книги из ГПНТБ / Прямые реакции и изомерные переходы

ний в энергетических распределениях от протонного

фона вызы­

вают сомнения в достоверности этих данных.

! 9 F

(р, d) i 8 F . В энергетическом спектре

дейтронов

(рис. 19а),

четко

выделяются пики, соответствующие

основному

и воз буж-

Номер

канала

Ѳм,град.

Р и с .

19. Энергетические спектры (а) и расчет угловых

распределений

(б)

дейтронов из реакции 1BF(p,dys F:

0 ° °

—экспериментальные значения;

—без спин-орбитального взаимодействия, А'р=90,

4 = 3 2 6 ;

со спин-орбитальным взаимодействием, 4 = 1 6 6 ,

4 - 2 4 2 .

ветствующие

возбуждениям выше 1 Мэв «срезаются»

первым

А£-счетчиком

уже на 60°. Угловые распределения

сняты

в широ­

ком интервале

углов. В районе

возбуждения 1 Мэв 1 8 F

имеет

четыре близких уровня. Разница в энергиях возбуждения

состав­

ляет всего —' 50 кэв, поэтому

в нашей методике

они неразре-

шимы.

Кривая

угловых

распределений,

очевидно,

отражает

сумму

нескольких

процессов. Угловые

распределения дейтронов,

соответствующие основному состоянию 1 8 F, характерны для под­

хвата

нейтрона

с орбитальным моментом /„ = 0

(рис. 19 6).

Реакция 1 9 F (р,

d) 1 8 F изучалась Рейнольдсом и Стендингом

[96] при энергии

протонов

18,9 Мэв. Они сняли

угловое

распреде­

ление

дейтронов,

соответствующее основному

состоянию

l S F в

узком

интервале

углов

9—44°. Дифференциальное

сечение

при

11° определено в 8,5+1,5 мбарн/стер.

Беннет

[37] при

этой

же

энергии

снял

угловые

распределения

дейтронов

для

состояний

0;

1; 1,7; 3,4 и 4,1 Мэв. Однако надежными

следует

считать толь­

ко

угловые

распределения,

соответствующие

основному

и

пер­

вому возбужденному состояниям.

Остальные

дейтронные

группы

слабо

выделяются

над протонным

фоном.

Реакция

на

основное

состояние снималась для

углов в

интервале. 8—44°.

Дифферен­

циальное

сечение

при

11°

составляет ~

14 мбарн/стер,

т. е. в

1,5

раза

выше, чем у Рейнольдса

и Стендинга. В нашем

случае

сечение равняется

19

мбарн/стер.

Х2=

У (о.

— а,

)/Ъо.

\

'теор

' э к с п / '

'эксп'

где а,

и а.

—теоретические и экспериментальные значения

'теор

'эксп

сечений;

8з

— экспериментальные

ошибки.

'эксп

виде

Потенциал выбирался в

V(r)

=

Ѵс (г) +

V,f{r)

+

iWg(r)

+ ^

(jgj J™

1 : ,

где

/ ( г ) = [ 1 + е х р ^ - Д Д / а , ] - 1 ;

ІГ(г) = е х Р { - ( ^ ) 2 } .

Кулоновший

потенциал выбирался

в

виде

потенциала

равномер­

Реакция

E, Мэв

»Ll(p,

р)1 LI

19,6

[109

eße (р,

р)« Be

17,0

53

"В(/>,

/>)"В

17,35

[

09

« С ( л

Р Я С

17,5

50

» N ( / 7 ,

p ) " N

19,9

[

09

19F (p,

p) 'в F

17,5

[49

' L l ( r f ,

d ) " L i

14,7

84

oBe (rf, rf)« Be

13,6

13

m(d,

rf)«'B

11,8

62

i-'C(d,

rf)i2C

12,8

64

U N (tf,

rf)u N

11,8

62

13,6

13

упругом рассеянии

протонов и дейтронов для всех ядер подгон­

ка производилась

как со

спин-орбитальным

потенциалом, так и

без него.

Дейтронные потенциалы в анализе реакций по методу иска­

женных волн дают

лучшее согласие теории

и

эксперимента с

более глубоким значением

потенциала. Поэтому

для дейтронов

гого

рассеяния протонов и дейтронов

представлены в

табл. 5.

На

рис. 20 показаны вычисленные и

экспериментальные

сечения

мер на 1 0 В и 1 4 N подгонка

без спин-орбитального

взаимодействия

значительно хуже, чем с

ним. Для 9 Ве, 1 2 С и 1 9 F

упругое рассея­

ние дейтронов одинаково хорошо описывается со

спин-орбиталь­

ной частью и без нее.

Таким образом, упругое рассеяние протонов и

дейтронов

на

легких ядрах хорошо воспроизводится оптической

моделью.

При

но, что . параметры действительной части

потенциала связаны

постоянством

объемного

интеграла

V s j ' / ( r ' r s ' a s ) d x

= C O n S t

( I L 6 8 )

Гринлисс [67] пользуется

еще одной

связью

между радиусом и

диффузнастью

действительной

части

через

среднеквадратичный

радиус распределения

потенциала

<

г 2 >

= 4 л

' ' ^

+ ! * Х .

(И'.69)

А

W0

r s

и

rs0

a s

a I

as0

A'2

Для

протонов

19

50,7

3,71

9,28

1,26

1,497

1,05

0,389

845

0,298

166

84,4

8,22

1,807

1,413

0,888

177

90

14

47,25

7,68

11,0

1,27

1,40

0,95

0,535

651

0,363

53

49,16

4,45

1,22

1,51

0,593

112

123

12

101,60

9,94

14,13

0,712

1,17

1,10

0,809

677

0,467

153

112,60

9,94

0,648

1,17

0,805

677

100

11

55,53

19,7

9,26

1,247

1,30

1,03

0,556

479

0,239

12

101,8

11,47

0,677

1,36

1,09

0,806

754

11

9

102,2

11,0

10,0

0,42

1,77

0,963

743

0,472

43

103,7

8,98

0,53

1,62

0,934

966

39

7

59,09

8,52

1,132

1,132

0,57

50

*

Для

дейтронов

19

156

36,8

4,58

0,966

0,998

1,388

0,788

1,08

0,477

242

156

36,55

0.961

1,010

0,785

1,06

326

14

62,7

4,28

1,446

0,805

0,750

3,08

836

114,4

6,89

1,460

0.566

0,653

3,23

925

12

88,2

4,66

10,63

1,156

1,624

1,29

0,668

2,47

0,469

982

76,7

3,82

1,314

1,410

0,588

2,91

1176

85,0

59,49

1,445

1,385

0,666

0,701

476

10

66,2

3,97

13,27

1,51

0,807

1,08

0,489

3,53

0,562

760

68,8

3,18

13.23

1,453

0,616

0,963

0,565

4,397

0,504

126

79,3

4,96

1,251

1,090

0,810

2,17

2051

157,8

33,98

1,141

1.058

0,857

0,785

838

9

106

21,6

7,71

1,245

1,62

0,79

0,472

1,58

0,65

1619

106

21,6

1.21

1,618

0,470

1,58

1625

180,4

50,29

1,03

0,445

0,809

1,558

6

7

153,4

W =3,45

1,18

2,97

0,489

0,489

**

79,13

6,32

14,95

0,59

2,22

0,79

0,943

1,670

I 0,65

1S3

..2

const.,

( П

7 0 )

v s r s =

которая

не зависит

от конкретной

формы потенциала

[5] и

должна

проявляться

в оптической модели. В § 8 мы нашли, что

•фазоэквиваленпные

потенциалы

для

поверхностного поглощения

Wa,= const.

(11.71)

Ѳцм,граа.

ѳ

ц м , г Р а д - "

Р и с . 20. Упругое рассеяние протонов (а) и дейтронов

(б) на легких ядрах

и подгонка

по оптической модели:

—подгонка без спин-орбитального потенциала;

со спин-ороитальныы

взаимодействием.

ооталыных переменных, варьируем'ое в пределах двух

соотноше­

ний ( I I . 68) и ( I I . 7.1). Найденные таким образом

потенциалы-

на

рис. 21. Изменение радиуса г{

в пределах больших, чем указа­

но

в табл. 6, приводит

к резкому

несоответствию

угловых

рас­

пределений. Диапазон

изменения

всех параметров

для упругого-

рассеяния протонов весьма велик.

Особенно сильно

меняются

ра -

Выяснилось,

что четко

проявляется

неоднозначность типа

Vsr2s = const. На

рис. 22а,

где иллюстрируется эта

корреляция,

усом rs и диффузностью

as. Они изменяются

таким

образом, что

выполняется условие ( I I .

69). С большей

точностью,

однако, сох­

раняется

не среднеквадратичный

радиус,

а

средний

радиус

рас­

пределения

2

2

тс

ai

(11.72)

Таким образом,

для трех

параметров действительной

части по­

тенциала

мы имеем три условия

( I I . 68), (П. 70), (П. 72),

но

Т а б л и ц а 6

Набор

WO

rs

г/

a l

X1

"Щр,

p)uN,

E

= 1 9 , 9 Мэв

37,80

4,15

1,40

1,25

0,494

1,204

293

40,00

4,01

1,36

1,30

0,517

1,233

229

45,20

4,26

1,27

1,40

0,575

1,162

148

47,24

4,60

1,25

1,45

0,580

1,074

124

49,16

4,45

1,22

1,51

0,593

1,112

123

50,60

4,47

1,20

1,55

0,608

1,111

136

52,10

4,59

1,19

1,60

0,609

1,078

166

53,80

4,72

1,16

1,65

0,626

1,050

208

61,50

4,66

1,07

1,75

0,676

1,062

307

»N(d,

dym,

E

= 11,8 Мэв

61,70

3,06

1,488

0,5

0,700

4,57

1371

60,95

3,58

1,483

0,6

0,724

3,87

1149

63,22

3,99

1,445

0,7

0,755

3,51

925

62,94

4,50

1,446

0,8

0,756

3,08

865

77,25

5,54

1,336

0,9

0,735

2,53

1192

75,90

5,89

1,354

1.0

0,720

2,35

1344

только два из них независимы.

Действительно,

соотношение

(.II. 68) для распределения Вудса—Саксона

дает

связь

.2

Vsrs{^e+^îA)=

Const,

или

!но поскольку

rs = const,

мы сразу

получаем

необходимость

выполнения

условия

а)

тс2

Это и есть

условие сохранения среднего

радиуса

< г , > . По­

стоянство

< f j >

приводит

в

нашем

случае и к

сохранению

< ^ > ,

так как они связаны между собой

малым

слагаемым

при as

< rs:

< ^ > 2 = <гІ>+т^{т;)2

•

( I I J 3 )

4,4 г, + aj = const.

(11.74)

< г) > = А'и г) + 2,5 а).

(11.75)

вые распределения реакций (р, d) сравнивались

с вычислен­

ными по МИВ с помощью программы, составленной

ИЯИ АН

Необходимо

было выяснить

следующее:

а) влияние

опин-орбитального

взаимодействия на результаты

ном и выходном каналах на форму

вычисленных

угловых рас­

пределений и величину спектроскопических множителей;

г) соответствие извлеченных

абсолютных и

относительных

ные

кривые соответствуют вычислениям

с потенциалами без

учета

спин-орбитального (Взаимодействия,

пунктирные — с включе­

ниями показаны вычисленные

угловые распределения

без

спин-

орбиталиного

взаимодействия,

но с

более

глубоким

дейгронным

потенциалом,

если он есть в

таблице.

Из

рисунков видно,

что в

реакции только

в

передней полусфере,

причем

введение спин-ор­

битального

взаимодействия

не

мо­

жет улучшить ситуацию. Здесь мы

•10

снова, так же как и при упругом

рас­

сеянии,

сталкиваемся

с непонятным

фактом

нечувствительности

моделей

к спин-орбитальным

взаимодействи­

ям,

между

тем

как

важная

роль

этих

эффектов

хорошо известна а

ядерной

физике.

ч

Кроме того, расчеты реакций по

МИВ сильно зависят

от

глубины

дейтроиного

потенциала:

кривые,

вычисленные с более глубоким дей-

тронным

потенциалом

дают

лучшее

0,1

согласие

с

экспериментом.

Этот

факт

свидетельствует

о значитель­

го

60

100

НО

ном вкладе внутренней области ядра

в интеграл перекрытия, если для об­

8В„„,град

w

работки

реакции

используется

мо­

Рис. 23. Угловые распределе­

дель

с нулевым

радиусом

взаимо­

действия.

<Ч

ния

дейтронов,

вычисленные

Выше

были

найдены

широкие

для

реакции иЩр,

rf)l3N

с раз­

личными

наборами

потенциа­

области

изменения

параметров

для

лов

из

области

непрерывной

протонов

и

дейтронов,

относящихся

многозначности.

к

непрерывной

многозначности.

Многие

из

них,

например,

глубина

'Спектроскопические

множители

изменяются

приблизительно в

2 раза.

Обратимся теперь

к описанию

абсолютных

сечений. Наибо­

ц'ии

гамильтониана

Н=Н0

+ аУі(Ц)+

2 Vlk,

H0—гамильтониан

i

l>k

где

для независимых частиц в потенциальной

яме,

представляющей

суммарную

одночастияную энергию всех

Однонуклонные

генеалогические

коэффициенты определяются

из

разложения

волновых функций

основных

состояний

ядер

ѴР-оболочки:

где

^^Ѵу

~

волновая функция

ядра А — 1 с энергией Еѵ,

спи­

ном / j и изоспином

Тх;

X — спин

канала;

W [хА~) — волновая функция нуклона

в 1/?-оболочке.

Моменты

связаны следующим

образом:

} 1 + 1 = х) + ? = у .

Спектроскопический

фактор

выражается

через

генеалогические

коэффициенты:

S

—п/Т—М

—

°А~А-1

2

Т'

2