1 предел энергии первичных частиц, .который должен с гь бол ... эс-кольких десятков МзВ (на практике сравнение с эк; ериментом показывает, что многив важные черты удоволвтворитчльно предсказы-

ваатся моделью ужэ при энергии 20-30 МзВ>.

Другое важное условие применимости модели заключается в требовании.чтобы время реализации двухчастичного внутриядерного взаимодействия было бы меньше интервала кзжду двумя последовательными столкновениями в ядро. Выполнение этих условий позволяет рассматривать каскад как совокупность статистически независимых столкновений. Основное предположение о попарном квазисвободном взаимодействии падающих частиц с нуклонами ядра <по аналогии с классическим вариантом прямого взаимодействия) позволяет использовать при описании внутриядерных каскадов характеристики взаимодействия свободных частиц. Указанные условия лежат в основе импульсного приближения, в данном случае оно предполагается справедливым не только для первичной частицы, но и для продуктов реакции- Кроме классических представлений в расчетах используются некоторые квантовые свойства рассматриваемых систем, например. принцип Паули-

Расчет каскадного процесса предполагает рассмотрение всех вариантов попадания первично;: частицу в ядро, возможные пути ее движения, разхганые типы столкновения, аналогично для всех продуктов взаимодействия- Аналитически прздетавлзнг.з такого процесса т:еет форму многомерного интеграла. в которой связь подинтег-рзлыюк функции с продзлг:.*.и очень сложна. На практике расчета ксскадпых процессов проводятся обычно путем статкстичзского мо-дхи.ровгнпя по г.зтоду ь.онто-Кэрлэ'.

Чрезвычайно вашу» роль в проведении расчетов играет выбор :-и,зраой кодэли. опредолякцзй ■■ ... роспродзлзнпз нуклонов в ядре; о- усредненного ядерного потенциала:

'■л- рзсирздолзниз нуклонов по зЕзргиям связи и импульсам.

Н^Золсз распострзпенной формой распределения ядэрноя плотности является функции типа (1-6). известные .такх:е как рзспрзде-лзния Сэр;,:;:- Наилучшее приближение усредненного ядерного потенциала достигается с использованием реально;: части потенциала оптической мздзлл в формз Вудс-Саксона- Этот потоициал согласуется с распрздолзш:зм Сор,и: со сдвигом в сторону больше расстояния от цзнтра ядра- Распределения нуклонов по юпульегм и энергиям связи как праваьо задаются по модели Сзрмл-газа 115].

Каскад заканчивается, когда все участвую^гз в столкноеэниях частицы вылетят из ядра или поглотятся в кем. Продуктами каскада

шляются вылетевшие быстрые частицы и возбужденное "not юкаскад-ное" ядро-Оценка времени релаксации, подученная с использованием величины средней скорости нуклонов в ядре, дает величину ю-21-ю~х0с. Процесс распада такой системы очень сложен;в связи с отсутствием какой-либо адекватной этому процессу теории, „ля описания распада ядра используют модельные представления, относящиеся к статистической модели Ферми для множественного образования частиц и модели испарения Бора-Вайскопфа t isi. в основе применимости этих моделей лежит достаточно грубое приближение независимости распада системы от способа ее образования.

Первая из указанных моделей применяется при рассмотрении развития каскада в легких ядрах, сопровождающегося практически мгновенным выделением большой порции энергии, распад такой системы представляется прямым процессом.

В средне-тяжелых и тяжелых ядрах перераспределение энергии приводит к тому, что ни однз из частиц не может вылететь; необходимо значительное время для концетрации энергии на одной из частей. Распад состояний таких ядер рассматривается, как процесс испарения частиц "нагретым ядром"- При расчете вероятности рас пада в таких случаях учитывается сечение образования составного ядра с данной энергией возбуждения и плотности уровней начально го и конечного ядерных состояний f 89j.

В литературе 'опубликовано большое количество данных, пред ставляющих расчеты каскадов, инициированных частицами разного сорта в широкой области энергий и массовых чисел мишеней tisi. Известен, и ряд модификаций этой модели, предназначенных для опи сания реакций с тяжелыми ионами, сопровождающихся образованием и вылетом легких ядер [17,461 и т.д.

В области фотоядерных реакций количество опубликованных ра бот существенно меньше, они относятся, в основном, к низким и -промежуточным энергиям, . (Е^ 400 МэВ 1471; Е s< 1.2 Гэв ( 161) и ограниченному набору мишеней и остаточных продуктов-

По этой причине, проводя качественные и количественные сравнения с этой моделью, мы были вынуждены ограничить*л указанной энергетической областью. В диссертации гредставле- j резук аты исследования различных мод распада возбужденных с- тояниг - jpa-зоваяных при фотопоглощении.

Согласно классификации, проведенной в 146], продукт ¡.-..акций в соответствии с механизмом их образования распределяются следу-

ющим образом на массовой шкале: потеря нуклонов в количестве AA/At < о.з характеризует процесс расщепления, сушэствонное изменение массового числа дА/А^о.^ - процессы глубокого расщепления и деления; рождение сравнительно легких ядер, сопровождающееся сильным изменением первоначального состава мишени дА/At ; о.а ( для тяжелых мишеней А < эо ь относят обычно к реакциям фрагментации. Такое четкое разделенно прослеживается, в основном, в тяжелых мишенях, для более легких ядер деление становится маловероятным процессом и рассмотренные выше границы смазываются.

Ниже приводятся краткие характеристики экспериментальных методов, использованных нами при измерении выходов различных реакций-

2.2. Метода измерений

2.2.1. регистрация осколков деления

В качестве детекторов осколков деления применялись пластины is сл;оды или стекла.Детектирующие свойства последних обусловле-а их способностью сохранять треки осколков, которые после трав-£зпля кислотой становятся ВЙДКГЛЛ-! в микроскоп (48). в природных сбразцах слюда содержится таю;:з больное количество треков, образованных щш спонтанно!,-, дзлании прикесей урана- Для избавления от пряфодного фона обычно проводится предварительная термическая сОрЕ,ботка детектирующих пластин-

Гоог.отркя эксперимента выбиралась из условии проведения об е огшгдзльны:; условиях, обесдачивавщкх максимальный вы 2:: с:: годков деления в детекторы <2л-гео:.'.етркя> при практически - регистрации. Кдознк изготавливались напылонизм в вакуукз ъ:..з;!кгые шдаоики. Тодцииа ии&энеа определялась с учетом г.ак :.. с.;.^.:огс ешодэ из ше осколков деяния и-составляла о.з-1.5:дс ■ .. з'лхяорированив фотонного пучка проводилось по квантометру Б^гьсоги. По:: измерении угловой распределения осколков делания ixnojacorcjxcb цилиндрическая камера tnzj. Подробное описание уиазанг.о:.: ¡..стоили и библиографию по это:,-.у вопросу кожно найти Е (4Б,*;95.

2.2.2 регистрация продуктов расщепления

Выходи отдельных продуктов фоторасщепления измерял.'сь путем регистрации гамма-активности, наведенной в мишени в процессе облучения. В качестве детектирующей системы использовался полупроводниковый спектрометр на базе ве^п детекторов в сочетании с многоканальным анализом, диапазон регистрируемых энергий гамма-квантов составлял бо-гзооо кэВ, энергетическое разрешение 0.57. при энергии ^1 МэВ-

Толщины мишеней 0.2 - о.з рад-ед- выбирались с учетом рассеяния и поглощения фотонов тормозного излучения, а также вклада вторичных реакций (последний не превышал 1%'выхода). Дополнительное мониторирование фотонного пучка проводилось путем

12 11 27 24 55

измерения ВЫХОДОВ реакций: С(г'.п) С, А1(^,2рп) Ыа, Мп(^,п) 54

мп 15о,51].для обработки спвктров наведенной активности использовалась программа, разработанная в ОИЯИ.

Идентификация изотопов проводилась по энергиям и интенсив-ностям ядерных переходов, а'также по периодам полураспада с помощью соответствующих каталогов- При изучении спектров облучения • тяжелых мишеней проводилось разделение генетически связанных нуклидов и выделение независимых выходов. Рассмотренная методика позволила идентифицировать более юо остаточных ядер в массовой области 7 - 180 а-е-м. в реакциях на мишенях от с до Та. Полученные ДаННЫв ОПубЛИКОВаНЫ В 1 52-621 .

При исследовании пространственного распределения остаточных ядер использовалась методика улавливающих фольг, с помощью которой регистрировались радиоактивные продукты реакций, вылетающие из мишени. Мишенные и улавливающие фольги собирались по системе "сэндвича", общая толщина не превышала 0.2-0.3 рад.од.Облучение в 2и-геометрии позволяло измерить количество ядер, г1 ¡летевших в направлении пучка (мр) ив противоположную сторону мв). при известной толщине мишени ( ы мг/см2) произведения ^ л вы, где г и в относительное количество ядер, вылетающих впер д и я? - , относительно направления пучка, определяют эффект! ые пг • и остаточных ядер в материале мишени в соответству) -м н; . - энии. Комбинация этих величин 2и (г + в> пропорци--чальна среднему пробегу ядер в материале мишени- Подробное описание этой методики опубликовано в с 66,671 . основная сложнос~ь применения этого метода в исследовании выходов реакций фоторасщепления состоит

в малой величине сечений, что затрудняет процедуру идентификации изотопов и вносит неопределенность в результаты измерений.

Указанная методика использовалась нами при исследовании распределений остаточных ядер в мишенях А1,Си,Ад и Та .результаты измерений опубликованы в I63-651.

2.2.3. Регистрация продуктов фрагментации

Некоторые характеристики легких ядер, образующихся в процессе фрагментации, исследовались с. помощью газовой проекционной камеры. Идентификация ядер, попадающих в кэмвру, проводилась на основе анализа кривой ионизационных потерь Брэгга 1681.При этом амплитуда сигнала в конца пробега определяет заряд иона, а многократные измерения временного и пространственного распределения ионизационных потерь вдоль трека проходящего иона позволяют получить набор экспериментальных данных <Е,ЧЕ/с1х>;и,Е). необходимых для идентификации ядра- Подробное описание работы камеры изложено в 169,701. Конструкция и режим эксплуатации использованной нами установки позволили регистрировать фрагменты в энергетическом диапазоне 1-7 МэВ/нукл. с зарядами в области г ■ = 2-7, достигнутое разрешение по заряду при этом составляло ьу.. При из-кэрении энергетических спектров вводились соответствующие поправки на рассеяние выходящих фрагментов в материале мишени, входного окна камеры и вещества по траектории проходящего иона.

Облучения проводились на фотонном пучке тормозного излучения. в качестве мишеней использовались фольги из а1, ад,аи толщиной 14, 7 и з мкм соответственно. Результаты измерении опубликованы в г 122, 1231.

2.3. Фоторасщепление 2.з^1. Поперечные сечения

Исследование сечений фотоядерных реакций в промежуточной области энергий (порядка нескольких ГзВ) осложняется, как известно, отсутствием достаточно интенсивных источников моноэнергетических фотонов и необходимостью использовать для этих целей тормозное излучение ускоренных электронов. Применение различных ме-

тодов монохроматизации фотонных пучков (метод мочения фотонов.

обратного рассеяния комптоновских квантов) в настоящее время не

в

позволяют получить интенсивность выше ю ф/с. В экспериментах с применением непрерывного фотонного спектра измеряется вь. ход реакций ,связанный с сечением интегральным уравнением, известным в литературе как уравнение Фредгольма первого рода:

Е с1М(Е,Е ) , Е с)1Ч(Е.Е )аЕ с (Е )=/ гаа\,(Е)-, -¡¡¡¿2-) , (2.1)

4 та>: Е 6Е Е Епор ЙЕ

лор так

где член, стоящий в знаменателе, определяет число эквивалентных квантов в спектре с максимальной энергией Ета>.»с'д(Ета;. > - выход реакции на один эффективный квант,» (Е) - сечение реакции, отнесенное к реальному фотону с энергией Е. с*м(Е.Етах)/с1Е-число фотонов в энергетическом интервале Е. Е+йЕ; ЕПОр - порог реакции.

Наиболее простой способ восстановления сечения - это прямое вычисление с использованием прямоугольного приближения для аппроксимации тормозного спектра. Таким образом обычно получают оценки средней величины сечения в определенной энергетической области [50,75). Невысокая точность расчетов при этом обусловлена формой аппроксимации спектра, характером энергетической зависимости сечений, ошибками экспериментальных результатов - Измерения выходов реакций фоторасщепления, проведенные нами в области Е от 2 до 5 ГэВ, показали слабую энергетическую зависимость, что затрудняет определение сечений.Ряд исследований проводились с использованием квазимонохроматических фотонных пучков, полученных при торможении ускоренных электронов в кристаллических конверторах '. рис. 7). Использование метода вычитывания выходов в этом случае (27,751 приводит к неточности результатов из-за неопределенности в измерении низкоэнергетичной части спектра.

Решение интегрального уравнения типа (2.1) относится в математике к числу некорректно поставленных задач, для которых характерным является неустойчивость полученных результатов, означающая. что любое сколь угодно малое отклонение в ¡ходе -может привести к сколь угодно большому разбросу в сеченкг Различные приближенные метода решения таких уравнений обсуж/;ются :, "2. 731. Математическое исследование проблемы неустг лвост ■■ -гния та1шх задач было проведено в работах А.Н.ТихонОьа и др. 1 ■

Предложенный авторами метод регуляризации был использован нами для составления стандартной программы решения урзвнений ти-

па (2.1). с этой целью набор экспериментальных данных, представляющий выходы реакций расщепления в мишенях А1,51. в и Си под действием фотонов тормозного и квазимонохроматического излучения применялся для составления системы линейных алгебраических уравнений, заменяющих интегральное уравнение типа (2.1). Отдельные уравнения относились к выходам реакций при различных пиковых энергиях в фотонных спектрах, в расчетах использовались также данные измерений при разных граничных энергиях тормозного спектра 177,7В). Применение стандартной программы для решения этой системы уравнений подробно описано в I77,78].

Так как достоверность расчетных данных зависит в значительной степени от количества измерений, некоторые варианты расчетов проводились с учетом экспериментальных данных I79), полученных при максимальной энергии тормозного излучения о.з - 1 ГэВ.

Полученные нами данные (рис.8 а,б,в) свидетельствуют о наличии резонансной структуры в энергетической зависимости сечений.

Во всех реакциях наблюдается максимум в сечении при энергии ~ 350-400 МэВ-.который соответствует положению д-изобары. По мере увеличения числа вылетевших нуклонов и, соответственно,роста порога реакций.положение пика претерпевает некоторое смещение в сторону больших энергий, которое можно об:яснить вкладом процессов перерассеяния ¿-изобары на нуклонах ядра.

Усложнение реакции сопровождается также появлением в сечении широкого плато в области энергий '^-1ГэВ. В сечениях фотообразования легких ядер ве, с в мишенях А1. эл., б и ыа в мишени си эта картина проявляется более четко, плато простирается до энергий 1 -1.5 ГэВ- Можно предположить, что в этой области наблюдается вклад процессов фоторождения двух и более мезонов. При энергиях 2 ГэВ и выше сечения практически не зависят от энергии. Такое поведение характерно и для других фотоядерных процессов, как фо-тодэлвние,полное фотоадронное поглощение [491.

В отличие от адрон-ядерных реакции, в которых наблюдается плавный рост сечений расшопления с выходом на плато, процессы фоторасщепления характеризуются четко выраженной структурой. Очевидно, объяснение этому факту следует искать в природе элементарных актов первичного взаимодействия, ответственных за передачу ядру необходимого возбуждения: в первом случае основной механизм - неупругое нуклон-нуклоннов рассеяние, вклад же про-

трропв моопиг>пАг>аог\оаггтлр гтпт* пиоптчдот <" 1 ГоП уо »*гпаот птплг»—

Ц^ииОи {¡•иииииии^иимиишж ¿¿^->«1 1141А • ** 1/и ич/ ЯкХ ^ич.' 4 Ч^ ^ V

гооо

1500

5 /ооо ил иГ

^ 500

Ш

м ив

£ В6

ас гз а 0.1

I

' У

к»- 'Л ' ............

рис. 7 типичные квазимонохроматические

спектры некогерентного тормозного излучения.

оа ц2 оз ач о£ аб м

- ♦

а

ае

аш

\ё

ш

^ мз

и

• (

Мн

Ми.

11,

и*

/0*

0.9 I

РИС. 8 сечения реакций фоторасщепления.

а) си

6) си -"зс

II

НН ь

н »

[¡(Мэд)

твенной роли;во втором случае - основной механизм взаимодействия, в области энергий сотни МзВ и выше - фотообразование п--мезонов на нуклонах ядра,а возбуждение ядра определяется рассеянием и поглощением образующихся продуктов-

В рамках гипотезы факторизации и предельной Фрагментации постоянство отношений сечений реакций, инициированных частицами разного сорта, служит подтверждением выполнения условий скейлин-га 1Во,8И. При рассмотрении этих вопросов в реакциях расщепления под действием протонов и ускоренных ионов авторы (£н отмечали. постоянство отношения сечений образования идентичных ггро-дуктов и соответствия его отношению полных сечений взаимодействия падающих частиц с ядром.

В табл.6 приведены отношения сечении образования некоторых продуктов в реакциях расщепления А1 и си. инициированных фотонами и протонами с энергией з.7ь и -¿.ч 1'эВ иь.есч соответственно. Там же представлены отношения полных сечений поглощения фотонов и протонов ядрами А1 и си по данным I15.491 .

табл-6

Мишень Продукт с Г Е=3.75 ГэВ с Г а Р 10 ".-ко* ------- ..

Си Э7Ш 0. ОС» 5 Л 0.001 1.35 + О . 2й о. а

56Со 0.074 + 0.005 0.8 |;. 16

56м ПП 0.024 Г 0.005 0.9 -г 0. 2

54Мп 0.135 + 0.033 0.97 1». 26

52Мп 0.060 ± 0.002 0.98 0. 16

443С О. 029 * 0.011 о. 5 0.

43К 0.006 ± 0. ои2 0.4 о. 2

24,. На 0.005 г 0.002 0.14 0. 07

А1 24Ма 0.06 + 0.02 0.74 ± 0. 22 0.^7

18р О . 03 * .01 0.6 с .2

"с О. VI г 0.005 0.2 о. 1

7Ве ' '0 .04 + 0.03 0.34 I 0.

Как видно,отношение сечений убывает по мере увеличения в ре, акции числа вылетающих нуклонов-Если учесть.что образование кон' I Г 36 ( >

кретного изотопа прямо зависит от вероятности передачи ядру необходимой энергии возбуждения, наблюдаемое уменьшение шюшения можно об:яснить относительно более низкой вероятностью образования в фотоядерном взаимодействии промежуточного ядерного состояния с высоким возбуждением-

В таком представлении процессы глубокого расщепления и фрагментации протекают под действием фотонов с относительно меньшей вероятностью -

2.3.2. Зарядовые распределения

Исследование выходов и распределений остаточных ядер позволяет провести анализ основных закономерностей распада возбужденной ядерной системы. Систематизация экспериментальных данных, полученых в реакциях инициированных частицами разного типа представляет возможность проверки фундаментальных концепций высоко-энергетичных ядерных процессов таких, кай предельная фрагментация и факторизация.

С этих позиций сравнительный анализ распределения остаточных ядер в области промежуточных энергий падающих частиц приобретает большую актуальность.

Наиболее полно исследованы свойства распределений ядер -остатков в протон-ядерных реакциях [46,82-84j. сведения по ф»_то-ядерным процессам включают ряд исследований расщепления ядер в массовой области А < 75 а-е-м.при энергиях Е <1-2 гэВ issi. n области более высоких энергий, а также для более тяжелых м1.-:::-^--;: к началу наших измерения'были опубликованы отдельные разрезанные данные iB6j. особый интерес вызывает изучение рзспред{\\-продуктов распада тяжелых ядер в массовой области Л -юо.тзк к ¿г. при облучении таких мишеней можно получить в одном измерении ;сг: формацию о различных каналов девозбуждения ядра. В диссертации представлвны результаты исследования рэс-nrr"деления продуктов фоторасщепления мишеней та, Ад, ы.. си- " , v 159,60,61,651 с целью изучения вероятности образования сточных ядер в зависимости от их нуклонного состава, характеризующегося отношением n/z (где n-число нейтронов, z — число протонов>-Распределения ядер по ..этому параметру аппроксимируются с удо-волетворитальной точностью кривыми в форме Гаусса < cd- charge

distribution):

Табл.7

Характеристики кривых зарядового распределения

Тип реакции Диапазон А (Н/г ) Р 2А г р лг/2 V г р Ссылки

Г + 1а 177-170 1.42 70.2 71,6 0.6 -1 4 1 чы

170-150 1.4 65.6 66.7 0.65 -1 1

150-120 1.34 56 5а 0.52

100-90 1.2 41.6 43.2 0.99 -1 6

64-46 1.16 25.46 25.5 0. 59 -0. (.14

р + Та 176-170 70 71.3 0.65 -1 [Ь11

169-155 66 . 3 68.3 0.475 -2

104-93 43.2 44.6 0.75 -1. 4

Г + Ад 104-100 1.23 44.2 45.7 О. 81 -1 5 [ 61)

97-90 1.22 41.05 42.4 0.7 -1 3

89-81 1.2 37.4 38.3 0.46 -0. 8

77-71 1.2 33 33.6 0.6 -0. 6

р + Ад 196-100 1.23 45.1 46.1 0.45 -1 0 [841

99-90 1.2 41.6 43.2 0.75 -1. 6

89—83 1.2 37.6 38.7 0.45 -1 1

82-73 1.19 34.6 36.1 0.4 -1. 5

С + Ад 106-100 1.23 45.1 46.1 0.86 -1. 0 [ 92]

99-90 1.2 41.6 43.1 0.97 -1. 5

89-81 1.2 37.6 39.0 0.61 -1. 4

82-71 1.18 34.2 35.3 0. 58 -1. 1

р + МЬ 90-83 1.21 38.6 39.8 0.55 -1. 2 1 601

82-75 1.19 38.2 38.6 0.6 -1. 1

74-65 1.18 30.9 31.6 0.85 -0 6

р + 1ЧЬ 90-83 1.21 38.6 39-. 8 0.55 -1. 2 1831

65-57 1.17 29 ■ 29.9 0.85 —0 7

у Си 60-54 1.15 25.9 26.5. 0.55 -0. 6 1601

52-42 1.12 21.6 22.1 0.65 -0. 5

р + Си 60-54 1.15 25.9 ¡26.5 0.4 -0. 6 (801

52-42 1.14 22.0 . 22.4 0.6 |-о. 4

у + Мп 52-41 ¡1.15 21.6 21.9 0.55 [-0. 3

Г + V 49-39 1.17 20.3 20.3 0.45 0

р + V 48-39 1.17 20.3 | 20.3 0.55 к 0 1821

точность расчета параметров (м/г)р, ь.г/7. и ¡^составляла 2-7 •/.

за

10 и 12 13

и и а т

Рис. 9 , Кррвые зарядового распределения продуктов Фоторасщепления Та (а.б) и нь (в).пунктирная кривая - расчет ки модели.

<?(A,Z) = а(А)(2ПЬ2) exp£-lN/Z - (М/1) 12/2bz} (2.2)

где o-(A) - полный изобарический выход. <N/z>p - наиболее вероятный нуклонный состав остаточных ядер при данном массовом числе. А, ь - параметр, характеризующий ширину со-кривых в относительных единицах. Построение и анализ кривых такого типа описаны в литературе (4б,а2-84). Определение положения кривых на оси n/z и их ширины обычно связываются с механизмом образования ядер-остатков. ядерными свойствами мишеней и продуктов.

Для проведения описанного выше анализа остаточные ядра с близкими массовыми числами об:единялись наш в группы со средним значением Ä.

Параметры CD-кривых рассчитывались методом наименьших квадратов, полученные данные, представленные в табл. 7. характеризуют:

1. ПОЛОЖеНИе МаКСИМуМОВ CD-крИЕЫХ (n/z)р;

2. ширины кривых на полувысоте, (Ь);

3. заряды элементов с наибольшим выходом при массовом числв Ä (Zp),

4. ширины кривых в зарядовых единицах <дг>;

5. положение максимума со-кривых относительно границы ß-ста бильности z - zft. где zft - заряд наиболее стабильного элемента с данным значением А.

Типичные CD-кривые для продуктов расщепления Nb и Ад приведены на рис. 9. Результаты расчетов (табл. 7) показали, что максимумы зарядовых распределений смещены в сторону нейтроннодефи-цитных ядер. Причем величина смешения убывает по мере уменьшения массового числа ядер-остатков, что соответствует увеличению вероятности образования легких изобар в районе "долины стабильности".

Для сравнения, в табл. 7 представлены результаты аналогичного исследования, проведенного с продуктами ядерных реакций, инициированных частицами другого сорта- Как видно, на форму и положение кривых зарядовых распределений слабо влияет природа взаимодействующих частиц. В характере распределения обнаруживается также доминирующая роль ядерных характеристик образующихся продуктов, и слабая зависимость от массового числа мищеней-

р чя

ча еа

еа то к

Рис. ю положение максимумов ст>--кривых. точки - результаты обработки выходов реакций фоторасщепления : V, МП, си, НЬ, А8 [60] ¡ПУНКТИР - результаты обработки сечений Реакций расшепленния: р + V, нп. си, ЛЬ, А8 [84] ; С + А8 [64]; (1 + НЬ [60);сплошная линия - расчет положения стабильных эленентов , г. .

за

' • • т

*.' .../г ' 4' :'- . V-. .

1 - 1 ' » 1 -

■ 60 . ■■ ■ 70 . 80 ■ 90А '

Рис.11 Положение максимумов (а) и полуширин (б) СБ - кривых для продуктов фоторасщепления НЪ. линии - результаты расчетов КИ модели для реакции р + нь [831:

_ энергия 464 нэв

__________' 944 НЭВ

___1В44 НЭВ

Сравнение некоторых данных, полученных при изучении расщепления изотопически разделенных мишеней позволило обнаружить влияние этого фактора незначительного по величине и имеющего локальное значение [461. Рассмотренные выше свойства со - кривых наглядно демонстрируются на рис. ю, где представлены положения максимумов кривых по данным наших измерений, а также результатам относящимся'к экспериментам с протонами и тяжелыми ионами I 60, "?21 и положения наиболее стабильных изотопов при каждом значении массового числа.

Универсальность кривых зарядового распределения, как глобальное свойство ядерных реакций, отмечалось в 1461 при рассмотрении распределений продуктов ядерных реакций, вызванных протонами и тяжелыми ионами- В этом обзоре автор указывал, что регу-регулирующим фактором в процессе формирования выходов остаточных ядер по величине N/г является нуклонный состав стабильных изотопов соответствующих образующимся продуктам.

Независимость зарядовых распределений остаточных ядер от сорта первичных частиц подтверждается ниже универсальным характером аппроксимирующих функций.

Основные характеристики реакций фоторасщепления рассчитываются в рамках КИ модели методом Монте-Карло I161. •Сравнение с предсказанием КИ модели проводилось нами для продуктов расщепления 1чь, использовались расчетные данные С835 для реакции р +9омь при энергии протонов 464, 944 и 1044 МэВ- На рис-11 приведены расчетные значения параметров ср-кривых вместе с экспериментальными данными 1В31. Как видно, положения максимумов хорошо согласуются, незначительный разброс наблюдается в ширинах кривых-На рис.9 нанесена также теоретическая кривая зарядового рас-

90

пределания для реакции + р I831, как видно, положение кри-

вой хорошо согласуется- с экспериментом, некоторое расширение расределения является следствием возбуждения ядра фотонами тормозного излучения-

Учитывая энергетическую зависимость сечений реакций фоторасщепления, можно ожидать, что характер зарядового распределения не будет существенно меняться с ростом энергии свыше 2 ГэВ-

Универсальность процесса формирования остаточных ядер, проявляется и на примере близости изомерных отношений • в продуктах ядерного расщэпления- Как показали проведенные нами измерения выходов449'тзс,529'тмп из мишеней у,мп,си[871 изомерные отношения

(отношение выходов высокоспинового ядерного состояния к низкоспиновому) близки по величине к данным, полученным при протонном расщеплении мишеней и слабо зависят от энергии. Оценки изомерных отношений с удоволетворительной точностью рассчитываются в рамках статистического формализма, развитого в tasi. Основные факторы, используемые в процессе описания: спиновые характеристики ядерных состояний, величины уносимых угловых моментов, количество и тип испускаемых частиц и т.д. не зависят от сорта частиц, образующих возбужденное состояние. Следствием такого подхода является наблюдаемое сходство картины образования изомеров в реакциях, вызванных разными частицами.

Таким образом, проведенное исследование показало, что распределение остаточных продуктов в реакциях, инициированных фотонами, как и в других процессах расщепления определяется в основном ядерными свойствами образующихся ядер и в слабой степени самой мишени. Это свойство можно рассматривать, как следствие независимости этой стадии реакции от природы и энергии первичных частиц, а также сорта мишени. В рамках КИ модели за эти характеристики реакций ответственна, в основном, испарительная стадия-

2.3.3. Массовый выход

Массовый выход остаточных ядер обычно связывают с первой стадией взаимодействия, характеризующей распределение послекас-кадных ядер по энергиям возбуждения ia?i. Исследование этой характеристики представляет интерес для получения информации о механизме первичного взаимодействия i46.83.89i. в диссертации приводятся результаты анализа массового выхода продуктов фоторасшр-епления мишеней в массовой области 5i-isi а.е.м- Измерения проводились на фотонном пучке, тормозного излучения в области максимальных энергий 2-5 ГэВ 159.62,651. Результаты измерений представляют выходы остаточных ядер в диапазоне массовых чисел 7 -,180 а-е-м- Массовый выход, как известно, рассчитывается путем 'суммирования выходов по всем зарядовым состояниям изобар: с(А)= Е c(A,z). При недостаточности экспериментальных данных

z

используются оценки, полученные в соответствии с зарядовыми распределениями- Массовые выходы продуктов расщепления 51v, 55мп, натси, 93Nb, натАд,1В1та представлены на рис- 12. Из приведенных

wc

w

-i

W

rí

• *

• t V Vt ДХ i * #t * „

t

<Cj <0<

■ №

0.3

o.s

0.7

0.9

W

A/Aj

рис. 12 Массовый выход продуктов Фоторас-шепления : • —Лв,Х—НЬ,А—Си,^—МгьЕЗ—V. Кривая массовый выход продуктов реакции р + ле при энергии 3 гэв С89).

ю8

' 5

n>

* 2

ra'-

го 5

г

5

50 100 А

Рис. 13 Массовый выкод продуктов растепления Ав. Реакция р + Ав:»- эксперимент ( Е =1 ГэВ) .

--расчет КФИ модели,----расчет КИ модели;

реакция jj + ав: эксперимент i Е - ч ГэВ) • —расчет КФИ модели ( Е = 1 ГэВ).

данных видно сходство в характере распределения продуктов, относящихся к различным мишеням по переменной дА'А,.. представляющей относительное число испущенных нуклонов. Такого типа универсальность в зависимости массовых кривых в реакциях расщепления протонами и ионами высоких энергий обсуждалась в 146.аз,891, как проявление скейлинговых свойств.

В области дА/А<: < о.з изменение выходов характеризуется экспоненциальной зависимостью от массового числа продуктов. Это общее свойство всех реакция расщепления отмечалось при исследовании таких процессов под действием протонов, мезонов,ускоренных ионов- основное отличие реакция фоторасщепления состоит в более крутом спаде выходов- На рис-12 это можно увидеть при сравнении с данными протонного расщепления (сплошная кривая)- Анализ параметра, характеризующего этот спад, в ряде работ позволил оценить энергию возбуждения, переданную ядру 146,90,91,921. Резкий спад указывает на быстрое уменьшение вероятности образования продуктов по мере увеличения числа вылетевших нуклонов, что в свою очередь является свидетельством низкой в среднем энергии возбуждения послекаскадаого ядра-

Такой характер спада массовой кривой можно предсказать исходя из фотонуклонного механизма первичного взаимодействия, учитывая, что в процессе передачи энергии возбуждения участвуют, в основном, нуклоны отдачи и образованные п-мезоны.

Массовая область в районе дА/А^о.э, содержащая, в основном, осколки деления и продукты глубокого расщепления, проявляется наглядно в тяжелых мишенях в виде плато на рис.1з.

Для легких продуктов расщепления наблюдается рост выходов, который обычно объясняется вкладом процессов фрагментации.

В КИ модели расчет массового выхода в последнее время проводится с привлечениэм мультифрагментационной моды распада 1931. На рис-13 приведены расчетные данные для массового выхода в мишени Ад 1931 вместе с результатами измерений, полученными в реакциях фотонного 1621 и протонного (901 расщепления. Расчеты фоторасщепления проводились для моноэнвргетичвских фотонов с энергией 1 ГэВ 11231. Как видно, качественно достигается удоволэтво-ригельное согласие, некоторое отличие в мишенной области массовых чисел указывает на вклад в выход реакций низкоэнергетических фотонов, неучтенных при проведении расчетов- Таким образом и-об-разная форма кривой массового выхода,которая предсказываете^ мс}-|

IIГ

далью (17,73,1231 подтверждается в процессе фоторасщепления.

2.3.4 Кинематические характеристики

К числу наиболее важных свойств продуктов расщепления отно-сяьггся пробег, угловое распределение, импульс и энергия ядер отдачи. Исследование этих характеристик составляет целый раздел в изучении ядерных реакций, включающий систематизацию и анализ данных, в основном, из адрон-ядерных реакций, протекающих под действием частиц разного сорта. Пространственное распределение продуктов в этих реакциях в зависимости от свойств мишени', ядер-остатков, энергии и сорта падающих частиц позволяет получить информацию о механизме взаимодействия-

Используя методику улавливающих фольг,• нами были измерены выходы некоторых ядер отдачи, образовавшихся при расщеплении мишеней А1, си, Ад и Та и вылетевшие в направлении падающего пучка фотонов (р) ив противоположную сторону ( в ):

Чр ыв

Р = --В = --(2.3)

^ + Мр + ^ + + Мв

где Нв - количество ядер, зарегистрированных в мишени,

передней и задней улавливающих фольгах- Облучения проводились фотонами тормозного излучения при граничных значениях энергии ДО 4.0 ГэВ [63, 64, 94, 951.

Полученные данные использовались для расчета кинематических параметров (пробега, кинетической энергии, импульса), характеризующих продукты конечных и промежуточных стадий взаимодействия (661.Систематизация и анализ экспериментальных данных такого типа обычно проводится в рамках двухступенчатой векторной модели (67). Соглзсно указанной модели, первая стадия реакции взаимодействия завершается передачей ядру определенной доли энергии, представляющей энергию возбуждения и кинетическую энергию переносного движения в промежуточном состоянии. Происходящее на второй стадии девозбуждение ядра с образованием ядра-остатка сообщает дополнительную скорость продуктам реакции. В итоге результирующая скорость остаточного ядра складывается из двух векторов:

(2.4)

где вектор V - скорость, приобретенная на первой быстрой ступени реакции, и состоящая, в общем случае, из двух компонент: параллельной и перпендикулярной направлению пучка, а вектор V - скорость, полученная остаточным ядром на второй медленной ступени в результате испарения большого количества нуклонов и легких ядер. В системе, связанной с возбужденным ядром эта скорость имеет изотропное распределение. Предполагается разделение двух стадий по времени, т-е- память о первой стадии, практически, оказывается утерянной. Правомерность такого приближения и условия его применения обсуждались подробно в 196].

Для определения пробега остаточного ядра в общем случае используется выражение:

где кип- постоянные, определяемые из эмпирических соотношений пробег - энергия, такое.представление реакции эквивалентно упро-133иному рассмотрению традиционной двухступенчатой ( КИ ) модели, однако определенные результаты о механизме взаимодействия можно получить, не проводя громоздких машинных вычислений, непосредственно из экспериментальных данных.

Формализм расчетов в рамках двухступенчатой модели, предложенный в конце пятидесятых годов (¿61 получил в дальнейшем широкое развитие ¡67,961. В 1963 рассмотрен ряд приближения, обусловленных постановкой эксперимента и методикой измерений, которые позволяют представить связь между пробегом остаточного ядра и величиной в виде8

Р = Й/4И II + 2/3(п + 2)г) + 1/4(п + 1)2т)21 (2.6)

В = И/4И II - 2/3(п + 2)7) + 1/4(п + 1)2^2) (2.7)

С помощью известных кинематических соотношений можно рассчитать из полученных данных импульсные и энергетические характеристики продуктов, относящиеся к двум стадиям развития реакции» скорость и импульс промежуточного ядра с V^ и рц), а также кинетическую энергию (Т), скорость (V) и импульс <р>, приобретенные ядром-остатком на второй стадии реакции.

Я = к | v +

(2.5)

Полученные нами результаты систематизированы в табл. е. гдз для сравнения приведены некоторые данные из адрон-ядерных реакций 197,93). Как видно, для всех продуктов характерна направленность вылета вперед (р/в >1), независимо от сорта падающих частиц, однако, в фотоядерных процессах эта тенденция выражается намного слабее. Наиболее сильно такого типа анизотропия проявляется в реакциях под действием ускоренных ионов, очевидно, существенным фактором в этом вопросе является угловой момент, вносимый падающей частицей- Полученные нами результаты я/в согласуются с данными, опубликованными в литературе по распределению осколков фотоделения та и Аи при Е = 250 - юоо МэВ и боо МэВ- На рис.14 представлена зависимость от относительного числа вылетевших нуклонов, пропорционального степени возбуждения ядра. Как видно, рост VII в области малых А/А^ <. о.з сменяется относительным постоянством этой величины в диапазоне о.з < а/а^ < о.5,для фрагментационных продуктов наблюдается некоторое увеличение

В целом, общий ход кривой похож на картину, полученную в протон-ядерных процессах, хотя абсолютные величины уц сушрствен-но ниже.

Результаты расчетов КИ, относящиеся к энергии фотонов 1 ГэВ 116), содержат продольный импульс промежуточного ядра в единицах импульса гипотетического ядра, образующегося при полном поглощении падающих фотонов. Проведенное нами сравнение с учетом общего хода функции возбуждения реакций фоторасщепления показало, что предсказанные моделью продольные импульсы послекаскадных ядер существенно превышают измеренные в эксперименте. Аналогичный вывод подучен при рассмотрении реакций, вызванных протонами с энергией 1-300 ГэВ [ 991. Этот факт свидетельствует о значительной доли импульса,уносимой из ядра вылетающими частицами на первой стадии реакции-

Из данных, представленных на рис.14, видно, что величина переносной скорости в среднем несколько выше для более легких мишеней (в данном случае Си).

Параметры к.т.р обычно связывают со второй стадией реакции. На рис-15 представлена зависимость кинетической энергии (I) от относительного числа вылетевших нуклонов. Как видно, данные, относящиеся к разным мишеням мовдо описать идентичными кривыми. Отличие для тяжелых мишеней составляет четко выделяющееся плато в области продуктов глубокого расщепления и деления-

Рис. 14 Продольная скорость (Чу ) продуктов

Фоторасщепления: Та -Д, Ag - О , си - X .

4/ Щ ¿3 Ы 45 и 0.7 и а и

йЯ/А

Рис. 15 Кинетическая энергия (Т) продуктов Фоторасщепления, обозначения те 1С, что и на рис. 14.

Табл. в

Кинематические параметры продуктов расщепления_

Про- ТСМэВ) f/'b Г) ВСМГУСМ2} р| jCM3B v| fe 103

дукг M и ш e h ь cu нуклэ

13. 5+2. 5 1. 89+0. 3 0. 13±0. 06 2. 76±0. 54 8. 5 ±1. 2 4. 4 ±0. 4

4 12. 6±0. 5 2. 2 ±0. 06 2. 75+0. 07 5. 8 ±0. 2

** 12. 410. 5 2. 96+0. 14 2. 81+0. 07 7. 9 ±0. 4

6. 73+0. 3 2. 1 ±0. 46 0. 1 5+0. 06 1. 6 +0. 4 5. 27±2. 2 2. 78+0. 8

* 6.2 ±0. 3 2. 53+0. 09

** 7.1 ±0. 6 3. 26+0. 46 1. 59+0. 08 5. 0 ±0. 6

se 7.19+1. s 2. 05+0, 4 0. 14+0. 02 1. 48 ±0. 31 5. 15±1. 3 2. 66+0. 27

* 6. s ±0. 4 2. 71+0. 1 1. 38+0. 05 3. 9 +0. 2

** s. 8 ±0. 3 4. 17+0. 26 1. 35+0. 05 5. 2 +0. 3

*7sc 6.6 +2. 4 1. 5 ±0. 06 0. 08+0. 02 2. 09+0. 4 2. 7 +0. 73 1. 4 ±0. 25

4qsc 7.2 ±1. 4 1. 8 +0. 44 0. 09+0. 01 1. 4 ±0. 1 3. 2 ±0. 68 1. 68+0. 18

* 5.2 +0. 3 2. s3+0. 09 1. 21 ±0. 05 3. 1 ±0. 1

** 4.9 ±0. 3 2. 20+0. 17 1. 14+0. 05 2. 5 ±0. 3

mrr 2. s ±0. 6 2. о +0. 12 0. 14+0. 01 0. 62+0. 09 2. 7 ±0. 5 1. 4 +0. 16

* 3.9 ±o. 1 2. 89+0. 06 0. 88±0. 02 2. 8 +0. 1

3. 5 ±0. 1 3. 99±0. 15 0. 85+0. 2 3. 4 +0. 1

57m 0. 75+0. 11 1. 4 ±0. 04 0. 07+0. 01 0. 4 +0. 01 6. 92+3 3. 6 +0. 26

61 cu 0.45+0. 06 2. 4 ±0. 6 0. 17+0. 04 0. 33+0. 06 1. 34±0. 4 o'. 68+0. 2

мишень Ta

37. 7+4. 5 1. 2 ±0. 33 0. 0410. 02 11. 8 11. 5 11. 713.5 2.12+0.13

* 40 ±1 1. 3 ±0. 03 11. 1110. 3

** 41 ±1 1. 93+0. 5 11. 6710. 3

**+ ^sc 40 2. 01 ±0. 11 10. 5611 • 4

22. 4±4. 06 1. 12±0. 3 0. 0210. 01 7. 1711. 3 4. 0710. 36 0. 7910. 07

s*mn 1. 7 ±0. 1 5. 4 10. 45 0. 6 +0. 2

27. 5±5.2 1. 1610. 32 0. 0310. 01 7. 93+1. 58 5. 4 +2.3 0. 99+0. 05

54co 23. 6±1.3 1. 1210. 33 0. 0310. 01 6. 7 +1. 3 3. 7+1.8 0. 69+0. об

8ву 26. 7+5. 04 1. 24+0. 3 0. 04+0. 02 6. 67+1. 76 5. 912.5 1. 1 +0. 1

102rh 13. 5±1. 3 1. 23+0. 3 0. 04+0. 02 3. 3410. 32 3. 811.7 0. 71 ±0. 03

12ssb 6.1±1.7 1. 25+0. 3 0. 0410. 02 1. 54+0. 43 2. 510.89 0. 46+0. oe

134cs 4. 6±2. 4 1. 410. 21 0. 07 ±0. 02 1. 11+0. 6 3. 210. 83 0. 58+0. 13

143pm 2. 97±0. 52 1. 69+0. 2 0. 1010. 02 0. 7710. 14 3. 8+0. 53 0. 69+0. oe

17втл 0. 4810. 22 1. 3 ±0. 3 0. 05*10. 02 0. 0410. 01 0. 6910. 3 0. 1210. 03

17bta 0. 34±0. 02 11. 16+0. 32 0. 0310. 01 0. оз±о. 01 ,0. 3510.12 0. 0610. 02

данные iQ7i: *Ep-400 ГэВ, -îe.s ГзВ;

данные (eau *+*e »з.es ГэВ

Как видно из табл.з. хорошо согласуются между собой значения I и я, полученные в реакциях, инициированных частицами разного сорта. Сходство общей картины энергетического распределения остаточных пдор по параметру лй/а)., независимо от природы, энергии падающих частиц и сорта мишеней, указывает на единый механизм образования продуктов расщепления, в котором определяющим фактором является степень возбуждения промежуточного ядра- Линейный рост кинетической энергии ядер в области расгэпления можно обгясшггь постоянством энергии, реализуемой в ргг-лии. При этом, средняя энергия, приходящаяся на один испущенный '.„челоп по нашим оценкам, составляет величину ~ 17т20 МзВ. что хорсчз согласуется с дзнншта для протонного расщепления ядер, привэдзк^'М! в 196].

Область легких ядер относится, в основном, к фрзггентзцкон-н!г; процессам, которые характеризуют более высокие энергии отдачи, что мс::эо рассматривать как указание на участие другого таа механизмов в их образование, как прямое выбивание, асимметричное дегэнмз и т.д.

Из приеденных данных видно, что кинематические параметры, характеризующие испарительную стадию реакции, практически не зависят от природы взаимодействующих частиц. Этот факт может быть использован при рассмотрении вопроса о факторизации сечений. По-еэдэ1С!з параметров, связанных в ранках рассматриваемой модели с первичным взаимодействием, требует дополнительного исследования.

2.3.5. Аппроксимация выходов

Оценка сечений и выходоз остаточных ядзр. образовавшихся при расщзплзнни гзшэни в разках КИ модели требует проведения громоз-дгетх расчетов, часто не обеспечивающих достаточной статистической точности результатов. Это обстоятельство вынуждает экспериментаторов прибегать к помощи аппроксимирующих функци полуэмпирического характера, в которых знание нескольких параметров достаточно для предсказания сечений и выходов реакций с удовлетворительной точностью (в пределах фактора 2-з>.

Существуют несколько типов аналитических функций, применяемых в указанных далях в различных массовых диапазонах ядер-остатков и пикшей, а также сорта и энергий налетающих частиц, к ним относится - ряд полуэмпирических формул, предложенных в

Г 18, 19, 100, 101].

Одна из первых попыток систематизировать сечения реакция растепления среднетяжелых мишеней на базе обширного экспериментального материала протон-ядерных экспериментов посредством введения функций Гаусса для описания зарядового распределения продуктов и экспоненциального спада для массовой зависимости была предпринята Рудстамом [ibi. в литературе описаны несколько модификаций этой формулы, в основном, отличающиеся тем, какое распределение продуктов по z или А выбрано за основное. Наилучшее согласив с экспериментом дает cdmd распределение (charge distribution - mass distribution):

o(a,z) = S(A) exp (PA - R | Z - SA + ta2|3/2] (2.B)

где параметр p определяет наклон массового выхода, r- ширину кривых зарядового распределения, a s и т- положение максимума, »(А) полное сечение неупругого взаимодействия.Позже таким способом проводилась систематизация продуктов, образующихся в реакциях инициированных частицами разного сорта, в том числе и фотонами us", so, 102). Первоначально формула Рудстама использовалась для опенок выходов фотоядерных реакций при Е < 2 ГэВ., а при более высоких энергиях ввиду отстутствия систематических экспериментальных данных применялась к выходам продуктов фоторасщепления йода и золота,затем данные в области высоких энергий были дополнены результатами наших измерений (52, 54-59, 61-65].

Параметры, входящие в (2.8), определялись методом наименьших квадратов. Полученные значения 150,1021 приведены в табл.9. совместно с данными ilei.

Табл.9

Параметр в р е а к ц и V Я X Г + А , Си Nb Z р + А =23-47 [l В ]

р 0.183+0.012 0.16+0.01 0.11510.02 0.056 /

R 2.05+0.09 1.89+0.083 1.6 +0,25 1.9

S 0.490+0.004 0.484+0.004 0.48610.006 0.486

Т 0.0006110.0002 0.00034±0.00012 0.0003810.0001 0.00038

а 52+7.6 84.4+10.1 130.1+12 —

В7 аз сз и

а? аз щ

Рис. 16 Отнопение зкс-перииептальпык и расчет-!шк значений выходов прг :>7стов Фоторасиепле-

иг.

с использованием ::п (23).

Рис. 17 Сечение Фотоделения *г55и (сплошная крипа л); точки - результата эксперимента, пунктирная Л1шия - расчетшя г.т'.оп реакции.

а

ЕцШ)

Рис.18 Сечения Фотоде-лепия205В1 и'^Аи. Сплошная кривая - результат расчета нетодон ноде-лирования, точки - результат расчета нетодои регуляризации при разных 1сри-

щэпления при Е =2 ГэВ. при других значениях максимальной энергии в спектрах тормозного излучения подучены аналогичные данные.

Обычно, анализ рассчитанных параметров, включая их значения, зависимость от энергии падающих частиц, ядерных характеристик мишеней и остаточных ядер проводится в рамках двухступенчатого представления механизма ядерного расщепления ив, 19]. Параметр р, характеризующий уменьшение выходов остаточных ядер по мере удаления их от мишени, обычно связывают со средним числом испущенных нуклонов р^1/дА- Зависимость его от энергии падающих частиц, а также от массового числа мишени представляется в виде: •

(-0.81+0.11) (-0.89+0.09)

Р = (1460 ± 730 )Е А. Е <600 МэВ

-0.89 таК таХ

Р = 7.66 А. Е >600 МэВ (2.9)

1 шах

как видно, в области низких энергий параметр р резко падает с ростом энергии налетающих частиц, а при более высоких энергиях (Етах> боо МэВ) он становится постоянным. Аналогичный ход энергетической зависимости р наблюдается в реакциях протонного расщепления ядер. Однако значение энергии, соответствующее переходу параметра р на плато сдвигается в область более высоких энергий ( >2 ГэВ). Такое поведение объясняется вкладом реакций мезонооб-разования в процесс передачи энергии ядру, а постоянство параметра р расценивается, как достижение насыщения в возбуждении послекаскадного ядра.

Как видно из табл.9, относительно1 большая величина параметра р в фотоядерных реакциях означает в среднем меньшее число испущенных нуклонов и, соответственно, более низкую энергию возбуждения' послекаскадного ядра.

Параметр к, определяющий ширину зарядового распределения, не зависит от условий облучения (сорта, энергии падающих частиц), а также массового числа мишени, в пределах оыибок определения значения этого параметра, полученные нами согласуются с данными ^з протон-ядерных экспериментов.

Анализ полученных данных (18) позволяет представить - зависимость ширины зарядового распределения от массы остаточного ядра в виде:

• -0.45+0.02

Я = (11.В ± 3.0) А (2.10)

Такого типа функциональная связь подгверздзется дз:

ттяттимтж ттп

фоторасщеплению ядер. Для ограниченной области массовых чисел параметр R можно считать постоянным. ■

Параметры s и Т, характеризующие положение максимума кривой зарядового распределения в форме z = sa + та2, позволяют определить заряд элемента с максимальным выходом при данном массовом числе А- Близость значений этих параметров, полученных в различных экспериментах i ib,19,50,1021 на протонных и фотонных пучках и для разного типа мишеней подтверждает универсальность кривых зарядового распределения, формирование которых в рамках КИ модели происходит на стадии испарения.

Параметр »(А) можно связать с полным выходом (полным сечением) фоторасщепления ядра, практически он определяется путем интегрирования выражения (2.в> при формальной подстановке в качестве пределов интегрирования = о, д2 = At, z =-® , z2 =+00 .

a z

ст(а) = е <y(a,z)sft / 2 x 2 ехр [ pa-r | z-sa+ta2 | ~>/21 dadz t2-11) a,z ах zí

Этот параметр должен зависеть от сорта и энергии взаимодействующих частиц, а также массового числа мишени. Аналитическое выражение для сеА).полученное в fi9i имеет вид:

о(а)=1(-0.81+00.4)+(0.184+0.006)1пЕ1 a1"13möh, (2.12)

где величину о.ai авторы связывают с пороговым сечением в реакциях расщепления, а значение o.i84 рассматривается как среднее фотонуклонное сечение в интервале энергий 0.1-7 ГэВ-

Массовая зависимость а1-13 показывает, что все нуклоны ядра принимают участие в реакции как свободные частицу. Значение показателя при массовом числе указывает на эффект "знтиэкраниров-

ки" в ядре 149] .

Формула Рудстама в виде (2.8) использовалась нами для систематизации выходов продуктов расщепления ядер v, mn, cu, nb, ад, та. Отношения расчетных и экспериментальных значений приведены на ,рис.1б. Как видно, в пределах фактора 2 f з достигается удо-волетворительное согласие с экспериментом. В тяжелых мишенях и для продуктов глубокого расщепления и фрагментации согласие хуже. Аппроксимирующие функции в области легких мишеней, а также некоторые модификации формулы (2.8) обсуждаются нами в

Г 102,103J .

2.4 Фотоделение

2.4.1. Выхода И сечения

Реакция фотоделения представляет удобное средство изучения взаимодействия фотонов с ядрами- В частности, в тяжелых ядрах (например, урана), для которых делимость близка к единице, сечение фотоделения определяется сечением поглощения фотонов ядром. При зтом механизм поглощения, зависящий от длины волны фотонов меняется от коллективного взаимодействия с ядром, как с целым, в области гигантского резонанса (Е'^го МэВ), до фотонуклонных про-', цессов выше порога мезонообразования Е > 150 МэВ. В промежуточной области при длине волны, сравнимой с парными ассоциациями нуклонов в ядре, доминирующим считается квазидейтонное поглощение фотонов. Исследование фотоделения в пучках тормозного излучения предполагает вклад различных энергетических областей фотонного спектра.

"Фотоделение в области гигантского резонанса изучено довольно хорошо, в ряде работ исследовалась также и область энергий до 1 ГэВ. При более высоких энергиях систематические данные к моменту проведения эксперимента практически отсутствовали.

В диссертации обсуждаются результаты измерения выходов фотонов деления при энергиях < 5ГэВ, представляющие продолжение ра-

235 230

нее начатых исследований в ХФТИ ( 104,105 1 на ядрах и, и,

732 209 1*77 181

ТИ, ВД., Аи, Та.Совместный анализ позволил получить полную карггину функции возбуждения реакции фотоделения, содержащей информацию как об общих закономерностях фотоядерного взаимодействия,' так и о природе делительного процесса-

как показали исследования с 49], делящиеся ядра можно грубо разбить на две группы с г<вз и г>чо. В первой группе из-за высокого порога деления "гигантский резонанс " в сечении не наблюдается и выходы реакций отражают вклада промежуточных и высоких энергий-Во второй группв существенный вклад "гигантского резонанса" приводит к слабой энергетической зависимости выходов-Из результатов проведенных измерений видно (49,761, что выхода реакций фотоделения растут почти линейно с логарифмом при

этом дляг55и в интервале 0.1-5 ГэВ выход возрастает в два - три раза, а дляв том же энергетическом диапазоне он увеличивэ-

ется в десятки раз. Делимости ядер первой группы значительно ниже единицы, тогда как для ядер с г > 90 они близки к единице.

Ранее указывалось, что при работе с пучком тормозного излучения измеряются интегральные характеристики и сложность обработки экспериментального материала состоит в извлечении сечений реакций-

В данном случае для восстановления сечения деления ядер с г> 90 наш проводилось моделирование выхода реакций с использованием в качестве сечения сложного выражения. I'сличающего поглощение фотонов ядром в различных энергетических ".гнтервалах, с последующим интегрированием по спектру тормозного излучения. Варьируемым параметром, по которому проводилась подгонка, была делимость ядра-

В области "гигантского резонанса" использовались сечения, полученные при энергии < го мэВ. В интервале 20-150 НэВ сечение вычислялось по квззвдеятоннной модели поглощения фотонов:

а, = В(М г/Л)-0-с. (2.13)

т а

где -сечение фотоделения, м,г,А - соответственно число нейтронов, протонов и нуклонов в ядре, ай - сечение фотоэффекта на дейтоне, о - делимость ядра, которая в этой области принимается такой же, как и в области гиганткого резонанса. Таким образом, при введении этих сечения подгоночный параметр отсутствовал.

Выше порога мезонообразования сечение фотоделения можно за писать в виде.-

а, = с^-К-И-О (2.14)

f о

где с0 - сечение фотонуклонного взаимодействия, усредненное по-импульсному распределению нуклонов в ядре, к-коэффициент. учитывающий экранирование нуклонов в ядре, и-член, представляющий вероятность возбуждения ядра после первичного взаимодействия-Оценки, выполненные на основе данных о прозрачности ядра дают значение коэффициента м равным единице с точностью до э-/. .в вычислении фотонуклонного сечения использовались экспериментальные данные о сечениях фоторождения одиночных "-мезонов, п-мезонных пар, а также полном сечении поглощения ^-квантов ядрами водорода при энергии выше 1 ГэВ .

Результирующая кривая полного сечения фоторождения зг-мезонов на ядре была получена усреднением суммарной кривой парциальных сечений по импульсному распределению нуклонов в ядре ( 7ы. Вычисленная кривая сечения взаимодействия фотонов с ядром имела форму несимметричного широкого резонанса с полушириной 1Г0В и максимумом в районе зоо МзВ.

Сечение деления для представлено на рис-17, для ядер

238 232

и, ть сечения имеют аналогичный характер зависимости от энергии фотонов. Пунктирная кривая - результат' интегрирования сечений фотоделения по шиффовскому спектру фотонов. При Е > 150 МзВ делимости полагались независимыми от энергии и равными 1.0.

235 238 232

0.84, 0.62 соответственно для и, и, ти , что не противоречит измерениям других авторов 1107,1031.

Результаты анализа показали, что в энергетической зависимости сечения фотоделения имеет место второй,"сверхгигантский" резонанс, соответствующий максимуму в полном сечении фотонуклонно-го взаимодействия. Указания на существование максимума в фотоме-зоиной области энергий в сечении фотоделения содержатся в ранее выполненных работах 1106,1081 и теоретических расчетах (1061.

Резонансная форма энергетической зависимости, сечений в области энергий фотонов Е > 150 МэВ была обнаружена также в реакциях фоторасщепления 177,781 и других фотоядерных процессах.

В области 2 < 83 (для ядер та, Аи, в!) сечения фотоделения определялись как описанным выше способом, так и с использованием метода регуляризации [741. на рис.18 изображены сечения фотоде-лэния для ядер В1 и Аи в зависимости от энергии фотонов, полученные методом моделирования сечения (сплошная кривая) и с использованием двух критериев при решении методом регуляризации. Сечения имеют резонансный вид с ращеплением на два максимума. Значения делимостей в выражении (2.15) принимались равными 0.12, и 0.023 для.В1 и Аи соответственно,независимо от энергии фотонов.

Следует отметить,что в рамках КИ модели можно получить качественное описание экспериментальных данных I49,1091. в расчетах распределение послекаскадных ядер по А ,г , е отождевствляет-ся с распределением делящихся составных ядер. В действительности в реакции может существовать- промежуточная ступень установления статищрюского равновесия, на которой возможны существенные из-мзЕбния знзррии возбутДзккя и нуклонного ссстззз кзчалького сос"~

тавного ядра за счет испускания предравновесных частиц.

таким образом, проведенное исследование показало, что характер энергетической зависимости сечения фотоделения при высоких энергиях определяется, в основном, полным сечением эдронного фо-фопоглощения нз ядре, а абсолютная величина сечения включает и значение делимости ядра.

2.4.2. Анизотропия углового распределения

.Угловые распределения осколков деления иссдадов': -ись метод."м слюдяных детекторов, расположенных в цилиндрической камере в ин-нтервале углов от о°до ibo° для делящихся ядер u, ¿и, и та. Максимальная энергия фотонов в непрерывном спектре тормозного излучения варьировалась от з до 5 ГэВ. В сочетании с ранее проведенными измерениями в ХФТИ в интервале энергий <ьоо-1<;оо МзВ [ но] была получена полная картина углового распределения осколков в диапазоне боо-эюо МэВ. При обсуждедении экспериментальных данных привлекались также результаты, полученные при измерен™ на мишени *" Bi при энергии 1.5 ГэВ inoi.

Анизотропия углового распределения продуктов фотоделения исследовалась достаточно полно в области гигантского резонанса . где при делении четно-четных ядер отмечалось преимущество вылета осколков под углом 90°к направлению фотонного пучка. С ростом энергии все указанные распределения становились изотропными- Такое поведение находится в соответствии с представлением фотоде-лзния в рамках коллективной модели Бора tmi. в области низких энергий состояние делящегося "холодного" ядра в седловой точке характеризуется сильной аксиально-симметричной деформацией. С ростом энергии возбуждения увеличивается количество каналов деления и исчезает выделенная ориентация угловых моментов делящихся ядер, определяющая анизотропию углового распределения при низких энергиях. Для нечетных ядер изотропность в распределении осколков отмечалась, начиная с порога реакции-

Бедность, несогласованность экспериментальных результатов в области энергий до i ГэВ и отсутствие таких данных при более высоких энергиях явились основной причиной проведения настоящих измерения.

Результаты изм , приведенные в табл.ю,показали, что при делении ядер с z > 90 угловые распределения осколков изот-

ропны в пределе 2-з ■/. , в то время, как для ядер с z < аз наблюдается слабая анизотропия го-зо •/., характеризующаяся вылетом осколков вперед. Сравнение с данными при низких энергиях показывают,что коэффициент анизотропии для и, в± и «и практически не меняется с Е ,в то время как для та есть тенденция к росту анизотропии с увеличением энергии фотонов.

Если предположить, согласно векторной модели, наличие переносной скорости V у делящегося ядра, то изотропное в CUM угловое распределение осколков можно представить в ЛС в виде:

d£7

1 + 2(VI I /V) cose (2.15)

где V - скорость осколков деления в СИМ <v(|<< V), а величина п= 2 V||/v определяется как коэффициент анизотропии- Эта величина вычислялась нами по измеренным данным методом наименьших квадратов (табл.10). в табл. приведены также оценки,полученные для величины v|| и энергий делящихся ядер,с использованием данных "ins касающихся скорости осколков деления. Из полученных нами данных следует, что анизотропия в угловом распределении осколков увеличивается с уменьшением массы ядра. Можно предположить, что в более легких ядрах вклад высокоэнергетичной части спектра играет большую роль, так как сечение деления достигает максимума при более высоких энергиях-

Анизотропию можно объяснить также влиянием углового момента, полученного делящимся ядром при взаимодействии с фотонами по аналогии с делением ядер протонами и ионами. С учетом этого эффекта выражение (2.15) несколько меняется:

d<" 2 - •• 1 + 2( || /v) COSÖ - р (Sine) (2.16)

dn

где Р - коэффициент, обусловленный угловым моментом делящегося ядра. Анализ, проведенный по уровню достоверности определения вероятности описания анизотропии в форме (2.15) или (2.16) показал, что предположение (2.16) наиболее достоверно для распрделв-ния осколков деления та.

Результаты измерений показали,что угловое распределение осколков деления и, изотропно/ для осколков деления вх, ли и та наблюдается анизотропия,которую можно об:яснить переносной .скоростью делящегося ядра, а при делении та можно предположить вли-

Табл.ю

Мишень Е МэВ г> = 2v V11 1/2 (МэВ/нукл). mv2|/2 МэВ

и 3000 -0.031+0 025 0.042+0.005 0. 16010.020

3800 0.013+0 017 0.018+0.002 0. 04510.005

5100 0.040+0 017 0.054+0.006 0. 30610.031

Аи 3000 0.122+0 017 0.065+0.006 0. 41010.040

3800 0.093+0 017 0.04810.002 0. 223+0.022

Та 5100 0.200+0 020 0.10010.010 0. 900+О.090

яниэ углового момента, вносимого фотонами.

2.5. Фотофрагментация

Фрагментация представляет один из каналов распада высоковозбужденного ядерного состояния, сопровождающийся вылетом легких ядер. В области промежуточных и высоких энергий эти процессы привлекают большое внимание в связи с вопросами существования критического состояния ядерной материи f46,ii3i.

Накопленный в настоящее время обширный экспериментальный материал, в основном, в адрон-ядерных реакциях, не получил еще полного описания и является стимулом развития различных теоретических моделей, основанных часто на взаимоисключающих физических предположениях. К числу последних относятся модели холодной фрагментации iii4i, механической нестабильности iíisi, статистической мультифрзгментации 19з,иб], асимметричного деления tii7i ядерной решетки 11is], "файерболов"Ш9], "snow baii"ii20] и др.

Определенный успех в понимании явления фрагментации достигнут в рамках КФИ модели,рассматривающей высоковозбужденные ядерные состояния 193,lió,121!; доминирующим каналом распада авторы предполагают множественное образование ядерных фрагментов, что является проявлением фазового перехода жидкость-газ в ядерном веществе. Первая стадия реакции развивается в рамках стандартной модели внутриядерного каскада. На второй стадии, в зависимости от приобретенной энергии возбуждения, ядро-остаток либо испаряет нуклоны и легкие ядра, либо разваливается на несколько возбуж-

денных фрагментов. Как показывают расчеты, процесс мультифраг-ментации проявляется при энергиях возбуждения > э мэВ на нуклон. При меньших энергиях доминирует канал испарения из термализован-ного остаточного ядра. Следуя 117,1211, моделирование мульти -фрагментационного распада осуществляется методом Монте-Карло-Третья стадия соответствует девозбуждению фрагментов. В случае более низких возбуждений используется модель Блатта-Вайскопфа [151, в которой, наряду с испарением нуклонов, учитывается вылет тяжелых кластеров вплоть до160- После окончания Этого процесса формируется ансамбль остаточных ядер, который наблюдается на эксперименте.

Оцэнки,проведенные нами по каскадной модели Для мишени Ад показали, что при энергии падающих фотонов - 1 Г?В около 10% остаточных ядер имеют энергию возбуждения > 5 МэВ/нукл- При этом характер распределения энергии возбуждения проявляет большое сходство с протонными данными в том же энергетическом интервале [ 931. этот факт позволяет предположить, что процесс муль-тифрагментации может проявиться в фотоядерных реакциях в области промежуточных энергии. Ниже приводятся некоторые данные по фрагментации ядер под действием фотонов тормозного и квазимонохроматического излучений с максимальной энергией до 5 ГэВ-

Часть эксперименатльных данных получена с использованием ак-тивационной методики, к ним относятся результаты измерения выходов легких ядер: Ве, С, N. Р, N3 ИЗ МИШвНей ОТ ^ А1 ДО Та 152, 56,58,77,941. Расчет СвЧвНИЙ ПОКЭЗаЛ 1771,что в структуре функции возбуждения четко проявляется область множественного пионо-образования дополнительно к пику, обусловленному фоторожденивм одиночных п-мезонов- так как фрагментация по данным протон-ядерных экспериментов является высокоэнергетичным процессом И51, есть основания предполагать, что передача ядру необходимой для фотофрагментации энергии возбуждения может быть связана с этим процессом.

Кинематические характеристики фрагментов исследовались в реакциях Ад-->24Ма и Та--»241Ча (табЛ-8). ИЗ ПрИВвДЭННЫХ ДЭННЫХ ВИДНО, что средняя кинетическая энергия ядер N3 практически не . зависит от сорта и энергии падающих частиц «та же картина наблюдается для ядер 5с и образовавшихся из Та в процессе фрагментации)-Параметры, определяющие в двухступенчатой модели, стадию первичного взаимодействия, отличны в реакциях,инициированных

частицами разного сорта.

Ряд экспериментальных данных был'получен на газовой проекционной камере 170,122,1231 .Анализ измеренных энергетических спектров показал, что форма их хорошо согласуется с данными, полученными в экспериментах с протонами (рис-19) 1113,1241. для аппроксимации спектров использовалось известное в литературе выражение Максвелл-Больцмановской функции •■

---- = А(Е-В) ехр 1-(Е-В)/Т) (2.17)

йЕсЮ

где параметр X определяет темперэтуру ядра, кВ - кулоновский барьер, А -нормирующий множитель- Некоторые данные, полученные при фиттировании спектров приведены в табл.и- Как видно, хара рактер спада спектров, определяемый параметром Т, не отличается существенно от протон-ядерных данных 11241. что подтверждает универсальность формы спектров, а также свойств ядерных состо яний, из которых происходит образование фрагмента- Как известно. 115], параметр I не имеет физического значения, т.к. определи емая таким способом температура превышает полную энергию связи ядра,а форма спектра не критична к выбору модели.

Табл.и

Параметр Т в аппроксимирующей функции (2.17)

Фоагмент Реакция Реакция

г + Р + Ад-Р у + Аи-»р Р + Аи->Р

1.1 6. 87+0.15 8 2+0 .1 6 46+0.65 7 1±0.1

Ве 5. 74+0.2 7 7+0.2 7 3 ±0.5 6 5+0.2

В 8. 10+0.53 8 7±0.4 8 1 ±0.23 7 8+0.3

С 10. 10+1.57 7 34±0.4

Зарядовые распределения фотофрагментов характеризуются быстрым спадом с увеличением заряда вылетающих ядер, для аппроксимации этой зависимости обычно используется функция типа г~т. Поведение параметра т с ростом энергии падающих частиц рассматривается в различных моделях фрагментации- По данным протонных эк-

Рис. 19 спектр фрагнентов Ы.

Точки - реакция Ав (Е =г ГэВ), гис-

тограмиа - реакция р ♦ Ав (Е -г., г ГэВ).

Рис. 20 зарядовое распределение фотофраг-иентов. Точки - результаты эксперимента при Е = 2 гэв. гистограмма - результаты расчета КФИ модели при Е = 1 гэв.

спериментов 11243. величина т меняется в интервале 2.96^-2.02 для мишени Ад при энергии падающих протонов о.66 - 1 гзВ. а для мишени «и значения параметра т заключаются в диапазоне 2-24^1,92 в области энергий протонов 2.5-7.5 ГэВ- Аппроксимация полученных нами данных дает величину ~4.5 дчя фрагментов Ад и~3.4 для - аи.

Расчеты, проведенные по КФИ модели удоволетворигельно описывают результаты измерений сечений образования фрагментов в мишени Ад под действием протонов при энергии 4.9 ГсВ 11241. для фотоядерных процесов при Е = 1 ГзВ расчеты предсказывают более пологий спад сечений, рис-20, чем наблюдается в наших измерениях выходов фрагментов при.энергии фотонов 2 ГэВ. Характер зарядовой зависимости, подобный измеренному нами отмечается в расчетах КФИ модели [1211 для протон-ядерных реакций в предположении испарительного механизма образования Фрагментов-

Результаты проведенного исследования показали,что в процессе фотофрагментации проявляются общие закономерности,характеризующие этот канал распада (в частности, идентичность энергетического распределения Фрагментов и средних кинематических характеристик вылетающих ядер). С другой стороны отличаются свойства распадающихся ядер.Эспериментальные результаты указывают на вклад испарительного механизма в процесс фотообразования фрагментов, что подтверждает более низкое, в среднем, возбуждение ядра по сравнению с реакциями, вызванными протонами.

ШЩШ

1- Исследованы дифференциальные сечения в реакциях некогерентного фоторождения одиночных п* - мезонов на ядрах от водорода до свинца при энергии 2 и з ГзВ. Импу.ипша «яаяиз продуктов проводился с использованием методики ммпштп"!"'; спектрометра и сцинтал-лядаонного годоскопа-

2. Характер изменения эффективных д/грных зарядов в этом процессе не подтвердил предсказания .доминантности векторных мезонов относительно энергетический зависимости в области от 2 до 16 ГэВ- учитывая результата ранее проведенных- измерений на 51_АС-е

в диапазоне в - 16 ГэЬ 1гг .

3. Измерены инвариантные сечения инклюзивного фотсрсвдзния протонов и я±-мозоноь на ядрах от углерода до свинца при энергии 4.28 ГзВ-

4. В поведении сечения инклюзивных реакция отмечено проявление характеристик "раннего скеилинга" при энергии 4.2ь ГзВ-

5. Оценки величин эффективных ядерных зарядов при некогерентном фотороящеш п -мезонов на ядрах рассчитывались в рамках модели Глауберз-Марголиса- учитывающей эффекты двухкратного пере-рзссеяния п -мезонов на нуклонах ядер в инклюзивных процессах и дополнительно вклад промежуточного р -мезона при рассмотрении процессов рождения одиночных п- -мезонов-

6. Проведена обширная экспериментальная программа по исследованию механизма образования, зарядовых и массовых распределении остаточных ядер при расщеплении мишеней от углерода до тантала фотонами с энергией до ь ГзВ- Выделение к идентификация продуктов ядерного расщепления проводились путем измерения наведенной активности-

7. Измерены выходы и угловые распределения осколков фотоделения урана, тория, висмута, золота и тантала с использованием трековой методики и твердотельных детекторов.

в. Измерены зарядовые и спектральные характеристики продуктов фотофрагментации мишеней алюминия, серебра и золота в газонаполненной проекционной камеры-

В энергетической зависимости реакций расщепления, деления и фрагментации наблюдалась резонансная структура фотонуклонного взаимодействия: процессов одиночного и множественного фотообразо-вэния л -мезонов на нуклонах ядер. Вклады отдельных каналов определяют степень возбуждения ядерной системы.

ю. Анализ выходов остаточных ядер при расщеплении мишеней V. Ип, Си, ыь, Ад и 1а. проведенный по общей систематике зарядовых дисперсий и массовых распределений показал:

- универсальность зарядовых распредг-опий к сорту и энергии первичных частиц и слаоую зависчимость от типа мишени

- подобие массовых распределений остаточных ядер в среднетяжелых мишенях

- идентичность кинематических параметров, характеризующих им-

цульсные и энергетические распределения образующихся ядер-

Указанные выше результаты расцениваются как проявление свойств предельной фрагментации в процессах фоторасщепления при энергиях свыше 2 ГэВ и возможность проведения факторизации по рассмотренным параметрам.

и. Основные характеристики процесса фоторасщепления удоволе-творительно описываются в рамках каскадно-испарительной модели, однако гипотеза образования промежуточного; ядра при полном поглощении фотонов приводит к завышенным значениям энергии возбуждения и переносной скорости, переданнным ядру.

12. Выходы реакций фоторасщепления удоволетворительно аппроксимируются с помощью полуэмпирических аналитических функций, описывающих экспоненциальный спад изобарического выхода и гауссовый характер зарядового распределения.

13. Анизотропия в распределении продуктов фоторасщепления выражается слабее чем в эдрон-ядерных процессах, что в рамках двух-векторной модели указывает на меньшую величину переносной скорости. полученной ядром в первичном взаимодействии.

В заключение считаю своим приятным долгом выразить благодарность Г-А.Вартапетяну за постоянное внимание и интерес к работе. Выражаю также глубокую признательность сотруднику ХФГИ Ю-Н-Раню-ку за участие в совместных работах и ценные научные советы. Считаю необходимым с благодарностью отметить неоценимый вклад сотрудников лабораторий ш и 124. без участия которых невозможно было бы проведение экспериментов, а также персонала ускорителя ЕрФИ. обеспечившего требуемые параметры пучка- Выражаю благодарность также сотрудникам кафедры ядерной физики и элементарных частиц ЕГУ А-А-Аракелян. Е.О.Григорян. А-С.Данагулян и А-Г-Худа-давердяну за полезные обсуждения в совместных работах.

ЛИТЕРАТУРА

1. R.J.Glauber /"Lectures in Theoretical Physics", (ed. by W. E. Brittin), v.l. New-YorK. 1959; " High energy Physics and Nuclear Structure" (ed. G. Alexander) Nort- Holland. 1967; P. Гла-убер /УФН, 1971. т. 103. 611

2. к. s. Kolbing, в. Harsolis. с. L. Tans /liucl. Phys.. 1966. v. Вб. 85

3. G. von Bochman. В. Harsolis, C.L.Tang /Phys. Rev. Lett., 1970. V. 24. 483

4. G. R. Farrar /Phys. Lett. , 1975. V. B56. 185

5. J. Pumplln. E. Yen / Phys. Rev.. 1975. v.Dll. 1812

6. J. H. Kuhn /Phys. Rev. 1976, V. D13. 2938, 1976

7. A. KrzywlcKl /Phys. Rev. , 1976, V. D14. 152

8. M. J. Longo /HUC1. Phys. . 1978. V. B134. 70

9. R. P. Feynman /Phys. Rev. Lett.. 1'969. v. 23, 23

10. J. вепеске, т. т. Chou, C.H.Yang at ai. /Phys. Rev., 1969. v. 188. 2159

11. P. M. Flshbane, J. s. Trefll /Phys. Rev.. 1973. v. D8. 1467

12. L. StodOlsKy /Phys. Rev. Lett. , 1967. V. 8. 135 '

13. K.Gottfried. D. R. Yennle /Phys. Rev.. 1969. v. 182. 1545 .

14. B. Hargolis. T. L. Tang /Phys. Rev. Lett. . 1969. V. 24. 483

15. в. с. Барашенков. в. д. тонеев /"взаимодействие высокознергети-ческих частиц и атомных ядер с ядрами. "Москва. Атомиздат. 1972

16. V. S. BarashenKov. F. G. Gerenghl, A. S. II Jnov /Nucl. Phys., 1974, V. A231, 462

17. A. S. Botvlna. A. S.II Jnov, I. H. Hlshustln /NUCl.Phys:, 1990. V. A507. 649

18. G. Rudstam / Z. Haturforsch.. 1966. vA2l. 1027

19. G. D. Jonsson. К. A. Llndgren / Phys. Scripta. 1977. V. 15. 308

20. С. Р. Геворкян /Диссертация. 1973. ерфи

21. K.Gottfried / "Proceedings of the international symposium on Electron ^nd Photon Interactions of High Energies" Cornell. 1971.* 221 K.Gottfried / TH 1564-CERN. 1972

22. A. M. BoyarsKi. R. Dlebold. 6. D. EsKlund et. al. /Phys, Rev. Lett., 1969, V. 23, 1343

23. D. 0. Golgwell, V. B. Elinas. W.P.Hesse et.al. /Phys. Rev., 1973. . V. D7. 1362

24. W. P. Swanson. U. Davler. I.Derado et al. /Phys. Rev. Lett.. 1971, V. 27. 1472

2?. н. Burfeindt, G. Bushorn, H. Genzel et al. /Nucl.Fhys.. 1971. V. В 71. 89

26. К. Moffelt, J.Wallam, G. ChadwicK et al. / Phys. Rev. , 1972, v..D5, 1603

27. К. V. Kaune, G. Miller. W. Oliver et al. /Phys. Rev., 1975. V.DU, 478

28. A. Kusumesl. S. MlKamo. J. Kishlro et al. / ХЕК Preprint 80-19. 1980

29. В. В. АНИСОВИЧ / Письма В ЖЭТФ, 1969. Т. 57. 1306;

/Phys. Lett. . 1975. V. В57. 67

30. А.н. Mueller / Phys. Rev.. 1970. v. D2. 2963; H. D. I. Abarbanel / PhYs. Lett,. I97i; v. B34, 69; M. s. Cheh, L.L.Wang. T. F. wons / Phys. Rev. Lett., 1972. v. 26. 672; N. s.CralBie. G.Kramer. J. Korner / Nucl.Fhys., 1974. V. B68. 509

31. U. BecKer, J. Burger. M.Chen et al. / Phys. Rev. Lett.. 1976. V. 37. 1731

32. Л. о. Абрамян, А. о. Аганьяна, г. А.'вартапетян и др. . / ПТЭ. 1973. Т. 2. 60; НС ЕФИ. МЭ-10-72

33. л. о. Абрамян. А. о. Аганьянн. г. А. вартапетян, н. А. Демехина и ДР. / ПТЭ. 1973. т. 2. 75; НС ЕФИ. НЭ-14-72

34. н. А. демехина. Р. А. Тейнуразян. А. г. Худавердян /Изв. АН Арн. ССР 1968, Т. 3. 437; НС ЕФИ. МЭ-7-68

35. Л.О.Абрамян. А.о.Аганьяна. г.А.вартапетян и др. /ЯФ. 1972. Т. 16, 739

36. L. О. Abramian, А. О. Asanlantz. G. A. Vartapetlan et al. / Phys. Lett., 1972. V. B38. 544

37. С.Р.Геворкян, с. г. матинян, в. п. солахян /изв. ан арн. ССР (Физика. 1974, т. 4. 9; с. р. Геворкян, а. в. Тарасов /письма ХЭТФ. 1972. Т. 16. 418 "

,зв. л.'б. Абрамян.. А. о. Аганьяна. г. А. вартапетян и др. / ЯФ. 1976. Т.'23. 739 "

39. ю. Д. Баюков. А. Е. Буклей, в. Б. Гаврилов и др. /ЯФ, 1979. т. 947

40. J. w. cronin. н. i.rrisch. Н. I.Shochet et. al. / Phys. Rev. f 1975. V. Dll. 478

41. M. Ono. J. Kishlro. s. MlKamo et al. / Phys. Lett,. 1979. v. B84.513

42. L. BertOChl, A. TeKou / H. Clm. . 1974. V.21. 201 . • t3. С. V. ARerlof / Phys, Rev. . 1971. V. D3. 945

44. E. yen /Phys. Rev.. 197.4, v. D10. .836 ,

45, R. Serber / РЬУЗ. Rev.. 194T. v. 72. 1114

t,9

40. J. Huilier /гьуз. кер. . 1905. v. 125, 129; Y. CamPl. J. Ilufner /

rh-/3. Eev. , 1901, V. C24, 2199 47. T. 1!. Gabriel, K. G. Alsmlller / Flr/3. Eev. , 1909, v. 102, 1035 40. Г. Л. Флеяшер. п. Б. прайс, р. п. Уокер "Треки заряженный частиц в твердых телах и принципы их применения" - н. . энергоиздат, 1901

'19. D. Г. Иедорезов. Ю. Н. Ранюк / "фотоделение ядер за гигантским 1'езонансон", Киев, Наукова думка, 1909

50. II. А. Демехина / Диссертация канд. Физ.-мат. наук, Ереван, 1970

51. Р. А. Бахшедян. г. А. Вартапетян. Е. О. Григорян и др. /Препринт ЕФИ -140(75), 1975, Ереван

52. Г. А. вартапетян, 'А. С. Данагулян, Н. А.'Демехина / ЯФ, 1973, т. 17, 005, тезисы докл. Всесоюзной конф. " Ядерные реакции при высоких энергиях". Тбилиси, 1972.

53. А. с. Данагулян, Н. А. Демехина /'Изв. АН Арм. сср. 1973, т. 8, 321

54. г. а. вартапетян. е. о. Григорян, н. а. Деиехина и др. /изв. ан арм. сср, 1975. т. 10. 351 •

55. г. а. вартапетян, н. а. демехина. а. г. худавердян и др. /яф. 1975. т. 22, 433

56. А. С. Данагулян, н. А. Демехина /. ЯФ, 1976, т. 24

57. A, s. Danaeulyan. N. A. DemeKhlna. G. A. Vartapetlan /Hucl. Phys., 977. V. A2S5. 482

58. в. и. Асатурян. Е. о. Григорян. А. с. данагулян и др. / ЯФ, 977. Т. 25. 1133.

59. Г. а. Вартапетян. Е.О.Григорян. а. с. Данагулян и др. /ЯФ, 1981. Т. 34. 289

60. Е.О.Григорян. H.A. Деиехина / ЕФИ - 476 (19)-81

К. а. амроян. г. а. вартапетян. Е. о. Григорян ц др. /ЯФ. 1988. Т. 48.(2). 461.

62. к. А. Амроян. Е.О.Григорян, н^ А. Демехина /ЯФ, 1989, т. 49(6). 1537

63. г. А. Авдалян. е. о. Григорян, h.a. Деиехина /ефи - 667 (57)-83

64. г.А.Вартапетян. е.о.григорян. h.a.Демехина /ефи-689(4)-84

65. к. а. Амроян, С. а. Барсегян, H.A. Деиехина / ЯФ. 1993, т. 56

66. H. suserman, M.Campas, К.Wielgoz / FhVs. Rev., 1956, v. loi. 388

67. L. Winsberg / HIN, 1978, V. 150. 465

68. ' A. BresKin. T.Johansson. S. PollKanov et al. /Н1Н. 1983,

v. 217, 131

69. R. A. Astabatian. н. v. Badallan. N. A. Demechlna et. al

/НЕХАМ-1989, June 25-30. Praeue 1989, 110 ~

70. р. А. Астабатян, Г. В. Бадалян. С.Т. Гаспарян и др. /препринт ЕФИ1170 <47>-89

71. Р. А. Астабатян. Г. В. Бадалян. Н. А. Денехина и др. /ВАНТ, 1990 Т. 3(11), 93

72. К. Tesch / NIM, 1971. V. 95. 245

73. A. s. Penfold. J. Е. LelSS / Phys. Rev. . 1959, v. 114, 1332

74. А. Н.Тихонов, в. я. Арсенин /"Методы решения некорректных задач" -М. . Наука, 1974. 223, ДАН СССР, 1963, т. 153, 49

75. а. п. Безверхая, е, о. Григорян, н. а. денехина и др. /изв. ан арм. сср, 1985, т. 20, 69

75. Г. А. Бартапетян, Н. А. Демехина. В. И. Касилов и др. /Яф, 1971, Т. 14, 65

77. А. р. Авакян. Г. А. Бартапетян, Е. О. Григорян и др. /Препринт ЕФИ764 (79) I 1981, Ереван. ЯФ, 1986, т. 44, 298

78. а. р. Авакян. г. А. Бартапетян, е. о. Григорян и др. /препринт ЕФИ765 (80), 1984, Ереван. ЯФ, 1986, Т. 44

79. G. в. Bologna, V. Bellini, V. Emma et ai. /Nuovo Clm. , 1976, v. A, 91; V. Dl Hapoll, G. Rossa, «.Saivettl et ai. / J. Inors. Kucl.Chem., 1975, v. 37. 1101; ld, 1976. v. 36, 1

80. J. B. Cummins. P.E.Haustein, R. w. Stoenner / Phys. Rev., 1974. v. CIO, 739

81. P. Kozma, J.Kliman /Preprint, EI-86-606, 1966

82. L. Husian, S. Katcoff / Phys. Rev. , 19T3. V. C7, 2452

83. R. G. Körte 1 mg, E.K.Hyde /Phys. Rev. , 1964, v. B136, 425

84. Q.English. N. Т. Forlle / Phys. Rev. . 1974. V. CIO. 2268

85. G. J. KumbartsKl. V.Klra. Ch. K. Kwan /Nucl. Phys. , 1971, v.A160, 237; G. Andersson. Blomqvist et al. /Hucl.Phys. . 1972. v. a197, 44

06. B. BulOW, B. Johns son / Z. Phys. . 1976. V. A278, 89

87. А. С. Данагулян, H, А. Демехина /ЯФ, 1978, т. 27, 877

88. J. R. Hulzenga. R. Vandenbosch /Phys. Rev., i960, v. 120. 1305, Id 1313

89. X. Canipi, I. Desbois. E. Llpparlnl / Phys. Lett. . 1989. v. B138.

353

90. S. B. Kaufman, E. P. Steinberg / Phys. Rev., i960 . v. C22, 167 v. B71, 2798

91. P. E. Haustein, Т. J. Ruth / Phys. Rev., 1978, v. C18, 2241

92. N. T. Porlle, G.D.Cole, C.R.Rudy / Phys. Rev. . 1979, v. C192, 2286

93. A. S. Botvlna. A. S. IlJnov, I. H. Hlshustln /Phys. Lett., 19S6. v. 205, 421

94. к. А. Аироян, e. о. Григорян, h. а. демехина /Препринт ЕФИ~1193(70)-69

95. К. А. Амроян, С. А. Барсегян, н. А. Демехина / ЯФ, 1993, т. 1.

96. L. Wlnsberg / PhYS. Rev. , 19S0, V.C22, 2116, Id 2133

97. G.D.Cole, N. т. Porlle / Phys. Rev. , 1982, v. C25. 244

98. p. Kozma / preprint оияи ei-90-169, 1990

99. S.B.Kaufman, E.P.Steinberg, M. W. Weisfleid/Phys. Rev., 1978.

V. C18, 1349

100. R. siiberberg, с. h. Tsao / Astr. Phys. j. suppi. , 1975, v. 220, 315 ;

101. G. Foshlna, J. B. Martins, 0. A. P. Tavares et. al / Radlochem. acta, 1984, v. 35, 121

102. E. О. Григории "Диссертация канд. Физ. мат. наук". Ереван. 1935

103. Е.О.Григорян, Н. А. демехина / Ученые записки ЕГУ. 1964. т. 1(155). 66, там ate, 1984, т! 2(156). 60

104. А. н. НитроФанова. ю. н. Ранюк / ЯФ, 1967. т. 6, 703

105. ю. н. Ранюк. П.в.сорокин / ЯФ, 1967, т. 5, 531

106. Т. Methasiri. S.Johansson /Hue 1. Phys.. 1971, v, A167, 97

107. H. G. de Carvalho, G, Cortinl, И. MushniK et. al /Hucl.Phys.. 1964, v. 53, 345

108. L. G. Moretto, R. c. Gatti. S. G. Thompson et al. / Phys. Rev., 1969. V. 179. 1176

109. а. с. Ильиной, e. А. Черепанов. С. E. Чигринов /Препринт АН СССР ИЛИ II-0124

110. Г. И. Шраменко, С. Г. Тонапетян, П. А. Гришаев и др. /АЭ. 1970. т. ¿е, 509 %

111. J. J. Griffin /PhYS. Rev. . 1959. V.116. 107

иг. Н. А. Демехина. В. И. Касилов, А.В.Митрофанова и др. /УФК. 1971, Т. 15, 486

114. Ю.П.Яковлев / ЭЧАЯ, 1983, Т. 14, 1285

115. J. Alchelin, J. Hufner / Phys. Lett., 1984. v. B136. 15. PhYS. Rev. . 1984, V. C30, 107

116. D. II. Boal, A. L. Goodman / Phys. Rev., 1986. v. C33. 1690

117. J. P. Bondorf / PhYS. Lett. , 1985, V. B150. 57

118. L. G. Moretto / HUC1. PhYS. . 1975, V.A247, 211

119. G.D.Westfall, I.Gosset, P. I. Johansen / Phys. Rev. Lett.. 1976. v. 37. 1202

120. D. H. Boal. M. Soroushian /Fhys. Rev., 1982. v. C25. 1003

121. а. с. Ботвина. а. с. Ильинов. и. н. Мишустин / Письма в ЖЭТФ. 1985. Т. 4г. 402

122. Р. А. Астабатян. С. Г. Гаспарян. Н. А. Денехина и др. /Препринт • ЕФИ1280(86)-90

123. Р. А. Астабатян. Н. А. Денехина. Р. Л. Кавалов /ВАНТ. 1991. 5(23)

124. е. н. Вольнин / диссертация канд. Физ-нат, наук, Ленинград. 1975

125. К.Г.Денисенко, о.в.ложкин. ю. а. мурин /яф. 1988, т. 48, 421

Приложение.

Список трудов соискателя, вошедших в диссертации.

i- Н.А.Демехина. Р-А-Теймуразян. А-Г-Худавердян - "Временные флуктуации ФЭУ-зе и ФЭУ-зо." Изв. АН Арм-ССР. i960. т.з. 437: НС ЕФИ. MO-7-ea 1341 г. Г-А.Вартапетян. Н.А.Демехина. В-И-Касилов и др. - "Сечения деления ядер фотонами до энергий s ГзВ- Сверхгигантский ре-ронанс фотоядерных реакции." ЯФ. i97i, т.н. 65: Препринт ФТИ АН УССР 70-72 17В1

3. H-А.Демехина. В.И-Касилов. А.В.Митрофанова. Ю-Н.Раюк - "Анизотропия в угловом распределении осколков фотоделения при высоких энергиях." ЯФ. 1972. т-ie. эи тз)

±

4. L . U. fibrahamiar,, íi. ü. ^qanians. N. A. Demekhina - "Sinale л -photoproduction from согю 1 ей nucí eat at 2 and 3 BeV." F'hys. Lett. 197,2, v.380. 544 [ ЗЫ

5. Л-0.Абрамян, А-О-Аганьянц. Н-А.Демехина и др. - Фоторождение одиночных гт~ -мезонов на ядрах при Е = г и з ГэВ- Параметры протон-нейтронного распределения." ЯФ, 1972. т-ie. 739 osi

в. Л-0.Абрамян, А-О-Аганьянц, Н.А.Демехина и др. - "Магнитный спектрометр для регистрации частиц в области до 4 ГэВ/с." ПГЭ. 1973. т-г. 60J НС НФИ. МЭ~10—72 1321 7. Л-0.Абрамян, А.О.Агзньянц. Н-А-Демехина и др. - "Сцинтилля-ционный годоскоп для магнитного спектрометра с большой рабочей поверхностью." ПГЭ, 1973, т.2. 71: НС ЕФИ. МЭ-14,-72 1эз1 е. Г.А.Вартапетян. А.С.Данагулян. Н-А.Демехина и др. - "Фоторасщепление ядер в области энергий от г до 5 ГэВ." ЯФ. 1973. т-17, ees-. Тезисы конф. "Ядерные реакции при высоких энергиях." Тбилиси, 1972 [521 а. А-С.Данагулян. Н-А.Демехина и др. - "Фоторождение заряженных на ядрах ai27 и вапри максимальной энергии фотонов от а до 4.S ГэВ." Изв. АН Арм-ССР. 1973. Т.е. 321 [S3] ю. Л.О.Абрамян. А-О-Аганьянц. Н-А.Демехина и др. - "Инклюзивное фоторождение протонов и i1 -мезонов на ядрах, при энергии Е =

4.28 ГЭВ." ЯФ. 1976, Т.23. 749; НС ЕФИ. 150-75 (3Ö1

11. Г-А-Варгапетян, Е-О.Григорян, Н-А-Демехина и др. - "Расщепле-

55

нив ядра мп фотонами с максимальной энергией от г до 5 ГэВ." ЯФ. 1975, т.22. 433 [551

12. Г.А.Вартапетян. Е-О.Григорян. Н.А.Демехина и др. - "Расщепление V51 фотонами с максимальной энергией от s до ч ГзЬ."

Изв- АН Арм.ССР, 1975. т-io. зsi 1541 13. р.А.Бзхшецян. Г-А-Вартапетян. Н.А.Демехинэ и др. - "Исследование взаимодействия фотонов высоких энергий с ядрами v51.

Mn . Си." НС ЕФИ, 146-75 [511

14.. А-С-Данагулян. Н-А-Демехина - "Выход ядер 24Na из легких и среднетяжелых мишеней." ЯФ. 1976. т-гл, eei (531

IS. A-S-Danaqulyan, N.A-Demekhina, G.А.Vartapetian - "PhotDnuc—

51

Iear reactions in medium ^eiqh nuclei V. !4n■ Cu." Nucl.Phys., 1977, V.A285, 482 (571

is. В-М-Асатурян, Е-О-Григорян. Н-А-Демехина и др. - "Реакции в легких ядрах под действием фотонов при максимальных энергиях

ОТ 2 ДО 5 ГзВ." ЯФ. 1977, Т.25, 1133 [581

17. А.С-Данагулян, Н-А-Демехина - "Изомерные отношения выходов в фОТОЯДернЫХ реаКЦИЯХ." ЯФ, 1978, Т.27, 877 1871

18. Г-А-Вартапетян, Е-О-Григорян, А-С.Данагулян, Н-А.Демехина и др. - "Зарядовое распределение остаточных ядер при фоторасщеплении ЯФ ,1981, т.34, , 289 159J.

19. Е-О-Григорян. Н.А.Демехинэ - "Зарядовые распределения продуктов расщепления среднетяжелых ядер фотонами в области Е =

4.5 ГЭВ-" ЕФИ-476(19)-81 [601

20. Г-А-Авдалян. Е-О-Григорян, Н-А-Демехина - "Исследование импульсных характеристик ядер отдачи в реакциях ai<^,2pn)24na.1

21. Г-А-Вартапетян, Е.О.Григорян. Н-А.Демехина - "Импульсные свойства продуктов фоторасщепления меди-" ЕФИ-ев9<4)-вз гез!

гг. Е.О.Григорян. Н.А.Демехинэ - "Расчет выходов и сечений реакций фоторасщепления с помощью полуэмпирических формул- i-Мишени в области 274А<4о." Ученые записки ЕГУ, 1984, т-i.

ее, [1031

23. Е.О.Григорян. Н-А.Демехина - "Расчет выходов и сечений реакций фоторасщепления с помощью полуэмпирических формул, и. Мишени в области si «а с 93 " Ученые записки ЕГУ, 1984, т.2,

60 II031

24. А-П.Безверхая, Н-А.Демехина. А-Г-Худавердян и др. - "Исследование функции возбуждения в реакциях фотообразования 2ilNa и 18f из мишеней ai, si. s с использованием квазимонохроматического фотоного пучка." Изв- АН Арм.ССР, серия "физика", 198S, Т.20(2), 69 (7S1

25. А.Р.Авакян, Г-А-Вартапетян. Н-А.Демехина и др. - "Энергетическая зависимость сечений некоторых реакций расщепления меди под действием когерентных и некйгерентных пучков." ЯФ.

198В, Т.44, 248; ЕФИ-765 (80)-84 1781

26. А-Р-Авакян, Г-А-Вартапетян, Н-А-Дэмехина и др. - "Фоторасщепление легких ядер когерентным и некогерентным тормозным излучением от электронов высоких.энергий." ЯФ, юав, т-44, гэв;

ЕФИ-764(79)-84 1771

27. К-А-Амроян, Г.А.Вартапетян, Н-/ Чемехина и др. - "Анализ зарядового распределения продуктов фоторасщепления серебра при

Е = 4.5 ГзВ." ЯФ, 1988, Т-48, 461 tail ^шах

28. К-А.Амроян, Е.О.Григорян, Н.А-Дэмехина - "Массовый выход продуктов фоторасщепления среднетяжелых ядер." ЯФ, 1989,

Т-49, 1537 1621

29. К-А-Амроян, Е-0.Григорян, Н.А-Дэмехина - "ИсследоЕание некоторых характеристик процесса фотообразования 7ве и 24ыа." Препринт ЕФИ"1193(70) —89 1941

30. Р-А-Астабатян, Г-В-Бадалян, С-Г-Гаспарян, Н-А-Дзмехина, Р.Л-Кавалов, Э.Р.Маркарян, М-А-Микаелян, В-С.Погосов - "Газовая камера для регистрации ионов." Препринт ЕФИ-и70(47)-89 1701

31. R.A.Astabatian, H.V.Badalian, N.A.Demekhina, S.G.Gasparian, R.L.Kavalov, E.R.Markarian, M.A.Hikaelian, V.S.Poghosov -"Particle identification by projection chambers." HEXAM—89, June 25-30, PrAGUE, 1989 1691

32. Р-А-Астабатян, С-Г-Гаспарян, Н-А.Демехина, P.Л.Кавалов, Э-Р-Маркарян, В-С.Погосов - "Результаты измерения выходов фотофрагментации на ядрах углерода, алюминия, серебра и золота." Препринт ЕФИ—1280(86) —90 11221

33. Р-А-Астабатян, Г-В-Бадалян, С-Г.Гаспарян, Н.А-Дэмехина --Идентификация ионов проекционной камеры." ВАНТ 19эо,т.з(и),

93 [711

34. Р-А-Астабатян, А-С-Ботвина, Н-А.Дэмехина, Р.Л-Кавалов» Э-Р-Маркарян, В.С-Погосов и др. - "Некоторые результаты по фоторасщеплению." ВАНТ, сер-ядерно-физических исследований. i99i,

59(23) 11231

35. К-А-Амроян, С-А-Барсегян, Н-А-Демехина - "ЯДерные реакции в мишени тантала под действием фотонов тормозного излучения."

1993, Т.56,4 1651

36. К-А-Амроян, С-А-Барсегян, Н.А-Дэмехина - "Измерение отдачи, продуктов фоторасщепления та." ЯФ, 1993, т-se, 13 issi