Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Экспериментальные исследования механизма (р » Л) - реакции и ядерной плотности уровней 13
1.1. Результаты измерений фотоэмульсионным методом 14
1.2. Результаты измерений мультисферами 16
1.3. Результаты измерений методом времени пролета 17
1.4. Результаты измерений сцинтилляционным спектрометром 24
1.5. Параметр плотности уровней, полученный из анализа спектров нейтронов (р , П) - реакций 25
Глава II. Энергетические и угловые распределения нейтронов из ф, Л)- реакций на ядрах 115/П ,І8І7ІЗ ,I97/to PZ1\\ при энергии протонов 22-23 МэВ 29
2.1. Экспериментальная установка. 29
2.2. Методика измерения спектров нейтронов сцинтилляционным спектрометром 33
2.2.1. Получение энергетических спектров нейтронов из амплитудных распределений 37
2.2.2. Проверка работы спектрометра 42
2.2.3. Измерения спектров нейтронов из (р , Л)- реакций 44
2.3. Сечение эмиссии нейтронов из (р,Л)-реакций 45
2.4. Результаты измерений и их обсуждения 48
2.5. Получение спектров нейтронов из (р,Л)- реакций на 181Та при fp= 23+0,5 МэВ под углами 60,90 набором пропорциональных счетчиков в области энергий 0,07-1,5 МэВ 64
Глава III. Анализ спектров нейтронов в рамках многокаскадной статистической модели с учетом вклада нейтронов от неравновесного распада 71
3.1. Основные соотношения статистической модели... 72
3.1.1. Плотность уровней атомных ядер 77
3.2. Нестатистические процессы и их модельные представления 80
3.2.1. Интерпретация нестатистического механизма реакции в рамках экситонной модели предравно-весного распада 81
3.2.2. Интерпретация нестатистического механизма реакции в рамках теории прямых процессов 87
3.3. Метод параметризации многокаскадных спектров эмиссии нейтронов 89
3.4. Результаты анализа интегральных спектров нейтронов из (р , Л ) - реакций при энергии протонов 22,4 МэВ и их обсуждения 98
3.5. Сечение нестатистического распада (р »П ) -реакций 120
Заключение 128
Приложение 131
Литература 143-154
- Результаты измерений мультисферами
- Параметр плотности уровней, полученный из анализа спектров нейтронов (р , П) - реакций
- Методика измерения спектров нейтронов сцинтилляционным спектрометром
- Нестатистические процессы и их модельные представления
Введение к работе
Экспериментальная информация о характеристиках нейтронного излучения в реакциях, вызванных заряженными частицами бомбардирующими различные атомные ядра, представляет практический интерес и ценность для физики радиационной защиты ускорителей и искусственных космических объектов [I, 2]; проведения экспериментальных исследований на ускорителях; оценки выхода радиоизотопов, интенсивности и энергетического распределения нейтронного излучения при облучении различных образцов и мишеней заряженными частицами. Рассмотрим в качестве примера проблему создания защиты ускорителей. Для достаточно точного расчета защитных сооружений ускорителей заряженных частиц, необходимо иметь данные о полях нейтронного излучения из мишеней и различных конструкций ускорителей. Оценки необходимых для этих целей характеристик нейтронного излучения можно получить в достаточно простых экспериментах, например, измеряя энергетические распределения и абсолютные выходы нейтронов из толстых мишеней [3], или в расчетах, используя теоретические представления о механизме протекания ядерных реакций. Подобные расчеты, как правило, используют ряд упрощающих предположений таких как: вторичные частицы только нейтроны, их спектры имеют форму соответствующую модели испарения, а угловые распределения близки к изотропным. Результаты таких расчетов носят приближенный характер и точность их в настоящее время является недостаточно высокой. Поэтому необходимо иметь возможность проводить более точные расчеты абсолютных выходов и спектров нейтронов при неупругом взаимодействии заряженных частиц с ядрами, что позволит выбирать оптимальные толщины защитных сооружений от нейтронного излучения, тем самым уменьшить их вес и сократить расходы на строительство.
Выбор более точных и физически обоснованных алгоритмов расчета вторичного нейтронного излучения из толстых мишеней можно сделать только на основании теоретического анализа экспериментальных результатов измерения спектров нейтронов, излученных при бомбардировке заряженными частицами тонких мишеней. Результаты измерений энергетических распределений на тонких образцах дают важную информацию о дифференциальных и полных сечениях эмиссии нейтронов в широких диапазонах энергий заряженных частиц и массовых чисел ядер - мишеней.
Теоретический анализ данных по спектрам и угловым распределениям нейтронов выявляет весьма ценные сведения о роли различных механизмов реакции, позволяет выбрать те модельные представления, которые приводят к адекватному описанию наблюдаемых фактов, и определить основные параметры теорий. С точки зрения решения важнейшей задачи в исследованиях ядерных реакций - определения механизма реакции - желательно иметь единую теорию, включающую все основные процессы протекания ядерной реакции. Реально очень сложно построить такую теорию и для объяснения формы большинства наблюдаемых спектров нейтронов для всего диапазона энергий приходится привлекать несогласованные между собой модели. Так наряду с традиционным статистическим механизмом реакции рассматриваются неравновесные процессы.
Статистическая теория позволяет получить весьма ценную информацию о плотности возбужденных состояний ядра и роли механизма составного ядра в ядерных реакциях. Основной параметр теории плотности уровней, фигурирующий практически во всех приложениях статистического метода, может быть оценен на основании различных экспериментальных данных. Одним из наиболее надежных и прямых источников информации об этом параметре являются экспе-
риментальные данные о резонансных состояниях составного ядра (наблюдаемые средние расстояния, в основном между S-резонанса-ми), главным образом в полных нейтронных сечениях. Анализ данных по нейтронным резонансам [4] дает сведения о спектре ядра в очень узком энергетическом интервале выше энергии отделения нейтрона. Информацию о плотности уровней в гораздо более широком диапазоне энергий можно получить путем анализа в рамках соотношений статистической теории /5-7] распределений продуктов ядерных реакций по энергиям, в частности, спектров нейтронов, измеренных в реакциях на заряженных частицах. Экспериментальные доказательства правильности статистического подхода могут следовать из сравнения плотностей уровней, извлеченных из анализа энергетических распределений продуктов реакций, со значениями плотностей, полученных путем прямого подсчета числа уровней ядер, из сравнения выходов продуктов ядерной реакции с одной и той же составной системой, распадающейся по разным каналам, и из сравнения выходов реакции, при котором конечное ядро остается в определенных разрешаемых экспериментально квантовых состояниях. Статистический подход для описания процесса протекания ядерной реакции через стадию составного ядра довольно успешно объясняет формы энергетической и угловой зависимости нейтронов для зарядово-обменной реакции ( р , Л) в области низких энергий бомбардирующих протонов ( Ер 8-9 МэВ), где наблюдаемые спектры имеют форму характерную для статистических процессов.
Многочисленные исследования показывают, что в большинстве случаев ядерные реакции проходят через компаундные состояния, обладающие статистическими свойствами. Однако с увеличением энергии бомбардирующих частиц во многих случаях в форме спектров испарения наблюдают аномалии, связанные с увеличением выхода
высокоэнергетических частиц по сравнению с предсказаниями статистической теории. Наличие высокоэнергетической части в экспериментальных спектрах, которая не описывается статистическими соотношениями, и асимметрия угловых распределений частиц, вылетающих с высокими энергиями, свидетельствуют о присутствии наряду со статистическим совершенно иного механизма реакции, который принято в литературе называть нестатистическим или неравновесным. Ясно, что при анализе энергетических распределений, необходимо знать вклад нестатистического механизма реакции.
При решении задачи корректного учета вклада нейтронов неравновесного распада возникают значительные трудности, связанные с выяснением природы нестатистического механизма реакции. Особую остроту эта проблема приобрела в связи с использованием двух основных теоретических подходов при описании жесткой компоненты нейтронных спектров: в рамках экситонной модели предравновесного распада [8-П] и традиционной теории прямых процессов [12-15]. Противоречия использующихся методов анализа жесткой части спектров отражают современное состояние теории нестатистических процессов, а она весьма далека от достаточно ясного и полного описания особенностей таких процессов. Неопределенность, обусловленная неполным пониманием природы нестатистического механизма реакции и, как следствие этого, неоднозначность количественного описания неравновесного вклада различными теоретическими моделями, затрудняет интерпретацию получаемых результатов. В работе fl4] отмечалось, что значения параметра плотности уровней, полученные из анализа нейтронных спектров, зависят от того насколько корректно выделена неравновесная часть.
Относительная величина вклада нейтронов нестатистического распада в полный спектр зависит от характеристик падающей на
мишень частицы. Сравнение спектров нейтронов, излученных из возбужденных систем с равными или близкими значениями масс и энергий в ядерных реакциях (П,Л) и ф ,Л ), показывает, что в реакции неупругого рассеяния гораздо более значительную роль, чем в зарядово-обменной реакции, играют неравновесные процессы. Поэтому неопределенность соответствующих оценок вклада таких процессов, вероятно, в меньшей степени будет сказываться на результатах анализа в рамках статистических соотношений спектров нейтронов из (р , П ), чем из (П ,Л )-реакций.
При неупругом взаимодействии бомбардирующей частицы достаточно большой энергии с ядром происходит последовательное излучение нескольких нейтронов. При этом возможна конкуренция со стороны открытых каналов реакции отличных от нейтронного. Экспериментально можно измерить только полный спектр нейтронов, представляющий сумму спектральных вкладов последовательно испущенных нейтронов. Анализ такого спектра с целью получения прямой информации о параметре плотности уровней остаточного ядра, образовавшегося после эмиссии первого нейтрона, представляет довольно сложную задачу. Широко используемое соотношение Ле-Кутера [16] для описания статистической компоненты энергетического спектра при последовательном испарении нейтронов получено в температурном приближении. Оно не учитывает конкуренции других открытых каналов реакции, отличных от нейтронного, и не позволяет проводить вычисления спектральных вкладов нейтронов на каждом этапе последовательного испарения. Было бы весьма полезно сравнить значение параметра плотности уровней, оцененное через температуру, полученную при описании статистической компоненты в рамках соотношения Ле-Кутера, с аналогичным значением параметра, установленным непосредственно из анализа по более точным соотношениям.
Принимая все это во внимание, можно считать, что работа по экспериментальным исследованиям реакций на заряженных частицах является актуальной, а получение экспериментальной информации о сечениях эмиссии, энергетических и угловых распределениях нейтронов и анализ этих данных представляется теоретически и практически важной задачей.
Диссертация посвящена экспериментальным исследованиям заря-дово-обменной реакции (р , П) на тонких образцах с целью получения данных о сечениях эмиссии, энергетических и угловых распределениях нейтронов, механизме реакции при таких энергиях возбуждения, когда возможно излучение нескольких нейтронов, и разработке метода параметризации и анализа многокаскадных спектров для получения информации о параметре плотности уровней при высоких энергиях возбуждения остаточного ядра, образующегося после эмиссии нейтрона первого каскада, сечениях статистического и неравновесного процессов.
Особенностью примененного метода измерения спектральных характеристик нейтронного излучения является то, что использованы сцинтилляционный спектрометр протонов отдачи и пропорциональные счетчики протонов отдачи. Возможности метода сцинтилляционной спектрометрии нейтронов в диапазоне энергий, начиная с 0,5 и приблизительно до 20 МэВ, демонстрируются прямым сравнением полученных результатов с соответствующими данными, установленными методом времени пролета. Основные измерения были выполнены с помощью сцинтидляционного спектрометра нейтронов. В отдельном случае использовался спектрометр нейтронов на основе набора из трех пропорциональных счетчиков для измерения спектров нейтронов в диапазоне энергий 0,07-1,5 МэВ. /
Предложенный в диссертации метод параметризации и обработки
экспериментальных данных в рамках многокаскадной статистической модели с учетом вклада нейтронов от неравновесного распада применялся при анализе спектров нейтронов из (р , Л) и (Л , Л)-реакций.
НОВИЗНА РАБОТЫ:
- Измерены впервые при энергии бомбардирующих протонов
22,4 МэВ энергетические распределения нейтронов и получены дважды
дифференциальные сечения эмиссии нейтронов для углов 30,60,90,
120 в (р ,Л)-реакциях на ядрах (кроме угла 90 )
и ^Th.
Получены данные по спектрам нейтронов реакции 8JTa (р ,Л) в диапазоне энергий 0,07-1,5 МэВ с помощью спектрометра нейтронов на основе набора пропорциональных счетчиков и продемонстрирована возможность использования этих счетчиков для измерения энергетических распределений в низкой области энергий нейтронов.
Предложен метод параметризации и обработки многокаскадных спектров нейтронов, позволяющий извлекать из анализа экспериментальных данных параметр плотности уровней высоковозбужденных ядер, а также сечения статистического и неравновесного распадов, сумма которых определяет сечение поглощения частицы входного канала реакции ядром-мишени.
Проведено сравнение результатов, полученных с использованием приближенного соотношения Ле-Кутера и данных, установленных в рамках многокаскадной статистической модели.
Показано, что изоспиновая зависимость сечения нестатистического распада в (р ,Л)-реакциях объясняется в рамках экситон-ной модели предравновесного распада.
- II -
АВТОР ЗАЩИЩАЕТ:
Создание на базе 150-см циклотрона ФЭИ мишенной вакуумной камеры и ецинтилляционного спектрометра для проведения измерений на тонких образцах спектров нейтронов из реакций (р , Л ) под разными углами к направлению падающих на мишень протонов.
Применение спектрометра на основе пропорциональных счетчиков для измерения энергетических распределений нейтронов в заря-дово-обменной реакции в области малых энергий нейтронов, начиная с 0,07 МэВ.
Результаты измерений энергетических распределений нейтро-нов из (р ,П і-реакций на ядрах ZW , ^Fe , 93N6, ПЦП
18 , 1Щи , 232Th
при энергии бомбардирующих протонов
22-23 МэВ.
Метод параметризации и обработки экспериментальных спектров нейтронов в рамках многокаскадной статистической модели с учетом вклада нейтронов от неравновесного распада.
Результаты проведенного анализа экспериментальных данных в рамках оптической, статистической, экситонной моделей и простейших схем теории прямых процессов.
Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения, списка использованной литературы и приложения.
В первой главе, имеющей обзорный характер, излагаются основные экспериментальные результаты по измерению спектров нейтронов из (р,Л)-реакций различными методами спектрометрии нейтронов в широких диапазонах энергий падающих протонов и массовых чисел ядер-мишеней, выясняется роль статистического и неравновесного механизмов реакции от энергии падающих протонов и вылетающих нейтронов, оценивается в первом приближении зависимость параметра плотности уровней от массового числа .
Во второй главе приводятся результаты исследований, проведенные на циклотроне ФЭИ по измерению энергетических распределений нейтронов при энергии бомбардирующих протонов 22-23 МэВ, дается описание экспериментальной установки, используемых методик, процедуры измерения и обработки амплитудных распределений, оцениваются погрешности результатов, проводится сравнение полученных автором экспериментальных результатов с аналогичными данными, установленными другими исследователями.
В третьей главе кратко изложены основные положения статистической теории, экситонной модели предравновесного распада и теории прямых процессов, предсказывающие энергетическую зависимость выходов продуктов ядерных реакций, рассматривается метод параметризации и обработки экспериментальных спектров нейтронов многокаскадных реакций, анализируются экспериментальные данные и проводится обсуждение полученных результатов.
- ІЗ -
Результаты измерений мультисферами
Рассматриваемая методика использовалась в эксперименте [22], в котором спектры нейтронов определялись для (р,П )-реакций на ядрах 59Со, 93N8,I03Rh, 10Щ, n4d, II5In , raoSn Sn, JO при энергии падающих на мишень (АЕ 0,3 МэВ) протонов 5,5 МэВ. Нейтроны детектировались LijiEu ) сцинтиллятором, помещенным в центре полиэтиленовых замедляющих сфер пяти размеров с диаметрами от 5 до 30 см. Эффективность таких детекторов, определенная в области энергий нейтронов от тепловых до 15 МэВ, с увеличением энергии нейтронов уменьшалась для счетчиков со сферами малых размеров, в то время как для больших возрастала. Заметное различие в эффективностях пяти счетчиков делало возможным оценку нейтронного спектра. В эксперименте определялись скорости счета для каждого счетчика и сравнивались со скоростями, рассчитанными для любого предполагаемого спектра, если не было согласия, то рассматривался другой спектр. Процедура поиска повторялась до тех пор, пока не достигалось согласия между априорным и экспериментальным распределениями. Если предположить, что измеряемый спектр имеет форму с Хр(-Е/Т) , то параметр Т можно определить из отношения скоростей двух счетчиков. Пять счетчиков разных размеров дают четыре независимых определения Т.
Только для испарительной формы Л=1 определенные значения Т в пределах статистических погрешностей согласовались между собой. Значит, такая принятая алгебраическая форма с определенной доверительной вероятностью описывает спектры нейтронов реакции (р,П).
Распределение вида было также в согласии с результатами эксперимента. Значения параметра 0. , полученные по этой формуле, несколько ниже, чем значения й , вычисленные через температуру. Разница в значениях CLt определенных двумя способами, соответствовала 4% разбросу в ядерной температуре. В целом параметр следовал зависимости CL =0,094-А .
Угловые распределения, измеренные в этой работе, и установленная форма спектров нейтронов, подтверждают справедливость статистического подхода при объяснении механизма (р , Л)-реак-ции для энергии падающих протонов 5,5 МэВ.
Основная доля экспериментальной информации о спектрах нейтронов из ядерных реакций (р ,П) на ядрах изотопов многих элементов получена методом времени пролета, который широко используется в спектрометрии нейтронов, как отечественными, так и зарубежными исследователями. Спектрометр нейтронов по времени пролета в частности описан в работе [23].
В работе [24] спектрометр, созданный на базе циклотрона, использовался для измерения спектров нейтронов из (р,Л)- реакций на ядрах 5IV 55Мп 59C0f 9ЭД I03Rh) 115 при энергии падающих протонов 7 и 8 МэВ. Полученные энергетические распределения анализировались также, как и в рассмотренной работе [22]. Установлено, что параметр 0. можно аппроксимировать соот - 18 ношением Cl= А/ІЗ, которое, как утверждается в работе, в неплохом согласии с зависимостью й-А/ к ( д = Ю,5), предсказанной моделью ферми - газа [25]. В отличие от результатов измерений при более высоких энергиях возбуждения, угловые и энергетические распределения нейтронов, усредненные по детальной структуре, могут быть вполне приемлемо описаны в рамках статистической модели ядра.
С помощью спектрометра нейтронов по времени пролета, созданного на базе тандемного электростатического ускорителя, в работе [26] измерялись спектры нейтронов из (р ,Л) -реакций на ядрах 6INi, I03Rh , I8ITa и пі) в интервале энергий падающих протонов от 6 до 12 МэВ. В этой работе экспериментальные спектры нейтронов описывались статистическим соотношением с плотностью уровней эриксоновского вида [27], при этом использовалось предположение Гурвитца и Бете [28] о том, что для ядер,содержащих нечетное число нуклонов,энергия возбуждения U должна измеряться от уровня на величину А выше основного состояния, чтобы учесть энергию спаривания нуклонов. Параметр плотности уровней й до этой работы обычно оценивался без учета эффекта спаривания, а также изменения сечения обратной реакции G{nv(E) от энергии нейтрона f . Экспериментально полученные угловые распределения были фактически изотропными, а спектры нейтронов, за исключением энергетического распределения нейтронов реакции Л/Пр,И) , имели испарительную форму.
Параметр плотности уровней, полученный из анализа спектров нейтронов (р , П) - реакций
При описании энергетических спектров, как видно из рассмотрения вышеприведенных работ, для параметризации плотности уровней использовалось несколько выражений. Чтобы как-то систематизировать параметр 0. , получаемый из спектров нейтронов (р,Л)-реакций, выберем конкретную форму для плотности уровней.
Выбор значения показателя предэкспоненты определялся тем, что энергетическая зависимость выхода нейтронов, рассчитанная по модели Вайскопфа с плотностью уровней (б) при Н=2 лучше согласуется с результатом расчета её по более точной модели Хаузера-Фешбаха при том же наборе параметров 0. и А.
Как правило, во многих работах определялась температура Т из экспериментальных спектров нейтронов. В этом случае параметр fl, фигурирующий в выражении (6), можно оценить через температуру, используя термодинамическое соотношение a=a/T+2/ u f v . (7) здесь (і =(Ер-дм/2)/?/Г/?+Я+вр-6п- Б -А, где Ер - энергия падающего на мишень протона, АЕЩ - толщина мишени в единицах энергии, Е - средняя энергия по участку спектра нейтронов, на котором определяется температура.
Сдвиг энергии Д , объясняющий четно-нечетные различия в плотности уровней, как и в работе [59] , в которой определялся параметр U из анализа данных по нейтронным резонансам, возьмем из систематики Гильберта и Камерона f60], а значения энергии связи протона Вр и нейтрона Dp из работы [61].
Данные по температуре и параметру CL , полученные из анализа спектров нейтронов (р ,/7)- реакции, приводятся в таблице IA приложения А. Считая, что поведение параметра Q. от массового числа f\ следует простой зависимости й-п/Ж, полученной в модели ферми-газа, оценим коэффициент di методом наименьших квадратов. Используя данные таблицы IA получим =2. 01/2. =/ 7.5 8. На рис. I сравниваются значения параметра CL , полученные по испарительным спектрам (р ,П) реакций и оцененные на основании данных по нейтронным резонансам на медленных нейтронах [Ь9].
В первом приближении с точностью до эффектов, связанных с замкнутостью оболочечной структуры, параметр 0, следует зависимости CL=/f/$ . Параметр плотности уровней Д , определенный по испарительным спектрам нейтронов ( р, Л )- реакции (точки), из анализа спектров нейтронов (р.,Л)-реакции при энергии протонов 22,4 МэВ в рамках многокаскадной статистической модели с учетом вклада нейтронов от неравновесного распада (кружки) и путем сравнения со средним расстоянием между резонансами на медленных нейтронах ( ломаная линия). 1. В зарядово-обменной реакции (р,Л ) при низких энергиях падающих протонов (Ер 8-9 МэВ) наблюдаемые спектры и угловые распределения нейтронов для всего диапазона энергий имеют формы, характерные для статистических процессов. 2. С увеличением энергии бомбардирующих протонов в наиболее жесткой части спектров наблюдается превышение выхода высокоэнер гетических нейтронов и асимметричность в угловых распределениях по сравнению с предсказаниями статистической теории, что указы вает на присутствие наряду со статистическим совершенно иного механизма реакции. 3. Относительная доля вклада нейтронов нестатистического рас пада в спектре первого нейтрона заметно возрастает с увеличением энергии падающего протона. Th при энергии протонов 22,4 + 0,4 МэВ под углами 30, 60, 90, 120 сцинтилляционным спектрометром были выполнены автором в 1981 году. Несколько раньше, в 1977 году, были проведены измерения энергетических распределений нейтронов в реакции ICL (р ,Л) при энергии протонов 23,0 + 0,5 МэВ набором пропорциональных счетчиков и сцинтилляционным спектрометром. Результаты этих исследований опубликованы в работах [62-64J.
Методика измерения спектров нейтронов сцинтилляционным спектрометром
Метод сцинтилляционной спектрометрии нейтронов широко используется при решении многих научных и прикладных задач ядерной физики. С помощью такого спектрометра изучались энергетические характеристики нейтронных полей реакторных сборок, защитные свойства материалов от нейтронного излучения, характеристики вторич - 34 ного нейтронного излучения из толстых мишеней бомбардируемых заряженными частицами [3, 68], а также спектры нейтронов различных источников. В обзоре экспериментальных исследований механизма (р ,Л)-реакций в главе I приводится работа [58], в которой при измерении энергетических распределений нейтронов из тонких мишеней применялся спектрометр на основе жидкого сцинтиллятора МЕ-2ІЗ. Сравнение результатов измерений спектра нейтронов г0 0б - источника, полученных фотоэмульсионным методом и этим спектрометром, показало хорошее согласие их по форме, а различие в абсолютных значениях не превышало Ь%. При решении некоторых научных задач ядерной физики, когда требуется знание распределений нейтронов в широком диапазоне энергий от 0,5 до 20 МэВ, применение более простого сцинтилляционного спектрометра по сравнению со спектрометром нейтронов по времени пролета может оказаться предпочтительным.
Измерения спектров нейтронов из (р, /1)-реакций в настоящих исследованиях проводились сцинтилляционным спектрометром с кристаллом стильбена диаметром 30мм, высотой 20мм и фотоумножителем ФЭУ-93 со схемой разделения импульсов от протонов и электронов отдачи близкой к описанной в работе [69J. Фотоумножитель работал в паспортном режиме и обеспечивал хорошую стабильность коэффициента усиления во времени.
Пучок нейтронов из мишени проходил через коллиматор в защите и попадал на кристалл почти параллельно его оси. Поэтому погрешность в результатах, связанная с эффектом анизотропии, который дает изменение амплитуды импульса в зависимости от угла между осью кристалла и направлением пучка нейтронов, в данном случае, не превышала 1%.
Электронная блок-схема спектрометра представлена на рис.3. По линейному каналу импульсы напряжения с пятого динода фото умножителя через эмиттерный повторитель 3, длинный кабель РК-75, постоянную линию задержки 5, обеспечивающую время задержки сигналов 2 мкс, линейный усилитель 7 подаются на вход амплитудного анализатора 13. По каналу управления сигналы с 12 динода и анода ФЭУ-93 поступают на схему компенсации ( цепочка Брукса), на которой осуществляется сравнение полного заряда с его частью, обусловленной быстрой компонентой световой вспышки. При наладке схемы компенсации необходимо добиться минимально возможного положительного остатка импульсов от гамма-квантов при максимально большом остатке импульсов от нейтронов. Сигналы со схемы компенсации через эмиттерный повторитель 4, длинный кабель РК-75, линейный усилитель б, дискриминатор-формирователь 8, схему совпадения II, генератор прямоугольных импульсов с переменной линией задержки 12 подаются на вход управления анализатора 13. Уровень дискриминации в блоке 8 выбирается таким, чтобы получить в канале управления после дискриминатора импульсы, обусловленные только нейтронами. Более подробно принципы работы спектрометра и его наладки изложены в/70, 7IJ. Макроимпульс с циклотрона 9 длительностью T /CVM CK), где Vfl - частота модуляции, СК - скважность, подается через формирователь 10 на схему совпадения II. Электронные ворота пропускают сигнал по каналу управления только при наличии этого макроимпульса, а следовательно и тока на мишени. Частота модуляции высокочастотного напряжения на дуантах V составляла 300 с , а скважность СК во время измерений устанавливалась равной 7. Измеряемые амплитудные импульсы регистрировались 512-ка-нальным анализатором ЫТА -512 с шириной канала 20 мВ, интегральной нелинейностью 0,5% и дифференциальной 1%. Мертвое время анализатора определяется соотношением = 16 + 0,25N (мкс), где Ni/ - номер канала анализатора. Энергетическое разрешение спектрометра определяется выражением дЕ/Е = 0,12//С , где t - энергия нейтронов в МэВ.
Градуировка энергетической шкалы спектрометра проводилась с помощью моноэнергетических гамма-источников типа ОСГИ /72J, по гамма-линиям 207В. „ 239Ри_ве -источника. Максимальная энергия электронов отдачи определяется выражением Ее = 2 EY / (0,511+ 2 v-), где ЕУ- энергия гамма-квантов в МэВ. Положение Eg по шкале каналов анализатора определялась по положению максимального значения производной в области спада комптоновского распределения электронов отдачи. Нелинейность энергетической шкалы анализатора на линии Eg =4,19 МэВ не превышала 1,5%. Энергетический спектр нейтронов восстанавливался по двум амплитудным распределениям, измеренными при двух различных коэффициентах усиления в линейном канале, что соответствовало измеряемым энергетическим диапазонам от порога спектрометра до 4,5 МэВ и от 1,5 до 20 МэВ.
Нестатистические процессы и их модельные представления
Во многих спектрах эмиссии частиц из реакций (р , Л ), {р,р )9 (3№,П), (3НЄ,р), (А,Л), (d,p) и других обнаруживаются высокоэнергетические компоненты, которые не объясняются в рамках обычной статистической теории. Эти спектральные компоненты пытались интерпретировать в терминах экситонной модели пред-равновесного распада/ІЗ-IlJ . В рамках этой модели, как показали, например, исследования реакции на ядрах Щ1, Со, IlzSn под действием ускоренных ионов Нб с энергией 34,8 МэВ [lizj9 довольно хорошо воспроизводится одновременно форма высокоэнергетической части интегральных спектров протонов, дейтронов, тритонов и А-частиц и абсолютные значения сечений. В работе /ИЗ], в которой проводились сравнения между вычислениями по геометрически зависимой гибридной модели, одной из разновидностей экситонной модели, и экспериментальными спектрами нейтронов из (р »Л )-реакций сделаны следующие выводы.
Гибридная модель предравновесного распада вполне адекватно предсказывает форму непрерывных интегральных спектров и абсолют ные сечения нестатистического распада, как при энергии бомбардирующих протонов от 25 до 45 МэВ [ИЗ], так и в области энергий протонов 18-26 МэВ, исследованной в работе /П4] . Спектры нейтронов воспроизводятся почти полностью при всех энергиях протонов и рассматриваемых мишеней в пределах 20% экспериментальных погрешностей. Наряду с явным успехом предравновесной модели в феноменологическом описании высокоэнергетической части спектров частиц возникают значительные трудности при объяснении с помощью этой модели наблюдаемой асимметрии угловых распределений, являющейся характерным признаком прямых процессов. В рамках традиционной теории прямых процессов, как показывается в работах /J2-I5J, можно успешно описать жесткую компоненту наблюдаемых спектров и асимметрию угловых распределений непруго-рассеянных нуклонов. Остановимся кратко на основных положениях этих двух подходов при описании нестатистической эмиссии частиц.
Обзоры современного состояния экситонной модели даны в работах [II5-II7J . В экситонной модели рассматривается ферми-газ с малым остаточным двухчастичным взаимодействием. Экситонные состояния при определяются суммой числа частиц р выше энергии ферми и числа дырок Л ниже энергии ферми. Остаточное взаимодействие через последовательность переходов с увеличением числа экситонов П=р + п приводит к статистическому равновесию. В каждый момент такого процесса установления равновесия имеет место конкуренция между внутриядерными переходами от П экситонного состояния к состоянию (\ + &П- при фиксированной энергии возбуждения и излучением частицы в непрерывную область с энергией .
Здесь Р(П,"{) - вероятность заполнения Л экситонных состояний в момент времени і; Л+(Л,)и Л (П, )- скорости внутриядерных переходов из состояния П соответственно в Л+ 2 и /Т-2 экси-тонные состояния; Га(Л )/"=JA W$(n}E)dE - вероятность излучения в единицу времени частицы S в непрерывную область возбужденным ядром, находящимся в Л экситонной состоянии, где - спектральная вероятность. Начальные условия для процесса предравновесного распада задаются при f =0 соотношением P(fi,f=0) = (П-П0) , где Л0- первоначальное число экситонов после первого остаточного взаимодействия между входящей частицей и ядром мишени. Для практических вычислений необходимы следующие физические величины: й)(П,Е) - плотность уровней системы из П экситонов, Х±(П,Е) - скорость внутриядерных переходов, W/?(n,E)d- спектральная вероятность излучения частицы. Аналитическое выражение, полученное в работе рів] для плотности уровней системы из Л экситонов, в предположении эквидистантности одночастичного базиса, Q () = Q = Const , имеет вид p/h/fp+h-OJ Можно рассматривать более реалистические приближения, в которых принимаются во внимание принцип Паули, отклонение одно-частичной плотности уровней от условия эквидистантности, оболо-чечные эффекты, парные корреляции и другие эффекты.
Процесс установления полного статистического равновесия требует, чтобы Л+» А_ , если П « П , где Л -наиболее вероятное число экситонов в равновесном распределении. Формула (36) для плотности уровней, полученная для газа Больцма-на, в основе своей предполагает наличие квазиравновесия для системы из Л экситонов, то есть скорость переходов Д0 внутри системы из Л экситонов должна быть больше скорости переходов Л+ к более сложным конфигурациям. С другой стороны, для простых состояний П« Л важен предравновесный распад с излучением частицы в непрерывную область, что соответствует противоположному условию
В первом подходе рассматриваются квазиравновесные процессы. Условие квазиравновесия позволяет использовать функцию плотности возбужденных состояний CJ(p ,h,(/) для системы из П= р+П экситонов и применить принцип детального баланса. Противоречивость такого подхода связана, во-первых, с тем, что условие квазиравновесия \0& А + , как было продемонстрировано выше, не выполняется для простых состояний Л « Л ( А, 3 А0 » А- ) во- вторых, квазиравновесие, в свою очередь, должно приводить, как показано в работе 124/, к угловым распределениям продуктов предравновесной эмиссии симметричным относительно 90. Экспериментальные же угловые распределения частиц жесткой компоненты спектра вытянуты вперед.
Во втором подходе экситонная модель рассматривается как вариант модели внутриядерных многоступенчатых прямых процессов. Динамика нуклон-нуклонного рассеяния такова, что все допустимые принципом Паули энергии нуклона, испытавшего рассеяние, прибли - 87 зительно равновероятны. Для последовательности внутриядерного рассеяния, как показано в работе /J25J , можно установить в этом случае функцию распределения Nph » аналог плотности возбужденных состояний U)(pfhfU)t которая имеет вид
Различие физических предположений, лежащих в основе этих двух подходов, к проблеме предравновесной эмиссии ( в одном описываются многоступенчатые прямые процессы, в другом квазиравновесные), тем не менее дают математически идентичные результаты. И все же одно из серьезных ограничений, накладываемых на применение экситонной модели для объяснения неравновесной эмиссии частиц, связано со сложностью интерпретации угловых распределений.
