Исследование фотоядерных реакций на ядрах в области масс 24 < или равно А < или равно 130 тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

^ л

ЕРЕВАНСКИЙ ФИЗИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ ч^ НА ПРАВАХ РУКОПИСИ

ДАНАГУЛЯН АЛИТА

ИССЛЕДОВАНИЕ ФОТОЯДЕРНЫХ МАСС 24 < А С

СЕРГЕЕВНА

РЕАКЦИЙ НА ЯДРАХ В ОБЛАСТИ 130

СПЕЦИАЛЬНОСТЬ 01.04.16-ФИЗИКА ЯДРА И ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ

ДИССЕРТАЦИЯ

В ФОРМЕ НАУЧНОГО ДОКЛАДА НА СОИСКАНИЕ УЧЕНОЙ СТЕПЕНИ ДОКТОРА ФИЗИКО-МАТЕМАТИЧЕСКИХ НАУК

ЕРЕВАН - 1993

Работа выполнена в Ереванском Государственном Университете

Официальные оппоненты:

Доктор физ.мат.наук Е.С.Ишханов Московский Государственный Университет им.Ломоносова (НИИЯФ МГУ)

Доктор физ.мат.наук, член корр. НА РА Р.О.Авакян Ереванский физический институт

Доктор физ.мат.наук Э.В.Чубарян Ереванский Государственный Университет

Ведущая организация - Объединенный Институт Ядерных исследований (ОИЯИ ЛЯП)

Защита состоится "3'/ " 1993г. на заседа

специализированного совета Б.034.03.02 по защите докторе диссертаций при Ереванском физическом институте по адресу:

375036 Ереван ул. Братьев Алиханян 2.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ЕрФИ.

Диссертация разослана " " 1993г.

Ученый секретарь специализированного совета кандидат физ.мат.наук

В.А.Шахбазян

ОГЛАВЛЕНИЕ

Введение..................................................4

Глава 1.Методика эксперимента

1.1.Условия эксперимента и экспериментальная установка 7

1.2. Метод улавливающих фолы..............................11

Глава 2.Исследование изотопического эффекта в реакциях фоторасщепления

2.1. Обзор литературных данных.............................13

2.2.Экспериментальные результаты и обсуждение.............14

2.3.Сравнение экспериментальных данных и расчетных значений выходов......................................18

2.4.Массовое распределение изобарических выходов..........30

Глава 3.Образование легких ядер-продуктов 33

Глава 4.Исследование изомерных отношений выходов в

фотоядерных реакциях 4.1.Изомерные отношения выходов реакций (у,хруп) при

ЕГшах=4'5 ГэВ.........................................39

4.2.Экспериментальные данные по выходам и изомерным

отношениям 84т'®М) и 129'&Ге.........................46

4.3.обсуждение результатов изомерных отношений с помощью статистической модели.....■...........................47

Глава 5.Исследование простых реакций

5.1.Простые реакции типа (1Г,Ю и (у,2Ю...................49

5.2.Реакции типа (т,%) и (т,ххп) .........................52

Глава 6. Изучение кинематических характеристик продуктов

фоторасщепления б^Си.............................56

Заключение................................................60

Литература.................................................83

ВВЕДЕНИЕ

Диссертационная работа посвящена исследованиям фотоядерных реакций расщепления, фотофрагментаций, гцюстых реакций и реакций с- рождением пионов на разделенных изотопах легких, средних и среднетяжелых ядер-мишеней при максимальной энергии тормозного- спектра в области от 2 до 4,5 ГэВ. Использованы методы наведенной активности и улавливающих фольг. Эксперименты выполнены на V- пучке Ереванского электронного ускорителя.

Актуальность работы: исследования взаимодействия высокоэнергетических частиц с атомными ядрами являются хорошим источником информации о структуре ядра и о характере ядерных сил. Ядерные структурные характеристики выявляются именно при взаимодействии фотонов и электронов с ядрами, так как это бесструктурные частицы, и любые особенности в сечениях рассеяния связаны именно со структурой ядра. Взаимодействие высокоэнергетических частиц с ядрами описывается каскадно-испарительной моделью [1,2]. Однако невысокая точность и сложность рас'четов выходов остаточных ядер по этой модели стали причиной поисков полуэмпирических формул, что в свою очередь стимулирует проведение все новых экспериментальных исследований. Кроме того, интенсивное изучение изотопэффекта в протон-ядерных взаимодействиях привело к необходимости проводить исследование этого явления в фотоядерных реакциях, обобщить полученные результаты с целью найти пути улучшения полуэмпирических формул для лучшего описания экспериментальных значений выходов и сечений реакций, что позволило бы сделать выводы о некоторых свойствах ядерных сил.

Цель диссертационной работы - получение новых экспериментальных данных о выходах реакций фоторасщепления, простых реакций типа (г, К), (Г.2Ю и выявление

механизма образования легких ядер (с Шохаь), исследование явления изотоп-эффекта в фотоядерных реакциях, измерение вклада фоновых реакций от непучкойых частиц и вторичных частиц, образованных в мишениях для малоинтенсивных стг.Я) процессов,

исследования изомерных отношений выходов в зависимости от энергии тормозного спектра и от эммитируемых частиц, измерения некоторых кинематических величин остаточных ядер в реакциях расщепления и обсуждение их значений.

Научная новизна работы: впервые получены значения выходов 35 ядер-остатков из мишеней никеля и меди и около 90 выходов из каждого изотопа олова (было исследовано восемь стабильных изотопов). Наблюдена зависимость значений выходов фотоядерных и сечений протон-ядерных реакций от изоспинов ядра мишени и остаточных ядер. В форлмулу Рудстама веден новый член, учитивающий эту зависимость, что привело к лучшему описанию экспериментальных значений выходов и сечений.

Получены выходы легких ядер 7Ве, ис, 13м из ядер мишеней с А(.=24 до 40 и 7Ве и 24На из изотопов никеля, меди и олова и сделано заключение о механизме образования этих ядер.

Обсуждены новые данные об изомерных отношениях выходов нескольких изомерных пар и вопросы влияния реакции чГ+с^п+п на значения этого отношения.

Впервые получены значения выходов примерно 50 простых реакций и обсуждены с точки зрения нуклонного строения и формы ядра.

Методом улавливающих фольг измерены некоторые кинематические характеристики остаточных ядер от мишени Си, обсуждение которых подтверждает гипотезу предельной фрагментации.

Практическая ценность работы: Получены новые экспериментальные результаты по фотоядерным реакциям, выявлен их механизм, получены некоторые данные о характере ядерных сил, в частности об изобарической инвариантности, получена также некоторая информация о структуре ядра (расположение квазидейтронов на поверхности ядра и присутствие нейтронного гало в нейтроноизбыточных ядрах).

Полученные результаты можно использовать в работах активационного анализа, в космологии и в радиобиологии.

Использованный в работе метод и полученные при низких энергиях результаты можно использовать для получения радиоактивных препаратов, используемых в радиационной медицине.

Апробация работы: В основу диссертации вошла 21 рабо'п?,

Работа опубликованы в ведущих научных журналах и докладовались на международной конференции по низкой радиации (Братислава, 1980г.), на 36-ом, 37-ом, 39-ом международных совещаниях по спектроскопии и структуре атомного ядра (Харьков 1986г., Юрмала 1987г., Ташкент, 1989г., Ленинград, 1990г., Минск, '1991г.,' Алма-Ата, 1992г.) на Всесоюзном международном координационном Совете по физике высоких энергий Ереван-1987, Саратов-1988, на сессиях отделения ядерной физики АН СССР, на научных сессиях профессорского преподовательского совета ЕГУ и на семинарах кафедры ядерной физики физического факультета.

Структура работы:

Диссертация выполнена в форме научного доклада и состоит из введения, 6-ти глав, заключения, 20 таблиц, 30 рисунков и списка литературы из 151 наименования^

Содержание диссертационной работы

В первой главе кратко описана экспериментальная методика.

Во второй главе приведены результаты исследований по фоторасщеплению ядер. На основании экспериментальных данных сделано заключение о зависимости значений выходов фотоядерных и сечений протон-ядерных реакций от изоспинов остаточных ядер и покидающих ядро частиц и в формуле Рудстама введен член, учитывающий эту зависимость. Изучена зависимость полных сечений выходов изобар от отношения х=а/а1. для широкого класса ядер мишеней с 51 по 181 .которая описана функцией 0А(>О=а*ехр(ЬХ) в области ^ £ 0,5, где а=2,5*10~4±0,68*10~5 и ь=10,84±0,032. Сравнение данных фоторасщепления с аналогичными данными, полученными в протон-ядерных реакциях, указывает на низкие энергии возбуждения, переданные в первичном взаимодействии фотонов, по сравнению с адрон-ядерными реакциями!

Третья глава посвящена., образованию легких ядер (с А<г0,4Аь). Изучение энергетических зависимостей выходов этих ядер дало основание предположить, что большой вклад в их образование помимо каскадно-испарительного механизма дают и -другие процессы, в частности фрагментация и деление.

В четвертой главе исследована энергетическая зависимость

выходов и изомерных отноаений ®4ш,йвь и 12Эт,бТе при энергиях 20-70 МэВ, зависимость изомерных отношений некоторых изомерных пар (44Зо, 52мп, и7ш, иош, 108ш, "нь, 94тс, 87У) от числа вылетевших нуклонов. На основании наблюдаемой корреляции между изомерными отношениями выходов и числом вылетевших нуклонов сделано заключение, что при образовании изотопов 1п, кь, Тс и у в фотоядерных- реакциях наряду с каскаднс--; спарительным механизмом реакции имеет место и испускание нейтронов из-за поглощения вторичных пионов квазидейтронами на поверхностном слое ядра. Для пяти изомерных пар экспериментальные значения изомерных отношений сравнены с расчетными по статистической модели (формализм Юйзенги и Ванденбоша) , что показывает их лучшее согласие при больших значений параметра обрезания спина и множественности Г-каскада. Параметр обрезания спина во всех случаях не намного отличается от его твердотельного значения.

В пятой главе приведены экспериментальные данные относительно простых реакций.Результаты обсуждения указывают на изоспиновую зависимость выходов реакций и (г,2Ю и

на доминирующую роль взаимодействия фотонов с квазидейтроном ядра при образовании (у,2Ю реакций. В значениях выходов (К",х) реакций важную роль играют изменения волновых функций валентных нуклонов при фоторождении пионов и формы остаточных ядер.

В вестой главе изучаются кинематические характеристики 13 ядер-продуктов расщепления Си. Сравнение полученных значений скоростей с соответствующими данными из протон-ядерных реакций при Ер=28ГэВ подтверждает гипотезу предельной фрагментации.

В заключении приведены основные результаты диссертационной работы, выдвигаемые к защите.

ГЛАВА 1. МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА 1.1. Условия эксперимента и экспериментальная установка

При изучении ядерных реакций, происходящих под действием высокоэнергетических частиц, возникает большой круг вопросов, связанных с получением информации о механизме реакций, о

структурных особенностях ядер-мишеней, о кинематических характеристиках продуктов реакций и т.д., решение которых требует использования самых различных экспериментальных методов ядерной физики.

Для регистрации продуктов ядерных реакций в настоящей работе использовался один из простых экспериментальных методов метод наведенной активности. Этот метод имеет ряд преимуществ, а именно; он очень прост, дает возможность использовать несложную аппаратуру, требует довольно короткие пучковые времена. Он позволяет идентифицировать одновременно много каналов реакций и с высокой точностью определять сечения и выходы различных продуктов, образованных в мишени под действием падающих частиц. Недостатком этого метода является то, что он не дает кинематическую картину реакции, ограничивает область исследуемых ядер радиоактивными продуктами (не регистрируются стабильные изотопы), а также не дает возможность различать некоторые каналы взаимодействия, отличающиеся разным числом образующихся пионов.

При облучении в мишени образуется большое число радиоактивных изотопов, идентификация которых надежно производится по характеристическим у-линиям и периодам полураспада . Применяемый в работе йе(1Л) полупроводниковый детектор по своим характеристикам является современным инструментом, дающим возможность решать подобные задачи.

Экспериментальный материал данной диссертации получен на Ереванском электронном ускорителе. В качестве пучка падающих частиц использовался непрервыный спектр фотонов, который получался при торможении электронов, ускоренных до энергии от 2 до 4,5 ГэВ на мишени (И или Си) толщиной 0,04 рад.ед.

Полученный пучок фотонов формировался двумя коллиматорами и очищающим магнитом,после чего проходил через камеру с. мишенями. Измерение формы спектров до начала каждого цикла облучения проводилось с помощью парного спектрометра (см.рис.1).

Интенсивность пучка определялась квантометром Вильсона. Число эквивалентных у-квантов в единицу времени рассчитывалось по' формуле та/Е^ -ц,где время облучения, N - показание

| >4 ешх л. х

пересчетного прибора за время облучения, а Е^.тах-максимальная энергия фотонов в спектре в ГэВ-ах; постоянная квантометра - о

С 1 о

= 2,9x10 . Интенсивность фотонного пучка составляла 10 экв.ф/час . В качестве мишеней использовались в основном разделенные изотопы легких и средних ядер от до

а

К1 1 м1 — к1 N м1 д! пс р= к

N 1и N Еш

Рис.1. Тракт фотонного пучка н - вольфрамовая мишень,- К1,К2 - коллиматоры; М1,М2 -очищающие магниты; БЗ - бетонная защита; М - камера с мишенями; ПС - парный спектрометр; К - квантометр.

Степень чистоты и толщина мишеней приведены в табл.1.

После облучения наведенная в мишениях у-активность

измерялась при помощи спектрометра на основе Ое(ьп детектора,

разрешение которого составило 0,3% на у-линии 1332,5 кэВ.

Эффективность установки определялась при помощи мониторных

?7 9а ^

реакций А1( у,2рп) и Мп(у,хруп)А [4]. Для оценки

эффективности в области энергии 150-3000 кэВ была подобрана

эмпирическая формула £(Е)=аЕ~1/4, параметр "а" в разных сериях

облучения имел разные значения. При энергии от 50 до 150 кэВ

эффективность имела более сложный характер и эта область

энергии в каждом цикле облучения изучалась более тщательно. В

каждой серии опытов нами измерялся естественный фон

лаборатории и от кристалла. При обработке у-спектров

использовались данные схем-распадов, опубликованные в

литературе [3]. Значения независимых и кумулятивных выходов

фотоядерных реакций рассчитывались по формулам, приведенным в

работах [2,35]. В настоящей работе приведены некоторые данные

относительно выходов простых реакций, полученных на инжекторе

Ереванского синхротрона при энергиях тормозного спектра Е^тах=

от 30 до 70 МэВ. Во время эксперимента не представлялось

возможным измерить интенсивность пучка, поэтому число _^амма

квантов было определено с помощью мониторной реакции 1п И

С "(1Г,п)С , для которой эффективность регистрации бралась в виде е(Е)=аЕ~1/4.А поправка, зависящая от геометрии^ вошла в оценку числа гамма квантов. Использованные значения выходов мониторных реакций приведены в таблице 2.

Как уже было сказано, из-за отсутствия достаточно интенсивных источников моноэнергетических фотонов, в качестве источника фотонов был использован тормозной спектр ускоренных электронов, который приводит к интеграции конечного результата в области энергий от до Е^ . Следовательно, измеренные

1{ ШЭ.Х

значения выходов представляют собой суммарный эффект, и сечения исследуемых реакций можно получить, решая интегральное уравнение

Е Е

Ушах Ушах

°Ч<ЕГ»ах>= | ^<Е>Н(Е'ЕуИак)с1Е/ЕТтах1 ЕЖЕ^шах^Е, (1)

Епор Епор

где выражение, стоящее в знаменателе, определяет число

эквивалентных квантов в спектре с Е^иах, с^- выход реакции на

один эквивалентный квант, ок - сечение реакции, отнесенное к

реальному фотону с энергией Е, а 1КЕ,Еутах)с1Е - число фотонов в

спектре в энергетическом интервале Е,Е+<зЕ, Е пор - пороговая

энергия реакции [6].-

Аналитические решения уравнения (1) можно найти при

использовании различных приближений для формы тормозного

спектра. Например, в приближении 1/Е решение уравнения (1)

имеет вид

0К(Е) =<К5д ЛК1пЕГтах) (2)

Иначе, сечение представляет собой тангенс угла наклона кривой выходов к оси энергий в логарифмическом масштабе.

1.2. Метод улавливающих фольг

Кроме метода наведенной активности в данной работе использован такае . .метод улавливающих фольг, который дает возможность исследовать некоторые кинематические характеристики остаточных ядер. Этот метод позволяет дополнительно извлечь информацию о процессе передачи энергии и возбуждения ядра на отдельных стадиях реакций, оценить применимость различных модельных представлений и т.д.

Число работ с использованием метода улавливающих фольг немного [7,8]. Этот метод в основном применялся для изучения осколков фотоделения [9,10].

В настоящей работе изучены некоторые характеристики ядер, образующихся при расщеплении Си фотонами тормозного излучения с максимальной энергией 4,5 ГэВ. Облучалась стопка,

р

содержащая 23 слоя Си толщиной по 183,8 мг/см . Для регистрации ядер отдачи, летящих вперед и назад между слоями мишени были расположены майларовые пленки Ср и Св толщиной 5,56 мг/см2 или 40 мк (см. рис.2). Для изоляции .мишеней друг от друга вставлялись промежуточные пленки из майлара (в).Вся стопка находилась в вакуумной камере. Наведенная в мииеннлх 1Г-активность (и ), а также активность вылетевших из мишеней и остановившихся в пленках С? и Св ( и лв ) ядер была измерена ^-спектрометром.

Были измерены такяе и промежуточные пленки (о). Измерения показали, что на промежуточные майларовые плешей (с) р-активные ядра не попадают (т.е. все вылетевшие из гзегни ядра останавливаются в пленках Ср и Св ).

Количество ядер отдачи, вылетающих из мишени вперед (7) назад (в) относительно общего числа образовавшихся в процесс реакции ядер - (нр+ нв + ), определяется следующим образом

Р=Нр/(Нр+Нв+Н(.) • В=Нв/(Нр+Нв+Н,.) (3)

Анализ экспериментальных данных, полученных , методе? улавливающих фольг, проводился в рамках двухступенчато:

векторной модели [11-133. В этой модели предполагается, что процесс делится на две стадии:

Ч С, 1гз

у Пучох

СВ1 СР1 Срг Сга Свгз ^тгл

Рис.2. Расположение мишени и майларовых пленок в стопке. ь - мишень 65Си; Ср - майларовая пленка, расположенная спереди, Св - майларовая пленка, расположенная сзади, в -промежуточная пленка майлара.

а) в первой стадии падающая частица, взаимодействуя с • ядром-мишенью, образует возбужденное ядро с энергией возбуждения Е* , которое движется со скоростью V;

б) на второй стадии возбужденное ядро, испуская нуклоны, превращаетя в конечное ядро, двигающееся со скоростью у+у, где V - дополнительная скорость, приобретенная ядром в процессе испарения;

в) пробег остаточного ядра оценивается при помощи выражения е*=к|у+у|п , где к и п постоянные, которые. можно оценить эмпирически, используя данные пробег-энергия для фрагментов близкого размера, заряда и.энергии.

После некоторых допущений (V - имеет изотропное распределение, V - направлена вдоль пучка, и=к|V|п , поскольку в области а(.«50 ,у< <V [143) уравнения, предложенные Сугерманом [113 и Винсбергом [133, принимают следующий вид:

РК = [1+ -§- (п+2)? + - (п-1)2 I)2], 4 3 4

В« = — [1+ — <п+2)Т) + — (п-1)2 I)2], 4 3 4

где н-толщина мишени в мг/см^, т)= и - пробег ядра отдачи

V

в материале мишени.

Для определения значения п для меди нами была

..2

использована зависимость Е?=к'<Е/А)п , где Е= (А -массовое

2

число ядра-продукта). Предварительно оценивая величины пробегов (грубо - к=2(рн+вц)) и используя соответствующие данные таблицы пробег-энергия [15], были определены значения к* и п для ядер, приведенных в этой же работе. Для всех ядер, имеющих большие пробеги к'=4,6, п=1,3-1,5. А для тяжелых ядер с малыми пробегами получились значения 10 и 1,7 соответственно. Подставляя значения п в систему уравнений (4), были оценены и и т).

ГЛАВА 2 ИССЛЕДОВАНИЕ ИЗОТОПИЧЕСКОГО ЭФФЕКТА В РЕАКЦИЯХ ФОТОРАСЩЕПЛЕНИЯ

2.1. Обзор литературных данных

Быстрый темп развития ускорительной техники позволил получить интенсивные пучки заряженных частиц (протонов, дейтронов, электронов, % -мезонов и т.д.) с высокими энергиями и тем самым дал толчок для осуществления большой программы исследований по изучению взаимодействий частиц со сложными ядрами и процессов, происходящих в ядре после столкновений с быстрой частицей. В течение последних лет накоплен огромный экспериментальный материал по образованию остаточных ядер ь протон-ядерных и ядро - ядерных взаимодействиях. При столкновении высокоэнергетичных частиц с ядрами происходит глубокое расщепление ядра мишени, в результате чего образуются ядра-продукты, в широком массовом спектре. Знание сечений образования этих изотопов систематизация и их анализ, изучение зарядовых и массовых распределений и импульсных характеристик остаточных ядер позволяют выявить механизм реакций.

Исследованием фотоядерных реакций занимались несколько групп физиков на электронных ускорителях, в основном с пучкаг'

тормозных фотонов низких и промежуточных энергий [16-29, 31-43].

Систематическое изучение реакций типа (Г,хруп) на легких и среднетяжелых ядрах было проведено в области энергии фотонов меньше 800 МэВ на Лундовс'ком электронном ускорителе в Швеции [19-29], во Фраскати -в области энерегий от 0,3 до 1 ГэВ [36-41] и в Бонне при Е^тах =2,1 ГэВ. Ряд Измерений при Е^.тах =1,3 ГэВ методом наведенной активности и с помощью твердотельных детекторов проведен ' в Харькове [31-35]. Большой цикл работ по исследованию реакций фоторасщепления в области энергий Е^.шах =2^5,1ГэВ проводился на Ереванском электронном ускорителе [44-47].

Во всех вышеупомянутых работах в качестве мишеней использовались элементы с натуральным составом,что не давало возможность авторам этих работ при систематизации экспериментальных данных по сечениям и по выходам реакций выявить закономерности, зависящие от изотопного состава и структур ядра мишени и остаточных ядер. В последние годы в литературе появились работы, посвященные исследованиям изотопического, эффекта в протон-ядерных и х-ядерных взаимодействиях при образовании фрагментов и продуктов деле'ния [48-52], а также в реакциях глубокого расщепления [50,54,55]. Во всех этих работах в качестве мишеней были использованы моноизотопные мишени.

Существующие многочисленные работы по изучению дифференциальных сечений фрагментов, угловых распределений и энергетических спектров позволили авторам работы [56] вывести формулу для расчета полного сечения образования фрагментов под действием протонов, зависящую от третьих проекций фрагментов и ядра мишени. Зависимость сечений от изоспинов ядер-мишеней и фрагментов или остаточных ядер в литературе названа

изотопическим эффектом. •

2.2. Экспериментальные результаты и обсуждение

Во второй главе диссертации приведены результаты исследований реакции фоторасщепления на легких ядрах с А(. =24-40 при максимальных энергиях тормозного спектра от 2 до

4,5 ГэВ, на средних ядрах с =58-65 и восьми изотопах олова при. максимальной энергии фотонов 4,5 ГэВ [57-65]. Абсолютные значения выходов остаточных ядер, рассчитанные на эквивалентный квант даны в таблицах 3-6. Значения выходов усреднены по нескольким измерениям. Во всех таблицах приведены статистические ошибки. Систематические ошибки включали в себя неточность определения фотоэффективности, постоянной квантометра, максимальной' энергии тормозного спектра, интенсивностей переходов и не превысили 15%.

В случае меди-65 измерения были проведены при трех толщинах (46 иг/см2, 230 мг/см2 и 322 мг/см ) с целью уточнения вклада от вторичных реакций в реакциях расщепления. По нашим экспериментальным результатам, значения выходов при •трех вышеприведенных толщинах мишени, в основном в пределах статистических ошибок не меняются (см. табл.5). Так как почти все мишени, используемые в настоящей работе, имели толщину не больше 320 мг/см2, то можно утверждать, что вторичные реакции не дают существенного вклада в значения выходов реакций расщепления в наших экспериментах.

Немногочисленные данные табл.3 показывают, что имеется некоторая зависимость значений выходов остаточных ядер от изотопических спинов ядер-мишеней (Т) и ядер продуктов 'с (установлено [67], что и в легких, и в тяжелых ядрах низколежащие энергетические уровни характеризуются минимальным изоспином т=то=т3, поэтому здесь и в дальнейшем вместо третьей проекции изоспина (Т3) будет употреблятся изоспин (Т)).Так, кз ядер-мишеней 2851, 32з и 40Са с Т=0 изотоп 24На(ь=1) образуется с меньшей вероятностью,чем ядро 22ыа (1=0) несмотря на то, что при образовании 24Иа в процессе расщепелния из ядер-мишеней вылетает, меньше нуклонов, чем в случае образования 22на .

Аналогичная картина наблюдается и в случае образования

1 р,

ги=0) из тех же ядер. Что касается отношений выходов остаточных ядер из других изотопов,.приведенных в табл.3, то они, помимо изоспинового эффекта, могут быть объяснены и другими явлениями. Например, из изотопа (Т=1) ядро йа

образуется с большей вероятностью, чем ядра и

(соответственно в 1,35 и 8 раз). В этом случае, конечно, также играет роль и число вылетевших нуклонов, которое при образовании 24йа меньше, чем в случае образования 22На и 18р. На механизм образования ядер 22ые

24..

на и - На из мишенеи 27А1(Т=0,5) и 31р (Т=0,5), где разность между их изоклинами одинакова (Т^=0,5), по всей видимости, влияет как число вылетевших из ядер-мишеней нуклонов, так и степень удаленности остаточных ядер от долины р-стабильности.

Влияние положения ядер-мишеней и продуктов относительно линии р-стабильности на выходы реакции видно также из табл.4.

Вышеописанная тенденция усиливается в реакциях фоторасщепления изотопов/блова (см. табл.6). Из таблицы видно, что если выходы £+-активных ядер уменьшаются по мере увеличения числа нейтронов ядра-мишени, то выходы ^"-активных ядер с увеличением числа нейтронов ядра-мишени меняются по разному (см. рис.3).

На рис.4 приведено массовое распределение изотопов Сс1 и (?и, полученных из разных мишеней олова. Распределения изотопов Ии из всех мишеней имеет вид кривой Гаусса. Это вероятно

число вылетевших нуклонов

число вылетевших нуклонов

Д-103Ки,

Рис.3. Зависимость выходов остаточных ядер от числа вылетевших

х-100?^

о-П11П, - 105"

нуклонов, а) £_-активп~ые ядра-остатки: о-110тАе';б) 3+-активные ядра-остатки: Д- 108ш+е1п,

можно объяснить тем, что довольно отдаленные (по массовым числам) от мишеней изотопы Ни образуются каскадно-испарительным механизмом, при котором существенную роль играет испарительная

стадия. В случае Сс1 выходы изотопов с большими массовыми числами из мишени 1243п растут и форма их распределения сильно отличается от кривой Гаусса. По мере уменьшения массового числа мишеней форма распределения приближается к Гауссовой, хотя в случае мишеней 120'122зп кривая несимметрична (рис.4). Такая же картина наблюдается и в случае изотопов Ае. Причина этого заключается по всей видимости,в изотопическом эффекте, т.е. в существовании сильной зависимости значений выходов остаточных ядер от разницы между количеством нейтронов и протонов как в ядрах-мишениях, так и в ядрах продуктах.

Интересно сравнить результаты по фоторасщеплению с протон-ядерными реакциями. В работах [55,68] исследованы расщепления изотопов никеля, германия и циркония протонами с энергией 1 ГэВ. Экспериментальные данные по сечениям этих реакций показывают, что в их значениях также играет роль изоспиновая зависимость и имеются такие же особенности, как и в фотоядерных реакциях.

В случае мишени 1183п была возможность сравнить наши данные по выходам реакции (трхп) с данными, полученными в работе [20] с фотоном в области энергии Е^.тах= 75 до 800 МэВ [2о]. Авторами работы [2о] по методу сглаживания' Теша [30]

102 1М >0«

Рис.4. Зависимость выходов остаточных ядер а)са, б)ии от

124 1°2

массовых чисел этих ядер. Точки для мишеней :•- Эп,°- " гп;, Л-120Зп, Д-119Згу

118,

получены средние значения сечении реакции " Эп (Т.рхпПг ИспольЗуя эти данные и учитывая независимость сечении г

энергии, мы рассчитали [64] средние значения сечений (ок) в области* энергий 800-4500 МэВ в прямоугольном приближении

»

Рис.5. Зависимость значений выходов и средних сечений для реакций а) 118Зп(г,р2п)1151п1п, б) 1.1%п(г,р4п)113,,1п. тормозного спектра по формуле (2). Полученные нами и в работе [2о] значения сечений приведены на рисунке 5. Легко заметить> что они хорошо сшиваются со значением сечений в области низких энергий для 113о1п и 115в1п (для других ядер-остатков рисунки имеет аналогичный вид и не приведены).

2.3. Сравнение экспериментальных и расчетных значений выходов

При достаточно высоких энергиях падающей частицы, вследствие большого разнообразия исходных и остаточных ядер, число каналов реакций чрезвычайно велико, а экспериментальные данные по ним • ограничены. Поэтому большое практическое значение приобретают теоретические расчеты, позволяющие оценивать сечения и выходы реакций расщепления для разных ядер. Оценки сечений и выходов таких реакций производятся по каскадно-испарительной модели и при помощи различных полуэмпирических формул. Громоздкость и сложность ' расчета выходов ядер-остатков по каскадно-испарительной модели, невысокая точность расчетов для выходов отдельных изотопов при низких энергиях, а также отсутствие этих расчетов для исследуемой нами области энергий и массовых чисел мишеней стимулировали поиск различных- эмпирических формул, дающих

возможность в некотором приближении рассчитать выходы и сечения остаточных ядер по массе и заряду. В разное время такие формулы были предложены Рудстамом [69], Аудоузом и др. [70], Фошином и др. [71,72].

По своей универсальности к сорту падающей частицы (протон, нейтрон, дейтрон и другие тяжелые частицы) и из-за yioбного аналитического вида для расчетов особый интерес представляет полуэмпирическая формула, предложенная Рудстамом. Наилучшее приближение получается при использовании cdmd

(charge distribution mass distribution) МОДИфИКЭЦИИ ЭТОЙ

формулы, согласно которой выход ядра-остатка a (A,z) с массовым числом А и зарядом z определяется в виде

Og(A1Z)= OPR2/3/(l,79(exp(PAt)-l))* exp[PA-R|Z-SA+TA2|3/2] (5)

где о, р, r, s, т - параметры, полученные подгонкой по методу наименьших квадратов. Детальный анализ формулы (5) для случая, "когда в качестве первичного пучка используется тормозное излучение, выполнен Линдгреном и Ионссоном в работе [73] на основе систематизации более чем 600 экспериментально измеренных фотовыходов. В этой же работе получены аналитические значения всех пяти параметров для фотоядерных реакций расщепления: a=(-o,8i+o,184 inEr ) а"1'13,

-П ЯЧ -П 4«! (max т. „

Р=7,6 Afc' , R=11,8A и>ч°, S=0,486 И Т= 0,00038; Zp=SA-TA/ -

есть наиболее вероятное значение зарядового числа

ядра-остатка. Экспериментальные значения выходов остаточных

ядер, полученных в данной работе на всех исследуемых мишенях,

сравниваются с расчетными вычислениями по формуле (5). В

таблицах 3 и 5 наряду с экспериментальными приведены расчетные

значения выходов или отношения экспериментальных и расчетных

значений. В случаях изотопов никеля и олова эти сравнения

приводятся на рисунках (рис.6,7,8).

Из таблиц 3 и 5 видно, что отношения экспериментальны;:

значений выходов к расчетным меняются нерегулярно. Как yre

было отмечено в 2.2, экспериментальные значения выходе

зависят от изоспинов ядер-мипеней и остатков,, что ;

учитывается в формуле (5), и •поэтому экспериментальна

расчетные значения выходов имеют большие расхождения.

На рис.6 приведена зависимость выходов изотопов Со, полученных из мишени 64»и,от массового числа.

i

Рис.6. Распределение независимых выходов остаточных ядер Со по массовым числам. Сплошная кривая - расчет по формуле (5), штриховая - расчет по формуле (6).

Там же дана кривая, (сплошная), рассчитанная по формуле (5). Как видно, экспериментальные точки по сравнению с кривой смещены в сторону нейтроноизбыточных ядер. Зависимость отношения экспериментальных и расчетных значений выходов'ядер продуктов из мишеней 58ní и 64ní от разности (T-t) приведена на рисунке 7а, откуда видно, что эту зависимость можно аппроксимировать экспоненциальными кривыми, однако ход этих кривых для разных мишеней различен.

По-видимому, это связано со строением (нуклонным составом) и положением относительно линии ^-стабильности ядер-мишеней. Наблюдается аналогичная зависимость выражения от

1 1 о -i од ' «"U ycLOW

(T-t) для ядер-мишеней Sn и Sn (рис 7б).

На рисунке 8 дана зависимость отношения экспериментальных значений выходов одинаковых остаточных ядер из двух изотопов ядер-мишеней ( 58ní и 64ní , 112Sn и 124Sn) от изоспина ядра-продукта t. Здесь приведены те же отношения, рассчитанные по формуле (5). Как. видно из рисунка, отношения экспериментальных данны:: к расчетным (R) уменьшаются с

\ Vя

\(Ю5Р

ЮпИ

1031о «„ц

тМ1

В 9

и

Рис.7. Зависимость отношения экспериментальных расчетных выходов остаточных ядер из мишеней а)581Н и 641и и б)1123п и 1243п от разности изотопических спинов ядер-мишеней и ядер-продуктов. Кривые проведены фитированием экспериментальных данных по методу наименьших квадратов.

увеличением 1:. Эту зависимость в обоих случаях можно грубо аппроксимировать экспериментальной функцией (кривая 1), тогда как аналогичные отношения, рассчитанные по формуле (5), не зависят от 1 и примерно равны 2,5 для изотопов никеля и 3,1 для изотопов олова соответственно (кривая 2).

Я^Г'иП/и/'Ы

0 12 3Ь '

Рис.8. Зависимость отношении экспериментальных значении выходов одинаковых остаточных ядер из двух изопов мишеней от изоспина ядра-продукта ь.

Таким образом, подытоживая вышесказанное, мопно

заключить, что значения выходов ядер-остатков в реакциях фоторасщепления зависят от разности изскзпинов (Т-О.В формуле (5) эта зависимость не учтена. С целью учета этой зависимости нами [76] введен новый член, после чего формула (5) приняла такой вид:

д

О (А1г)= С^ (А^) —'—{и. ехр V (Т-О] (6)

А

где - выход по формуле рудстама (5). Значения параметров и

и V, полученные методом подгонки для среднетяжелых ядер-мишеней с 45 < А{. <.93 приведены в таблице 7.

В этой таблице вместе со значениями подгоночных параметров приводится также разность » где гд -

положение линии ^-стабильности для изобар с массовым числом А).. Значения взяты из работы [77], -зарядовое число ядра-мишени. Наблюдается некая зависимость подгоночных параметров от разности г^ -гд: чем ближе ядро-мишень лежит к линии {¡-стабильности, тем значения параметров меньше, а значит и распределение выходов близко к распределению по формуле Рудстама. Такими ядрами являются 59со,60н1,61ы1,93нь. Знак параметра V совпадает со знаком гъ -гк и чем больше абсолютное значение разности, тем больше значения параметра и (см.

Рис.9. Зависимость параметров и и V формулы (6) от изоспина мишени. Величины ошибок не выходят за пределы точек, кривые приведены по формуле ат2+ьт+с.

На рис.9 приведены значения параметров и и V в зависимости от изоспина мишени Т, которую мы -аппроксимировали в виде функции ат2+ьт+с . Значения коэффициентов а, ь и с тахке были получены методом фиттирования и приведены в табл.8. Для расчета значений выходов реакций фоторасщепелния ядер и была использована формула (6), где параметры и и V определялись при помощи кривых, приведенных на рис.9. Аналогичные оценки были проделаны и для других реакций фоторасщепления ядер А1, 31, р, б, к и Са, которые были изучены в работе [57]. Приведенные в табл. 3 и 5 результаты показывают, что оценки по формуле (6) по сравнению с оценками формулы Рудстама, в основном, лучше согласуются с экспериментом. Это согласие для изотопов ядра-продукта Со,

С. Д.

образованного из мишени наглядно видно на рис.6. Для

всех мишеней никеля и меди на рис. 10 приведены зарядово-дисперсионные кривые, вычисленные по формуле (6), которые описывают зависимость парциальных выходов от разницы вероятного заряда и заряда-продукта. Экспериментальные точки соответствуют независимым выходам. В суммарном выходе данного элемента вместо экспериментальных значений выходов неизмеренных изотопов (стабильные, короткояивущие и т.д.) брались расчетные по формуле (6). Из рис.10 видно, что экспериментальные точки довольно хорошо садятся на расчетные кривые.

Рис.10. Зарядовые распределения остаточных ядер, образующихся при взаимодействии фотонов с ядрами: а) 58Ы1-о,60На-Д, б)61ш-о , в) 62ш-Л,641и-ог) 65Си-х. Сплошные кривые - .расчеты по формуле (б) для 58ш, 61Н1, 64Н1,и 65Си ; штриховые кривые - для 601и, 62ш.. (^-полный изотопический выход.

Как ухе было сказано во введении и фотоядерные, и протон-ядерные реакции расщепления описываются каскадно-

испарительной моделью. Согласно этой модели первой ступенью реакции является каскад, сопровождающийся выбиванием падающей частицей нескольких нуклонов и передачей им части энергии. Вторая стадия - испарение ядерных частиц из возбужденного ядра.Различие природы падающих частиц в этой модели учитывается в акте первичного взаимодействия, дальнейшее же развитие 1роцесса не зависит от свойств первичной частицы. Поэтому они лмеют ряд общих закономерностей: например в протон-ядерных реакциях на мишенях 51У и 27А1, 26мг также наблюдается экспоненциальная зависимость величин сдехр/Од от (Т-О (см. эис.И) аналогично тому, что наблюдалось в работе [59] в ;лучае фотоядерных реакций.

Рис.11. Зависимость отношения экспериментальных и асчетных сечений остаточных ядер от разности изоспинов истемы (ядро-мишень + налетающий протон) и ядер-продуктов.

работах [50,55,68], где исследованы расщепления изотопов агния, никеля и циркония протонами с энергией 1 ГэВ, <спериментальные данные по сечениям этих реакций показывают, го в их значениях также играет ро^ь изоспиновая зависимость и веются такие же особенности, как и в фотоядерных реакциях. 1итывая это, мы попытались получить соответствующие оценки по зрмуле (6) для этих реакций тоже. При этом в формуле Рудстама

крадись другие коэффициенты применительно к протон-ядерным реакциям [69]. Параметры и и V, как и в случае фотоядерных реакций, получаются методом подгонки. Для этого были взяты экспериментальные данные из работ [50] и [55].

Значения параметров приведены в табл. 9, а результаты расчета, относящиеся • к сечениям реакций на легких ядрах - в табл.10. Для сравнения в табл.10 приведены также оценки, полученные с помощью формул Аудоуза, в которых учитываетя изоспиновая зависимость в случае легких ядер [70]. Из этой таблицы видно, что , формула (6) лучше согласуются с экспериментальными данными. Кроме того нами были рассчитаны [60] сечения расщепления ядер-продуктов из мишеней никеля под действием протонов с энергией 1 ГэВ [68]. Оказалось, что эти расчеты намного лучше описывают экспериментальные данные, чем расчеты по каскадно-испарительной модели. Что касается значений подгоночных параметров и и V , приведенных в табл.9, надо отметить, что несмотря на то, что их величины отличаются от значений параметров и и V для фотоядерных реакций, но имеют одинаковую зависимость от гь -гА: чем дальше мишень от линии ^-стабильности, тем их значения больше. К тому же следует отметить, что в протон-ядёрных реакциях к мишеням добавляется входящий протон и их массовые и зарядовые числа увеличиваются на единицу, что меняет их положение на линии 0-стабильности.

Таким образом, можно заключить, что формула (6) применительна и к сечениям реакций расщепления под действием протонов.

При рассмотрении зарядово-дисперсионных кривых,

вычисленных по формуле Рудстама[59], можно заметить, что

максимум распределения экспериментальных точек смещен

относительно расчетной кривой. Поэтому мы попытались этот

t т

сдвиг скомпенсировать введением поправочного члена вида и—2-2.

а

в выражение вероятного заряда г . В этом случае формула (5) принимает вид

О (А,г) = --------#ехр[РА-Ки-ЗА+ТА2-иТ„Ц/А|3/2] (7)

4 (1,79(ехр(РАь)-1)

Такая поправка предпочтительнее поправки, приведенной в формуле (6), так как вместе с пятью параметрами формулы Рудстама вводится только один параметр и и формула упрощается, становится более удобной в расчетах. Сравнения отношений экспериментальных значений выходов к расчетным по формулам (6) и (7) показывают, что эти формулы примерно одинаково хорошо описывают экспериментальные данные по сравнению с формулой Рудстама (табл.5). Надо отметить, что в работе [77] для протсн-ядерных реакций также была введена поправка в выражение вероятного заряда гр.

На рис.12 приведены зарядово-дисперсионные кривые, рассчитанные по формуле (7). По оси абсцисс отложена разность вероятного заряда (2р=БА-ТА2-ит31:3/А) и заряда-г для продуктов расщепления, по оси ординат - парциальные выходы. Экспериментальные точки соответствуют независимым выходам, полученным с учетом поправки на р-распад. В суммарном выходе данного элемента вместо экспериментальных значений выходов неизмеренных изотопов взяты расчетные значения по формуле (7).

Рис.12. Зарядовые распределения остаточных ядер, образующихся при взаимодействии фотонов с ядрами 62Н1, 65си. Сплошные кривые - расчеты по формуле (7).

Улучшение согласия измеренных точек с расчетной кривой особенно заметно для мишени 65Си.

Для средних ядер-мишеней, фоторасщепления которых • исследованы при Еутах2^4,5 ГэВ [43,45,59-61], были определены значения параметра и, входящего в формулу (7). Результаты даны в таблице И. Зависимость параметра « от можно

аППрОКСИМИрОВаТЬ КРИВОЙ и=-(0,67±0,Р38)+(2,36±0,08)<2ь-2Д).

В случае изотопов олова сравнение экспериментальных значений выходов реакций расщепелния с расчетными по формуле Рудстама показывает значительное расхождение между ними. (рис.13).

Рис. 13. Зарядово-дисперсионные кривые, рассчитанные по формуле Рудстама.

Экспериментальные значения парциальных выходов

нейтроноизбыточных остаточных ядер в случае 124Sn и

11?

неитронодефицитных - в случае Sn находятся довольно высоко над зарядово-дисперсионными кривыми, построенными по формуле (5) [79]. Это очевидно связано с изотопическим эффектом. Для учета этого эффекта были использованы формулы (6) и (7), однако в обоих случаях не наблюдалось заметное уменьшение расхождений между экспериментом и оценками теории. В работе [63] мы,- оставляя все 5 параметров (ó p,r,s,t) формулы (5) свободными, методом подгонки, нашли их значения, построили зарядово-дисперсионные кривые, и тогда наблюдалось некоторое сближение экспериментальных значений парциальных выходов к расчетным. Однако в этом случае теряется та изоспиновая' зависимость, которая была наблюдена (см. рисунки 7, 8).

Дальнейшие поиски улучшения формулы с учетом изоспин<: привели к тому, что значения изоспинов остаточных ядер(г_3; ,: вылетевших нуклонов (Тд-^) в виде произведения вошли б выражение вероятного заряда и формула (5) приняла вид:

0 (А,г) = —-*ехр[РА-И А+ТА -Ц-ЬТ~-^ )/А]

4 1,79(ехр(РА )-1) 13

(8)

здесь и - новый свободный параметр, который находится метод' V подгонки, а остальные 5 - это параметры Линдгрена и Ионсона.Н^ рисунке 14 ДЛЯ 1123п, 1183п И 124Бп ПрИЕедеН'1 зарядово-дисперсионные кривые, рассчитанные по формуле (8), откуда видно, что экспериментальные значения парциаль:-:1.: ■. выходов хорошо согласуются с кривыми. Значения параметров и хл изотопов олова следующие: и„ 124=-1,73, и„ И2-2,5,и,

э п оп 1 ] ол

Рис. 14. Зарядово-дисперсионые кривые, рассчитан; г формуле (8).

Таким образом в итоге исследований реакций расщепленпл ко действием фотонов и протонов с разделенными изотс гами ' области легких, средних и средне-тяжелых ядер, прослеживае"сй яенэя зависимость выходов и сечений реакций от иззспинс-. остаточных ядер (-ь>, ядер-мишений (Т) и покидающих ядро частиц (Т-О, что, вероятно, связано с сохранением изоспинового числа в ядерных реакциях, т.е. с изобарической инвариантностью

ядерных сил. По всей видимости симметрия изобарической инвариантности не нарушается (или мало нарушается) даже для средне-тяжелых ядер. Несмотря на большую величину кулоновского поля ( 20 М'эв), эти силы довольно слабо нарушают симметрию. Применительность квантового числа Т в случае тяжелых ядер можно объяснить исходя из того, что кулоновское поле слабо изменяется в пределах ядра, поэтому волновые функции отдельных протонов изменяются лишь незначительно, а основной вклад кулоновского поля состоит в том, что к энергии ядра добавляется член, зависящий от числа протонов (т.е. от т3„), не изменяющий квантовое число Т [67].

Оптический потенциал в импульсном приближении (когда энергия падающих частиц велика по сравнению с энергией ферми нуклонов ядра-мишени) имеет вид:

>

У=Уо+1«о+(У1+1Н1)1 Т/А (9)

где 1 и т - изоспины налетающего нуклона и ядра-мишени [67].

Реакции перезарядки (р,п) на ядрах с избытком нейтронов дают возможность непосредственно исследовать обменный член в оптическом потенциале и результаты таких исследований подтверждают присутствие члена в действительной части потенциала [80,81], обеспечивающего инвариантность относительно вращения в изопространстве.

Мнимая часть потенциала обусловлена неупругим взаимодействием. Зависимость сечений или выходов реакций расщепления на разделенных изотопах с избытком или недостатком нейтронов от изоспинов взаимодействующих частиц тоже утверхдает присутствие члена в. мнимой части потенциала (в формуле (9)), обеспечивающего инвариантность относительно вращения в изопространстве.

2.4. Кассовое распределение изобарического выхода

Согласно каскадно- испарительной модели схохесть зарядового распределения продуктов реакций, инициированных разными частицами, указывает на определенную роль

испарительной стадии в образовании выходов различных изотопов. Массовый лв вых< а остаточных ядер обычно связывают с первой стадией взаимодействия. Если это так, то изучение массового выхода может дать информацию о механизме первичного взаимодействия.

Изучение массового выхода для ядерных реакций под действием протонов и многозарядных частиц показало, что зависимость полных сечений выходов изобар от отношения х=а/а для различных ядер-мишеней одинаковая (т.е. не зависит от а .) [79]. Это явление авторами названо "скейлингом" распределения массового выхода. Такая же зависимость полных изобарических массовых выходов от X построена нами для фотоядерных реакций с е., „ =4,5 ГэВ для ядер с а.=58 по а.=124 (рис.15), где оа<х)-

I) Щ ¿1X Т. ь ч

сумма значений выходов изобарических ядер. Для получения

0,1 0,3 0,5 0.7 09 х

Рис.15 Зависимость полных изобарических массовых фотовыхоло.. от у.-к/к .

суммировались все экспериментальные данные, относящиес.: к выходам остаточных ядер с одинаковыми массовыми числами, отсутствующие экспериментальные данные дополнялись оценками, полученными по формулам (7)-(8). Из рисунка видно, что зависимость полных изобарических выходов от X имеет более крутой рост по сравнению с реакциями под действием протонов -многозарядных частиц [82]. Если для протон-ядерных реакци :

зависимость имеет вид оА(50=о,9х~2'5+о,9ехр(3,7>0, то в случае фотоядерных реакций, в области х.>0,5 зависимость описывается функцией 0^(х>=аехр(ьх), где а=2,5-ю_4± 0,68-10~5, ь=10,84. ±0,032. Согласно работе [8з] наклон кривых массового распределения характеризует энергию возбуждения, переданную гюслекаскадному ядру налетающей частицей. Изменение наклона кривой с ростом энергии падающих частиц подробно исследовался в работах [82-85]. Монотонный спад кривой выхода с уменьшением массы ядра-продукта в области а/а^.>о,5 отражает тот факт, что вероятность передачи послекаскадному ядру энергий возбуждения уменьшается с увеличением Е* [86 3 аор£/с!Е* ехр(-з,7Е*/еаь, а в случае фотоядерных реакций крутой спад, свидетельствующий о малой вероятности образования продуктов, далеко отстоящих от исходного ядра, указывает на низкие энергии возбуждения, переданные в первичном взаимодействии. Как видно из рисунка 1ь, на нем появляется минимум при х<0,5 и этим разделяются две области: обалсть, где х > 0,5, соответствует образованию ядер-продуктов - путем расщепления, и область х<0>5, где, несмотря на малочисленные данные, наблюдается рост изобарического массового выхода фотоядерных реакций и где по всей вероятности, начинает давать вклад и другой механизм, называемый ¡фрагментацией. Способ построения

зависимости оА(х)от х ослабляет влияние изоспинового эффекта, что приводит к скейлинговой зависимости фотоядерных реакций.

Таким образом, результаты проведенного исследования массового выхода продуктов расщепления ядер фотонами тормозного излучения с Е^-тах-=4,5 ГэВ показали, что массовое распределение продуктов фоторасщепления для различных мишеней можно представить универсальной кривой (о^(х)=аехр(Ьх>, где а=2,5-ю"4± 0,68-10~5, ь=10,84 ±0,032.) по аналогии с данными адрон-ядерных реакций, и что в процессе взаимодействия фотонов с ядрами, вероятность образования высоковозбужденных состояний относительно ниже, чем в реакциях, инициированных адронами промежуточных энергий.

ГЛАВА 3 ОБРАЗОВАНИЕ ЛЕГКИХ ЯДЕР-ПРОДУКТОВ

Как было отмечено в разделе 2.4 в области А/Аь< 0,5 наблюдается рост изобарического массого фотовыхода, что, по всей вероятности, указывает на роль механизма фрагментации.

Процесс образования легких ядер (т.е. когда разность массовых чисел мишеней и продуктов составляет не более 40% от А ) при взаимодействии частиц высоких энергий с ядрами исследуется давно. Однако, несмотря на обилие экспериментального материала, представленного в основном данными адрон-ядерных реакций, единого подхода в описании этого процессе пока не существует. Причина этого заключается прежде всего в сложности самого явления. Кроме того, по-видимому, вообще не существует какого-то одного механизма, порождающего это весьма многогранное явление: в частности, остается неясным, можно ли понять все детали реакций с образованием фрагментов с точки зрения наших обычных представлений о механизме ядерных реакций при высоких энергиях. В понимании природы образования легких ядер немаловажная роль отводится исследованию фотофрагментации. Сравнение данных по фотофрагментации с данными по фрагментации ядер в адронных процессах и характеристиками реакций другого типа позволяет изучить как общие закономерности фрагментации, так и влияние электромагнитного характера первичного акта взаимодействия. Несмотря на то, что метод наведенной активности не позволяет однозначно выявить их механизм, некоторые наблюдаемые при этом закономерности помогают сделать определенные выводы.

Фотообразованию легких ядер 7Ве, 1гс и посвящено

несколько работ [19,23,24,31,39,40], которые выполнены тормозными фотонами с различными значениями максимальных энергий от порога реакции до 1 ГэВ. В настоящей работе при Е^.пах=2-4,5 ГэВ были исследованы образования ядер 7Ве, пс,

13и из мишеней от А1 до ся [571, при Е^ =4,5 ГэВ из

разделенных изотопов 25мг и 26Мё [58,90], а также 7ве и 24Ыа из разделенных изотопов никеля, меди и олова [58,90].

Все полученные абсолютные значения выходов приведены в таблицах 12, 13. Экспериментальные значения выходов усреднялись по нескольким измерениям. Ошибки значений имеют статистический характер. При определении выходов учитывался вклад от примесей других изотопов. В таблицах приведены также отношения экспериментальных значений выходов к расчетным по срмо формуле Рудстама. Как видно из этих таблиц, экспериментальные значения для большинства приведенных данных на 1-3 порядка превышают расчетные, что также указывает на другие, отличные от расщепления, механизмы образования

1 Я

вышеуказанных ядер.В наших измерениях выход ядер ы (см. табл.) оказывается примерно в 5 раз меньше, чем других ядер с меньшими массовыми числами, например пс. Это очевидно связано с тем, что изотоп 13и из возбужденных состояний испускает а-частицы и протоны.

Рассмотрение экспериментальных данных по адрон-ядерным реакциям показыает, что при энергиях 1-2 ГэВ первичного пучка вероятность образования фрагментов сильно увеличивается, и при дальнейшем повышении она остается почти постоянной [1].

В широком энергетическом интервале из ядер А1, и б нами были рассчитаны средние значения сечений для 1/Е. приближения тормозного спектра. Полученные результаты для г (для А1 и 31 - они аналогичные) приведены на рис.1ба. Из этого рисунка видно, что если сечение образования ПС в энергетическом интервале 0,3-1 ГэВ больше, чем в интервале 1-4,5 ГэВ, то в случае 7Ве сечение его образования увеличивается при изменении энергии фотонов от 1 до 2 ГэВ. Для других мишеней, исследуемых в настоящей работе, данные относительно фотовыходов 7Ве из всех мишеней, начиная с А1 до 1183п", примерно на 3 порядка выше оценок получаемых при помощи сбмо формулы (5). Это приводит к заключению, что 7Ве, в основном, образуется за счет процесса фрагментации.

Используя имеющиеся литературные данные относитиельно Си и вп [23,24,42,94], мы построили зависимости значений выходов и средних сечений образования24Ыа от максимальной энергии

ПА

тормозного спектра (рис.1б^). На рисунке в интервале энергии 1-2 ГэВ наблюдается рост значений выходов. Рост особенно сильный в случае мишени из Sn. А средние значения сечения реакций, рассчитанные в 1/Е приближении тормозного спектра, имеют максимум. Следовательно, можно принять, что в процессе образования ядра 24Na как из средних (Ni, Си), так и среднетяжелых (Sn) ядер-мишеней механизм фрагментации играет значительную роль.

Рис.16 Зависимость значений выходов и сечений реакций а)у+з-11с+ • • • и )Г+я-7Ве+--- от максимальной энергии тормозного спектра. Точки: Д и * ■ экспериментальные значения выходов из работы [40], Л и °-из работы [57] кривые приведены по экспериментальным точкам. Сплошная кривая - среднее значение сечения для 7Ве, штриховая - среднее значение сечения для 11с (заштрихованные области обусловлены статистическими ошибками) б)цчнатСи^24.Ча+-• • • -[94], [45], □-[Г.:4]. для реакций Г+Зп->24На+ • • • V-[24], х-[91]. Сплошные и штрихованные линии - средние значения сечений для соответствующих реакций.

Итак, на основании наших данных пр.'. Е^тах~4,5 ГэВ и результатов работы [95] при Е^тдх=2 .ГэВ можно придти к выводу, что при увеличении энергии налетающих фотонов выше 1 ГэВ наряду с механизмом фоторасщепления начинают играть заметную роль и другие механизмы. Вероятно, некоторый вклад дзет

« too to

Z

310

wo

о

процесс деления, так как по экспериментальным результатам с уменьшением значений параметра г2 /А примерно от 24 до 12 фотоделимость ядер увеличивается [96,97].К аналогичному выводу приходят Ильинов и др. [98] в своих теоретических расчетах, выполненных в рамках каскадно-испарительной модели для протон-ядерных реакций в капельной модели деления с учетом оболочечных эффектов. Некоторые авторы (см., например, [99]) утверждают, что в среднетяжелых и легких ядрах с г2 /А <20 процессы деления переходят в процессы фрагментации с образованием одного тяжелого осколка. Однако эти процессы отличить друг от друга невозможно без непосредственной регистрации осколков и измерений их энергетической и угловой зависимостей. На рис.17 показана зависимость значений выходов

7 7Л -

ядер Ве и Иа от массовых чисел ядер-мишенеи А,.. Видно, что они с увеличением А,, в среднем медленно уменьлаются , однако наблюдается большой разброс величин несмотря на близость массовых чисел мишеней-. На этом же рисунке приведена также зависимость сечени^ образования 7Ве под действием протонов с энергией 1 ГэВ [юо] от массового числа ядер-мишеней. Можно заметить, что характер зависимости значений выходов 7Ве от Аь, полученных при помощи фотоядерных и протон-ядерных взаимодействий качественно совпадает. Разброс значений выходов или сечений отражает их зависимость от нуклонного состава ядра-мишени. В качестве величины, характеризующей нуклонный состав ядер, бралось отношение (Nj.-Zj.VAj.. На рис. 18 показана зависимость значений выходов 7Ве и 24Иа от этой величины. Как видно из этого рисунка, изсзтоп 24Ыа (с избытком нейтронов) имеет большое значение выходов•из ядер-мишеней с большими числами нейтронов, по сравнению с другими изотопами того же элемента, как например из 62Л1, 64Я1 и 1243п, и маленькое значение для мишени 58Ых. Такой же разброс значений наблюдается и для 7Ве.

7 ос ое

Большие значения выходов Ве из не и Не говорит о том, что в этих реакциях процесс расщепления более существенный, т.е. ядро 7Ве образуется как ядро-остаток. Приведенная на рис. 18 аппроксимация в обоих случаях означает; что сечение выходов 7в©' и 24на имеют примерно

экспоненциальную зависимость от параметра (ы -г >/а .

24

Экспериментальные точки для 7Ве и Иа аппроксимируются соответственно кривыми

0 =(0,306±0,0195)ехр((-6,69±0,72)(Н-2,)/А) д ь ь ь

О =< 0,062 ±0,0075 )ехр'( (-2,68±0,6)(Н^-2^)/А^.

Рис.17. Зависимость значений выходов (о ) и сечений (о ) от А(. -мишени: Д,о - [57], V - [45], х - [90], ■,□- [юо], [8], V,[91], кривые проведены от руки.

Рис.18. Зависимость значений выходов от нуклонного состава мишени.

Для протон-ядерных реакций в качестве механизма образования легких ядер иногда рассматривается также и деление (развал) ядра-мишени на два осколка. В таком процессе должна наблюдатся зависимость вероятности образования этих ядер от величины энергии отделения и эффективной высоты кулоновского барьера. На рис. 19 приведены зависимсоти выходов 7Ве от (Qgg+Bf) и от (QLD+Bf). q -энергия связи этого фрагмента в ядре-мишени, которая определяется как

Qgg=M(At-Af,Zt-Zf)-M(At,Zt)+M(Af,Zf) (10)

M(A,z) - массы ядер, которые взяты из работы С102]. qld~ энергия отделения фрагмента, вычисленная, по жидкокапельной модели. Эта энергия оценивалась по формуле взятой из работы [Юз].

QLD = EisA+£ivT32A_1-0,71zV1/3 (11)

где £1S=15,68(1-1,184A~1/3)

£1V=-112,4(1-1,184А"1/3)

Bf - эффективный кулоновский барьер мекду зарегистрированным ядром-фрагментом (Af,zf) и остаточным ядром (At-Af,At-zf), если считать, что ядро-мишень делится на два осколка.

Из рисунка 19 видно, что нет зависимости выходов ядра 7Ве от ■>• 3 то хе время эти выходы зависят от <«J£1+Cf>

зкст^ьгкхлально для ядер »/кгекей с 23 С А» < 55 [104]' (см. г.:.:f). ^кял:: c.v_\:'ъ:.зи.:;/м>:ть дыхо.:ог о? энергии

Ч 0.1

1

i : I ' |

1 ! I

5 31 33 35 28 30 ¿1

°og+Bi QLDTBf

Ряс.19. Зависимость значений выходов от энергии отделения 11 QLD •

ö=aexp((QLD+Bf)/Т) ' (12)

где параметр Т обычно называют температурой. Используя все имеющиеся в нашем распоряжении данные, методом подгонки мы получили значения а=1,26 и Т~20 МэВ. Следует отметить, что такое значение параметра Т не имеет физического смысла, откуда следует, что отношение (12) из себя представляет лишь удобное представление выходов, а не физически обоснованную формулу. Плавную зависимость выходов от (ql[)+bf), вероятно, можно объяснить весьма высокими энергиями возбуждения ядер, при распаде которых образуются фрагменты.

ГЛАВА 4 НССХЕДОВЛШ'.З ИЗОМЕРНЫХ ОТНОПЕНИЯ ВЫХОДОВ В *0Т0ЯД2РНЫХ РЕАКЦИЯХ

4.1. Изомерные отношения вчзодоз реакций (г,-руп) при Е^ =4,5 ГэВ

у рпах

Исследования изомерных отношений сечений, или выходов, а также высокоспиновых состояний остаточных ядер, полученных з адрон-ядерных или в фотоядерных реакциях, дают значительную информацию о механизме реакций, о природе процессов, протекающих через высоковозбу:::денные состояния, о механизме девозбу:::денля остаточных ядер, влияние спинового и энергетического распределений уровней на выходы различных изомеров. Особый интерес представляют процессы с образование:.! изомерных отношений при облучении разных изотопов одного элемента. Передача углового момента налетапчей частицей ядру-мишени является наиболее слабо изученной характеристикой глубокого расщепления. Как показывают расчеты внутриядерного каскада, угловой момент возбужденных остаточных ядер может достигать нескольких десятков h [1] . Крайняя бедность экспериментальной информации о -величине углового момента послекаскадных ядер объясняется невозможностью непосредственного экспериментального измерения углового

момента, т.е. традиционные методы его измерения, основанные на измерении характеристик угловых распределений частиц, испускаемых при распаде возбужденных ядер здесь не применимы из-за перекрытия спектров испарительных и каскадных частиц. Более точно относительные вероятности возбуждения состояний с различными спинами могут быть измерены для тех ядер, которые могут образоваться в изомерных состояниях со временем жизни, позволяющим проводить регистрацию излучений, сопровождающих их распад, после конца облучения. Измерение вероятностей образования всего двух состояний не позволяет непосредственно определить спиновые характеристики возбужденного ядра, однако, тот факт, что спин одного из изомеров имеет, как правило, повышенное значение, приводит к сильной зависимости отношений выходов образования изомеров от среднего значения углового момента ядра »переходящего путем эмиссии частиц в наблюдаемое конечное ядро.

В дальнейшем оба долгоживущих состояния - основное и возбужденное - мы будем называть изомерными состояниями, а отношение сечения ■ образования изомера с большим спином к сечению образования изомера с меньшим спином - изомерным отношением (в).

В настоящей работе нами изучены изомерные отношения

44 "57

остаточных ядер Бс и Мп из разделенных изотопов никеля и меди [59-61]. Значения выходов изомерных пар этих остаточных ядер приведены в таблицах 4 и 5. На рисунке 20 приведены зависимости изомерных отношений выходов и сечений от числа вылетевших нуклонов в реакциях типа (^,хруп) и (р,хруп> [105]. Нетрудно видеть непрерывный рост этих отношений с увеличением разности масс-мишеней и исследуемых остаточных ядер. Скорость роста этого отношения для. 52Мп гораздо более высока, чем в 44Эс, что вероятно, связано со структурой этих ядер. Из рис. 20 видно, что рост отношений выходов и сечений изомерных состояний от числа вылетевших нуклонов одинаков как в фото-, так и в протон-ядерных реакциях расщепления. Это свидетельствует о том, что продукты расщепления образуются в основном в испарительной стадии и их конечные состояния не зависят от первичной частицы.

На рисунке 21 приведены данные относительно изомерных

1ПЯ 1 1П я 7

отношении выходов остаточных ядер 1п, 1п, иь, то и у из всех изотопов олова в зависимости от числа вылетевших нУклонов -Да Поскольку из многих работ подобного рода

[107-109] следует независимость изомерных отношений выходов от начальной энергии фотонов, то на рис. 21 поставлены экспериментальные данные из работы Валтерса и Хумела [109]

о п

относительно у, которые были получены при максимальной

энергии фотонов 280 МэВ и данные относительно

94

Тс [33] при

ЕПпах_1'г

ГэВ. Из рисунка следует, что значение Е?=а<1в/а<1п) растет для ядер 108,1101п, 87у и 94тс с увеличением числа нуклонов - Да и затем остается постоянным в пределах экспериментальных ошибок, а для "иь - остается постоянным при Дая43 (отсутствуют экспериментальные значения отношения при меньших ДА). Различие в поведении зависимости изомерных

отношении выходов от числа ядер 108'110ш, "нь, 94

вылетевших нуклонов 87,7 „„ „„„„ 52.

случае

м 44с

И Ьс

Тс и у от ядер Мп (рис.20), по-видимому, можно объяснить разными механизмами их образования.

Рис.20. Зависимость изомерных отношений выходов и сечений для остаточных ядер 52Мп (а) и 443с (б) от числа вылетевших нуклонов в реакциях типа ог,хруп).-$и (р.хруп).-^

Нами получены также [62,65,1ю] значения выходов 13-ти изомерных пар и нескольких высокоспиновых состояний остаточных ядер из мишеней, которые даны в таблице 6. На рисунках 22-24

ф ф ?

I I I I и I ......I I I I I I I I I' .

Ю 15 20 25

число вылетевших нуклонов

. I I ! I I П М | I I I I I I I I I | I I I I I I I П | I И I I I I I I

1. „'« "9п Я5 4

Рис.21. Зависимость изомерных отношений выходов от числа

вылетевших нуклонов. Точки:

х-99КЬ, 0-94Тс, А-87У.

110.

1п,

108

1п,

представлены независимые значения выходов высокоспиновых и низкоспиновых состояний некоторых остаточных ядер в

зависимости от числа вылетевших нейтронов

низкоспиновых состоянии изотопов

110

Выходы

увеличением Хп (в случае изотопов 1103п и 1п спад быстрый и в 99 1ПП

случае ' кь-медленный (см. рис.22);. Совершенно другой характер имеет зависимость выходов высокоспиновых состяоний: значения их выходов сначала растут, затем, достигнув максимума, уменьшаются с увеличением хп (рис. 2з). Из этого рисунка видно, что с увеличением числа вылетевших протонов значение Хп , при увеличивается и картина становится менее выраженной Рост выходов высокоспиновых состояний вначале с увеличением Хп , по-видимому, ' связан с увеличением числа испущенных каскадных частиц, которые при вылете из ядра сообщают ему большой угловой момент [74]. По мере увеличения числа вылетевших нуклонов начинает расти доля испарительных частиц, которые наряду с испусщенными у-квантами при девозбуждении конечного ядра приводят к уширению послекаскадного спинового распределения [111], что, .. в свою очередь, приводит к уменьшению вероятности образования высокоспиновых состояний, следовательно, к сглаживанию спиновой зависимости выходов реакций. Это видно из рис.24, где приведена зависимость о- от Хп для высокоспиновых и низкоспиновых состояний изотопов

Бп и Хп быстро спадают с

котором наблюдается максимум становится менее

I

родия, полученных в реакциях 5п(/,5рхп)!?ь. Здесь особой разницы в характере зависимостей между выходами высокосиновых и низкоспиновых состояний не наблюдается.

Следует отметить, что несмотря на хорошее согласие в общи х чертах каскадно-испарительной модели с фотоядерными реакциями в области высоких энергий в рамках этой модели нет количественных оценок зависимости изомерных отношений от числа вылетевших нуклонов, хотя качественно рост й для продуктов Мп и Бс, образовавшихся в процессах (у,хруп) и (р, хруп), можно объяснить в рамках этой модели. Это относится также и к росту изомерных отношений 108'1101п и87у, 94Тс с ростом Д А. Однако для объяснения выхода на плато отношения и (см. рис.21) необходимо привлечь и другие механизмы, тем более, что из расчетов работы [74] по каскадно-испарительной модели при Е^тах=1,3 ГэВ для мишеней с массовым числом А<115 следует, что среднее число потерянных нейтронов лишь в 2 раза больше среднего числа потерянных протонов. Для нейтроноизбыточных ядер-мишеней это число, безусловно, увеличивается. Однако ясно, что в реакциях типа Зп(у,рхп), где х меняется от 1 до

ПО

15, и Зп(1Г,5рхп) иь, где х принимает значения от 8 до 20, большое число потерянных нейтронов по сравнению с протонами

Рис.22 Зависимость продуктов нейтронов. точки:

выходов

расщепления 110

1081п, Д-991Ш(1Л

■),Тт100нн(1 ). Кривые проведены через экспериментальные точки.

низкоспиновых от

I п (2+), .-И03п(0+), х

состоянии

числа вылетевших . 110,

нельзя объяснить только каскадно-испарительным механизмом

реакции.

* 2

О [mu

Рис.23

Зависимость выходов высокоспиновых состояний продуктов расщепления от числа вылетевших

нейтронов. ТОЧКИ: °-1101п(7+), .-106пАй(6+), 1081п, Д-99КН(9/2+), V- 9бТс(7+,4+), □-114аш(Е Кривые проведены через экспериментальные точки.

Рис.24 Зависимость выходов некоторых остаточных ядер от числа вылетевших нейтронов. Точки: А-

101ЕШ(9/2+),_х10° ць(1 ), . -

99Rh(l/2~),,,?9Rh(9/2+).

Для остаточных ядер Мп и So- в реакциях (Г,хруп) и (р,хруп>отноиение потерянных нейтронов к протонам в основном не сильно меняется, т.к. изменяются и заряд и массовое число мишеней. В процессе образования ядер-остатков

1пя 11п р4 r7 qp

'in, Те, y и Rh, по-видимому, играют роль испарение поверхностных нейтронов (присутствие нейтронного гало в нейтроноизбыточных ядрах), а такхе поглощение % -мезонов, родившихся в первичном акте взаимодействия фотона с внутриядерным нуклоном, поверхностными квазидейтронами с последующим испусканием нейтронов x~+d-*n+n. В работе [Из] были измерены спектры % -мезонов в реакции

Г+12с-х+х

вызванные тормозными ^-квантами с н

fnax

= 4,5 ГэВ и дана

А-зависимость сечений их образования. Из результатов работы

1111 и

[Из] следует, что при столкновении тормозных f-квантов с 1 ?

ядром С с большой вероятностью образуются х-мезоны, энергетический спектр которых носит экспоненциальный характер с преобладанием малоэнергитических пионов в области ниже 300 МэВ. Известно, что сечения поглощения х -мезонов свободными дейтронами представляют собой широкую резонансную кривую с максимумом энергии 150 МэВ [114]. Отсюда можно заключить, что в нашем случае образовавшиеся % -мезоны с некоторой вероятностью в энерегтическом интервале 100-200 МэВ поглотятся квазидейтронами в поверхностном слое ядра, в результате -которого испускаются нейтроны.

Реакции 112Sn(r,Pn)110in, U8Sn(r,P)117in 89y<r,2n)87y-простые и с большой вероятностью идут при низких энергиях фотонов (в области гигантского резонанса). При вылете нуклонов в этих процессах ядру не передается большой угловой момент. Действительно, изомерные отношения выходов этих ядер-остатков - маленькие в .отмеченных реакциях (рис.21,табл.6). Таким образом с увеличением числа испущенных нуклонов, идет каскадно-испарительный процесс ■ - увеличиваются изомерные отношения выходов и выходят на плато.

В работе [115] исследованы изомерные пары 110in и 99Rn , полученные облучением четных изотопов олова протонами с энергией 3,65 и 8,1 ГэВ и ядрами 12С при энергии 3,65 ГэВ/нуклон. Для обоих остаточных ядер изомерные отноиения сечений растут с увеличением числа вылетевших нуклонов независимо от типа падающих частиц. В работе В.С.Бутцева и др. [Ив] обсуждаются экспериментальные данные по изомерным отношениям сечений остаточных ядер 110in и 108in, полученные при захвате малоэнергетичных зс-мезонов четными изотопами олова. Здесь была замечена другая зависимость отноиения R от числа вылетевших нейтронов: при увеличении xn, r - растет, достигая максимума, затем уменьшается.

Разные зависимости изомерных отношений выходов и сечений от числа 1ылвтевяих нуклонов *в процессах фотоядерных, протон-ядерных и с поглощением малоэнергетичных пионов, по-видимому, связаны с разными механизма»** реакцийвозможно, свою корректуру вносит и непрерывный спектр тормозных фотонов.

45

I

4.2. Экспериментальные данные по выходам и изомерным отношениям и

Интерес к исследованию отношения вероятности образования изомерных пар в широком диапазоне энергий обусловлен тем, что оно сильно зависит от углового момента составного ядра и связан с предравновесными и прямыми процессами.

Экспериментальные работы в области Е < 50 МзВ малочислены

[117], причем экспериментальные данные не описываются традиционными моделями. Отношения вероятности образования изомерных пар для всех процессов, без исключения, имеют максимум, что связывают с наличием предравновесного процесса

[118] . Однако в рамках такого механизма после прохождения максимума должно начаться возрастание относительного ьыхода еысокоспинозого изомера. Во всех имеющихся данных в этой области энергий наблюдается снижение выхода с последующим выходом на плато.. Поэтому представляет большой интерес проследить зависимость отношений выходов изомерных пар от энергий при малых энергиях и при минимальном числе вылетевших частиц, что резко упрощает анализ полученных данных.

На инжекторе Ереванского электронного ускорителя при энергиях тормозных фотонов 20, 30, 40, 50, 60, 70 МэВ, а также при 4,5 ГэВ нами [119] были измерены выходы простых реакций (У.Ю на ядрах 8,с'въ и 1':,0Те. Измерены также изомерные отношения выходов о <,1„)/о а„). Полученные экспериментальные

<3 с Ч п

данные приведены в таблицах 14 и 15.

Следует отметить, что если значение изомерного отношения

194 84

для Те определяется Епервые, то эти значения для йь известны из литературы [Ц7] и довольно хорошо согласуются с полученными нами результатами.

В ходе работы, используя данные мониторных реакций при энергиях от 30 до 70 МэВ (см. табл.2) С1 г>о 1 нами были получены также выходы реакций &5вь-»84т'йШэ и 130те-129ш,8'те, а также 130те-129зь . Полученные значения выходов для (г,п) и (Г-р) реакций довольно хорошо' согласуются со значениями

тех же

областей масс

,,_стНЫХ из литературы для ВЫХОДОВ двести* ^ значения

ядер-мишеней (сМ. табл. 14.15). по.:тИ

Нетрудно оамети1 ах ошибок ост

выходовст.п, реакции в ^ цИей н а уменьшение, а

п—Г« увеличиваются с увеличением энергии.

Реа" ие резусов и— —

4-3- °ТпГо JcU—й «одели

rerJ рассчитаны длй нескольких n^^f Га^—Й

изомерные отношения вы одо ^ применима к реаки

образованием составного ядра^ «носите^ма^^ ^

типа (Т.«> и резонанса и д0 чн0 хорошая,

(область гигаНТСуК1зма составного ядра ^аТ°татисТИЧеской

обоснованность меха ений ß ЙСполь^ваии« «а ^ и в

Расчеты изомерны £ ВаНДенбошем и что

иоде« детально исслед ^ х учит ние11

работах 'го момента обусловлено ^ даух

распределение *глового испусКанием одн е

^И0ГО основного

нуклонов И сии образования vuw

каскадных Фотонов Д поглощение

состояний -я«-"^^. мы предполагали^ ^ №НТ

Как и в работе При эмиссии« йДРа

фотона ядром мишени ДИ ^ деБ0з6у«ени^

изменяется иа -5 ; ' ксТОрНе уносят 1-JJ< nJ10TH0C.Tv

испускаются газа спиновая зав,си

Согласно моде™ следующий вид:

ядерных уровней (13,

Р(П ом угловом моменте

где рсо, плотность Vj-^.'T — ^

содержит сп^40 " раС"2РеА!1еНт - момечт инер,

спина" можно

подсчитать из ур*

ядра, t - термодинамическая температура, которая связана с энергией возбуждения е* таким образом

E*=at2-t; (15)

параметр плотности уровней а=А/8 МэВ-1. Далее по формуле (13) нами рассчитано спиновое распределение для нескольких значений парметра обрезания спина ( а =3,4,5,6) и числа у-квантов - N^, испущенных при девозбуждении ядра. Исходя из экспериментальных значений RgKC=oq(iB)/oq(iH), о и N^. выбирались так, чтобы рассчитанные значения RpaC4 были близки к экспериментальным значениям. Расчеты были сделаны для пяти реакций типа (у,ю и (У,2Н).

Полученные результаты относительно 85Rb(yN)84Rb приведены в таблице 16 для случаев о =3 и 5. Как видно из таблицы, при ö =5 и N^=3, это значение близко к экспериментальному значению (см. табл.14).

Для остальных реакций спиновые распределения в виде таблиц не приведены, однако результаты расчетов по изомерным отношениям даны в таблице 17. Там же приведены отношения а к параметру от (от - расчитан по формуле (14), где j - момент инерции ядра, когда оно рассматривается как твердое тело).

J-2/5 MAR2, R=rQA1/3 (16)

М - масса нуклона, А - массовое число, го=1.2х1013см. При определении термодинамической температуры по формуле (15), величина энергии возбуждения нами бралась 10 МэВ и 25 МэВ [106] для (У,ю и <у,2н) реакций, соответственно, при этом значения термодинамической температуры получаются порядка (0,8-1) МэВ для <у,ю и 1,35 МэВ для (у,2Ю реакций. Из таблицы (17) видно, что для всех ядер остатков а/ат< 1, т.е. значение параметра обрезания спина не намного отличается от твердотельного значения. Полученные нами результаты аналогичны результатам [1093 для (Т,н> и (у,2н) реакций с образованием изомерных пар 44Sc и 87y. Уменьшенное значение а по отноиению к öT можно качественно объяснить парным взаимодействием

нуклонов в ядре (модель сверхтекучести), в результате чего нуклоны спариваются с нулевым угловым моментом и выбиваются из игры.

ГЛАВА 5

ИССЛЕДОВАНИЕ ПРОСТЫХ РЕАКЦИЯ

Настоящая глава посвящена исследованию простых фотоядерных реакций с образованием нуклонов и % -мезонов на разделенных изотопах магния, никеля, меди и олова [124-126]. Эти реакции протекают в основном в диапазоне энергии гигантского и % -мезонного резонансов, а в области выше нескольких сотен МэВ их выходы почти постоянны, но несмотря на это, даже в случае тормозного спектра с максимальной энергией 4,5 ГэВ можно получить некоторую информацию о механизме и особенностях реакций, связанных со структурой ядер-мишеней. В литературе имеется достаточно много работ, посвященных фотоядерным реакциям в области энергии от 0,2 до 1 ГэВ на мишенях с натуральным изотопным составом [127-131], в то время как почти отсутствуют данные по этим процессам на отдельных или монообогащенных изотопах. Вместе с тем имеются работы, касающиеся области гигантского резонанса с использованием в качестве мшеней изотопов никеля [1зг,13з] и почти всех стабильных изотопов олова [134-136].

Настоящие исследования проводились с целью: а) установления зависимости значений выходов реакций типа (Т.Ю.СТ.2Н) и (Т,5С) от избыточного числа нейтронов в легких, средних и среднетяжелых дарах-мишенях:- <5) рнявлония' характера вылетевших нуклонов, сопровождающих % -мезон в. реакциях ((Г.ХхИ): в) определения характера изоспиновой зависимости выходов этих реакций.

5.1. Простые реакции типа (г»и) и (г,2н)

Эксперимент выполнен при максимальной энергии тормозного

\

-жйэянгоц эххв.1,

-эиояе ен вохэтагоигдвн 0£к ол) ксиэвзиыигэал ииилс

спектра Е^ =4,5 ГэВ. Измеренные значения выходов простых

ушах

реакций типа (у,«) и (у,2Ю приведены в таблице 1«, -.;рц определении - значений выходов учитывался изотопный с-сстан мишеней.

Ошибки, приведенные в таблице, имеют статистический характер. Фон от внепучковых частиц, в осноеном нейтральных п и ( (гчш включены очищающие магниты), оценивался по выходам изотопа 24Иа и 18Р, которые образовались в алюминиевом держател мишеней и по выходу ПС из 12г в результате реакции ((, и специально приготовленной пластинке углерода с отверг № размер которого совпадал с размером ьсследуемых мишеней. < составил 6% от пучковых у-квантов, т.е. находится в предал, статистических ошибок значений выходов исследуемых реакци Сравнения полученных результатов по (¡¡V) и (г,2н) реакциям аналогичными данными на других ядрах П27-131] показывают, •■ при увеличении массового числа мишеней А+ , значения выхо. (У,п> реакций быстро растут, тогда как для 'у.р^ реакций медленно уменьшаются. Исключение из этого правила состлел реаКЦИИ ^Иу.п)57^ И П25т"у,п 1т£.п , это, по-видимс связано с тем,что 58ш и 1125п нейтронодефицитные по птнош-кдругим стабильным изотопам никеля и олова. По той же при выход реакции 58т-57Со(у ,р> примерно в три раза бо значений выходов <у,р> реакций на соседних по мг ядер-мишеней (см. табл.18).

Рассмотрим результаты исследований (¿-,N1 реакцш области гигантского резонанса, так как из рас.ч выполненных в настоящей работе для 58(Н, следует, что к ожидалось, основной вклад ( 80% суммарных значений выхо; процессы (у,п> и <у,р) дают фотоны, энергии которых м области гигантского резонанса [124]. Правила отбо' изоспину для электромагнитных переходов приводят к том отношения интегральных сечений (у,хр) и <у,хп-.-реакций с пропорциональны величине изоспина ядра-мишени:

0(У, хр)/0(У,хп ) = (Т~ *-3/2А + *<

......интегральное сечение г

нейтронных реакций увеличивается (то что наблюдается на эксперименте. см. Табл.18). Данные работ [122,133] также подтверждают вышесказанное: отношение интегральных сечений <у»р) и (f.n) реакций на 58Ni равно двум, тогда как на 60Ni- 0,5. Расчеты [137], выполненные в рамках частично-дырочной модели с использованием формализма изоспина, показали, что фотопротонная компонента ШТГ.р)+о(1Г,пр'> для 58nï составляет 75% от пол-ног. сучения фоторасщепления (a<y,p)+ö(ir,np)+<:(v,n)+o<ir>2N)). Экспериментальные значения соответствующей величины, по данным pat: г [132-138] равны 65%, а согласно настоящей работе -(75,5»-2,8)%.

Теперь проверим правило отбора по изоспину для электромагнитных переходов в области масс-мишеней изотопов олова: отношения выходов реакций a(f,xp) и a<f,xn) для мишеней 112Sn и 119Sn при х=1 и 2, соответственно, рассчитанные по формуле (17), и соответствующие экспериментальные оценки качественно согласуются между собой:

[Ö(lf>p)/Ö(lf,n) ]ЭКС=0, 081±0 , 011 ; [ö( f, р )/0<У, п ) ] раСЧ =0,096 [ö(V,2pVö(r.2n)]3KC=0,067±0,01; [0(f,2р)/0(Y,2п)]рэсч =0,041

В таблице 18 приведены также данные по реакциям (у.гт. В тех случаях, когда возможно было измерить выходы реакций с образованием изомерных и основных состояний остаточных ядер, видно, что значения выходов реакции (г.рп) и (т,2п) почти на порядок превышают значения выходов реакций (Г,2р). в основном такая же тенденция наблюдается для подобных реакций и на других ядрах [139-141,43-45,95]. Преобладание процессов типа < f.рп над процессом су.2р.) можно объяснить в рамках модели Гари и Хебаха [142]. согласно которой в энергетической области от ДО до 400 МэВ из трех механизмов (мезонно-обменные токи, нуклон-нуклонная корреляция и оболочечные эффекты) сильно доминирует мезонно-обменный, в котором фотон поглощается нейтрон-протонной парой. Что касается выходов fï",2n) реакций, то они увеличиваются по мере роста массового числа и отношения n/z ядра-мишени, тогда как доля фотопротонной компоненты уменьшается. Например, фотопротонная компонента для 58Ni

Э1

составляла (75,5±2,8)% от полного сечения фоторасщепления, а для 112Бп она составляет (14+3,4)%. Итак, в процессах и

(1Г>2Н) важную роль играет изоспиновая зависимость выходов, а в реакциях типа (Т.зы) доминирует процесс поглощения фотонов квазидейтроном.

5.2. Реакции типа (тг,%) и (г.яхЮ

Реакции фоторождения % -мезонов на ядрах интересны тем, что их исследования могут осветить разные структурные характеристики ядер, кроме того дать информацию о взаимодействии зс-мезонов с ядрами. Так как - процессы

маловероятны, то необходимо правильно учесть вклады фоновых реакций. Фон от внепучковых частиц был исследован нами (см. 5.1), существенного вклада в значениях выходов от него нет, однако большой вклад дают вторичные процессы в мишенях, приводящие к образованию одного и того же остаточного ядра. Для <г,х+) реакции вторичным является процесс (п,р), а для (Г,зО-<р;п) . Вторичные нейтроны и протоны образуются в мишенях в реакциях <у,п) и (Т.р). В большинстве ранних работ [143-148] этот фон не учитывался и были получены завышенные значения выходов. В работах [149,150] при Ег от порога

Рис.25 Зависимость значения выходов от толщины мишеней. . Точки: о-60ыкг,х~)6°си, .-1203п<г,я")120тзь, Д-27А1(]Г,%")27^, □-1245п(1Г,х")1248Ь(шкала справа), х-65Си(Г.Я+)65Н1.

реакций до 1200 МэВ были измерены выходы реакций и

51 51

v -» Ti при разных толщинах мишенеи и учитывался внутренний фон от вторичных процессов.

В настоящей работе исследована зависимость значений выходов реакций (т,%) и (ptxN) на ядрах Ai,65Cu,60Ni,120sn и

124

Sn от толщины мишенеи с целью оценки вклада фона в этих процессах [61,12б]. Мишени облучались коллимированным пучком фотонов с Е^.гаах=4,5 ГэВ. На рис.25 дана зависимость значений выходов (Т,%) реакций от толщины мишеней. Заметный рост выходов при увеличении толщины мишеней обусловлен вторичными реакциями. Прямые проводились по методу наименьших квадратов, которые экстраполировались до пересечения с осью ординат ("нулевая" толщина). Точка пересечения давала значение чистого выхода исследуемой реакции. Вместе с этим для каждого типа реакции были определены углы наклона кривой выхода, которые использовались для оценки вклада вторичных процессов в ранее исследуемых реакциях [60,125], причем для этих оценок брались данные для ядер по возможности с близкими массовыми числами. В таблице 18 приведены все результаты по выходам реакций с учетом

?7 +77

фона. Для проверки этого метода в двух случаях Ai<pc и

124 - 1?4

Sn((y,x ) Sb, когда прямо определялся вклад вторичных процессов, оценки фоновых реакций проведены по наклону кривой реакции (Г,зг> на основе данных для процессов

120Sn(T,%")120msb и 65cu(r,ii+)65t'i. Полученные результаты в пределах ошибок совпадают (табл. 1э - значения в скобках). Значение выхода 27Ai^27Mg реакции, полученное нами, согласуется с результатами работы [150],если экстрополировать наши данные в область энергии меньше 1000 МэВ. Так как процессы (у,я) идут на поверхности ядра, то в значениях выходов важную роль играют оболочечные эффекты, особенно когда ядра магические. В реакциях (У,^-5) валентный протон (нейтрон) переходит в нейтрон (протон). Результирующая волновая функция в этом случае сильно меняется [151-153], т.е. меняются энергетические уровни ядра, спектроскопический фактор, магнитные моменты, • скорость электромагнитных переходов, форм фактор рассеяния электронов. В литературе

[143,144,149,150] широко обсуждаются сечения реакций (ро с этой точки зрения. В настоящей работе также качественно обсуждены возможные переходы, обусловленные реакцией и объяснен широкий спектр значений выходов исследуемых реакций. При образовании изомерных состояний с высокими спинами 120тЗЬ(8""), 116тЗЬ'.8~ ), 116т1п(5+) сильно меняются нуклонные волновые функции и выходы таких реакций подавлены (см. табл.19). Подавлено также образование ядер-остатков, ОТНОСЯЩИХСЯ К ТИПУ Деформированных (ИЗОТОПЫ 12Нё15' ?8Н:137) Большое значение выходов имеют реакции, при протекании которых мало меняются нуклонные волновые функции (например, 124зп-124зь, 122Зп-1225Ь,61мз.-61Си и т.д.).Для количественного объяснения всех экспериментальных результатов в настоящее время нет адекватной теории.

Для учета вклада вторичных процессов в реакции типа (рсхп) нами измерены также значения выходов реакции

65Си(Г,5С"Зп)62гп,124Зп(Г,Йп) 120тЗЬ И 120Зп(Г,%""2п)118,ПЗЬ, В

зависимости от толщины мишеней. В результате измерения получается, что значения выходов этих реакций в пределах экспериментальных ошибок не зависят от толщины мишени, что говорит о малом значении вклада фона от вторичных реакций. Средние значения выходов этих реакций приведены в таблице. В таблице приведены также выходы реакции типа (ТХхИ) .Здесь даны также спины и четности всех остаточных ядер. Заметим, что значения выходов реакций имеют сильную зависимость от спинов остаточных ядер. С относительно большой вероятностью образуются ядра, имеющие сравнительно низкие значения спинов (115гь, 122гь, 124гь). В реакции 124зп(у,ошп)116зь основное состояние 116гь со спином з+ по сравнению с изомерным состоянием со спином 8~ образуется с 3 раза большей вероятностью. Для мишеней

1 1 Я 1 1

' ' Бп удалось дать только оценки значении выходов 116%ь , которые в несколько раз превышают значения выходов изомерного состояния ( 116бзь- трудно измерить из-за короткого периода полураспада). Из табл. 19 и из рисунка 26 видно также, что выходы 115зь уменьшаются с увеличением числа вылетевших нейтронов, сопровождающих я-мезон, тогда как высокоспиновые ^стояния изотопов 116шзь,118шзь,120тзь (с I =8 ) сначала

растут, затем уменьшаются. Такой характер зависимости от значения спина наблюдался в реакциях типа <т>*руп) (см. Глава 4 рис.22,2з).

Из вышеизложенного можно заключить, что подтверждается каскадно-испарительный характер образования этих ядер, и что большинство вылетевших нейтронов, сопровождающих % -мезон, испаряются с поверхности ядра.

Из таблицы 1э видно также, что значения выходов реакции на ядрах 62Из.(г,я+р)61Ре и 61Нз.(Г,я+р)59Ре значительно подавлены по сравнению с процессами (Т, яГп)(на ядрах 116зп->1155ь и 621Н->61си ). Это связано с тем, что по всей видимости, в поверхностных реакциях на ядрах с нейтронным

В<«>-

А

I ♦ I

I II М М I I ) 11 Т II I М I I I I 1 I Т I Щ ) I) I I I II 11 I I 0 2 4 6 8

число вылетевших нейтронов

Рис.26 Зависимость выходов реакций вылетевших нейтронов. Точки: •

116шЗЬ) д_12СЦь_

(у,% хп) от числа -115ЗЬ, *-118п5Ь, -

избытком более вероятно выбивание нейтрона с рождением %"-частиц на нейтроне, чем протона с рождением %+ на протоне.

ГЛАВА 6

ИЗУЧЕНИЕ КИНЕМАТИЧЕСКИХ ХАРАКТЕРИСТИК ПРОДУКТОВ ФОТОРАСЩЕПЛЕНИЯ 65си

Как ухе было отмечено в 1-ой Главе (1.2), метрдикой улавливающих фольг в настоящей работе изучались характеристики ядер, образующихся при расщеплении ядра-мишени фотонами

тормозного излучения с максимальной энергией 4,5 ГэВ.

В таблице 20 представлены результаты обработки экспериментальных данных, полученных нами - значения р, в, я, v, v, отношение р/в, р=ау - средний момент и средняя . кинетическая энергия т=р2/2а [151]. Из таблицы следует, что продукты фоторасщепления летят преимущественно вперед, хотя величина отношения г/в намного меньше, чем в адрон-ядерных взаимодействиях. Наряду с этим было установлено, что с ростом количества вылетающих частиц увеличиваются значения средних пробегов остаточных ядер в материале мишени.

В таблице 21 приведены значения 2ы(р+в) и щр-в>, которые связаны с пробегом я и отношением v/v для ядер-продуктов, образованных под действием протонов с энергией 28 ГэВ, и ионов 12С с энергией 25 ГэВ и фотонов с Е^та><= 4,5 ГэВ из мишеней си. как видно из таблицы, пробег й и следовательно скорость V, . а также кинетическая энергия Т, которые, согласно двухступенчатой модели, определяются испарительной стадией, для данного ДА в пределах ошибок совпадают с соответствующими величинами, полученными из реакций под действием ионов 12С, фотонов и протонов [152].

Полученный результат позволяет утверждать, что на этом этапе реакции нет зависимости от сорта и энергии налетающей частицы. На рис.27 приведены зависимости v и Р=у/С от Да=а1.-а для реакций под действием протонов с энергией 28 ГэВ [152] и данные настоящей работы. Полученная зависимость {3 от ДА

(рис.27а) отражает корреляцию между р и Е*. После первого шага реакции приобретенная составным ядром скорость - 0, и энергия

«о.

О

• I

I*1 , . .ч

•I

*

!

О 10 20 30 Рис. 27. Зависимсоти ядра-мишени и продукта:

1.0

0.5

0.0

Л

I

I

ГэВ с си [1031, ГэВ с 65си [102].

40 АА — 0 10 20 30 дд4Г

£ (а) и V (б) от разности масс данные взаимодействия протонов 28

х- данные взаимодействия фотонов Е^тах = 4,5

возбуждения -Е этого ядра согласно каскадно-испарительной модели должны быть пропорциональны, а Е* - пропорциональна числу вылетевших частиц, следовательно увеличение р с ДА для рассмотренных нами ядер отдачи подтверждает состоятельность каскадно-испарительного механизма их образования.

Следует отметить, что значения V и р д^я данного Д А из фотоядерных реакций, в рамках ошибок совпадают с соответствующими величинами из реакций под действием протонов, что подтверждает гипотезу предельной фрагментации и факторизации, согласно которой в области фрагментации мишени не наблюдается какая—либо зависимость характеристик продуктов от типа налетающей частицы.

Более подробное изучение кинетических характеристик образования 24ма из мишени си под действием протонов, тяжелых ионов, а частиц и фотонов показывает, что скорость V, а также величина т) , которые по предположениям, сделанными выше, связаны с первой стадией каскадно-испарительного процесса, существенно различаются в реакциях, 'вызванных фотонами и протонами одинаковых энергий и становятся сходными при очень высоких энергиях адронов, намного превышающих максимальную энергию тормозного спектра [в].

2

х

Различие в.развитии фотоядерного и нуклонного каскадного процесса может быть обусловлено многими факторами: различием в величине свободного пробега налетающей частицы, и кинематическими характеристиками образующихся продуктов. Существенное различие также состоит в том, что доминирующим процессом в фотопоглощении при энергиях, превышающих порог мезонообразования, является мезонный механизм, в то время как в адрон-ядерных взаимодействиях этот процесс проявляется при более высоких энергиях и не является доминирующим [7].

Метод улавливающих фольг интересен тем, что он - дает большую информацию о природе реакции, которая особенно существенна для выяснения механизма образования легких ядер. В случае протон-ядерных реакций для определения способа образования легких остаточных ядер в работе [12] предлагается грубая оценка, согласно которой можно сравнить кинетическую энергию этих ядер с кулоновской энергией, которую онимоглюы приобрести в процессе деления. Отношение экспериментально измеренной кинетической энергии остаточного ядра к расчетной (Екуд) должно быть мало (например, меньше 0,5), если ядро образовалось в результате испарения нуклонов, и долено быть порядка 1, если кинетическая энергия остаточного ядра приобретена в результате кулоновского отталкивания. Для

24

остаточного ядра из фотоядерных реакций отношение Т/Е

л

от А приведено на рисунке 28.. Как видно из рисунка, это

отношение для си также, как и для Ад и та больше 0,6, что

говорит о том, что ядро 24(^а из этих мишеней образовалось не

только через испарение, но за счет деления. Следует отметить,

что отношение Т/Е„„г меньше, чем 0,5 для остальных ядер, кул

приведенных в таблице 20. о.о ~

о.в

0.6

0.5

' 50 100 А» .150- 200

как функция массы мишени.

Рис.28 Отношение т/е

кул.

На рис.29 приведена зависимость средней кинетической энергии вылетевиего ядра Т от для мишени 65си, а тажке

значения т для 24№ образовавшейся от мишени Ад и та [8]. Как видно из рис.29, т увеличивается с увеличением да/а Такой рост указывает на то, что для испарения большого числа

Г,HiS

Рис.29. Зависимость средней кинетической энергии продукта от ДA/At ( * - [150],° - работа [8]. Линия проведена фиттированием по методу наименьших квадратов до AA/At=0,6 и

соответствует функции т=(-0,9в±0,13)+(20,67±1,23) да/а

нуклонов необходима большая энергия. Наклон кривой, полученной в результате подгонки по методу наименьших квадратов по экспериментальным точкам до йд/а соответствует средней

энергии возбуждения, г,рпходл;еисл на одну pi:.-: ч"ст;'->у

¿IcCj. Zc величина p~:::i Мг-Ь.. -ели c-t.tv. :. л' - лр:н-гссе

ебрлсогаЕ'сихсл иг. '.'.'илнои '.• н

присоленной на ; • •.. •. Рсо 1. . . :Т.

пренсэо сорлнсслнил ; .:,:,-: -п. • > -:■•-.

испаронне. Что клллслсл олреюллнил "''-о , . . • , го надо отметить, что ее сл лчлчие ::■? тли сс-чл ;:'г э ■:•? того, НТО если 6ь: оС'рл.л"лн,--. ядра идо ч:рлл • . ::-• пи.--. С

целью уточнения илнлнпл":: сл'рдзллллнл л л, г л интересно

гас:хосгеть тлкнл и за~нс;г'о лпл с>'лчет>пг с?

.-?jr/.-:?a. 3 случае рас .л'лдлнил злеР '■>:>" ~ должна

быть приблизительно пропорциональная, так как в этом случае

можно допустить, что Р есть сумма случайно направленных ударов

от последовательно испаренных легких частиц. Из рис. 30 видно,

что зависимость значения Р, полученная в настоящей работе, от 1/2

ДА в основном имеет такую тенденцию. На этом же рисунке

представлены данные работы Кауфмана и др. [153] для

ядер-продуктов из золота, облученного протонами 11,5 ГэВ.

Зависимость этих ядер-продуктов от ДА1/2 такая же.

Следовательно можно сделать заключение, что вклад от

у л

фрагментации и деления в процессе образования ядра N3 от си

Да0'5 х - [150], • - [153]. Линия проведена фиттированием по методу наименьших квадратов, р=(4,98±о,о9> да0'5.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Основные результаты представленной диссертационной работы коротко можно сформулировать следующим образом:

1. Методом наведенной активности было проведено исследование реакций расщепления обогащенных изотопов магния (24'25'26мд), никеля с59'*0^1.62'6^), меДи (65си) и олова

(112,114,116,118,119,120,122.124^ фотонами т0рМ03Н0Г0

излучения с максимальной энергией 4,5 ГэВ. Впервые определены в среднем 30 выходов остаточных ядер из мишеней никеля и меди и 85 - из каждого изотопа олова.

На основе полученных данных изучен изоспиновый эффект и предложено введение поправочного члена в общеизвестную формулу Рудстама, как для фото, так и для пратон-расщепелния, а также обсуждена зависимость значений параметров этого члена от положения мишени на линии р-стабильности.

2. На основании экспериментальных данных в широкой области ядер мишеней (с А,. =51 по А,. =181), предлагается универсальная формула для описания изобарических выходов.

3. В области максимальной энергии тормозного спектра 2т4,5 ГэВ были получены значения выходов образования 7ве, 11 с и из мишеней с А,. =27-40, а также при Е^ = =4,5 ГэВ из

25 26 |тах

' ид. Было получено значение выхода N3 из

58,60,61,62^63,63^118,120,124«.^ д ^^ из мишене-

60ш, 63'65си, 1183п при Еутах =4,5 ГэВ.

На основе обсуждения зависимости значений выходов от максимальной энергии тормозного спектра сделан вывод, что выше 1 ГэВ в образовании легких ядер (ядер с А <40% от Аь), помимо каскадно-испарительного процесса, заметную роль играют и другие механизмы, в частности, фрагментация.

Наблюдалась зависимость выходов исследуемых реакций от изоспинов ядер-мишеней и ядер-продуктов.

4. Исследованы реации типа (К",м) и (у,2м) на разделенных изотопах мд, никеля, меди и олова при энергиях налетающих фотонов Е^гаак =4,5 ГэВ. Сделан вывод, что в процессах и (Г,2м), важную роль играет изоспиновая зависимость.

5. Подытоживая результаты исследований зависимости выходов и сечений фото- и протон-ядерных реакций от изоспинов остаточных ядер, ядер-мишеней и налетающих частиц, делается вывод о сохранении изоспинового числа в ядерных реакциях, т.е. об изобарической инвариантности ядерных сил.

6. Найдено, что в реакциях типа (т,2м> доминирующую роль играет поглощение фотонов квазидейтронаяи на поверхностном слое ядра-мишени.

7. Были измерены вклада вторичных реакций в процессах типа (Кчх>и (г,*хп). в реакциях типа (у,*)' они составляют 40-50% от общего выхода, а в процессах (Т.) не давт существенного вклада и находятся в пределах статистических оюбогс. Используя

экспериментальные результаты, з'висимости значений выходов от толщины мишеней для измеренных реакций определены вклады вторичных реакций для -"ex мишеней, для которых не велись эти измерения.

8. Проведен анализ зависимости выходов реакции типа <у,зс) от характера возбужденных уровней и формы ядра-остатка, от

изменения волновых функций валентных протонов или нейтронов в с у,Ж) процессах.

9. Обсуждение полученных экспериментальных результатов с точки зрения каскадно-испарительной модели дало возможность сделать вывод, что нейтроны,сопровождающие %-мезон в реакциях типа tf,%xn) , имеют испарительный характер.

10. Исследованы изомерные отношения выходов для нескольких ядер-остатков в зависимости от числа вылетевших

52 44

нуклонов. Найдено, что если для ядер-остатков мп и se изомерные отношения растут с ростом вылетевших нуклонов, как в фото, так и в протон-ядерных реакциях, то для ядер-остатков

117 110 1ОЯ 94 Р7

in, Rh, те, y они сначала растут, а затем выходят на плато. (Надо отметить, что последние в основном получаются при расщеплении изотопов олова 112 до 124). На основании наблюдаемых корреляций между изомерными отношениями выходов и числом вылетевших нейтронов пришли к

110 100 99 94 ВЫВОДУ, ЧТО при образовании ИЗОТОПОВ ' In, Rh, Тс и 87

y наряду с каскадно-испарительным механизмом реакции, вероятно, имеет место и процесс испускания нейтронов из-за поглощения образованных в ядре % -мезонов квазидейтронами на поверхностном слое ядра и испускание нейтронов с поверхности нейтроноизбыточных ядер-мишеней с нейтронным гало.

И. Получены экспериментальные данные выходов и изомерных отношений реакции 85Rb Bd™,qRb И 13°Те f2^,gTe при энергиях 30, 40, 50, 60, 70 и 4500 МэВ, а также изомерное отношение о (84mRb)/o (84gRb) И о (129mTe)/o <129дте) при энергии 20 МэВ

q q q q

12. Обсуждены результаты изомерных отношений выходов для (f,N) и (y,2N) реакций с помощью статистической модели. Из полученных данных видно, что экспериментальные значения изомерных отношений лучше согласуются с модельными предсказаниями при больших значениях параметра обрезания спина

о и множественности у-каскада Ny , и что для всех шести ядер - остатков ö/öt<1, т.е. значения параметра обрезания спина не намного отличаются от твердотельного значения.

13. Методом улавливающих фольг изучены кинематические характеристики ядер-продуктов расщепления 6С'Си фотонами с

¡W4'5 ГэВ-

Полученные данные сравнены с соответствующими данными для протон-ядерных реакций при Ер =28 ГэВ и ядро-ядерных реакций (Е12С =25 ГэВ). Это сравнение подтверждает гипотезу предельной фрагментации, т.е. независимости характеристик ядер-продуктов от типа налетающей частицы. Исследование характеристик ядра продукта 24Na, полученное из 65Си, показывает, что в процессе образования 24Na роль испарения более существенна по сравнению с процессами фрагментации и деления.

Работы, составившие основу диссертации, докладывались на семинарах кафедры ядерной физики Физического факультета ЕГУ, на научных сессиях профессорско-преподавательского состава ЕГУ, на сессиях отделения ядерной физики АН СССР (1981,1989^), на второй международной конференции по физике низкой радиации (1980, Братислава), на международных совещаниях по; ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра (Харьков/ (1986), Юрмала (1987), Ташкент (1989), Ленинград (1990), Минер; (1991), Алма-Ата (1992). /

В заключении приношу глубокую благодарность1 дирекции Ереванского физического института и особенно академику Г.А.Вартанетяну за предоставленную возможность работы на электронном ускорителе физического института, а также персоналу ускорителя за обеспечение стабильных параметров пучка в процессе облучения.

Я искренне благодарна заведующему кафедры ядерной физики физического факультета Ереванского гос. университета Худавердяну А. Г. за постоянный интерес к моим работам, аспирантам Аракелян A.A. и Балабекян А.Р., всем соавторам моих статей. Я благодарна также сотрудникам кафедры ядерной физики за доброжелательность.

Таблица 1. Степень чистоты и толщина мишеней.

12 11

Табл.2. Значения выходов мониторных реакций С(т,п) С

Энергия (МэВ). 30 40 50 60 70 4500

а_(мбн) 1,03 1,58 1,8 2,1 2,15 4,1

Таблица 3. Знаение выходов по фоторасщеплению легких ядер

Лишень

Продукт

24

"Ыа,г3=1

22

ма,г3=о

18

т,г3=о

°экс °(б)

экс

он о

(6)

°экс °Е °(б)

24

25

26 27 28'

311 32 с

39К 40,

Mg Mg А1

Са

9,3+0,9

4,3б±0,21

0,87±0,08

3,29±0,02

],35±0,03

Э,27±0,02

3,1+0,01

],12±0,01

3,8 2,6 1,8 1,3 0,5 0,4 0,1

2,6 3,4 1,32 0,26 0,43 0,09 0,9

0,07 0,02

2,87±0,2 1,4 4,25 3,3±0,3 0,96 3,18 1,07±0,1 0,7 2,28 1,2±0,1 0,5 0,95 0,55+0,05 0,22 0,82 0,6±0,06 0,17 0,36

0,21+0,02 0,03 0,09

0,85±0.08 0,77+0,04 0,53±0,03 0,39+0,02 0,39±0,02

0,27±0,02 0,11±0,05

0,47 0,93 0,34 1,3 0,25 0,1 0,19 0,75 0,19 0,75 0,69 0,32 0,06 0,15 0,02 0,1

Таблица 4. Знаения выходов фоторасщепления изотопов никеля

Оста точ Мишени

ное ядро 58И а мбн ч 60М а мбн а б2Я1 а мбн а 54Н1 а мбн ч

1 2 3 4 5

56н 62шСо 17,2±1,0 0,53±0,05 0,12+0. 01 0,27+0,03 0,04+0,004 0,29±0,02 0,73±0,04

1

3

4

5

^1 Со 60Со 58Со ГСо

5ЯСо sg.,

52

-'Fe __Fe j6V.n :,4Мп

-"Mr. ' Cr

4 Cr

4У r 47

48 47, 46r

P ür

Sc

dC

44mc

45K 43K 42,,

Ar Cl Cl Cl

29,3±1,0 8,2±0,4 1,7±0,(>6

0,82±0,1 0,135±0,005

j,6±0,4 0,88±0,08 1,36±0,10

5+0,3 0,67+0,02 ü,13+0,005 1,7+0,15

0,045+0,005

<0,031

0,5±0,05

0,44+0,04

0,48+0,05

0,34±0,04

0,044±0,005

0,23i0,03

0,019±0,002

0,041±0,004

9,3+0,7 4,3±0,4 2,3±0,2 0,28±0,02

0,28+0,04 0,02+0,002 0,14+0,02 2,9+0,3 0,39+0,03 1±0, 1 2,45+0,3 0,31±0,03 0,046+0,004 0,93+0,09

0,018+0,003 0,042+0,004 0,17+0,02 0,5±0,05 0,35+0,03 0,3±0,03 0,16+0,02 0,007±0,001 0,062+0,006 0,21+0,02 0,024+0,003 0,013±0,002 0,033+0,005 0,022±0,003

9,1±0,3

6,4+0,2

5,2+0,3

2,5±0,3

0,86±0,03

0,17+0,02

0,78+0,04

0,13+0,015

0,012±0,001

0,8±0,08

2,9+0,4

0,23±0,04

0,7±0,07

2,2+0,15

0,13±0,02

0,021+0,002

0,8+0,04

0,034+0,007 0,095+0,006 0,27±0,03 0,7+0,05 0,33±0,03 0,27+0,03 0,1+0,01 0,009+0,001 0,12±0,01 0,26+0,03 0,052±0,005 0,032±0,006 0,06±0,01 0,01±0,002

3.5 ±0,3 5,8 ±0,5

2.6 ±0,3 1,35±0,2 0,59±0,03 0,11±0,02 1,54±0,20 0,052±0,008 0,008+0,001 1,0±0,05 2,1±0,3 0,08±0,01 0,35±0,04 1,1+0,1 0,0b±0,006 0,012+0,002 0,4!±0,04 0,017±0,002 0,076+0,008 0,13+0,01 0,31±0,03 1,0+0,1 0,2+0,02 0,13+0,02 0,025±0,005 0,009+0,001 0,11±0,01 0,18+0,01 0,06±0,005 0,038+0,008 0,078±0,0,015 0,021±0,002

Таблица 5. Знаения выходов фоторасщепления изотопов меди

Остат, ядро 65Си б3Си б5Си

о 46мг/см 322мг/см2

о®, мбн о^, , Ын о;/о«

б4Си 55,0±5,0 55,1±5,5 - - - -

б1Си 0,7±0,060 0,б±0,06 6,38±0,9 0,38 0,54 0,54

б0Си 0,093±0,01 0,093±0,009 - 0,22 0,4 0,29

57М 0,0б3±0,00б 0,051+0,005 0,07±0,01

62тСо 0,14±0,02 - - - - -

61 Со 0,99±0,1 0,8±0,09 - 1,95 1,01 0,77

58Со 2,4±0,2 2,85+0,3 3,87±0,54 0,79 0,84 1,0

57Со - 1,2±0,1 2,66+0,37 0,78 1,05 1,07

5бСо - 0,69+0,07 0,82±0,11 1,64 2,82 2,18

55Со 0,1±0,02 - 0,165±0,023 1,0 2;1Т 1,18

52Ге 0,014+0,002 - - 0,947 ,Т,47 0,94

5бМп 0,62±0,0б 0,48±0,06 0,186+0,026 1,574 - 0,97 0,72

54Мп - 1,9±0,2 1,52±0,21 1,25 1,23 1,17

52тМп 0,34±0,04 0,36±0,04 0,61±0,085 1,33 2,06 1,07

52%п 0,12±0,01 0,12±0,01 0,137+0,02

51 Сг - 1,5±0,15 2,НО,29 1,85 2,24 2,37

49Сг 0,08±0,01 0,067±0,01 - 1,02 1,1*9 1,2

48у 0,4+0,04 0,4+0,04 0,706+0,1 1,56 2,29 2,0

483с - 0,06+0,01 0,061±0,015 2,9 1,54 1,0

473с 0,19±0,02 0,175±0,02 0,096+0,02 2,67 1,78 1,2

4б3с 0,76±0,08 0,6+0,06 0,2+0,04 4,1 3,43 2,6

44Бс 0,145±0,02 0,13±0,015 0,145+0,02 1,82 2,44 2,28

44тБс 0,18±0,02 0,18+0,02 0,267±0,04

43Бс 0,1±0,01 0,07±0,01 0,342±0,06 1,433 2,42 1,7

43к 0,08±0,01 0,07+0,01 0,04±0,006 3,9 2,39 1,55

42к 0,134+0,02 0,13+0,02 0,08±0,001 2,53 1,95 1,4

41

39 38, 34т 24

Аг С1 С1 С1 Ка

•0,042±0,005 0,026±0,003 0,06±0,006 О,03+3,004 0,054±0,005

0,04^0,005

С,02б±0,003

0,047±0,005

0,05±0,005

4,16 5,44 3,15

0,27±0,004

2,4 3,0 2,14

1,3 1,8 1,47

Таблица 6. Значения выходов фоторасщепления изотопов олова.

Остаточ. 1123п 11б5п 1183п 124Бп Тип

ядро од(мбН) 0 д(МбН) о^(мбн) а^(мбн) вых.

1 2 3 4 5 6

117ш3п _ _ 19,3±2,0 1,8±0,2 г,

1 ^+гп3г 7,6±0,6 5,4±0,5 1,0±0,1 н

111Эп 62±3 3,3±0,3 - 0,46±0,1 к

110Бп 10±1 1,2±0,1 0,39+0,02 0,1±0,01 к

10%п 1,7±0,2 - - 0,23+0,03 к

1083п 0,6+0,06 0,24±0,03 - 0,013 н

1191п _ _ 2,0+0,2 к

118т1п _ _ _ 1,2±0,1 н

117т1п - - 1,4±0,2 0,5±0,1 н

тб1п - - 1,9±0,3 2,9+0,5 н

11бш1п - 0,1±0,01 0,01±0,2 2,05±0,2 н

115т1п - - 0,99±0,10 0,27±0,02 н

114т1п - 1,7±0,17 3,0±0,2 1,9±0,2 н

113ш1п. - 0,83±0,08 0,52±0,08 0,17±0,04 н

111т 5±0,5 1,8±0,2 3,7*±0,4 0,35+0,08 н

110га1п 5,7±10 2,0±0,2 1,7±0,17 0,29±0,03 ' н

110*т 0,93±0,09 1,8±0,2 1,55±0,15 0,58±0,0б н

1091п 3,12±0,30 2,87*±0,3 2,0*±0,2 0,26±0,03 н

108т1п 1,46±0,15 1,23±0,1 0,8±0,1 0,16+0,02 н

Ю8г1п- 1,75±0,17 0,б1±0,07 - 0,057±0,007 н

107т 1,6±0,2 0,84±0,08 т' 1\

О,14±0,02

1,9±0,2 1,26±0,15

0,47±0,05 3,9±0,4 1,9±0,2 1,7±0,2 1,б4±0,16 1,1±0,1 0,65±0,12 0,24±0,03

0,71±0,09

2,56±0,3

0,57±0,06

1,2±0,1

1,25±0,12

3,0±0,3

1,7±0,2

0,78+0,08

1,3±0,1

0,59±0,06

0,2±0,04

0,39±0,05

0,15*±0,02

1,41±0,14 1,22±0,15

1,57±0,16 1,14+0,10 0,43±0,03

0,59±0,06

1,53±0,15

1,0±0,1

0,41±0,04

0,4*0,04

1,7±0,2

1,б±0,15 1,1±0,07 0,37±0,04

1,2±0,12 0,5±0,05 0,23±0,03 0,58±0,0б 1,2±0,2

1,05+0,20 0,38±0,04 1,5±0,15 3,4±0,3

1,2±0,2 0,б2±0,0б

0,38±0,04 0,13±0,02 0,21±0,02 0,55±0,0б 1,2±0,2 0,43±0,10 1,2±0,02 1,1±0,15 0,27±0,04 0,05±0,008 0,12±0,02 0,94±0,09 0,28±0,03

0,6±0,0б 0,82±0,08 0,14±0,02

2,0±0,2 0,9±0,09 0,17±0,02 0,93±0,09 0,8б±0,10 0,58±0,05 0,15±0,03 0,13±0,002 1,6±0,2 0,6±0,0б 0,78±0,07 0,82±0,08 0,32±0,03 0,17±0,02 0,24±0,04 0,12±0,01

0,29±0,03 0,41±0,04

0,55+0,08

0,5б±0,05

0,3±0,04

0,13±0,02

0,14±0,02

0,37±0,04

0,33±0,03

0,0б±0,01

0,04±0,01

0,37±0,04

0,42±0,04

1 2 3 4 5 6

94mTc 0,54±0,05 0,25±0,03 _ 0,05±0,01 H

94gTc 0,67±0,07 0,63±0,06 0,47±0,04 0,17±0,05 H

93gTc 0,93±0,10 0,57±0,06 0,45±0,05 0,17±0,02 H

99M0 - - 0,08±0,01 0,045 к

93mMo 0,2±0,02 0,29±0,03 0,25±0,02 0,15±0,01 H

90Mo 0,17±0,01 0,13±0,01 0,085±0,009 0,032±0,003 к

96Nb 0,16±0,02 0,14+0,01 0,13±0,02 0,08±0,01 H

95mNb - - 0,09±0,01 -

95%b 0,027±0,003 0,037±0,004 0,061±0,007 0,14±0,015

92mNb - - 0,07±0,01 - H

90Nb 0,75±0,08 0,47±0,05 0,6±0,06 0,22±0,02 H

97Zr - - 0,15±0,02 - к

95Zr - - 0,15±0,02 к

89Zr 1.0±0,1 0,96±0,10 0,75±0,08 0,44±0,05 к

88Zr 1,64±0,18 0,94+10 0,28+0,04 0,15±0,03 к

87Zr - - 0,14±0,02 - к

86Zr - - 0,3±0,03 - к

88y - - 0,19+0,03 0,16+0,03 H

87mY 0,64±0,07 0,58±0,05 0,47±0,07(H) 0,29±0,03 к

87gy 0,42±0,04 0,38±0,04 0,2±0,03 0,13±0,02 H

86niy - ! - 0,08±0,01 H

86gy 0,61±0,10 0,4+0,04 0,15±0,02(H) 0,16±0,02 к

85niy _ 0,29±0,04 0,11±0,01 0,07±0,01 к

85gy - 0,07±0,01 H

84gy 0,21±0,02 0,12±0,01 - 0,02±0,003 H

92Sr. - - 0,064±0,014 - к

91Sr - - 0,08±0,01 0,027±0,003 к

87mSr - - 0,16±0,04 - H

^Sr 0,54±0,05 0,56±0,07 0,48±0,06 0,19±0,03 к

84m> - - 0,35±0,05 0,18±0,04 H

83Rb 0,67±0,06 0,59±0,06 0,45±0,05 0,38±0,04 к

82mRb 0,13±0,03 0,05±0,01 0,08±0,02 0,05±0,01 H

81Rb 0,43±0,06 0,4±0,02 0,26±0,03 0,08 к

85mKr - - . 0,088±0,015 - к

О,12±0,01 0,04±0,01 0,06+0,007 0,07±0,008

0,2±0,02 0,08+0,01

0,37±0,04 0,08+0,01

0,15+0,01 0,15+0,02

0,165+0,020

0,04±0,01

0,0б±0,008

0,065±0,009

0,13±0,03

0,05±0,01

0,09

0,04±0,01(Н)

0,07±0,01

0,12±0,015

0,09±0,01

0,05±0,01

0,04±0,01

К К

0,ОНО,002 К 0,025±0,003 Н К Н К К К К Н К К

к

0,09±0,02 0,02±0,003

0,18+0,04 0,07±0,01

Таблица 7. Значения фотоядерных реакций

подгоночных параметров для

и

2Г2А

51,

N1 1,59±0,035 0,62+0,025 1,312

И' 1,01±0,034 0,198±0,029 .0,6

Си 0,59+0,02 0,3±0,03 0,474

И 0,647±0,029 0,098±0,03 0,141

Си 1,81±0,13 -0,51±0,04 -0,14

И 1,914+0,056 -0,241+0,017 -0,187

V 1,75±0,07 -0,87±0,041 -0,303

Мп 1,61±0,081 -0,51±0,043 -0,412

N1 5,49±0,24 -0,712±0,018 -0,795

Со 0,78±0,033 0,082±0,03 -0,0766

Бс 0,75±0,035 0,44±0,048 0,2

ИЬ 0,949±0,09 -0,163±0,05 0,103

v

Табл. 8. Подгоночные коэффициенты параметров и и V

а Ь е

и V 0,186±0,008 0,053±0,011 -1,46±0,049 -0,32±0,07 2,11±0, 1,49±0, 072 09

Табл протон-яд . 9. Значения ерных реакций подгоночных параметров ДЛЯ

Мишень иР УР

24М* 2бмй 27А1 . 58м б0М 62М1 бАМ 0,98±0,1 0,76*0,068 0,445±0,05 1,59±0,05 0,51*0,012 1,7±0,013 1,4±0,068 . 0,44±0,07 -0,88±0,1 -0,521±0,08 1,11±0,03 0,175±0,026 • -0,04±0,005 . -0,42±0,025 1,924 1,141 0,474 -0,14

Табл.10. Сравнение экспериментальных значений сечений

Продукт

27Д1а)

0 /°экс °Ауд/0экс °(6)/0экс]

24М§а>

0 /0экс °Ауд/аэкс а(6)/0экс

юс

14с

19С 20С

20Р

23

24

24

25 22 23

Ие №е Иа Ыа Мя Mg

0,5961 5,039** 0,42

1,39 13,6*** 0,71

1,27 2,62** 1,742

0,75 3,83** 1,277

1,486 1,32** 1,495

1,172 1,385*** 1,33

0,535 3,42** 0,769

1,497 0,655*** 1,25

0,92 0,87** 0,97

- - -

0,286 0,492 1,652 0,486 1,919 1,138 1,275 0,2825 2,946 1,08 0,076 0,076

5,28**

7,4**

2,58**

0,789*

0,94*

1,43**

1,342***

0,138*

1,58**

0,967**

4,1*

1,178

0,82 1,0 0,82 0,186 0,145 0,513 0,57б) 0,1б> 1,55б> 0,458б)

0,1 0,8'

б)

а) -В таблице приведены независимые сечения реакции

б) -Значения сечений не использованы для получения параметров

при подгонке

*) -Значения сечений рассчитаны по одной формуле Аудоуза С603 **)-Значения сечений рассчитаны по двум формулам Аудоуза [60] ***)3начения сечений рассчитаны по трем формулам Аудоуза [60]

7я

Таблица II Значения параметра изоошяовой зависимости

Мишень

51\

55

56

Мп Ре

58И 60И 61 62 64 63 65,

N1 N1 N1 Си Си

и

-1,52±0,11 -1,09±0,13 0,54+0,17 0,54±0,3 0,15±0,19 0,29±0,11 -1,53+0,05 -2,43±0,06 1,1±0,3 -1,59+0,086

-0,303 -0,412 0,144 1,312 0,6 0,141 -0,187 -0,795 0,474 -0,14

Табл. 12. Значения выходов образования легких ядер из легких мишеней.

Ядро Мишень

Ядро продукт

Значения выходов (мбн)

ОдЭКС

<ГэВ)

4,5

о^расч.

А1

Р Б

Са

13

11

N 0,(

С 0,"

11

021±0,04 104+0,015 37±0,06

N 0,033±0,010 106±0,020 Ве 0,37±0,05

'Ве 0, 13

'Ве

13,

11

'Ы 0,С

047±0,030 165±0,038 Ве 0,36±0,0б

С 0,1

'Ве

0,025±0,005 0,12±0,02

0,037±0,010 0,115±0,028

0,063±0,030 0,142±0,028

0,022±0,004 О,107±0,015 0,3±0,03

0,039±0,010 О,124±0,027 0,32±0,04

0,35±0,03

0,06±0,025 О,15±0,03 0,34±0,04

0,245±0,025

2,54

3,3х101

4,58x10'

7,26

5,2Х101

6,2х102

8,81x10^

2,66x10^ 1,23х102 1х103

1,5X103

Табл. 13. Значения выходов образования легких ядер из легких, средних и средне-тяжелых ядер-мишеней при Е^.. =4,5 ГэВ.

Ядро мишень

Остаточное ядро

(мбн)

од экс

Одрасч.

25,

Мг

26

Ив

58 60' 60 61 62, 64,

бз;

м

И N1 N1 N1 N1 Си

65,

Си

118

Бп

1205П

124

Бп

13 11,

'Ы

'Ве 1%

11с

7Ве

24

Ыа

'Ве

24 24 24

24

Ыа Ыа Ыа

Ыа

'Ве

24

Ыа

'Ве

24

На

'Ве

24 24^ 24

Ыа Ыа Ыа

0,019±0,002 0,\097±0,005 0,77±0,07 0,018±0,002 0,084±0,007 0,51±0,07 . 0,06±0,005 0,32±0,04 ' 0,058+0,005 0,053±0,005 0,071±0,007 0,071±0,007 0,28±0,06 0,028±0,006 0,21±0,02

0,053±0,005 0,124±0,02 0,029±0,005 0,036±0,006 0,042±0,007

2

1,7 17,2 5,92x10' 1,95 17,8

4,25хЮ2 9,16 2,6x103 10,6 10,6 15,5 18,24 2,5x103 6,67x10° 1,9x103

1,48x10 4,1х103 1,1х102 1,4хю| 1,8x10/

Табл.14. 85кь^84т^нь . Значения реакций. выходов и изомерных отношений для

Остаточное 84Шеь 84%ъ 0(184тЕЪ(6+)/0(184®ЕЬ(2+)

ядро

Энергия (МэВ) о^мбн) о^мбн)

20 - - 0,2±0,03

30 31,3±5,0 93±7 0,26±0,04

40 31,7+4 72±10 0,31±0,045

50 26,0±4 74±10 0,26±0,04

60 30,0±5 80±15 0,27±0,04

70 30,0±5 105±20 0,24±0,05

4500 22,7±3 88±9 0,26±0,05

Табл.15. Значения выходов и изомерных отношений для БЬ и Те.

Остаточное 129БЪ 129тТе 129&Ге Оч129гаТе(11/2 )

ядро

Энергия (МэВ) о^мбн) о^мбн); о^(мбн) аа129®Те(3/2+)

20 - - - 0,43±0,06

30 1,15±0,3 80±12 225±33 0,36±0,05

40 1,92+0,3 122±18 220+32 0,55±0,07

50 2,2±0,2 103±15 231+34 0,45±0,06

60 >,6±0,2 93±14 220±30 0,42±0,0о

70 3,0+0,3 103±16 245±31 0,42±0,06

4500 3,8±0,3 122±17 160±27 ' 0,76±0,10

Табл. 16. Спиновое распределение рассчитанное по модели Ванденбоша и Юйзенги.

ядро мишень 85М) (I >5/2)

+Г

I 0,5 1,5 2,5 3,5 4,5 5, 5 6,5

0=3 0,316 0,359 0,325

0=5 0,254 0,345 0,4

I 0 1 »п=1 2 3 4 5 6 7

0=3 0,135 0,36 0,358 0,147

0=5 0,1 0,31 0,38 0,21

0=3 0,019 0,148 Мг=1 0,324 0,319 0,155 0,035

0=5 0,012 0,104 0,266 0,33 0,216 0,072

0=3 0,02 0,162 Лг=2 0,303 0,296 0,163 0,049 0,007

0=5 0,013 0,11 0,24 0,296 0,223 0,099 0,023

0=3 0,013 0,163 ыг=з 0,294 0,283 0,165 0,059 0,012 0,001

0=5 0,013 0,104 0,222 0,275 0,222 0,117 0,038 0,009

Табл. 17. Результаты по изомерным отношениям выходов некоторых остаточных ядер при Е— = 4,5 ГэВ.

Мишень Остаточное

о„

I1

^экс

ядро

0 НГ Ерасч о/от

1243п<0+)

123%п(11/2 ) 44±4 123т8п(3/2+) 64±6

0,7+0,1 б 8 0,61 0,96

118Бп(0+)

11Тё1п (9/2+) 1,9±0,3

117т

1,36±0,2 5 6 1,35 0,8^

1п(1/2") 1,4±0,2

119бп(1/2+)

117е1п(1/2+) 3,4±0,4

11?тШ1/2-) 1,7±0,17

2,0±0,3б 6 7 2,1 0,8'

112бп(0+)

|10е1п(7+) 0,93±0,09

110т1п(2+)

0,1б±0,0025 5 9 0,16 0,7:

5,7±1,0

85

84тКЪС6+)

22,7±3,0

НЬ(5/2~)

84®Ш2+) 88+9

0,26±0,05 5 3 0,27 1,0

Табл.18.Значения выходов простых реакций типа (у,Ю и (г,2Ю.

Ядро Остаточные Тип о^мбн)

мишень ядра реакцийи выходов

1 2 3 4 5

25 58,

61 62, 112, 11б! 11а

119!

мг

'н!

■1

'N1

120

Бп Бп Бп Бп

•58, 65; 112, 114 118,

Бп

VI

Си

124,

Бп Бп 'Бп

26 58) 60, 62 64 112, 11& 118 119!

Бп

*8

'N1 N1 N1

120,

БП БП БП БП

58 63, 112

'БП

'N1 Си

24На 57,

60

61 111 115т 117 118т

Со

I

Со Со

1п 1п 1п

119

1п

57] 64, 111 113,

1п

И

си

117т,

Бп Бп

123,

Бп

24 56; 58, 60 62т, 110

'Бп

Иа

Со Со Со

114т 116т

Со Ш

117

т 1п

118т

1п

56, 61

т

Бп

110,

N1 Си

'Бп

Т.Р) Н 9,3±0,9

Г, Р) Н 29,3±1,0

Г.р) Н 12,8±1,0

Г.Р) Н 1,84±0,3

Г,р) Н 5±0,5

Г,р) Н 4,4±0,3

Г, р) Н. 4,1±0,4

Г,Р) Н 3,3±0,4

Г.Р) Н' 4,0±0,4

Г.п) Н 17,2±1,0

г.д) Н 55±5

Г,«) Н 62±3

Г.п) Н. 135±15

Г.П) К 19,3±2,0

Г.п) Н 108±10

Г.рп) К 4,36±0,21

Г.рп) н 8,2±0,4

Г.рп) н 9,3±0,7

Г.Рп) к 6,4±0,2

Г.рп) н 0,83±0,04

Г.РП) н 6,бЗ±1.0

Г.рп) н 1,7±0,2

Г.рп) н 2,23±0,2

Г.рп) н 5,1±0,4

Г.рп) н 2,69±0,3

Г.20) н 0,52±0,05

Т»2п) к 6,4*0,9

Г,2п) н 10±1

1

2

3 4

5

1193п 117т3п (Г,2п) Н 7 ±0,7

61М 59Ре (Г,2р) Н 0, 33±0,03

119Бп 117тм (У,2'Р) н 0, 47±0,05

120Бп 118С<1 (г.2Р) н 0, 68±0,07

Таблица 19. Значения выходов (у,х) и (г,ххМ) реакций

Мишень Остаточные Спины Тип реакций Выходы

ядра и выходов в мкбн

1 2 3 4 5 6

11В 11С 3/2" Н 24±4

27А1 27ме 1/2+ (Г,х+) Н 14,3±2

б1М б1Си 3/2" (тг,х ) К 90±20

61Ы1 б1Со 7/2" (г,х+) н 110±20

62М 62шСо (4,5+) (г,%+) н 13,7±3

60со 2+ (г,%+) н 24,9±3

б5Си б5И1 5/2" (г,х+) н 24,2±4

11бБп 11бга1п 5+ (г,я+) н 53,7±10

116Бп 116ш5Ь 8_ - (Г,х~> н 23,4*4,6

11бБп 11 ^БЬ 3+ (1Г,х ) н < 187

118Бп • 118шзь 8" (г,%~) н 68±7

1203п 120шзь 8" (г,5с") н 32±4

1223п 1228Ь 2" н 176±20

124Бп 124БЬ 3~" (г,х~) н 125±20

б2М 61 Ре (155±20)

3/2" (Г,%+Р) н 62±7

бом 59ре 3/2" (Г,х+р) к 76±10

62М 61 Си 3/2" (Г,х~п) н 280±20

61М б0Со 2+ (Г,х+п) н 40±7

11бБп 115БЪ 5/2+ (Г,«~п) н 610±50

1 ^ 9Бп 118шзь 8~ (Г,х~п) н 110±20

б2М б0Си 2+ (у,х~2п) н 40 ±4

1

2

3

4 5 6

б5Си 120

63

118,

N1 Си

64 65( 119

б4М 119

Бп Бп

Бп

120, 120! 122! 124 120, 122| 122! 124 122, 124 124' 124!

Бп Бп Бп Бп Бп Бп Бп Бп Бп Бп Бп Бп Бп

■гп

118т 116т'

61 62

БЬ БЬ

Си

116т

60

БЬ

Си 115БЬ 11®тБЬ 116%Ь

118т. 120т'

115,

БЬ БЬ

БЬ

116т3п

11 ^БЬ 118т

115,

116т

11б8зь

115БЬ

БЬ БЬ 'БЬ

3/2" (ТГ,Х~2п) Н 172430

8" (Г,х~2п) Н 130±20

8~ (Г,Х~2п) Н 290±30

3/2" (Г,Х~Зп) Н 130±20

0+ (Г,х"3п) Н 100±15

8~ (Г,%~3п) Н 135±25

2+ (у,х~4п) Н 30±10

5/2+ (Г,Х~4п) Н 440±40

8~ (Г,Х~4п) Н 108±10

3+ (у,х~4п) н < 520

8~ (Г,х~4п) н 160±30

8~ (У,Х~4п) н 180±20

5/2+ (Г,х"5п) н 400440

8~ (Г,Х-бп) н 74410

3+ (Г,х~6п) н < 440

8~ (Г,Х~6п) н 110±10

5/2+ (Г,х"7п) н 230420

8~ (Г,х"8п) н 59±6

3+ (Г,х~8п) н 190±20

5/2+ (Г,х~9п) н 160±15

Таблица 21. Кинематические характеристики некоторых продуктов

1 ?

взаимодействия ионов С 25 ГэВ, протонов 28 ГэВ и фотонов

4,5 ГэВ с ядром меди.

2ШР+В) 2№(Р-В)

Продукт 12С 1Н Г 12С 1Н Г

24Ыа 2,77±0,06 2,67±0,02 3,63±0,4 0,62±0, 03 0,5+0,01 0, 4+0,04

44тБс 1,3640,02 1,25±0,01 1,5±0,2 0,3740, 01 0,2940,01

48у 1,13±0,02 0,99±0,01 1,22±0,2 0,3040, 01 0,2340,01 0, 1340,02

Ь2тМп 0,93±0,05 0,83±0,01 0,9540,1 0,24+0, 02 0,240,01 0, 1640,02

ЬаСо 0,47±0,03 0,39±0,01 0,5240,1* 0,1140, 01 0,0840,01 0, 1040,01

Таблица 20. Характеристики ядер-отдачи, образованных в б5Си.

Продукт ядро

РЯ

р

(мг/см )

В» (мг/см2)

Р/В

61( 58с 5бс 5бк

52К 48^

47Ё 44с

44с

43с

4з;

42К

24,

Си 0,12±0,015 0,048+0,007 2,5 0,19±0,04

Со 0,18±0,02 0,08±0,01 2,29 0,17±0,02

Со 0,16±0,03 0,14±0,03 1,1 0,027±0,008

Мп 0,19±0,015 0,086±0,007 2,2 0,16±0,02

Мп 0,32±0,025 0,154±0,015 2,07 0,17+0,02

V 0,37±0,053 0,24±0,036 1,54 0,1±0,02

Бс 0,53±0,024 0,28±0,014 1,93 0,152±0,011

зс(б+: 0,53±0,05 0,24±0,024 2,23 0,18±0,025

Бс(2+ 0,58±0,08 0,21±0,03 2,77 0,23±0,048

Бс 0,53±0,06 0,312±0,034 1,Т1 0,122±0,024

К 0,48+0,045 0,202±0,019 2,37 0,194±0,024

К 0,48+0,14 0,293±0,07 2,00 0,156±0,065

Иа 1,1±0,16 0,716±0,11 1,54 0,127±0,026

Таблица 20. продолжение

И (мг/см")

(МэВ/нукл)1/2 (МэВ/нукл)1/2

Т(МэВ)

Си Со Со Мп ■Мп

61 '58, 56, 56 52] 48^

475с

44бс(6+

44Бе(2+

433е 43

4224

к . К • Иа

0,31±0,06 0,5±0,077 0,61±0,17 0,53±0,13 0,91±0,12 1,203±0,26 1,572±0,11 1,48±0,08 1,48±0,3 1,66±0,26 1,296±0,16 1,39±0,58 3,55±0,75

0,18±0,025 0,24±0,07 0,27+0,08 0,25±0,07 0,36±0,046 0,47±0,10 0,59±0,04 0,58±0,08 0,58±0,12 0,64±0,1 0,526±0,066 0,561±0,235 1,19±0,25

0,034+0,007 0,041±0,005 0,007+0,002 0,04±0,005 0,061±0,008 0,047±0,01 0,09±0,006 0,105±0,015 0,134±0,028 0,078+0,012 0,102±0,013 0,087±0,036 0,15±0,03

1,02±0,17 1,68±0,50 2,05+0,25 1,73±0,53 3,37±0,43 5,33±1,12 8,26±0,58 7,4±1,04 7,4±1,55 8,73±1,34 5,94±0,75 6,6±2,77 16,9±3,55

v

ЛИТЕРАТУРА

1. Барашенков B.C. Тонеев В. Д. Взаимодействие высокоэнергетических частиц и атомных ядер с ядрами. М.: Атомиздат, 1972, 648 с.

2 Перфилов H.A. Ловкин О.В. Остроумов В.И. Ядерные реакции под действием частиц высоких энергий. -Изд.АН СССР, М-Л, 1962.

3. Nuclear Data Sheets. - 1971-1976, vol. 5-19. Reus U and Westmeir ff. Atomic Data and Nuclear Data Tables 1983, v.29 1,2

4. Danagulyan A.S., Demekhina N.A., Vartapetyan G.A. Nucl.Phys, 1977, A 285, p.482-492.

5. Бета и гамма спектроскопия под редакцией К.Зигбана Москва, 1959.

6. Недорезов В.Г., Ранюк Ю.Н. Фотоделение ядер за гигантским резонансом. - Киев, Наукова Думка, 1989, 190 стр.

7. Вартапетян Г.А. Григорян Е.О., Демехина H.A. Препринт ЕрФИ 698(4)-84, 1984.

8.Амроян К.А, Григорян Е.О., Демехина H.A., Препринт ЕрФИ 1193(70)-89, 15стр.

9.Andersson G., Blomqvist I, Forkman В. et al. Nucl.Phys. 1972, vol. A197, p.44-77.

Ю.Кгооп I. Forkman B. Nucl. Phys. 1072, v. A197, p.81-87 H.Sugarman N. Campos M. Wielgoz K. Phys.Rev. 1956, v.101, p. 388

12.Crespo V.P., Alexandep J.M., Hyde E.K. Phys.Rev., 1963, v.131, p.1765-1781.

13.Lester Winsberg. Nucl.instr. and Methods, 1978, v.150,

p.465-477

14.Lagarde-Simonoff M., Simonoff . G.N. Phys.Rev. 1979, vol.020, p.1498-1576.

15.Laster ffinsberg Atom. Data and nucl. Data Tables 1977, v.20, p.389

16.Masaike A. J.Phys.Soc of Japan, 1964, v.19, p.427-436.

17.Halpern I. Debs R.Jetal. Phys Rev, 1955, v.97, p.1327-1336

18.Roos C.E. and Persson V.Z. Phys.Rev, 1961,v124,p.1610-1622

19.Jarund A. Friberd B. and Forkman B. Z.Phys, 1973, V.A262, p.15-24.

20.Bulow B. et al Z.Phis, 1979, V.A290, p.393-394. Bulow B. et al Z.Phis, 1975, V.A275, p.261.

21.Jonsson G.G, Forkman B. and Lindgren K. Phys. Lett, 1968, v.26, p. 508.

22.Jonsson G.G. and Persson В.-Nucl.Phys, 1970, V.A153, p.32

23.Jarund A., Forkman B. Z.Phys, 1977, V.A281, p.39.

24.Jarund A., Lindgren K. Forkman B. J.Inorg nucl chem, 1981, v.43, p.1725.

25.Alder J.O. et al. Nucl.Phys. 1977, V.A28, p.325.

26.Johnsson B. et al. Z.Phys. 1976, V.A276, p.410.

27.Blomgvist I et al. Z.Phys, 1976, V.A278, p.83.

28.Bulow B. et al. Z.Phys, 1976, V.A278, p.89.

29.Andersson G. et al. Nucl.Phys, 1972, V.A197, p.44.

30.Tesch K. Nucl.Instr. Meth, 1971, v.95, p.245.

31.Нога Н.В.Ранюк Ю.Н., Сорокин И.В. ЯФ. 196Э, т.9, с.1152.

32.Ыитрованова А.В., Нога В.И. и др. ЯФ, 1977, т.25, с.962.

33.Батрый В. Г. и др. ЯФ, 1986, т. 43, с. 1074 ч

34.Б0ГРЫЙ В. Г. и др. Атомная энергия 1987, т.63, C.83S

35.Скакун Е.А. и др. Изв.АН.СССР, 1985, т.49, с.2252.

36.Di Napoli V. and Terranova M.L. J.Inor. Nucl. chem. 1974, v.36, p.3633.

37.Terranova M.L. et al. Lett Nuovo Chim. 1980, v.28, p.44.

38.Di Napoli V et al. J.Inorg. Nucl. Chem. 1975, v.37, p.1101.

39.Di Napoli V et al. J.Inorg. Nucl. Chem. 1976, v.38, p.1.

40.Di Napoli V et al. J. Inorg. Nucl. Chem. 1978, v.40, p.1619.

41.Di Napoli V et al. J. Inorg. Nucl. Chem. 1978, v.40, p.175

42.Kimbartzki G.J. et al. Nucl. Phys. 1971, V.A160, p.237.

43.Kimbartzki G.J. et al. Nucl. Phys. 1971, V.A176, p.23.

44.Вартапетян Г.А., Данагулян А.С. и др. ЯФ, 1973, т17, с.685.

45.Danagulyan A.S. et al Nucl.Phys. 1977, V.A285, p.482.

46.Вартапетян Г.А. и др. ЯФ, 1981, т.34, с.289.

47.Амроян К.А. и др. ЯФ, 1988, т.48, с.461.

48.Богатин В.И. и др. ЯФ, 1973, т17, с.9. ЯФ 1974, т.19, с.32.

49.Авдейчаков В.В. и др. Сообщение ОИЯИ, Дубна, 1-7894, 1974-18с.

50.Батист JI.JLh др. ЯФ 1974, Т.20, с.850. ЯФ 1977, т.25, 1140.

51.David P. Debrus J. et al Nucl.Phys, 1974, V.A221, p.145.

52.Tracy В. et al Phys.Rev. 1972, v.C5, p.222.

53.Балин Д.В. и др. ЯФ, 1975, т.21, с.482.

54.Korteling R.R., Caretto А.А. Phys.Rev. 1970, v.01, p.93.

55.Беляев P.H., Домкин В.Д. и др. Изв.АН СССР 1978, сер. физ. т.42, с.2392.

56.Богатин В.И. и др. Сообщение ОИЯИ, Дубна, 1-8393, 1974.

57.Асатурян В.Н., Данагулян А.С. и др. ЯФ, 1977, т.25, 1133.

58.Аракелян А.А., Данагулян А.С. и др. ЯФ, 1982, т.35. 518.

59.Арустамян Г.В., Данагулян А.С. и др. ЯФ, 1980, т.32, 1165.

60.Аракелян A.A., Данагулян A.C. и др. ЯФ, 1986, т.44, 10.

61.Аракелян A.A., Данагулян A.C. и др. ЯФ, 1989, т.49, 922.

62.Аракелян A.A., Данагулян A.C. и др. ЯФ, 1988, т.48,618

63.Аракелян A.A., Данагулян A.C. и др. ЯФ, 1992, т.55, 2593.

64.Александрии В.Э., Аракелян A.A., Данагулян A.C., Тезисы докладов 42-го мевд. совещания по ядерной спектроскопии и структура ядра, Алма-Ата, 1992, с.257.

65.Александрии В.Э., Аракелян A.A., Данагулян A.C., ЯФ. 1993, т.56, вып.6, с.1.

66.Cumming J.B. et. al. Phys.Rev, 1976, v.C14, p.1554. 67.1ор 0., Моттельсон В. Структура атомного ядра. М., Изд. "Мир", 1971, т.1, с.53, 43, 267.

68.Батист J1.X. препринт ЛИЯФ, 1982, 746, с.29.

69.Rudstam G.Zs., Natur forschun^, 1966, v.21A, p.1027.

70.Audouze J, et.al. Nucl.Phys, 1967, v.A197, p. 144.

71.Foshina M. et.al. Radiochim. Acta 1984. v.35, p.121.

72.Foshina M. et.al. Radiochim. Acta 1989. v.46, p.57.

73.Jonsson G.D. and Lindgren K. Phys.Scr, 1977, v.15, p.308.

74.Barashenkov V.S. et.al. Nucl.Phys, 1974, v.A231, p.462.

75.Bachschi N.M. et.al. Nucl Phys. 1976, v.A264, p.493.

76.Dänagulyan A.S., et.al. Proceedings of the Second International conference. Bretislava 1982. p.85, Изв.AH Арм.ССР Физика 1981, т.16, с.336.

77.Dewdney J.W., Nucl.Phys, 1963 v.43,p.303

78.Chacctt К.F. and Chacett G.A. Nucl.Phys,1967, v.A100, p.633

79.Аракелян A.A., Данагулян A.C. и др. Тезисы докладов 41-го совещания по ядерной спектроскопии и атомного ядра, Минск 1991, с.291.

80. Hodgson P.E. Rep.Prog.Phys., 1984, v.47, p.613.

81.Martin Ph. and Walter R.L. Phys.Rev. 1986, v.C34, p.384.

82.Campi X. et al. Phys.Lett., 1984, v.138B, p.353,

83.Kaufman S.B. Phys.Rev, 1980, v.C22, p.167.

84.Haustein P.E. Ruth T.J., Phys.Rev. 1978, v.C18, p.2241.

85.Cumming J.B. et.al. Phys.Rev. 1978, v.C17, p.1632.

86.Campi X. Phys.Rev. 1981, v.024, p.2129.

87.Авакян A.P. и др. ЯФ. 1386, т.44, с.298.

88.Авакян А.Р. и др. ЯФ. 1986, т.44, с.566.

89.Амроян К.А. ЯФ. 1989, т.49, с.1537.

ЭО.Аракелян А.А.,Данагулян А.С. и др. ЯФ, 1985, т.41, с.833.

91.Аракелян А.А., Данагулян А.С. и др. ЯФ, 1990, т.52, с.319.

92.Данагулян А.С. Демехина Н.А. ЯФ, 1976, т.24, с.681. 93.Shibata S. et.al. Phis.Rev. 1987, v.C35, p.254.

94.Metasiri T. et.al. Nucl.Phys 1971. v.A167, p.97.

95.Metasiri T. et.al. Nucl.Phys, 1971, v.A167, p.97.

96.Emma V. et.al. Nucl.Phys, 1976, v.A257, p.438.

97.Hacse R.W. Ann.Phys, 1971, v.68, p.377. 98.11jinov A.S. et.al. Zs.Phys, 1978, A287. p.37.

99.Nix J.R. Ann.Rev. Nucl.Sci., 1972, v.22, p.65.

100.Батист Л.Х. и др. Препринт ЛИЯФ, 1983, 961-13с.

101.Амроян К.А. и др. Препринт ЕрФИ, 1193(70)-89, 15с.

102.Wapstra А.Н., Audi G. Nucl.Phys, 1985, A432, p.1-54.

103.Яковлев Ю.П. ЭЧАЯ, 1983, т.14, вып.6, с.1285. Ю4.Аракелян А.А., Данагулян А.С. Тезисы докладов 39-го совещания спектроскопии и структуре ядра. Ташкент, 1989, 319. 105.Батист Л.Х. и др. Препринт ЛИЯФ, 1981, 677-2SC. Юб.Мехедов В.И. и др. ЯФ, 1966, т.З, с.313.

107.Да1 агулян A.C., Демехина H.A. ЯФ, 1978, т.27, с.877.

108.Eriksson М. Jonsson G.G. Nucl.Phys, 1975, V.A242, p.507.

109.Walters W.B., J.P.Hummel, Phys.Rev. 1966, v.150, p.867. ИО.Аракелян A.A., Данагулян A.C. и др. ЯФ, 1987, т.45, с.609.

111.Huizenga J.R., Vandenbosch R., Phys.Rev., 1960, v.120, p.1305., Phys.Rev. 1960, v.120, p.1913.

112.Gabriel T.A., Aismiller R.G. Phys.Rev. 1969, v.182, 1035.

113.Аланакян K.B. и др. Письма в ЖЭТР, 1980, т.32, с.666, Препринт ЕрФИ-153(75), 1975 Ереван.

114.Beswell Y. et.al. Phys.Rev., 1982, v.C25, p.2540.

115.Козма П. и др. ЯФ, 1991, т.54, с.558. Иб.Бутцев B.C. ЭЧФЯ, 1980, т.И, с.900.

117.Давидов М.Г. и др. Атомная энергия 1987, т.62, с.236.

118.Вишневский И.Н. и др. Изв. АН СССР, 1989, т.53, с.171. ИЭ.Аракелян A.A., Данагулян A.C. и Демехина H.A. Тезисы докладов 41-го совещания по ядерной спектроскопии и структуре ядра. Минск, 1991, с.319.

120.Masumoto Kazuyoshi et.al. NIM, 1978, v.157, p.567.

121.Need J.L. Phys.Rev. 1963, v.129, p.1302.

122.Vandenbosch R. et.al. Phys.Rev. 1965, v.13, p.137.

123.Dydey N.D. and Suschura T.T. Phys.Rev. 1965, V.B139, 896.

124.Аракелян А.А.б Данагулян -A.C. и др. Изв. АН Арм.ССР 19866 Физика, т.2(1, с.ИЗ.

125.Аракелян A.A.б Данагулян A.C. и др. ЯФ, 1989, т.50, 1226.

126.Аракелян А.А.б Данагулян A.C. и др. ЯФ, 1990, т.51, 1582.

127.Martins G.B. et al., J.Inorg. NucbChem, 1981, v.43, 1115.

128.De Almeida E.S. et al.J.Inorg. Nucl.Chem. 1981, v43, 2589.

129.Bulow B. et.al. Zs.Phys, 1977, V.A282, p.261.

130.Andersson G. et.al. Zs.Phys. 1978, v.A285, p.335.

131.Andersson G. et.al. Nucl.Phys. 1971, V.A171, p.529. Friberg B. et.al. Nucl.Phys, 1971, V.A171, p.551.

132.Ишханов Б.С., Капитонов И.M. ЯФ, 1970, т.И, с.485.

133.Fultz S.С. et.al. Phys.Rev., 1974, v.СЮ, p.608.

134.Сорокин Ю.И. И др. ЯФ, 1971, т.14, с.1118.

135.Fultz S.С. et.al. Phys.Rev. 1969, v.186, p.1255. 136.0сакина P.M, Ядровский Е.Л. Изв. АН СССР, 1970, Физика, т.34, с.182.

137.Ishkhanov В.S. et.al. Phys.Lett., 1966, v.22, p.301. 138.Ишханов Б.С., Капитонов И.М. Взаимодействие электромагнитного излучения с атомными ядрами М.1979. с.82. 139-Bulow В. et.al. Zs.Phys., 1978, V.A285, p.359 Zs.Phys., 1978, V.A285, p.323.

140.Lindgren K. Zs.Phys., 1976, V.A276, p.359.

141.Jonsson B. et.al. Nucl.Phys 1977, v.278, p.365.

142.Gari M. Hebach H. Phys.Reports 1981, v.72, p. 1.

143.Blomqvist I, et.al. Nucl.Phys 1971, V.A162, p.193.

144.Nilsson M. et.al. Zs.Phys, 1980, V.A294. p.253.

145.William B. et.al. Phys.Rev. 1966, v.143, p.833.

146.De Carlo V., Freed N., Phys.Rev. 1982, V.C25, p.2162.

147.Blomqvist I, et.al. Zs.Phys 1978, V.A288, p.313.

148. Данагулян A.С., Демехина H.A. Изв.АН Арм.ССР 1973, Физика т.8, с.321.

149.Blomqvist I, et.al. Phys.Rev. 1977, V.C15, p.988.

150.Kuzmenko V.S. et.al. Phys.Rev. 1977, V.C16, p.1513.

151.Vervier Y. Nucl.Phys, 1966, v.78, p.497.

152.Korie H., Oqawa K. Prog.Theor.Phys, .1971, v.46, p.439.

153.Peterson G.A. et.al. Phys.Rev. 1973. v.C7, p.1028.

154.Arakelyan A.A., Danagulyan A.S. Nucl.Phys, 1991, A.535, p. 535.

155.Cumming J.B. et.al. Phys.Rev. 1978. V.C18, p.1372.

156.Cumraing J.B. and Bachmaun K. Phys.Rev. 1972, v.06, p.1362.

157.Kaufman S.B. et.al. Phys.Rev. 1978. v.018, p.1349.

ПРИЛОЖЕНИЕ Список работ входящих в диссертацию

1.В.М.Асатурян, Е.О.Григорян, Г.А.Вартапетян, А.С.Данагулян и др. Реакции в легких ядрах под действием тормозных фотонов при максимальных энергиях от 2 до 4,5 ГэВ. ЯФ 1977, т.25, с.1133 [57].

2.Г.В,Арустамян, Г.А.Вартапетян, А.С.данагулян и А.Г.Худавердян. Фоторасщепление изотопов 58Ы1, 64Ni и исследование изотопического эффекта. ЯФ 1980, т.32, 1165 [59].

3. A.S.Danagulyan, S.S.Danagulyan, A.G.Khudaverdyan. Investigation of photonuclear reactions in enriched Nuclei 58Ni and 64Ni

Proceedings of the second International conference Low'Radiactivities 80, Bratislava 1982, p.85. Изв. AH Арм.ССР 1981, Физика 16, с.336 [76].

4.А.А.Аракелян, Г.В.Арустамян, А.С.Данагулян и др. Реакции фоторасщепления ядер 24Mg, 25Mg и 26Mg. ЯФ, 1982, т.32, с.518, [58].

5.А.А.Аракелян, А.Р.Балабекян, А.С.Данагулян, А.Г.Худавердян Фотообразование легких ядер на изотопах Ni и Mg. ЯФ, 1985, т.41, с.833 [87].

6.А.А.Аракелян, А.Р.Балабекян, А.С.Данагулян, А.Г.Худавердян Исследование простых фотоядерных реакций на изотопах никеля, Изв.АН Арм.ССР 1986, Физика, т.21, с.113 [120].

7.А.А.Аракелян, А.Р.Балабекян, А.С.Данагулян, А.Г.Худавердян Расщепление изотопов никеля фотонами с максимальной энергией 4,5 ГэВ. ЯФ 1986, Т.44, с.10. [60].

9.1

8. А. А. Аракелян,' А.Р.Балабекян, А.С.Данагулян, А.Г.Худавердян Изомерные отношения выходов реакций Sn (у,хруп)Х. ЯФ 1987, т.45, с.609, Тезисы докладов совещания по спектроскопии и структуре ядра. Харьков, 1986, с.368 [106].

9.А.А.Аракелян, А.Р.Балабекян, А.С.Данагулян, А.Г.Худавердян Фотовыходы долгоживущих остаточных ядер из разделенных изотопов олова. ЯФ 1988, т.48, с.618, Тезисы докладов Совещания по спектроскопии и структуре ядра. Рига, 1987, с.378 [62].

10.A.A.Аракелян,А.Р.Балабекян, А.С.Данагулян, А.Г.Худавердян

ее

Фоторасщепление изотопа Си. ЯФ, 1989, т.49, с.922 [61]. И.А.А.Аракелян,А.Р.Балабекян, А.С.Данагулян, А.Г.Худавердян Реакции типа (Y,N), (т, 2N) и (у.зехп) на разделенных изотопах олова. ЯФ, 1989, т.50, с.1226, Тезисы докладов 39-го Международного совещания по спектроскопии и структуре ядра. Ташкент, 1989, с.320.

12.А.А.Аракелян,А.Р.Балабекян, А.С.Данагулян, А.Г.Худавердян Фотообразование 7Ве и 24Na из -ядер-мишений 60Ni, 118Sn, 120Sn и 124Sn, ЯФ, 1990, т.52, с.319, Тезисы докладов 39-го Международного совещания по спектроскопии и структуре ядра. Ташкент, 1989, с.306.

13.А.А.Аракелян,А.Р.Балабекян, А.С.Данагулян, А.Г.Худавердян

Y

Изучение образования Ве из легких и среднетяжелых ядер. Тезисы докладов 39-го Международного совещания по спектроскопии и структуре ядра. Ташкент, 1989, с. 319.

14.А.А.Аракелян,А.Р.Балабекян, А.С.Данагулян, А.Г.Худавердян Исследование реакций (т,%), и (у,ххп) на средних и среднетяжелых ядрах. ЯФ, 1990, т.51, с,1582. Тезисы докладов

40-го Международного совещания ho спектроскопии и структуре ядра. Ленинград, 1990, с.307.

15.А.А.Аракелян, A.C.Данагулян, Н.А.Демехина. Изомерные отношения 84m'sRb и 129m,Тезисы докладов 41-го Международного совещания по спектроскопии и структуре ядра. Минск, 1991, с.292.

16.A.A.Arakelyan, . A.R.Balabekyan, A.S.Danagulyan, A.Khudaverdyan. Recoil. Properties of Nuclei Produceed in the Photospallation of 65Cu. Nucl.Phys, 1991, A.534, p.535, ЯФ, 1990, T.52, c.1217.

17.А.А.Аракелян,А.Р.Балабекян, A.C.Данагулян, А.Г.Худавердян Фоторасщепление разделенных изотопов олова.Тезисы докладов

41-го Международного совещания по спектроскопии и структуре ядра. Минск, 1991, с.291.

18.А.А.Аракелян,А.Р.Балабекян, A.C.Данагулян, А.Г.Худавердян Выходы фоторасщепления разделенных изотопов олова. ЯФ, 1992, с.2593.

19.А.А.Аракелян, В.Э.Александрян, A.C.Данагулян.

11Я

Фотоядерные реакции типа (г,рхп) на ядре Sn Тезисы докладов 41-го Международного совещания по спектроскопии и структуре ядра. Алма-Ата, 1992, с.257

20.А.А.Аракелян, В.Э.Александрян, A.C.Данагулян. Исследование изомерных отношений выходов фотоядерных реакций на ядрах олова. ЯФ, 1993, т.56, вып.6, с.1-8.