Возбуждение изомерного уровня 135. 5 кэВ в ядре 92Nb методом фотоядерных реакций Текст научной статьи по специальности «Химические науки»

АТОМНАЯ И ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА УДК 539.17

ВОЗБУЖДЕНИЕ ИЗОМЕРНОГО УРОВНЯ 135.5 кэВ В ЯДРЕ 92 Nb МЕТОДОМ ФОТОЯДЕРНЫХ РЕАКЦИЙ

P.A. Алиев, А. Н. Ермаков, Б. С. Ишханов, И.М. Капитонов, Джо Джо Тун, И. В. Макаренко, К. А. Стопани

(НИИЯФ; кафедра общей ядерной физики)

В ядре 92 Nb в результате фотоядерной реакции 93Nb(7, п)92 Nbm возбуждается изомерный уровень с энергией 135.5 кэВ. Экспериментально определено отношение выходов фотоядерных реакций 93 Nb(7, я)92 Nbm и 93 Nb(7, Sri)90 Nb на ядре 93 Nb: Г(7, n)/Y(7, Зп) = 63 ± 1.

Целью работы является экспериментальное определение соотношения выходов фотоядерных реакций на ядре 93 N5, а также возбуждение изомерного уровня с энергией 135.5 кэВ ядра 92 N5.

Многочастичные фотоядерные реакции в настоящее время представляют собой практически не исследованную область, не известны сечения этих реакций для большинства ядер. В настоящей работе экспериментально определены выходы реакций 93Щ7, п)92]МЬ, 93Щ7, Зп)90]МЬ, причем выход реакции с вылетом трех нейтронов на ядре 93 N5 получен впервые [1].

Эксперимент проводился на электронном пучке разрезного микротрона КТМ-70 НИИЯФ МГУ. Исследуемая мишень 93 N5 облучалась тормозными 7-квантами с максимальной энергией Е™ = 50 МэВ. Гамма-спектр остаточной активности (рис. 1) облученного образца измерялся с помощью НРйе-де-тектора с эффективностью 30%, изготовленного из сверхчистого германия. Разрешение детектора 1.1 кэВ (для Е1 = 122 кэВ) и 2.0 кэВ (для Е1 = 1332 кэВ).

Исследуемый образец 93 N5 облучался в течение 15 мин. Мишень весом 8 г была изготовлена из металлического ниобия. Спектр остаточной активности измерялся в течение 2.2 ч спустя 1 ч после окончания облучения.

На исследуемой мишени возможны следующие фотоядерные реакции (табл. 1).

Конечные ядра, образующиеся в результате фотопротонных реакций, стабильны, за исключением ядра 902гт, для которого период полураспада составляет 809.2 мс. Однако условия проведенного эксперимента не позволяют регистрировать подобные распады, поэтому далее эти реакции не рассматриваются.

Образующееся в результате фотоядерной реакции (7, п) ядро 92 N5 имеет метастабильный уро-

Рис. 1. Спектр остаточной активности исследуемого образца 93 Nb

Таблица 1

Фотоядерные реакции на исследуемой мишени 93 Nb

Реакция Порог реакции, МэВ Конечное ядро Период полураспада ¿1/2 конечного ядра

(7. п) 8.83 8.97 92Nb 92Nbm 3.47-107 лет 10.15 дней

(г 2«) 16.71 17.75 91Nb 91Nbm 680 лет 60.86 дней

(7,3«) 28.76 90Nb 14.6 ч

(7,4 п) 38.91 38.94 89Nb 89Nbm 1.9 ч 1.18 ч

(ЪР) 6.04 92Zr стабильно

(ъ пр) 14.68 91 Zr стабильно

(7,2пр) 21.88 24.19 90Zr стабильно 809.2 мс

вень, поэтому для расчета полного выхода реакции необходимо суммировать распады из изомерного и основного состояния конечного ядра. Образующееся в результате реакции (7, п) ядро

Таблица 2

Фотоядерные реакции на ядре 93ЫЬ и соответствующие 7-линии экспериментального спектра остаточной активности исследуемого образца

Реакция Конечное ядро реакции, продукт и период /3-распада кэВ /7, отсчеты Природа перехода

(т>п) 92МЬ 922г 934 5.69 • 104 934 (2+) 0 (0+)

10.15 дней 913 9.79- 102 1847 (2+) -»• 934 (2+)

1847 4.04 • 102 1847 (2+) 0 (0+)

(7.3/х) 90ЫЬ 902г 1129 1.09- 104 3448 (6+) 2319 (5")

14.60 ч 2319 6.80 - 103 2319 (5~) 0 (0+)

141 3.37- 104 3589 (8+) -»• 3448 (6+)

2186 1.38 - 103 2186 (2+) 0 (0+)

92 N5 в основном состоянии является долгоживущим (¿1/2 = 3.47 • 107 лет), и его распады не удается надежно наблюдать. Поэтому экспериментальные данные позволяют наблюдать только заселение изомерного уровня.

В экспериментальном спектре наблюдаются 7-пики, соответствующие реакциям 93N5(7, п)92]МЬт и 93N5 (7, 3/г)90]МЬ (табл. 2). На рис. 1 эти 7-пики показаны подписями 92 N5 и 90 N5 соответственно. В табл. 2 приведены указанные фотоядерные реакции, периоды полураспада конечных /3-активных ядер. Приведены также энергии и интенсивности измеренных 7-линий спектра, соответствующие этим реакциям, указана природа соответствующих 7-переходов в ядрах 90>92т2г (энергии (в кэВ), спин-четность начального и конечного состояний изотопов циркония). Точность определения экспериментальных значений интенсивностей большинства 7-пиков составляет около 1% (для пиков с интенсивностью ~ 103 — 104 отсчетов). Для менее интенсивных 7-пиков 102 отсчетов) погрешность определения интенсивности составляет ~ 10%, для наиболее интенсивных 7-пиков погрешность не превышает 0.5%.

Схемы распадов конечных ядер, образующихся в результате указанных реакций, приведены на рис. 2, 3.

В настоящем эксперименте наблюдались распады изомерного уровня 135.5 кэВ ядра 92 N5. Образование изомерного состояния происходит в результате реакции 93N5(7, п)92]МЬт. К моменту окончания облучения число ядер 92 N5 в изомерном состоянии составляло 1.8 • Ю10.

Исходя из экспериментальных данных рассчитано отношение выходов реакций

У(7, п)/У(7, 3л) = 63±1.

Выходы реакций оценивались по 7-линиям 934 кэВ и 1129 кэВ ядер 92 2г и 90Zr, образующихся

Рис. 2. Схема распадов изомерного уровня 135.5 кэВ ядра 92 №

90 2г

Рис. 3. Схема распадов основного состояния ядра 90 №

в реакциях

93Щ7, «)92№т ^ шгг,

10.15 дней

93Щ7,З«)90мь А 90гг.

14.60 ч

Соответствующие данные приведены в табл. 3. Интенсивности 7-линий приведены с учетом поправок на зависимость эффективности детектора от энергии 7-квантов, поглощение в мишени и зависимость интенсивностей 7-пиков от периодов полураспада распадающихся ядер.

Таблица 3

Интенсивности 7-линий остаточной активности ядер 92 Zr и 90 Zr

Энергия 7-линии кэВ Интенсивность 7-линии, отсчеты Погрешность интенсивности, %

934 6.51 • 106 0.46

1129 1.04 • 105 1.18

Модель испарений позволяет оценить сечения фотоядерных реакций [2]. При этом считается, что основными каналами являются фотонейтронные каналы вплоть до (7, 5га), поскольку в тяжелых и ереднетяжелых ядрах (с числом нуклонов А ^ 60) кулоновский барьер подавляет испускание протонов.

Энергетическое распределение фотонейтронов, которое аппроксимируется максвелловским спектром, позволяет рассчитать вероятность испарения определенного числа нейтронов. Полное сечение фотопоглощения в модели аппроксимируется лорен-цевой кривой в случае тяжелых (А ^ 100) сферических ядер. В деформированном ядре сечение гигантского дипольного резонанса (ГДР) расщепляется на два пика, отвечающих продольным и поперечным дипольным колебаниям. В этом случае для аппроксимации сечения фотопоглощения ис-

пользуется суперпозиция двух лоренцевых линий. В ереднетяжелых ядрах 100) помимо де-

формационного расщепления гигантского резонанса учитывается также изоспиновое расщепление ГДР.

Теоретические оценки, основанные на модели испарений, дают

У( 7, n)/Y( 7,3«) = 97.

Сравнение экспериментального значения и теоретических оценок для отношения выходов реакций указывает на то, что в случае реакции (7, га) заселение основного и метастабильного состояний ядра 92 Nb происходит со сравнимой вероятностью.

Этот результат не является неожиданным и объясняется большим значением спина основного состояния ядра 93Nb (Jp = 9/2+). При поглощении ди-польных 7-квантов могут возбуждаться состояния с / = 11/2, 9/2, 7/2, распад которых с учетом орбитального момента нейтрона приводит к сравнимым вероятностям образования конечного ядра 92Nb в изомерном состоянии Jp = 2+, Е1 = 0.135 МэВ и в основном состоянии Jp = 7+.

Работа выполнена при поддержке гранта Президента РФ (НШ-1619.2003.2).

Литература

1. Бобошин И.Н., Варламов В.В., Иванов Е.М. и др. // Труды Всероссийской научной конференции «Научный сервис в сети Интернет». Новороссийск, 24-29 сентября 2001 г. М., 2001. С. 19; http://cdfe.sinp.msu.ru/ser-vices/ensdfr.html.

2. Варламов В.В., Ишханов B.C., Лютиков И.А. и др. Атлас фотонейтронных сечений. М., 2005.

Поступила в редакцию 01.03.06