О распределениях нейтронов из (γ, n)-реакций по энергии и углам на γ-пучках обратного комптоновского рассеяния при Eγ ≲ 40 МэВ
- Авторы: Лапик А.М.1, Белышев С.С.2, Варламов В.В.2, Джилавян Л.З.1, Кузнецов А.А.2, Полонский А.Л.1, Русаков А.В.1, Шведунов В.И.2
-
Учреждения:
- Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт ядерных исследований Российской академии наук
- Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего образования Московский государственный университет имени М.В. Ломоносова
- Выпуск: Том 88, № 8 (2024)
- Страницы: 1171-1176
- Раздел: Фундаментальные вопросы и приложения физики атомного ядра
- URL: https://medbiosci.ru/0367-6765/article/view/279544
- DOI: https://doi.org/10.31857/S0367676524080028
- EDN: https://elibrary.ru/ORWGQX
- ID: 279544
Цитировать
Полный текст
Аннотация
Для изучения E1 гигантского резонанса в ядрах важны исследования структур распределений по энергии и углам испускания быстрых нейтронов из (γ, n)-реакций. В работе рассмотрены некоторые особенности таких исследований на пучках γ-квантов обратного комптоновского рассеяния с малыми разбросами γ-квантов по энергии, углам, поперечным размерам, длительности и поляризации в этих пучках. При этом предполагается применение спектрометров быстрых нейтронов с использованием и амплитудных, и времяпролетных данных.
Полный текст
ВВЕДЕНИЕ
Мультипольные гигантские резонансы (ГР) проявляются в ядерных реакциях с разными пробными частицами. ГР (особенно низших мультипольностей) — одни из простейших типов коллективных движений в ядрах и рассматриваются как обязательный “испытательный полигон” для выработки адекватных представлений о физике ядра.
Большая привлекательность для экспериментальных исследований ГР (особенно изовекторных ГР) у пробных частиц, для которых взаимодействие с ядром можно рассматривать как чисто электромагнитное (например, для реальных фотонов в фотоядерных реакциях или виртуальных фотонов при неупругом рассеянии электронов на атомных ядрах [1]). Причина в том, что это взаимодействие наиболее изучено и в то же время достаточно слабое, чтобы пренебрегать частью сопутствующих процессов, например, многократным рассеянием пробника внутри ядра (в отличие от адронных пробников, например α-частиц, для которых такие эффекты существенно затрудняют интерпретацию результатов). Относительная слабость электромагнитного взаимодействия позволяет в рассмотрениях использовать методы теории возмущений, и для электромагнитных пробников в сравнении с иными характерна бóльшая роль ГР по отношению к другим процессам. Благодаря этому реальные фотоны позволили впервые экспериментально обнаружить ГР, а затем они длительное время являлись единственным инструментом для изучения ГР, но и теперь привлекательность исследований ГР с реальными фотонами остается весьма высокой.
К настоящему времени в связи с развитием как теории, так и экспериментальной техники наиболее востребованы для дальнейшего развития адекватного описания изовекторного электрического дипольного гигантского резонанса (E1 ГР) в атомных ядрах исследования не только процессов возбуждения E1 ГР, но и его девозбуждения с заселением основного и низколежащих состояний дочерних ядер. Для реакций с испусканием нуклонов, включая, в частности, изучение распределений по энергии и углам испускания быстрых нейтронов, образующихся в парциальных реакциях под действием и реальных, и виртуальных фотонов рассматривался, например, проект [2], направленный на исследования девозбуждения ГР низших мультипольностей в реакциях эксклюзивного неупругого рассеяния электронов на атомных ядрах. В полной мере эти соображения относятся и к парциальным (γ, n)-реакциям (см. об этом, например, в [3]). Есть ранние исследования (γ, n)-реакций, показавшие наличие узких особенностей в структуре сечений этих реакций в зависимости от энергии падающих γ-квантов Eγ (начиная от порогов реакций Eпорог) и спектров энергий испускаемых быстрых нейтронов при девозбуждении превалирующего E1 ГР и на средних [3], и на тяжелых ядрах [4]. Как отмечено в [5], для таких исследований очень привлекательны измерения на разрабатываемых γ-пучках обратного комптоновского рассеяния [6] из-за малых разбросов по энергии, поперечным размерам, углам направленности, а также длительности и поляризации в таких пучках.
В настоящей работе рассматриваются некоторые вопросы таких исследований с применением системы спектрометров быстрых нейтронов, использующих и амплитудные, и времяпролетные данные.
ХАРАКТЕРИСТИКИ ПРОЕКТИРУЕМОГО γ-ИСТОЧНИКА ОБРАТНОГО КОМПТОНОВСКОГО РАССЕЯНИЯ
Проект импульсного комптоновского γ-источника обратного комптоновского рассеяния лазерных фотонов на ультрарелятивистских электронах для исследований фотоядерных реакций в области энергий γ-квантов Eγ от нескольких МэВ до ≈ 40 МэВ предложен в рамках проекта Национального центра физики и математики (НЦФМ) «Ядерная и радиационная физика» (направление 6.5.1) [1]. Этот проект базируется на разрабатываемом каскаде импульсных линейных ускорителей электронов (ЛУЭ) с выходной энергией электронов до Ee макс = 750 МэВ, работающих в односгустковом режиме и без ускорителя-накопителя на выходе этого каскада.
В инжекторе указанного каскада предполагается фотоэлектронная эмиссия под воздействием специального инжекторного лазера с длительностью импульса τ ~ 10−12 с. На выходе каскада сгусток ускоренных электронов претерпевает лобовое столкновение со сгустком фотонов из основного лазера, у которого на основной гармонике энергия падающих фотонов Eph ≈ 1,2 эВ [и Eph ≈ 4,8 эВ на четвертой гармонике этого лазера, предполагаемой к использованию при энергиях рассеянных назад комптоновских γ-квантов, близких к максимально достижимым (до ~40 МэВ)]. Далее для выделения пучка квазимонохроматических комптоновских γ-квантов используется по оси пучка электронов на расстоянии S ≈ 10 м от места встречи пучков электронов и лазерных фотонов коллиматор диаметром d = 1,5 мм. Ожидаемые параметры такого комптоновского источника γ-квантов даны в табл. 1.
Таблица 1. Параметры источника комптоновских γ-квантов на каскаде ЛУЭ c Ee max ~ 750 МэВ при S ≈ 10 м
Возможность поляризации γ-квантов | Есть |
Частота повторения импульсов, с−1 | До 103 |
Длительность импульса τ, с | ~10–12 |
Диаметр коллиматора, мм | 1.5 |
Угол коллимации, мкрад | 72.5 |
Eγ, МэВ | До ≈40 |
∆Eγ / Eγ | ≈0.5 % |
Nγ, c−1 | До 107 |
ПРЕДЫДУЩИЕ ПОПЫТКИ РЕШЕНИЯ ЗАДАЧИ
Соображения о важности изучения девозбуждения ядер при Eγ от Eпорог до ~40 МэВ усиливаются из-за наличия весьма интересных узких структурных особенностей при исследованиях спектров быстрых фотонейтронов по их энергиям, проведенных на пучках тормозных γ-квантов усилиями двух групп в Оттаве (на импульсном ЛУЭ, Division of Physics, National Research Council of Canada) и в Москве (на импульсном электронном синхротроне С-3 ИЯИ РАН) (см. соответственно [4] и [3] и содержащиеся там ссылки).
В [4] применялся спектрометр быстрых нейтронов по времени пролета с откаченным нейтроноводом (длина L = 31.2 м), идущим под углом θ @ 90° к направлению образуемого в Ta- радиаторе (толщина 0,05 мм) γ-пучка с импульсами длительностью (6; 10; 20) нс и частотой повторения 720 с-1. В мишени из обогащенного свинца (∅15 см, толщина 4.5 мм) содержалось: 208Pb 91 % и 207Pb 7 %. Детектор нейтронов — пластиковый сцинтиллятор (∅30 см, толщина 76 мм) защищенный от γ-вспышки спереди Bi-пластинкой (толщиной 1 см) и «просматриваемый» фотоэлектронными умножителями (ФЭУ). Авторы утверждали, что смогли выделить более 50 пиков в спектрах быстрых нейтронов при энергиях 0.4 МэВ < En < 4 МэВ для реакции 208Pb(γ, n) и переходов из начальных возбужденных состояний материнских ядер 208Pb к основному (g) и двум первым возбужденным состояниям дочерних ядер 207Pb с нахождением коэффициентов ветвления. На рис. 1 из [4] представлены зависимости от Eγ дифференциального сечения (dσg / dΩ)90° образования в этой реакции быстрых нейтронов с En > 520 keV при θ @ 90°, приводящих к заселению основного состояния 207Pb. Дополнительная шкала по оси ординат на рис. 1 дана для оцененного полного по углам сечения σg (левая шкала с примерной точностью ±10 %) для этой реакции. На рис. 2 даны из [4] спектры нейтронов, приводящих к заселению основных состояний 207Pb для реакции 208Pb(γ, ng), в зависимости от времени пролета t и энергии нейтронов En (нелинейная шкала) для указанного набора значений верхней границы энергий тормозных γ-квантов Eγ макс. В спектрах авторы выделили 26 пиков и пытались выделить вклады изоскалярного электрического квадрупольного (E2) ГР.
Рис. 1. Зависимости от Eγ измеренных (dσg / dΩ)90° и оцененных σg (левая шкала с примерной точностью ±10 %) для реакции 208Pb(γ, ng) при энергиях нейтронов En > 520 кэВ [4].
Рис. 2. Спектры нейтронов [4], дающих заселение основных состояний 207Pb для реакции 208Pb(γ, ng), в зависимости от времени пролета t и энергии нейтронов En (нелинейная шкала) для различных верхних границах энергий тормозных γ-квантов Eγ макс: 8.8 (1); 9.4 (2); 9.9 (3); 10.4 (4); 10.9 (5); 11.5 (6); 12.0 (7);12.5 (8).
В [3] применен основанный на измерениях амплитуд сцинтилляционный спектрометр быстрых нейтронов на базе стильбенового детектора (∅50 мм, толщина 50 мм), сочлененного с ФЭУ. При этом для отделения фона от γ-квантов использовалась дискриминация по форме импульса (ДФИ, см. подробнее о работе этого спектрометра на импульсных ускорителях электронов в [7, 8]). В [3] проведены исследования образования быстрых нейтронов с En > 3.7 МэВ в реакции (γ, n) на ядрах 52Cr и 51V. Здесь приводятся в качестве примера результаты только для 51V, для которого применялась металлическая мишень толщиной 16.7 г×см-2 естественного изотопного состава (51V — 99.75 %). Детекторы нейтронов были расположены под углом θ ≈ 135° к направлению γ-пучка.
На рис. 3 представлены сечения образования в реакции 51V(γ, n)50V нейтронов как с энергиями En > 3,7 МэВ (открытые кружки), измеренные в [3], так и с En > 0 из [9] (закрытые кружки), последние взяты для сопоставления. Для измеряемых спектров быстрых нейтронов в [3] проводилось вычитание составляющих, рассчитанных по статистической модели с подогнанными параметрами. На рис. 4 представлены полученные после такого вычитания спектры нейтронов из реакции 51V(γ, n)50V [3], измеренные при указанных верхних границах тормозного спектра Eγ макс.
Рис. 3. Зависимости от Eγ измеренных сечений испускания нейтронов в реакции 51V(γ, n)50V с энергией нейтронов En > 0 [9] (закрытые кружки) и En > 3.7 МэВ [3] (открытые кружки).
Рис. 4. Спектры нейтронов из реакции 51V(γ, n)50V [3] без рассчитанного по статистической модели «вклада», измеренные при различных верхних границах тормозного спектра Eγ макс: 25.5 (а); 23.0 (б); 21.0 (в); 18.5 МэВ (г).
У работ [3] и [4] есть свои серьезные сложности и недостатки. Как уже указывалось, обе работы проводились на пучках тормозного излучения со сплошным спектром γ-квантов, требующим для получения информации, относящейся к монохроматическим γ-квантам, решения обратной задачи. При этом, если в [3] разброс Eγ макс был ~ 10 кэВ и использовалось современное представление спектров тормозных γ-квантов [10], то в [4] разброс Eγ макс был на порядки больше из-за довольно толстого радиатора и большого разброса энергий пучка электронов (±4 %), и использовалось представление Шиффа для спектров тормозных γ-квантов [11], в котором значительно «обеднено» содержание γ-квантов вблизи их верхней границы по энергии, что наиболее существенно при выделении узких структурных особенностей в сечениях реакций [12]. Кроме того, если в [3] при решении такой обратной задачи использован весьма разработанный метод регуляризации (а также для контроля метод редукции), то в [4] — внушающий большие сомнения метод разности фотонов с двумя энергиями электронов на одном и том же радиаторе [13]. С другой стороны, у спектрометра нейтронов в [3] были серьезные характерные для стильбенового детектора сложности с функцией отклика, затрудняющие решения своей обратной задачи (по энергиям нейтронов). Тем не менее, наличие узких структурных особенностей в спектрах и сечениях образуемых нейтронов в [3] и особенно в [4] (несмотря на указанные возможные причины искажений результатов) очень интересно для понимания физики ГР в атомных ядрах. Но важна достоверность, а для этого нужны прецизионные исследования. Достоинства пучков γ-квантов от проектируемого источника (см. табл. 1) весьма привлекательны для таких исследований. Представляется также, что измерения угловых распределений испускаемых быстрых нейтронов с использованием возможной поляризации проектируемого γ-пучка могут существенно увеличить информативность таких экспериментов.
МЕТОДИКА ПРЕДЛАГАЕМЫХ ЭКСПЕРИМЕНТОВ
Предлагаемые эксперименты используют систему спектрометров быстрых нейтронов, в которых измеряются и время пролета нейтронов, и амплитуды вызванных ими сцинтилляций. В качестве детекторов нейтронов предлагаются герметичные кюветы (∅50 мм, толщина 50 мм), «сочлененные» с ФЭУ и заполненные жидким сцинтиллятором, например, типа EJ-309 (имеющим однородные и изотропные свойства и пригодным для ДФИ). Центры кювет расположены равномерно по окружности с радиусом R = 1 м, имеющей свой центр на оси γ-пучка (для En = 0.4 МэВ t ≅ 114.3 нс, а для En = 12 МэВ t ≅ 20.87 нс). Окружность лежит в плоскости, перпендикулярной оси γ-пучка и проходящей через центр мишени. Ось каждой кюветы идет из центра мишени. Телесный угол, стягиваемый каждым детектором, составляет Ω ≈ 2×10–3 ср. Эффективность регистрации нейтронов используемыми детекторами ε зависит от энергии нейтронов En. При этом ε(En = 12 МэВ) ~ 0.1 [14].
Параметры пучка позволяют использовать физические мишени малых поперечных размеров (вплоть до ∅1.6 мм). Толщину же мишеней определяет ослабление потока падающих γ-квантов по этой толщине (см., например, [15]). Например, для свинцовых мишеней можно ограничиться их толщиной такой же, как в [4], то есть ~ 4.5 мм (но у нас c массой m ~ 0.1 г). Такие малые размеры и масса мишени, с одной стороны, делают более доступными обогащенные мишени (например, свинцовые, обогащенные изотопом 208Pb), а с другой стороны, ослабляют искажения потоков и спектров быстрых нейтронов, образуемых в мишенях и испускаемых из них.
ОЦЕНКИ ДЛЯ ПРЕДЛАГАЕМЫХ ЭКСПЕРИМЕНТОВ НА 208Pb
Оценим Nn рег — ожидаемое число зарегистрированных быстрых нейтронов с энергией En = 12 МэВ, испускаемых из материнских ядер 208Pb и приводящих к заселению основных состояний в дочерних ядрах 207Pb, в одном предлагаемом детекторе от одного импульса γ-квантов обратного комптоновского рассеяния [6] при их энергии Eg ≅ 20.1 МэВ:
где: Nγ имп ~ 104 имп-1 — количество таких γ-квантов в импульсе длительностью ~ 2×104 пс; ≈ 5×10–27 см2Χср-1; Ω ≈ 2×10–3 ср; ε ~ 0.1; NА ≅ 6.022×1023 моль-1 — число Авогадро; xPb ~ 0.45 см — толщина Pb-мишени; ρPb ≅ 11.35 г×см-3 — плотность Pb-мишени; MPb ≈ 208 г×моль-1 — грамм-моль Pb-мишени.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Проведенный анализ и приближенные оценки показывают значительную перспективность исследований распределений быстрых нейтронов из (γ, n)-реакций по их энергии и углам испускания на проектируемом комптоновском источнике квазимонохроматических γ-квантов в области E1 ГР. Надо отметить, что довольно высокая интенсивность рассматриваемых разрабатываемых γ-пучков при низком ожидаемом фоне электронов открывает новые возможности для изучения и фотопротонных реакций.
Выполнение настоящей работы было поддержано в рамках проекта Национального центра физики и математики (НЦФМ) № 6 «Ядерная и радиационная физика», направление 6.5.1.
Об авторах
А. М. Лапик
Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт ядерных исследований Российской академии наук
Email: dzhil@inr.ru
Россия, Москва
С. С. Белышев
Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего образования Московский государственный университет имени М.В. Ломоносова
Email: dzhil@inr.ru
физический факультет
Россия, МоскваВ. В. Варламов
Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего образования Московский государственный университет имени М.В. Ломоносова
Email: dzhil@inr.ru
Научно-исследовательский институт ядерной физики имени Д.В. Скобельцына
Россия, МоскваЛ. З. Джилавян
Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт ядерных исследований Российской академии наук
Автор, ответственный за переписку.
Email: dzhil@inr.ru
Россия, Москва
А. А. Кузнецов
Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего образования Московский государственный университет имени М.В. Ломоносова
Email: dzhil@inr.ru
физический факультет, Научно-исследовательский институт ядерной физики имени Д.В. Скобельцына
Россия, МоскваА. Л. Полонский
Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт ядерных исследований Российской академии наук
Email: dzhil@inr.ru
Россия, Москва
А. В. Русаков
Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт ядерных исследований Российской академии наук
Email: dzhil@inr.ru
Россия, Москва
В. И. Шведунов
Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего образования Московский государственный университет имени М.В. Ломоносова
Email: dzhil@inr.ru
Научно-исследовательский институт ядерной физики имени Д.В. Скобельцына
Россия, МоскваСписок литературы
- Woude A., van der // In International review of nuclear physics. V. 7. Electric and Magnetic Giant Resonances in Nuclei. Singapore: World Scientific, 1991. P. 99.
- Гуревич Г.М., Джилавян Л.З., Долбилкин Б.С. и др. Проект программы исследований на Московском разрезном микротроне непрерывного действия с максимальной энергией ускоренных электронов 175 Мэ В. Препринт ИЯИ РАН. П-1040. Москва, 2000. 83 с.
- Вербицкий С.С., Лапик А.М., Ратнер Б.С. и др. // Ядерн. физика. 2009. Т. 72. С. 420; Verbitsky S.S., Lapik A.M., Ratner B.S. et al. // Phys. Atom. Nucl. 2009. V. 72. P. 387.
- Sherman N.K., Ferdinande H.M., Lokan K.H., Ross C.K. // Phys. Rev. Lett. 1975. V. 35. P. 1215.
- Белышев С.С., Варламов В.В., Джилавян Л.З. и др. // Вестн. Моск. ун-та. Сер. 3. Физ. Астрон. 2023. Т. 78. № 3. С. 2330204; Belyshev S.S., Varlamov V.V., Dzhilavyan L.Z. et al. // Mosc. Univ. Phys. Bull. 2023. V. 78. No. 3. Art. No. 2330204.
- Шведунов В.И., Ермаков А.Н., Артюков И.А., et al. Разработка источника комптоновского излучения для исследований в области биологии медицины, материаловедения, быстропротекающих процессов, ядерной физики. Отчет о НИР. НИИЯФ МГУ. Москва, 2022. 111 с.
- Джилавян Л.З., Лапик А.М., Недорезов В.Г. и др. // Изв. РАН. Сер. физ. 2020. Т. 84. № 4. С. 468; Dzhilavyan L.Z., Lapik A.M., Nedorezov V.G. et al. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2020. V. 84. No 4. P. 356.
- Джилавян Л.З., Лапик А.М., Недорезов В.Г. и др. // Изв. РАН. Сер. физ. 2022. Т. 86. № 4. С. 552; Dzhilavyan L.Z., Lapik A.M., Nedorezov V.G. et al. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2022. V. 86. No 4. P. 455.
- Горячев Б.И., Ишханов Б.С., Капитонов И.М. и др. // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1969. Т. 33. С. 1736.
- Seltzer S.M., Berger M.J. // Nucl. Instrum. Meth. B. 1985. V. 12. P. 95.
- Schiff L.I. // Phys. Rev. 1951. V. 83. P. 252.
- Джилавян Л.З. // Изв. РАН. Сер. физ. 2015. Т. 79. С. 581; Dzhilavyan L.Z. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2015. V. 79. P. 537.
- Sherman N.K. // В кн.: Электромагнитные взаимодействия ядер при малых и средних энергиях. Труды IV семинара. М.: Наука, 1979. С. 149.
- Кухтевич В.И., Трыков Л.А., Трыков О.А. Однокристальный сцинтилляционный спектрометр (с органическим фосфором). М.: Атомиздат, 1971. 136 с.
- Гайтлер В. Квантовая теория излучения. М.: Иноиздат, 1956. 491 с.; Heitler W. The quantum theory of radiation. Oxford: The Clarendon Press, 1954.
Дополнительные файлы
