ВОЗМОЖНОСТЬ РАЗДЕЛЯТЬ ИЗОВЕКТОРНЫЕ E 1 и E 2 ГИГАНТСКИЕ РЕЗОНАНСЫ ПРИ ИЗМЕРЕНИИ

АСИММЕТРИИ ВЫЛЕТА НЕЙТРОНОВ
С ПОМОЩЬЮ ПОРОГОВЫХ ДЕТЕКТОРОВ

Л.З. Джилавян
Институт ядерных

исследований РАН, Москва 117312

на измерениях асимметрии испускания частиц-продуктов ядерных реакций, был осуществлен в

Иллинойсе для реакций natPb(, n) при использовании уникального оборудования: сверхпроводящий ускоритель электронов непрерывного действия; система получения меченых -квантов; времяпролетные спектрометры быстрых n с En до ~25 МэВ; большие детекторы n в этих спектрометрах на основе жидкого сцинтиллятора с использованием дискриминации по форме импульса. В настоящей работе рассматривается возможность видоизменения этого пути для реакций (, n) на Pb, основанного на использовании пригодной и для импульсных ускорителей электронов регистрации образуемых в реакциях n пороговыми активационными детекторами.

продукты которой вылетают под углами   55 и (  )  125 к направлению

движения падающей частицы. Энергии этих продуктов выбираются такими, что остаточное ядро оказывается сразу либо в основном состоянии, либо в состояниях с энергиями возбуждения Ex.

при E  (2030) МэВ. При этом регистрировались образуемые в реакциях быстрые n,

такие, что у остаточных ядер Ex  4 МэВ.
Измеренные при указанных условиях усредненные по изотопному составу дифференциальные сечения (, n)-реакций (d/d)55 (а) и (d/d)125 (б) в зависимости от E см. на рис. 

в зависимости от E. Из модельных расчетов следует, что полученные

значения  согласуются с наличием у IVE2 ГР силовой функции с положением центроида при (23.51.5) МэВ с шириной ~6 МэВ, однако при этом исчерпывается только 40% соответствующего правила сумм. Последнее заставляет предполагать более широкое распределение силовой функции и требует дальнейшего увеличения точности при получении экспериментальных результатов для , а также при их анализе и обработке. Желательны также модификации методики, позволяющие работать при более доступном оборудовании.

выделению вклада IVE2 ГР на фоне превалирующего IVE1 ГР на

импульсном ускорителе ЛУЭ-25 Института биофизики МЗ РФ. При этом было предложено отказаться от времяпролётной методики для спектрометрии n, неприемлемой, как правило, на таких ускорителях из-за относительно большой длительности их импульсов и из-за низкого рабочего фактора, делающего неэффективной методику мечения.
Взамен предложено использовать спектрометры n на базе органических сцинтилляторов с дискриминацией фона -квантов по форме импульса. В условиях необходимости работать на немеченом пучке тормозных фотонов можно использовать то, что в эксперименте выбор максимальных энергий испускаемых n фиксирует энергии вызвавших реакции фотонов. Достижимые уровни энергетического разрешения таких спектрометров в принципе могли бы позволить отделять n0 от n1, например, в реакции 208Pb(, n) ).
При этом вызывающие беспокойство трудности получения спектрометрической информации при высоких уровнях электромагнитных наводок, как показала практика, оказываются преодолимыми. Конечно, в предложенных экспериментах нужна стабильная работа импульсного ускорителя при сравнительно низких уровнях токов ускоряемых в них электронов, при которых ещё можно пренебречь наложениями в используемых сцинтилляционных спектрометрах быстрых n.

для реакций natPb(, n) в диапазоне E  (2030) МэВ зависимости соответствующих этим сечениям

выходов Y55 и Y125, дифференциальных по углам испускания n. Обычно под выходом Y(Ee) для некой фотоядерной реакции под действием тормозного излучения, образуемого электронами с кинетической энергией Ee, понимают приведенную к одному падающему электрону свертку сечения (E) этой реакции со спектром тормозного излучения (E, Ee), (обозначая при этом элементы толщины мишени и радиатора как dxм и dxр и начальную энергию (E)нач  20 МэВ),

а именно:

радиационную длину материала радиатора X0.

рассчитаны в зависимости от Ee выходы Y55 и Y125 и

асимметрии выходов Y = (Y55 - Y125) / (Y55+Y125), см. рис.
Как и ожидалось, при E  Ee  20 МэВ минимальные значения Y практически совпадают со значениями , тогда как при Ee  E  30 МэВ Y  0.44, а   0.9. Т.е. при Ee  E  30 МэВ Y в 2 раза меньше, чем , но еще сохраняет существенный уровень значений.

ГР предлагается использовать для регистрации быстрых n при измерениях Y

в реакциях (, n) на свинце при энергиях падающих электронов Ee  (20  30) МэВ активационные пороговые детекторы быстрых n, использующие реакцию 16O(n, p)16N (см. сечение этой реакции на рис.).

энергии n (10.2 МэВ) для реакции 16O(n, p)16N, а также формы

сечения этой реакции в зависимости от En при использовании порогового детектора быстрых n и при Ee  (20  24) МэВ энергии возбуждения остаточных ядер Ex близки к имевшимся в Иллинойсе.
Выделение IVE2 ГР на фоне IVE1 ГР из данных измерений асимметрии испускания быстрых n предполагает модельные расчеты. Аналогичные модельные расчеты можно проводить с более аккуратным учетом заселения состояний с различными значениями Ex в предлагаемых экспериментах. Представляется также, что такие модельные расчеты могут обеспечить учет изменений диапазона достигаемых значений Ex и при распространении предлагаемых экспериментов на энергии Ee до 30 МэВ, при которых следует ожидать наиболее существенные уровни измеряемой таким путем Y.

быстрых n в реакциях (, n) на свинце:
1) не обязательны

ускорители электронов только непрерывного действия;
2) можно использовать полную интенсивность пучка, не опасаясь наложений;
3) достижима высокая эффективность регистрации быстрых n (прежде всего, геометрическая);
4) в итоге достижима высокая «статистика» и ожидаемая точность измерений;
5) при этом активационная методика позволяет в значительной степени «обойти» проблемы из-за влияния радиационных фонов и электромагнитных наводок на импульсных ускорителях электронов.

А.И. Лейпунского, Обнинск;
С.С. Белышев
МГУ им. М.В. Ломоносова, физический факультет, Москва;

Л.З. Джилавян
Институт ядерных исследований РАН, Москва;
Ю.Н. Покотиловский
Лаборатория нейтронной физики им. И.М. Франка ОИЯИ, Дубна

метод, основанный на генерации радиоизотопов 12N (-распад,

период полураспада T1/2  11.0 мс, макс. кинетическая энергия испускаемых в распаде -частиц E макс  16.316 МэВ) и 12B (‑распад, T1/2  20.2 мс, E макс  13.368 МэВ) в реакциях:
      n (порог реакции Eпорог  30.6 МэВ); (I)
    B  p (Eпорог  25.1 МэВ); (II)
  3C  B  p (Eпорог  17.5 МэВ). (III)
Для выяснения реалистичности и чувствительности этого метода в разных его модификациях, а также проведения оптимизации различных условий работы фотоядерного детектора взрывчатых веществ нужна информация о сечениях  реакций (I), (II) и (III) в зависимости от энергии падающих фотонов E.
Компиляция имеющихся экспериментальных и модельно-расчетных данных о сечениях указанных реакций и самостоятельные модельные расчеты этих сечений вместе с сопоставлением и анализом сведений об этих сечениях из так образуемой их совокупности – задача данной работы.
Ограниченность экспериментальной информации для обсуждаемых фотоядерных реакций, с одной стороны, делает актуальным критическое рассмотрение методических аспектов уже проведенных экспериментов, а с другой стороны, вынуждает обращаться к модельным расчетам сечений этих реакций.

максимум сечения рассматриваемой реакции макс; энергия падающих фотонов Eмакс, соответствующая

максимуму сечения реакции; значения E1 и E2 (где E1  E2), такие, что (E  E1)  (E  E2)   0.5макс; полная ширина распределения сечения реакции FWHM  (E2  E1); а также величины

макс  FWHM  

(макс  FWHM) × [0.5(E1E2)]1 

~

~

~

13C(, p)12B

нам известна только из [10] (США, Панофский), где для энергий

падающих фотонов E от порога реакции до ~120 МэВ дана инт  (5.5  2)102 МэВмкб. Измерения в [10] проводились на импульсном ЛУЭ, в прямом пучке электронов которого размещался «сэндвич» из W радиатора и следующего за ним N6C3H6 образца. При этом: частота повторений импульсов пучка 10 Гц; измерения осуществлялись между импульсами пучка с помощью магнитного -спектрометра, в фокальной плоскости которого использовались на совпадения 2 счетчика Гейгера, отсчеты которых регистрировались 5-канальным временным анализатором. Первые ворота временного анализатора открывались через 15 мс после импульса пучка, чтобы отойти от фона, связанного с медленными n. В [10] указывалось, что малый выход реакции 14N(, 2n)12N не позволил получить более детальные сведения о сечениях. В лит-ре малость сечения реакции объяснялась конкуренцией с реакцией 14N(, pn), у которой, в частности, низкая Eпорог  12.5 МэВ.
В работе [4] группы Трауэра представлены сведения о сечениях реакций (I)(III), которые, видимо, являются модельно-расчетными, но не указаны ни их источник, ни использованная модель, однако, т.к. они приведены в опубликованной работе группы, активно разрабатывавшей одну из модификаций рассматриваемой методики, мы посчитали нужным продемонстрировать их и сопоставить с другими экспериментальными и расчетными сведениями.

вылетом одного-двух нуклонов (в частности, реакций (, p), (, 2n) и (, 2p))

наиболее «признанными», видимо, можно считать две группы моделей (с учетом их развития): EMPIRE и TALYS.

Модельно-расчетные сечения реакции 14N(, 2n)12N в зависимости от E:
1 – из [11] (EMPIRE);
2 –  из [12] (TALYS);
3 – из наших расчетов по TALIS [13];
4 – из наших расчетов по EMPIRE [14];
5 – из [4].

удалось обнаружить только в [15] (СССР, Комар и Явор), где

сообщаются результаты измерений для 14N выходов парциальных фотоядерных реакций при Ee  90 МэВ – кинетической энергии электронов, падающих на внутренний радиатор синхротрона. Измерения проводились с камерой Вильсона, помещенной в магнитное поле и заполненной газовой смесью с основными по массе компонентами из азота и гелия. Подробно исследованная ранее реакция 4He(, p) использовалась для контроля мониторирования -пучка. Треки частиц в камере Вильсона стереоскопически фоторегистрировались и обрабатывались с учетом измеряемых для треков плотности ионизации, длины пробега, кривизны, углов разлета частиц, образуемых при фотодезинтеграции облучаемых ядер. В [15] даны выходы парциальных фотоядерных реакций на 14N в долях от полного выхода Yполн(Ee  90 МэВ) реакций фотодезинтеграции ядер 14N и, в частности, для реакций 14N(, p), 14N(, n), 14N(, pn), 14N(, 2p) имеем по отношению к Yполн парциальные выходы 28%, 16%, 35%, 2% соответственно.
В измерениях [15] с камерой Вильсона мишень и «рабочее тело детектора» совпадают, что обеспечивает высокую эффективность регистрации событий фотодезинтеграции ядер. Но, несмотря на значительные достоинства камер Вильсона для измерений выходов и сечений фотоядерных реакций на легких элементах, к настоящему времени из-за их сравнительной сложности и громоздкости и трудоемкости обработки получаемой на них трековой информации их использование повсеместно прекратилось, а необходимая при этом «сумма технологий» в значительной степени утеряна.

наших
расчетов
по TALYS;
5 – из [4].

циклических ускорителях электронов с внутренними радиаторами тормозных -квантов (на бетатронах

в [16] (Австралия, Зубанов и Томпсон) и [24] (США, Кук) и на синхротроне в [25] (СССР, Кульчитский и Денисов)).
В [16, 24] использовались мишени с обогащением по 13C (до ~65% в [24] и ~85% в [16]), и внешние по отношению к этим мишеням детекторы частиц, сопровождающих распады образуемых в мишенях радиоизотопов (6 счетчиков Гейгера, симметрично расположенных вокруг облучаемой мишени в Pb-защите, в [24], а в [16] два NaI-детектора. В [16, 24] применялись меры против повышенной фоновой загрузки детекторов на время импульса пучка и первое время после него, в частности, в [16] использовалось «запирание» ФЭУ в NaI-детекторах, кроме того, устанавливался довольно высокий порог регистрации в NaI-детекторах (~2.6 МэВ).
В работе [25] подробности эксперимента изложены скупо. Но подчеркнем, что в [25] кристалл стильбена использовался и как мишень, и как детектор, регистрирующий распады образуемых радиоизотопов, что обеспечило высокую эффективность регистрации и позволило работать с необогащенной по 13C мишенью. Кроме того, в [25] вводился порог так, что распады образуемых 10C и 11C не регистрировались.

с «усами» 
ошибок -из [25];
вертикальные
штрихи -из [16].

(EMPIRE);
2- из [12] (TALYS);
3- наш расчет по [13] (TALYS);
4- наш

расчет по [14] (EMPIRE);
5- из [4].

работе фотоядерной методики обнаружения скрытых взрывчатых веществ) согласующиеся между собой

экспериментальные сечения есть только для реакции 13C(, p)12B.
Для каждой из реакций 14N(, 2n)12N и 14N(, 2p)12B есть только по одной экспериментальной работе и только с интегральными характеристиками сечений, но с учетом того, что заявленные точности при этом невысоки, а также принимая во внимание сложности методик, использованных в [10, 15], нужны независимые измерения (даже интегральные!).
Используемые для модельных расчетов сечений реакций программы EMPIRE и TALYS претерпевали со временем развитие и взаимное влияние, в результате которых, в частности, удалось добиться существенного сближения их предсказаний для сечений реакции 14N(, 2n)12N. К сожалению, при этом обнаруживаются большие различия между такими сближенными друг с другом предсказаниями расчетов и имеющимися экспериментальными сведениями. Если с «натяжками» и можно считать, что расчеты примерно правильно передают гросс-структуру сечений фотоядерных реакций с испусканием одного-двух нуклонов из легких ядер, то уровни абсолютных модельных обсуждаемых сечений (и соответствующих им интегральных величин) могут примерно на порядок (и даже более!) уступать уровням соответствующих экспериментальных сечений.

по  EMPIRE в 6.0 раз и по TALYS в 11.9 раз; для

реакции 14N(, 2n)12N по EMPIRE в 6.2 раз и по TALYS в 7.6 раз; для реакции 14N(, 2p)12B по TALYS даже в 200(!) раз. Таким образом, наблюдается занижение интегральных характеристик этих сечений по сравнению с экспериментальными данными. В этом смысле несомненный интерес представляет то, что в недавней работе из CERN также говорится для реакции 12С(n, p)12B в широком диапазоне энергий возбуждения ядра о большом занижении расчетных сечений, полученных, в частности, по EMPIRE и TALYS, по сравнению с измеренными.
Особняком стоят сведения о сечениях рассматриваемых реакций из работы [4] (Трауэр). Если для инт экспериментальное превышает для реакции 13С(, p)12B величину из [4] в 4.8 раз, то для реакции 14N(, 2p)12B экспериментальное инт превышает величину из [4] в ~ 720(!) раз, а для реакции 14N(, 2n)12N экспериментальное инт наоборот уступает(!) величине из [4] в ~ 7.7(!) раз.

рассчитанных по TALYS и EMPIRE сечений на легких ядрах для

фотоядерных реакций с испусканием одного-двух нуклонов по сравнению с экспериментальными, что указывает на необходимость существенного развития этих претендующих на универсальность и широко используемых моделей описания ядерных реакций. С другой стороны, из этого следует, что для разработки фотоядерного способа обнаружения скрытых взрывчатых веществ остро нужна именно экспериментальная информация о сечениях и выходах реакций 14N(, 2n)12N и 14N(, 2p)12B. По этой причине в настоящей работе уделено значительное внимание деталям методик, использованных в предыдущих измерениях сечений и выходов этих реакций. Анализ имеющихся данных показывает, что нужны измерения указанных сечений и выходов при энергиях от порогов реакций и до, по крайней мере, ~ 60 МэВ.