Глава 6.
|
Рис. 1. Сравнение результатов обработки с помощью метода редукции [5, 6], выполненной для различных значений достигаемого энергетического разрешения, выхода Ye-(Ej) реакции 63Cu(γ,n)62Cu - промежуточного результата (соотношение (20) Главы 1) работы [4], измеренного с помощью тормозного γ-излучения: а) результат обработки кривой выхода Ye-(Ej) с разрешением 100 кэВ; б) результат обработки выхода Ye-(Ej) с разрешением 250 кэВ; в) результат обработки выхода Ye-(Ej) с разрешением 500 кэВ; г) результат теоретического расчета [9], полученный в рамках коллективной модели для сечения реакции σ(γ,sn) = σ(γ,n) + σ(γ,np) + σ(γ,2n) на мишени из естественной смеси изотопов ест.Cu. |
Отсутствие подобных структурных особенностей в окончательном
результате
σ(Eγ)
≈Y(Ej) = Ye+(Ej)
- Ye-(Ej) КМА-эксперимента (Рис. 3д Главы 1)
объясняется несоответствием приводимых статистической точности и
энергетического разрешения: как было показано выше достигаемое в
конечном результате разрешения оказывается значительно худшим, чем в
каждом из промежуточных. Следует отметить, что достаточно отчетливо
выраженные структурные особенности сечения реакции 63Сu(γ,n)62Сu
наблюдались при близких значениях энергии и в других работах,
например,[7, 8].
На
Рис. 1 кроме сечений реакций, полученных после обработки с помощью
метода редукции результата КМА-эксперимента, приводится (Рис. 1г)
результат теоретического расчета [9], выполненного для сечения
реакции
σ(γ,sn) = σ(γ,n)
+ σ(γ,np) + σ(γ,2n)
на мишени из естественной смеси изотопов ест.Cu в рамках
коллективной модели, учитывающей связь колебаний ядерной поверхности
с колебаниями сферического ядра. Общая форма связи между указанными
двумя видами коллективного движения задавалась действием законов
сохранения углового момента и четности, а константы связи полностью
определялись в рамках адиабатического приближения гидродинамической
модели.
В
свете обсуждаемых проблем обращает на себя внимание то
обстоятельство, что даже такое достаточно приблизительное описание
процессов фоторасщепления средних ядер предсказывает отчетливое
проявление нескольких структурных особенностей (например, при
энергиях Eγ ~ 16,
17.5, 19, 21 МэВ), энергии и амплитуды которых весьма близки к
заметным особенностям экспериментальных сечений.
В
работе [9] результаты расчетов в рамках коллективной динамической
модели сравнивались с большим количеством экспериментальных данных
для ядер от V до Pb (для ядра Cu рассматривались данные работы [10]).
Отмечались
следующие обстоятельства:
Следует отметить, что расстояния по энергии между столь мощными и
широкими особенностями сечения оказываются порядка одного МэВ. В том
случае, если бы реально достигаемое энергетическое разрешение
КМА-эксперимента соответствовало бы его заявляемой оценке по ширине
(ΔЕ = 0.2 – 0.4 МэВ)
аннигиляционной линии в спектре фотонов, такие резонансы должны были
бы так же отчетливо проявляться и в его результатах - промежуточном
Ye+(Ej) и окончательном Y(Ej) =
Ye+(Ej) - Ye-(Ej).
Однако, как было показано в Главе 5, реально достигаемое в
КМА-эксперименте энергетическое разрешение оказывается намного хуже
полуширины аннигиляционной линии и составляет всего ΔЕ
~ 1.3 – 1.6 МэВ. Это приводит к существенному заглаживанию
определяемого сечения – информация о резонансах в нем
искажается (теряется).
В свете обсуждаемых проблем это означает, что обсуждаемые структурные
особенности не проявляются в КМА-результате [4] постольку, поскольку
этот результат необоснованно интерпретирован как сечение с заявленным
энергетическим разрешением (ΔЕ
= 0.2 – 0.4 МэВ). Этот результат следует интерпретировать либо
как выход (свертку сечения с заявленным разрешением с эффективным
фотонным спектром сложной формы, а, следовательно, как результат с
существенно более плохим разрешением), либо как сечение, но
полученное с разрешением всего лишь ΔЕ
~ 1.3 – 1.6 МэВ. Уместно еще раз повторить один из основных
выводов Главы 5 о том, что столь плохое (по сравнению с заявляемым)
реально достигаемое энергетическое разрешение КМА-экспериментов прямо
обусловлено используемым разностным методом получения информации о
сечении реакции. Его применение является вынужденным, поскольку
эффективный спектр фотонов, вызывающих реакцию (аппаратная функция
КМА-эксперимента, Рис. 4 Главы 1) не отвечает требованиям
моноэнергетического эксперимента ни на одном из этапов его проведения
(соотношения (2), (3) Главы 5):
Таким образом, результаты описанных выше (в том числе и в Главе 5), а также большого числа других аналогичных исследований дают все основания для важного утверждения относительно фундаментальной характеристики гигантского дипольного резонанса – его формы. Существование структуры ГДР (прежде всего, резонансов с шириной порядка одной – нескольких сотен кэВ) не вызывает сомнений, хотя детальные параметры (энергетическое положение и амплитуда) структурных особенностей сечений реакций требуют уточнения, поскольку в определенной степени зависят от непростых методов их определения.
Как было показано в
Главах 4 и 5, системный анализ данных многих экспериментов позволяет
выявить природу наиболее заметных систематических погрешностей
результатов разных экспериментов и выработать требования к методам
их совместной обработки, позволяющим определить и учесть
(практически исключить) такие погрешности.
В предыдущем разделе
было показано, каким образом с помощью специально разработанного
метода учета систематических погрешностей трех типов (в аппаратных
функциях, абсолютной нормировке и энергетической калибровке) –
метода редукции - могут быть получены данные, практически свободные
от таких погрешностей, позволяющие сделать определенные выводы
относительно формы ГДР.
Выполненный
системный анализ [11 – 14] данных
многих экспериментов свидетельствует о том, что между результатами
различных экспериментов имеются очевидные и значительные расхождения
явно систематического характера, которые заставляют рассматривать
необходимые для применений результаты строго индивидуально, с учётом
того, каким методом и на какой установке получен каждый результат.
Результаты проведенных исследований позволяют корректно учесть
вклады реакций с образованием различного количества частиц-продуктов
в процессы формирования и распада ГДР:
Таким образом, результаты проведенных исследований позволяют сделать ряд важных утверждений относительно фундаментальной характеристики гигантского дипольного резонанса – абсолютной величины сечений полных и парциальных фотонейтронных реакций - и решить давнюю и хорошо известную специалистам проблему систематических расхождений абсолютных величин сечений фотоядерных реакций, определенных в различных экспериментах.
Соотношение сечений реакций с испусканием одного (γ,n)
и двух (γ,2n) нейтронов
является одной из важнейших
характеристик процесса фоторасщепления ядра, зависящей от
механизма его возбуждения и распада. Так, расхождение энергетической
зависимости сечения реакции испускания единственного нейтрона (γ,n)
с предсказаниями статистической модели может служить доказательством
проявления процессов прямого выбивания нейтронов γ-квантами
из ядра, а степень этого расхождения – мерой соотношения
различных механизмов реакции [15 - 17].
Как уже было показано в Главе 1, для определения соотношения прямых
(нестатистических) и статистических процессов в
распаде ГДР по нейтронному каналу используется метод,
основанный на предположении о том, что поглощение дипольных Е1
фотонов ядром перед испусканием им одного или двух нейтронов приводит
к формированию компаунд-ядра. В рамках такого предположения для
определения температуры ядра θ
и параметра плотности уровней «α»
соседнего ядра с (N – 1) может быть использовано следующее
соотношение [16, 17]
(1) |
где U = E – Bn – ε – δ – эффективная энергия возбуждения ядра (А – 1), ε – кинетическая энергия испущенного нейтрона, δ – энергия спаривания ядра (А – 1), ρ(U) – выражение для плотности уровней ядра (А-1), в модели Ферми-газа имеющее вид ρ(U) = CU-2exp[2 √(αU)], Bxn – порог соответствующей xn-реакции, которое при использовании для плотности ядерных уровней формулы Блатта и Вайскопфа может быть представлено в виде
[σγ,2n(E)]/[σγ,n(E) + σγ,2n(E)] = 1 – [1 + (E – B2n)/θ]exp[-(E – B2n)/θ]. | (2) |
Оба соотношения ((1) и (2)) для разумных значений параметров θ и «α»
предсказывают исчезновение сечения σ2n
в области энергий, на несколько МэВ превышающих порог B2n.
Однако,
экспериментальная проверка [7, 18, 19] свидетельствует о том, что в
большинстве случаев это не так: в области энергий E = B2n + 5 МэВ
сечение σn(E)
≠
0, что может быть следствием того, что статистическое испарение
нейтронов не является единственным механизмом их эмиссии. Некоторая
часть (x %) испускаемых нейтронов в высокоэнергетичной части их
спектра оказывается обусловленной нестатистическим (прямым)
механизмом эмиссии. Такое прямое испускание нейтрона с образованием
конечного ядра (А – 1) в одном из низкоэнергетичных состояний
делает невозможной эмиссию второго нейтрона, которая необходима для
осуществления реакции (γ,2n).
На основании результатов некоторых специальных
исследований [15, 16] было установлено, что такая фракция прямых
нейтронов в реакциях на разных ядрах остается приблизительно
постоянной в рассматриваемой области энергий. Это позволяет связать
между собой прямую xσtot
и статистическую (1 – x)σtot
фракции полного сечения σtot
= σ(γ,sn)
= (γ,n)
+ (γ,2n):
M(E) = [σn + 2σ2n]/[σn + σ2n] = σxn/σsn, | (3) |
асимптотическая форма для которого в области энергий выше порога B2n имеет вид
MA = (2 – xA) = [xAσtot + 2(1 – xA)σtot]/[xAσtot + (1 – xA)σtot] | (4) |
и позволяет оценить вклад прямых распадов [5] с помощью соотношения
nпрям = xA/(2 – xA). | (5) |
Однако надежность таких заключений в значительной степени зависит от
того, с какой надежностью определяется сечение реакции с испусканием
единственного нейтрона (γ,n)
в той области энергий, где становится возможным процесс испускания
двух нейтронов в реакции (γ,2n).
Хорошо известно, что данные по реакциям (γ,n)
и (γ,2n) взаимно связаны и
влияют друг на друга. К сожалению, как было показано выше (например,
на Рис. 6 Главы 4), данные по реакциям (γ,n)
и (γ,2n), полученные в таких
условиях в разных экспериментах (главным образом, в экспериментах с
квазимоноэнергетическими фотонами в Ливерморе (США) и Саклэ
(Франция)), существенно расходятся друг с другом [11 – 13, 20].
Расхождения оказываются столь значительными, что, вопрос о том, каким
образом происходит распад ГДР, до последнего времни оставался,
по существу, открытым. Так, по оценкам,
сделанным по данным Саклэ, вклад прямых процессов в распад ГДР
составляет 17 - 40%, а по данным Ливермора ГДР распадается
преимущественно статистически, так как вклад прямых процессов
оценивается величиной ~ 10% [17].
Предложенная в Саклэ [11, 16, 22] интерпретация сечений реакций (γ,n)
в областях энергий, на несколько (~ 3 – 5) МэВ превышающих
пороги реакций (γ,2n), как
вкладов высокоэнергетичных прямых нейтронов, требует серьёзных
уточнений. Как было показано выше, в исследованиях [11 – 13,
20], выполненных специально с учётом особенностей определения
множественностей реакций в разных экспериментах, именно в этих
областях энергий сечения реакций (γ,n)
получены в Саклэ в сильно искаженном виде за счет неоправданного
приписывания этому каналу распада ГДР значительного количества
нейтронов из реакций (γ,2n).
Такое положение дел заставляет пересмотреть оценки соотношений
вкладов прямых и статистических распадов ГДР, основанные именно на
соотношениях сечений одно- и двух-нейтронных реакций в различных
энергетических областях
На
Рис. 2 и 3 приведены примеры использования
описанных выше процедур для определения доли прямых процессов в
распадах ГДР ядер 51V
[23] и 181Ta [11]
(«старые» данные).
Рис. 2. Сравнение новых (треугольники) и старых (ромбы) энергетических зависимостей множественности M(E) фотонейтронов из реакции фоторасщепления ядра 51V, полученных по данным Саклэ [23]: MA(нов.) = 1.64 (область аппроксимации: 24.06 – 25.26 МэВ), MA(стар.) = 1.49 (область аппроксимации: 24.26 – 26.46 МэВ). |
Рис. 3. Сравнение новых (треугольники) и старых (ромбы) энергетических зависимостей множественности M(E) фотонейтронов из реакции фоторасщепления ядра 181Ta , полученных по данным (Саклэ) [15]: MA(нов.) = 1.83 (область аппроксимации 16.61 – 17.61 МэВ), MA(стар.) = 1.63 (область аппроксимации 17.31 – 18.71 МэВ). |
Представлены данные
для экспериментальных энергетических зависимостей множественности (3)
фотонейтронов M(E) в реакциях фоторасщепления ядер 51V
и 181Ta. Хорошо
видно, каким образом из этих данных по плато в областях энергий
соответственно ~ 24.06 – 25.26 и 16.61 – 17.61 МэВ могут
быть получены значения их асимптотик (4) - MA(стар.)
= 1.49 и 1.63. Использование определенных таким образом асимптотик
для множественности фотонейтронов приводит к значениям xA
= 0.51 и 0.37, с помощью которых, в свою очередь, могут быть получены
(5) значения nпрям
= 0.34 и 0.23.
Поскольку согласно
(3) множественность определяется соотношением сечений реакций (γ,хn)
и (γ,sn) с различным числом
нейтронов, очевидно, что корректность значений M(E)
прямо зависит от корректности разделения таких реакций. Для того,
чтобы исключить влияние обсуждаемых систематических погрешностей на
оценку соотношения прямых и статистических процессов при распаде
ГДР, согласно соотношению (3) необходимо использовать исходные
данные для сечения полной (γ,xn)
реакции, а для сечений (γ,sn)
реакции также выполнить необходимую корректировку, основанную
на описанной выше взаимной корректировке сечений парциальных
фотонейтронных реакций (γ,n)
и (γ,2n).
С
использованием соотношения
σ(γ,sn) = σ(γ,xn) – σ(γ,2n) | (6) |
новые данные о скорректированных сечениях реакции (γ,sn) были получены для 17 ядер 51V, 75As, 89Y, 90Zr, 115In, 116,117,118,120,124Sn, 127I, 133Cs, 159Tb, 165Ho, 181Ta, 197Au и 208Pb, для которых была выполнена [11, 13] взаимная корректировка сечений парциальных фотонейтроных реакций Ливермора и Саклэ. Очевидно, что использование для оценки по данным Саклэ скорректированных сечений реакции (γ,sn) соотношения (6), в котором из исходного сечения реакции (γ,хn) вычитается заметно возросшее в результате корректировки сечение реакции (γ,2n), должно приводить (и, действительно, приводит - Таблица 2) к заметному уменьшению величин сечения реакции (γ,sn).
Таблица 2.
Сравнение интегральных сечений реакции (γ,sn), полученных по данным Саклэ до и после описанной корректировки в совпадающих областях интегрирования
Ядро |
60NZ/A, МэВ·мбн |
Eγмакс, MeV |
σintsn, МэВ·мбн |
|
До |
После |
|||
51V |
758 | 28 | 610 | 576 |
75As | 1109 | 26 | 1089 | 1036 |
89Y | 1315 | 27 | 1353 | 1243 |
90Zr | 1333 | 26 | 1260 | 1213 |
115In | 1687 | 24 | 1748 | 1656 |
116Sn | 1707 | 22 | 1630 | 1587 |
117Sn | 1717 | 22 | 1554 | 1515 |
118Sn | 1729 | 22 | 1635 | 1566 |
120Sn | 1750 | 22 | 1770 | 1725 |
124Sn | 1790 | 22 | 1558 | 1541 |
127I | 1852 | 25 | 1989 | 1626 |
133Cs | 1935 | 24 | 2156 | 1968 |
159Tb | 2306 | 27 | 2557 | 2286 |
165Ho | 2388 | 27 | 2871 | 2827 |
181Ta | 2613 | 25 | 2983 | 2670 |
197Au | 2839 | 21 | 3067 | 2913 |
208Pb | 2980 | 19 | 3059 | 2992 |
То, каким образом изменение сечений реакции (γ,sn) изменяет множественность M(E), иллюстрируют новые данные, приведенные на Рис. 2 и 3 («новые» данные). С использованием соотношений ((3) – (5)) и скорректированных сечений реакции (6) для всх 17 перечисленных выше ядер были получены новые вклады nпрям (8) прямых процессов, которые приводятся в Таблице 3.
Таблица 3.
Данные о величине вклада nпрям прямых процессов в распад ГДР по нейтронному каналу
|
Данные Саклэ |
Данные Ливермора |
|
Ядро |
старые |
новые |
|
51V |
0.34 |
0.22 |
0.20 |
75As |
0.24 |
0.06 |
0.07 |
89Y |
0.36 |
0.30 |
0.25 |
90Zr |
0.37 |
0.01 |
0.17 |
115In |
0.30 |
0.14 |
0.10 |
116Sn |
0.20 |
0.09 |
0.11 |
117Sn |
0.19 |
0.22 |
0.21 |
118Sn |
0.16 |
0.18 |
0.14 |
120Sn |
0.21 |
0.22 |
0.16 |
124Sn |
0.22 |
0.16 |
0.11 |
127I |
0.23 |
0.22 |
0.18 |
133Cs |
0.33 |
0.09 |
0.06 |
159Tb |
0.23 |
0.03 |
0.05 |
165Ho |
0.16 |
0.22 |
0.14 |
181Ta |
0.23 |
0.09 |
0.04 |
197Au |
0.25 |
0.09 |
0.06 |
208Pb |
0.19 |
0.09 |
0.21 |
Несмотря
на то, что для отдельных ядер проведенная
корректировка сечений реакций или не меняет значений nпрям
или даже приводит к их возрастанию, что свидетельствует о
необходимости индивидуального подхода к ситуации для каждого ядра, в
целом корректировка приводит к заметным изменениям оценок вклада
nпрям:
в то время как по исходным данным Саклэ оценки величины этого вклада
составляют ~ 25 - 40 %, оценки по скорректированным данным (в целом
согласующиеся с оценками по данным Ливермора) как правило,
оказываются~ 10 %.
В
этой связи вполне определенно может быть сделан вывод о том, что в
средних и тяжелых ядрах ГДР распадается преимущественно
статистически. Это подтверждает надежность использования традиционной
процедуры разделения по множественности фотонейтронов сечений реакций
в экспериментах на пучках тормозного γ-излучения.
Результаты
выполненных исследований абсолютных величин сечений парциальных
фотоядерных реакций (γ,n) и
(γ,2n), полученных в разных
экспериментах в различных областях энергий, заставляют пересмотреть
оценки соотношения вкладов прямых и статистических распадов ГДР,
предложенные в нескольких работах [16, 22, 24 - 26] и основанные
именно на соотношениях сечений одно- и двухнейтронных реакций в
различных энергетических областях. Результаты совместного анализа
данных Саклэ и Ливермора по сечениям таких реакций и их совместная
корректировка приводят к выводу о том, что в отличие от высказанных
ранее предположений о значительной доле прямых нейтронов (вклад
которых оценивался в 17 – 40 %), доля прямых распадов не
превышает (10 – 12 %).
Таким образом, на
основании выполненных исследований может быть сделано важное
утверждение относительно фундаментальной характеристики гигантского
дипольного резонанса – характера его распада по нейтронному
каналу. В рассматривемой области энергий налетающих γ–квантов
до ~ 30 МэВ распад ГДР в средних и тяжелых ядрах происходит
преимущественно статистически доля прямых процессов не превышает 20%.
Происхождение термина «дипольный» в назвапнии ГДР обусловлено следующими обстоятельствами. Длина волны λ фотона, энергия Eγ которого соответствует максимуму гигантского резонанса ( ≈ 15 МэВ)
(7) |
намного превосходит радиус R даже очень тяжелого ядра , который, например для A ≈ 200 имеет величину
R = 1.2A1/3·10-13 см ≈ 7·10-13 см. | (8) |
Отсюда
следует, что в рассматриваемой энергетической области применимо
длинноволновое приближение, а значит, вероятность поглощения
электрических дипольных фотонов должна во много раз превосходить
вероятность поглощения фотонов другого типа. Такой вывод
подтверждаются также формой угловых распределений протонов и
нейтронов, испускаемых ядрами после поглощения фотонов с энергиями,
соответствующими максимуму гигантского дипольного резонанса, которые
могут быть описаны зависимостью a + bsin2θ,
где θ – угол между направлением вылета нуклона и
направлением движения фотона. Можно показать, что такие угловые
распределения возникают лишь при поглощении либо чистого Ε1
либо чистого Μ1 излучения. При энергиях возбуждения больших, чем
энергия максимума гигантского резонанса, в угловых распределениях
появляется асимметрия относительно 90 градусов, причем максимум
распределения смещается к малым углам. Такая форма углового
распределения может быть описана выражением
a + bsin2θ(1 + cosθ),
которое отвечает совместному поглощению Ε1 и Ε2
фотонов.
Все
сказанное позволяет считать твердо установленным, что гигантский
резонанс в сечениях фоторасщепления атомных ядер вызван
преимущественным поглощением электрических дипольных фотонов. Это и
обуславливает появление термина «дипольный» в его
названии - гигантский дипольный резонанс (ГДР) и дает возможность
оценить абсолютную величину ГДР (амплитуду
сечения фотопоглощения или соответственно интегральное сечение) по
значению классического правила сумм для Ε1 переходов
(соотношение (9) Главы 2). Известно, что интегральное сечение ГДР
σинт
увеличивается с ростом атомного веса ядра, причем зависимость σинт
= f(A)
является приблизительно линейной.
Как
отмечалось, в области энергий ГДР ядро, поглотившее γ-квант,
испускает 1 - 2, реже 3 нуклона [27], что означает, что сечение
реакции фотопоглощения может быть представлено в виде следующей суммы
сечений нескольких парциальных реакций
σ(γ,abs) = σ(γ,n) + σ(γ,np) + σ(γ,2n) + σ(γ,3n) +…+ σ(γ,p) + …+ σ(γ,f), | (9а) |
где (γ,f) – реакция деления, которая возможна лишь в относительно тяжелых ядрах (A > 200) или
σ(γ,abs) = σ(γ,sn) + σ(γ,p), | (9б) |
где
σ(γ,sn) = σ(γ,n) + σ(γ,np) + σ(γ,2n) | (10а) |
или
σ(γ,sn) = σ(γ,xn) - σ(γ,2n). | (10б) |
Очевидно, что для получения информации о полных сечениях фотопоглощения на основе данных о сечениях парциальных реакций необходимо (учитывая высокие энергетические пороги реакций с испусканием трех нейтронов [28]) использовать [27, 29] соотношения типа:
σ(γ,abs) = σ(γ,xn) - σ(γ,2n) + σ(γ,p) | (11) |
или
σ(γ,abs) = σ(γ,sn) + σ(γ,p). | (12) |
Прямое измерение
сечения реакции фотопоглощения представляет собой достаточно сложную
экспериментальную задачу: необходимо определить, сколько фотонов
выбыло из первичного пучка, после взаимодействий с ядрами мишени,
причем в очень тяжелых фоновых условиях (упругое и неупругое
рассеяние фотонов). Несмотря на эти обстоятельства к настоящему
времени выполнено некоторое количество таких экспериментов,
результаты которых позволили в общих чертах исследовать [27]
зависимость интегрального сечения ГДР от массы ядра.
Вместе с тем в
значительном числе работ для большого количества ядер сечения
фотопоглощения были получены на основе суммирования (9а) сечений
парциальных реакций. Во многих из них, прежде всего, в работах,
выполненных в Саклэ [16, 22, 24 - 26 и ряде других], на основании
данных о сечениях реакций фотопоглощения (9а) были обнаружены
существенные превышения величин интегральных сечений реакции
фотопоглощения (γ,abs) над
предсказаниями дипольного правила сумм (соотношение (9) Главы 2)
σint(γ,abs) ≈ K·60NZ/A (МэВ·мбн). | (12) |
Коэфициент
превышения K в большинстве случаев имеет
значения в диапазоне 1.28 – 1.34, однако имеются отдельные, как
меньшие (~ 1.1 – 1.2), так и большие (~ 1.4 - 1.6) значения.
Для объяснения расхождений экспериментальных величин интегральных
сечений фотопоглощения с предсказаниями дипольного правила сумм было
предложено учитывать изменение эффективной массы нуклона вследствие
действия мезонных обменных сил. Однако, учет мезонных обменных токов
позволял достигать значения коэффициента расхождений лишь ~ 1.20 -
1.24, вследствие чего проблема расхождений оставалась открытой.
Поскольку
выполненные в Саклэ исследования сечений реакции фотопоглощения
основывались на соотношении (9б), очевидно, что описанные выше
корректировки (Таблица 2) сечений реакции (γ,sn)
дают возможность для пересмотра проблемы превышения экспериментальных
значений σинт(γ,abs)
предсказаний дипольного правила сумм.
Таблица 4.
Скорректированные данные по интегральным сечениям σинт реакции (γ,abs)
Ядро | σинт (γ,abs), МэВ·мбн |
Погр-ть, |
60NZ/A, |
σинт(γ,abs)/60NZ/A |
51V | 821 | 15 | 758 | 1.08 |
75As | 1220 | 53 | 1109 | 1.10 |
89Y | 1536 | 15 | 1315 | 1.17 |
90Zr | 1530 | 19 | 1333 | 1.14 |
115In | 1910 | 43 | 1687 | 1.13 |
116Sn | 1902 | 50 | 1707 | 1.11 |
117Sn | 2133 | 64 | 1717 | 1.24 |
118Sn | 2176 | 58 | 1729 | 1.26 |
120Sn | 2309 | 73 | 1750 | 1.32 |
124Sn | 2051 | 35 | 1790 | 1.15 |
127I | 2325 | 100 | 1852 | 1.25 |
133Cs | 2263 | 43 | 1935 | 1.17 |
159Tb | 2484 | 79 | 2306 | 1.08 |
165Ho | 2854 | 150 | 2388 | 1.20 |
181Ta | 2725 | 48 | 2613 | 1.04 |
197Au | 2992 | 54 | 2839 | 1.05 |
208Pb | 3423 | 202 | 2980 | 1.15 |
`Данные Таблицы 4 дают представление о степени различия оцененных (скорректированных) и предсказываемых теоретически значений. Вместе с результатами других исследований, выполненных в других лабораториях аналогичным методом или с помощью метода прямого измерения (Таблица 5), они представлены в графическом виде на Рис. 4.
Таблица 5.
Данные по интегральным сечениям отопоглощения.
Ядро | σint(γ,abs) | Δσint(γ,abs) | 60NZ/A |
40Ca | 920 | 600 | |
55Mn | 816 | 818 | |
58Ni | 846 | 869 | |
60Ni | 1028 | 896 | |
63Cu | 804 | 939 | |
65Cu | 722 | 964 | |
70Ge | 1463 | 128 | 1042 |
72Ge | 1690 | 118 | 1067 |
74Ge | 1805 | 136 | 1090 |
76Ge | 1892 | 89 | 1112 |
82Se | 1049 | 1194 | |
93Mo | 1598 | 1382 | |
103Rh | 1619 | 1520 | |
108Ag | 2568 | 1652 | |
124Te | 2040 | 163 | 1812 |
126Te | 2040 | 163 | 1832 |
128Te | 2110 | 169 | 1853 |
130Te | 2190 | 175 | 1872 |
140Ce | 2400 | 192 | 2038 |
142Ce | 2210 | 177 | 2059 |
142Nd | 1575 | 2079 | |
154Sm | 1940 | 2222 | |
156Gd | 2070 | 2265 | |
159Tb | 3111 | 2306 | |
160Gd | 2882 | 2304 | |
168Er | 2240 | 2429 | |
174Yb | 2690 | 2510 | |
178Hf | 2850 | 2573 | |
182W | 2935 | 2635 | |
184W | 2780 | 2655 | |
186W | 2900 | 2674 | |
209Bi | 4264 | 3002 |
Рис. 4. Полная систематика данных по интегральным сечениям фотопоглощения σint(γ,abs). Пунктир – А-зависимость 60NZ/A, χ2 = 23.25; сплошная линия – А-зависимость 66.18 NZ/A( ± 4.13) + 99.83 ( ± 133.65), χ2 = 7.41. |
На рисунке вместе с данными приведены прямые линии, описывающие 2 следующие А-зависимости:
60NZ/A, χ2 = 23.25;
66.18NZ/A (± 4.13) + 99.83 ( ± 133.65), полученная при использовании метода χ2 (χ2 = 7.41).
Коэффициент
χ2 считался по
алгоритму, учитывающему различность вкладов разных точек в
зависимости от величины погрешности каждой точки (точки с меньшей
погрешностью вносят в коэффициент χ2
больший вклад, чем точки с меньшей погрешностью). Для тех данных,
погрешность для которых не известна, в качестве погрешности бралась
величина равная 10 процентам величины интегрального сечения.
На
основании полученных данных можно сделать вывод о том, что широко
высказывавшиеся в научной литературе сомнения в том, что именно
дипольное правило сумм дает надежную верхнюю оценку абсолютной
величины ГДР, полученными в настоящей работе данными получают
дополнительное обоснование.