Исследование реакции (n, p) на ядрах в области 22 меньше или равно А меньше или равно 41 с помощью резонансных нейтронов тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

ВВЕДЕНИЕ.

ГЛАВА. I. ИСПУСКАНИЕ ПРОТОНОВ ЯДРАМИ.

1.1. Радиоактивные ядра.

1.2. Составное ядро.

1.3. Протонный распад отдельных состояний.

1.4. Средние значения протонных ширин. Силовая функция.

1.5. Исследования Р-четных и Р-нечетных корреляций в реакциях с медленными нейтронами.

2.2. Нейтронный спектрометр по времени пролета.38

2.3. Спектрометрия заряженных частиц. Выбор типа спектрометра .41

2.3.1. Полупроводниковый Si -детектор .41

2.3.2. Ионизационная камера с сеткой.42

2.3.2а. Выбор условий работы ионизационной камеры . 43

2.4. Установка для измерения Р-четных и Р-нечетных корреляций.46

2.4.1. Пропорциональная камера (ПК) .4 8

2.4.1а. Конструкция.4 8

2.4.16. Газовая смесь .49

2.5. Заключение .50

Стр.

ГЛАВА 3. ЭКСПЕШШЖАЛЫШЕ РЕЗУЛЬТАТЫ. 52

3.1. Выбор ядер. 52

2 2 2 2

3.2. Исследование реакции N а ( n; р ) N е . 54

3.2a. Обсуждение результатов. 57

3.3. Исследования реакций К (п, р ) А г и

KkdpCi. 61

3.3.1. Исследования реакций (п,р)и(п,о()на 40К при энергии нейтронов от йЮО эБ до ^

10 кэВ. 62

3.3.1а. Обсуждение результатов . 63

3.3.2. Исследования реакщй ( n , р ) и ( п,«) на при энергии нейтронов от js 0,01 эВ до I эВ. 68

3.3.2а. Обсуждение результатов. 7 о

Збр / \ Збсг

3.4. Исследование реакции 1Л I n( рj о . 72

3.4.1. Обсуждение результатов . 73

3.5. Исследование несохранения пространственной четности и лево-правой асимметрии в реакции

35Cl( n,p ) 35S . 76

3.5.1. Обсуждение результатов.78

3.6. Заключение .

ЗАКЛЮЧЕНИЕ.83

ЛИТЕРАТУРА.9 0

ВВЕДЕНИЕ

Актуальность. Изучение нейтронных резонансов ядер, легчащих в долине бета-стабильности, дало много информации о структуре возбужденных состояний ядер ^ и о механизме ядерных реакций Достаточно вспомнить ту важнейшую роль, которую сыграли экспериментальные данные о нейтронной, альфа и радиационной силовых функциях для проверки разных теоретических ядерных моделей /^>4/ и ту ценную информацию о механизме реакции, которая получена при изучении разных корреляций во взаимодействии резонансных нейтронов с ядрами Разумно ожидать, что изучение нейтронных резонансов ядер, лежащих вне области стабильности, даст новый материал для понимания этих явлений, выявления их особенностей.

В последнее время стали появляться работы, где изучаются нейтронные резонансы на радиоактивных ядрах-мишенях. Эти исследования открывают целый ряд новых возможностей (см. обзор :

1. Возможность изучения класса нечетно-нечетных изотопов, количество которых крайне мало среди стабильных изотопов.

2. Получение большего количества резонансных данных для удаленных от долины стабильности ядер.

3. Изучение изомеров, т.е. получение данных для ядер в разных спиновых состояниях.

4. Изучение неупругого рассеяния второго рода (ускорение нейтронов).

5. Расширение области наблюдения ( n, р ) и ( п , &. ) реакций.

6. Получение данных, важных для атомных реакторов: а) поведения продуктов деления в нейтронных полях (длительность кампании; топливный цикл; анализ выгорания); б) характеристик конструкционных материалов (накопление газов и вторичных радиоактивных веществ)•

Обычно для изучения нейтронных резонансов радиоактивных

7/ ядер используют метод пропускания ' '. В этом случае возникают некоторые трудности а) накопления достаточного для измерения количества изотопов; б) идентификации резонансов по изотопам и определения изотопного состава образцов; в) манипулирования с большими активностями.

Такие же трудности остаются при измерении реакций ( п,у) и ( п,п ). В первом случае надо еще добавить трудности, которые возникают из-за большого фона самого образца.

При изучении нейтронных резонансов радиоактивных нейтроно-дефицитных ядер в ряде случаев более перспективным является метод измерения испускания заряженных частиц, В этом случае можно более просто избавиться от фона, легче изотопная идентификация резонансов, потому что при малых энергиях нейтронов реакция с эмиссией заряженных частиц обычно происходит только на одном изотопе, кроме того эффективность регистрации заряженных частиц, вылетающих из тонких мишеней, близка к 50$,

До нашей работы протонные ширины нейтронных резонансов были известны всего на нескольких стабильных ядрах %е, ^ N, ^С I

Это объясняется тем, что для стабильных ядер, как правило, энергии связи нейтронов и протонов близки С Bn- Bp)» поэтому энергия протонов в реакции ( n, р ) на медленных нейтронах мала, малы и сечения.

Поскольку для радиоактивных нейтронодефицитных ядер энергия связи нейтрона много больше, чем для протона ( Вр^Вп)» довольно резко увеличивается вероятность испускания протона.

Отметим, что изучение реакции ( п, р) интересно не только с точки зрения "нейтронной физики", но и потому, что это самый "чистый" ядерный механизм, который можно использовать для изучения формирования и распада составного ядра. Здесь не проявляются такие конкурирующие эффекты, как процесс упругого рассеяния в реакциях ( h,n ) или ( Р, Р), или прямые процессы, когда имеются быстрые нейтроны. Правильный учёт таких эффектов часто представ/9/ ляется затруднительным ' ' .

Изучение реакции ( n, р ) представляет ещё практический интерес. Дело в том, что при реакции ( n, р ) происходит накопление водорода в материалах атомных реакторов. Например, в реакторах на быстрых нейтронах используют жидкий натрий для охлаждения /10/^ £сли энерГИЯ нейтрона достаточно велика может произойти реакция Na( n, 2п Нами было обнаружено что сечение реакции 22Na( n, р ) имеет один резонанс при Еп= 150 эВ, который определяет очень большое сечение этой реакции. Так что цикл

23N (n,2n)22N ( П, р) может быть важным с точки зрения накопления водорода в реакторах на быстрых нейтронах.

Таким образом, перед нами стояла задача использовать те преимущества, которые появляются при детектировании заряженных частиц (точнее - протонов), испускаемых после захвата медленных нейтронов, для поиска и изучения параметров нейтронных резонансов радиоактивных нейтронодефицитных ядер. Эти исследования позволяют нам: а). Изучать резонансы нечётно-нечётных изотопов, количество которых крайне мало среди стабильных ядер (5 ядер). б). Использовать новую возможность экспериментального определения протонных силовых функций. в). Попытаться оценить накопление водорода в некоторых конструкционных материалах атомных реакторов за счёт реакции ( п, р).

Кроме того, нам хотелось расширить изучение разных ядерных процессов (как, например, изучение Р-чётных и Р-нечётных корреляций) по новому каналу, то есть по каналу ( п, р).

Цель работы. На основе этих предпосылок была определена цель нашей работы, которая заключалась в следующем.

1. Измерение сечения реакции ^Nd( п, р) при энергии нейтронов до 1000 эВ. ос:

2. Измерение сечения реакции Cl ( п, р ) при энергиях нейтронов до 10 кэВ.

3. Измерение сечений реакций ^°К(п,р) и ^ К( п ) при энергиях нейтронов до 10 кэВ.

4. Изучение Р-чётных и Р-нечётных корреляций в реакции n ,d) цри энергии нейтронов En ~0»01 эВ.

Научная новизна.

1. Впервые получена информация о нейтронных резонансах в ядре

22 Na.

2. Было определено, что ход сечения реакции п , р ), при энергиях нейтронов < I эВ, подчиняется закону 1/v .Этот результат противоречит тому, который был получен в работе /12/

3. Впервые получена информация о нейтронных резонансах в ядре 36Cl. Для этого ядра, до нашей работы, только был известен верхний предел сечения реакции ( n , ) в тепловой точке (Еп~0»025 эВ) /8/.

4. Впервые обнаружен эффект несохранения чётности в реакциях, вызываемых нейтронами с последующим испусканием заряженных частиц.

Практическая ценность. Полученные данные могут служить критерием правильности предсказаний теоретических моделей о механизме несохранения чётности в реакциях с нейтронами и их применимости в случае реакции (п ,р ). Определение сечения реакции ( п, р) радиоактивных нейтронодефицитных ядер является очень важным для оценки накопления водорода в разных конструкционных материалах ядерных реакторов. В частности, надо отметить, что в реакторах на быстрых нейтронах используется жидкий натрий для теплообмена, поэтому может произойти реакция n,2n)^No с последующим испусканием протонов через реакцию ( n, р ), откуда может возникать накопление водорода.

Апробация работы. Основные результаты диссертации докладывались и обсуждались на международной конференции по ядерным данным для науки и технологии (Антверпен, Бельгия, 1982), на 6-й Всесоюзной конференции по нейтронной физике (Киев, 1983) и на ХХХ1У совещании по ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра (Алма-Ата, 1984).

Публикации. По материалам диссертационной работы опубликовано 5 печатных работ.

Г Л А В A I I, ИСПУСКАНИЕ ПРОТОНОВ ЯДРАМ

Характерное ядерное время tn ~1СГ^С. Характерное время электромагнитных (\е ) и слабых (f^ ) процессов te -Ю"1^ С и t^ ~ЛГ10 С, соответственно. Условно считается, что если ядро имеет время жизни t > t^ » то это - радиоактивное ядро, если te-t ^rtcj » это - компаунд-ядро. Подчеркнём, что хотя такое разделение удобно, оно условно, потому что не имеет определённых границ.

I.I. Радиоактивные ядра

Энергетическая возможность испускания протона при радиоактивном распаде появляется как следствие снижения энергии связи протона при уменьшении числа нейтронов в ядре. Такое изменение энергии связи протона обусловлено зависимостью величины ядерного взаимодействия от изотопического числа и возрастанием вклада кулоновского отталкивания. Возможны несколько механизмов эмиссии протонов при радиоактивном распаде

I. Ядра с положительной, но малой по величине энергией связи протона могут испускать протоны из возбужденных состояний после позитронного перехода или К-захвата с достаточно высокой энергией. Если энергия протона ниже высоты кулоновского барьера, протон выйдет за пределы ядра с помощью туннельного эффекта. Это - случай испускания запаздывающих протонов.

2. Возможен р -распад изомеров, если энергия возбуждения превышает энергию связи протона.

3. Ядра с отрицательной энергией связи протона нестабильны по отношению к испусканию протона из основного состояния. В этом случае картина р -распада аналогична той, которая тлеется при обычном ы -распаде.

4. Пересыщенные протонами изотопы чётных по Z элементов за счёт эффекта спаривания могут оказаться нестабильными относительно радиоактивного испускания двух протонов сразу.

Все эти явления наблюдались экспериментально. Первые излучатели запаздывающих протонов были открыты в Дубне Карнауховым В.А. и др. црИ облучении никелевой фольги ускоренными ионами 20 N е. К настоящему времени открыто более полусотни излучателей запаздывающих протонов с достоверной идентификацией 1 и А . Теперь это весьма плодотворное средство получения ядерной информации. Измерение протонного спектра оказывается полезным для изучения -распада легких ядер в области изобарного аналогового и изотопической чистоты возбужденных состояний. Протонные излучатели позволяют определить массы ядер вдали от линии стабильности. Анализ протонных спектров относительно тяжелых ядер даёт сведения о силовой функции (3+-распада, усредненных ширинах возбужденных состояний, плотности уровней.

Протонный распад из изомерного состояния изотопа кобальта 53гп Со был обнаружен в 1970 г. Это ядро получено в реакции Fe ( р,2п ) при энергии протонов 35 МэВ. Период полураспада при протонной активности оказался равен 0,25 С и энергия протонов Еп= 1,59 - 0,03 МэВ. По виду функции возбуздения и отсутствию совпадений обнаруженной протонной активности с позитронами стало ясно, что действительно найдена протонная радиоактивность, а не запаздывающие цротоны Протонный распад идёт из возбуждённого состояния с большим спином 1S/2 в основное состояние ^ Fe со спином 0+. Таким образом, этот распад задерживается кулоновским и центробежным барьерами. С протонным распадом конкурирует сверхразрешенный 0 -распад в зеркальное со ' со^ состояние ге • В основном, нестабильное состояние Со распадается путём -распада; доля протонного распада всего 1,5%, Если бы можно было "выключить" -распад и испускание протонов было бы единственно возможным способом распада, то период полураспада был бы равен 17 с, т.е. он более чем на двадцать порядков превысил бы временной масштаб, характерный для обычных ядерных процессов. Если учесть барьерные факторы, о то период полураспада ожидался бы порядка 6.10 с. Оставшийся о множитель -3*10 связан с чрезвычайно малой одночастичной

СО примесью в состоянии, из которого Со испытывает распад, т.е. метастабильное состояние ^3тСо и зеркальное состояние

3Fe характеризуются удивительно "чистой" конфигурацией (fz/2) /18/

•

Протонный распад из основного состояния был обнаружен при распаде ядра ^ Lu Энергия испукаемых протонов

Ер = 1,231 МэВ. Период полураспада при распаде через протонный канал Tj/2 = SI мс.

Надо сказать, что время жизни в основном состоянии протонно-радиоактивных ядер может дыть весьма ценную информацию о характере заполнения протонных уровней Кроме того, при чисто кулоновском барьере скорость протонного распада, зависящая от радиусов ядер и позволяющая поэтому определять эти радиусы, будет изменяться при переходе от сферических к деформированным ядрам. Между тем, многие ядра, которые предположительно могут быть протоннорадиоактивными, должны принадлежать как раз к числу несферических, и поэтому наблщцение скорости распада явится новым источником сведений о деформации ядер. Вся эта информация может быть получена гораздо надёжнее при протонном распаде, чем при <*-распаде, поскольку в первом случае распад, очевидно, одночастичный и не требуется сложного учёта факторов формирования °<-частиц в ядре.

Двухпротонный распад ядер был теоретически предсказан в I960 г. В.И.Гольданским и экспериментально обнаружен в 1983 г. /20/^ исследовать это явление труднее, чем протонный распад, но зато оно оказывается более информативным Помимо решения общих с протонной радиоактивностью задач изучения уровней и размеров нейтронодефицитных ядер, работы по двухпротонной радиоактивности, вероятно, дают уникальные возможности исследования формы потенциального барьера вокруг ядра, парного взаимодействия протонов под барьером, новых ядерных явлений, родственных наблюдаемым цри изучении сверхпроводимости. Экспериментально наблюдался двухпротонный распад после fb+ -распада 2? ядра алшиния

22Ai^2Mg2£|°Nc

Помимо указанных выше р-излучателей в настоящее время /21/ как и с<-распад /ЛА/ интенсивно исследуется р-распад из высоковозбуждённых состояний ядер с помощью ( р,р ) и ( n,р ) реакций при сравнительно малых энергиях налетающих частиц.

1.2. Составное ядро

В сечении взаимодействия медленных нейтронов с ядрами наблюдаются различимые резонансы. Эти резонансы являются квазистабильными состояниями составного ядра. При взаимодействии протонов с ядрами тоже наблюдаются резонансы, но так как в этом случае присутствует кулоновский барьер, протоны могут возбуждать уровни составного ядра с заметной интенсивностью только тогда, когда энергия их гораздо выше порога отделения протонов.

Согласно предположению Бора ^ падающая частица поглощается ядром; при этом энергия процесса (то есть энергия частицы плюс энергия связи частицы с ядром) успевает распределиться между входящими в состав ядра частицами задолго до того, как сможет произойти вылет какой-либо частицы. Другими словами, образование и распад составного ядра происходят независимо. Эта идея эквивалентна утверждению, что составное ядро живет так долго, что "забыло", как оно образовалось. Такое утверждение, конечно, не точно, потому что, всё-таки, в этом процессе не всё может быть "забыто", так как сохраняются энергия, импульс, чётность и т.д.

Спустя сравнительно долгое время ( t^> ln ) составное ядро в итоге теряет свою энергию возбуждения. Это происходит либо путём испускания У -кванта, либо осуществляется концентрация энергии на отдельной частице или группе частиц, которые в результате вылетают, охлаждая ядро. Разумно предполагать, что в тяжёлых ядра последний процесс менее вероятен, чем первый, хотя это тоже не всегда имеет место. В общем случае испускаемая частица отличается от падающей, а энергия и направление движения вылетающей частицы отличны от начальных.

Хотя понятие составного ядра является очень полезным в течение многих десятилетий, даже сегодня нельзя утверждать, что мы точно знаем, какие процессы происходят у него внутри. Доказательством этого утверждения является тот факт, что пока не найдена волновая функция, которая описывала бы все состояния составного ядра.

С точки зрения современных представлений, формирование составного ядра происходит следующим образом -g Пр0цессе столкновения падающей частицы с ядром даже вне поверхности ядра действуют силы, обусловленные результирующим ядерным потенциалом. Поэтому падающий нуклон, попадая в область действия ядерного потенциала, может отклониться и вылететь в другом направлении с той же энергией. Такой процесс представляет собой прямое упругое или потенциальное рассеяние. С другой стороны, падающий нуклон, проникая в ядро, может столкнуться с одним из нуклонов и возбудить его на уровень, лежащий выше поверхности Ферми, при этом на одном из нижележащих уровней образуется вакансия (дырка). Падающий нуклон, выбывая из входного канала, также заполняет один из уровней выше поверхности Ферт (случай, когда два нуклона обмениваются состояниями, соответствует упругому обменному рассеянию). Образовавшееся состояние можно рассматривать как двухчастично-дырочное возбужденное состояние

2р 1 h-состояние) составной системы. Если хотя бы один из нуклонов обладает энергией, превышающей энергию отделения, то имеются две возможности: I) нуклон может покинуть ядро без взаимодействия с другими нуклонами, за исключением отклонения в среднем ядерном потенциале (такой процесс называют прямой реакцией); 2) нуклон может испытать столкновение с другим нуклоном ядра, при этом образуется трехчастично-двухдырочное возбуждённое состояние (3р2h-состояние) составной системы. Если же ни один из нуклонов в двухчастично-дырочном возбуждённом состоянии не обладает энергией, превышающей энергию отделения, то может реализоваться только вторая возможность. В дальнейшем каждый из нуклонов будет испытывать столкновение с другими нуклонами. При этом энергия возбуждения будет постепенно распределяться среди всех нуклонов составной системы. В этом случае энергия возбуждения в результате большого числа последовательных столкновений между нуклонами распределяется по всем степеням свободы. Составная система, находящаяся в таком равнораспределённом состоянии и отождествляется с составным ядром.

Если составное ядро образовалось с возбуждением, незначительно превышающим порог излучения нейтронов, то оно будет жить долго в этом состоянии, так как вероятность концентрации энергии на одной частице будет низкой. Действительно, так как характерные времена жизни относительно электромагнитных переходов есть величины порядка 10"^ с, излучение У -квантов может конкурировать с излучением частиц. Поэтому в таких случаях обычно рассматривают только два вклада в полное сечение: упругое рассеяние и захват; последний сопровождается У -переходом либо непосредственно в основное состояние (А+1, Z ), либо через каскадный переход. Распад нейтронных резонансов по нейтронному и % -каналам позволяет получать сведения, главным образом, об объёмных свойствах волновой функции возбужденных состояний, расположенных вблизи энергии связи нейтрона.

У некоторых ядер открываются и другие каналы, как, например, протонный и альфа-каналы. Но из-за присутствия кулоновского барьера для заряженных частиц, особенно в случае тяжелых стабильных ядер, сечения реакции ( п ) и ( n, р ) очень малы (например, если для 67Zn то для I55Gd J^fflO"8, а для 35С1 и КГ6). Поэтому необходимо использовать нейтронный спектрометр с большой светосилой, жертвуя энергетическим разрешением, что приводит к ограничению числа доступных для исследования резонансов и ядер-мишеней. К настоящему времени экспериментально обнаружен с* -распад, примерно, 120 компаунд-состояний для полутора десятков изотопов в диапазоне А ~ 65 * 178. В некоторых случаях получены также сечения реакции ( п , оО в тепловой точке

Степень изученности Р -распада нейтронных резонансов значительно ниже, так как до нашей работы экспериментально обнаружен р-распад только на стабильных ядрах 3Не, I4N , и вообще не был известен р-распад нейтронных резонансов радиоактивных ядер.

1.3. Протонный -распад отдельных состояний

Рассмотрим реакцию ( п, р), которая происходит через составное ядро (С): п X —> С* —t р + у

После распада составного ядра протон испускается под углом 6 к направлению пучка, а ядро отдачи Y выбрасывается в противоположном направлении (в системе ц.м.). Перед столкновением система описывается тремя числами: индексом канала (<х), полным моментом нейтрона ( jn ), спином ядра X (г). Индекс канала определяет тип входящих частиц (нейтрон) и состояние ядра (обычно это основное состояние). Полный момент нейтрона получается как векторная сумма спина ( sn) и орбитального момента нейтрона On ) ( jn = In + sn ^пин составного ядра определяется как j = Vi .

Состояние системы после распада описывается координатой канала с/ , характеризующей вылетающую частицу и квантовое состояние оставшегося ядра, полным моментом протона (Jp ), получающимся векторным сложением спина ( Sp) и орбитального момента протона (I р ), и спином оставшегося ядра Y ( т').

Моменты jp и Г складываются в полный момент J системы. Для резонансных реакций это J представляет собой момент составного ядра. J сохраняется при столкновении.

Обычно в нейтронной спектроскопии исследуются такие параметры реакции как энергетическое положение резонанса, полная ширина, нейтронная, радиационная, альфа и протонная ширины и т.д. Однако богатая физическая информация содержится в различных угловых корреляциях, в частности, в реакции ( n, р). Рассмотрим возможности таких корреляционных исследований для случая медленных нейтронов.

Основываясь на работе Сушкова и Фламбаума /^4/, в которой анализируется реакция ( п, У ), приведем наш вывод выражений для амплитуд реакции С n, р). При этом мы должны учитывать, конечно, что в нашем случае испускается не гамма-квант, а тяжелая заряженная частица, то есть, протон.

Помимо основного S-волнового захвата мы учтем Р-волновой захват нейтрона, так как большинство интересных корреляций связано с интерференцией S- и Р-волн. Амплитуда реакции без нарушения четности с захватом S- и Р-волнового нейтрона определяется графиками, изображенными на рис.1.1 и рис.1.2, соответственно; f> If>

Рис.1.1 Рис.1.2

-нейтрон -> протон I I - компаунд-ядро.

Амплитуды, соответствующие графикам рис.1.1 и 1.2, имеют вид: f - .1 <PjHslS><S|Hs[n> (I.I)

И - 2k -

Е - Eg* j£/2

1 <P1Hsl^<PlH5ln>

2 2k E-Ep+irp/2

Здесь Е - энергия нейтрона; ES|Pj , ^S{p) " энергия и ширина ближайшего S (Р) резонанса; Hs - оператор остаточного взаимодействия, приводящего к захвату нейтрона и к испусканию протона; | гГ>- начальное состояние нейтрона; к - импульс нейтрона; |f>- конечное состояние ядра после того, как компаунд-ядро испускает протон.

Несмотря на то, что нуклоны взаимодействуют,главным образом, через сильное взаимодействие, которое сохраняет четность, присутствие небольшого компонента слабого взаимодействия приводит к тому, что в ядре может возникнуть смешивание одночастичных уровней противоположной четности /25Л Этот случай изображен на графиках рис.1.3 и 1.4: Р s X Р i ч р X s f> н>

Рис.1.3 Рис.1.4

X - слабое взаимодействие.

Выражения для амплитуд f3 и f^ таковы: f - ± <Р1Ня I P^<P|HwlS^<S[Hs |п> (1.3)

Т3 2К (Е - Ер+ i rp/2)(E-Es+irs/2) L <PlНя I S>CS1hw1 р^<Р!ня 1п> (1.4)

А" 2k (E-Es+irs/2 ](е-ер*1Гр/2)

Рассмотрим теперь матричные элементы, входящие в выражение для амплитуд. Введем обозначения: Пп , ТТ^* - направления движения нейтрона и протона; сХП(р) ~ проекция спина (протона). Амплитуда захвата нейтрона в S-резонансе равна

1.5) где

Tsn = Щ ftfh а в Р-резонансе

ГГ Г£ П

1.6) где tjw -с I pjn) а для испускания протона:

Jc J; 3

1.7) где p IHSI (I'8) jpjpz^p где

TpUp) =YlPpO^)

J J,

-n(p)

Здесь Cjjl.^ - коэффициенты Клебца-Горцана; pJn(p]) -нейтронная (протонная) ширины, соответствующие испусканию нейтрона протона) с моментом Jn(p):

ТП(Р)

Тр(1/2)

Тр(3/ 2) множитель Y( комплексный ( Г[= ± )• фазы возникают при диагонализации функции Грина компаунд-ядра. А С& , ф, - кулоновская фаза для протона.

С учетом (1.5), (1.6), (1.7), (1.8) амплитуды fj выглядят следующим образом: г -1 pJsJsz pJsJsz Tsn • TsP E ~ Es + i 1^/ 2)

1.9)

CJpJpZ • CiP>? ; • CJPJ^ < (Х.Ю)

2 k ZUII2jnjnz1l)n^n "z'p'pz 1v)P^P ■Wnz^n

J pjp^l)p n. p* Tp(jn)Tp(Jp) V (гГр}-V (TC).e' Е-ЕпяГп/2 n ^p л * f Ёы Y~ PJsJs2 ■ PJPJPZ • PjpJpz. (I.II)

V" k P',/,—„ IIzg-^n 13^jpj^pi^p^'^p4"'fp/2)(E-Es+if^/2) pJpz^p Bf\ rsJsz rJPJPz pVnz J^jflinl^SLw (1.12) frv^p^nw5p n nz n где

WSP = <SlHwlP>'(i)

Полная амплитуда реакции ( n , p ) в нашем случае тогда есть когерентная суша f = f-j + ^ + ^з + и дифференциальное сечение ( n , р ) реакции есть dff f 2 dfi " т

При разных экспериментальных условиях в дифференциальном сечении преобладают различные корреляции. Мы обратим внимание на четыре из них:

1. Угловое распределение протонов, испускаемых из Р-состоя-ний после захвата неполяризованных нейтронов. То есть, корреляция типа:

IaI - 1 ♦ с*ур11/2[3(7Гп. 7Гр)2-1]}

2. Асимметрия вперед-назад в испускании протонов после захвата неполяризованных нейтронов. То есть, корреляция типа:

W- 1 ♦°<ВНПГП

3. Лево-право-Р-четная асимметрия в испускании протонов после захвата поляризованных нейтронов. То есть, корреляция типа:

4. Асимметрия в испускании протонов по и против направления спина нейтрона после захвата поляризованных нейтронов. То есть, корреляция типа:

W ~ 1+ c*np((f. п£)

Выражения для коэффициентов o<VD, o<DU , (Х^ и СХПП

Ьп П р ' 11J в общем случае весьма громоздки. Поэтому рассмотрим конкретный пример, который представляет особый интерес для нас - реакцию

35 35 35

Ci(n, р) S (см. рис.1.5). Спин и четность ядер Ci и

35S - Хт= 3/2+ и Хт= 3/2+. Для известны нейтронные S -резонанс при энергии нейтрона Es = -180 эВ и Р-резо-нанс при энергии нейтрона Ер = 398 эВ, которые имеют спин и четность 2+ и 2", соответственно. Следующие нейтронные резонансы находятся при энергиях 4,2 и 5,5 кэВ, поэтому в области энергий нейтрона порядка несколько сотен эВ достаточно учесть только первые два резонанса. В этом случае коэффициенты имеют следующий вид: о( -.A-XrXnXp-Yp

УР ii + 3-(A'x^nVvp)

I.I3) вн = ( ГРПГРР ki-Xn -YnHХр- Ур){[5)грПГрР+

-1

VSP| -{fE-EsME-Ep) + ^''р/Aj'CosДф0|+ (1Л4) [(E-Ep).rs/2 -( E * Es)• Гр/2]• Sin/1

4,1

Рис.I.5

Г , (IЛ5)

•|DE-Es)^/2 -tE-Ep)-fi/ iCosA^DE-^J-lE-Epk^SinA^; c*np=i rpp/5p)^v^p.(Xp- Ypl-CpJ1- (I.I6) j[lE-Ep)+2(E-Es).rpn/ i^Cos^-[£/2*& tf/tfsinifej где fS(P0 =[(E- Es(p|)2, XrilDf[(rft>2,, f "Ю,]1/2

4 p

Гг-РМ, , r~n(P)

Отметим, что эти коэффициенты мы подсчитали с точностью до знака, потому что обычно имеется экспериментальная информация только о ширинах, а не об амплитудах.

Эти выражения ((I.I3)-(I.I6)) используются наш при анализе наших экспериментальных данных, о чем будет сказано ниже.

Разумеется, после соответствующих суммирований по квантовым числам и интегрирования по углам квадратов модуля амплитуд fj и f2 получаются известные формулы Брейта-Вигнера для полного сечения реакции ( n , р ) в отдельных S - и Р-состояниях, соответственно. У I f 2сШ.=0>, Р) = Л (2У1). ГяПУ (I.I7)

JZ. ' 1 S 2-(2I+l) [S] V Ifpl^ =Шп,р) ятгЛг Bimi. JallliL

J L 1 P 2-(21+1) [p] i.i8)

Когда экспериментально изучаются отдельные резонансы, обычно определяются значения приведенной ширины уровня ( Vp ) из выражения

Величина Yp называется амплитудой приведенной ширины. Приведенная ширина теоретически определяется значением внутренней волновой функции на поверхности, ограничивающей область взаимодействия, и характеризует вероятность обнаружения частицы на этой поверхности /22/. P^RJ - фактор проницаемости при орбитальном моменте протона L , R0 - радиус канала.

Для протонов фактор проницаемости ( f^(R0 )) выражается через регулярную ( Fj ) и нерегулярную ( Q^) кулоновские функции:

Pl(RJ. kRo

G^R^Ro) где k- определяется энергией протона (Ер):

121Г7= 1 к = 2,2*10 см

Из совокупности экспериментальных значений для Vp можно получить информацию о свойствах высоковозбуждённых состояний атомных ядер, таких, как, например, протонная силовая функция которая определяется как:

S=<Vp2>/<D> (1-Я) где - среднее значение Yp для многих резоыансов; среднее расстояние между уровнями.

Надо тоже отметить, что изучение захвата протонов малых энергий и распада протонных резоыансов оказалось информативной и плодотворной областью ядерных исследований. Особое место занимает изучение t -распада аналоговых резонансов, потому что, кроме спектроскопических сведений о низколежащих состояниях ядер, извлекается информация о некоторых эффектах, обусловленных природой аналоговых состояний 2

1.4. Средние значения протонных ширин.

Силовая функция.

Экспериментальные данные о взаимодействии нейтронов с ядрами, полученные с относительно широким энергетическим разрешением, соответствуют средним нейтронным сечениям. В резонансной теории реакций средние сечения понимаются как результат усреднения точных соотношений по интервалу энергий, включающему большое число уровней компаунд-ядра. При этом резонансная структура сгладивается. Наблюдаемые особенности в энергетической зависимости вызваны либо широкими резонансами, ширина которых порядка интервала усреднения, либо статистическими флуктуациями сечений. Резонансы компаунд-ядра характеризуются средними резонансными параметрами. В отличие от описания изолированных уровней, в котором параметры обычно имеют феноменологический смысл, средние резонансные параметры интерпретируются в конкретных ядерных моделях, что в ряде случаев служит непосредственным физическим обоснованием последних.

Одной из таких моделей является квазичастично-фононная /28/ модель ' ', на основе которой получено единое описание мало-квазичастичных компонент волновых функций сложных ядер при низких, промежуточных и высоких энергиях возбуждения. Волновые функции высоковозбужденных состояний сложных ядер состоят из нескольких миллионов компонент. Рассчитать такую волновую функцию практически невозможно. Исследования в рамках подхода, основанного на операторной форме волновой функции /29/^ продемонстрировали, что такие характеристики высоковозбуждённых состояний, как полные сечения фотовозбуждения, спектроскопические факторы реакций однонуклонных передач, нейтронные силовые функции, парциальные радиационные силовые функции для прямых переходов на низколежащие состояния, определяются малоквазичастичными компонентами из волновых функций. Разумно ожидать, что то же самое будет в случае протонных силовых функций. Но пока такие исследования не проводились.

Фундаментальная роль в теории средних сечений отводится модели комплексного потенциала (оптической модели), позволяющей рассчитывать средние нейтронные и протонные ширины, то есть силовые функции. Эта модель отражает одночастичные особенности взаимодействия и, в некоторых случаях, может рассматриваться как общий метод анализа сечений, усредненных по связанным состояниям /30/

Впервые модель комплексного потенциала была использована

Остовским, Брейтом и Джонсоном ^^ при анализе реакции ( р , ) 7 • на Li . Такой потенциал был введен по аналогии с комплексным показателем преломления в теории оптической дисперсии для учёта того, что протонная волна затухает во внутренней области ядра Li . Затухание имеет место потому, что в реакции (р ,о<) вылет о( -частиц сопровождается поглощением протонов. Величина мнимой части комплексного потенциала определяется в основном вероятностью о спонтанного распада составного ядра ( Ре )• Вероятность распада и вещественная часть потенциала представляют собой параметры, определяемые из экспериментальных данных.

Введение мнимой части потенциала вызывает уширение резонан-сов, связанных с одночастичным потенциальным барьером. То, что нуклонное взаимодействие является сильным, не выдвигается в

32/ этой теории на первый план; вместо этого считается ' ' , что нуклоны, в первом приближении, движутся в центральном поле.

Таким образом, в оптической модели взаимодействие нуклона с ядром описывается одночастичным комплексным потенциалом, т.е. задача многих тел сводится к одночастичной задаче. Вещественная часть оптического потенциала характеризует усредненный потенциал ядра, а мнимая учитывает связь падающего нуклона с внутренними степенями свободы ядра-мишени, проявляющуюся в поглощении и приводящую к затуханию одночастичного движения. Гигантские максимумы в сечениях обусловлены одночастичными резонансами в комплексной потенциальной яме и соответствуют состояниям модели оболочек в непрерывном спектре

Надо сказать, что оптическая модель не учитывает резонансную зависимость сечений от энергии, связанную с квазидискретной структурой спектра составного ядра. В резонансной области оптическая модель дает картину взаимодействия, усредненную по интервалу энергий, содержащему большое число резонансов. При более высоких энергиях, то есть в случае так называемых перекрывающихся резонансов ( f»D), при фиксированной энергии нейтронов будет возбуждаться достаточно большое число резонансов для того, чтобы можно было рассматривать их вклады в амплитуду рассеяния статистически и полагать сечения плавными функциями энергии. Однако, в случае изолированных резонансов ( T<D ) также можно игнорировать реальную резонансную природу процесса взаимодействия, если использовать оптическую модель для описания взаимодействия нейтронов с неопределённостью энергии 5e^>>D .

Есть ещё другой вариант, когда имеются данные о многих резонансах. В этом случае средние протонные ширины могут быть записаны в виде:

•14 = т <Ш> где TD - коэффициент трансмиссии, который можно подсчитать, яя/ используя оптический потенциал ' ' . Известно, что протонные ширины должны флуктуировать от резонанса к резонансу согласно распределению Портера-Томаса и поэтому можно использовать оптическую модель только для получения приближённых оценок р-ширин. Так было сделано в работе в случае испускания о<-частиц из нейтронных резонаисов и результаты оказались удов-ле творительными.

Основная трудность при вычислении коэффициентов трансмиссии состоит в выборе оптического потенциала и его параметров. Прежде всего, надо отметить, что при подбарьерных энергиях взаимодействие протонов с ядрами в основном происходит вблизи поверхности ядра, поэтому даже из общих соображений ясно, что чувствительность сечений к выбору параметров оптического потенциала будет низкой /35/. Несмотря на это, в литературе встречаются противол речия в выборе параметров мнимой части оптического потенциала у/ /36/^ g pa(j0Te /35/ ^ проведены расчёты, которые показали, что коэффициенты проницаемости слабо чувствительны к выбору W , если она превышает или имеет величину, близкую к кулоновско-му барьеру (- 7 МэВ).

В нашем случае при использовании оптической модели возникает вопрос о том, какие параметры оптического потенциала использовать. Дело в том, что параметры оптического потенциала подбирают так, чтобы наилучшим образом согласовывались расчётные и экспериментальные значения для дифференциального сечения упругого рассеяния и полного сечения поглощения. В нашем случае (при Е р<^кулоновского барьера) нет таких экспериментальных данных.

Изменение оптического потенциала от ядра к ядру в основном

22/ определяется зависимостью радиуса R от массового числа А ' ' . Из анализа экспериментальных данных следует, что R = г0 А^3. Параметры диффузности cij в случае поверхностного поглощения не зависят от А.

Поскольку протон имеет спин, то в оптическом потенциале необходимо учитывать также спин-орбитальное взаимодействие. Нетрудно убедиться, что спин-орбитальный оптический потенциал должен быть поверхностным. Действительно, в той области, где плотность постоянна, единственным выделенным направлением является направление импульса, а из вектора импульса и спина нельзя составить скалярную комбинацию. В то же время, в поверхностной области имеется добавочный вектор градиента плотности. Это объясняет, почему обычно ^^ используют поверхностный спин-орбитальный оптический потенциал, который также используем и мы.

1.5. Исследования Р-чётных и Р-нечётных корреляций в реакциях с медленными нейтронами

Одним из наиболее интересных открытий в области ядерной физики, сделанных в последнее время, было обнаружение нарушения пространственной чётности в реакции радиационного захвата нейтрона (п ,% ) /38/^ то есть корреляхда Типа:

W -1 + CXn,(^.nJj где СГ - спин нейтрона; - единичный вектор, определяющий направление движения Я -кванта; коэффициент, определяющий эффект нарушения пространственной чётности. Крайне интересно было открытие такого эффекта при делении ядер поляризованными нейтронами

Оказалось, что вероятности вылета легкого осколка по и против направления спина падающего нейтрона отличаются.

Новый интерес к этому вопросу тесно связан с работами

Сушкова и Фламбаума /40-42/^ в которых предсказано значительное усиление Р-нечётных эффектов вблизи Р -волновых нейтронных резонансов. Этот эффект был действительно обнаружен в ЛНФ ОИЯИ при исследовании различия полных сечений ядер "^Sn в области

R-резонанса 1,33 эВ для нейтронов, поляризованных по и против

43/ направления их импульса. ' '.

Р-нечётные асимметрии пытались экспериментально исследовать с о в реакциях с испусканием лёгких заряженных частиц: Li ( n , ©О Н;

ТО 7 3 3

В( n , о^) Li ; Не( n , р ) Н при энергии нейтронов Еп= 0,01 эВ Эффект не наблюдался на уровне Зато была обнаружена Р-чётная асимметрия в первых двух реакциях. Здесь имеется ввиду корреляция типа:

W-1 <Г-Гтгпхт1}] где СГ - спин нейтрона; "n^ , "nj - единичные векторы, определяющие направление движения нейтрона и испускаемых частщ; СХП^ -- коэффициент, определяющий Р-чётный эффект.

Одной из задач нашей работы было исследовать Р-чётные и Р-нечётные эффекты в реакции ( п, р ), так как до нас такие эффекты не были обнаружены в этом канале. Надо сказать, что здесь могут возникнуть два варианта. а). Выходной канал динамически не влияет на исследуемые эффекты, то есть не важно, какие частицы испускаются после захвата нейтрона. б). Поскольку внутри ядра протон взаимодействует как и нейтрон, его испускание может иметь влияние в эффектах, вызываемых нейтронами. В этом случае эффекты могут быть усилены или ослаблены.

Если имеет место первый вариант, тогда можем использовать в канале ( n, р ) для расчётов этих эффектов формулы, аналогичные тем, которые используются для других каналов /^5/. Эти формулы были приведены в предыдущих параграфах (см. 1.3 ). Интересно отметить, что независимо от проблем, возникающих в связи с нарушением чётности, исследование как Р-чётных, так и Р-нечётных корреляций в реакциях с нейтронами позволяет весьма детально проверить имеющиеся представления о структуре компаунд-ядра. Например, наряду с обычно известными параметрами - энергией резонанса Е°, его шириной Г и нейтронной шириной Гп - в ряде случаев существенны и парциальные нейтронные ширины С?1/2]и (1^2) и ||£(3/ 2 ), соответствующие возбуждению Р-резонанса нейтронами с полным моментом jn= 1/2 и 3/2, соответственно.

Экспериментальная информация о ширинах С(3/2]и С(112) может быть получена при анализе угловых распределений в ядерных реакциях, вызываемых нейтронами /^6,47/^ но она бедна. Совсем недавно появилась работа где на основе работы ^ реализоп ван новый метод определения ip(1/2J путем исследований Р-четной зависимости вероятности вылета /-квантов при радиационном захвате нейтронов от направления спина нейтрона относительно плоскости реакции.

В этой связи реакция ( n, р ) может быть полезной. Например, анализируя формулы (I.I5) и (I.I6), можно придти к выводу, что определение коэффициентов с^пр и в реакции Ci(n,p) позволит однозначно определить разные амплитуды

Йш 1^2 1ГрШ если известно значение матричного элемента слабого взаимодействия Ws р •

А если определяется еще другой параметр - р или о< ,

В Н тогда можно оценить также и матричный элемент WSp .

Чтобы определить, насколько реальны эксперименты по измерению корреляционных параметров, мы дадим теоретические оценки для них в случае реакции p)^S в Значения параметров нейтронных резонансов мы взяж из Нами получено: а) Для коэффициента углового распределения ( 0^ур) при Еп = 398 эВ: о< =, AXn-YnXp-Yn

УР A2?+^WPY^ б) Для коэффициента асимметрии вперед-назад (см. рис.1.2): о<вн= UV 4 где Еп - энергия нейтрона в злектронвольтах.

0,4 0,2

-0,2

-ол

200 400 600 gOO 1000 Eh

Рис.1.6 в) Для С*пр при Еп = 0,01 эВ: 7,9 -10"^ [ Хр - Yp)-( Xn + Yn/2) г) Для <хпрпри Еп*0,01 эВ: np=2,8-lO^Wsp.(Xp-Yp)

Теоретическая оценка показывает, что первые два из этих параметров, в принщпе, можно было измерить на нейтронном спектрометре по времени пролета на базе импульсного реактора ИЕР-30 а последние два - на пучке тепловых поляризованных нейтронов реактора БВРМ ШШ им. Б.П.Константинова /51Л

1.6. Заключение

Из предыдущих параграфов видно, насколько интересным и плодотворным является изучение процесса испускания протонов ядрами.

Несмотря на то, что предположения о возможности вылета одиночных протонов при радиоактивном распаде ядер высказывались еще в I9I4-I9I9 гг., т.е. в те времена, когда даже не существовало самого термина "протон", экспериментальная информация о существовании такого процесса была получена только после открытия в /14/

1962 г. ' ' первых излучателей запаздывающих протонов. Восемь лет спустя, то есть в 1970 г., был обнаружен протонный распад из изомерного состояния изотопа кобальт^тСо /^5/f и только в прошлом году были открыты процессы протонного распада из основного состояния ядра ^^ и двупротонного распада ядра /20/^

Поскольку процессы испускания и поглощения протонов ядрами взаимосвязаны, большой интерес представляют исследования реакций поглощения протонов ядрами. Достаточно вспомнить ценную информацию о структуре ядра, полученную при изучении изобар-аналоговых состояний, возбуждаемых с помощью протонов /26»27/.

В настоящее время расширяется круг исследований процесса взаимодействия протонов с ядрами с появлением возможности изучения процесса испускания протонов после захвата медленных нейтронов. До нашей работы такие исследования были ограничены всего несколькими ядрами (%e,1ZfN ,35ci )» поскольку для стабильных ядер энергия связи нейтрона ( В п ) очень близка с энергией связи протона ( Bp), и поэтому энергия протона из реакции ( n »р ) мала, малы и сечения этой реакции.

Сейчас имеются технические возможности для изучения процесса испускания протонов после захвата резонансных нейтронов радиоактивными нейтронодефицитнымй ядрами, для которых Вп^Вр • Из этих исследований можно извлечь информацию о протонной силовой функции о применимости различных ядерных моделей для описания этого процесса.

Кроме того, наши расчёты (см. 1.2), сделанные на основе работы дозволяют заключить, что изучение различных корреляций в реакции ( n , р ) даёт очень ценную информацию о механизме формирования составного ядра, о вкладах различных каналов (то есть, при разных значениях полного момента протона и нейтрона) и о влиянии слабого взаимодействия в ядре, которое определяет проявление различных эффектов, несохраняющих пространственную чётность.

Эти исследования имеют свою прикладную сторону. Дело в том, что если в ядрах, входящих в состав материалов реакторо-строения, может произойти реакция ( n , р ), то это приводит к накоплению водорода в этих материалах. Поэтому информация о таких реакциях является полезной для оценки накопления водорода в конструкционных материалах реакторов.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В настоящей диссертации с теоретической и с экспериментальной точки зрения исследовалО.сь явление испускания протонов после захвата ядрами медленных нейтронов. Эта область нейтронной физики мало изучена, потому что испускание протонов происходит всего на нескольких стабильных ядрах (3Не, ^N , ^Cl , ^V ), но сейчас изучение этого явления расширяется с появлением технических условий, позволяющих использовать в качестве мишеней радиоактивные нейтронодефицитные ядра, для которых энергия связи нейтрона ( Вп) много больше, чем энергия связи протона ( Bp ).

Исследования протонного распада компаунд-состояний (как и исследования о(-распада с ПОмощью реакции ( n,р ) на резонансных нейтронах могут существенно дополнить информацию о структуре волновой функции этих состояний, ввиду специфически поверхностного характера явления р-распада. Кроме того, анализ усредненных р-ширин уровней составного ядра позволяет провести проверку феноменологических потенциалов взаимодействия протона с ядром. Но для этого требуется достаточно большое количество экспериментальных данных о протонных ширинах, а пока их мало.

Но несмотря на бедность экспериментальных данных о протонных ширинах для сравнения со статистическими моделями, например, с оптической моделью, интересно сравнить имеющиеся экспериментальные данные с предсказанными теорией.

В таблще представлены экспериментальные ( Гре) и теоретические (<Гр^>) значения протонных ширин для различных ядер. В таблице даются средние значения <fpe> » если их получено несколько.

1. Cranberg Ъ., Rosen L. The Study of Bound Nuclear States. -1.: Nuclear Spectroscopy. PartA./Edit. by Pay Ajzenberg-Selove. - N.Y.London: Academic Press, 1960, p.399-415.

2. Blatt J.M., Weisskopf V.F. Theoretical Nuclear Physics. -N.Y.London: John Wiley and Sons, 1966. 864 p.

3. Воронов B.B., Соловьев В.Г. 0 радиационных и нейтронных силовых функциях сферических ядер. В кн.: Нейтронная физика (Материалы Всесоюзного совещания, Киев, 2-6 октября 1983). М.: ЦНИИатоминформ, 1984, ч.1, с.152-156.

4. Сушков О.П., Фламбаун В.В. Механизм нарушения четности при делении ядер. В кн.: Нейтронная физика (Материалы Всесоюзного совещания, Киев, 15-19 сентября 1980). М.: ЦНИИатоминформ, 1980, ч.1, с.139-143.

5. Вертебный В.П. Исследование нейтронных резонансов атомных ядер на стационарных атомных реакторах. В кн.: 1У школа по нейтронной физике, Дубна, 8-18 июня 1982. Дубна, 1982, с.66-86.

6. Ануфриев В.А., Гончаров В.А., Бабич С.И., Нефедов В.Н.1. ТИТ

7. Нейтронные резонансы нуклида Се (Tj/2 = 32,5 мин.). -В кн.: Нейтронная физика (Материалы Всесоюзного совещания, Киев, 15-19 сентября 1980). М.: ЦНИИатоминформ, 1980, ч.2, с.136-138.

8. Mughabghab S.F., Kinsey R.R., Dunford C.L. Neutron Cross Section. N.Y.London: Academic Press, 1981.

9. Ежов C.H., Кабакова H.E., Плойко B.A. Влияние прямых процессов на флуктуационное сечение. В кн.: Нейтронная физика (Материалы Всесоюзного совещания, Киев, 2-6 октября 1983). М.: ЦНИИ атоминформ, 1984, ч.1, с.195-198.

10. Петросьянц A.M. Атомная энергия в науке и промышленности. М.: Энергоатомиздат, 1984. 447 с.

11. Gledenov Yu.M., Kvitek J., Marinova S., Popov Yu.P., Rigol J.,op pp

12. Salatski V.I. The investigation of Reaction Na(n,p) We for a neutron energy to 1000 eV. Z.Phys.A. Atoms and Nuclei, 1932, vol.308, p.57-61.

13. Emsallem A., Ashgar M., Wagemans C., Weigman H. Study of Neutron Induced Charged Particle Reaction on Nucl.Phys., 1981, vol. A368, p.108-134.

14. Карнаухов B.A., Петров Л.А. Ядра, удаленные от линии бета-стабильности. М.: Энергоиздат, 1981. - 199 с.

15. Карнаухов В.А., Тер-Акопьян Г.М., Субботин В.Д. Эксперименты по обнаружению протонной радиоактивности ядер. Дубна, 1962. - II с. (Сообщение/Объед. ин-т ядерн.исслед.: P-I072).

16. Jackson К.Р., Cardinal O.V., Evans Н.С., Jelley N.A., Cerny J. "^шСо: a proton-unstable isomer. Phys.Lett., 1970, vol. B33, p.281-283.

17. Cerny J., Ester J.E., Gough R.A., Sextro R.G. Confirmed proton radioactivity of 53mCo. Phys.Lett., 1970, vol. B33, p.284-286.

18. Гольданский В.И., Гольдберг В.З. Атомные ядра на границах стабильности и их превращения. В кн.: Очерки по истории развития ядерной физики в СССР. Киев: Наукова Думка, 1982, с.133-151.

19. Goldanslcii 7.1.On neutron-deficierri; isotopes of light nuclei and the phenomena of proton and tv;o-proton radioactivity . -Nuclear Phy si с s,1960, V. 19, p . 432-4-95 •

20. Гольданский В.И. Двупротонная радиоактивность обнаружена экспериментально. Науки и Жизнь, 1983, т.9, с.29-32.

21. Попов Ю.П. (, о() -реакция новый канал для изучения природы нейтронных резонансов. - ЭЧАЯ, 1972, т.2, вып.4, с.925-938.

22. Ситенко А.Г. Теория ядерных реакций. М.: Энергоатомиздат, 1983. -356 с.

23. Попов Ю.П., Фурман В.И. Распад компаунд-состояний. В Кн.: Ш школа по нейтронной физике, Алушта, 19-30 апреля 1978.- Дубна, 1978, с.390-414.

24. Сушков О.П., Фламбаум В.В. Угловые и полщжзационные коррел-ляции в реакции (VI, Y ). Новосибирск, 1983. -47 с. (Препринт/Ин-т ядер. физ. СО АН СССР.: 83-87).

25. Сушков О.П., Фламбаум В.В. Нарушение пространственной четности при взаимодействии нейтронов с тяжелыми ядрами. -Успехи физических наук, 1982, т.136, с.3-24.

26. Bilpuch E.G., Lane A.M., Mitchell G.E., Moises J.V. Pine Structure of analogue States. Physics Reports, 1976, vol.28, p.145-244.

27. Наумов Ю.В., Крафт O.E., Петров Б.Ф., Сизов И.В., Паржиц-кий С.С. Гамма-распад аналоговых резонансов в ядрах f Р -оболочки. ЭЧАЯ, 1978, т.9, вып.6, с.1282-1349.

28. Соловьев В.Г. Теория сложных едер. М.: Наука, 1971. - 559 с.

29. Соловьев В.Г. Структура высоковозбужденных состояний сложных ядер. ЭЧАЯ, 1970, т.З, вып.4, с.770-831. ^

30. Лукьянов А.А. Структура нейтронных сечений. М.: Атомиздат, 1978. - 191 с.

31. Брейт Г. Теория резонансных ядерных реакций. Перев. с англ. Под ред. Ю.И.Широкова. - М.: Иност. литер., 1961. - 463 с.

32. Feshbach Н., Porter С.Е., Weisskopf V.F. Model for Nuclear Reactions with Neutrons. Phys.Rev., 1954, vol.96, p.448-464.

33. Preston M.A. Physics of the Nucleus. London: Addison-Wesley P.CO., 1965. - 661 p.

34. Маринова С. Исследование реакции ( п,о() на стабильных и радиоактивных изотопах. Дис. . канд. физ.-мат.наук. - Дубна, 1984. - 129 с.

35. Немашкало Б.А. Исследование реакций с протонами подбарьерных энергий на ядрах средней атомной массы методом усредненных резонансов. Дис. . докт. физ.-мат.наук. - Харьков, 1983. - 317 с.

36. Lagrange Ch. (p,n) reaction for 89^A-^130 and ail anomalous optical model potential for Sub-Coulomb protons .-Phys.Rev.C, 1980,7.22,p.896-898.

37. Perey С.Ы.,Perey P.G.Compilation of phenomenological optical-model parameters 1954-1975.-Atomic data and Nuclear data Sables, 1976,V.17,Р.1-101.

38. Абов Ю.Г., Крупчицкий А.П., Оратотовский Ю.А. О сутцествавании межнуклонного потещиала, не сохраняющего цространственную чётность. Ядерная физика, 1965, т.1, с.479-489.

39. Данилян Г.В., Воденников Б.Д., Дроняев В.П., Новицкий В.В., Павлов B.C., Боровлев С.П. Р-нечётная асимметрия при делении1. OQQ

40. Ри поляризованными тепловыми нейтронами. Письма в ЖЭТФ, 1977, т.26, с.197-199.

41. Сушков О.П., Фламбаум В.В. О возможности наблюдения несохранения чётности в нейтронной оптике. Письма в ЖЭТФ, 1980,т.32, с.377-379.

42. Сушков О.П., Фламбаум В.В. Механизм нарушения чётности при делении ядер.- Ядерная физика, 1981, т.33, с.59-65.

43. Сушков О.П., Фламбаум В.В. Возможный механизм несохранения чётности при делении ядер. Ядерная физика, 1980, т.31, с. 55-64.

44. Алфименков В.П., Борзаков С.Б., Во Ван Тхуан, Мареев Ю.Д., Пикельнер Л.Б., Рубин Д., Хрыкин А.С., Шарапов Э.И. Экспериментальное исследование несохранения Р-чётности в нейтронном резонансе 1175а. Письма в ЖЭТФ, 1981, т.34, с.308-312.

45. Bunakov Y.E.,Gudkov Y.P.Parity Non-Conservation effects in neutron elastic scatterigg reactions.-Z.Phys.A-Atoms and Nuclei,1981,V.да,p.285-292.

46. Chrien R.E.,Bhat M.R.,Cole G.VI .Channel Spin components of p-wave neutron widths in Ni obi am. -Phy s. Rev. ,1973» V.C8,p. 336-339.

47. Ииколенко В.Г., Самосват Г.С. Определение вкладов спиновых каналов в jp-резонансах . Ядерная физика, 1976, т.23, с.1159-1164.

48. Алфименков В.П., Борзаков С.Б., Во Ван Тхуан, Мареев Ю.Д., Пикельнер Л.Б., Франк И.М., Хрыкин А.С., Шарапов Э.И. Право-левая асимметрия вылета ^-квантов в нейтронном резонансе ■^Sn не сохраняющем Р-чётности. Письма в ЖЭТФ, 1984, т.39, с.346-348.

49. Попов Ю.П., Шапиро Ф.Л. Реакция ( ft, {э ) и параметры нейтронных резонансов хлора. ЖЭТФ, 1961, т.40, с.1610-1614.

50. Голиков В.В., Козлов Ж.А., Кулькин Л.К., Пикельнер Л.Б., Руденко В.Т., Шарапов Э.И. Параметры нейтронных пучков ИЕР-30.- Дубна, 1971. 26 с. (Сообщение/Обьед. ин-т ядерн.исслед.: P3-5736).

51. Попов Ю.П., Пшитула М., Родионов К.Г., ^рли Р.Ф., Стэмпинь-оки М., Фурман В.И. Спектры сХ -частиц распада резонансных состояний I46Nd. Ядерная физика, I97T, т.13, с.913-917.

52. Джилеспи А.Б. Сигнал, шум и разрешавшая способность усилителей. Пер. с англ. А.С.Ленучка. М.: Атомиздат, 1964.164 с.

53. Curran S.C., Wilson H.W. Proportional counters and pulse ion chambers. Ins Alpha-Beta and Gamma-ray Spectroscopy/Ed. by K.Siegbahn. - Amsterdam: North Holland Pu.Co., 1968, p.303-344.

54. Аллен В.Д. Регистрация нейтронов. Пер. с англ. О.В.Богдан-кевича. Под ред. Б.В.Рыбакова. М.: Госатомиздат, 1962. -196 с.

55. Smith W.R. Nuclear penetrability and phase shift subroutine.- Сотр.Phys.Cora., 1969, vol.1, p.106-112.

56. Igo G. Optical model potential at the nuclear surface for the elastic scattering of alpha particles. Phys.Rev.Lett., 1958, vol.1, p.72-74.

57. Gilbert A., Cameron A.G.W. A composite nuclear-level density formula with shell corrections. Canadian Jour, of Phys., 1965, vol.43, p.1446

58. Ehehalt R., Morinaga H., Shida Y. Die Emission geladener22

59. Teilchen nach dem Einfang lang samer Neutronen in Na. -AZ. Naturforsch, 1971, T. 26a, p.590-591.

60. Kvitek J. ,Hnat owicz J.,Cervene J.,7acik J.,Gledenov Yu.M.,22 22

61. Proton transitions in Na(n,p) Ne reaction.-Z.Phys.A -Atoms and Nuclei,1981,7.299,p.187-188.

62. Haydenburg Y7.P. ,Temmer G.M.Gamma rays from Li, ^F, Ne and produced by alpha-particles bombardment of lithium and fluorine .-Phys .Rev., 1954,7.94,1) . 1252-1257.

63. Gledenov Yu , Kvitek J. ,Il,iarinova 3.,Popov Yu.p.,Rigol J.,22 22

64. Salat ski 7.1.The investigation of the reaction Na(n,p) Ne for a neutron energy to 1000 ev.-Z.Phys.A -Atoms and Nuclei, 1982,7.308,p.57-61.

65. Gorres J.,Rolfs С . ,Schmalbrock J.,Trautveter H .P. ,Keinonen J.21 ■J 22

66. Search, for low-energy resonances in Ne(p,£) ITa and22Ne(p .-Nucl .Phys.,1982,V.A385,P-57-75•

67. Lee T.Planetology.-Rev.of Geophy. and Space Phys.,1979» V.17,p.1591-1611.

68. Абросимов H.K., Кочаров Г.Е. Влияние толщины источника на форму энергетического и углового распределения о(-частиц.- Изв. АН СССР, сер.физ., 1962, т.26, с.237-244.

69. Гледенов Ю.М., Квитек И., Маринова С., Попов Ю.П., Риголь X., Салацкий В.И. Изучение высоковозбуждённых состояний 23 da,по л т

70. СА и К. В кн.: Тезисы докладов ХХХШ совещ. по яд. спект. и структуре атом, ядра (Материалы Всесоюзного совещания, Москва, 19-21 апреля 1983). 1.: Наука, 1983, с.53.

71. Кравцов В.А. Массы атомов и энергии связи ядер. М.: Атом-издат, 1974. - 343 с.

72. Endt P.M.,Van aer Leun C.-Energy levels of A=21-4-4- nuclei (VI).-Fuel.Phys.,1978,V.A310,p.1-752.

73. Кобаль A.A., Копанец Е.Г., Корда Ю.С., Сухотик JI.H., Цытко С.П., Функция возбуждения реакции 36<о( ^Л в интервале1,4 2,1 МэВ. - Письма в ЖЭТФ, 1965, т.II, с.402-406.

74. Nooren G.J.L.,Van der Leun С.The reaction (I). Excitation energies and К-ray branchings of bound states deduced from resonances in the range Ep=500-2000 kev.-Nucl.Phys.,1984,V.A423,p.197-227•

75. Benkoula H.,Cavaignac J.P.,Koang D.H.,Vignon В.,Wilson R. Searches for parity violation.-In the book:Neutron Capture Gamma-ray Spectroscopy./Ed.by R.E.Chrien and W.R.Kane.-N.Y.London :Plenum! Press, 1979}p.371-384.

76. Cullagh С .Ы.,Kenny к.J.,Chrien К.E.Spin of the 398 ev resonance in .-Phys .Rev .0,1979,V.19,P-539-54-1.

77. Бунаков B.E., Гудков В.П., Кадменский С.Г., Ломаченков И.А., Фурман В.И. Эффекты несохранения чётности в сечениях радиационного захвата. Ядерная физика, 1984, т.40, вып.40,с.188-196.

78. Bunakov В.Е.,Gudkov V.P.Parity violation and related effects in neutron-induced reactions .-ITucl .Phys ., 1983, V.A401,p.93-116'