CC BY
18
ФИЗИКА АТОМНОГО ЯДРА И ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Фоторасщепление изотопов свинца
Б. С. Ишханов1,2, В. Н. Орлин1, С. Ю. Трощиев1,2,а
1 НИИ ядерной физики имени Д. В. Скобельцына МГУ имени М. В. Ломоносова.
2 Московский государственный университет имени М. В. Ломоносова, физический факультет, кафедра общей ядерной физики. Россия, 119991, Москва, Ленинские горы, д. 1, стр. 2.
E-mail: а sergey.troschiev@googlemail.com
Статья поступила 14.10.2010, подписана в печать 11.11.2010
С использованием гамма-активационной методики измерены выходы фотонуклонных реакций различной множественности при облучении естественной смеси изотопов РЬ тормозным гамма-излучением с максимальной энергией 67.7 МэВ. С помощью комбинированной модели рассчитаны полные сечения фотонуклонных реакций различной множественности на стабильных изотопах РЬ. Результаты расчета сравниваются с сечениями, полученными в экспериментах на квазимонохроматических пучках фотонов, а также используются для того, чтобы разделить измеренные в активационном эксперименте суммарные выходы на выходы отдельных фотонуклонных реакций.
Ключевые слова: сечение реакции, фотоядерные реакции, гигантский резонанс.
УДК: 539.172.3. PACS: 25.20.^х.
Введение
Исследованию фоторасщепления тяжелых ядер в области энергии гигантского дипольного резонанса (ГДР) посвящено большое количество как экспериментальных, так и теоретических работ. В результате этих исследований были надежно установлены основные факторы, влияющие на особенности фоторасщепления тяжелых ядер — это деформация атомного ядра и изо-спиновое расщепление ГДР [1].
Фоторасщепление изотопов РЬ представляет особый интерес, так как изотоп 208 РЬ является дважды магическим сферическим ядром и должен иметь минимальную ширину ГДР в этой области ядер. Изоспиновое расщепление ГДР должно наблюдаться в протонном канале. Экспериментальные данные о фотоядерных реакциях в области энергии между ГДР и мезонным порогом отсутствуют. В то же время эта область энергии интересна тем, что при поглощении гамма-квантов с энергией 30-70 МэВ в ядре происходит перераспределение поглощенной энергии между большим числом нуклонов, что приводит к распаду ядра с образованием нескольких нуклонов в конечном состоянии.
В настоящее время измерены сечения реакций (7, л) и (7,2л) на стабильных изотопах 206^2Й8РЬ, а также получены данные о сечении реакции (7,3л) на 208 РЬ, тогда как реакции более высокой множественности не исследованы. Экспериментальные данные по фо-тонуклонным реакциям на стабильном изотопе 204 РЬ отсутствуют.
В настоящей работе с помощью гамма-активацион-ной методики измерены выходы фотонуклонных реакций на естественной смеси изотопов РЬ под действием тормозного пучка гамма-квантов с максимальной энергией Етш = 67.7 МэВ. Кроме того, в рассматриваемой области энергий в рамках комбинированной модели [2] вычислены сечения фотонуклонных реакций различной множественности на стабильных изотопах РЬ. Вычис-
ленные сечения сравниваются с результатами измерений на пучках квазимонохроматических фотонов [3-5], а также используются для оценки выходов фотонуклонных реакций для отдельных компонент естественной смеси изотопов РЬ.
1. Методика эксперимента
Измерение выходов реакций проводилось по гам-ма-активационной методике, описанной подробно ранее [6]. Пучок электронов с энергией Етш = 67.7 МэВ из ускорителя электронов ЕТМ-70 [7] попадал на вольфрамовую тормозную мишень толщиной 2.5 мм. В тормозной мишени генерировалось тормозное излучение с непрерывным спектром с верхней границей, равной энергии электронов. Непосредственно за тормозной мишенью располагался исследуемый образец РЬ (окись свинца в алюминиевой упаковке). Под действием тормозных фотонов в нем происходили фотоядерные реакции с вылетом до 8 нуклонов. В результате таких реакций образовывались радиоактивные изотопы и метастабильные состояния. Содержание стабильных изотопов в естественной смеси РЬ и пороги фотонуклонных реакций на этих изотопах приведены в табл. 1.
Облучение образца продолжалось в течение 3 часов. После окончания облучения спектры гамма-квантов остаточной активности образца РЬ измерялись на детекторе из сверхчистого германия [8]. Измерение длилось 5 дней. Было измерено 267 спектров в диапазоне энергии гамма-квантов от 0 до 3 МэВ.
В спектрах гамма-квантов остаточной активности выделялись максимумы, соответствующие распадам образовавшихся радиоактивных изотопов. Идентификация максимумов проводилась по их энергии и скорости уменьшения активности с течением времени. Пример измеренного спектра приведен на рис. 1.
Выход реакции У^(Етш) на изотопе г с образованием изотопа / связан с тормозным спектром ])Р(Е,Етах)
Таблица 1
Содержание изотопов РЬ в естественной смеси я, и пороги фотонейтронных реакций на них
Изотоп
п, %
Порог реакции, МэВ
(Я, 1л)
п)
3п)
4л)
5л)
(£.7/1)
(Я, 8л)
204
РЬ
1.4
8.39
15.32
24.07
31.15
40.24
47.49
56.86
64.32
6.64
14.49
206
РЬ
24.1
8.09
14.82
23.21
30.14
38.88
45.97
55.06
62.31
7.25
14.80
207
РЬ
22.1
6.74
14.82
21.56
29.95
36.87
45.62
52.71
61.79
7.49
13.99
208
РЬ
52.4
7.37
14.11
22.19
28.92
37.32
44.24
52.99
60.08
8.00
14.86
100
200
300
400
500
600 £,кэВ
Рис. 1. Спектр остаточной активности образца РЬ, измеренный через час после облучения. Измерение длилось 10 мин. Указаны продукты фотонуклонных реакций на изотопах РЬ, распад которых сопровождается испусканием гамма-квантов с энергиями, соответствующими положению отмеченных максимумов в спектре
и сечением реакции а\(Е) соотношением
У/(£тах) = $
а\(Е)УР(Е,Етах)с1Е.
Здесь б/ — нормировочный множитель, учитывающий форму облучаемого образца, интенсивность потока гамма-квантов и содержание изотопа [ в исследуемом образце.
Особенностью исследования фотонуклонных реакций высокой множественности на естественной смеси изотопов РЬ является возможность образования нестабильных изотопов с А < 208 в результате реакций различной множественности на различных стабильных изотопах РЬ. Например, изотоп 203 РЬ образуется в результате четырех различных реакций: 204РЬ(7,я)203РЬ, 206РЬ(7,Зя)203РЬ, 207 РЬ (7,4я)203РЬ и 208 РЬ (7,5я)203РЬ. Гамма-активационная методика позволяет измерить лишь общий выход У^(Етах) конечного ядра / и не позволяет разделить выходы отдельных реакций У^1(Етах), приводящих к образованию
конечного ядра (в рассматриваемом примере 203РЬ).
Суммарный выход У^(Етах) является линейной комбинацией выходов всех реакций У^1(Етах), в результате которых образуется данный изотоп:
где щ — процентное содержание изотопа I в образце РЬ.
Суммарный выход У^(Етах) рассчитывался по формуле
\ . л
у / гчпахч _ __
Д ; 6-/(1 - е~х^У
где Л/ — постоянная распада образующегося изотопа /, е — эффективность регистрации германиевым детектором соответствующей гамма-линии в спектре остаточной активности образовавшихся изотопов, ^ — время облучения, ^ — время между концом облучения и началом измерения спектра остаточной активности, ¿3 — продолжительность измерения спектра остаточной активности, А — количество отсчетов детектора, соответствующих выбранной гамма-линии спектра остаточной активности образца РЬ, / — интенсивность линий в спектре гамма-квантов дочерних ядер, образующихся при бета-распадах продуктов реакций. При расчетах использовались интенсивности гамма-переходов [9], рассчитанные с помощью интерфейса [10]. Точность измерения полного выхода составляет 20%. Эта оценка включает в себя как статистические, так и систематические погрешности эксперимента.
Для разделения выходов реакций на различных стабильных изотопах РЬ У*04РЬ(Етах), У™РЬ(Етах),
уЖРЬ(Етах) и уЯ)8Р6(£тах) ИСПОЛЬЗОВаЛСЯ расчет, ОСнованный на комбинированной модели [2]. Результатом такого расчета стали соотношения между выходами различных реакций, приводящих к образованию конечного изотопа /:
У^(Етах)
С/ = Е ьЩЕ^щ'
Выходы У^1(Етах) в эксперименте определялись по формуле
У/(Етах) = У1(Етах)С\.
Измеренные выходы фотонуклонных реакций на изотопах РЬ были нормированы на выход реакции 204 РЬ (7, я)203РЬ, чтобы исключить из расчетов источники погрешностей, обусловленные измерением абсолютных выходов реакций.
2. Описание фотонуклонных реакций в рамках комбинированной модели
На основе развитой в работе [2] комбинированной модели возбуждения ГДР были рассчитаны сечения фотоядерных реакций на изотопах 204'206-208 РЬ с вылетом до 8 нуклонов.
В комбинированной модели [2] рассматриваются два механизма возбуждения ядра фотонами:
ФИЗИКА АТОМНОГО ЯДРА И ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
33
1) формирование ГДР при энергиях Е до 40 МэВ. Для описания формирования ГДР используется полумикроскопическая модель. В ней учитывается деформационное и изоспиновое расщепление ГДР, и она позволяет разделять сечение реакции на две изоспиновые компоненты;
2) квазидейтронное поглощение, которое доминирует при энергиях Е > 40 МэВ.
Распад возбужденного ядра и эмиссия фотонуклонов описывается в рамках экситонной и испарительной моделей.
3. Обсуждение результатов
Измеренные нами и рассчитанные в рамках комбинированной модели [2] суммарные выходы КД£тах) продуктов фотонуклонных реакций на изотопах естественной смеси РЬ приведены в табл. 2. Для удобства сравнения и измеренные, и рассчитанные выходы нормированы на выход изотопа 203 РЬ.
Измеренные и рассчитанные выходы продуктов фотонейтронных реакций совпадают в пределах погрешности результатов.
Измеренный выход изотопа 202 Т1, образующегося в результате реакций с вылетом нейтронов и одного протона, примерно в два раза превышает рассчитанный выход.
В табл. 2 указаны также доли суммарного выхода продуктов реакций, обусловленные реакциями на стабильных изотопах РЬ, полученные в результате расчета в рамках комбинированной модели [2]. Отметим, что при образовании изотопов нет явно доминирующих реакций — доли, обусловленные реакциями на изотопах 204РЬ и 206РЬ, сравнимы, что подтверждает необходимость учета разделения различных каналов образования конечного изотопа.
Сверткой рассчитанных сечений сгеа|С(£) [2] с тормозным спектром Щ.а1С(£,£тах), рассчитанным с использованием ОНАN74 [11], были получены выходы
Таблица 2
Измеренные и рассчитанные [2] суммарные выходы продуктов фотонуклонных реакций на естественной смеси изотопов РЬ. Выходы нормированы на выход изотопа 203РЬ.
Указано разделение каналов образования конечных изотопов / в результате фотонуклонных реакций на различных начальных изотопах, основанное на расчете в рамках комбинированной модели [2]
Изотоп, образующийся в результате фотонуклонных реакций Суммарный ВЫХОД эксп. Суммарный выход У[ [2] Доля полного выхода, обусловленная реакцией на начальном стабильном изотопе
204рЬ 206 РЬ 207рЬ 208рЬ
203рЬ 1 1 0.68 0.19 0.07 0.05
201 рь 3.9- 1(Г2 3.9- 1(Г2 0.264 0.658 0.076 0.002
200рЬ 7.9- 1(Г3 9.2- 1(Г3 0.535 0.458 0.007 <0.001
202 л 1.1 • 10-2 0.57- 1(Г2 0.279 0.623 0.094 0.004
202т р^ 6.9- 1(Г3
204т р^ 3.8- 1(Г2
Реакция Начальное ядро
204РЬ [2] 204РЬ эксп. 206 [2] 206РЬ эксп. 207РЬ [2] 207РЬ эксп. 208рЬ [2] 208РЬ эксп.
(7-1") 1 1 0.999 1.08 1.03
(7,2П) 0.122 0.134 0.116 0.153
(7- 3«) 1.5 • Ю-2 1.5 • Ю-2 1.65- 1(Г2 1.6- 1(Г2 2.07- 1(Г2 1.69- 10-2
(7,4 п) 7.25- 1(Г3 6.2- 1(Г3 7.52- 1(Г3 6.46- 1(Г3 6.5- 1(Г3 7.54- 1(Г3
(7- 5га) 1.97- 1(Г3 2.17- 1(Г3 2.1 • 1(Г3 2.65- 1(Г3 2.15- 1(Г3 2.1 • 1(Г3
(7- 6га) 3.28- Ю-4 3.60- Ю-4 3.1 • Ю-4 2.74- Ю-4 2.7- Ю-4 3.29- Ю-4
(7-7га) 8.58- 1(Г7 2.00- 1(Г6 6.37- 1(Г6 5.4- 1(Г6 3.23- 1(Г6 3.7- 1(Г6
(7- 1п1Р) 2.33- 1(Г3 4.6- 1(Г3 1.65- 1(Г3 1.63- 1(Г3 1.21 • 1(Г3
(7>3га1р) 3.51 • 1(Г4 3.02- 1(Г4 6- 1(Г4 3.24- 1(Г4 2.67- 1(Г4
(7,4п1р) 8.56- 10"5 5.57- 10"5 4.95 • 10"5 9.8- 10"5 4.61 • 10"5
(7,5п1р) 2.03- 1(Г6 1.08- 1(Г6 1.52 • Ю-6 8.83- 1(Г7 1.8- 10"6
Таблица 3
Экспериментально измеренные и рассчитанные [2] выходы фотонуклонных реакций на изотопах РЬ. Данные нормированы на выход реакции 204РЬ(-у, 1л)203РЬ
фотонуклонных реакций различной множественности на изотопах РЬ:
У(Е™Х) =
<Тса1с(ВДа1с(Е, Е™*) йЕ.
В табл. 3 рассчитанные выходы сравниваются с отдельными компонентами измеренных выходов, оцененными как описано в разделе 1.
Комбинированная модель [2] не дает возможности рассчитывать сечения реакций с образованием изомеров, поэтому предложенный метод не позволяет разделить каналы образования изомеров 202трь и 204трь. В табл. 4 приведены верхние оценки экспериментальных выходов различных реакций с образованием этих изомеров. Каждая оценка — это выход, полученный в предположении, что изомер может образовываться только в результате рассматриваемой реакции.
Таблица 4 Верхние оценки выходов изомерных состояний
202т р^ и 204т р^ в ре3уЛЬхахе фоТОНуКЛОННЫХ
реакций на различных стабильных изотопах РЬ
Продукт реакции Начальное ядро
204рЬ 206рЬ 207рЬ 208рЬ
202т р^ 0.007 0.0004 0.0004 0.001
204т р^ 0.002 0.002 0.004
Образование изотопов 205 РЬ и 202£-5РЬ не наблюдалось, так как они не могут быть зарегистрированы в гамма-активационном эксперименте из-за отсутствия гамма-квантов при их распаде.
Сечения фотонуклонных реакций на изотопах 206-208 РЬ, полученные на пучках квазимонохроматических фотонов [3, 4], приведены на рис. 2. Основные параметры измеренных сечений фотонуклонных реакций на изотопах 206-208рь и на естественной смеси изотопов РЬ [5] приведены в табл. 5. В работе [5] сечения реакций измерены в узком диапазоне энергий (от 12 до 17 МэВ), поэтому интегральные сечения значительно меньше, чем в работах [3, 4], а полуширина сечения реакции (7, 2п) не может быть надежно определена.
Положение максимума сечения реакции (7, п) для различных изотопов РЬ с увеличением массового числа А смещается в область более низких энергий от 13.74 МэВ для 206 РЬ до 13.43 МэВ для 208 РЬ. Максимум реакции (7, 2п) также смещается в область более низких энергий (от 18.23 МэВ до 17 МэВ). Полуширина сечения реакции (7, 2п) по данным [3, 4] составляет 8-9 МэВ и в два раза превышает полуширину сечения (7, п). Полуширина ГДР минимальна на дважды магическом ядре 208 РЬ и составляет 3.5 МэВ.
Расхождение в величине максимума ГДР на 208 РЬ в экспериментальных данных [3] и [4] превышает 100 мб.
На рис. 2 сравниваются экспериментально измеренные [3, 4] и рассчитанные в рамках модели [2] сечения фотонуклонных реакций на стабильных изо-
(у, 1 п) + (у, \п\р)
30 35 Е, МэВ
400 200 0
90 60 30 0
400 200 0
90 60 30 0
1207РЪ (у, 1 п) + (у, \п\р)
+ ♦ * М 1+ , , 1 , , , I 1 , , , ,
^ 1 й, (у, 2п) + (у, 2п\р)
- . . . ...........^
10
15
20
25
30 35 Е, МэВ
Г206РЪ /д. (у, 1 п) + (у, \п\р)
.....1 1
- . . . ......ж...... (у, 2п) + (у, 2п\р) , , 1 , , , ,
10
15
20
25
30
35 Е, МэВ
Рис. 2. Сечения фотонуклонных реакций на изотопах 206,207,208 р^ Точки с погрешностями — экспериментальные данные: [3] — для изотопов 206'207 рь, [4, 12] — для изотопа 208 РЬ). Сплошная линия — расчет [2], пунктирная — Т> -компонента сечения
Таблица 5 Экспериментально измеренные [3-5] положения максимумов сечений Етах, величины сечений в максимумах сгтах? полуширины сечений Г и интегральные сечения ам фотонуклонных
реакций на изотопах 206-208рь? а также на естественной смеси изотопов РЬ
Изотоп Реакция Етах-, МэВ СУ тах, мб Г, МэВ СПпЬ МэВ-мб Источник
206 РЬ (7.") 13.74 529 4 2220 [3]
207рЬ 13.74 500 4 2050 [3]
208 РЬ 13.43 518 3.5 1960 [3]
208рЬ 13.50 645 3.5 2731 [4]
Ест. смесь изотопов 13.50 613 3.8 1909 [5]
206рЬ (7.2л) 18.23 82 8 560 [3]
207рЬ 17.46 94 8 600 [3]
208рЬ 17.00 127 9 860 [3]
208рЬ 16.53 92 8 613 [4]
Ест. смесь изотопов 16.85 94 145 [5]
208рЬ (7.3л) 29.95 23 11 197 [4]
ФИЗИКА АТОМНОГО ЯДРА И ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
топах 206^208РЬ. Расчет хорошо воспроизводит положения максимумов и формы экспериментально измеренных сечений реакций.
На этом же рисунке сравниваются сечения реакции 208 РЬ(7,р)207Т1: измеренное в работе [12] на пучке тормозных гамма-квантов и рассчитанное в рамках комбинированной модели [2]. Модель хорошо воспроизводит положение максимума. Однако величина измеренного сечения в максимуме примерно в два раза превышает величину рассчитанного сечения. Предположительно, это расхождение объясняется тем, что сечение фотопоглощения обогащается в области 25-27 МэВ за счет обертонов £1-резонанса [13], которые не учитываются в модели [2]. Кроме того в этой области энергий определенный вклад в протонный канал дает квадрупольный резонанс [14].
В табл. 6 сравниваются проинтегрированные по тормозному спектру экспериментальные [9, 10] и теоретические [2] выходы фотонуклонных реакций, нор мированные на выход реакции
35
204РЬ(у, 1и)203РЬ
208 РЬ(7,л)207 РЬ.
Таблица 6
Выходы фотонуклонных реакций на изотопах РЬ, рассчитанные на основе экспериментальных данных [3, 4]. Данные нормированы на выход реакции 208РЬ(-у, п)207РЬ
Ядро Реакция Рассчитанный выход [2] Выход Источник
20С,рь 0.97 0.84 [3]
207рЬ (7>«) 1 0.74 [3]
208рЬ 1 1 [4]
20С,рь 0.13 0.10 [3]
207рЬ (7.2л) 0.11 0.11 [3]
208рЬ 0.15 0.13 [4]
208рЬ (7, 3«) 0.015 0.02 [4]
90 60 30 0
15 10 5 0
15 10 5 0
10 5 0
3 2 1 0
3 2 1 0
10 20 30 40 50 60 Е, МэВ 204РЬ(у, 2Л)202РЬ
10 20 30 40 50 60 Е, МэВ 204РЬ(у, Зл)201РЬ
10 20 30 40 50 60 Е, МэВ 204РЬ(у,4и)20°РЪ
10 20 30 40 50 60 Е, МэВ 204РЬ(у, 5л)199 РЬ
10 20 30 40 50 60 Е, МэВ 204РЪ(у, 1р)203Т1
10 20 / 30 V 1 1 мТн I 40 50 60 Е, МэВ 204РЬ(у, \п 1/>)202Т1
10
20
30
40
50
60 Е, МэВ
На рис. 3 приведены рассчитанные сечения фотонуклонных реакций на 204 РЬ. Положения максимумов £тах. величины сечений в максимумах <7тах > интегральные сечения а\П{ приведены в табл. 7. Положения максимумов сечений фотонейтронных реакций с увеличением множественности реакции смещаются в область более высоких энергий, а сами максимумы становятся более широкими. В рассматриваемой нами области энергии (£<70 МэВ) фотонейтронные реакции полностью соответствуют возбуждению Т < -состоянии. В области ГДР сечение в максимуме птш и интегральное сечение (г-1П[ быстро уменьшаются с увеличением
Рис. 3. Сечения фотонуклонных реакций на 204РЬ, рассчитанные в рамках модели [2]. Пунктиром изображена Ту -компонента сечения
множественности реакции, однако начиная с (7,3л) это уменьшение становится менее резким.
Фотопротонные реакции (7, \р), (7,\п\р) на тяжелых ядрах сильно подавлены из-за потенциального барьера, поэтому как абсолютные величины сечений в максимуме <ттах, так и интегральные сечения а\П{ этих реакций на два порядка меньше, чем для реакции 204 РЬ (7, 1л).
Величина изоспинового расщепления Е(Т>) — Е(Т<) ГДР в области ядер с массовым числом Ли 200-210 составляет 10-12 МэВ. Поэтому максимум сечения состояний Т> должен располагаться в области энергий 24-26 МэВ. Т<-компонента гигантского резонанса в этой области энергии распадается преимущественно с испусканием 2-3 нейтронов и составляет подавляющую часть полного сечения фотопоглощения. Поэтому
Таблица 7
Параметры рассчитанных сечений фотонуклонных реакций на 204РЬ [2]
(7.1л) (7.2л) (7- Зл) (7- 4л) (7- 5л) (7. 1Р) (7- 1л1р)
Яшах, МэВ 13.5 17.5 32.2 44.5 56.1 23.5 24.7
(7шах, Мб 590 87 15 11 7 2.2 2.3
<7ш(, МэВ-Мб 2723 620 195 185 106 38 32
Сы/яы 0 0 0 0 < 10 10 0.13 0.31
18 ВМУ. Физика. Астршюмин. Л1Ь 2
разделить Т<- и Г>-компоненты сечений в реакциях с вылетом нейтронов практически невозможно.
В области энергии 20-25 МэВ, как и следовало ожидать, находятся максимумы сечений реакций (7,1 р) и (7,\п\р). Таким образом, распад состояний Г> должен наблюдаться в протонном канале [15]. Результат расчета фоторасщепления изотопа 204 РЬ [2] подтверждает это. Доля Ту-компоненты в максимуме сечения составляет около 0.5 для реакции (7,1р) и близка к единице для (7,1п1р). Доли Г> -компонент в интегральных сечениях а^/ам приведены в табл. 7.
Заключение
Впервые измерены выходы фотонуклонных реакций на естественной смеси изотопов РЬ под действием тормозного пучка фотонов с максимальной энергией 67.7 МэВ. Предложен метод разделения различных каналов образования изотопов в активационных экспериментах на тормозном пучке, основанный на расчете сечений фотонуклонных реакций в рамках комбинированной модели [2]. С использованием предложенного метода получены выходы фотонуклонных реакций на ИЗОТОПах 204,206-208 рЬ.
При помощи комбинированной модели [2] впервые рассчитаны полные сечения фотонуклонных реакций различной множественности на стабильных изотопах РЬ в диапазоне энергии от порога до 70 МэВ. Рассчитанные сечения хорошо согласуются с имеющимися экспериментальными данными, полученными в экспериментах на квазимонохроматических пучках.
Выходы фотонейтронных реакций, рассчитанные в рамках модели [2], хорошо согласуются с выходами, полученными в активационном эксперименте, что подтверждает обоснованность положенного в основу модели физического подхода. Рассчитанные выходы реакций с вылетом одного протона в два раза меньше, чем
измеренные в эксперименте. Это различие объясняется как увеличением сечения фотопоглощения в области 25-27 МэВ за счет обертонов El -резонанса, не учтенным в модели [2], так и вкладом квадрупольного Е2-резонанса.
Список литературы
1. Ишханов B.C. // Вестн. Моск. ун-та. Физ. Астрон. 2010. № 2. С. 3.
2. Ишханов Б.С., Орлин В.Н. 11 Ядерная физика. 2011. 74. С. 1. В печати.
3. Harvey R.R., Caldwell J.Т., Bramblett R.L., Fultz S.C. 11 Phys. Rev. 1964. 136. P. В126.
4. Veyssiere A., Beil H., Bergere R. et al. 11 Nucl. Phys. A. 1970. 159. P. 561.
5. Berman B.L., Pywell R.E., Dietrich S.S. et al. 11 Phys.Rev. C. 1987. 36. P. 1286.
6. Ишханов B.C., Орлин B.H., Трощиев С.Ю. 11 Вестн. Моск. ун-та. Физ. Астрон. 2010. № 6. С.'42.
7. Shvedunov V.I., Ermakov A.N., Gribov I.V. 11 Nucl. In-strurn. Methods in Phys. Res. A. 2005. 550. P. 39.
8. Трощиев С.Ю. II Труды X межвузовской научной школы молодых специалистов «Концентрированные потоки энергии в космической технике, электронике, экологии и медицине». Москва. КДУ, 2009. С. 174.
9. Nuclear wallet cards. National Nuclear Data Center. http://www.nndc.bnl.gov/
10. LUNDS homepage, http://ie.lbl.gov/toi/
11. Agostinelli S., Allison J., Amako K. et al. 11 Nucl. Instrurn. and Methods A. 2003. 506. P. 250.
12. Dahmen H., Dreyer F., Staube J., Thies H.H. 11 Nucl. Phys. A. 1971. 164. P. 140.
13. Carver J.H., Peaslee D.C., Taylor R.B. et al. 11 Phys. Rev. 1962. 127. P. 2198.
14. Shevchenko V.G., Yuriev B.A. 11 Nucl. Phys. 1962. 37. P. 495.
15. Fallieros S., Goulard В. 11 Nucl. Phys. A. 1970. 147. P. 593.
Photodisintegration of Pb isotopes
B.S. Ishkhanov1 2, V.N. Orlin1, S.Yu. Troschiev1 2й
1 D. V. Skobeltsyn Institute of Nuclear Physics (MSU SINP), Moscow 119991, Russia.
2 Department of General Nuclear Physics, Faculty of Physics, M. V. Lomonosov Moscow State University, Moscow 119991, Russia.
E-mail: a sergey.troschiev@googlemail.com.
Yields of photonucleon reactions of different multiplicity on natural isotopic mixture of Pb were measured on the bremsstrahlung photon beam with maximum energy 67.7 MeV using gamma-activation method. Cross-sections of photonucleon reactions of different multiplicity on stable Pb isotopes were calculated within the bounds of the combined model. Calculated cross-sections are compared to the cross-sections, measured in the experiments on the quasimochromatic photon beams. Also they are used to split measured yields into yields of particular photonucleon reactions.
Keywords: cross-section, photonuclear reactions, giant resonance. PACS: 25.20.-x. Received 14 October 2010.
English version: Moscow University Physics Bulletin 2(2011).
Сведения об авторах
1. Ишханов Борис Саркисович — докт. физ.-мат. наук, профессор, гл. науч. сотр., зав. кафедрой; тел.: (495) 939-50-95, e-mail: bsi@depni.sinp.msu.ru.
2. Орлин Вадим Николаевич — ст. науч. сотр.; тел.: (495) 939-56-31, e-mail: orlinvn@yandex.ru.
3. Трощиев Сергей Юрьевич — аспирант; e-mail: sergey.troschiev@googlemail.com.
