CC BY
28
ФИЗИКА АТОМНОГО ЯДРА И ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Моделирование фоторасщепления тяжелых ядер
Б.С. Ишханов1,2, С.Ю. Трощиев2,а
1 Научно-исследовательский институт ядерной физики имени Д. В. Скобельцына (НИИЯФ МГУ).
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 12.01.2011, подписана в печать 17.01.2011
Проводится сравнительный анализ описания фоторасщепления тяжелых ядер в области энергии дипольного гигантского резонанса в программе TALYS и в комбинированной модели. Рассчитаны полные сечения фотопоглощения, фотонейтронные реакции различной множественности, фотопротонные реакции, образование изомерных состояний на изотопах Hg и 208 РЬ. Результаты расчетов сравниваются с имеющимися в литературе экспериментальными данными.
Ключевые слова: сечение реакции, фотоядерные реакции, гигантский резонанс.
УДК: 539.172.3. PACS: 25.20.^х.
Введение
Исследование реакций взаимодействия фотонов с атомными ядрами в области энергии от 10 до 35 МэВ представляет особый интерес, так как в этой области расположен дипольный гигантский резонанс (ДГР). Исследование ДГР в течение последних 50 лет позволило установить и объяснить связь между такими характеристиками атомных ядер, как изоспин, деформация, оболочечная структура, и процессами фоторасщепления ядер [1]. Обнаруженные закономерности были обобщены и положены в основу различных моделей, описывающих механизмы фотоядерных реакций: поглощение фотона с возбуждением гигантского резонанса, диссипацию энергии в возбужденном ядре, одиночную и множественную эмиссию нуклонов.
В настоящей работе сравниваются результаты моделирования фоторасщепления тяжелых ядер при помощи программы ТАЬУБ [2] и в комбинированной модели [3, 4].
1. Расчет сечений фотонуклонных реакций в программе ТАЬУБ
В программе ТАЬУБ сечение фотопоглощения в области ДГР описывается как сумма лоренцевых кривых, соответствующих различным каналам возбуждения атомного ядра:
(Е.у Г;)2
OGDR^) =
(£2-£г2)2+£2г2
(1)
где а — величина компоненты сечения в максимуме, Е{ — положение максимума, Г/ — ширина максимума. Суммирование в (1) ведется по компонентам, которые формируют ДГР. Для тяжелых ядер учитывается форма атомного ядра. В сферических ядрах формируется одно коллективное когерентное состояние. В деформированных эллипсоидальных ядрах формируется две компоненты резонанса, соответствующие колебаниям ядерной материи вдоль большой и малой осей ядерного эллипсоида.
В программе ТАЬУБ используется обширная экспериментальная база данных [5], включающая в себя параметры ДГР о £ 1, Ее 1, Г£1. Для ядер, параметры ДГР которых отсутствуют в базе данных, они рассчитываются на основе теоретических моделей аппроксимации ДГР:
<ТЕ1 = 1.2
12 NZ
АТГГЕ1
мб, ЕЕ\ = 31.2Л^1/3 + 20.6Л^1/6 МэВ, ГЕ1 =0.026£^f МэВ.
Кроме дипольных Е1 колебаний учитываются также возбуждения более высокой мультипольности, в частности изоскалярные квадрупольные Е2 возбуждения. Изовекторные квадрупольные возбуждения [6] не описываются в программе ТАЬУБ. Параметры изоскаляр-ного электрического квадрупольного резонанса, следующего по интенсивности после ДГР, для всех ядер рассчитываются как
0£2 —
0.00014Z2£E2 Л1/ЗГе2
мб, ЕЕ2 = 63Л^1/3 МэВ,
Г£2 = 6.11 — 0.012Л МэВ.
Расчет вкладов электрических и магнитных колебаний более высокой мультипольности описан в [7].
В области энергии за гигантским резонансом Е > 25 МэВ полное сечение фотопоглощения представляет собой сумму высокоэнергетической части ДГР и квазидейтронного механизма:
СТаЬз^) = СОО]?^) +
Квазидейтронный механизм проявляется в области энергии, в которой фотон эффективно взаимодействует с протон-нейтронной парой. Расчет квазидейтронной компоненты сг<эо(£7) основан на аппроксимации [8].
В результате поглощения гамма-кванта атомное ядро переходит в возбужденное состояние. Предравновесные процессы в возбужденном ядре рассчитываются в рамках двухкомпонентной экситонной модели [9]. В этой
модели возбуждение ядра описывается протонными Птт = ртт + Н1т и нейтронными пи = ри + 1ги экситонами. В программе ТАЬУБ установлено ограничение на количество экситонов: считается, что, когда оно достигает шести, ядро переходит в равновесную стадию — в этом случае используется модель составного ядра. Эмиссионная скорость распада рассчитывается при помощи соотношений, полученных Клайном и Бланом [10] с использованием принципа детального равновесия, адаптированного в [11] для двухкомпонентной экситонной модели.
Единственным параметром, описывающим возбуждение ядра в используемой модели ДГР, является энергия поглощенного гамма-кванта £7, которая перераспределяется между нуклонами ядра, и на каждом этапе диссипации энергии рассчитывается испускание протона или нейтрона. Конкуренция между вылетом протона и нейтрона определяется энергией частицы и числом каналов распада. Возбуждение состояний с различными значениями изоспина Г< = Г0 = — Z\/2 и Ту = То+1 и особенности распада этих состояний с испусканием протонов и нейтронов в программе ТАЬУБ не рассматриваются.
В программе ТАЬУБ анализируются все происходящие в ядре реакции и переходы между состояниями, что позволяет определять не только полные сечения фотонуклонных реакций, но и сечения реакций с образованием конкретных состояний.
2. Расчет сечений фотонуклонных реакций в комбинированной модели
Комбинированная модель ДГР подробно описана в работах [3, 4], поэтому здесь мы ограничимся лишь кратким комментарием. В комбинированной модели сечение фотопоглощения на средних и тяжелых ядрах аппроксимируется суммой четырех лоренцевых кривых, отвечающих дипольным возбуждениям ядер с изоспи-ном Г< = Гц = \Ы —Z\/2 и Ту = Т0 + 1 с нейтрон-протонными колебаниями вдоль и перпендикулярно оси симметрии ядра:
, /• , I '/'.•:)"
^ (£7) = "Т.* /р2 _ р1 )2 + £2Г2 '
т. е. в отличие от программы ТАЬУБ наряду с расщеплением ДГР, обусловленным деформацией ядра, учитывается изоспиновое расщепление ДГР.
Параметры лоренцианов: положение максимума £/-,<;, величина сечения в максимуме ат^ и ширина резонанса определяются в рамках полумикроскопической модели ДГР так, чтобы интегральное сечение ДГР удовлетворяло дипольному правилу сумм
оо
(тоо^Яг) йЕ'! = (!+«)• 60^ [МэВ • мбн],
о
где а — безразмерный параметр, учитывающий влияние обменных токов на силу дипольных переходов.
Предравновесные процессы рассчитываются в рамках однокомпонентной экситонной модели с ферми-газовыми плотностями конечных состояний. Процессы в ядре, достигшем теплового равновесия, рассчитываются в рамках испарительной модели.
Для расчета квазидейтронной компоненты фотопоглощения в комбинированной модели, так же как и в программе ТАЬУБ, используется аппроксимация [8].
3. Сравнение моделей
Для сравнения программы ТАЬУБ и комбинированной модели были рассчитаны сечения реакций на изотопе свинца 208 РЬ и на изотопах естественной смеси ртути 208 РЬ — это дважды магическое (2 = 82, N=126) сферическое ядро (квадрупольный параметр деформации /?2 и 0.05). В изотопах ртути по сравнению с изотопами свинца не хватает двух протонов в под-оболочке 1Й9/2, и в легких изотопах ртути имеются вакансии в нейтронной подоболочке 1г13/2. Поэтому представляет интерес сопоставить результаты фоторасщепления и РЬ и исследовать влияние изомерного состояния на распадные характеристики изотопа
Сечения реакций 208 РЬ (7, аЬэ), 208 РЬ (7, л), 208 РЬ (7,2л), 208 РЬ (7,3л), 208РЬ(7,р), рассчитанные при помощи ТАЬУБ и в комбинированной модели, сравнивались с экспериментальными данными. Реакции на ядре 208 РЬ исследовались в большом количестве экспериментов. Для сравнения с результатами расчетов использовались следующие данные:
реакция 208 РЬ (7, аЬв). В работе [12] проведено сравнение большого количества экспериментальных данных по фотоядерным реакциям и на основе этих данных получено оцененное сечение;
реакции 208РЬ(7, я), 208РЬ(7, 2л). В работах [13] и [14] приведены результаты измерений сечений на квазимонохроматических пучках фотонов;
реакция 208 РЬ (7, Зл). Сечение было измерено в работе [13];
реакция 208РЬ(7,р). В работе [15] приведен результат измерения сечения в гамма-активационном эксперименте на тормозных пучках фотонов с различной максимальной энергией.
Экспериментальный материал по сечениям фотонуклонных реакций на изотопах Нд более скуден. Для сравнения с результатами расчетов использовались следующие данные:
реакции Нд(7,аЬв), Нд(7, я), Нд(7,2л) на естественной смеси изотопов ртути. В работе [16] измерены сечения на квазимонохроматических пучках фотонов;
реакция 201 Нд(7,р). В работе [17] приведен результат измерения сечения на квазимонохроматических пучках фотонов.
3.1. Фотонейтронные реакции
На рис. 1 ,а оцененное сечение фотопоглощения ст(7, аЬэ) на ядре 208 РЬ [12] сравнивается с рассчитанными при помощи программы ТАЬУБ и в комбинированной модели. Обе модели хорошо воспроизводят положение и форму максимума ДГР. Отклонения от оцененных данных находятся в пределах 10%. Расхождение данных, полученных в различных экспериментах (например, [13, 14]), составляет такую же величину. Экспериментально измеренные сечения фотонейтронных реакций различной множественности на ядре 208 РЬ [13] сравниваются с рассчитанными при помощи ТАЬУБ и в комбинированной модели на рис. 1,6, в, г.
Расчет при помощи комбинированной модели хуже воспроизводит положение максимума сечения реакции с вылетом трех нейтронов. Однако, учитывая погрешности экспериментальных данных, невозможно отдать предпочтение какой-либо модели в области энергии за максимумом ДГР (Е > 20 МэВ).
На рис. 2 рассчитанные сечения фотонуклонных реакций на изотопах сравниваются с экспериментально измеренными сечениями [16, 17]. Наблюдается хорошее согласие рассчитанных сечений фотонейтронных реакций на естественной смеси изотопов друг с другом и с экспериментальными данными, расхождения в величине сечений не превышают 10%.
Рис. 1. Сечения фотоядерных реакций на ядре 208 РЬ. Сверху вниз: а — <7(7, abs), б — <7(7, п) + <7(7, п+р), в — <7(7, 2п) + <7(7, 2п+р), г — <7(7, Зп) + <7(7, Здг+р). Кривые: сплошная — расчет в комбинированной модели, точечная — расчет TALYS. Точки — экспериментальные данные: □ — [12], • — [13], о — [14], ■ - [15]
При сравнении результатов теоретических расчетов с экспериментальными данными необходимо иметь в виду, что экспериментальные сечения фотонейтронных реакций различной множественности, полученные в экспериментах, выполненных в различных лабораториях, часто сильно различаются. Это обусловлено следующими причинами:
• максимумы сечений реакций (7, 2п) и (7, 3п) расположены выше максимума гигантского резонанса на его ниспадающей части;
• сечение реакции (7, п) в значительной степени 80%) исчерпывает полное сечение фотопоглощения;
• как показал сравнительный анализ результатов различных лабораторий, методики измерения множественности нейтронов создают большие систематические погрешности [18].
Обе модели хорошо воспроизводят положение максимумов сечений. Величины сечений фотонейтронных реакций, рассчитанных при помощи TALYS и в комбинированной модели, отличаются друг от друга приблизительно на 30% и в пределах погрешности согласуются с экспериментальными данными. Положения максимумов воспроизводятся с точностью 1-2 МэВ.
15 20 25 30 35
35 Е, МэВ
Рис. 2. Сечения фотоядерных реакций на естественной смеси изотопов Hg. Сверху вниз: а — <7(7, abs), б — <7(7, я) + <7(7, я+р), в — <7(7, 2п) + <7(7, 2п+р), г — <7(7, Зп) + <7(7, 3п+р). Кривые: сплошная — расчет в комбинированной модели, точечная — расчет TALYS.
Точки • — экспериментальные данные [16]
3.2. Фотопротонные реакции
В тяжелых ядрах протонный канал распада ДГР сильно подавлен из-за того, что протону, чтобы вылететь из ядра, необходимо преодолеть потенциальный барьер. В значительной степени возможность наблюдения фотопротонных реакций обусловлена возбуждением и распадом изоспиновой ветви ДГР Г> = 7о + 1 [1]. Ту -компонента практически полностью распадается
с испусканием протонов, так как нейтронный канал распада для нее закрыт из-за закона сохранения изо-спина в сильном взаимодействии.
На рис. 3 экспериментально измеренное сечение реакции а(7,р) на ядре 208 РЬ [15] сравнивается с рассчитанным при помощи TALYS и в комбинированной модели. Здесь явно видно, что из-за того, что изо-спиновое расщепление не учитывается в программе, TALYS не может адекватно воспроизвести фотопротонный канал — величина сечения на два порядка меньше экспериментально измеренной. Комбинированная модель воспроизводит величину сечения с точностью 50% и практически точно указывает положение максимума сечения.
о, мбн 3
2
1
0
10
Рис. 3. Сечение фотопротонной реакции 208 РЬ (7,/?). Кривые: сплошная — расчет в комбинированной модели, точечная — расчет ТАГУБ. Точки ■ — экспериментальные данные [15]
о, мбн 43 2 1
10
15
20
25
30
35 Е, МэВ
Рис. 4. Сечение фотопротонной реакции 201 Нд (7,/?).
Кривые: сплошная — расчет в комбинированной модели, точечная — расчет ТАГУБ, штриховая — экспериментальные данные [17]
Аналогичные результаты получаются и в расчете фоторасщепления изотопа 201 (рис. 4). Описание сечений фотопротонных реакций достаточно хорошее в комбинированной модели и не воспроизводится в программе ТАЬУБ так же, как и в случае 208 РЬ.
3.3. Изомерные состояния в программе ТАЬУБ
Изотоп 195 образуется в результате реакции 196 (7, п) как в основном состоянии так
и в изомерном состоянии 195тН§ (Е* = 176.07 кэВ, /р=13/2+). Изомерное состояние Я* = 176.07 кэВ является одночастичным и описывается как переход нейтрона в ядре 195 находящегося в основном состоянии на подоболочке ЗР1/2, на подоболочку 1/13/2-Изомерные состояния /р = 13/2+ наблюдаются и в со-
седних нечетных изотопах
1QS
ментально в ядре
189,191,193,197,199 Hg> ЭКСПеРИ-
обнаружено более 200 состояний, из них более 40 имеют спин больший, чем 13/2. На рис. 5 показано несколько низколежащих состояний в ядре 195 Нд.
Схематически механизм образования изомера Е* = = 176.07 кэВ в реакции 196 Н§ (7, п) изображен на
п(Г= 1/2+)
ДГР
Е, кэВ
410.31373.17300.55279.20"
176.07"
53.2937.08"
о-
т-3/2" 5/2" 7/2"
— (9/2+)
-3/2" 5/2" -3/2"
-13/2+
195
■5/2" ■3/2-■1/2"
Hg
196
Hg
Рис. 5. Образование изомерного состояния 195т Нд (Е* = 176.07 кэВ, 1Р = 13/2+) в реакции 196Нд(7, я). Изображены лишь низколежащие состояния в ядре 195 Н^. Указаны некоторые гамма-переходы в ядре 195 Н^, приводящие к образованию изомерного состоя-
195т
Hg
35 Е, МэВ
рис. 5. В ядре 196 Н§ (1Р = 0+) при поглощении гамма-квантов возбуждается ДГР (1Р = 1~), который распадается с испусканием одного нейтрона с образованием ядра 195 Н§. Нейтрон имеет спин 1/2 и орбитальный момент /, в зависимости от величины которого, а также от энергии нейтрона, ядро 195 Н§ может образоваться в основном или одном из возбужденных состояний. Как правило, возбуждения быстро (< Ю-8 с) снимаются посредством каскадов гамма-переходов низких мульти-полностей.
Образование изомера Е* = 176.07 кэВ возможно как в результате каскада гамма-переходов, так и непосредственно после вылета нейтрона, уносящего большой орбитальный момент. Вылет из ядра нейтронов с большим орбитальным моментом подавлен центробежным барьером. Однако при увеличении энергии нейтрона (уменьшении его длины волны А) вероятность испускания нейтронов с большими орбитальными моментами растет.
При помощи программы ТАЬУБ было рассчитано сечение реакции (7, п) на ядре 196 Н§ с образованием ядра 195 Н§ в основном состоянии и первых
60 возбужденных состояниях, среди которых есть изомерное состояний £* = 176.07 кэВ. Вероятности образования нескольких низколежащих состояний изотопа 195 Н§ без учета каскадных переходов и с их учетом в зависимости от энергии возбуждения ядра 196 Н§ приведены в таблице.
При энергиях возбуждения ниже 9 МэВ изотоп 195 Н§ преимущественно образуется в основном и первом возбужденном состояниях. Однако с увеличением энергии возбуждения вероятность образования ядра 195 Н§ в основном состоянии сразу после вылета нейтрона резко убывает, так как открывается большое количество конкурирующих друг с другом распадов на состояния с малым спином в широком диапазоне энергий. В результате каскадов гамма-переходов большинство этих состояний затем переходит в основное состояние ядра 195 Н§.
Порог образования изомера 195^н§ составляет 9.074 МэВ. При энергии возбуждения ниже 15 МэВ
Вероятности образования нескольких низколежащих состояний изотопа 195Н£ без учета каскадных переходов в зависимости от энергии возбуждения ядра 196Н£. Указаны вероятности образования основного состояния и изомера Е* = 176.07 кэВ с учетом каскадных переходов из более высоколежащих состояний
Состояние ядра 195Hg Вероятность образования ядра 195Нд в указанном состоянии, %
Энергия, кэВ Спин-четность Jp Энергия возбуждения, МэВ
10 15 20 25 30 35
0 1/2- без учета каскадных переходов 12.43 6.72 3.03 1.63 0.82 0.58
с учетом каскадных переходов 98.38 84.17 79.59 73.68 61.34 52.44
37.083 3/2" 15.29 9.25 5.37 3.32 1.76 1.26
53.289 5/2" 7.91 7.92 7.51 5.97 3.66 2.72
176.07 13/2+ (изомер) без учета каскадных переходов 0.00 0.07 2.58 6.50 12.34 13.97
с учетом каскадных переходов 1.62 15.83 20.41 26.32 38.66 47.56
279.203 3/2" 13.03 7.17 4.22 2.61 1.38 0.99
300.55 3/2", 5/2" 6.02 6.10 5.87 4.67 2.86 2.12
373.17 (9/2+) 0.23 1.57 5.46 7.06 6.93 5.96
410.31 3/2", 5/2", 7/2" 11.63 6.24 3.69 2.28 1.21 0.87
422.51 от 1/2" до 7/2_ 1.84 3.85 6.55 7.04 5.50 4.37
547.06 17/2+ 0.00 0.00 0.23 1.28 5.15 8.58
а, мбн 600
20 Е, МэВ
Рис. 6. Сечение реакции 196 Нд (7, п). Сплошная кривая соответствует реакции 196 Нд(7, я)195^- Н^, точеч-
196 т
ная —
>Hg(7, Az)195mHg
изомер 195mHg практически полностью образуется из более высоколежащих состояний с меньшим спином за счет каскадов переходов, в ходе которых спин увеличивается, так как канал прямого распада ДГР в ядре 196 Hg на изомерное состояние 195mHg подавлен потенциальным барьером. В области энергии возбуждения 15-30 МэВ открывается канал прямого распада ДГР в ядре 196 Hg на состояние 195mHg. При энергии возбуждения выше 30 МэВ вероятность образования изомера 195mHg непосредственно после вылета нейтрона составляет около 20% и слабо зависит от энергии. Однако полная вероятность образования изомера растет и достигает 50% при энергии 40 МэВ благодаря открытию каналов распада на высоко лежащие состояния и на состояния с большим спином в ядре 195 Hg.
Рассчитанные сечения реакций 196 Hg (7, ^)195g-s- Hg с образованием ядра 195 Hg в основном состоянии
Ym/(Ym + Yg.s) 0.16 г
0.12
0.08
0.04
18
22
26 Ет, МэВ
Рис. 7. Зависимость отношения выхода реакции
196 j
196 т
Н^(7, Аг) Н^ Ут к полному выходу реакции Hg(/y, n)l9ЬHg Ут + У^. от максимальной энергии тормозного спектра. Кривая — расчет ТАЬУБ. Точки — экспериментальные данные [19]
и 196 ^(7, я)195т^ с образованием ядра 195 Нд в изомерном состоянии Е* = 176.07 кэВ приведены на рис. 6. Ранее [19] нами были измерены выходы изомерного состояния 196 ^(7, я)195т^ и полный выход реакции 196 ^(7, я)195^ под действием тормозных пучков гамма-квантов с максимальными энергиями 19.5 и 29.1 МэВ. В результате свертки тормозных спектров УР(Е,Ет) с различными максимальными энергиями Ет, рассчитанных в ОЕА]ЧТ4 [20], и сечений 0£.5.(7, п) и сгт(7, п), рассчитанных в ТАЬУБ, были получены выходы реакций 196 Нд (7, п)195 ^ Нд и 196 ^(7, я)195т^: и Ут. Рассчитанное изомерное отношение Ут/{Ут + ^.б.) сравнивается с измеренным [19] на рис. 7. Измеренные изомерные отношения приблизительно на 30% меньше, чем рассчитанные при
тех же энергиях. Можно утверждать, что программа ТАЬУБ достаточно хорошо воспроизводит процесс образования изомеров в фотонуклонных реакциях.
Из-за особенностей программной реализации ТАЬУБ позволяет корректно анализировать лишь низшие 60-70 уровней образующегося ядра. В случае фоторасщепления ядра это ограничение не играет роли, так как более высоколежащие состояния имеют высокие значения спина (33/2 и более) и не образуются при распаде ДГР при рассматриваемых энергиях. Однако при рассмотрении других ядер это ограничение может оказаться проблемой.
Заключение
Сравнительный анализ результатов расчета фоторасщепления тяжелых ядер и РЬ при помощи программы ТАЬУБ и в комбинированной модели показывает, что комбинированная модель лучше оптимизирована для моделирования фотоядерных реакций в области ДГР. В ней учитывается изоспиновое расщепление и деформация ядер, а также несколько лучше воспроизводится конкуренция различных каналов распада ДГР.
Главным достоинством ТАЬУБ при моделировании фоторасщепления атомных ядер является возможность рассчитывать сечения реакций с образованием конкретных состояний конечного ядра. К положительным моментам использования программы ТАЬУБ можно отнести значительно более широкий спектр возможных применений, наличие удобного интерфейса и учет квад-рупольной Е2 компоненты при фотопоглощении.
Список литературы
1. Ишханов Б.С. // Вестн. Моск. ун-та. Физ. Астрон. 2010.
№ 2. С. 3.
2. Koning A.J., Hilaire S., Duijvestijn M.C. // Proc. of the International Conference on Nuclear Data for Science and Technology. April 22-27, 2007 / Ed. by O. Bersillon, F. Gunsing, E. Bauge et al. Nice, France, 2008. P. 211.
3. Ишханов B.C., Орлин B.H. 11 ЭЧАЯ. 2007. 38. C. 460.
4. Ишханов B.C., Орлин B.H. 11 ЯФ. 2008. 71. C. 517.
5. Kopecky J., Maslov V.M., Reffo G. et al. 11 Nucl. Data Sheets. 2009. 110. P. 3107.
6. Ишханов B.C., Юдин Н.П., Эрамжян P.A. 11 ЭЧАЯ. 2000. 31, № 2. C. 313.
7. TALYS User Manual, http://www.talys.eu/fileadrnin/ talys/user/docs/talys 1.2.pdf
8. Chadwick M.B., Obloinsky P., Hodgson P.E., Reffo G. 11 Phys. Rev. C. 1991. 44. P. 814.
9. Koning A J., Duijvestijn M.C. 11 Nucl. Phys. A. 2003. 744. P. 15.
10. Cline C.K., Blann M. 11 Nucl. Phys. A. 1971. 172. P. 225.
11. Dobes J., Betak E. 11 Zeit. Phys. A. 1983. 310. P. 329.
12. Варламов В.В., Степанов М.Е., Чесноков В.В. 11 Изв. РАН. Сер. физ. 2003. 67. С. 656.
13. Veyssiere A., Beil Н., Bergere R. et al. 11 Nucl. Phys. A. 1970. 159. P. 561.
14. Harvey R.R., Caldwell J.Т., Bramblett R.L., Fultz S.C. 11 Phys. Rev. B. 1964. 136. P. 126.
15. Dahmen H., Dreyer P., Staube J., Thies H.H. 11 Nucl. Phys. A. 1971. 164. P. 140.
16. Veyssiere A., Beil H., Bergere R. 11 J. de Physique. 1975. 36. L.-267.
17. Carver J.H., Peaslee D.C., Taylor R.B. 11 Phys. Rev. 1962. 127. P. 2198.
18. Варламов В.В., Ишханов B.C., Капитонов ИМ. Фотоядерные реакции. Современный статус экспериментальных данных. М., 2008.
19. Ишханов B.C., Орлин В.Н., Трощиев С.Ю. // ЯФ. 2011. 74. С. 733.
20. Agostinelli S., Allison J., Amako К. et al. 11 Nucl. Instrurn. Methods A. 2003. 506. P. 250.
Modelling of heavy nuclei photodisintegration B.S. Ishkhanov1 2, S.Yu. Troschiev1'
1D. V. Skobeltsyn Institute of Nuclear Physics (MSU SINP), M. V. Lomonosov Moscow State University, 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.
The comparative analysis of the description of photodisintegration of heavy nuclei in the energy area of a giant dipole resonance in program TALYS and in the combined model is carried out. Cross sections of photoabsorption, photoneutron and photoproton reactions, generation of isomeric level on Hg and 208 Pb isotopes are calculated. Results of calculations are compared to the available experimental data.
Keywords: cross-section, photonuclear reactions, giant resonance. PACS: 25.20.-x. Received 12 January 2010.
English version: Moscow University Physics Bulletin 3(2011).
Сведения об авторах
1. Ишханов Борис Саркисович — докт. физ.-мат. наук, профессор, зав. кафедрой, гл. науч. сотр.; тел.: (495) 939-50-95, e-mail: BSI@depni.sinp.msu.ru.
2. Трощиев Сергей Юрьевич — аспирант; e-mail: sergey.troschiev@googlemail.com.
