Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Изучение неравновесного испускания легких частиц в реакциях с легкими и тяжелыми ионами при энергиях ^10 мэв/нуклон (обзор литературы) 15
1.1. Предравновесная эмиссия в реакциях с легкими падающими частицами 15
1.2. Теоретические модели предравновесного образования частиц 22
1.3. Неравновесная эмиссия легких частиц в реакциях с тяжелыми ионами 31
1.4. Краткие выводы 38
ГЛАВА 2. Методика измерений 40
2.1. Общая схема опыта 40
2.2. Мишени и токи заряженных частиц 44
2.3. Спектрометр нейтронов " 46
2.4. Обработка измерений. Анализ погрешностей 51
ГЛАВА 3. Результаты измерений 55
3.1. Реакция 62М(3Не,Хп) 55
3.2. Реакция 6IJ\/i( dU ,Хи) 63
3.3. Реакция 59Co(6JU,Xrt) 66
3.4. Реакция 53Cr(I2C,Xtt) 72
3.5. Полные сечения 75
3.6. Выводы 81
ГЛАВА 4. Анализ и обсувдение результатов 86
4.1. Температурная параметризация данных 86
4.2. Параметризация экспериментальных спектров с помощью "модели" источников 96
4.3. Сравнение результатов измерений с расчетами по экситонной и гибридной моделям ИЗ
4.4. Выводы 138
Заключение 142
Литература
- Теоретические модели предравновесного образования частиц
- Мишени и токи заряженных частиц
- Реакция 6IJ\/i( dU ,Хи)
- Параметризация экспериментальных спектров с помощью "модели" источников
Введение к работе
Исследование реакций с легкими ионами при энергиях около 10 МэВ/нуклон показало, что далеко не все экспериментальные результаты могут быть объяснены лишь двумя предельными моделями ядерных реакций: прямыми процессами и боровским механизмом образования и распада составного ядра. Прежде всего на это указывали особенности энергетических спектров и угловых распределений легких вылетающих частиц.
Данные по энергетическим спектрам нуклонов, например из реакций (р,р/), (р,и), (о,р) и других показывали наличие высокоэнергетического компонента в непрерывном спектре между низкоэнергетической областью статистического распада составного ядра и дискретными уровнями прямых реакций. Эта часть спектра увеличивается с ростом энергии бомбардирующих частиц (рис.1), а форма её существенным образом зависит от сорта падающих частиц. Угловые распределения вылетающих частиц демонстрируют направленность вперед, также увеличивающуюся с ростом энергии эмитируемых частиц. Эти процессы были названы предравновесными, а для описания отмеченных особенностей в реакциях с нуклонами и легкими ионами стали использовать специальные микроскопические модели предравновесного распада [2-4]. В дальнейшем мы будем рассматривать предравновес-ный механизм как составную часть более общего класса реакций, называемых неравновесными и включающими в себя все процессы, за исключением испарения из составного ядра.
При изучении реакций столкновения тяжелых ионов (А>12) с ядрами, протекающих, в основном, через два конкурирующих процесса: слияние и глубоконеупругие взаимодействия(5,б], также обнаружено тесное переплетение закономерностей, характерных для пря-
Рисі >
О <о 20 ЗО HQ 50 60 Энергия лротшв.МэВ
Рисі. Спектры неупругого рассеяния протонов из реакции Fe(p,p') при 0 = 35 для трех значений энергии падающих частиц [iJ .
мых реакций и распада возбужденного составного ядра. Однако, своеобразие реакций глубоконеупругих передач состоит в том, что происходит полная диссипация кинетической энергии столкновения и интенсивный обмен больших групп нуклонов между ядрами в процессе формирования и распада двойной ядерной системы. Это привело к созданию, в первую очередь, ряда макроскопических динамических моделей с трением и статистических моделей, описывающих зарядовые, массовые и энергетические распределения тяжелых продуктов глубоконеупругих передач [б].
Одновременно еще только накапливался экспериментальный материал по эмиссии легких частиц и когда появились модели для описания предравновесных процессов, были сделаны предположения о возможности их применимости и для реакций с тяжелыми ионами. Прошло немало времени, прежде чем обнаружение аномально большого выхода неравновесных Л-частиц в этих реакциях побудило экспериментаторов к более тщательному изучению эмиссии других легких частиц. Было установлено, что неравновесные явления в реакциях с тяжелыми ионами, также как и в реакциях с нуклонами и легкими ионами, играют существенную роль.
Несмотря на различие в подходах, используемых для описания физических явлений в реакциях с легкими и тяжелыми ионами, можно отметить одно общее свойство, связывающее предравновесные процессы в этих реакциях: во временной шкале они занимают промежуточное положение между быстрыми прямыми реакциями и "медленным" распадом составного ядра.
В связи с этим представляется интересным для реакций с ускоряемыми частицами разной массы изучение механизма испускания высокоэнергетических частиц в рамках единого подхода, на основе общей модели, например в рамках предравновесных моделей распада возбужденных ядер.
Процесс установления равновесия может быть полнее изучен, если удастся определить источник образования неравновесных частиц, его свойства. Так как отклонение экспериментальных данных от картины статистического испарения не находит полного объяснения с точки зрения одних лишь прямых процессов, целесообразно осуществлять поиск источников неравновесных частиц не только в ядре-снаряде или ядре-мишени, но и в промежуточной ядерной системе, находящейся в процессе эволюции к составному ядру.
Таким образом, экспериментальное изучение эмиссии высокоэнергетических частиц, образующихся в ядерных реакциях при энергии 5-20 МэВ/нуклон является актуальным и обусловлено, с одной стороны, чисто физическим интересом исследования нового механизма ядерных реакций в этой области энергий. Кроме того, изучение предравновесных процессов может существенно облегчить трактовку других явлений, наблюдаемых в той же области энергетического спектра. Например, более ясное понимание образования неравновесного непрерывного спектра необходимо для корректного учета физического "фона" гигантских резонансов, а также при изучении процессов развала.
С другой стороны, немаловажное значение имеют прикладные задачи. Данные по предравновесным процессам уже находят практическое применение в качестве ядерно-физических констант. Например, учет вклада быстрых легких частиц, образующихся под действием нейтронов и протонов используется в такой быстроразвиваю-щейся области медицины, как радиотерапия для правильного предсказания распределения поглощенной дозы и её локализации; в космической технике - для расчета защиты человека от космического излучения; в астрофизике - для анализа первоначального состава и определения возраста метеоритов и лунного грунта путем измерения количества различных оставшихся радиоактивных нуклидов.
- 8 -Знание механизмов образования неравновесных частиц необходимо также для практических расчетов различных процессов в обычных и термоядерных реакторах, например для изучения радиационных повреждений в конструкционных материалах, при проектировании защиты современных ускорителей и другое.
К началу настоящей работы в 1978 году не вполне ясным было влияние входного канала и энергии возбуждения композиционной системы на образование предравновесного компонента. Кроме того, анализ литературных данных показал, что исследование одной и той же промежуточной ядерной системы при одинаковой энергии возбуждения, образованной различными входными каналами почти не проводилось со времени первого опыта по проверке гипотезы Н.Бора в 1950 году. Тогда измерялись[V] функции возбуждения для двух реакций ( р+ Си и oL +"%*), приводящих к образованию одного и того же составного ядра у\ , распадающегося, в свою очередь, по трем различньм каналам. Предельная энергия возбуждения в этих опытах не превышала 40 МэВ. Однако такие эксперименты при более высоких энергиях возбуждения позволяют установить влияние входного канала на эмиссию частиц в процессе установления равновесия, что особенно важно для изучения предравновесного механизма, проверки соответствующих теоретических моделей.
Вместе с тем, аналогичные эксперименты, связанные с измерениями не функций возбуждения, а энергетических и угловых распределений продуктов реакций, испускаемых из композиционной системы при фиксированной энергии возбуждения[в] , облегчают разделение равных процессов благодаря уверенной идентификации равновесной составляющей, как наиболее изученной. С другой стороны, формирование предравноввсного компонента энергетических спектров можно исследовать и путем изменения энергии фиксированной падающей частицы.
В качестве падающих частиц в экспериментах указанного типа использовались лишь протоны, дейтроны и ядра гелия. Исследования реакций с более тяжелыми ионами в такой постановке задачи практически отсутствовали, а спектральные распределения частиц, испускаемых в широком диапазоне энергий и углов при взаимодействии, например, лития-б с ядрами не измерялись вообще. В то же время ядро лития-б представляет особый интерес как переходное от легких частиц к тяжелым ядрам.
Как уже отмечалось, среди различных сортов вылетающих частиц в первую очередь легкие частицы несут информацию о быстрой начальной, неравновесной фазе взаимодействия. Из них нейтроны имеют преимущество по сравнению с заряженными частицами благодаря отсутствию кулоновского барьера, что позволяет получать неискаженные этим барьером данные в более широкой энергетической области. Однако, нейтронный канал распада оказался наименее изученным. Экспериментальные результаты по нейтронам малочисленны, отрывочны, получены, главным образом, для реакций с легкими падающими частицами. Что касается реакций с тяжелыми ионами, то анализ данных выявил единичные работы с вылетом нейтронов, проводившихся как правило, методом Г-спектроскопии. Прямые измерения спектров нейтронов в широкой области энергий и углов почти отсутствовали.
В настоящей работе методом времени пролета в широкой области углов измерялись энергетические спектры нейтронов, образующихся в реакциях с легкими и относительно более тяжелыми ионами, анализировались вклад неравновесных нейтронов в общий спектр и влияние на этот вклад как сорта падающих частиц, так и их энергии. Другой задачей являлось выяснение общих свойств неравновесного компонента нейтронных спектров. Третьей задачей было проведение сравнения экспериментальных данных с теоретическими рас-
- 10 -четами с целью описания экспериментальных результатов.
В работе исследовалась эмиссия нейтронов из одной и той же композиционной системы, образованной различными способами. В связи с тем, что не был решен вопрос, от каких переменных зависит образование неравновесного компонента в спектрах, условие постоянства энергии возбуждения композиционной системы исключало влияние именно этого параметра. Сравнение результатов измерений при фиксированных падающих частицах, но различных энергиях возбуждения позволяло установить характер изменения неравновесной части энергетических спектров вылетающих нейтронов с изменением энергии снаряда.
На первом этапе настоящей работы изучался процесс испуска-ния нейтронов из следующих реакций с участием легких (Не, cL ) и более тяжелых ( к. ,1) ионов:
ьгНі + %е (40,9 МэВ),
б1М: + *L (52,6 МэВ),
59Со + 6ІС (39,7 МэВ),
53Cr + 12С (53,5 МэВ).
Указанные энергии соответствуют значениям энергии падающих частиц после прохождения половины толщины мишени. Энергии падающих частиц, а также мишени были подобраны таким образом, чтобы получить одно и тоже составное ядро ^Zn при средней энергии возбуждения Ек = 53,7 + 0,4 МэВ. Мишени были взяты из средней части таблицы Д.И.Менделеева, чтобы величины кулоновских барьеров во входных каналах были бы значительно меньше энергий падающих частиц.
Последующие эксперименты проводились с изменением энергии падающих частиц: для гелия-3 от 41 до 59 МэВ, для лития-б от 40 до 90 МэВ.
Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения
- II -
и списка литературы.
Во введении обоснована актуальность темы: исследование образования неравновесных частиц, в частности, нейтронов, в реакциях с легкими и тяжелыми ионами при энергиях около 10 МэВ/нук-лон. Сформулирована общая задача работы - получить энергетические и угловые распределения нейтронов в реакциях с ионами гелия, лития и углерода при энергиях от 4 до 20 МэВ/нуклон на средних ядрах с целью изучения механизма образования предравновесных нейтронов; определить свойства соответствующего компонента в спектрах; исследовать возможность применения предравновесных моделей для' реакций с легкими и более тяжелыми ионами. Подчеркнута важность предпринимаемого исследования в этой области ядерной физики с научной и практической точки зрения, изложена структура диссертации.
В Главе I проведен анализ литературных данных по изучению неравновесного, главным образом предравновесного, испускания легких частиц в реакциях с легкими и тяжелыми ионами при энергиях около 10 МэВ/нуклон. В ней рассмотрены экспериментальные и теоретические работы, выполненные в интересующей области исследования в течение последних 15-20 лет, обсуждены используемые методики измерений. Глава завершается краткими выводами, подтверждающими актуальность задачи.
В Главе 2 описана методика измерений, выполненных на 1,5-метровом изохронном циклотроне ИАЭ им.И.В.Курчатова с использованием время-пролетного спектрометра. В качестве детектора нейтронов применялся сцинтилляционный счетчик, который состоял из кристалла стильбена размером 50 х 50 тг и фотоумножителя ФЭУ-30, помещенных в специальную сферическую трехслойную защиту. В измерениях обычно использовалась пролетная база, равная 4,5 м, а диапазон углов - от 10 до 150. В главе приведены характеристики
- 12 -мишеней и токов заряженных частиц, описана структурная схема спектрометра и его основные технические данные. Отдельный параграф посвящен методике обработки измерений и анализу погрешностей.
В Главе 3 приводятся результаты измерений и дана качественная характеристика полученных энергетических и угловых распределений нейтронов из исследованных реакций. Для всех изучавшихся реакций получены полные сечения выхода нейтронов. Особое внимание уделено процедуре оценки доли сечения ниже порога регистрации. Показано, что в энергетических спектрах нейтронов имеются две составляющие: равновесная и предравновесная. Исключение составляет реакция с углеродом. Делается предварительное заключение о том, что предравновесная эмиссия зависит от энер -гии падающих частиц, приходящейся на нуклон.
В Главе 4 проводится анализ и обсуждение результатов. Экспериментальные спектры нейтронов параметризовались на основе статистической теории. Для равновесной части спектров получены значения ядерной температуры, для неравновесной части - параметры квазитемпературы, имеющие угловую зависимость. Для всех реакций проведен источниковый анализ инвариантных сечений образования нейтронов. Выполнена параметризация экспериментальных спектров на основе предположения о существовании двух источников нейтронов. Обсуждено влияние реакций прямого типа на непрерывный спектр предравновесных нейтронов. Проведен анализ энергетических распределений нейтронов в рамках экситонной и гибридной моделей предравновесного распада.
В заключении подводятся основные итоги выполненного исследования.
Научная новизна проведенной работы заключается в том , что впервые единой методикой получены систематические эксперименталь
- ІЗ -
ные данные по эмиссии нейтронов из реакций с легкими (EetoC) и более тяжелыми (А*, ^С) ионами при энергиях от 4 до 20 МэВ/нуклон на средних ядрах. Установлено, что определенная часть неравновесных нейтронов, наряду с преимущественной эмиссией вперед, испускается и в заднюю полусферу, а возможным механизмом их образования является предравновесная эмиссия. Успешно применен обычно используемый в физике высоких энергий источниковый анализ полученных экспериментальных результатов. Выполнена параметризация спектров для всех реакций на основе предположения о существовании двух источников эмиссии нейтронов. Обнаружена нечувствительность ширины импульсного распределения неравновесных нейтронов в системе центра масс (с.ц.м.) от энергии и сорта падающих частиц. Показано, что предравновесный формализм (в рамках экси-тонной и гибридной моделей) хорошо согласуется с результатами измерений как для реакций с легкими, так и более тяжелыми ионами. Это свидетельствует в пользу существования единого механизма образования неравновесных нейтронов в исследованных реакциях, а именно предравновесной эмиссии, зависящей от величины энергии падающей частицы на нуклон.
Научная и практическая ценность. Результаты диссертационной работы позволили получить общее представление о характере образования предравновесных нейтронов в реакциях с легкими и тяжелыми ионами. Экспериментальные данные по энергетическим и угловым распределениям нейтронов дополняют имеющуюся информацию об эмиссии легких заряженных частиц и могут служить объектом разностороннего теоретического анализа, в частности, для дальнейшего развития теории предравновесных процессов. Обнаруженные закономерности и свойства предравновесного компонента позволяют, в принципе, построить систематику данных в широкой области энергий и типов ядер. Точность и надежность измеренных сечений образования
- 14 -нейтронов удовлетворяет практическим потребностям. Полученные нейтронные данные направлены в Центр по атомным и ядерным данным (ЦАЗД) ГКАЭ СССР(г.Москва) для использования в качестве ядерно-физических констант.
На защиту выносятся:
Результаты измерений энергетических и угловых распределений нейтронов, образующихся в реакциях ж + Не(40,9 й 59 МэВ), 61МС + оС (52,6 МэВ), 59Со + 6/l(39,7 и 90 МэВ) и 53Сг+ 12С (53,5 МэВ). В скобках указаны энергии падающих частиц.
Результаты исследования зависимости формы спектров от энергии и угла вылетающих нейтронов из указанных реакций.
Результаты источникового анализа энергетических спектров нейтронов из этих же реакций.
Результаты сравнения энергетических спектров нейтронов с расчетами, выполненными на основе экситонной и гибридной моделей предравновесного распада.
Основные результаты диссертации были получены в 1978-1980 гг. в Институте атомной энергии им.И.В.Курчатова, опубликованы в II печатных работах (85, 91-98, 107, I08J , докладывались на 4-й и 5-й Всесоюзных конференциях по нейтронной физике (г.Киев, 1977 и 1980 гг.), 8-й конференции молодых ученых ИЯИ АН УССР (г.Киев, 1978 г.), конференции молодых ученых ЛИЯФ им.Б.П.Константинова (г.Гатчина, 1979 г.), XXIX Совещании по ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра (г.Рига, 1979 г.), на конференциях и семинарах ИАЭ (г.Москва, 1978-1984 гг.), на семинаре ЛТФ ОИЯИ (г.Дубна, 1980 г.), представлялись на XXX и XXXI Совещаниях по ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра (г.Ленинград, 1980 г. и г.Самарканд, 1981 г.), Международной конференции по экстремальным состояниям в ядерных системах (г.Дрезден, I960 г.).
Теоретические модели предравновесного образования частиц
Как уже было отмечено, рассматриваемые промежуточные процессы имеют ряд закономерностей. Отсутствует высокая селективность прямых взаимодействий (или она проявляется на гладком фоне), нет заметной флуктуации в спектрах - признака интерференционных процессов. Кроме того, полученные для высокоэнергетического компонента величины ядерных температур и сечений практически не зависят от свойств конкретного ядра. Все это побудило различных авторов попытаться описать процессы предравновесного испускания полуклассическими приближениями, позволяющими некогерентно учитывать вклад от каждой стадии процесса.
Первоначально предложенная для описания предравновесного испускания нуклонов экситонная модель Гриффина [z\ впоследствии была дополнена её модификациями: моделью равновесного Ферми-газа Харпа-Миллера-Берне [з] и гибридной моделью Блэнна ВД .
Поскольку в дальнейшем будут использоваться модели предравновесного распада, приведем основные понятия и формулы.
Концепция предравновесного распада в этих моделях состоит -в следующем. Эволюция композиционной системы происходит как серия последовательных двухчастичных (нуклон-нуклонных) взаимодействий, приводящих к образованию частично-дырочной пары экси-тонов. На каждом этапе этой эволюции эмиссия частицы конкурирует с внутриядерными переходами, которые в конце концов приводят к состоянию равновесия составного ядра. Во время такого процесса частицы могут быть испущены возбужденным ядром с энергией много большей, чем та энергия, которую они могли бы иметь при испарении из составного ядра.
Для описания процессов предравновесной эмиссии использован формализм частично-дырочных состояний в Ферми-яме, при этом конфигурации с одним и тем же экситонным номером относят к одной экситонной иерархии. Кроме того, делается предположение, что в рамках данной экситонной иерархии все конфигурации осуществляются с равными вероятностями.
Так как рассматривается процесс установления равновесия, то в основе экситонной и гибридной моделей лежит расчет вероятности испускания частиц с определенной энергией. Для этого используется статистическое выражение распределения плотностей частиц в ядре. Сечение эмиссии должно быть равно произведению числа частиц, найденных в энергетическом интервале и величины отношения парциальной ширины для этой эмиссии к полной ширине распада.
Общее выражение для спектра предравновесного испускания нуклонов (нейтроны и протоны для простоты здесь не различаются) имеет следующий вид: УІ-Vlo Л
Здесь (рцС о) - полное аечение реакции для образования компози - 24 -ционной системы (падающая частица с энергией EQ плюс ядро-мишень) ; ft - экситонный номер, равный сумме частиц р и дырок п, и увеличивающийся с шагом в две единицы от некоторого начального Пс до наиболее вероятного равновесного значения /1 . Рекомбинацией частиц и дырок (уменьшением экситонного номера на две единицы) пренебрегают.
Выражение в первой квадратной скобке формулы (I) определяет число нуклонов в энергетическом интервале d.E с /7 -экситон-ной конфигурацией. Символ Qn обозначает плотность ft -экситон-ных состояний, О АІМ) " плотность экситонных состояний остаточного ядра, Я/о й - плотность нуклонных состояний, где PL -одночастичная плотность состояний. Энергия Е возбуждения системы определяется как Ех = Е + U + В, где Е - энергия вылетающего нуклона, Ц - энергия возбуждения остаточного ядра, В - энергия связи нуклона.
Выражение во второй скобке представляет собой вероятность эмиссии нуклона с энергией Е. Обозначения следующие: Яс(] скорость перехода системы в непрерывный спектр(континуум), определяемая из принципа детального равновесия как где 5 i/f еШ - спин нуклона, приведенная масса и сечение обратной реакции соответственно; Ьп(Е , ) _ время жизни У) -экситонного состояния. Цїуі - фактор обеднения, учитывающий уменьшение количества ft - состояний благодаря эмиссии из предыдущих стадий.
Различие между экситонной и гибридной моделями заключено в объснении причин, которые приводят к равновероятности всех способов распределения энергии возбуждения между данным числом эк-ситонов. Так, в экситонной модели указанная равновероятность основана на гипотезе о квазиравновесии промежуточных систем. Отсюда для Ph оказывается возможным использовать выражение
Эриксона рп [Е ) =$($ ) /fr! 1 !(п-1)!] в гибридной же модели Блэнна показано, что для экситонных иерархий квазиравновесие не имеет места, однако для плотности экситонных состояний получается идентичное с формулой Эриксона выражение.
Мишени и токи заряженных частиц
Мишенями служили металлические самоподдерживающиеся фольги из обогащенных или моноизотопных материалов, характерные данные которых приведены в табл.1.
Толщина мишени определялась либо взвешиванием образца известной площади, либо непосредственным измерением с помощью оптиметра. Оба способа давали близкие значения, не отличающиеся более, чем на Ъfo, Поскольку точность методов измерений превышала указанный разброс, за величину погрешности был принят разброс.
Ток заряженных частиц, бомбардирующих мишень, не превышал в среднем 0,05 мкА для двухзарядных ионов гелия, 0,02 мкА для трехзарядных ионов лития и 0,15 мкА для двухзарядных ионов лития и четырехзарядных ионов углерода. Во время прохождения ускоренных ионов сквозь мишень происходила дополнительная их "обдирка". Так, ионы Li превращались в ядра ІС . Экспериментальная проверка в измерениях тока с мишенью и без нее подтвердила возрастание его в 1,5 раза. Четырехзарядные ионы углерода с энергией 54 МэВ превращались в смесь, состоящую из 80$ ядер (1 ) -и 20% пятизарядных ионов. В этом случае экспериментальная величина изменения тока составляла 1,45 + 0,03, что хорошо согласовывалось с расчетной величиной 1,47 J86J для указанной смеси.
Принцип работы спектрометра заключался в измерении интервалов между двумя моментами: вылета частиц из мишени и попадания их в сцинтиллятор. На рис.4 приведена структурная схема использованного спектрометра.
Сигналы с ФЭУ-30 поступали после формирователя и усилителя на дискриминатор по форме импульсов, где анализировались и разделялись в зависимости от сорта частиц на два канала регистрации: нейтронный и гамма-канал. Далее сигналы в обоих каналах поступали каждый на свой время-амплитудный преобразователь (конвертер) , непосредственно связанный с соответствующим многоканальным амплитудным анализатором.
Полное временное разрешение в нейтронных спектрах определялось, главным образом, длительностью микроимпульсов ускоренных ионов и составляло величину 0,7 - 0,9 нс/м для ионов гелия, 1,5 нс/м для ионов лития и 2 нс/м для ионов углерода.
Отличительной особенностью используемого спектрометра является наличие самостоятельного канала регистрации Ґ"-квантов, что позволяло контролировать работу всего спектрометра, ускорителя и системы транспортировки пучка непосредственно в ходе измерений. Это обстоятельство существенно упрощало и ускоряло проведение эксперимента, так как давало возможность по характеру временного гамма-спектра судить о ширине микроимпульсов ускоренных ионов, фазовой стабильности, а также о качестве работы системы "промигивания" пучка. Время пролета регистрируемых нейтро нов низкой энергии в реальных условиях превышало 300 не. Например, нейтроны с энергией I МэВ расстояние в І м преодолевают за 72 не, а на пролетную базу 4,5 м затрачивают соответственно 324 не. Чтобы исключить наложение спектров от соседних микроимпульсов, следующих с периодом примерно 100 - 120 не, применялось специальное устройство "промигивания", которое пропускало на мишень, как правило, каждый четвертый импульс.
Основные технические характеристики нейтронного спектрометра были следующие: - собственное разрешающее время в динамическом диапазоне нейтронов 1-3-50 МэВ - 1,5 не; - коэффициент подавления фоновых гамма-квантов: I04 при потере нейтронов 2%, 10 - 10 при потере нейтронов 1%; - загрузочная способность 10 имп/с.
Для определения цены канала анализатора использовалась задающая частота генератора циклотрона. По соответствующим гамма-пикам с точностью до половины канала определялся период между двумя соседними микроимпульсами циклотрона. Обычно используемая цена канала находилась в пределах 0,7 - 1,1 нс/канал.
Энергия бомбардирующих частиц определялась с помощью измерения времени пролета ионами пучка известного расстояния. Моменты "старта" и "стопа" регистрировались двумя датчиками с точностью до 0,5 не, что соответствовало точности определения энергии пучка в пределах энергетического разброса, даваемого циклотроном, а именно 0,7 - 1,0%.
Реакция 6IJ\/i( dU ,Хи)
Энергетические спектры нейтронов были измерены при энергии oi -частиц 52,6 МэВ для 8-ми значений лабораторного угла: 20, 40, 60, 80, 100, НО, 120 и 150. На рис.13 представлены такие спектры для 4-х углов: 20, 40, 80 и 150. Так же как и для реакции /Ш Не,Хи), энергетические спектры нейтронов из реакции /1/б( оСДл) демонстрируют отклонение от экспоненциального падения сечения, которое тем больше, чем меньше угол регистрации. Если для угла в - 150 двойное дифференциальное сечение уменьшается практически по экспоненциальному закону с ростом энергии вылетающих нейтронов, то для в = 20 и 40 виден отчетливый перегиб в сечении при энергии Е„ 12 МэВ, выше которой сечение падает значительно медленнее (для 0 = 20 энергетический спектр имеет еще один перегиб в районе 25 МэВ, после которого темп уменьшения сечения с ростом энергии снова возрастает).
Угловые распределения нейтронов показаны на рис.14. При энергии нейтронов 5,0 + 0,5 МэВ в с.ц.м. двойное дифференциальное сечение слабо зависит от угла, а форма близка к симметричной относительно 90. С ростом энергии нейтронов угловые распределения приобретают преимущественную направленность вперед. Так, если отношение сечений для углов 20 и 90 при энергии Е„ = 5 МэВ не превышает 1,4, то при энергиях 15,0 + 0,5 и 25 + I МэВ оно становится равным 5 и 9, соответственно.
Для данной реакции получены энергетические спектры нейтронов при двух энергиях ионов лития-6: 39,7 и 90 МэВ. Измерения выполнены для 10-ти значений лабораторного угла (10, 20, 30, 40, 50, 60, 80, 100, 120 и 140) при меньшей энергии лития и для 8-ми углов (20, 30, 40, 50,60, 100, 120 и 140) при большей энергии лития. Для энергии лития 39,7 МэВ такие спектры представлены на рис.15. Можно видеть, что двойные дифференциальные сечения с ростом энергии нейтронов монотонно уменьшаются, причем это уменьшение происходит быстрее для больших углов. Кроме того, в форме спектров отсутствуют какие-либо особенности (например, перегибы). Лишь при малых углах регистрации (10-40) в высокоэнергетической части спектров отмечается некоторое отклонение хода сечения от первоначального, практически экспоненциального, падения этого сечения с ростом энергии нейтронов.
При значительно более высокой энергии лития-6 90 МэВ энергетические спектры демонстрируют, как видно на рис.16-17, не такое быстрое уменьшение сечений с ростом энергии нейтронов в высокоэнергетической области, как это происходило при Е i» = 39,7 МэВ. Следует отметить также наличие отчетливого излома при Еп= 18-20 МэВ в форме спектров, измеренных для Е . = 90 МэВ. Другими словами, с увеличением энергии падающих частиц от 40 до 90 МэВ возросла доля высокоэнергетических нейтронов. Так например, если для угла 20 дважды дифференциальное сечение при энергии нейтронов 10 МэВ изменилось в 2 раза, то при энергии 40 МэВ - в 10 раз. Аналогичная тенденция проявляется и для других углов. -(особенно под передними углами) фона, не позволяющего хотя бы с точностью 50% измерить участок спектра выше этой границы. По величине полного сечения эту высокоэнергетическую область можно оценить менее чем в 0,5$ от основной части спектра.
Угловые распределения нейтронов для трех энергетических точек показаны на рис.18. Как для энергии лития 40 МэВ, так и для 90 МэВ в низкоэнергетической части спектров (5 МэВ) двойное дифференциальное сечение лЕТ симметрично относительно 90 в с.ц.м. С ростом энергии нейтронов угловые распределения становятся все более анизотропными и направленными преимущественно вперед. Изменение характера угловых распределений различных участков экспериментальных спектров для обеих энергий лития представлено в табл.2.
En = 25 МэВ в случае с энергией лития 39,7 МэВ. Для энергии лития 90 МэВ такое же изменение анизотропии происходит на несколько большем участке энергий нейтронов: 6 (20)/ )(90) =1,4 для Еп в 5 МэВ и 11,7 для Еп = 35 МэВ. Таким образом, в низкоэнергетической области энергетические и угловые распределения нейтронов демонстрируют свойства, характерные статистическому испарению. Эмиссия вылетающих преимущественно вперед высокоэнергетических частиц обусловлена, очевидно, другим механизмом.
Изменение сечения выхода нейтронов из реакции уСо(А,Хк) в зависимости от энергии лития проиллюстрировано на рис.19. Энергетический ход проинтегрированных по углам двойных дифференциальных сечений показывает увеличение доли высокоэнергетических нейтронов в общем спектре при изменении энергии падающих ионов от 40 до 90 МэВ. Так, если для энергии нейтронов Eh = 5 МэВ сечение изменилось в 1,7 раза, то для Еи = 30 МэВ - в 11,2 раза. Форма спектра для энергии лития 90 МэВ отличается характерным изломом в сечении при энергии нейтронов около 12 МэВ.
Параметризация экспериментальных спектров с помощью "модели" источников
Для всех обсуждавшихся реакций: 59Co(6At,Xn) и 53СгЧ12С,Хп) [92-98] , в интервале углов 10-150 были получены энергетические спектры нейтронов. При ускорении ионов гелия-3 с энергией 40,9 МэВ, oi-частиц - 52,6 МэВ, ионов лития-6 - 39,7 МэВ и ионов углерода - 53,5 МэВ образовывалась одна и та же композиционная система с энергией возбуждения Е # 54 МэВ.
Соответствующие этому случаю энергетические спектры представлены на рис.23 при двух значениях лабораторного угла: 20 и 120. На рисунке видно, что для разных реакций характер спектров различен. Для реакций с ионами гелия энергетические спектры имеют отчетливый перегиб (при Ел 10-12 МэВ), причем тем больший, чем меньше угол регистрации. Хотя принципиальной разницы в ходе сечения для реакций с ионами гелия-3 и гелия-4 нет, однако наклоны кривых для малых углов, в том числе и для 20 , несколько различаются: для процесса {Яе,Хп) отмеченный выше перегиб в сечении более плавный. Спектры нейтронов из реакции I2C + 53Сг сильно контрастируют со спектрами из реакций с ионами гелия. Они характеризуются более резким падением сечения с ростом энергии нейтронов и практически неизменной в зависимости от угла формой, близкой к экспоненциальной.
Кроме того, двойное дифференциальное сечение выхода нейтронов из реакции 53СК С,Хп) в области энергий до 10 МэВ всегда больше величины такого же сечения для реакций с гелием-3 и ге-лием-4. Энергетические спектры нейтронов из реакции VU, + ""Со по форме и величине сечения занимают промежуточное положение между спектрами из реакций с гелием и углеродом. В них проявля ется некоторое изменение наклона в зависимости от угла наблюдения, однако оно выражено слабее, чем в спектрах реакций с гелием.
Угловые распределения нейтронов для трех значений энергий нейтронов в зависимости от угла в с.ц.м. показаны на рис.24. Для всех четырех реакций в низкоэнергетической части спектра (5 МэВ) угловые распределения по форме симметричны или близки к симметричной зависимости относительно 90. С ростом энергии нейтронов эти распределения для обеих реакций с гелием, а также с литием становятся все более направленными вперед. Однако, для реакций с углеродом характерна симметричность (относительно 90) угловых распределений во всех энергетических точках спектра.
При изменении энергии падающих частиц: для гелия-3 от 40,9 до 59 МэВ и для лития-б от 39,7 до 90 МэВ, энергетические спектры нейтронов демонстрируют изменение формы за счет увеличения доли высокоэнергетических нейтронов, испускающихся в переднем направлении. Угловые же распределения по форме практически не меняются с ростом энергии ядра-снаряда. Полное сечение образования нейтронов сильно возрастает с увеличением энергии падающих частиц.
Измерения нейтронного канала распада, выполненные в настоящей работе, не обнаружили каких-либо специфических явлений, отличающих этот канал от протонного [10,13-17] при исследовании предравновесной эмиссии.
Таким образом, при энергиях падающих частиц 10-20 МэВ/ нуклон экспериментальные результаты показывают наличие в спектрах нейтронов двух составляющих: равновесной и предравновесной. Что касается реакции 53Сг( СДп) при энергии углерода 4,5 МэВ/ нуклон, то имеющиеся экспериментальные факты указывают на протекание её через образование и распад составного ядра.
Возникновение предравновесной эмиссии определяется, по-ви димому, не сортом бомбардирующей частицы или энергией возбуждения композиционной системы, а энергией падающих частиц, приходящейся на нуклон. Если проинтегрировать угловые распределения нейтронов для различных энергетических интервалов в системе центра масс, то 6& 4 4 можно построить величины тр р 0 М/Е} в зависимости от энергии вылетающих нейтронов, где о {В) - сечение обратного процесса поглощения нейтрона ядром Зі. Тогда согласно выражению (3) наклон кривых в полулогарифмической шкале, измеренных при одинаковой энергии возбуждения и изображенных на рис.25 для 4-х реакций будет показывать "мгновенные" значения ядерной "температуры" Т остаточного ядра. Следует подчеркнуть, что использование понятия "температуры" в неравновесной области малых энергий возбуждения остаточного ядра физически необоснованно, поэтому правильнее было бы говорить здесь о некоем параметре, в дальнейшем называемым ядерной квазитемпературой, как например
Похожие диссертации на Исследование процессов образования нейтронов в реакциях с ионами гелия, лития и углерода при энергиях от 4 до 20 МэВ/нуклон на средних ядрах
