Гигантский дипольный резонанс в фотоядерных экспериментах различного типа тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.16, кандидат физико-математических наук Руденко, Дмитрий Сергеевич

• Руденко, Дмитрий Сергеевич
• кандидат физико-математических наук
• 2004

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Руденко, Дмитрий Сергеевич

ВВЕДЕНИЕ.

ГЛАВА 1. Систематические расхождения результатов разных экспериментов

1.1. Основные особенности методов получения информации о сечениях фотоядерных реакций в разных экспериментах

1.1.1. Эксперименты на пучках тормозного у-излучения

1.1.2. Эксперименты с квазимоноэнергетическими фотонами, полученными при аннигиляции на лету релятивистских позитронов

1.2. Систематические различия сечений фотоядерных реакций, полученных в ТИ- и КМА- экспериментах

1J. Причины систематических расхождений результатов

ТИ- и КМА- экспериментов

ГЛАВА 2. Математические способы учета формы аппаратной функции фотоядерного эксперимента

2.1. Метод редукции

2.1.1. Модель редукции к идеальному прибору

2.1.2. Модель редукции с минимизацией погрешностей восстанавливаемого сечения реакции

2.1.3. Модель редукции с дополнительным измерением

2.2. Критерии оптимальности обработки результатов фотоядерных экспериментов

2.2.1. Количественные критерии оптимальности обработки

2.2.2. Исследование возможностей оптимально-моноэнергетического представления результатов ТИ-экспериментов

ГЛАВА 3. Оптимально-моноэнергетическое представление результатов ТИэкспериментов

3.1. Сечение реакции 34S(y,sn) в модели редукции к идеальному прибору

3.2. Сечение реакции 52Cr(y,n)51Cr в модели редукции с минимизацией погрешностей

3.3. Сечение реакции 232Th(y,f) в модели редукции с дополнительным измерением

ГЛАВА 4. Исследование величины энергетического разрешения, реально достигаемого в КМА-экспериментах

4.1. Анализ отимальности условий получения данных о сечении реакции на разных этапах традиционного КМА-эксперимента

4.1.1. Сечение реакции 63Cu(y,n)62Cu

4.1.2. Сечение реакции 197Au(y,xn)

4.1.3. Сечение реакции lsO(y,xn)

4.2. Оценка энергетического разрешения, реально достигаемого в КМА-эксперименте

4.3 Зависимость характера структурных особенностей сечений реакций от реально достигаемого энергетического разрешения

4.3.1. Реакция 63Cu(y,n)62Cu

4.3.2. Реакция 1бО(у,хп)

4.3.3. Реакция 180(у,хп)

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Гигантский дипольный резонанс в фотоядерных экспериментах различного типа»

Хорошо известно, какую важную роль сыграли и продолжают играть в становлении современных представлений о структуре и динамике атомного ядра, механизмах ядерных реакций исследования реакций под действием у-квантов, свойств гигантского дипольного резонанса (ГДР) атомных ядер. Установленное в середине 50-х годов расхождение между характеристиками ГДР, рассчитанными в рамках оболочечной модели ядра и наблюдаемыми экспериментально, привело к открытию коллективных состояний ядер и механизмов их формирования в рамках этой модели. Всё последующее развитие физики атомного ядра было в значительной степени связано с изучением коллективных состояний ядер, их роли в различных реакциях, их взаимодействий с одночастичными степенями свободы, их мод распада и т.д. Положение по энергии и форма ГДР как в сферических, так и деформированных ядрах, достаточно хорошо описываются в рамках простейших коллективных моделей ядра. Однако ни одна из них не претендует на описание наблюдаемых экспериментально структурных особенностей ГДР — значительного количества резонансов различной ширины и формы, часто распределенных в области энергий, ширина которых достигает (а в отдельных случаях превышает) ЮМэВ. Эксперименты, выполненные с достаточно высоким энергетическим разрешением, выявляют структурные особенности ГДР трех видов:

• гросс-структура (структурные особенности с шириной ~ 1 МэВ) и ширина (величина области разброса наиболее сильных Е1-возбуждений ядра) сечений фотопоглощения определяются коллективными lp-lh (одночастично-однодырочными) состояниями;

• промежуточная структура (структурные особенности с шириной ~ 0.1 МэВ) ГДР формируется за счет связи входных состояний с более сложными состояниями коллективного характера;

• тонкая структура (структурные особенности с шириной ~ 0.01 МэВ) ГДР возникает за счет связи входных состояний с неколлективными многочастично-многодырочными состояниями.

Следует отметить, что спектр возбужденных состояний ядер в области энергий ГДР усложняется и вследствие проявления эффектов, обусловленных, например, различием конфигурационной структуры ядерных оболочек и действием правил отбора по изоспину.

Для описания таких структурных особенностей потребовалась разработка сначала одночастичной, а затем многочастичной модели оболочек. Последняя, предсказывая появление сильных когерентных Е1 возбуждений в области энергий существенно больших, чем энергии одночастичных электрических дипольных колебаний, оказалась в состоянии описать энергетическое положение ГДР правильно, а его форму - весьма приблизительно: предсказываемый спектр Е1 возбуждений оказывается чрезвычайно бедным (учет остаточного взаимодействия приводит, как правило, к формированию одного - двух когерентных (коллективных) состояний, исчерпывающих практически всю дипольную сумму). Развитие модели путем дополнения обычных возбуждений типа «одна частица - одна дырка (1р - lh), многочастично-многодырочными возбуждениями, расширения их возможного базиса путем единого описания различных коллективных движений (вращений, поверхностных колебаний, дипольных колебаний ядра), а также взаимодействий между ними позволило приблизиться к описанию структуры ГДР. Весьма кратко можно отметить, что гросс-структура особенности ГДР (с шириной ~ несколько МэВ) отражают проявление коллективных входных 1р - lh состояний, промежуточная — проявление связи входных состояний с более сложными состояниями коллективного характера, а тонкая - взаимодействие входных состояний ядра с неколлективными многочастично-многодырочными возбуждениями.

Вместе с тем, по мере развития экспериментальных исследований фоторасщепления атомных ядер выяснилось, что теоретический спектр Е1 возбуждений оказывается существенно беднее структуры ГДР, выявляемой в широко распространенных экспериментах одного типа (на пучках тормозного у-излучения), но заметно богаче, чем структура ГДР, выявляемая в не менее популярных экспериментах другого типа (на пучках квазимоноэнергетических аннигиляционных фотонов). Это оказалось тем более неожиданным и непонятным, что для экспериментов обоего типа, как правило, приводились близкие значения энергетического разрешения (100 - 200 кэВ), которым в первую очередь и определяется способность эксперимента к выявлению структурных особенностей ГДР. В связи с тем, что эксперименты с квазимоноэнергетическими аннигиляционными фотонами изначально представлялись как более прогрессивные и свободные от некоторых существенных недостатков экспериментов с тормозным у-излучением, в течение некоторого времени ситуация выглядела несколько парадоксальной: значительное количество теоретических расчетов предсказывали все более выраженную и все лучше согласующуюся с результатами экспериментов с тормозным у—излучением структуру ГДР, тогда как результаты экспериментов на пучках аннигиляционных фотонов ставили вопрос о существовании в принципе промежуточной структуры ГДР, прежде всего для средних и тяжелых ядер.

Для того, чтобы проанализировать описанную ситуацию в целом и предложить подходы к ее разрешению был выполнен целый ряд специальных исследований. В настоящей работе, которая является их продолжением, эти подходы используются, в первую очередь, для детального анализа условий получения информации о сечениях фотоядерных реакций на всех стадиях экспериментов различного типа и исследования причин возникающего искажения (потери) этой информации.

Абсолютное большинство опубликованных /1-5/ данных по сечениям фотоядерных реакций получено при использовании тормозного у-излучения (ТИ) и квазимоноэнергетических фотонов, образующихся при аннигиляции (КМА) на лету релятивистских позитронов (некоторое количество экспериментов было выполнено с помощью меченых фотонов (МФ)).

ТИ-эксперименты. Спектр тормозного у-излучения является сплошным, а следовательно непосредственно в эксперименте измеряется не само сечение реакции ст, а выход реакции Y (проинтегрированный по энергии фотона к результат перемножения (свертки) искомого сечения реакции ст(к) и фотонного спектра W(Ejm,k))

Y(Ep = ~y^ = a \W(EJn,E)a(E)dk, (1) m ) Eth где <j(E) - значение при энергии фотонов Е сечения реакции с энергетическим порогом Eth,

W(EjmtE) - спектр тормозного у-излучения с верхней границей Ejm; N(Ejm) - число событий реакции; D(Ejm) -доза у-излучения; е - эффективность детектора; а - нормировочная константа.

С точки зрения проблем исследования структурных особенностей сечений реакций, которые составляют основной предмет настоящей работы, следует отметить, что в таких экспериментах каждому резонансу, проявляющемуся в сечении соответствует излом (изменение производной) в выходе.

Основной проблемой данного метода является необходимость решения интегрального уравнения (1) - неустойчивая некорректная обратная задача. Информация о сечении а (к) извлекается из информации о выходе Y(EJm) с помощью одного из нескольких широко известных методов («разности фотонов», «обратной матрицы», «Пенфолда-Лейсса», «наименьшей структуры (метод Кука)», «регуляризации (метод Тихонова)» и ряда других) решения неустойчивой обратной задачи - интегрального уравнения (1). Все эти методы были специально разработаны таким образом, чтобы эффективный спектр фотонов, вызывающих реакцию (аппаратная функция эксперимента), мог быть интерпретирован как в определенной степени (квази)моноэнергетический, то есть имел бы форму, в той или иной мере близкую к гауссиану с относительно небольшой шириной.

КМА-эксперименты. Как альтернатива процедуре решения неустойчивой обратной задачи (1) - развертки сечения реакции из ее экспериментального выхода - был предложен метод, основанный на получении квазимоноэнергетических фотонов "непосредственно" в эксперименте. Он использует эффект образования фотонов с энергией Еу — Ее+ + 0.511 МэВ при аннигиляции быстрых позитронов в тонкой мишени из легкого (малый заряд Z) элемента. Поскольку процесс аннигиляции позитронов всегда сопровождается их тормозным у-излучением, эксперимент такого типа проходит в 3 этапа. На первом измеряется первый промежуточный результат - «позитронный» выход Y^(Ej) (1) реакции под суммарным действием фотонов и от аннигиляции и от тормозного у-излучения позитронов, на втором — измеряется второй промежуточный результат - «электронный» выход Ye-(Ej) (1) реакции под действием фотонов от тормозного у-излучения электронов, а на третьем получается (после соответствующей нормировки и в предположении о том, что спектры тормозного у-излучения позитронов и электронов идентичны) окончательный результат - разность экспериментальных выходов Ye+(Ej) и Ye(Ej)

Ye.(Ej) - Ye-(Ej) = Y(Ej) * cj(Ey). (2)

Предполагается, что в эффективном спектре фотонов для такой разности двух выходов реакций (по существу также лишь выхода), вклад тормозного излучения должен отсутствовать, что и позволяет интерпретировать эту разность Y(Ej) « а(Еу) как искомое сечение реакции, измеренное (?) прямо без решения неустойчивой обратной задачи под действием фотонов, спектром которых является аннигиляционная линия.

МФ-эксперименты. В экспериментах такого типа в режиме совпадений с исследуемым продуктом фотоядерной реакции с помощью магнитного спектрометра измеряется энергия Ei электрона, испытавшего торможение в мишени-конвертере ускорителя. Эта энергия и энергия Ео электрона, налетающего на мишень-конвертор ускорителя, однозначно определяют энергию тормозного у-кванта

ЕУ = Е0-Е1. (3)

Фотоны с энергией Еу как бы "вырезаются" из непрерывного тормозного спектра -"метятся". Спектр образованного у-излучения имеет гауссиано-подобную форму и относительно небольшую ширину.

С появлением первых данных, полученных двумя основными методами, обнаружились и к настоящему времени стали хорошо известны их заметные систематические расхождения (по форме, величине и энергетическому положению), существенно затрудняющие практическое использование данных. Главное из них состоит в том, что КМА-сечения реакций по сравнению с ТИ-сечениями в подавляющем большинстве случаев имеют /1,5/ весьма более плавную (сильно сглаженную) форму. ТИ-сечения, как правило, содержат отчетливо выраженные (индивидуальные, заметно изменяющиеся от ядра к ядру) структурные особенности - резонансы с различной шириной. КМА-сечения практически для всех (за исключением достаточно легких — до Na) ядер имеют форму гладкого резонанса (в случае деформированных ядер - двух гладких резонансов), несмотря на то что энергетические разрешения (~ 250 - 400 кэВ), приводимые авторами, вполне достаточны для выделения в сечениях реакций резонансов не только гросс-, но и промежуточной структуры.

Подобные расхождения делают весьма актуальной проблему надежности обнаружения резонансов структуры ГДР, прежде всего, в средних и тяжелых ядрах, исследования причин присутствия их в ТИ-сечениях и, напротив, — отсутствия в КМА-сечениях. Хотя обсуждаемые эксперименты выполнялись достаточно давно (~ 10 - 15 лет назад), проблемы исследования причин расхождений их результатов и, главное, -разработки методов их устранения, остаются достаточно актуальными и сегодня еще и потому, что их результаты включены в многочисленные банки и базы данных и широко используются как в фундаментальных, так и прикладных исследованиях. Различным аспектам этой проблемы было посвящено значительное число исследований /6 — 14/. Для большого числа ядер получены систематики различных параметров, характеризующих обсуждаемые расхождения, выявлены общие закономерности их связи с условиями конкретных экспериментов и интерпретации их результатов.

Установлено, что важнейшее из различий в условиях получения экспериментальных результатов, которые интерпретируются как сечения реакции, заключается в значительном расхождении эффективных спектров фотонов (аппаратных функций), вызывающих реакцию. Было показано, что форма аппаратной функции в КМАэкспериментах существенно отличается от простой симметричной линии: аннигиляционная линия имеет довольно значительную ширину ~250 - 400 (до 500, реже 150 - 300) кэВ) и, вследствие недостаточно тонкой аннигиляционной мишени -существенно асимметричную (спад в сторону малых энергий сильно затянут) форму. Более того, аппаратная функция КМА-эксперимента в целом, по существу, не локализована по энергии (в спектре кроме аннигиляционной линии присутствуют «посторонние» протяженные по энергии вклады (подложка и «хвост» тормозного излучения)). Эти «посторонние» вклады не только существенно затрудняют оценку реально достигаемого энергетического разрешения, но вследствие присутствии «лишних» фотонов в спектре вблизи аннигиляционной линии приводят к заметным расхождениям КМА- и ТИ-сечений реакций по амплитуде, а вследствие смещения центра тяжести спектра от максимума аннигиляционной линии - к расхождениям энергетических положений. Отмечалось, что весьма сложная форма таких спектров в КМА-экспериментах во многих случаях затрудняет (делает неоправданной) интерпретацию получаемых в них результатов как собственно искомых сечений реакций.

Для учета сложной формы аппаратной функции КМА-экспериментов и преобразования их результатов к виду, который они имели бы, если бы аппаратная функция имела вид моно-линии правильной формы, например, гауссиана, были развиты специальные методы /6 - 14/, основанные на математическом методе редукции /15, 16/. При использовании одной из многих возможных моделей метода редукции (модели с минимизацией погрешностей) было обнаружено, что учет различий в аппаратных функциях разных экспериментов путем преобразования их результатов с помощью метода редукции к виду, который они имели бы в идентичных условиях, существенно сближает эти результаты между собой. Так оказалось, что после обработки, учитывающей реальную форму аппаратной функции, в КМА-сечениях проявляются структурные особенности, параметры которых оказываются весьма близкими к параметрам особенностей структуры ТИ-сечений. Таким образом, проблема определения причин и степени расхождения результатов экспериментов (прежде всего, ТИ- и КМА-) с различными фотонными пучками, по существу, сводится к исследованию того, насколько далеки те или иные результаты от оптимально-моноэнергетического представления о сечении исследуемой реакции, иными словами - к изучению зависимости параметров формы (структурных особенностей) сечения реакции от реально достигаемого энергетического разрешения.

Выполненные ранее исследования, основанные на обработке публикуемых конечных результатов (2) КМА-экспериментов, позволили утверждать, что реально достигаемое в них разрешение оказывается намного хуже оцененного по ширине расчетной аннигиляционной линии, что фактически означает искажение (потерю) информации о форме (структуре) исследуемого сечения реакции. При этом оценка реально достигаемого разрешения КМА-сечения вследствие очень сложной формы аппаратной функции оказалась весьма затруднительной, а вопрос о том, насколько оно соответствует его оценке по расчетной ширине аннигиляционной линии в спектре фотонов, по существу, не проясненным. Вместе с тем, из соотношения (2) ясно, что, в то время как конечный (традиционно публикуемый и интерпретируемый как искомое сечение реакции) КМА-результат Y(Ej) « a(k) оказывается полученным в условиях, существенно отличающихся от условий традиционного ТИ-эксперимента, оба промежуточных («позитронный» и «электронный») результата получаются в условиях, весьма приближенных к условиям традиционного ТИ-эксперимента: в одном из них (Ye.(Ej)) используется тормозное у-излучение электронов в чистом виде (правда, не от толстой, а от тонкой мишени), а в другом (Ye+(Ej)) - тормозное у-излучение от позитронов с небольшой добавкой от аннигилирующих позитронов.

В связи со всем сказанным основной задачей настоящей работы в продолжение исследований, выполненных ранее, являлось детальное изучение зависимости характера проявления структурных особенностей в экспериментальных сечениях реакций от реального энергетического разрешения, достигаемого в ТИ- и КМА- экспериментах. Для ее решения было сделано следующее:

• детально проанализированы условия получения окончательного результата КМА-эксперимента, интерпретируемого (2) как искомое сечение реакции, и степень влияния разностной процедуры (2) на реально достигаемое разрешение;

• осуществлен поиск редко публикуемых данных о результатах обоих (2) промежуточных измерений CYV(Ej) и Ye-(Ej)), проводимых в КМА-эксперименте;

• с использованием различных моделей модифицированного метода редукции выполнена детальная обработка всех (конечного и обоих промежуточных — (2)) результатов КМА-экспериментов по определению сечений реакций 160(у,хп), 180(y,xn), 63Cu(y,n)62Cu и 197Au(y,xn);

• с помощью ряда специально введенных обобщенных параметров определены условия получения оптимально-моноэнергетических представлений ряда результатов ТИ- и КМА-экспериментов;

• выполнено детальное сравнение параметров структурных особенностей, проявляющихся в результатах ТИ- и КМА-экспериментов, приведенных к единому оптимально-моноэнергетическому представлению.

Диссертация состоит из ВВЕДЕНИЯ, четырех ГЛАВ, ЗАКЛЮЧЕНИЯ и списка цитированной ЛИТЕРАТУРЫ.

Заключение диссертации по теме «Физика атомного ядра и элементарных частиц», Руденко, Дмитрий Сергеевич

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Результаты выполненных исследований ставят под сомнение обоснованность оценки энергетического разрешения КМА-экспериментов по расчетной ширине аннигиляционной линии в эффективном спектре фотонов, вызывающих реакцию, и позволяют интерпретировать основную причину хорошо известных систематических расхождений по форме сечений фотоядерных реакций, получаемых в ТИ- и КМА-экспериментах. Полученные результаты позволяют сделать следующие утверждения:

• реально достигаемое энергетическое разрешение большинства КМА-экспериментов значительно (в несколько раз) превышает заявляемое значение этого разрешения, оцениваемое по расчетной ширине аннигиляционной линии (в большинстве случаев 200 - 300 кэВ), и достигает величины 1.2-1.6 МэВ;

• причина обсуждаемых известных систематических расхождений результатов экспериментов с различными фотонными пучками оказывается довольно простой: результаты КМА-экспериментов сильно сглажены по сравнению с результатами ТИ-экспериментов - фотоны в КМА-экспериментах оказываются недостаточно «моноэнергетическими» для детальных исследований сечений фотоядерных реакций;

• низкое реально достигаемое энергетическое разрешение КМА-экспериментов приводит к значительному искажению (потере) информации о структуре сечений фотоядерных реакций, которая должна была бы проявляться в экспериментах с заявляемым разрешением;

• потерянная в окончательном результате (а(Еу) я Y(Ej) = Y^(Ej) - Ye-(Ej)) типичного разностного КМА-эксперимента (2) информация о сечении реакции может быть восстановлена с помощью обработки (например, с помощью метода редукции) -преобразованию к оптимально-моноэнергетическому представлению (за счет привнесения дополнительной информации о форме реального фотонного спектра);

• один из промежуточных результатов («электронный» выход Ye-(Ej)) КМА-эксперимента (2)) представляет собой не что иное, как выход реакции обычного ТИ-эксперимента; небольшое отличие (в качестве источника фотонов используется мишень (она же - конвертор для аннигиляции позитронов) не из тяжелого, а из легкого элемента) лишь существенно снижает интенсивность пучка фотонов, а, следовательно, и статистическую точность измерения выхода реакции Ye-(Ej); это обстоятельство делает возможной его обработку, полностью аналогичную той, которая проводится в типичном ТИ-эксперименте: • близкие по форме, величине и энергетическому разрешению данные о сечении реакции как с заявленным 200 - 300 кэВ), так и более высоким энергетическим разрешением могут быть при такой обработке получены не только из окончательного (а(Е) « Y(Ej) = Yef(Ej) - Ye-(Ej) (2)), но также и из обоих промежуточных («позитронного» (Ye+(Ej) и «электронного» Ye-(Ej)) результатов измерений. Как было показано в Главе 3, многие результаты ТИ-экспериментов также получены не в оптимально-моноэнергетических условиях. Однако в ТИ-экспериментах это отличие от оптимальных условий оказывается намного меньшим, чем в КМА-экспериментах, что вполне естественно вследствие того, что было сказано о формах соответствующих аппаратных функций. Из приведенных выше результатов (Рис. 5, 7, 9, 10, Таблицы 2, 4, 5, 6) видно, что в ТИ-экспериментах даже и в не оптимальных условиях обработки основные особенности экспериментальных выходов реакций в их сечениях, тем не менее, выделяются. В связи с тем, что в ТИ-экспериментах выходы реакций измерены, как правило, с очень высокой статистической точностью (в отличие от КМА-экспериментов), связь изломов в них с резонансами в сечениях реакций может быть выявлена уже самыми простыми методами, например, «на глаз».

Все перечисленное позволяет с единых позиций подойти к обработке результатов фотоядерных экспериментов обоих рассмотренных типов. Результаты выполненных в настоящей работе исследований вместе с результатами ранее выполненных исследований /6 - 14, 20, 23 - 32/, в которых изучено влияние формы аппаратной функции (эффективного спектра фотонов) КМА-эксперимента на параметры его результата, приводят к определенной переоценке взаимных преимуществ и недостатков двух основных методов экспериментальных исследований фотоядерных реакций. Полученные результаты позволяют сделать вывод о том, что при проведении детальных исследований сечений фотоядерных реакций в области энергий ГДР (10 - 50 МэВ) сложная и дорогостоящая методика измерений на пучках КМА-фотонов не только не имеет особых (а по существу - не имеет никаких!) преимуществ в энергетическом разрешении по сравнению с методикой измерений на пучках тормозного у—излучения, но, напротив, она, заметно ей в этом качестве уступает. Более того, вследствие существенно более низкой интенсивности пучка КМА-фотонов, вызывающих реакцию, КМА-методика также существенно уступает ТИ-методике и по статистической точности.

Наиболее важные из полученных в процессе выполнения диссертационной работы результатов и ее основные выводы перечислены ниже.

1. С использованием специально введенного обобщенного параметра структурности S (отличия каждого экспериментального сечения реакции от себя самого, но сильно сглаженного) детально проанализирована систематика расхождений по форме и характеру проявления структурных особенностей сечений полной фотонейтронной реакции (у,хп), полученных в разных лабораториях с помощью различных фотонных пучков. Установлен факт существования трех четко разделяющихся групп данных, соответствующих трем различным способам получения пучков фотонов, вызывающих реакцию - экспериментов с тормозным у-излучением, квазимоноэнергетическими фотонами, образующимися при аннигиляции на лету релятивистских позитронов, и мечеными фотонами.

2. Обнаружено, что сечения реакций, полученные в экспериментах с квазимоноэнергетическими аннигиляционными фотонами, сильно сглажены по сравнению с соответствующими сечениями реакций, полученными в экспериментах с тормозным у-излучением. Показано, что это обстоятельство обусловлено тем, что фотоны, вызывающие реакцию, в экспериментах первого типа оказываются недостаточно «моноэнергетическими» для детальных исследований сечений фотоядерных реакций с энергетическим разрешением ~ сотен кэВ: реально достигаемое в них разрешение оказывается существенно (в разы!) худшим (достигает значений ~ 1.3 - 1.6 МэВ) по сравнению с его оценкой по расчетной ширине аннигиляционной линии в спектре фотонов, вызывающих реакцию.

3. Показано, что существенное расхождение реально достигаемого энергетического разрешения КМА-экспериментов с оценкой этого разрешения по расчетной ширине аннигиляционной линии приводит к значительному искажению (потере) информации о структуре сечений фотоядерных реакций, которая должна была бы проявляться в экспериментах с заявляемым разрешением. По-существу, именно это и является основной причиной хорошо известных систематических расхождений по форме сечений реакций, получаемых в таких экспериментах, и сечений реакций, получаемых в ТИ-экспериментах - сравниваются между собой результаты, полученные при существенно различающихся значениях энергетического разрешения эксперимента.

4. Модифицирован метод редукции, основанный на теории измерительно-вычислительных систем и предложенный ранее для учета различий аппаратных функций (эффективных фотонных спектров) фотоядерных экспериментов, проводимых с различными фотонными пучками. Метод позволяет достаточно просто переходить от представления сечения реакции с одной аппаратной функцией к его представлению с другой аппаратной функцией и при этом корректно рассчитывать погрешности восстановленного сечения на основании погрешностей экспериментального выхода реакции. Разработано и реализовано новое программное обеспечение для реализации метода редукции в среде MATLAB, обеспечивающее гибкую и эффективную обработку данных в рамках различных моделей редукции:

• к идеальному прибору;

• с минимизацией погрешностей;

• с дополнительным измерением.

5. На основании детального совместного анализа зависимости нескольких специально введенных обобщенных параметров (структурность S, средняя погрешность Z и информативность I) сечений реакций от реально достигаемого энергетического разрешения определены условия достижения оптимально-моноэнергетического представления информации о сечении реакции на примере реакций 34S(y,sn) и 52Сг(у,п)51Сг, полученных в экспериментах на пучках тормозного у-излучения.

6. На основании детальных данных о структуре сечений реакций 180(у,хп) и 63Cu(y,n)62Cu, полученных в оптимально-моноэнергетическом представлении результатов экспериментов на пучках тормозного у-излучения, установлена прямая зависимость этих характеристик от величины реально достигаемого в эксперименте энергетического разрешения.

7. Показано, что при переходе от результатов разных экспериментов к единому оптимально-моноэнергетическому представлению проблема известных систематических расхождений по форме сечений фотоядерных реакций, полученных в разных экспериментах, практически снимается, а их основная причина таких расхождений может быть сформулирована следующим образом:

• сечения реакций из экспериментов с квазимоноэнергетическими аннигиляционными фотонами сильно сглажены по сравнению с сечениями из экспериментов с тормозным у-из лучением: фотоны из экспериментов первого типа недостаточно «моноэнергетичны» для детальных исследований сечений фотоядерных реакций - реально достигаемое энергетическое разрешение накмного (в разы!) превосходит заявляемую оценку по расчетной ширине аннигиляционной линии;

• низкое реально достигаемое энергетическое разрешение экспериментов с квазимоноэнергетическими аннигиляционными фотонами, а точнее - его значительное расхождение с оценкой разрешения по ширине аннигиляционной линии приводит к значительному искажению (потере) информации о структуре сечений фотоядерных реакций; отчетливо проявляющаяся структура отсутствует в сечении не при достаточно высоком, а при относительно низком достигнутом разрешении — фактически, как правило, сравниваются результаты, полученные в существенно различных условиях (точнее - в различных представлениях).

8. Показано, что потерянная в окончательном результате (ст(Е) « Y(Ej) = Y^(Ej) - Ye-(Ej)) типичного разностного эксперимента с квазимоноэнергетическими фотонами информация о сечении реакции может быть восстановлена с помощью дополнительной обработки с учетом информации о форме реального фотонного спектра. При этом близкие по форме, величине и энергетическому разрешению данные о сечении могут быть при такой обработке получены не только из окончательного (а(Е) « Y(Ej)), но также и из обоих промежуточных («позитронного» выхода (Yef(Ej) и «электронного» выхода Ye-(Ej)) результатов измерений).

9. С использованием различных моделей редукции в рамках оптимально-моноэнергетического представления, достигнутого путем дополнительной обработки экспериментальных данных с помощью метода редукции получены новые данные о сечениях целого ряда фотоядерных реакций:

• 1бО(у,хп), 34S(y,sn), 52Cr(y,n)51Cr и 232Th(y,f) - из результатов экспериментов, выполненных ранее на пучках тормозного у-излучениея;

• 16'180(y,xn), 63Cu(y,n)62Cu и 197Au(y,xn) - из результатов экспериментов, выполненных ранее на пучках квазимоноэнергетических фотонами, образующихся при аннигиляции на лету релятивистских позитронов.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Руденко, Дмитрий Сергеевич, 2004 год

1. S.S.Dietrich, B.L.Berman. Atom. Data and Nucl. Data Tables 38 (1988) 199.

2. A.V.Varlamov, V.V.Varlamov, D.S.Rudenko, M.E.Stepanov. Atlas of Giant Dipole Resonances. Parameters and Graphs of Photonuclear Reaction Cross Sections. INDC(NDS)-394, IAEA NDS, Vienna, Austria, 1999, pp. 1 -311.

3. E.G.Fuller and H.Gerstenberg. Photonuclear Data Abstracts Sheets 1955-1982 (NBSIR 83-2742. U.S.A. National Bureau of Standards, 1986).

4. В.В.Варламов, В.В.Сапуненко, М.Е.Степанов. Фотоядерные данные 1976-1995. Указатель (Издат-во МГУ, Москва, 1996).

5. B.L.Berman, and S.C.Fultz. Rev.Mod.Phys. 47 (1975) 713.

6. V.V.Varlamov and B.S.Ishkhanov. Study of Consistency Between (y,xn), (y,n) + (y,np). and (y,2n) Reaction Cross Sections Using Data Systematics. INDC(CCP)-433, IAEA NDS (Vienna, Austria, 2002).

7. В.В.Варламов, Б.С.Ишханов, Н.Г.Ефимкин, А.ПЛерняев. Надежность определения энергетической зависимости сечений фотоядерных реакций в экспериментах различного типа. Известия РАН СССР, серия физическая, 55 (1991) 1021 -1026.

8. N.G.Efimkin, B.S.Ishkhanov, Ju.P.Pyt'ev and V.V.Varlamov. The Energy Resolution Improvement by the Method of Reduction in Photonuclear Experiments. MSU INP Preprint-91-35/239 (Moscow, 1991).

9. В.В.Варламов, Н.Г.Ефимкин, Б.С.Ишханов, В.В.Сапуненко. Оценка сечений фотоядерных реакций с помощью метода редукции в условиях значительных систематических погрешностей. ВАНиТ, Сер.: Ядерные константы, 1 (1993) 52 69.

10. N.G.Efimkin and V.V. Varlamov. The Method of Reduction as Photonuclear Data Evaluation Tool. International Symposium on Nuclear Data Evaluation Methodology, USA BNL, 12-16 October 1992 (World Scientific Press, ISBN 981-02-1285-2,1993), p. 585.

11. В.В.Варламов, Б.С.Ишханов, М.Е.Степанов. Сечения фотонуклонных реакций для ядер 63,65Си и изоспиновое расщепление ДГР ядер lf-2p оболочки. Известия РАН, серия физическая 62(1998) 1035 1040.

12. В.В.Варламов, Д.С.Руденко, М.Е.Степанов. Оценка сечений реакций 34S(y,sn) и

13. Th(y,f) с помощью метода редукции. Известия РАН, серия физическая, 65, №11 (2001) 1589 1593.

14. Ю.П.Пытьев. Методы анализа и интерпретации эксперимента (Издат-во МГУ, Москва, 1990).

15. Ю.П.Пытьев. Математические методы интерпретации эксперимента (Высшая школа, Москва, 1989).

16. И.Н.Бобошин, А.В.Варламов, В.В.Варламов, Д.С.Руденко, М.Е.Степанов. Базы ядерно-физических данных Центра данных фотоядерных экспериментов (ЦДФЭ) НИИЯФ МГУ: гипертекстовое представление в среде WWW. Препринт НИИЯФ МГУ-99-26/584, -М., 1999, сс. 1 22.

17. И.Н.Бобошин, А.В.Варламов, В.В.Варламов, Д.С.Руденко, М.Е.Степанов. Web-сервер ЦДФЭ НИИЯФ МГУ: базы ядерно-физических данных в гипертекстовом представлении. Вопросы атомной науки и техники. Серия: Ядерные константы, № 2 (1999) 99- 110.

18. И.Н.Бобошин, А.В.Варламов, В.В.Варламов, Д.С.Руденко, М.Е.Степанов. Ядерно-физические данные ЦДФЭ НИИЯФ МГУ в Интернет. Тезисы докладов

19. Международной конференции по ядерной физике "Кластеры в ядерной физике". L Совещание по ядерной спектроскопии и структуре ядра. Санкт-Петербург, 14-17 июня 2000 г., -С -Пб, 2000, с. 351.

20. D.S.Rudenko, M.E.Stepanov, V.V.Varlamov. Intermediate Structure of 34S(y,xn) and

21. В.В.Варламов, Б.С.Ишханов, Д.С.Руденко, М.Е.Степанов. Структура гигантского дипольного резонанса в экспериментах на пучках квазимоноэнергетических фотонов. Препринт НИИЯФ МГУ-2002-19/703, -М., 2002, сс. 1 30.

22. В.В.Варламов, Н.Н.Песков, Д.СРуденко, М.Е.Степанов. Сечения фотонейтронных реакций в экспериментах на пучках квазимоноэнергетических аннигиляционных фотонов. Препринт НИИЯФ МГУ-2003-2/715, -М., 2003, сс. 1 53.

23. В.В.Варламов, Б.С.Ишханов, Д.С.Руденко, М.Е.Степанов. Энергетическое разрешение экспериментов с квазимоноэнергетическими аннигиляционными фотонами и структура гигантского дипольного резонанса. Ядерная физика, 67, №3 (аннот. 2004).

24. В.В.Варламов, Д.С.Руденко, М.Е.Степанов. Оптимально-моноэнергетическое представление результатов фотоядерных экспериментов на пучках тормозного у-излучения. Вестник МГУ (в печати).

25. L.I.SchifF. Phys.Rev., 83 (1951) 252.

26. S.M.Seltzer, M.J.Berger. Nucl.Instr. and Meth., B12 (1985) 95.

27. H.A.Bethe,W.Heitler. Proc.Roy.Ray.Soc. A146, 83 (1934).

28. A.S.Penfold, J.E.Leiss. Phys.Rev., 95 (1954) 637.

29. A.S.Penfold., J.E.Leiss. Phys.Rev., 114 (1959) 1332.

30. H.H.Thies. Austr. J.Phys., 14 (1961) 174.

31. E.Bramanis, T.K.Deague, P.S.Hicks, RJ.Hughes, E.G.Muirhead, R.H.Sambells, R.J.J.Stewart. Nucl.Instr. and Meth., 100 (1972) 59.

32. А.Н.Тихонов, В.Я.Арсенин. Методы решения некорректных задач. -М., "Наука", 1979.

33. R.E.Sund, M.P.Baker, L.A.Kull and R.B.Walton. Phys. Rev. 176,1366 (1968).

34. Л.З.Джилавян, Н.П.Кучер, В.С.Юрченко. Препринт № П-0252 ИЯИ АН СССР (Москва, 1980).

35. Б.С.Ишханов, И.М.Капитонов, Е.В.Лазутин и др. ЯФ, 12, 892 (1970).

36. A.Veyssiere, H.Beil, R.Bergere, et.al. Nucl.Phys. A227,513 (1974).

37. R.L.Bramblett, J.T.Caldwell, R.R.Harvey, and S.C.Fultz. Phys.Rev. 133B, 869 (1964).

38. J.T.Caldwell, R.L.Bramblett, B.L.Berman, and R.R.Harvey. Phys.Rev.Lett. 15,976 (1965).

39. Б.И.Горячев, Б.С.Ишханов, В.Г.Шевченко, Б.А.Юрьев. Ядерная физика, 7 (1968) 1168.

40. Б.С.Ишханов, И.М.Капитонов, Е.В.Лазутин, И.М.Пискарев, О.П.Шевченко. Известия АН СССР, серия физическая, 33 (1969) 2074.

41. B.L.Berman, R.L.Bramblett, J.T.Caldwell, H.S.Davus, M.A.Kelly, S.C.Fultz. Phys.Rev., 177(1969) 1745.

42. R.E.Pywell, MN.Thompson, and B.L.Bennan. Nucl.Instrum. and Methods, 178,149 (1980).

43. J.G.Woodworth, K.G.McNeill, J.W.Juiy, R.A.Alvarez, B.L.Berman, D.D.Faul, P.Meyer. Phys.Rev. C19,1667 (1979).

44. L.M.Young. Ph.D. Thesis (University of Illinois, USA, 1972).

45. В.В.Варламов, Б.С.Ишханов, Ю.П.Пытьев, А.П.Черняев, Д.В.Юдин. Анализ возможностей фотоядерных экспериментов с квазимонохроматическим гамма-излучением и обработка их результатов. Препринт № 11/1984, Физический факультет МГУ, -М., 1984, сс. 1 5.

46. В.В.Варламов, Б.С.Ишханов, Ю.П.Пытьев, А.П.Черняев, Д.В.Юдин. Редукционная обработка и оценка сечений фотоядерных реакций. Вестник Московского университета. Физика, Астрономия. 25 (1984) 53 60.

47. Международная база данных по ядерным реакциям (http://depni.sinp.msu.ru/cdfe/exfor/index.php).

48. Ю.П.Пытьев. Методы математического моделирования измерительно-вычислительных систем. Физматлит, Москва, 2002.

49. Комплекс программ по математическому моделированию и визуализации, а также мощный и гибкий язык для технических расчетов MATLAB, http://www.mathworks.com/products/matlab/

50. Assafiri Y.I., Egan C.F and Thompson M.N. Nucl.Phys., 1984, A413,416.

51. Вербицкий C.C., Глаткий И.М., Лапик A.M. и др. Исследование распада гигантского дипольного резонанса в реакции (у,п) на ядрах 52Cr(y,n), 51V(y,n). Препринт ИЯИ 868/94, 1994.

52. А.С.Солдатов. Вопросы атомной науки и техники. Серия: Ядерные константы, 1-2, (1997) 8.

53. ГЛ.Смиренкин, А.С.Солдатов. Ядерная физика, 59 (1996) 203

54. M.V.Yester, R.A.Anderl, R.C.Morrison. Nucl.Phys., A206 (1973) 593

55. O.Y.Mafra, M.F.Cezar, C.Renner, J.Goldemberg. Nucl.Phys., A236 (1974)

56. H.Z.Zhang, T.R.Yeh, H.Lancman. Phys.Rev., C34 (1986) 1397.

57. J.T.Caldwell et al. Phys.Rev., C21 (1980) 1215.

58. A.M.Khan, J.W.Knowles et al. Nucl.Phys., A179 (1972) 333.

59. P.ADickey, P.Axel, et al, Phys.Rev.Lett., 35 (1975) 501.

60. Б.С.Ишханов, И.М.Капитонов, Е.М.Лазутин и др. Вестн. МГУ, Сер. 3, Физика, Астрономия, №6, 606 (1970).

61. S.C.Fultz, R.L.Bramblett, J.T.Caldwell, N. A.Kerr. Phys.Rev., 127,1273 (1962).

62. J.G.Woodworth, K.G.McNeill, J.W.Jury, R.A.Alvarez, B.L.Berman, D.D.Faul, P.Meyer. Preprint UCRL-77471. Revision 1. USA LLNL, 1978.

63. E.G.Fuller, M.S.Weiss. Phys.Rev., 112, 560 (1958).

64. Ю.И.Сорокин, В.А.Хрущев, Б.А.Юрьев. Известия АН СССР, серия физическая, 37 (1973) 1890.

65. D.G.Owen, E.G.Muirhead, B.M.Spicer. Nucl.Phys., A122,177 (1968).

66. F.Dreyer, H.Dahmen, J.Staude, H.H.Thies. Nucl.Phys., Al 81,477 (1972).

67. M.G.Hubert, M.Danos, H.J.Weber, W.Greiner. Phys Rev, 155,4 (1967).

68. G.Baciu, G.C.Bonazzola, B.Minetti, C.Molono, L.Pasqualini, G.Piragino. Nucl.Phys., 67, 178 (1965).