книги из ГПНТБ / Прямые реакции и изомерные переходы

тора

определяется

величиной емкости

и

в

нашем

случае

равна

q= 1,67-Ю- 9

к/имп.

Интегратор этого

типа

обладает

линейно­

стью в широком диапазоне от

темнового тока (10~1 4 а) до такого,

лри

котором

скорость

счета

возрастает

настолько,

что

время

между рабочими циклами бло-

кинг-генератора

становится

равным

длительности

самого

200

импульса

(2 мксек).

Неста­

бильность цены

отсчета

данно­

I

Ѳ=30и

t •

го

интегратора

не

превышает

1%. Блокинг собран на лампе

6Ж1Б. Импульс с трансформа­

d

тора

через

катодный повтори­

тель на лампе 6Н16Б подается

S

в

измерительную

комнату

на

£(00\-

пересчетный прибор и на пульт

управления

циклотрона.

Блок-схема

спектрометра

(рис. 12). Импульсы с каждого

счетчика

проходят

тракт,

сос­

тоящий

из

зарядочувствитель-

ного

полупроводникового пред-

20

too

/во

усилителя ПУ,

усилителя

У и

//амер

канала

дискриминатора

Д, и подаются

в схему

антисовпадений

ССА,

Рис.

13. Массовый спектр от мишени

которая вырабатывает импульс

' L I ,

полученный под

углом

30°.

управления

воротами. Во

вре­

мя

прихода

управляющего

импульса

ворота

пропускают

сигналы

АЕ и £ на сумматор

( + ) и схему умножения СУ. В схеме умножения

ляемый

типом

частиц.

Дифференциальный

дискриминатор Д Д

вырезает

своим

окном

нужный тип частиц

и управляет

воротами

Л В , через которые проходит импульс на амплитудный

анализа­

криминатора

приходит

с

большим

опозданием

относительно

входных

импульсов АЕ

и Е,

сигнал с сумматора Е

+ АЕ прохо­

дит

на

ворота через расширитель РИ.

Из этого

расширенного

до ~

40

мксек

импульса ворота вырезают на

анализатор импульс

1 мксек.

Большое мертвое время схемы умножения требует бло­

кировки

расширителя

на время прохождения

импульса.

Контроль

загрузок

схемы

осуществляется

блоком

интенси-

метра И на выходе схемы

антисовпадений. Амплитудный анали­

затор, включенный

после

схемы

умножения,

контролирует

пра­

вильность работы системы идентификации. Качество

разделения

частиц и энергетических спектров иллюстрируется рис.

13 и

14—19.

Мишени. В

эксперименте

использовались

твердые

мишени,

представляющие

собой

тонкие

самоподдерживающиеся

пленки

толщиной

1—3

мг/см2:

мг/см';

7 L i — прокатанный

естественный

литий

(92% 7 Li)—3

n Be — металлическая

фольга

1,57

мг/см2;

1 0 В — обогащенный

до 92%

бор 1,8

мг.'см2;

" В — естественный

бор (80,2% 1 1 В и

19,8% 1 Ü B) 1

мг/см2;

1 3 С — обогащенный

до 75%

углерод

1,2

мг/см2;

1

4 N — полимерная

полиакрилонитриловая

пленка

с естествен­

ным содержанием азота

(90% 1 4 N )

2,7

мг.'см'1;

1 9 F — пленка CF2 2

мг/см2.

Энергетическое разрешение всей экспериментальной системы,

включая

разброс

в

пучке протонов, составляло

160 кэв.

}

Относительные

ошибки

в

угловых

распоеделениях

для

каж­

дой

экспериментальной

точки

суммировались

из

статистических

ошибок

и

ошибок

выделения

дейтронной

группы, если

присут­

ствовал

фон или группы

недостаточно

разрешались. В

угловых

распределениях,

соответствующих

основному

состоянию

конеч­

ного ядра, эти ошибки составляют

10%, для

возбужденных

состо­

яний

изменяются

в пределах 10-=- 30%- Абсолютные

ошибки

оцениваются в 20%.

§ 10.

Экспериментальные

результаты

и их

о б с у ж д е н и е

Li (р,

d)

6 L i . Энергетический

спектр дейтронов из

этой

реак­

ции показан на рис. 14а. Сильно возбуждаемые уровни

соответ­

ствуют состояниям

0; 2,18

и

3,56 Мэв.

Форма

этих

состояний

типична для подхвата нейтрона с орбитальным

моментом

/„=1

(рис.

14

б).

Реакция снималась Рейнольдсом и Стендингом [96] при энер­

гии

протонов /5^ = 17,5 Мэв. Угловые распределения для основного

и первого

возбужденного

состояний

сняты

ими

в

интервалах

10—50° и 10—35° соответственно. Таким образом,

захватывался

только

первый

максимум.

Сечения

по

абсолютной

величине в

максимумах

равны

17±4

и

8,5

мбарн/стер.

По

нашим

измере­

ниям

для

этих

состояний

сечения

реакций

в

пределах

оши­

бок

совпадают

с этими

значениями.

Беннет

и

Максон

[36] при

ницах для этих состояний соответственно равны

17, 6

и 2.

Наши

измерения дают (в

относительных

единицах) — 10, 6 и 2.

Состояние 3,56

Мэв 6 L i имеет

изотопический

спин

7 = 1 .

По­

этому есть возможность сравнить

угловые распределения

для

Ри с.

14. Энергетические спектры (а) и угловые распределения

(б) дейт­

ронов

из реакции

7 Li(jD,rf)e Li:

0 0 0

—экспериментальные

значения;

протонный потенциал Ватсона и дейтронный потенциал Матсуки;

.

—тот же протонный

потенциал, но

мелкий дейтронный

потенциал

с * | = 1 8 3 .

ное и первое

возбужденное состояния 6 L i имеют 7=0 . Сравнение

наших кривых углового

распределения

возможно только

до 80°

(на больших

углах дейтроны теряют всю свою энергию в

первом

Д£-детекторе

вследствие

значительного

кинематического

умень-

шения

энергии

для (сіз). В этом диапазоне углов

все

распреде­

ления имеют одинаковую форму.

Эта

реакция

изучалась

при большей

энергии

протонов

(Е =33,6 Мэв)

в Мичиганском университете

[78].

Для

первых

трех состояний 6 L i получены

угловые

распределения в

широком

интервале углов

8—155°. Оказалось,

что угловые

зависимости

топическими

спинами несколько

различаются.

Так, в угловом

распределении, соответствующем

состоянию

с

Т=\,

последний

минимум в

районе 120°

ярче выражен,

чем

в

распределениях,

соответствующих основному и первому возбужденному

состоя­

ниям

с 7 = 0.

9

Be (р,

d) 8 Ве. В спектре дейтронов из этой

реакции наблю­

даются две группы, соответствующие основному

и первому воз­

бужденному

состояниям

ядра 8 Ве

(рис.

15). Угловые

распреде­

максимума в районе 75°. Аналогичная зависимость

угловых рас­

пределений наблюдается и при нашей энергии. Наши

измерения

согласуются с данными [96] по

определению

абсолютных

значе­

ний сечения

для

основного

состояния

при 23°: у

Рейнольдса и

Стендинга — 11 мбарн/стер;

у нас — 9

мбарн/стер.

1 0 В (р,

d) 9 В. Энергетический

спектр

дейтронов

из

реакции

1РВ

(р,

d) 9 В

показан

на

рис. 16а.

Наблюдаемые

дейтронные

группы соответствуют сильно возбуждаемым уровням 9 В

при 0 и

2,35 Мэв. Группа дейтронов левее уровня 2,35 Мэв

соответствует

основному

состоянию 1С'В из реакции И В (р,

d) 1 о В

вследствие

~

8% примеси "В в мишени.

Два

состояния 9 В с

положительной

четностью

и

энергиями

возбуждения

1,5/" =1/2+

и

2,83

Мэв

(У* =3/2+

5/2+)

представ­

ляют особенный интерес, так как их присутствие в

спектре пря­

мых реакций такого типа может

свидетельствовать

о

наличии

примесей 2s—Id-конфигураций

в

волновой

функции

основных

состояний стабильных легких ядер. Однако

в

спектре

дейтронов

не

обнаруживается возбуждения

уровня

1,5

Мэв.

Возбуждение

уровня

2,8

Мэв

мы не

можем

проследить

из-за примеси П В в

мишени, так как при малых углах на месте этого уровня

распо­

ложен

уровень,

соответствующий

основному

состоянию

1 0 В из-

реакции И В

(р, d) 1 0 В, а

при углах

>

60°, где вследствие

кине­

матических

соотношений

он не

должен

закрываться

примесью.

шой энергии протнов 33,6 Мэв [78]).

Следовательно, можно

счи­

тать

примесь 2s — lrf-конфигураций

в основном состоянии

1 о В'

очень

малой.

Номер

нанала

&цм> град.

Рис.

15. Энергетические спектры (а) и угловые распределе­

о о о

ния

(б) дейтронов из реакций 3 Be(o,d)8 Be:

—экспериментальные значения;

- * 2 = 3 9 ,

4=1625;

4 = 3 9 ,

4 = 6 ;

расчет со спин-орбитальным взаимодействием,

4 = 4 3 , 4=1619 .

Сильно возбуждаемые

уровни 9 В при энергиях

возбуждения-

О и 2,35 Мэв имеют

форму

угловых распределений,

характерную'

для реакций подхвата с /

= 1

(рис. 16 Ь).

При

энергии протонов

18,9 Мэв реакция изучалась Рейнольд-

сом и

Стендингом

[96]. Угловые распределения дейтронов,, соот-

ветствующне основному состоянию

9 В, сняты в

диапазоне 10—

90°, а состоянию 2,4 Мэв — в интервале

12—50°. Абсолютные

сечения не замерялись. Отношение

сечений

при

24° составляет

мах оо/оі =

1,6.

"В

(р,

d) 1 0 В . Энергетический

спектр дейтронов из этой реак­

ции показан на рис. 16 6. Сильно

возбуждаемые

уровни

принадле­

жат состояниям 1 0 В при 0,; 0,72; 1,74;

2,15

Мэв.

Примесь 18,6% 1 0 В в мишени

обусловила

наличие

в спектре

дейтронных

групп, соответствующих

возбуждению основного и

2,35 Мэв состояний 9 В

из реакции

1 0 В

(р,

d)

9 В .

Возбуждаемые

уровни

1 0 В

являются

состояниями

с

положительной

четностью.

тонов 33,6

Мэв

[78].

Таким

образом,

примесь 2s—Id-конфигура­

ции

не

обнаружена

в волновой

функции

основного состояния

ядра

" В .

18,9 Мэв

Эта

реакция

при

энергии

протонов

изучалась Рей-

нольсом

и

Стендингом [96].

Они

сняли

угловое

распределение

составлял

10—50°.

Сечение

в

максимуме

для

do

равнялось

17 мбарн/стер

и

для

d\—2,5 мбарн/стер.

Наши угловые

распре­

деления

в

этом

интервале

углов

аналогичны

данным

[79,

96]:

для

do—

13 мбарн/стер

и для

d\ —2 мбарн/стер.

1 3 С {Р,

d)l 2 C. В энергетическом

спектре дейтронов

(рис.

17 а)

наблюдаются

только

два

состояния

1 2 С: основное

и

первое

воз­

бужденное

при

энергии

4,43

Мэв.

Для

этих

двух

состояний

мы

сняли угловые распределения в очень широком

интервале

11—•

170°

(рис.

17 6). Реакция

(р,

d)

на

основное

состояние | 2 С

имеет

угловую

зависимость

с

четкими,

правильными

осцилляциями.

Угловая

зависимость

реакции

(р,

d)

на

первое

возбужденное

Р и с .

16.

Энергетические

спектры

(а,б)

и

угловые

распределения

(в,г)

дейтро­

нов из

реакций

i°B(/>,d)s B

и

»В(р,аГ)«>В:

0 0 0

—экспериментальные

значения;

— ^ = 1 2 , ^ = 1 2 6 (в) и без спин-орбитального взаимодействия,

Хр=М,

X%=S3S (г);

расчет

со

спин-орбитальным

взаимодействием

А'2

= 12,

-Х^=126.

7-192

97

состояние ! 2 С

более плавная. Оба

распределения

соответствуют

подхвату нейтронов с /„ = і.

Реакция

изучалась

Беннетом

[37]

при

энергии

протонов.

17 Мэв.

Угловые

распределения

сняты

им

для

двух

состояний

1 2 С : 0 и

4,43

Мэв

в интервале углов

10—60°

и

аналогичны на­

шим. При 21° сечение

в максимуме

для гі0

Беннет

определил в

5 мбарн/стер,

по нашим

измерениям

оно составляет

14

мбарн/стер.

40

60

дО

100

(40

Номер

канала

Рис .

17. Энергетические спектры (а)

и угловые распределения (б)

дейтронов-

из реакции 1 3 С (p,d)1 2 C:

0 0 0 —экспериментальные

значения;

—расчет без спин-орбитального

взаимодействия,

Х\=\\1Ъ,

Х2р=

100;

с глубоким дейтронным потенциалом

Л ^ = 4 7 6 ,

А'2

=

100;

расчет со спин-орбитальным

взаимодействием,

Х^—ІЬЗ,

Х21=982.

1 4 N (р,

d) 1 3 N .

В

спектре

дейтронов

из

этой

реакции

(рис.

18 а)

четко

выделяется только

одна группа,

соответствую­

щая основному состоянию 1 3 N .

быстро спадает до 100°. В задней

полусфере сечение

начинает

расти

с сохранением

осцилляции.

Форма

распределений

харак­

терна

для передачи

в

реакции

1 р

нейтрона

(рис.

18 6).

Реакция

1 4 N

(р,

d)

1 3 N на

основное

состояние

I 3 N изучалась

Стендингом

при

энергии протонов

18,7

Мэв

[104].

Угловые распре-

Рис. 18. Энергетические спектры (а)

и

угловые распределения (ff)

дей­

тронов из реакции

1 4 N (p,d)

1 3 N-'

° 0 0 —экспериментальные

значения;

- Л £ = 1 2 3 ,

^2=836;

Я ^ = 1 2 3 ,

A^=925

(расчет с

глубоким

дейтронным

потенциалом).

деления сняты им через

5° в интервале

10—65°, а

также

при 82

зависимости дейтронов из этой реакции в передней

полусфере.

Сечение

в максимуме

так же, как и в нашем случае,

составляет

5 мбарн/стер.

Беннет

[37] повторил

исследование при

энергии

протонов

18,5

Мэв.

Вместе с угловыми

распределениями

дейтро­

нов,

соответствующими

основному

состоянию 1 3 N

(интервал 10—

60°),

он

приводит

распределения

дейтронов

для

состояний

2,3 Мэв

и 3,6

Мэв

(интервалы 15—40° и

15—55°

соответственно).

Сечения

этих

реакций

составляют

0,2

мбарн/стер

для

первого

и ~ 1

мбарн/стер для

второго. Трудности выделения

этих

состоя-