Особенности рассовой зависимости радиусов рассеяния р-нейтронов тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

•>■ ч IV«

I 1 О V > 1

ОБЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

3-96-473

На правах рукописи УДК 539.171.4

МИЦЫНА Людмила Вячеславовна

ОСОБЕННОСТИ МАССОВОЙ ЗАВИСИМОСТИ РАДИУСОВ РАССЕЯНИЯ ^-НЕЙТРОНОВ

Специальность: 01.04.16 — физика атомного ядра и элементарных частиц

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Дубна 1996

Работа выполнена в Лаборатории нейтронной физики им. И.М.Франка Объединенного института ядерных исследований, г.Дубна.

Научный руководитель - ' доктор физико-математических наук,

старший научный сотрудник Г. С.Самосват

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

старший научный сотрудник В.В.Воронов

доктор физико-математических наук,

старший научный сотрудник А.В.Муроин

Ведущее предприятие: Российский научный центр "Институт ядерных исследований РАН", г.Москва.

Защита диссертации состоится п 1997 г. в "час

на заседании специализированного совета Д 047.01.05 при Лаборатории нейтронной физики и Лаборатории ядерных реакций Объединенного института ядерных исследований, Дубна Московской области.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ОИЯИ.

Автореферат разослан Ик^ф:^......1997 г.

Ученый секретарь специализированного совета

А.Г.Попеко

Общая характеристика работы ЦЕЛЬ РАБОТЫ:

К 1986 году в ЛНФ ОИЯЙ было накоплено уже достаточно много экспериментального материала по нейтронным дифференциальным сечениям в килоэлектронвольтной области энергий, что позволило перейти к его обобщению. Целью настоящей работы, во-первых, было проведение расчетов с наиболее подходящими для исследованного диапазона атомных масс ядер 48 < А< 144 и энергий нейтронов до ~ 250 кэВ потенциалами оптической модели ядра и описание с ее помощью полученных из дифференциальных сечений нейтронных параметров. Особенно интересно было исследовать в рамках оптической модели поведение ^зависимостей силовых функций и радиусов потенциального рассеяния от массового числа для р-нейтронов, поскольку это делалось впервые.

Во-вторых, было интересно заполнить имеющиеся пробелы в ряду исследованных ядер в областях масс А=70 - 90 и А > 124, где в зависимости р-радиусов от А наблюдались некоторые особенности.

В-третьих, предполагалось дополнить базу экспериментальных данных результатами в области легких ядер. Интерес к исследованию легких ядер возник в связи с неувенчавшимися успехом поисками однопионного обмена в рассеянии килоэлектронвольтных нейтронов на средних и тяжелых ядрах.

АКТУАЛЬНОСТЬ ПРОБЛЕМЫ:

Хотя исследования угловых распределений упругого рассеяния нейтронов начались более 50 лет назад, и к настоящему времени дифференциальные сечения известны практически для всех элементов, данных, полученных для медленных нейтронов (с энергиями менее 0,5 МэВ), имеется гораздо меньше, чем для быстрых. Это связано с трудностями проведения таких экспериментов, возникающими из-за

снижения интенсивности и моноэнергетичности нейтронных источников при уменьшении энергии нейтронов, а также из-за необходимости при энергиях менее 1 -2МэВ учета рассеяния нейтронов чересз составное ядро при оптическом анализе полученных результатов.

Как известно, определение нейтронных силовых функций из усредненных по резонансам сечений является статистически наиболее точ ным способом. Для определения силовых.функций уже давно используются средние полные сечения <хы и средние сечения радиационного захвата которые параметризуются через силовые функции. Анализ усредненных дифференциальных сечений а(в) упругого рассеяния нейтронов с энергиями Е ~ 0,5МэВ и ниже стал естественным развитием этих методов.

Анализ усредненных дифференциальных сечений рассеяния нейтронов низких энергий позволяет определять силовые функции пропорциональные части сечения, соответствующей резонансам, и радиусы потенциального рассеяния R1 (/- орбитальный момент налетающего нейтрона, j = I + s- его полный момент, s- спин нейтрона).

По сравнению с предшествующими данный метод определения нейтронных параметров имеет ряд преимуществ, обусловленных простотой выражения для дифференциального сечения рассеяния медленных нейтронов:

^) = ^+Ш1СОЗв + Ш2Р2(сОзв)], (1)

где as- полное сечение рассеяния, а u>i и параметры анизотропии рассеяния, в- угол рассеяния нейтрона, Pi{cos9)~ полиномы Лежан-дра степени I.

Сечение а(в) содержит гораздо больше информации, чем аш или Щ, так как каждое его слагаемое по-раяному выражается через сдвиги фаз рассеяния, определяющие величину соответствующей рассеянной парциальной волны, и силовые функции, а поскольку третье слагаемое содержит нейтронную силовую функцию только для р3/2— нейтронов, это позволяет разделить нейтронную силовую функцию для р-нейтронов на.ее компоненты и при энергиях до ~50 кэВ для бесспи-

новых ядер-мишеней наблюдать спин-орбитальное расщепление максимума силовой функции в области А~100.

НАУЧНАЯ НОВИЗНА И ПРАКТИЧЕСКАЯ ЦЕННОСТЬ РАБОТЫ

В настоящей работе впервые были проведены исследования упругого рассеяния медленных нейтронов ядрами Кг, Хе, Ве, В, С и изотопами 128Те и шТе. Полупенная; экспериментальная информация заполнила пробелы в совокупности нейтронных параметров ядер, что позволило сделать вывод о специфическом поведении функции Я[(А) и впервые оценить ширины отрицательных р-резонансов для ядер-мишеней ПВ и 9Ве.

НА ЗАЩИТУ ВЫНОСЯТСЯ СЛЕДУЮЩИЕ ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ:

1. Проведены расчеты с двумя подходящими потенциалами сферической оптической модели с целью описания определенных из дифференциальных сечений упругого рассеяния нейтронов с энергиями до ~ 250 хзВ нейтронных силовых функций для е-, Р1/2-, Рз/2~ нейтронов и параметров потенциального е- и р-рассе-яния в диапазоне исследованных ядер 48 < А< 144. Причем, параметры, определенные для р-нейтронов, впервые были описаны в рамках сферической оптической модели ядра.

2. Выполнены исследования упругого рассеяния медленных нейтронов ядрами криптона, заполняющего пробел в области масс ядер А=70 - 90, подтвердившие специфическое поведение функции Щ(А), имеющей глубокий минимум р-волнового радиуса рассеяния на ядрах с такими массами.

3. Измерения дифференциальных сечений упругого рассеяния медленных нейтронов ксеноном прояснили поведение функции Щ{А) в

области А > 124, где на фоне плавной зависимости р-радиусов от А наблюдался аномально малый радиус для Те.

4. Исследования рассеяния нейтронов изотопами 128Те и 130Те позволили сделать вывод о наличии значительной аномалии в поведении функции Щ(А) в области масс А> 124 (выпадение для Те вниз на 15-20 ошибок).

5. Проведенные исследования упругого рассеяния нейтронов бериллием, бором и углеродом, дополнившие имеющуюся базу данных результатами в неисследованной до сих пор области легких ядер, позволили сделать первые оценки ширин отрицательных р-резонансов для ядер-мишеней иВ и 9Ве.

АПРОБАЦИЯ РАБОТЫ

Материалы, положенные в основу диссертации, докладывались на Международной конференции по нейтронной физике (Киев, 1987 г.), на Международной конференции по избранным вопросам структуры ядра (Дубна, 1989 г.), на Международном семинаре по взаимодействию нейтронов с ядрами (КШИ, Дубна, 1992 г.).

ОБЪЕМ РАБОТЫ

Диссертация состоит из введения, пяти глав и заключения. Она содержит 90 страниц машинописного текста, в том числе 17 рисунков и б таблиц. Список литературы включает 51 наименование.

ПУБЛИКАЦИИ

По материалам диссертации опубликовано 5 работ.

Содержание работы

Во введении диссертации дан краткий обзор развития исследований угловых распределений рассеяния медленных нейтронов ядрами, показана актуальность и цель представленной работы, кратко изложено ее содержание.

В первой главе диссертации дается краткое теоретическое описание упругого рассеяния нейтронов в сферически-симметри-чном попе сип и описывается метод анализа усредненных дифференциальных сечений, позволяющий получать из измеряемых экспериментальных значений параметров сечения аа, и ш2 нейтронные силовые функции 5°, радиационные силовые функции 5®, 5* и вклады далеких уровней при помощи которых в 11-матричной теории выражаются фазовые сдвиги и радиусы потенциального ряссеяния е- и р-нейтронов. В главе рассматривается структура дифференциального сечения упругого рассеяния, приводятся общие формулы для параметризации через силовые функции и фазы рассеяния коэффициентов разложения усредненного по резонансам сечения а{9) для бесспиновых ядер-мишеней и для ядер с ненулевым спином.

Во второй главе сообщаются основные характеристики нейтронного пучка от бустера ИБР-30 и детектора рассеянных нейтронов, приводится схема экспериментальной установки, описывается электромеханическое и электронное оборудование, позволяющее вести измерения при трех углах рассеяния в автоматическом режиме, обосновывается процедура измерений, порядок набора статистики, калибровки, указываются способы учета фона. Показаны также этапы обработки экспериментальных данных, превращающей аппаратурные спектры рассеянных нейтронов в параметры дифференциального сечения для разных энергий нейтронов.

Простота дифференциального сечения рассеяния нейтронов при малых энергиях (1) позволяет для его определения иметь детектор с довольно низким угловым разрешением и производить измерения при небольшом числе разных углов. Измерения, проводимые при каждом угле с образцом и без образца (или с пустым контейнером образца), продолжались обычно несколько суток в виде повторяющихся циклов экспозиций для разных углов детектора и положений образца по 15-30 минут каждая.

При использовании газообразных (криптон, ксенон) и порошкообразных (изотопы теллура) образцов в методику измерений и в экспериментальную установку были внесены некоторые изменения, отмеченные также во второй главе.

В третьей главе определенные из дифференциальных сечений упругого рассеяния нейтронов с энергиями до ~ 250 кэВ нейтронные силовые функции для е-, р^-, Рз/2- нейтронов и параметры потенциального е- и р-рассеяния для всех исследованных в диапазоне 48 < А< 144 ядер проанализированы при помощи оптической модели ядра. Были взяты два подходящих сферических потенциала. Первый из них был предложен в 1963 году Молдауэром [2], а затем использовался Камардой [3], несколько изменившим параметры потенциала для р-нейтронов.

Параметры го радиусов Я = г0 Л1/3 и диффузностей в форм-факторах Саксона-Вудса второго из используемых потенциалов [4] — линейные функции от А. Кроме того, глубины этого потенциала содержат изоспиновые члены, пропорциональные (ЛГ -2) ¡А, что по заключению Перея [5], выполнившего детальный анализ рассеяния протонов, способствует лучшему описанию упругого рассеяния.

Результаты, полученные для р-нейтронов, являются совершенно новыми, поэтому описание их зависимости от атомного числа с помощью оптической модели ядра представляет особый интерес.

Наблюдалось явное несовпадение пиков и рассматриваемых как функции от массового числа А (рис.1).

Резко немонотонная зависимость (А) (рис.2) имеет минимум, в области которого (А ~ 60-90) радиусы Щ имеют даже отрицательные значения. Это означает, что у ядер в этом массовом диапазоне сдвиг фазы нейтронной р-волны имеет аномальный положительный знак. Сплошные кривые на рисунках 1 и 2 - расчет с потенциалом Молда-уэра - Камарды, отрезки кривых - с "региональным" потенциалом Смита.

Неожиданным оказалось поведение радиусов рассеяния для нейтронной р-волны в области масс А> 124. У исследованных природных смесей изотопов с А> 124 силовые функции для е-, р1/2— и Р3/2-нейтронов и радиусы рассеяния для Б-нейтропов обнаружили довольно плавную зависимость от А, только значение Я[ для Те явно выпало вниз на 15-20 ошибок.

50 70 90 110 130 150 А

Рис.1. Нейтронные силовые функции для р-волны в единицах Ю-4. Точки -наши значения, кресты - значения из [6]

150 д

Рис.2. Радиусы рассеяния для р-волны в фм

Желание более подробно исследовать особенности в поведении радиусов рассеяния для р-нейтронов п заполнить пробелы на шкале

масс А= 79 - 89 и А= 127 - 144, способствовало проведению экспериментов, которым посвящена четвертая глава.

8.0 Ц I 1 и и I I I II I 1 I I 1 I I 1 М 1 I I 1 1 I I I I I I I 1 I 1 II 11 1 I II I 1 I I I I I I I

Тоб.о: :

: ) + "

(Л 4.0 - , Г и

+ ' +

2.0 - + ^ ЧЧ ®

0 0 111111111 I .........I I ■ ■ I . I ■ ■ ■ I I ■ ■ I ■ ■ I I I I . I............

1 4.0 гп I I I гг п 1 п М1 1 I I I 11 Т1 11 I г I I | I ) 1 1111 11-11111111111111 1_

V0-0: | ^ ( \ 1

-2.0 .........111 11 11 11 I I .............................. I I . I .1

40 60 80 100 120 140

А

Рис.3. Экспериментальные значения р-нейтронной силовой функции. Квадраты - значения, полученные для Кг и Хе, светлые кружки - для изотопов Те в основной подгонке, кресты - в дополнительной

Выбор исследуемых газов Кг и Хе определялся тем, что радиус р-рассеяния для криптона должен был подтвердить аномальный знак радиусов в первом из указанных выше пробелов, а результат для ксенона — аномальность малого радиуса для ядер Те, предшествующих второму пробелу. В исследуемом диапазоне энергий нейтронов 3-200 кэВ ни для Кг, ни для Хе до описываемых измерений не было экспериментальных данных даже по полным сечениям. Полученные результаты хорошо "вписались" в общую картину зависимости нейтронных силовых функций и радиусов рассеяния от массового числа (рис.3,4). Щ для криптона стало четвертым отрицательным значением в интервале А~ 70 - 90, и сомнений, что это общее свойство ядер с такими

( I I I Г I I I I | I I I I I I I I I { 11 I I I ГТ1 I I I I I I I I I Ы I I I I I I I I I I 1 I I Iт

к'

♦ч

Ам

44 » ♦

Т1 I I I п п I 14 I п I I I I [ I Т1 1 I I г I I 1 ' I I I 1 I I I П I I I I I I I I I 1 I I I

И

ьч

1,1 ^

массами, практически не осталось.

Рис.4.

Радиусы рассеяния для р-волны в фм. Квадраты - значения, полученные для Кг и Хе, светлые кружки - для изотопов Те в основной подгонке, кресты - в дополнительной

Я 4 ©

о: 2 о -2 -4

Была сделана попытка идентифицировать два самых сильных из резонансов криптона, рассматривая их как изолированные (см. таблицу 1).

Таблица 1

И нформация о резонансах Кг

£о,кэВ А«,бнэВ адТ„,эЪ Изотоп

3,79 3330 ±280 3,1 ±0,6 80,82,83,84,86

11,1 24000 ±1100 65 ±8 82,84,86

Значение Щ для ксенона вместе с Щ неодима определили плавный спад в А-зависимости радиуса после его максимума при А~ 120, и теперь можно с уверенностью говорить о значительной аномалии в И1! для теллура.

Таблица 2

Средние рео'онансные параметры

Эл-т 50 • 104 "V104 531/2-10* До, Фм Щ, фм

Кг Хе 0,26 ±0,12 0,42 ±0,05 3,1 ±2,4 2,9±1,2 3,46 ±0,40 2,18 ±0,18 7,5 ±0,4 5,9 ±0,3 -3,3 ± 1,2 10,6±0,4

Логичным продолжением исследований в этой области явились эксперименты с двумя тяжелыми и наиболее доступными изотопами 128Те и 130Те, показавшие, что именно они ответственны за исследуемую аномалию в поведении радиусов р-волнового рассеяния нейтронов природным теллуром, поскольку полученные для них радиусы р-рассеяния примерно на 25% меньше, чем для естественного теллура (рис.4).

Результаты дополнительной подгонки, в которой для обоих ядер фиксировалась величина = -0,23 — на "нормальном" уровне*) близких по массе ядер, даны в таблице 3 строкой ниже основных результатов.

Таблица 3 Средние резонансные параметры

128 Те

50-Ю4 ^/2-104 £31/2 • 10* Фм фм X2

0,04 ±0,03 0,28±0,03 2,7±1,0 11,9 ±1,0 1,66 ±0,26 1,14 ±0,38 6,29 ±0,16 4,55 ±0,14 6,19 ±0,31 11.50 1.7 3.4

130 Те

£о-104 51/2.104 ' Ю4 Л'0, фм Л[, фм X2

0,00 ±0,02 0,10 =Ь 0,04 2,5 ±0,8 10,3 ±1,2 1,47 ±0,26 0,91 ±0,44 6,28 ±0,10 5,09 ±0,16 6,31 ±0,31 11,56 1.8 4.7

О качестве соответствия найденных параметров эксперименту можно судить по значениям х2 на одну точку, приведенным в таблице 3.

Учтя результат Щ = 8,1 ± 0,2 фм для Те, можно предсказать, что шесть его более легких изотопов, составляя около 34% в смеси, должны иметь в качестве своего среднего как раз "нормальную" величину Щ ~ 12 фм.

*) Здесь следует напомнить общепринятое соотношение В! = Й(1 - Д§°) для б—волны и введенное в ЛНФ Я!у = Я(1 -для р-волны.

Типично нестатистический эффект подобной аномалии можно было бы объяснить образованием в промежуточных ядрах 129Те и шТе некоторых простых, пли входных, состояний со спинами 1/2" и (или) 3/2", соответствующих энергии падающих нейтронов ~ 0,ЗМэВ и имеющих ширины в десятки или сотни кэВ.

Можно чисто феноменологически оценить их параметры, предположив, что теллур представляет собой смесь двух "изотопов", у одного из которых, имеющего концентрацию 66%, есть входное состояние 3/2-.

а;,

1.2

0.8

0.4

°'°0 100 200 300 400 500 600

ЭНЕРГИЯ,КЭВ

Рис.5. Описание значений для теллура с учетом входного состояния 3/2- (кривые 1,2,3) и без него (кривая 4). Параметры Е0,Т Т,Г I в кэВ для приведенных кривых: 1 — 291,37,12; 2— 281,42,24; 3— 296,62,48

Представленные на рис.5 данные для Те ио работы [7] до 250 кэВ я данные из [8] выше 350 кэВ показывают характерный перепад значении и>1 в районе 300 кэВ, который можно отнести к интерференции р-резонанса с потенциальным в-рассеянием. Кривые 1, 2 и 3 на рисунке, соответствующие трем вариантам такого резонанса (параметры резонанса для всех вариантов расчета приведены под рисун-

ком), рассчитывались из выражения сечения:

а(в,Е) = (г1(Л{)1Л'1>5й,511/2,5'31/2) + 0,6б(г2(£Ь,-Г„,Г7),

где функция 0\- сечение, усредненное по резонансам, а сг2- сечение для изолированного резонанса. Нейтронную и радиационную ширины Г„ и Г7 как аргументы функции сг2 в случае входного состояния обозначают Г \ и Г J,. При этом Г const отвечает переходу в компаунд состояния, а Г t~ Е3/2 (для р-состояния) соответствует переходу во входной канал. Все аргументы а\ для всех кривых одинаковы, причем Rf = -0,23, то есть R[ ~ 11,5фм. Кривая 4 получена при сг2 = 0 и отвечает отсутствию аномалии в р-рассеянии.

В пятой главе описаны эксперименты по рассеянию килоэлек-тронвольтных нейтронов тремя легкими ядрами (берилием, бором и углеродом).

Кроме параметров упругого рассеяния нейтронов crs, и и>2 и параметров потенциального рассеяния Rg° и Rf° для указанных выше легких ядер здесь приводится также первая оценка ширины вероятного отрицательного р-резонанса для ядра-мишени ПВ и подобный результат для 9Ве. Оценить ширину отрицательного резонанаса (в предположении отсутствия у легких ядер заметного вклада в р-рассея-ние однопионного обмена) возможно, если величины Rf° и Щ для соседних по массе ядер заметно расходятся, поскольку, содержа вклады "хвостов" большого числа резонансов с обеих сторон от рассматриваемого диапазона энергий, эти величины должны быть близки. Для легких соседних ядер сделать такую оценку проще, так как их схемы уровней хорошо известны до энергий выше энергии связи нейтрона и положения, спины и четности отрицательных резонансов также, как правило, известны.

У 9Ле и 12С в диапазоне исследуемых энергий ни одного из известных резонансов нет [6], а у 10В, ИВ и 13С есть по два резонанса, из которых только s-резонанс 370 кэВ у 10В и р-резонанс 430 кэВ у ИВ сколько-нибудь заметно сказываются на измеренных <т(0).

На рис.б измеренные параметры <т3 (темные точки) л о^ в системе центра масс (светлые точки) изображены для образцов бора и углерода (Е- в лабораторной системе). По этим данным, используя параметризацию сечения и (в), выражающую его через нейтронные силовые функции и параметры "далеких" уровней при выбранном значении радиуса ядра Я = 1,35 л1/3 пк = 2,197Л0~4А-У^/(А+1) фм"1 (Е- в эВ) были определены следующие значения:

Щ = 6,15 ± 0,02 фм для С и Я'0 = 5,94 ± 0,06 фм для В.

Щ = 4,29 ± 0,21 фм для С и Щ = 3,02 ±0,17 фм для В.

Полученные параметры дают наилучшее описание эксперимента, которое показано на рисунке 6 сплошными линиями, соответствующими расчетам при нулевых значениях силовых функций. Из <те при энергиях 95 кэВ и выше по данным [9] было вычтено крыло сильного в-резонанса 10В с Е0 = 370 кэВ.

5

3

0.10 0.05

3" -0.00

-0.05

О 100 200 0 100 200

Е , кэВ Е, кэВ

Рис.6. Экспериментальные значения параметров сечения для бора и углерода

Как и ожидалось, у близких по массе углерода и бора почти одинаковыми оказались радиусы е- рассеяния, но для р-рассеяния радиусы заметно отличаются. Поскольку резонансы углерода действительно

далеко расположены, то, по-видимому, более "правильным" является значение Н[, полученное для углерода, а у бора и, следовательно, Я[ "искажаются" близким р-резонансом с / = 1 и Е0 = 430 кэВ.

Величину искажения Ш] у бора, вызванного влиянием вышеуказанного р-резонанса, иллюстрирует пунктирная кривая 1 на рис.6, при расчете которой отдельно учитывался вклад этого резонанса в соответствии с его известными параметрами.

Очевидно, что расчетная кривая 1 неудовлетворительно описывает экспериментальные и,^ бора, причем ход экспериментальных точек явно требует увеличения Я[ при расчете теоретической кривой, что и было сделано заменой первоначально полученного значения В,™ = -0.003, соответствующего величине радиуса р-рассеяния Я\ = 3,02 фм, на значение Я1^0 = -0,130, из которого для углерода получается радиус Я\ = 4,29 фм. Для бора использование при расчетах такого дает Щ — 4,16 фм. Этот результат представлен на рис.6 пунктирной кривой 2, которая, приближаясь к экспериментальным и\ бора, все же проходит гораздо ниже большинства точек. Для получения хорошего описания экспериментальных точек (кривая 3) было подобрано значение Я\ = 5,38 фм, значительно большее, чем у углерода. Параметры потенциального рассеяния, представленные в табл.5, найдены с учетом вклада в-резонанса 370 кэВ у 10В и р-резонанса ПВ 430 кэВ при нулевых значениях силовых функций и двух вариантах выбора радиусов ядер: Л = 1,35 • А1/3 фм (верхняя часть таблицы) и Я = 1,80 • А1/3 фм, чаще используемом для этих ядер (нижняя часть таблицы). При подгонке параметров к эксперименту с целью лучшего описания полного сечения рассеяния <78(Е) сдвиг фазы для в-нейтронов определялся не константой Щ1, а линейной функцией энергии + аЕ. Параметр а также приведен в таблице.

Как видно из таблицы 5, максимальный разброс радиусов э-рассея-ния Я'0 не превышает 15%, а для р-радиусов Я.[ он составляет более 50%.

Таблица 5

Параметры потенциального рассеядия

Эл-т Я, фм а,кэВ-1 Я?> Я'0, фм Я[, фм

Ве 2,81 -1,44(3) 9(3)-Ю-4 -0,47(4) 6,85(9) 6,75(33)

В 2,99 -0,99(3) 4(3) • Ю-4 -0,27(3) 5,95(10) 5,38(28)

С 3,09 -0,99(1) 2,5(6)-Ю-4 -0,14(3) 6,15(2) 4,38(24)

Ве 3,74 -0,83(2) 6(2)-Ю-4 -0,01(2) 6,86(9) 3,81(19)

В 3,99 -0,49(2) 3(2) ■ Ю-4 0,07(1) 5,95(10) 3,10(16)

С 4,12 -0,49(1) 1,6(4) -Ю-4 0,14(1) 6,15(2) 2,44(14)

Это дает основание для вычисления предположительных значений приведенных нейтронных ширин Г„ отрицательных р- резонансов, если принять за "хорошо усредненное" одинаковое для всех трех элементов значение Я^ углерода, равное -0,14 при выбранном радиусе ядра Я = 1,35 ■ А1/-* фм и 0,14, если радиус Я — 1,80 • Л1/3 фм. Такое предположение вполне правомерно, поскольку ближайший р-резонанс 12С удален более, чем на 1 МэВ, и Я^ углерода действительно можно считать соответствующим "далеким уровням" для всех рассматриваемых ядер. При дальнейших расчетах как для бора, так и для бериллия фиксировалось значение как у углерода, а описывалось с прямым учетом р-резонансов, ответственных за "изменение" величины Я™. Оценки приведенных ширин р-резонансов были сделаны для бора и бериллия при двух указанных в таблице 5 выбранных радиусах ядер. Прямой учет влияния на коэффициент анизотропии р-резонанса ПВ с Е0 = -709 кэВ (спин 0+) на четвертом возбужденном состоянии 12В и пары резонансов 9Ве с = -703 кэВ (спин 0+) на четвертом и -949 кэВ (спин 2+) на втором возбужденном состояниях 10Ве приводит к следующим оценкам их приведенных ширин:

пВ : Г1(-709кэВ)

■и

ОкэВ при Я = 2,99фм ОкэВ при Д = 3,99фм

9Ве : Г„(-703кэВ) + 3,8Г^(-949кэВ) ~ | р5кэВ ПрП Л = 2,81фм

I 4,1

,6кэВ при /? = 3,74фм

соответственно. Таким образом, для углерода, бора и бериллия имеется два альтернативных удовлетворительных описания эксперимента — с параметрами из табл.5 и с одинаковым для всех трех элементов Rf и вышеуказанными параметрами отрицательных резонансов. Последняя интерпретация экспериментальных данных представляется более реалистичной.

В заключении подводится итог описанным в диссертации исследованиям, приводятся основные выводы, сделанные на основе описанных экспериментов.

Работы, положенные в основу диссертации

1. Кузнецова JI.B., Попов A.B., Самосват Г.С. Анализ средних нейтронных параметров в области Зр-резонанса с помощью сферической оптической модели ядра. //В кн.: Нейтронная физика (Матер. 1-й Международной конференции по нейтр. физике, Киев, 14-18 сентября 1987 г.). М.: ЦНИИатомин-форм, 1987, т.2, с.254-257.

2. Мицына JI.B., Попов А.Б., Самосват Г.С. Отрицательный нейтронный р-резонанс на ядре ПВ. //Письма в ЖЭТФ, 1989, т.49, вып.5, с.248-251.

3. Мицына JI.B., Попов А.Б., Самосват Г.С. Рассеяние килоэ-лектронвольтных нейтронов ядрами Be, В, С. //Сообщение ОИЯИ 33-89-408, Дубна, 1989, б с.

4. Говоров A.M., Мицына JI.B., Самосват Г.С. Рассеяние нейтронов с энергиями ~ 1 - 300 кэВ криптоном и ксеноном. //Ядерная физика, 1991, т.54, вып.5[11], с.1192-1196.

5. Мицына JI.B., Самосват Г.С. Об аномальном рассеянии р-. нейтронов ядрами теллура. //Ядерная физика, 1993, т.56, вып.2, с.23-28.

Литература

[1] Кузнецова JI.B., Попои А.Б., Самосват Г.С. Однопиондый обмен и рассеяние килоэлектронвольтных нейтронов. //Препринт ОИЯИ РЗ-87-114, Дубна, 1987, 3 с.

[2] Moldauer Р.А. Optical Model of Low Energy Neutron Interactions with Spherical Nuclei. //Nucl.Phys., 1963, v.47, p.65-92.

[3] Camarda H.S. p-Wave Neutron Strength-Function Measurements and the Low-Energy Optical Potential. //Phys.Rev., 1974, v. C9, p.28-37.

[4] Smith А.В., Guenther P.T., Whalen J.F. The Optical Model of few-MeV Neutron Elastic Scattering from Z=39 to 51 Targets. //Nucl.Phys., 1984, V.A415, p.1-29.

[5] Perey F.G. Optical-Model Analysis of Proton Elastic Scattering in the Range of 9 to 22 Mev. //Phys.Rev.,1963,v.131, N2, p.745-763.

[6] Mughabghab S.F., Divadeenam M., Holden N.E. //Neutron Cross Sections, v.l, part A, Academic Press, 1981.

[7] Зо Ин Ок, Ншсоленко В.Г., Попов А.В., Самосват Г.С. Нейтронные дифференциальные сечения упругого рассеяния в энергетической области ннже 440 кэВ. //Сообщение ОИЯИ P3-85-133, Дубна, 1985, 12 с.

[8] Smith А.В., Hayes R. Fast Neutron Scattering from Elemental Mo, Sn, Sb and Те. //Nucl. Phys., 1967, v.A93, p.609-630.

[9] Garber D.I., Kinsey R.R.// BNL-325, 3d Edition, v.II, 1976.

Рукопись поступила в издательский отдел 18 декабря 1996 года.