Фоторасщепление изотопа 197Au тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

□0306012Т

МОСКОВСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

имени М.В Ломоносова

Физический факультет

НАУЧНО-ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКИЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНОЙ ФИЗИКИ

имени Д.В. Скобельцына

На правах рукописи

Чжо Чжо Тун ФОТОРАСЩЕПЛЕНИЕ ИЗОТОПА 197Аи

Специальность-01 04 16 Физика атомного ядра и элементарных частиц

Автореферат

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

2 4 МАЙ 2007

Москва 2007

003060127

Работа выполнена в Отделе электромагнитных процессов и взаимодействия атомных ядер Научно-исследовательского института ядерной физики имени Д В Скобельцына Московского государственного университета имени М В Ломоносова и на физическом факультете Московского государственного университета имени М В Ломоносова

Научный руководитель доктор физико-математических наук,

профессор Борис Саркисович Ишханов

Официальные оппоненты доктор физико-математических наук,

профессор Наталья Семеновна Зеленская (отдел ядерных и космических исследований, НИИЯФ МГУ)

кандидат физико-математических наук, ведущий научный сотрудник Анатолий Иванович Блохин (ГНЦ «Физико-энергетический институт», г Обнинск)

Ведущая организация Институт ядерных исследований

Российской академии наук (г Москва)

Защита состоится " 24 " мая 2007 года в 14 час. На заседании Диссертационного совета К 501 001 06 в Московском государственном университете имени M В Ломоносова

Адрес 119992, Москва, Ленинские горы, НИИЯФ МГУ, 19-й корпус, аудитория 2-15

С диссертаций можно ознакомиться в библиотеке НИИЯФ МГУ Автореферат разослан " 23 " апреля 2007 года

Ученый секретарь

Диссертационного совета К 501 001 06 ¿у ,

Кандидат физико-математических наук оВЧуманова

Общая характеристика работы.

Актуальность проблемы Несмотря на то, что исследования механизмов взаимодействия у-квантов с атомными ядрами продолжаются несколько десятков лет, многие принципиальные вопросы структуры и динамики атомных ядер по-прежнему остаются открытыми Так, достаточно хорошо исследована область энергий фотонов, соответствующая образованию гигантского дипольного резонанса Исследования в этой области позволили обнаружить ряд новых явлений, таких как формирование коллективных состояний атомных ядер, явление конфигурационного расщепления гигантского резонанса, роль изоспина ядра в распадных характеристиках гигантского резонанса Однако, в области энергий выше гигантского дипольного резонанса, ситуация изучена гораздо хуже Основная причина в том, что в этой области энергии возбужденные состояния распадаются, как правило, с испусканием нескольких нуклонов Традиционные методы исследования, используемые в области энергий гигантского дипольного резонанса трудно использовать в области более высоких энергий из-за низкой эффективности одновременной регистрации нескольких частиц в конечном состоянии В то же время в этой области энергии изменяется механизм взаимодействия фотонов с ядрами Если в области энергий гигантского резонанса фотоны взаимодействуют с ядром как с единым объектом, то в области за гигантским резонансом фотон взаимодействует с отдельными ядерными кластерами и, в первую очередь, с квазидейтронами Проблема диссипации энергии, поглощенной отдельными фрагментами ядра, передача энергии другим степеням свободы является не до конца изученной Важную роль в этой энергетической области играет возбуждение нуклонов глубоких внутренних оболочек ядра

Фотоядерные реакции с вылетом нескольких нейтронов (у, хп) позволяют исследовать атомные ядра удаленные от полосы р-стабильности -7

Использование тормозных пучков фотонов с энергией до 70 МэВ позволяет исследовать ядра, образующиеся в реакциях вплоть до (у, 7п) Многочастичные фотоядерные реакции представляют собой практически не исследованную область, не известны сечения этих реакций для большинства ядер

Изучение ядер далеких от полосы Р-стабильности дает сведения о ядрах, находящихся в экстремальных условиях В таких ядрах изменяется соотношение между кулоновским и ядерным взаимодействием характерное для стабильных ядер, что приводит к появлению новых, необычных свойств атомных ядер, которые ранее не наблюдались в ядрах долины (3-стабильности Оказалось, что в отличие от ядер, расположенных вблизи долины стабильности, в таких ядрах не совпадают зарядовое и массовое пространственные распределения Были обнаружены гало-ядра, имеющие пространственное распределение ядерной материи, существенно превышающее обычные размеры атомных ядер И, = 1 2 А,/Зфм

Исследования ядер далеких от полосы ^-стабильности кроме их важности для фундаментальной науки имеют и прикладной аспект В первую очередь это разрушение долгоживущих продуктов радиоактивных отходов, образующихся при работе ядерных реакторов Первостепенное значение приобретают проблемы экологии и охраны окружающей среды

Таким образом, исследование ядер, удаленных от полосы р-стабильности имеет большое значение для решения фундаментальных и прикладных задач Для этой цели используются новые источники концентрированных потоков энергии — ускорители электронов, на которых возможна организация физических исследований в интересующей области Одним из основных способов получения ядер, далеких от полосы |3-стабильности являются множественные фотонейтронные реакции -фотоядерные реакции с вылетом из ядра нескольких нейтронов, т е реакции типа (у, 2п), (у, Ъп), (у, 4п) и т д Таким образом, исследования ядер далеких от полосы р-стабильности (в данном случае нейтронодефицитных ядер)

оказываются тесно связаны с исследованиями множественных фотонуклонных реакций

Цели и задачи работы

Целью настоящей диссертационной работы является получение новых экспериментальных данных о многочастичных фотонейтронных реакциях на ядре 197Au в области энергий фотонов до 70 МэВ В работе были поставлены следующие задачи

• отработать методику проведения экспериментов по изучению многочастичных фотоядерных реакций на микротроне RTM-70 НИИЯФ МГУ,

• идентифицировать образовавшиеся в результате фотоядерных реакций на ядре 197Аи изотопы на основе анализа спектров у-квантов,

• измерить выходы фотонейтронных реакций различной множественности на изотопе 197Au при облучении исследуемого образца тормозными у-квантами с максимальной энергией 67,7 МэВ,

• используя имеющиеся в литературе экспериментальные данные по сечению реакции l97Au(y, n)1%Au, а также рассчитанный с помощью библиотек программ GEANT спектр тормозных фотонов, рассчитать интегральные сечения многочастичных фотонейтронных реакций на изотопе 197 Au,

• сравнить полученные экспериментальные данные с теоретическими расчетами

Научная новизна работы

Следующие результаты, представленные в диссертации, являются

новыми

• впервые проведен эксперимент по наблюдению фотоядерных реакций

на ядре 197Аи с вылетом из ядра от 1 до 7 нейтронов,

• впервые экспериментально измерены выходы фотоядерных реакций |97Аи(у, 4п)193Аи, 197Аи(у, 5п),92Аи, 197Аи(у, 6п)|9|Аи,

• впервые получены экспериментальные данные об интегральных сечениях многочастичных фотоядерных реакций на ядре 197Аи с вылетом из ядра до 6 нейтронов

Научная и практическая ценность работы

• Полученные экспериментальные результаты по интегральным сечениям многочастичных фотонейтронных реакций на изотопе 197Аи необходимы для выяснения механизма фотоядерных реакций в области энергией за гигантским резонансом и создания теоретических моделей для описания таких реакций Подобные экспериментальные данные в настоящее время отсутствуют для большинства ядер

• Полученные данные о величинах интегральных сечений многочастичных фотонейтронных реакций необходимы в связи с вопросами получения и исследования ядер, удаленных от полосы Р-стабильности, что позволяет получить новые сведения о свойствах ядерной материи

• Полученные значения величин интегральных сечений фотонейтронных реакций необходимы в связи с возможностью использования электронных ускорителей для разрушения долгоживущих продуктов радиоактивных отходов, образующихся при работе ядерных реакторов

Научная достоверность

Научная достоверность полученных результатов подтверждается использованием надежно зарекомендовавших себя методов регистрации

6

и анализа спектров у-квантов, согласием полученных результатов в той

области энергий, где имеются экспериментальные данные, с

соответствующими результатами известных экспериментальных работ

Основные положения, выносимые на защиту

1 Впервые измерены спектры у-квантов распада ядер образующихся при облучении изотопа 197Аи тормозным спектром у-квантов с максимальной энергией 67,7 МэВ

2 Впервые разработан метод измерения выходов фотоядерных реакций различной множественности на основе анализа спектров у-квантов продуктов реакций (у, хп)

3 Впервые измерены значения выходов фотонейтронных реакций (у, Зп), (у, 4п), (у, 5п), (у, 6п) на изотопе 197Аи

4 Впервые получены значения интегральных сечений многочастичных фотоядерных реакций (у, Зп), (у, 4п), (у, 5п), (у, 6п) на изотопе 197Аи

5 Результаты сравнительного анализа полученных экспериментальных данных с теоретическими расчетами

Апробация работы

Результаты диссертации докладывались на Российских и международных конференциях и научных школах

• 55,56 Международных совещаниях по ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра «Ядро - 2005», «Ядро - 2006», (С - Петербург, Петергоф, 2005, Саров, 2006),

• 6,7 межвузовских научных школах молодых специалистов «Концентрированные потоки энергии в космической технике, электронике, экологии и медицине» (Москва, 2005, 2006),

• Научных конференциях «Ломоносовские чтения» (Москва, 2006,

2007 г),

• 12, 14 Международных конференциях студентов, аспирантов и молодых ученых по фундаментальным наукам «Ломоносов - 2005», «Ломоносов - 2007» (Москва, 2005, 2007),

• XI International Seminar on Electromagnetic Interactions of Nuclei EMIN-2006 Moscow, Russia 2006,

• 13 Всероссийской научной конференции студентов-физиков и молодых ученых (Ростов-на-Дону, 2007)

Публикации

Основные результаты диссертации опубликованы в 7 печатных работах, в числе которых 2 статьи в российских рецензируемых журналах, в материалах международного научного семинара, докладов и тезисов докладов на международных и всероссийских научных и научно-технических конференциях Все результаты, представленные в диссертации, получены самим автором либо при его непосредственном участии

Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения Она содержит 69 рисунков и 25 таблиц Список цитируемой литературы включает 87 наименований Общий объем диссертации составляет 140 страниц

Содержание диссертации

В вводной главе диссертации дается описание гигантского дипольного резонанса и его параметров в рамках коллективной и

оболочечной моделей, описывается квазидейтронный механизм фотоядерной реакции. Обоснована актуальность работы, основные цели и задачи исследований, научная новизна и практическая ценность работы, дается краткое содержание диссертации.

В первой главе диссертации описан метод проведения эксперимента. Эксперимент выполнен на пучке тормозных у-квантов разрезного микротрона ЯТМ-70 НИИЯФ МГУ (рис.1). Микротрон 11ТМ-70 является уникальным компактным ускорителем электронов, построенном с использованием постоянных магнитов на основе редкоземельного магнитного материала 8т-Со. Ускоритель позволяет ускорять электроны до максимальной энергии 70 МэВ и используется в качестве эффективного источника тормозного излучения с максимальной энергией у-квантов в диапазоне энергий от ] 5 МэВ до 70 МэВ.

Рис. 1. Разрезной микротрон импульсного действия с максимальной энергией пучка 70 МэВ

Из ускорителя (1) пучок электронов (2) диаметром с1С| = 5 мм, направлялся на тормозную вольфрамовую мишень (3) толщиной сЦ, = 2,5 мм (рис. 2). Расстояние между окном вывода электронного пучка и тормозной мишенью г = 5 мм. Исследуемый образец (4) располагался непосредственно за тормозной мишенью. Поперечные размеры исследуемого образца ,9' Аи

составляли 0,8 см х 2 см. Толщина образца составляла 0,3 мм. Поскольку в эксперименте определялись относительные выходы фотоядерных реакций, размеры мишени подбирались так, чтобы они превосходили диаметр тормозного пучка ускорителя, что позволяло максимально уменьшить погрешности обусловленные неоднородностью пучка и возможным дрейфом пучка по поверхности исследуемого образца.

dw

Рис. 2. Схема экспериментальной установки I - ускоритель, 2- пучок электронов, 3 - тормозная мишень, 4 -исследуемый образец.

После облучения образец переносился на измерительную установку (гамма-спектрометр), на котором проводились измерения спектров у-квантов продуктов фотоядерных реакций. Данный метод позволяет изучать радиоактивные ядра с периодами полураспада от нескольких минут до нескольких лет,

В качестве детектора у-квантов использовался HPGe детектор из сверхчистого германия (Canberra, GC3019) с эффективностью 30 %. Энергетическое разрешение детектора составляло для энергии у-квантов 122 кэВ - 0,9 кэВ, для энергии 1,33 МэВ - 1,9 кэВ. Детектор (рис. 3) был установлен в специальном помещении, расположенном в непосредственной близости от ускорительного зала, что давало возможность проводить

измерения спектров остаточной активности образца через несколько минут после окончания облучения. Детектор был помещен в свинцовую и медную защиты, что позволило существенно улучшить фоновые условия измерений. Это особенно важно в связи с тем, что в настоящих исследованиях изучаются довольно редкие события образования радиоактивных изотопов в фотоядерных реакциях высокой множественности, сечения которых малы.

Рис. 3. HPGe детектор 7-квантов в свинцовой защите (Canberra, GC3019).

Экспериментальные данные по спектрам у-квантов позволяют получить относительные величины выходов различных фотонейтронных реакций в одном эксперименте, что повышает точность результатов. Выходы фотоядерных реакций оценивались по интенсивностям у-линий спектров.

При расчете выходов реакций учитывалась зависимость эффективности детектора от энергии у-квантов, поглощение у-квантов в мишени, временные факторы-поправки на время облучения время переноса

мишени к детектору, время измерения спектров

Для восстановления формы тормозного спектра у-квантов было выполнено компьютерное моделирование взаимодействия пучка электронов с энергией 67,7 МэВ с вольфрамовой мишенью толщиной 2 5 мм Полученная энергетическая зависимость спектра у-квантов аппроксимировалась плавной функцией и использовалась в расчетах выходов фотонейтронных реакций

На рис 4 в качестве примера приведены результаты измерения у-спектра изотопа |97Аи, облученного тормозным спектром у-квантов с максимальной энергией 67,7 МэВ В спектре наблюдается большое количество максимумов, обусловленных распадом образующихся (3-радиоактивных ядер на различные состояния изотопов РС

Поиск максимумов в спектрах у-квантов и расчет их интенсивностей проводился с помощью программы [1], которая позволяет проводить визуализацию данных, разделение перекрывающихся пиков, и их аппроксимацию гауссовскими кривыми методом наименьших квадратов с использованием стандартных алгоритмов

В результате анализа у-спектров были идентифицированы радиоактивные изотопы, образующиеся в результате фотонейтронных реакций (у, п), , (у, 7п) на ядре 197Аи Пороги реакций (у, п), , (у, 7п) и периоды полураспада образующихся изотопов приведены в таблице 1

Образование каждого изотопа идентифицировалось по нескольким у-линиям в спектрах у-квантов Так, например, при распаде радиоактивного изотопа 194Аи, образующегося в реакции (у, Зп), наблюдалось свыше 30 переходов в конечном ядре

Идентификация образующихся продуктов реакции проводилась по двум характеристикам

• по энергии у-переходов,

• по периоду полураспада изотопов

10

10 -

10" -

300

400

100 о

Е ( кэВ)

Рис 4 Сектор у-квантов в диапазоне энергий 300-1000 кэВ из мишени '97Аи облученной тормозным спектром у-квантов с максимальной энергий Ет = 67,7 МэВ

Таблица 1

Фотоядерные реакции на ядре

Реакция Порог реакции, МэВ Образовавшиеся изотопы Период полураспада Тщ образовавшегося изотопа

(У, п) 8,07 196 Au 6,183 дней

9,6 часов (метастабильное состояние , Ey = 595 6 кэВ, Jp = 12")

(У,2п) 14,71 195 Au 186,09 дней

(Y, Зп) 23,09 194 Au 38,02 часов

(у, 4п) 30,03 193 Au 17,65 часов

(У, 5п) 38,73 192 Au 4,94 часов

(у, 6п) 45,77 191Au 3,18 часов

(У, 7п) 54,77 190 Au 42,8 минут

При анализе спектров у-квантов участок спектра, содержащий один или несколько максимумов, аппроксимировался суммой гауссоид и прямой линии Каждая гауссоида соответствовала одному максимуму в спектре, прямая аппроксимировала фоновую комптоновскую подложку

Большое количество измеренных спектров и широкий временной интервал измерений позволили для каждой реакции выбрать временной диапазон, в котором расчет периода полураспада наиболее оптимален

Для иллюстрации надежности полученных результатов в таблице 2 для некоторых максимумов спектра у-квантов показано сравнение экспериментально измеренных периодов полураспада Т1/2 (экс) с табличными значениями Т)/2 (табл) систематики [2] Видно, что экспериментальные значения периодов полураспада ДТ1/2 (экс ) совпадают в пределах погрешности с табличными значениями

Таблица 2

Сравнение экспериментальных Т^ (экс.) и табличных Тт(табл.) значений периодов полураспада некоторых у-пиков

Еу (кэВ) Реакция Т1/2 (табл )* 1*1/2 (ЭКС ) ДТ1/2 (экс )

147,81 |97Аи(у,п)|%Аит 9,6 час 9,49 час 0,26 час

355,68 |97Аи(у, п) |У6Аи 6,18 дней 6,15 дней 0,02 дней

328,45 |9/Аи(у, Зп) |94Аи 38,13 час 38,13 час 0,03 час

255,57 |9'Аи(у, 4п),иАи 17,65 час 17,69 час 0,18 час

316,51 |97Аи(у, 5п)192 Аи 4,95 час 5,03 час 0,01 час

586,45 19/Аи(у, 6п),у'Аи 3,18 час 3,03 час 0,14 час

* Данные систематики [2]

Во второй главе диссертации проанализированы результаты ранее опубликованных работ по энергетическим зависимостям сечений реакций 197Аи(у, п)1%Аи, |97Аи(у, 2п)'95Аи и 197Аи(у, Зп)194Аи, приводятся усредненные и оцененные данные по сечениям этих реакций

Сечения фотоядерных реакций на изотопе 197Аи были получены в нескольких экспериментах, выполненных как на пучках тормозного у-излучения, как и на пучках квазимонохроматических фотонов

В целом можно отметить достаточно хорошее согласие в положении максимума гигантского резонанса Ет (различие не превышает 0,2 МэВ), его ширине Г и величине сечения в максимуме ат Расхождение наблюдается лишь в оценке величин интегральных сечений реакции - о1П, Однако, оно в значительной степени обусловлено различием в энергетических диапазонах, по которым производилось вычисление интегрального сечения Эксперименты, выполненные на пучках квазимонохроматических фотонов позволяют непосредственно измерить не только выход нейтронов а{у, хп) = а{у, п) + сг(у, пр) + 2а(у, 2п) + За(у, Зп)+ но и сечение отдельных парциальных каналов реакций с вылетом одного нейтрона (у, п), двух нейтронов (у, 2п) и трех нейтронов (у, Зп)

Однако, несмотря на то, что в различных лабораториях измерения выполнены по одинаковой схеме, их результаты различаются в пределах 15-20%

Основная причина этого различия заключается не в методе измерения сечений, а в различных эффективностях детекторов нейтронов -зависимости эффективности регистрации детектором нейтронов от энергии нейтронов В результате сечения реакций с различной множественностью нейтронов, а(у, п), с(у, 2п) могут сильно различаться При этом чем больше множественность нейтронов в исследуемой реакции, тем сильнее расхождение в результатах Это необходимо учитывать при анализе парциальных сечений фотонейтронных реакций

Учитывая расхождение в величинах, характеризующих сечения фотонейтронных реакций на ядре нами были получены усредненные

сечения реакций (у, п) и (у, 2п) в области гигантского резонанса При этом в отличие от работы [7], в которой была проанализирована вся совокупность экспериментов с квазимонохроматическими фотонами, выполненных в лабораториях Саклэ и Ливермар, мы ограничились лишь данными полученными для изотопа 197Аи С этой целью нами были получены усредненные сечения реакций а(у, п) и &{у,2п), используя только данные квазимонохроматических экспериментов Экспериментальные данные по сечениям в различных экспериментах получены на различных энергетических сетках, поэтому для получения усредненного сечения и его стандартного отклонения для данной энергии проводилась линейная интерполяция между экспериментальными точками

На рис 5, 6 показаны полученные усредненные сечения сг(у,п) и 3{у,2п) в сравнении с экспериментальными данными и оцененными сечениями из работы [7]

7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20

Еу> МэВ

Рис 5 Усредненное сечение реакции (у, п) На рис показано сравнение усредненного сечения реакции (у, п) с оцененным сечением [7] и экспериментальными данными работы [3, 4, 5]

12 14 16 18 20 22 24 26 28

МэВ

Рис 6 Усредненное сечение реакции (у, 2п) На рис показано сравнение усредненного сечения реакции (у, 2п) с оцененным сечением [7] и экспериментальными данными работы [3,4, 5] 17

Наблюдается достаточно хорошее согласие в результатах, учитывая статистические и систематические ошибки экспериментов, а также различные методы, с помощью которых были получены эти результаты

Для более детального сравнения с данными работ [3-7] на основании полученных нами усредненных сечений были рассчитаны интегральные сечения в различных энергетических диапазонах (таблица 3)

Таблица 3

Интегральные сечения реакции (у, п) и (у, 2п)

Реакция Пределы интегрирования сечения, МэВ Интегральное сечение, МэВ мб

Усредненное сечение Оцененное сечение [24] Экспериментальные данные Ссылки

Метод 1 Метод 2

(У.п) 8,72 17,94 2278,2 2243 2124,32 2190,0 [3]

8,08 19,77 2363,3 2337,7 - 2588,0 [4]

12,07 16,85 1809,7 1774,2 1708,0 1738,3 [5]

(У,2п) 14,26 24,7 680,4 642,5 783,7 777,0 [3]

13,52 27,1 733,0 697,5 783,7 671,0 [41

13,98 16,9 156,1 135,5 228,8 115,3 [5]

14,7 24,64 677,6 643,1 780,6 774,0* m

14,7 27,12 729,8 697,7 780,6 952,6 [71

В результанте анализа экспериментально измеренных сечений реакций а(у, п), а(у, 2п) в качестве величин интегральных сечений фотонейтронных реакций были выбраны значения интегральных сечений реакций (у, п) и (у, 2п) приведенные в таблице 4

Таблица 4

Интегральные сечения реакций !97Au(y, п) и 197Аи(у, 2п)

Реакция Интегральные сечения реакций МэВ мб

l9VAu(y, п) 2278± 150

,9'Au(y, 2п) 733 ± 70

В третьей главе приведены результаты выполненных экспериментов по измерению фотонейтронных реакций различной множественности (у, п), , (у, 7п) Описывается метод обработки экспериментальных данных по каждому каналу фотонейтронных реакций, представлены спектры наведенной активности облученного образца 197Аи, схемы распадов конечных ядер образующихся в фотонейтронных реакциях, приводится таблица всех максимумов в спектрах с пояснением между какими состояниями происходят у-переходы, расчеты периодов полураспада наиболее интенсивных максимумов и сравнение их с табличными значениями На основе экспериментальных данных рассчитаны выходы реакций l97Au(y, n)l96Au, ,97Au(y, n)l96mAu, l97Au(y, 2n)'95Au, 197Au(y, 3n)194Au, l97Au(y, 4n)193Au, 197Au(y, 5n),92Au и 197Au(y, 6n)19,Au, a также интегральные сечения этих реакций

Под действием пучка тормозных фотонов с максимальной энергией 67,7 МэВ на изотопе 197Аи происходят фотоядерные реакции с вылетом из ядра от одного до 7 нейтронов Образующиеся в результате указанных реакций изотопы 189",9бАи имеют периоды полураспада, лежащие в интервале времен от нескольких минут до ~ 200 дней В настоящем эксперименте изотоп 197Аи был облучен пучком тормозных фотонов с максимальной энергией 67 7 МэВ дважды Длительность первого облучения составляла 1 ч В этом случае преимущественно активировались короткоживущие радиоактивные изотопы с периодами полураспада Тщ в интервале от нескольких минут до нескольких часов Было измерено 8 спектров у-квантов остаточной активности облученного образца Второе облучение длительностью 5 ч было проведено для активации более долгоживущих изотопов Наблюдались распады радиоактивных изотопов с периодами полураспада Тш в интервале от ~ десятков минут до 186 дней Всего было измерено 336 серий спектров у-квантов Спектры у-квантов измерялись в диапазоне энергий у-квантов от 35 кэВ до 2920 кэВ Общая длительность измерений составила 234 дня

Всего было обнаружено 207 максимумов в спектрах у-квантов 162 максимума в спектрах были идентифицированы как у-переходы в продуктах распада образующихся в результате фотоядерных реакций |97Аи(у, п)19бАи, 197Аи(у, п)|96тАи, 197Аи(у, 2п)195Аи, 197Аи(у, Зп),94Аи, 197Аи(у, 4п)193Аи, 197Аи(у, 5п)'92Аи, |97Аи(у, 6п)19|Аи, |97Аи(у, 7п)190Аи Идентификация пиков проводилась на основе сравнения с табличными значениями положения максимума, интенсивности у-перехода в конечном ядре, периоду полураспада

Для того чтобы максимально уменьшить влияние эффективности детектора и поглощения фотонов в мишени на конечные результаты анализа, был использован относительный метод измерения выходов реакций Для этого между собой сравнивались максимумы в спектрах у-квантов, различающиеся по энергии не более чем на ~ 60 кэВ Эффективность детектора в переделах такого изменения энергии у-квантов изменяется не больше чем на 3 % и этими различиями для близких по энергии максимумов можно пренебречь В результате экспериментов было наблюдено - 160 максимумов, что позволило рассчитать относительные выходы фотонейтронных реакций, выбирая попарно близкие по энергии пики в спектре, соответствующие реакциям (у, т) и (у, где 1, ] = 1-7 Влиянием поглощения фотонов в исследуемой мишени при таком методе анализа экспериментальных данных для максимумов с близкими энергиями также можно было пренебречь

На основе полученных данных были рассчитаны относительные величины выходов реакций (у, п), ,(у, 6п), нормированные на выход реакции (у, п) (таблица 5)

Таблица 5

Относительные значения выходов фотонейтронных реакций

Реакция Эксперимент Теория [10]

197Аи(у, п)|96Аи 1,0000 1,0000

|97Аи(у, 2п)'95Аи 0,16 ±0,01 0,2039

197Аи(у, Зп)194Аи 0,023 ±0,002 0,0214

|97Аи(у, 4п)'93Аи 0,0074 ±0,0013 0,0097

197Аи(у, 5п)192Аи 0,0025 ± 0,0002 0,0027

197Аи(у, 6п)191Аи 0,00050 ± 0,00007 0,0006

Используя эти данные, а также результаты анализа экспериментальных данных работ по сечениям реакции !97Аи(у, п)'96Аи, были оценены абсолютные значения интегральных сечений реакций от порога до Е = 67,7 МэВ Эти результаты приведены в таблице 6

Таблица 6

Интегральные сечения фотонейтронных реакций

Реакция Порог реакции, МэВ Положение максимума, МэВ Интегральное сечение, МэВ мб

197Аи(у,п),96Аи 8,07 13,5 2278 ± 200

|97Аи(у, 2п),95Аи 14,71 16,5 733±100

197Аи(у, Зп)194Аи 23,09 28 236 ±30

|97Аи(у, 4п),93Аи 30,03 40 160,3 ±20

197Аи(у, 5п)192Аи 38,73 50 122,7 ± 10

|97Аи(у, 6п)|9,Аи 54,77 60 62,7 ± 15

В четвертой главе приводится сравнение полученных выходов реакций |97Аи(у, п)'96Аи,|97Аи(у, 2п)'95Аи, |97Аи(у, Зп)|94Аи, ,97Аи(у, 4п)'93Аи, 197Аи(у, 5п)192Аи и |97Аи(у, 6п)191Аи с расчетами [10, 11, 12] Обсуждается роль гигантского дипольного резонанса и квазидейтронного механизма в формировании сечений фотонейтронных реакций в различных областях энергий у-квантов

Для описания процесса фотовозбуждения ядра ,97Аи использовалась полумикроскопическая модель ГДР [10] и КД-модель в том варианте, который представлен в работе [11] Обе эти модели дают хорошее описание величин и энергетических зависимостей сечений фотопоглощения в области до 100 МэВ для большой совокупности средних и тяжелых

ядер при одном наборе параметров

Фотонейтронные реакции на тяжелых и среднетяжелых ядрах в области ГДР протекают следующим образом Вначале падающий у-квант возбуждает в ядре коллективные дипольные колебания Затем происходит процесс термолизации энергии возбуждения ядра, в ходе которого она распределяется по все большему числу степеней свободы, пока не будет достигнуто состояние теплового равновесия После этого ядерная система начинает остывать, последовательно испуская один за другим нейтроны Длится это до тех пор, пока энергия возбуждения последнего конечного ядра не станет меньше энергии отделения нейтрона Оставшееся возбуждение ядра снимается посредством испускания у-квантов

В результате КД-фотопоглощения возбуждается нейтрон-протонная пара, при этом образуется 2р2Ь входное состояние (нуклонная конфигурация с т = 4 экситонами) Затем первичное возбуждение распадается либо в результате эмиссии нуклонов либо вследствие внутриядерного перехода к более сложной ЗрЗЬ (т = 6) конфигурации, вызванного остаточным двухчастичным взаимодействием В результате внутриядерных т —> т + 2 переходов энергия возбуждения составной системы распределяется по все большему числу экситонов пока не будет достигнуто состояние теплового равновесия либо на некоторой т-экситонной стадии не произойдет вылет нуклона в непрерывный спектр В отличие от распада ГДР при КД-механизме увеличивается вероятность вылета предравновесных нуклонов высокой энергии

Результаты расчета [12] сечений реакций с вылетом одного, двух и

трех нейтронов а{у, п), а(у, 2п) и о(у, Зп) для ядра 197Аи сравниваются на рис 7 с экспериментальными данными Видно, что теоретическая модель хорошо описывает результаты эксперимента Сечения реакций (у, п), (у, 2п) и (у, Зп) формируются целиком за счет ГДР.

600 -,

300

;оо -л

юо

20 п

10-

\

J V

г 10

I

15

—г-

20

/V

10

15

I

20

1Г

Ли(у,3п)

л

ю

~I

15

i-1-г"

20 25

15'

Аи(/п)

—г-

30

-Г"

35

Аи( / 2п)

—г-

зо

т-

35

I

40

—I

40

—I-1-1-г

30 35

Рис 7 Сечения реакций (у, п), (у, 2п), (у, Зп) на ядре 197Аи Сплошная линия- результаты расчета [10] Точки — усредненные экспериментальные результаты

п

40

Е МэВ

Для описания фотонейтронных сечений на ядре ,97Аи с вылетом большего числа нейтронов - (у, 4п), (у, 5п) и (у, 6п) - необходимо учитывать квазидейтронный механизм фоторасщепления В таблице 7 сравниваются экспериментальные выходы реакций (у, п), (у, 2п), (у, Зп), (у, 4п), (у, 5п) и (у, 6п) для ядра 197Аи с результатами расчета [12]

Таблица 7

Сравнение экспериментальных и теоретических выходов фотонейтронных реакций (у, п),..., (у, 6п) для ядра ]97Аи

Пу, кп) Эксперимент Теория [10] ГДР + КД Теория [10] ГДР

КЪ п) 1,0000 1,0000 1,0000

7(у, 2п) 0,16 ±0,01 0,2039 0,1940

ПЪ Зп) 0,023 ±0,002 0,0214 0,0141

У(у, 4п) 0,0074 ± 0,0013 0,0097 0,0043

ПУ, 5п) 0,0025 ± 0,0002 0,0027 0,0010

Г(ъ бп) 0,00050 ±0,00007 0,0006 0,0002

Данные табл 7 показывают, что описание многонуклонного фоторасщепления с учетом ГДР и квазидейтронного механизма дает результаты хорошо согласующиеся с экспериментом для фотонейтронных реакций всех множественностей В то же время без учета КД-фоторасщепления выходы фотонейтронных реакций с вылетом более чем 3-х нейтронов - (у, 4п), (у, 5п) и (у, 6п) оказываются заниженными в 2 раза по сравнению с результатами эксперимента

Поскольку фотонейтронные реакции высокой множественности формируют участок сечения фотопоглощения при Еу> 30 МэВ, то роль

квазидейтронного фоторасщепления в этой энергетической области очевидна

Используя экспериментально измеренные выходы реакции (у, ш) и рассчитанные интегральные сечения реакций (у, Зп), (у, 4п), (у, 5п), (у, 6п) на ядре 197Аи можно восстановить сечение фотопоглощения в области энергий Еу = 30-70 МэВ Энергетическая зависимость каждой парциальной реакции (у, 1п) где 1 = 3-6 описывалась лоренцевской кривой

1 + (Е2-Е2т)/Е2Т2 ' с набором параметров Ет>, сг„: и Гт. Величины £,„_, сг,„у и Гт

и/ I мл и

варьировались при условии |сг(£)Ж = (Т1П, (эксперимент)

В таблице 8 приведены полученные в результате такой аппроксимации параметры парциальных фотонейтронных реакций (у, т)

В качестве сечений реакции (у, п) и (у, 2п) были взяты полученные нами усредненные экспериментальные данные для этих реакций Здесь же для сравнения приведены данные полученные в работе [ 10]

Таблица 8

Параметры парциальных сечений реакций (у, ш)

Положение Сечение в Ширина Интегральное

Реакция максимума Ет, максимуме стт, сечении Гт, сечение с1П1

МэВ мб МэВ МэВ мб

Экс [10] Экс [Ю] Экс [101 Экс

у, п 13,5 13,6 500,9 522,3 4,2 4,1 2278 ± 200

7, 2п 16,9 16,5 117,8 143,7 5,2 5,5 733±100

у, Зп 30,5 33,1 17,8 17,5 10 11,1 236 ±30

у, 4п 43 42,7 10 10,3 12,9 17,1 160,3 ±20

у, 5п 57 54,8 7 5,5 18,3 22,5 122,7 ± 10

у, 6п 65,3 68,7 5 4,0 19,5 34,7 62,7 ± 15

600

г 40

ю

а

40

Е, МэВ

ю 2

Рис 8 Полное сечение фотонейтронной реакции сплошная линия -результаты [10] Светлая линия - сумма сечений реакций (у, т) Шкала для высокоэнергетической части сечения показана справа

На рис 8 показана энергетическая зависимость сечения фотопоглощения для ядра 197Au Видно, что экспериментальные сечения и данные работы [10] достаточно хорошо согласуются между собой

С учетом уже отмечавшегося выше согласия теории и эксперимента достигнуто адекватное описание всей совокупности экспериментальных данных по фоторасщеплению ядра 197Au в широком интервале энергий фотонов от энергии отделения нейтрона (8,07 МэВ) до 70 МэВ Тем самым подтверждена справедливость основных механизмов процесса фоторасщепления, заложенных в обсуждаемую теоретическую модель

В заключении приведены основные результаты, полученные в диссертации

• Создана методика измерения сечений фотонейтронных реакций различной множественности на пучке тормозного у-излучения

• Измерены выходы фотонейтронных реакций (у, п), , (у, 6п) на изотопе 197Au

• Впервые получены интегральные сечения реакций (у, Зп), ,(у, 6п)

• Получена энергетическая зависимость сечения поглощения у-квантов на ядре 197Au в области энергий до 60 МэВ

• Показано, что для количественного описания фотонейтронных реакций высокой множественности (п > 4) необходимо учитывать квазидейтронный механизм

Список литературы

1 http //www unipress waw pl/fityk/

2 Jagdish К Tuli, Nuclear wallet cards National Nuclear data center (www nndc bnl gov)

3 Fultz S С , Bramblett R L , Caldwell T J , Kerr N A Photoneutron Cross-Section Measurements On Gold Using Nearly Monochromatic Photons, Phys Rev 127,1273 (1962)

4 Veyssiere A , Beil H , Bergere R, Carlos P , Lepretre A Photoneutron Cross Sections of 208Pb and i97Au,Nucl Phys A159, 561 (1970)

5 Berman В L , Pywell R E , Dietrich S S , Thompson M N , McNeill К G , Jury J W Absolute Photoneutron Cross Sections for Zr, I, Pr, Au, and Pb, Phys Rev C36, 1286(1987)

6 Gurecich G M at al Pisma Zheff, 23, 411 (1976)

7 Varlamov V V, Peskov N N, Rudenko D S, Stepanov M E Photoneutron reaction cross sections in experiments with beams of quasimonoenergetic annihilation photons // J, УК, 1-2, 48 (2003)

8 Sorokin Yu I, Khrushchev V A, Yuryev В A // Izv An Sssr, 37, 1891(1973)

9 Berman В L //Phys Rev C36, 1286 (1987)

10 Ишханов Б С , Орлин В Н // ЭЧАЯ, 38, 84 (2007)

11 ChadwickМ В etal //Phys Rev С 44, 814 (1991)

12 Ишханов Б С, Орлин В Н Предравновесная модель фотонуклонных реакций, базирующаяся на ферми-газовых плотностях, Ядерная физика (в печати)

Основные материалы, изложенные в диссертации, опубликованы в

следующих работах

1 R A Ahev, А N Ermakov, В S Ishkhanov, IМ Kapitonov, I G Konyukhov, Kyaw Kyaw Htun, IV Makarenko, T N Mineeva, К A Stopam, Excitaion of 135 5 keV isomeric level of 92Nb nucleus in photonuclear reactions LV International Meeting on Nuclear Spectroscopy and Nuclear Structure "Frontiers in the Physics of Nucleus" St Peterburg, Peterhof, Russia, June 28 - July 1, 2005

2 PA Алиев, A H Ермаков, Б С Ишханов, И М Капитонов, И Г Конюхов, Kyaw Kyaw Htun, И В Макаренко, Т Н Минеева, К А

Стопани, Возбуждение изомерного уровня 135 5 кэВ в ядре 92Nb методом фотоядерных реакций Труды 6 межвузовской научной школы молодых специалистов «Концентрированные потоки энергии в космической технике, электронике, экологии и медицине» Москва, 21-22 ноября 2005 г , с 97-101

3 РА Алиев, А Н Ермаков, Б С Ишханов, И М Капитонов, И Г Конюхов, Kyaw Kyaw Htun, И В Макаренко, Т Н Минеева, К А Стопани, Возбуждение изомерного уровня 135 5 кэВ в ядре 92Nb методом фотоядерных реакций Вестник Московского университета Серия 3 Физика и астрономия Москва 2006, №6, с 55-57

4 Ж А Асанов, А Н Ермаков, Б С Ишханов, И М Капитонов, Kyaw Kyaw Htun, И В Макаренко, Д Р Салахутдинов, В А Четверткова, Многочастичные фотоядерные реакции на ядре 203Т1 56 Международная конференция "Ядро-2006" по проблемам ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра, Россия, Саров, 4-8 сентября 2006 г с 371-372

5 Ж А Асанов, А Н Ермаков, Б С Ишханов, И М Капитонов, Kyaw Kyaw Htun, И В Макаренко, Д Р Салахутдинов, В А Четверткова, Многочастичные фотоядерные реакции на ядре 203Т1 Труды 7 межвузовской научной школы молодых специалистов «Концентрированные потоки энергии в космической технике, электронике, экологии и медицине» Москва, 20-21 ноября 2006 г, с 68-76

6 Ж А Асанов, А Н Ермаков, Б С Ишханов, И М Капитонов, Kyaw Kyaw Htun, И В Макаренко, Д Р Салахутдинов, В А Четверткова, Многочастичные фотоядерные реакции на ядре 203Т1 Известия РАН Серия физическая, 2007, Т 71, №3, с 346-349

7 ИВ Макаренко, Kyaw Kyaw Htun Фотонейтронные реакций на ядре ,97Au Препринт НИИЯФ МГУ 2007-2/823

Подписано к печати 1? 04..07 Тираж ?Я Заказ йЯ

Отпечатано в отделе оперативной печати физического факультета МГУ

Введение.

Глава 1 Метод проведения эксперимента. Обработка экспериментальных данных.

1.1 Разрезной микротрон РТМ-70.

1.2 Германиевый детектор у-квантов.

1.3 Спектр тормозного излучения.

1.4 Обработка экспериментальных данных.

Глава 2 Фоторасщепление изотопа Au в области энергий гигантского резонанса.

Глава 3 Результаты эксперимента.

3.1 Реакция (у,п).

3.2 Реакция (у,2п).

3.3 Реакция (у,Зп).

3.4 Реакция (у,4п).

3.5 Реакция (у,5п).

3.6 Реакция(у,6п).

3.7 Реакция (у,7п).

3.8 Выходы и сечения фотонейтронных реакций.

Глава 4 Обсуждение результатов эксперимента.

1. Гигантский дипольный резонанс

Характерной особенностью сечения взаимодействия у-квантов с атомными ядрами в области энергий выше порога отделения нуклонов является интенсивный максимум в сечении поглощения - гигантский дипольный резонанс, расположенный в области энергий Ем ~ 15-20 МэВ. В области более высоких энергий у-квантов, за гигантским резонансом сечение гораздо меньше, чем в резонансной области и практически монотонно спадает вплоть до мезонного порога (Еу~140 МэВ).

В области энергий у-квантов 300 МэВ наблюдается второй интенсивный максимум - А - резонанс. Области энергий, соответствующие гигантскому резонансу и А - резонансу, хорошо исследованы как экспериментально, так и теоретически. Область промежуточных энергий 30 -100 МэВ является по существу "белым пятном". В значительной степени это обусловлено трудностью проведены экспериментов в этой области энергий. Схематически полное сечение поглощения у-квантов в области 1103 МэВ, отнесенное к одному нуклону, показано на рис. 1.

Рис. 1. Сечение поглощения у-квантов в области энергий 1-Ю3 МэВ

Предсказанный Мигдалом [1] гигантский дипольный резонанс был открыт через несколько лет Болдвином и Клайбером [2]. Развитие теории и экспериментальные исследования ДГР оказали огромное влияние на формирование современных представлений о структуре и динамике атомных ядер [3,4].

Рис. 2. Основные характеристики гигантского дипольного резонанса

Основными величинами, характеризующими сечение фоторасщепления атомных ядер в области энергий гигантского дипольного резонанса являются (рис. 2):

• положение максимума гигантского резонанса Ет

• ширина резонанса Г (ширина сечения поглощении на половине высоты)

• Величина сечения в максимуме резонанса ~ ат.

• интегральное сечение & «и

Форма полного сечения поглощения в области энергий гигантского резонанса хорошо описывается Лоренцианом °{Е) = 1 + [{Е2 - Е2т)2 /Е2 Г2]

Ширина Г дипольного резонанса составляет величину 5-15 МэВ. Для некоторых легких ядер Г ~ 20 МэВ. В качестве примера, на рис. 3 приведены сечения поглощения у-квантов ядрами углерода 12С и свинца 208РЬ. о,мб

20

15

10 5

0,

5 10 15 20 25 30 35 40

Е;,МэВ а, мб 500 400 300 200

100 0

5 10 15 20 25 30 35 40

Е.,,МэВ

Рис. 3. Сечения поглощения фотонов для ядер 13С [42] и 208РЬ [13].

В сферических ядрах в экспериментах с невысоким энергетическим разрешением гигантский резонанс проявляется в виде сравнительно узкого максимума, в то время как в сильно деформированных ядрах он расщепляется на два компонента [82].

Положение максимума резонанса Ет зависит от массового числа ядра А и при увеличении массового числа уменьшается от 25 МэВ для А ~ 12 до 10 МэВ для А-200, (рис. 4.а). Интегральное сечение, почти линейно увеличивается с ростом массового числа А (рис. 4.6). емэв rint = 60-МэВ.мб А

100 150 200 250 А

0 50 100 150 200 250 Рис. 4. Зависимости положения максимума гигантского резонанса (а) и интегрального сечения поглощения фотонов (б) от массового числа А

При энергиях возбуждения в области гигантского резонанса ядро испускает один или два нуклона [80, 81, 84]. Полное сечение поглощения может быть представлено в виде суммы сечений реакций: м = <г(Г>п) + ФМ + а(г, р) + & (Г, пр)

В фотоядерных экспериментах частицы обычно регистрируются непосредственно и не используется метод совпадения, поэтому регистрация одиночного нейтрона часто приводит к тому, что наряду с каналом реакции (у, п) регистрируется и канал реакции (у, пр). Аналогично регистрация протона приводит и суммарному сечению реакций (у, р) и (у, пр). Поэтому под фотонейтронным каналом (у, хп) обычно подразумевают канал ст(у, хп) = а(у, п) + ст(у, 2 п) + ст(у, рп) а под фотопротонным (у, хр) а(у, хр) = а(у, р) + сг(у, пр)

Максимумы резонансов парциальных реакций в случае легких ядер, как правило, расположены в одной энергетической области. На рис. 5 показаны сечения (у, п) и (у, р) на ядре 40Са .

12 14 16 18 20 22 24 26 28 30

I 1 1 1 ■ I 1 1 1 ■ I ■ 1 1 ' I ■ 1 ■ 1 .

I ' ■ ■ ■

15

Л *

40,

Ю 2 о

Са (у,п) I I I ■

16 18 20 22 24 26 28 30 Энергия, МэВ

Рис. 5. Сечения фотонейтронной (а) [44] и фотопротонной [45] (б) реакций для ядра 40Са

Однако с ростом массового числа А, начиная со значений А>40, положение максимума резонанса фотонейтронной реакции смещается в область более низких энергий, а в случае фотопротонной реакции - в область более высоких (рис. 6). Несмотря на то, что с ростом массового числа А полное сечение поглощения возрастает, основным каналами реакций являются каналы реакции с испусканием нейтронов. Испускание протонов подавляется возрастающим кулоновским барьером (рис. 7).

ЕтМ.эВ 30

25 20

15

10

О 50 100 150 200 250 Массовое число (А)

Рис. 6. Положение максимумов сечений фотопротонной (темные точки) и фотонейтронной (светлые) реакций в зависимости от массового числа А.

Так для ядра РЬ разница в положении максимумов сечений реакций с испусканием протонов и нейтронов составляет около 12 МэВ. а интегральное сечение фотопротонной реакции составляет 0,7% по отношению к сечению фотонейтронной реакции. Таким образом, в области тяжелых ядер в ряде случаев вкладом фотопротонного канала в полное сечение поглощения можно пренебречь.

Массовое число (А)

Рис. 7. Отношение интегральных сечений фотопротонной и фотонейтронной реакций в зависимости от массового числа А

Энергетические спектры фотопротонов и фотонейтронов так же сильно различаются (рис. 8). Максимум в энергетическом спектре нейтронов располагается в интервале 1-3 МэВ и слабо зависит от массового числа А. В то время как в случае фотопротонов положение максимума спектра с ростом А смещается в сторону больших энергий. Так в ядре РЬ максимум энергетического спектра фотопротонов расположен в районе 12 МэВ.

В области энергии гигантского дипольного резонанса длина волны фотона X h he 200МэВ*фм*2тг

Я = — = — =---» 80фм р Е 15 МэВ гораздо больше чем размер ядра

R = \,2Am(pM*l(pM

Поэтому даже для такого тяжелого ядра как 208РЬ радиус ядра на порядок меньше чем длина волны фотона. о s $

012 3 4 5678 9 10

Еу, МэВ о £ и X о 3

•и б3

012 34 5 6 7 8 9 10

Еу, МэВ

Рис. 8. Энергетический спектр фотопротонов для

СО ЛЛО ядра Ni (а), фотонейтронов для ядра РЬ (б)

Поскольку при энергиях в области гигантского резонанса длина волны X фотона существенно больше размера ядра, то используя длинноволновое приближение легко показать, что вероятность поглощения электрических дипольных фотонов Е1 больше вероятности поглощения фотонов другой мультипольности.

Подтверждением вышесказанного является хорошее согласие классического правила сумм для Е1 переходов с интегральными сечениями фотопоглощения по области гигантского резонанса (рис. 4.6). с7{п=\а(ЕШ=2тг2——МэВ.мб = 60—МэВ.мбш1 же А А

Угловое распределение фотонуклонов при энергиях возбуждения в области гигантского резонанса имеет вид (a+b sin20) что так же может быть объяснено поглощением Е1 фотонов. При более высоких энергиях возбуждения ядра угловое распределение соответствует поглощению Е1 и Е2 излучений.

Таким образом, гигантский резонанс, наблюдаемый в сечениях фоторасщепления является результатом преимущественного поглощения электрических дипольных Е1 фотонов.

При поглощении Е1 излучения ядром возникает колебание электрического дипольного момента, что соответствует колебанию всей совокупности протонов относительно нейтронов. Частота колебания совпадает с частотой электромагнитного поля.

А. Мигдал [1] был первым, кто рассчитал дипольный момент, возникающий под действием электромагнитного поля и оценил величину энергии дипольных переходов. В дальнейшем, на основе описания коллективного движения нуклонов в ядре, были развиты различные модели описания гигантского резонанса.

Рассматривая коллективные колебания протонов относительно нейтронов Голдхабер и Теллер [5] рассмотрели три различные модели описания гигантского резонанса:

1. Протоны подобно ионам в кристаллической решетке совершают колебания вблизи равновесного положения.

2. Ядро представляет собой несжимаемые протонную и нейтронную жидкости, колеблющиеся друг относительно друга при поглощении дипольных у-квантов.

3. Совокупности протонов и нейтронов аналогичны двум сжимаемым колеблющимся жидкостям при неизмененной форме поверхности ядра.

В первой модели частота дипольных колебаний должна быть примерно одинаковой для всех ядер и следовательно, положение максимума резонанса не зависит от массового числа А. Рис. 4а показывает сильное расхождение этой модели с экспериментальными данными.

Во второй модели энергия колебания ядра Ем выражается через такую характеристику как радиус ядра R (массовое число А).

Ет = Псот = = const^lR2/R3 = const.A"1/6 где шм- частота колебаний системы нуклонов. т - —~— - масса ядра, к - коэффициент упругости. Коэффициент упругости к = 4xR2p.V0 аМ ' выражается через такие характеристики ядра как радиус ядра R, р-плотность ядра материи, глубину потенциала Vo и радиус действия ядреных сил. При этом энергия дипольных колебаний Ет выражается как

Ет=л1у=й1Ж=л1ЖА->" т V/m ]j aRH \! ar„M п и

Численные значения параметров г0 = 1.2*10" см, а = 2*10" см и Vo = 40 МэВ, дают следующую зависимость положения максимума гигантского резонанса от А

Ем~45*А"1/6МэВ.

Третий вариант модели, который в дальнейшем был развит в работах [4,5,6] Штейнведелом, Йенсеном и Даносом, для энергии гигантского резонанса Em дает зависимости т V А1 и MR где Р = 23 МэВ - численный коэффициент в энергии симметрии ядра P(N-Z)7A в формуле энергии связи ядра Вайцзеккера. Считая N = Z = А/2, получим

Ет = 75.А'1/3 МэВ

Эта модель наиболее хорошо описывает экспериментально измеренные положения максимума гигантского дипольного резонанса для ядер с массовым числом 50 < А < 150.

Исследование деформированных ядер дало дополнительные аргументы в пользу коллективной модели описания гигантского дипольного резонанса. Поскольку энергия Ет зависит от радиуса ядра, то в случае ядер имеющих форму эллипсоида вращения полное сечение дипольного поглощения расщепляется на два компонента. При этом, величина расщепления АЕт должна быть пропорциональна разности величин, обратных длинам малой Rxy и большой осей Rz ядерного эллипсоида:

AEm~(l/Rxy-l/Rz)

Таким образом, исходя из экспериментальных данных о характеристиках гигантского резонанса величины расщепления резонанса, можно извлечь информацию о величине эксцентриситета ядра е \K-Rl)

R2 ' л и об электрическом квадрупольном моменте ядра Q = 2/5 ZR е.

1 О I

На примере ядра Та (рис. 9) видно, как отчетливо расщепление резонанса проявляется в сильно деформированных ядрах. Энергетически низшему по энергии максимуму соответствуют колебания вдоль большей оси ядерного эллипсоида. сг, мб

400 300 200 100 0

5 10 15 20 25

Ет,МэВ

Рис. 9. Сечение фотонейтронной реакции для сильно

1Я1 деформированного ядра Та Г461

В случае почти сферического ядра с небольшой деформацией наблюдается уширение гигантского резонанса. При этом выражение для ширины резонанса Г имеет вид

Г = Г0 + ДГ где Го -ширина в случае сферического ядра такого же объема, АГ -уширение гигантского резонанса, обусловленное деформацией АГ ~ (1/Rxy -1/RZ). На корреляцию ширины гигантского резонанса деформированного ядра и величины его деформации обратили внимание в 1958 г. Данос и Окамото [7,8, 63, 64].

На рис. 10 показана зависимость ширины гигантского дипольного резонанса Г от числа нейтронов N в ядре. В этой зависимости отчетливо проявляются минимумы соответствующие магическим числам, что является прямым указанием на существенное влияние оболочечной структуры ядра на формирование гигантского резонанса.

Г, МэВ

12 10 8

6 4

20 40 60 80 100 120 140

Число нейтронов Рис. 10. Зависимость ширины гигантского резонанса Г (экспериментальные точки) от числа нейтронов

Оболочечная модель

Другой поход к описанию гигантского резонанса основывается на модели оболочек. Основы микроскопического описания гигантского резонанса на основе модели оболочек были заложены Вилкинсом [9, 57].

В одночастичном варианте оболочечной модели движения нуклонов рассматриваются как независимые движения фермионов в самосогласованном центральном ядерном потенциале.

Энергетические состояния нуклонов в ядерном потенциале дискретны и подчиняются принципу Паули. С учетом спин-орбитального Is взаимодействия на одном энергетическом уровне могут находиться 2j+l нуклонов, j = l + s где j - полный момент количества движения нуклона, - орбитальный момент количества движения нуклона, s - спин нуклона. Таким образом, j = I ±1/2. зш

Z№

WP

1d,2s

Ж.

Ononis

4. 4

4,

4, 4 ip

X If <:

2s и

IP

1s

• 81

2р)/г Щ Щг

If

Vt

- fd$ - %

1P1/2

Потенциал гармонического осциллятора

Потенциал Щт-Сатна

Щг

Потенциал Вудса2 Саксона со спин-орбитальным оздимооей- ■ стоием

Рис. 11. Одночастичные уровни модели оболочек и Е1 переходы для различных потенциалов на примере ядра 160.

Основному состоянию ядра соответствует заполнение низших уровней. При рассмотрении гигантского дипольного резонанса в одночастичной модели считается, что в результате поглощения фотона ядром нуклон переходит из основного состояния на более высокорасположенное одночастичное состояние, что приводит к возбуждению ядра и образованию частично-дырочного состояния. Поглощение Е1 фотонов определяет правила отбора квантовых чисел j и 1 для нуклонных переходов:

I Aj | = 0,1 и | Л 11 = 1.

В формирование гигантского резонанса основной вклад дают переходы в соседнюю оболочку. Например, на рис.11 указаны все возможные Е1 переходы с энергией hco для ядра 160. Соответствующие им конфигурации:

I lpi/z'^s^; Г>,| 1р1/2"'1с1з/2; Г>,| lp3/2,2s1/2; Г>, 11рз/21 ld5/2; Г>, 11рз/2-1 ld3/2; 1*>.

Энергия максимума гигантского резонанса Ет для потенциала гармонического осциллятора определяется переходами между соседними оболочки

Ет = ha),

I 2V при этом (о = J—V. Тогда r V MR

Ет = 42 А'1/3 МэВ, (*)

Эта формула дает заниженное значение для энергии максимума резонанса. В случае ядра 160, приведенного на рис. 11 в качестве примера для Е1 переходов, энергия максимума резонанса рассчитанная по формуле (*) составляет примерно 17 МэВ, что отличается от экспериментального значения 22 МэВ. Для средних и тяжелых ядер положения экспериментальных и теоретических значений максимума гигантского резонанса различаются примерно в два раза.

На рис. 12 представлено сравнение экспериментально измеренного сечения и результата теоретического расчета сечения фотопоглощения для ядра 63Си. Несмотря на то, что одночастичный вариант модели оболочек дает сильно заниженное значение энергии максимума резонанса, в этой модели стало возможным объяснить природу структуры и ширины резонанса - структура и ширина резонанса обусловлены различием в энергетическим положении одночастичных состояний.

Для того, чтобы согласовать положение максимума резонанса с экспериментально наблюдаемым значением Вилкинсон предположил, что движение нуклонов внутри ядра может быть представлено как движение квазичастиц с эффективной массой М* = М/2 где М - масса свободного нуклона. a(y,xn)

63

Си

• v ж.

10 14 18 22

26 ЕЛМэВ)

Рис. 12. Сечение фотопоглощения 63Си: экспериментальные значения показаны точками; теоретический расчет показан в виде гистограммы [47, 43].

Решающий шаг в развитии микроскопического описания гигантского дипольного резонанса на основе оболочечной модели был сделан Брауном [10,61], который ввел понятие коллективного дипольного состояния. Важную роль в понимании коллективной природы резонанса сыграла работы [11, 58, 59] и микроскопические расчеты, выполненные в НИИЯФ МГУ [60, 65, 66, 74]. Была установлена связь между коллективными теориями и микроскопическим описанием гигантского резонанса [11]. В то же время было показано, что в легких и средних ядрах не происходит формирование единого когерентного дипольного состояния - наблюдается промежуточная структура гигантского резонанса.

В отличие от одночастичной модели в многочастичной модели ядра взаимодействие между нуклонами принципиально нельзя свести к общему для всех нуклонов потенциалу. Необходимо дополнительно учесть парное остаточное взаимодействие между нуклонами.

В этом случае гамильтониан имеет вид

H = H0+v, где Н0 - гамильтониан одночастичной модели, a v -^vap - остаточное взаимодействие. Уравнение Шредингера имеет вид

Нц/п = Епц/п, где у/п- собственные функции, Еп - собственные значения энергий.

Для многочастичного варианта модели принято использовать в качестве базисных функций волновые функции Фк одночастичной модели

Учет остаточного взаимодействия приводит к следующему образованию одного когерентного состояния £n, которое вбирает в себя интенсивности всех одночастичных дипольных переходов. Оно смещается вверх по энергии и оказывается в области энергии гигантского дипольного резонанса.

В приближении, что все конфигурации дают одинаковый вклад в волновую функцию V|/N> она является суперпозицией одночастичных состояний:

Вероятность перехода из начального состояния в сдвинутое когерентное дипольное состояние определяется квадратом матричного элемента

При этом все вероятности возбуждения остальных состояний у к (k<N) равны нулю

Н0Фк = Е„и Фк. о

К№)Г=о

В реалистических расчетах частично-дырочные состояния являются невырожденными и не происходит формирование единого состояния. Тем не менее, основной эффект, обусловленный оболочечным взаимодействием - смещение коллективизированного состояния в область более высоких энергий,сохраняется.

На рис. 13 экспериментальные результаты измерения сечения лло фотопоглощения на ядре РЬ сравниваются с результатами расчетов на основе модели оболочек без учета остаточного взаимодействия (а) и с учетом остаточного взаимодействия между нуклонами (б). Для тяжелого

9ПЯ ядра, каким является РЬ, величина энергетического сдвига состояний составляет около 7 МэВ, что приводит к правильному описанию положения максимума гигантского резонанса Ет.

Основным достижением многочастичной модели оболочек явилось правильное описание положения максимума гигантского резонанса. Дальнейший прогресс в понимании природы гигантского резонанса был связан с детальным исследованием вида частично - дырочного взаимодействия, установлением связи реалистических нуклон-нуклонных сил с эффективным частично-дырочным взаимодействием [67,68 ,69 , 83]. В результате обмена энергиями между нуклонами образуются многочастично - многодырочные возбуждения lplh—>2p2h—»3p3h—

Учет многочастичных - многодырочных конфигураций приводит к формированию промежуточной структуры гигантского резонанса. Коллективизированные дипольные состояния распределяются по более сложным степеням свободы. Однако центр тяжести дипольных состояний при этом не сдвигается. Т. К плотности состояний 2p-2h в области энергий гигантского резонанса составляет 103—104 состояний МэВ*1, это приводит к серьезным вычислительным проблемам.

Оу 1 -г а 208РЬ » • • • • * •• • • ♦« Г"| » ,» б 1 1

5 10 15 20 25

Ег (МэВ)

Рис. 13. Сечение фотопоглощения для ядра 208РЬ. Точки — эксперимент [13]. Столбики — расчет по модели оболочек [11]: а — без учета смешивания конфигураций; б — с учетом смешивания конфигураций. Число конфигураций — 30. Сдвиг максимума гигантского резонанса в результате диагонализации составляет 7 МэВ.

Для упрощения решения проблемы часто ограничиваются состояниями, когда одна - частично дырочная пара описывает коллективное возбуждение типа Jp = 2+, 3*.т. е учитываются конфигурации типа ph + фотон

Многие современные расчеты структуры гигантского резонанса используют одновременно и микроскопический подход и коллективные степени свободы ядра [41, 62, 71, 72, 75, 76, 77, 78]. Эквивалентность оболочечного и коллективного описания гигантского резонанса, связь коллективного и оболочечного подходов в описании дипольных возбуждений атомных ядер показана в работе [79].

В формировании гигантского дипольного резонанса большую роль играют симметрии ядра. Так в случае коллективной модели ядра, эффект симметрии формы ядра приводит к формированию двух ветвей гигантского резонанса, соответствующих колебанию вдоль большой и малой осей ядерного эллипсоида.

Изоспиновая симметрия приводит к расщеплению дипольных состояний в ядрах с N ф Z на две компоненты - возбуждению к состояний с изоспином соответствующим изоспину основного состояния ядра, и состояний с изоспином конфигурационное расщепление гигантского резонанса, обусловленное сильной зависимостью энергии одночастичных уровней от конфигурации нуклонов. Особенно ярко этот эффект проявляется в легких ядрах А < 40.

Квазидейтронный механизм

Рассмотрим теперь особенности взаимодействия фотонов с ядрами в области энергии за гигантским дипольным резонансом [14]. Ограничимся областью энергий меньше 100 МэВ. В этой области энергии длина волны фотона становится меньше размеров ядра, что приводит к увеличению роли механизма прямого взаимодействия фотона с отдельными кластерами из малого числа нуклонов внутри атомного ядра. 2

N-Z\ л ) которые расположены при более высоких энергиях возбуждения.

Другим эффектом проявления симметрии является

Анализируя экспериментальные данные по поглощению фотонов ядрами в области энергий за гигантским резонансом, энергетические и угловые распределения быстрых нуклонов, образующиеся при распаде этих состояний Г.А. Бете предложил рассматривать фотопоглощение как взаимодействия фотонов с пр-системой (квазидейтрон) внутри ядра. Вкладом рр- и пп- пар пренебрегают из-за отсутствия у них электрического дипольного момента.

Основанием для предположения о квазидейтронном механизме послужило то, что вылетающие нуклоны обладают много большим импульсом, чем у первоначальных фотонов. «Источником» дополнительного импульса может быть малое межнуклонное расстояние между двумя «соседями» и незначительное взаимодействие с другими нуклонами ядра. При этом в борновском приближении, считается, не происходит перераспределения энергии поглощенного фотона между нуклонами. Волновая функция ядра представляется произведением волновой функции выделенной пары нуклонов и волновых оболочечных функций остальных нуклонов.

Принимая во внимание малые расстояния для нуклонной пары при фотопоглощении, Левинджер [49] показал что должна наблюдаться пропорциональная зависимость между волновыми функциями нуклонной пары и свободного дейтрона.

Считается, что при Е1-поглощении квазидейтронной парой состояние остальных нуклонов не изменяется. Интегрирование по распределению импульсов нуклонов, которое соответствует распределению Ферми с радиусом ядра R = \,2Am(pepMU, приводит к следующему описанию полного сечения фотопоглощения у-квантов ядром сА(Е) через полное сечение фоторасщепление дейтрона а0(Е)

NZ

7A(E) = L —<7D(E), где L = 6,4 - отношение вероятности образования нуклонной пары линейных размеров < 1 ферми в ядре к такой же вероятности в дейтроне.

Кроме хорошего согласия с экспериментальными данными для сечения фотоэффекта в области высоких энергий до 100 МэВ, квазидейтронная модель позволяет качественно описать энергетические и угловые распределения фотонуклонов, которые в первом приближении оказываются такими же, как и при фотоэффекте на дейтроне.

Помимо разумного согласия энергетической зависимости сечения с экспериментом [51,52,53,54], квазидейтронная модель позволила предсказать одновременный вылет быстрых протонов и нейтронов из ядра обнаруженный затем экспериментально. Наблюдается сильная угловая корреляция между вылетом протонов и нейтронов. о

40

80 угол, град

120

Рис.14. Угловая корреляция быстрых фотонейтронов в

1 ? совпадении с быстрыми фотопротонами из С [15]. Сплошная линия - результат расчетов по квазидейтронной модели. По оси абсцисс отложен угол вылета нейтрона.

На рис. 14 представлены результаты, полученные Ваттенбергом и др.

10

14] в эксперименте по облучению С тормозными фотонами с максимальной энергией 340 МэВ. Регистрировались протоны в интервале энергий от 120 до 140 МэВ, с углом вылета в лабораторной системе 76°, с отклонением от направления не более 10°. Нейтроны регистрировались с энергиями выше 15 МэВ. Угол вылета нейтронов отложен по оси абсцисс. На рис. виден максимум совпадений нейтронов с протонами (с энергией 130 МэВ) при угле испускания 76° в результате фоторасщепления связи дейтрона. Сплошная линия на рисунке показывает теоретически рассчитанную корреляцию фотопротонов с фотонейтронами на основе оболочечной модели с учетом движения центра масс квазидейтрона. Оказалось, что одновременное испускание нейтрона и протона происходит почти на два порядка чаще чем испускание двух нуклонов одного типа.

Общая характеристика работы

Актуальность проблемы. Несмотря на то, что исследования механизмов взаимодействия у-квантов с атомными ядрами продолжаются несколько десятков лет, многие принципиальные вопросы структуры и динамики атомных ядер по прежнему остаются открытыми. Так, достаточно хорошо исследована область энергий фотонов, соответствующая образованию гигантского дипольного резонанса. Исследования в этой области позволили обнаружить ряд новых явлений, таких как формирование коллективных состояний атомных ядер, явление конфигурационного расщепления гигантского резонанса, роль изоспина ядра в распадных характеристиках гигантского резонанса. Однако, в области энергий выше гигантского дипольного резонанса, ситуация изучена гораздо хуже. Основная причина в том, что в этой области энергии возбужденные состояния распадаются, как правило, с испусканием нескольких нуклонов. Традиционные методы исследования, используемые в области энергий гигантского дипольного резонанса трудно использовать в области более высоких энергий из-за низкой эффективности одновременной регистрации нескольких частиц в конечном состоянии. В то же время в этой области энергии изменяется механизм взаимодействия фотонов с ядрами. Если в области энергий гигантского резонанса фотоны взаимодействуют с ядром как с единым объектом, то в области за гигантским резонансом фотон взаимодействует с отдельными ядерными кластерами и, в первую очередь, с квазидейтронами. Проблема диссипации энергии, поглощенной отдельными фрагментами ядра, передача энергии другим степеням свободы является не до конца изученной. Важную роль в этой энергетической области играет возбуждение нуклонов глубоких внутренних оболочек ядра.

Фотоядерные реакции с вылетом нескольких нейтронов (у, хп) позволяют исследовать атомные ядра удаленные от полосы |3-стабильности. Использование тормозных пучков фотонов с энергией до 70 МэВ позволяет исследовать ядра, образующиеся в реакциях вплоть до (у,7п).

26

Многочастичные фотоядерные реакции представляют собой практически не исследованную область, не известны сечения этих реакций для большинства ядер.

Изучение ядер далеких от полосы ^-стабильности дает сведения о ядрах, находящихся в экстремальных условиях. В таких ядрах изменяется соотношение между кулоновским и ядерным взаимодействием характерное для стабильных ядер, что приводит к появлению новых, необычных свойств атомных ядер, которые ранее не наблюдались в ядрах долины р-стабильности. Оказалось, что в отличие от ядер, расположенных вблизи долины стабильности, в таких ядрах не совпадают зарядовое и массовое пространственные распределения. Были обнаружены гало-ядра, имеющие пространственное распределение ядерной материи, существенно превышающее обычные размеры атомных ядер R = 1.2 А1/3.

В области ядер N = 20 неожиданной оказалась нестабильность дважды магического ядра 280. Исследование распадных характеристик ядер в районе 44S дали первую информацию о существовании деформированных ядер с N = 28. Были получены ядра 45Fe, 49Ni с экстремальным отношением N/Z. Получено самое тяжелое дважды магическое самосопряженное ядро 100Sn (Z = N = 50). Все это делает ядра далекие от полосы р-стабильности предметом приоритетных исследований.

Исследования ядер далеких от полосы р-стабильности кроме их важности для фундаментальной науки имеют и прикладной аспект. В первую очередь это разрушение долгоживущих продуктов радиоактивных отходов, образующихся при работе ядерных реакторов. Первостепенное значение приобретают проблемы экологии и охраны окружающей среды.

Таким образом, исследование ядер, удаленных от полосы (3-стабильности имеет большое значение для решения фундаментальных и прикладных задач. Для этой цели используются новые источники концентрированных потоков энергии - ускорители электронов, на которых возможна организация физических исследований в интересующей области.

Одним из основных способов получения ядер, далеких от полосы [3-стабильности являются множественные фотонейтронные реакции -фотоядерные реакции с вылетом из ядра нескольких нейтронов, т.е. реакции типа (у, 2и), (у, 3п), (у, An) и т.д. Таким образом, исследования ядер далеких от полосы р-стабильности (в данном случае нейтронодефицитных ядер) оказываются тесно связаны с исследованиями множественных фотонуклонных реакции.

Цели и задачи работы

Целью настоящей диссертационной работы является получение новых экспериментальных данных о многочастичных фотонейтронных

107 реакциях на ядре Аи в области энергий фотонов до 70 МэВ. В работе были поставлены следующие задачи:

• отработать методику проведения экспериментов по изучению многочастичных фотоядерных реакций на микротроне RTM-70 НИИЯФ МГУ,

• идентифицировать образовавшиеся в результате фотоядерных

197 а реакции на ядре Аи конечные радиоактивные изотопы на основе анализа спектров у-квантов,

• экспериментально измерить выходы фотонейтронных реакций различной множественности на изотопе 197Аи при облучении исследуемого образца тормозными у-квантами с максимальной энергией 67,7 МэВ,

• используя имеющиеся в литературе экспериментальные данные по сечению реакции 197Au(y, n)196Au, а также рассчитанный с помощью библиотек программ GEANT [38] спектр тормозных фотонов, рассчитать интегральные сечения многочастичных фотонейтронных реакций на изотопе 197Аи,

• сравнить полученные экспериментальные данные с теоретическими расчетами, выполненными на основе статистической теории распада ядерных состояний.

Научная новизна работы

Следующие результаты, представленные в диссертации, являются новыми:

• впервые проведен эксперимент по наблюдению фотоядерных реакций на ядре 197Аи с вылетом из ядра от 1 до 7 нейтронов

• впервые экспериментально измерены выходы фотоядерных реакций 197Au(y, 4n)193Au, 197Au(Y, 5n)192Au, 197Au(y, 6n)191Au

• впервые получены экспериментальные данные об интегральных

1Q7 сечениях многочастичных фотоядерных реакций на ядре Аи с вылетом из ядра до 7 нейтронов

Научная и практическая ценность работы

• Полученные экспериментальные результаты по интегральным сечениям многочастичных фотоядерных реакций на изотопе 197Аи необходимы для выяснения механизма фотоядерных реакций в области энергией за гигантским резонансом и создания теоретических моделей для описания таких реакций. Подобные экспериментальные данные в настоящее время отсутствуют для большинства ядер.

• Полученные данные о величинах интегральных сечений многочастичных фотоядерных реакций необходимы в связи с вопросами получения и исследования ядер, удаленных от полосы (3-стабильности. Изучение ядер, далеких от полосы (3-стабильности, дает сведения о ядрах, находящихся в экстремальных условиях. В таких ядрах изменяется соотношение между кулоновским и ядерным взаимодействием, характерное для стабильных ядер, что позволяет получить новые сведения о свойствах ядерной материи. • Полученные экспериментальные значения величин интегральных сечений фотоядерных реакций необходимы в связи с возможностью использования электронных ускорителей для разрушения долгоживущих продуктов радиоактивных отходов, образующихся при работе ядерных реакторов.

Научная достоверность

Научная достоверность полученных результатов подтверждается использованием надежно зарекомендовавших себя методов регистрации и анализа спектров у-квантов, согласием полученных результатов в той области энергий где имеются экспериментальные данные с соответствующими результатами известных экспериментальных работ.

Основные положения, выносимые на защиту

1. Впервые измерены спектры у-квантов распада ядер образующихся при облучения изотопа 197Аи тормозным спектром у-квантов с максимальной энергией 67,7 МэВ.

2. Впервые разработан метод измерения выходов фотоядерных реакций различной множественности на основе анализа спектров у-квантов продуктов реакций (у, п).(у, 7п).

3. Впервые экспериментально измерены значения выходов фотонейтронных реакций (у, Зп), (у, 4п), (у, 5п), (у, 6п) на изотопе 197Au.

4. Впервые получены значения интегральных сечений многочастичных фотоядерных реакций (у, Зп), (у, 4п), (у, 5п), (у, бп) на изотопе 197Au. 5. Сравнение полученных экспериментальных данных с теоретическими расчетами, основанными на статистической теории ядра.

Апробация работы

Результаты диссертации докладывались на Российских и международных конференциях и научных школах:

• 55,56 Международных совещаниях по ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра «Ядро - 2005», «Ядро - 2006», (С.Петербург, Петергоф, 2005, Саров, 2006),

• 6,7 межвузовских научных школах молодых специалистов «Концентрированные потоки энергии в космической технике, электронике, экологии и медицине» (Moscow, Russia 2005,2006),

• Научных конференциях «Ломоносовские чтения» (Москва, 2006, 2007 г.),

• 12, 14 Международных конференциях студентов, аспирантов и молодых ученых по фундаментальным наукам «Ломоносов - 2005», «Ломоносов - 2007» (Москва, 2005,2007),

• XI International Seminar on Electromagnetic Interactions of Nuclei EMIN-2006. Moscow, Russia 2006,

• 13 Всероссийской Научной Конференции Студентов-Физиков и молодых учёных (Ростов-на-Дону, 2007),

Публикации

Основные результаты диссертации опубликованы в работах:

1. R.A. Aliev, A.N. Ermakov, B.S. Ishkhanov, I.M. Kapitonov, I.G. Konyukhov, Kyaw Kyaw Htun, I.V. Makarenko, T.N. Mineeva, K.A.Stopani, Excitaion of 135.5 keV isomeric level of 92Nb nucleus in photonuclear reactions. LV International Meeting on Nuclear Spectroscopy and Nuclear Structure "Frontiers in the Physics of Nucleus". St. Peterburg, Peterhof, Russia, June 28 -July 1,2005.

2. P.A. Алиев, A.H. Ермаков, Б.С. Ишханов, И.М. Капитонов, И.Г. Конюхов, Kyaw Kyaw Htun, И.В. Макаренко, Т.Н. Минеева, К.А.

ЛЛ

Стопани, Возбуждение изомерного уровня 135.5 кэВ в ядре Nb методом фотоядерных реакций. Труды 6 межвузовской научной школы молодых специалистов «Концентрированные потоки энергии в космической технике, электронике, экологии и медицине». Москва, 2122 ноября 2005 г., с. 97-101.

3. Р.А. Алиев, А.Н. Ермаков, Б.С. Ишханов, И.М. Капитонов, И.Г. Конюхов, Kyaw Kyaw Htun, И.В. Макаренко, Т.Н. Минеева, К.А.

92

Стопани, Возбуждение изомерного уровня 135.5 кэВ в ядре Nb методом фотоядерных реакций. Вестник Московского университета. Серия 3. Физика и астрономия. Москва 2006, №6, с. 55-57.

4. Ж.А. Асанов, А.Н. Ермаков, Б.С. Ишханов, И.М. Капитонов, Kyaw Kyaw Htun, И.В. Макаренко, Д.Р. Салахутдинов, В.А. Четверткова, Многочастичные фотоядерные реакции на ядре 203Т1. 56 Международная конференция "Ядро-2006" по проблемам ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра, Россия, Сэров, 4-8 сентября 2006 г. с. 371-372.

5. Ж.А. Асанов, А.Н. Ермаков, Б.С. Ишханов, И.М. Капитонов, Kyaw Kyaw Htun, И.В. Макаренко, Д.Р. Салахутдинов, В.А. Четверткова, Многочастичные фотоядерные реакции на ядре Т1. Труды 7 межвузовской научной школы молодых специалистов «Концентрированные потоки энергии в космической технике, электронике, экологии и медицине». Москва, 20-21 ноября 2006 г., с. 6876.

6. Ж.А. Асанов, А.Н. Ермаков, Б.С. Ишханов, И.М. Капитонов, Kyaw Kyaw Htun, И.В. Макаренко, Д.Р. Салахутдинов, В.А. Четверткова, Многочастичные фотоядерные реакции на ядре Т1. Известия РАН. Серия физическая, 2007, Т. 71, №3, с. 346-349.

7. И.В Макаренко, Kyaw Kyaw Htun. Фотонейтронные реакций на ядре 197Аи. Препринт НИИЯФ МГУ. 2007-2/823

Все результаты, представленные в диссертации, получены самим автором либо при его непосредственном участии.

Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения. Она содержит 69 рисунков и 25 таблиц. Список цитируемой литературы включает 87 наименований. Общий объем диссертации составляет 140 страниц.

Основные результаты полученные в диссертации:

• Создана методика измерения сечений фотонейтронных реакций различной множественности на пучке тормозного у-излучения.

• Измерены выходы фотонейтронных реакций (у, п).(у, 6п) на

197* изотопе Аи.

• Впервые получены интегральные сечения реакций (у, Зп). (у, 6п).

• Получена энергетическая зависимость сечения поглощения у

107 квантов на ядре Au в области энергий до 60 МэВ.

• Показано, что для количественного описания фотонейтронных реакций высокой множественности (п > 4) необходима учитывать квазидейтронный механизм.

Благодарности

Автор выражает искреннюю благодарность своему научному руководителю заведующему кафедрой Общей ядерной физики профессору Борису Саркисовичу Ишханову за неоценимую помощь в работе, ценные замечания и советы.

Автор благодарит сотрудников ОЭПВАЯ НИИЯФ МГУ и сотрудников кафедры Общей ядерной физики Физического факультета МГУ за всестороннюю помощь.

Заключение

Многочастичные фотонуклонные реакции вызываются фотонами с энергиями, превышающими энергию максимума гигантского дипольного резонанса, и их сечения имеют вид широких резонансных кривых, лежащих на «хвосте» этого резонанса. Гигантский резонанс формируется практически за счет реакции (у, п) и (у, 2п), которые определяют основные параметры ГР - положение его максимума Ем, ширину Г и величину сечения в максимуме стм. Сечения многочастичных фотонейтронных реакций быстро спадают с увеличением числа вылетевших нуклонов. Тем не менее, наличие интенсивных пучков фотонов с энергиями до 50-70 МэВ и использование эффективных методов выделения определенных каналов реакций позволяют исследовать МФНР с вылетом до 5-7 нуклонов.

О механизме распада ядра за ГР практически ничего не известно и, поскольку именно в этой области протекают МФНР, то их изучение способно дать ответ на поставленный вопрос.

Изучение МФНР сопряжено с рядом трудностей. Прежде всего, это малые сечения реакций, к тому же быстро падающие с ростом множественности вылетевших из ядра частиц. Обычно используемые в современной ядерной физике методы непосредственной регистрации продуктов реакции по-существу, не позволяют разделить каналы реакций различной множественности.

Для исследования МФНР в настоящее время наиболее оптимальным представляется активационный метод, т. е. метод, в котором анализируется у-радиоактивность, наведенная в исследуемой мишени под действием фотонов с энергией до 100 МэВ.

В результате одного эксперимента можно по у-спектру облученной мишени одновременно получить для всех изотопов мишени данные о всех МФНР, идущих с заметной вероятностью. Это объясняется тем, что у-спектр остаточной активности мишени свидетельствует о том какие образовались конечные ядра. Т. е. становится известной сама реакция. Это большое потенциальное преимущество у-активационной методики в настоящее время существенно усиливается следующими факторами:

• Созданием высокоэффективных гамма-спектрометров на основе сверхчистого германия, которые позволяют надежное наблюдение отдельных у-переходов в спектрах, а значит и однозначную интерпретацию этих спектров.

• Появлением обширных и надежных международных баз ядерных данных. Эти базы данных включают богатый спектроскопический материал о у- и p-распадах сотен изотопов и на основе этих данных становится возможной определение МФНР, которые произошли при облучении исследуемой мишени тормозными фотонами.

• Созданием электронных ускорителей нового поколения, обеспечивающих интенсивные потоки монохроматических электронов с энергиями десятки МэВ.

• Появлением эффективных программ моделирования работы экспериментальной установки.

Вышеприведенные факторы показывают, что в настоящее время появилась возможность успешного изучения МФНР и ядер далеких от полосы бета-стабильности у-активационным методом. Дополнительным благоприятным обстоятельством является то, что созданы теоретические модели МФНР, сравнение с которыми позволяет прояснить механизмы протекания МФНР.

1. Мигдал А. Б. Квадрупольное и дипольное у-излучение ядер // ЖЭТФ, Т.15(1945)

2. Boldwin G. С., Klaiber G. S. // Phys. Rev. 71, 3(1947)

3. Danos V., Ишханов Б. С., Юдин Н. П., Эрамжян Р. А. Дипольный гигантский резонанс и развитие представлений о динамике ядра // УФНт 165 п12,1345-1355 (1995)

4. Berman В. L., Fultz S. С. // Rev. Nucl. Phys. 47, 713 (1975)

5. Goldhaber M., Teller E. On nuclear dipole vibrations // Phys. Rev. 74, 1046(1948)

6. Steinwedel H., Jensen J. H. D. The hydrodynamics of nuclear dipole oscillations // Z. Naturforsch. V. 5a (1950)

7. Donos M. On the long-range correlation model of the photonuclear effect // Nucl. Phys. V.5 (1958)

8. Okamoto K. Intrinsic quadurpole moment and the resonance width of photonuclear reactions // Phys. Rev. V. 110 (1958)

9. Wilkinson D. H. Nuclear photodisintegration // Physica. V.22 (1956)

10. Brown G. E., Bolsterly M. Dipole state in nuclei // Phys. Rev. Lett. V. 3 (1959)

11. Балашов В. В., Чернов В. М. Влияние фотонных возбуждений ядра на характеристики гигантского резонанса фотопоглощения // ЖЭТФ, Т.43 (1962)

12. CDFE homepage: http://cdfe.sinp.msu.ru/

13. Harvery R. R., Caldwell J. Т., Bramblett R. L., Fultz S. C. Photoneutron cross sections of 207Pb, 208Pb and 209Bi. // Phys. Rev. V. 136 (1964)

14. Недорезов В. Г., Ранюк Ю. Н. Фотоделение ядер за гигантским резонансом. Киев, Наукова Думка, 1989.

15. Gottfried К. // Nucl. Phys. V. 5, 557 (1958)

16. Chadwick J., Goldhaber M. A., Nuclear photo-effect disintegration of the dipole by y-ray //Nature. V. 134 (1934)17. http://www.unipress.waw.pl/fityk/

17. Jagdish K. Tuli., Nuclear wallet cards. National Nuclear data center (www.nndc.bnl.gov)

18. Ишханов B.C., Лютиков И. А., Орлин В. H., Павлов С. И., Самойлов П. Е. Атлас фотонейтронных сечений, НИИЯФ МГУ, 2005.

19. Fultz S. С., Bramblett R. L., Caldwell Т. J., Kerr N. A. Photoneutron Cross-Section Measurements On Gold Using Nearly Monochromatic Photons //Phys. Rev. 127,1273 (1962)

20. Veyssiere A., Beil H., Bergere R., Carlos P., Lepretre A. Photoneutron Cross Sections of208Pb and 197Au //Nucl. Phys. A159, 561 (1970)

21. Berman B. L., Pywell R. E., Dietrich S. S., Thompson M. N., McNeill K. G., Jury J. W. Absolute Photoneutron Cross Sections for Zr, I, Pr, Au, and Pb // Phys. Rev. C36, 1286 (1987)

22. Belov A. G., Gangrsky Yu. P., Gudima К. K., Zuzaan P. Integral Cross Sections of Photonuclear Reactions Near the Giant Dipole Resonance // At. Energ. 88,391 (2000)

23. Varlamov V. V., Peskov N.N., Rudenko D. S., Stepanov M. E. Photoneutron reaction cross sections in experiments with beams of quasimonoenergetic annihilation photons // J, YK, 1-2,48 (2003)

24. Gangrsky Yu. P., Kolesnikov N. N., Lukashik V. G., Melnikova L. M.; Isomeric Ratios in Reactions Induced by Gamma Rays and Fast neutrons in the Isotopes of Re, Ir, and Au // J,YF, 67, 1251 (2004)

25. Sorokin Yu. I., Khrushchev V. A., Yuryev B. A. // Izv. An Sssr, 37, 1891(1973)

26. Veyssiere A. // J.Physique 38, L-267 (1975)

27. Fultz S. C. // Phys. Rev. 127,1273 (1962)

28. Miller J. //Nucl. Phys., 32,236 (1962)

29. Fuller E. G. // Phys. Rev. 112, 560 (1958)

30. Berman В. L. // Phys. Rev. C36, 1286(1987)

31. Gurevich G. M. // Pis'ma Zhetf, 23, 411(1976)

32. Berman B. L.// Bull. Am. Phys. Soc. 31, 855 (1986)

33. Levinger J. S. //Phys. Rev. 84, 43 (1951)

34. Ишханов Б. С., Орлин В. Н. // ЭЧАЯ, 38, 84 (2007)

35. ChadwickM. В. etal. //Phys. Rev. С 44, 814 (1991)

36. Блатт Д. Ж., Вайскопф В. Теоретическая ядерная физика, ИЛ, Москва, 1954.

37. Geant manual: http://geant4.web.cern.ch/geant4/

38. Ишханов. Б. С., Капитонов. И.М., Взаимодействие элетромагнтного излучения с атомными ядрами.: М., Изд-во Моск. ун-та, 1979.

39. LUNDS homepage: http://ie.lbl.gov/toi/

40. Rodin V. A., Urin М. Н. // Phys. Rev. V. с 66. p. 064608 (2002)

41. Ahrens J., Eppler H. В., Gimm H. et al. Total photonuclear cross sections particularly above 30 MeV, In: Proc. Intern. Conf. On Photonuclear Reactions and Applications. Pacific Grove, California, 1973, p. 23-36.

42. Burkhardt J. L. Dipole photonuclear reactions and the independent particle model // Phys. Rev. V. 91. p. 420-421(1953)

43. Goryachev В. I., Ishkhanov B. S., Shevchenko V. G., Yurev B. A. Structure of (g,n) Cross Sections in

44. Si, S, and Ca// Yadern. Fiz. 7, 1168 (1968); Soviet J. Nucl. Phys. 7, 698 (1968)

45. Goryachev В. I., Ishkhanov B. S., Kapitonov I. M., Piskarev I. M., Shevchenko V. G., Shevchenko O. P. 40Ca(G,P) Reaction Cross Section Structure. // J,ZEP, 5,225 (1967)

46. Ишханов. Б. С., Капитонов. И.М., Лазутин Е. В. и др. Гигантский дипольный резонанс для ядра 191Та. Письма в ЖЭТФ. т 10. Р. 80-84 (1969)

47. Fultz S. С., Bramblett R. L., Caldwell J. Т., Harvery R. R. Photoneutron cross sections for natural Cu, Cu63 and Cu65 // Phys. Rev. V. В134, P. 1149-1154(1964)

48. Levinger J. S. // Phys, Rev. Nucl. Sci, 4,13 (1954)

49. Canberra homepage: http://canberra.ru/

50. Ермаков A. H., Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук, МГУ, Москва, 2004.

51. Yoshida S. // Progr. Theor. Phys., 6, 1032 (1951).

52. Хохлов Ю. К. //ЖЭТФ, 23,241 (1952)

53. Dedrick К. // Phys. Rev. 100, 58 (1955)

54. Gray Е., Mullin С. J. // Phys. Rev. 109, 101(1958).

55. Electric and Magnetic Resonances in Nuclei // Rep. Prog. Thes. V 8, No. 1. P. 1-76 (2005)

56. Ишханов Б. С., Юдин Н.П., Эрамжян Р.А. Гигантские резонансы в атомных ядрах // ЭЧАЯ., т.31, вып. 2. С. 313-349 (2000)

57. Wilkinson D. Н. The Giant Resonances of Nuclear Photodisintegration and the Shell Model // Proc. Glasgow Conf. on Nuclear and Meson Physics. London. Pergamon Press, P. 161-167 (1955)

58. Brink D. M. Individual Particle and Collective Aspects of the Nuclear Photo effect // Nucl. Phys. V4. P.215-220 (1957)

59. Elliott J. P., R Flowers В. H. The odd-parity States of 160 and 16N // Proc. Roy. Soc. A. V.242, No. 1228. P.51-81(1975)

60. Неудачин В. Г., Шевченко В. Г., Юдин Н. П. О положении гигантского резонанса в дипольном поглощении у-квантов атомными ядрами // ЖЭТФ. т. 39, №.7. С. 108-111 (1960)

61. Браун Дж. Единая теория ядерных моделей и сил. М.: Атомиздат, 1970.

62. Buck В., Hill A. D. Calculation of Photonuclear Resonance Cross Section by Coupled Channel Reaction Theory // Nucl. Phys. A. V. 95. No. 2. P. 271-319(1967)

63. Okamoto K. Relation between the Quadurpole Moment and the Widths of the Giant Resonance of Photonuclear Reaction // Prog. Theor. Phys. V. 15, No. l.P. 75-77(1956)

64. Danos M., Greiner W. Damping of the Giant Resonance in Heavy Nuclei // Phys. Rev. V. 138. No. 4, P. B876-B891 (1965)

65. Живописцев Ф.А., Московский B.M., Юдин H. П. О природе ширины дипольного резонанса в фотоядерных реакциях // Изв. АН СССР. Сер. Физ. т.ЗО, №.2. С. 306-311(1966)

66. Zhivopistsev F. A. et al. One More Source of the Additional Structure of Dipole Resonances // Phys. Lett. V.31 B, No. 6. P. 347-349 (1970)

67. Камерджиев С. П. Микроскопическая модель учета 2P2h-конфигураций в магических ядрах // Письма в ЖЭТФ. т.ЗОб №3. С. 532-535 (1979)

68. Kamerdzhiev S.et al. Microscopic Description of the Giant Electric-dipole Resonances in Magic Nuclei // Nucl. Phys. A. V.555, No. 1. P. 90 -108 (1993)

69. Камерджиев С. П., Тертычный Г. Я., Целяев В. И. Метод хронологического расщепления диаграмм и его применение к описанию гигантских резонансов в магических ядрах // ЭЧАЯ. т. 28, вып. 2. С. 333-390 (1997)

70. Головач Е. Н., Орлин В. Н. Вычисление низковозбужденных состояний ядер методом последовательного добавления нуклонов // ЯФ. т.59, № 11. С. 1948-1957 (1996)

71. Golovach Е. N., Ishkhanov В. S., Orlin V. N. Application of the Coupled Channels Approach to the Intermediate Coupling Description of Photodisintegration of 1 d2s—Shell Model Nuclei// Nucl. Phys.-A. V. 653, No. 1 P. 45-70 (1999)

72. Ишханов Б. С., Орлин В. Н. Полумикроскопическое описание гросс -структуры гигантского дипольного резонанса в легких немагических ядрах // ЯФ. т.66, №7. С. 1269-1278 (2003)

73. Ишханов Б. С., Орлин В. Н. Обобщенная модель расщепления гигантского дипольного резонанса // ЯФ. т.67, №3. С. 614-624 (2004)

74. Неудачин В.Г., Шевченко В. Г., Юдин Н. П. О механизме поглощения у-квантов ядрами р-оболочки // Ядерные реакции при малых и средних энергиях: Сб. ст. М., 1962. С. 486-497.

75. Eramzhyan R. A. et al. Giant dipole resonance in light nuclei and related phenomena // Phys. Rep. V. 136, No. 4-6. P. 229-400 (1986)

76. Ишханов Б. С., Орлин В. Н. Влияние размытости ядерной поверхности на энергию и ширину гигантского дипольного резонанса //ЯФ. т.66, №6. С. 688-693 (2003)

77. Ишханов Б. С., Орлин В. Н. Использование сфероидального глобального потенциала для оценки квадрупольной деформации атомных ядер //ЯФ. т.68, №8. С. 1407-1423 (2005)

78. Живописцев Ф. А. и др. Комбинированное описание фотонуклонных спектров, основанное на совместном использовании модели оболочек и модели предравновесного распада//ЯФ. т.26, №4. С. 754-765 (1977)

79. Балашов В. В. Связь коллективного и оболочечного описания дипольных возбужденный атомных ядре // ЖЭТФ. т.42 вып.1 . С. 275-281(1962)

80. Ишханов. Б. С., Капитонов. И. М., Эрамжян Р. А. Парциальные сечения фоторасщепления ядер sd-оболочки, извлекаемые на основе спектрометрирования протонов и гамма-квантов девозбуждения // ЭЧАЯ. т. 26, №4. С. 873-931(1995)

81. Ишханов. Б. С., Капитонов. И. М., Тутынь И. А. Парциальные фотоядерные каналы и дипольный гигантский резонанс ядра

82. Berman В. L., Fultz S. С. Measurements of the Giant Dipole Resonances with Monoenergetic Photons // Rev. Mod. Phys. V. 47, No. 3. P. 713-762 (1975)

83. Кузьмин В. А., Соловьев В. Г. Описание Т> гигантских резонансов в сферических ядрах //ЯФ. т. 35, № 3. С. 620-627 (1982)

84. Зайдель К., Зелигер Д., Райф Р., Тонеев В. Д. Предравновесный распад в ядерных реакциях // ЭЧАЯ. т. 7, вып. 2. С. 497-552 (1976)

85. Урин М. Г. Релаксация ядреных возбуждений. Энергоатомиздат 1991.

86. Ишханов Б. С., Орлин В. Н. Предравновесная модель фотонуклонных реакций, базирующаяся на ферми-газовых плотностях. Ядерная физика (в печати).

87. Handbook on photonuclear data for applications Cross-section and spectra. International atomic energy Agency IAEA, October 2000.