ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2022, том 85, № 4, с. 237-248

ЯДРА

ДОСТОВЕРНОСТЬ РЕЗУЛЬТАТОВ ФОТОЯДЕРНЫХ

ЭКСПЕРИМЕНТОВ НА ЯДРЕ⁵⁸Ni

Поступила в редакцию 03.03.2022 г.; после доработки 03.03.2022 г.; принята к публикации 10.03.2022 г.

Достоверность экспериментальных данных по сечениям парциальных фотонейтронных реакций (γ, 1n)

и (γ, 2n) на ядре ⁵⁸Ni, полученных на пучках как тормозного γ-излучения, так и квазимоноэнергетиче-

ских аннигиляционных фотонов, проанализирована с помощью объективных физических критериев.

Установлено, что данные, полученные с помощью тормозного γ-излучения, физическим критериям

не удовлетворяют и определенно не являются достоверными. Вместе с тем показано, что и к

достоверности данных, полученных на пучке квазимоноэнергетических фотонов с помощью метода

разделения фотонейтронов по множественности, имеются серьезные претензии. Новые сечения пар-

циальных и полных фотонейтронных реакций для ядра⁵⁸Ni получены с помощью экспериментально-

теоретического метода оценки, основанного на совместном использовании экспериментального

сечения выхода нейтронов, в целом не зависящего от проблем экспериментального определения

множественности нейтронов и результатов расчетов в рамках комбинированной модели фотоядерных

реакций (КМФЯР). Детально проанализированы существенные расхождения между эксперимен-

тальными и оцененными сечениями. Показано, что основной причиной обнаруженных расхождений

является недостоверная (ошибочная) интерпретация значительного количества нейтронов из реакции

(γ, 1n1p) как принадлежащих реакции (γ, 2n).

DOI: 10.31857/S0044002722040122

1. ВВЕДЕНИЕ

позитронов. С использованием тормозного γ-

Сечения парциальных реакций (γ, 1n), (γ, 2n) и

излучения сечения парциальных реакций получены

(γ, 3n) в области энергий Гигантского Дипольного

для относительно небольшого количества ядер,

Резонанса (ГДР) широко используются как в ис-

абсолютное большинство таких данных получено

следованиях, так и разнообразных приложениях.

в экспериментах на пучках квазимоноэнергетиче-

В этой связи с самого начала фотоядерных ис-

ских фотонов, выполненных с помощью метода

следований в 1950-х гг. и до настоящего времени

разделения фотонейтронов по множественности в

выполнялись различные эксперименты по опреде-

Ливерморе (США) и Сакле (Франция) [1, 3]. Экс-

лению сечений парциальных фотоядерных, преж-

перименты этих двух основных типов существенно

различаются.

де всего, фотонейтронных реакций. Большинство

определенных сечений как парциальных, так и пол-

В экспериментах c использованием тормозного

ных фотонейтронных реакций были опубликованы

γ-излучения вследствие непрерывной формы спек-

в различных Атласах [1, 2] и включены в между-

тра тормозных фотонов возможно прямое измере-

народную электронную базу данных по ядерным

ние только выхода реакции Y (E^М),

реакциям [3].

В основном данные по сечениям парциаль-

N (E^М)

Y (E^М) =

(1)

ных фотонейтронных реакций были получены

εD(E^М)

в экспериментах двух типов с использованием

тормозного γ-излучения и квазимоноэнергети-

∫

ческих аннигиляционных фотонов, образующих-

= α W(E^М,E)σ(E)dE,

ся при аннигиляции на лету релятивистских

Eпор

¹⁾Научно-исследовательский институт ядерной физики

где σ(E) — величина сечения реакции с энер-

имени Д.В. Скобельцына Московского государственного

университета имени М.В. Ломоносова, Москва, Россия.

гетическим порогом E_пор при энергии фотонов

²⁾Московский государственный университет имени

E; W(E^М,E) — спектр фотонов тормозного γ-

М.В. Ломоносова, физический факультет, Москва,

излучения с верхней границей E^М, N(E^М) — число

Россия.

^*E-mail: Varlamov@depni.sinp.msu.ru

событий реакции, D(E^М) — доза γ-излучения,

237

238

ВАРЛАМОВ и др.

ε —эффективность детектора, α— нормировоч-

1. измерение выхода реакции Y_e+ (E^М) на пучке

ная константа. Вследствие непрерывной формы

позитронов;

спектра фотонов W (E^М, E) сечение реакции σ(E)

2. измерение выхода реакции Y_e- (E^М) на пучке

может быть получено лишь с использованием

электронов;

специальной математической процедуры решения

обратной задачи (1) — развертки сечения реакции

3. получение (в предположении о том, что спек-

из ее выхода, для которой было разработано

тры фотонов тормозного γ-излучения пози-

несколько методов (“Пенфолда-Лейсса”, “наи-

тронов и электронов идентичны) разности

меньшей структуры”, “регуляризации Тихонова” и

др.). Поскольку измерение выхода реакции про-

водится в момент действия импульса ускорителя,

Y (E^М) = Y_e+ (E^М) - Y_e- (E^М),

(5)

только сечение выхода нейтронов

которая и интерпретируется как сечение взаимо-

σ(γ, xn) = σ(γ, 1n) + 2σ(γ, 2n) +

(2)

действия квазимоноэнергетических фотонов с ис-

+ 3σ(γ, 3n) + . . .

следуемым ядром: σ(E) ≈ Y (E^М).

В процессе эксперимента такого типа регистри-

может быть определено в области энергий нале-

руются события с одним, двумя, тремя и б ´ольшим

тающих фотонов, в которой конкурируют разные

количеством нейтронов, статистический анализ ко-

парциальные реакции, для определения сечений

торых позволяет получить сечения реакций (γ, 1n),

которых необходимо использование специальных

(γ, 2n) и (γ, 3n), с помощью которых затем полу-

методов. Наибольшее распространение получил

чаются и сечения выхода нейтронов (2) и полной

метод внесения в сечение выхода σ(γ, xn) попра-

фотонейтронной реакции (4).

вок, рассчитываемых по статистической теории [4].

Такие поправки позволяли, например, в области

Все сказанное выше свидетельствует о том, что

методы определения сечений соответствующих ре-

энергий до порога B3n реакции (γ, 3n) определить

акций в экспериментах рассмотренных двух типов

сечение реакции (γ, 2n), которое, в свою очередь,

позволяло определить не только сечение реакции

значительно (принципиально) различаются. Имен-

но это является основной причиной хорошо извест-

(γ, 1n)

ных существенных расхождений их результатов.

σ(γ, 1n) = σ(γ, xn) - 2σ(γ, 2n),

(3)

При этом было обнаружено, что и между

результатами экспериментов одного типа — экс-

но и сечение полной фотонейтронной реакции

периментов на пучках квазимоноэнергетических

σ(γ, sn) = σ(γ, 1n) + σ(γ, 2n) =

(4)

фотонов — имеются существенные расхождения.

Так, для

ядер

(⁵¹V,

⁷⁵As,

⁸⁹Y,

⁹⁰Zr,

¹¹⁵In,

= σ(γ,1n) + σ(γ,2n) = σ(γ,sn) - σ(γ,2n).

116-118,120,124Sn,

¹²⁷I,

¹³³Cs,¹⁵⁹Tb,¹⁶⁵Ho,¹⁸¹Ta,

¹⁹⁷Au,²⁰⁸Pb,²³²Th,²³⁸U), для которых сечения

С целью исключения необходимости решения

полных и парциальных реакций были определены

обратной задачи восстановления (развертки) сече-

в обеих лабораториях (Ливермор и Сакле), были

ния реакции σ(E) из ее экспериментально изме-

установлены существенные (до 100% величины)

ренного выхода Y (E^М) (1) был предложен [5, 6]

расхождения [7-10] величин сечений парциальных

альтернативный метод прямого измерения сечения

реакций. Они определенно являются система-

фотонейтронной реакции с использованием квази-

тическими, поскольку сечения реакции (γ, 1n),

моноэнергетических фотонов, источником которых

как правило, имеют заметно б ´ольшие значения

является линейный ускоритель электронов. Кратко

в Сакле, тогда как сечения реакции (γ,2n) —

суть нового метода заключается в использовании

напротив, в Ливерморе. Средние значения отноше-

явления аннигиляции на лету релятивистских пози-

ний интегральных сечений, полученные по данным

тронов при их прохождении через специальную ми-

обеих лабораторий для реакций (γ, 1n) и (γ, 2n),

шень из вещества с малым Z. Вылетающие вперед

значительно различаются. Так,

〈R_С/Л(γ, 1n)〉 =

аннигиляционные фотоны имеют энергию, прак-

= 〈σ^интС(γ, 1n)/σ^интЛ(γ, 1n)〉 = 1.08, в то время как

тически равную энергии позитронов. Поскольку,

однако, такие квазимоноэнергетические фотоны

〈R_С/Л(γ, 2n)〉 = 〈σ^интС(γ, 2n)/σ^интЛ(γ, 2n)〉 = 0.83.

обязательно сопровождаются фотонами тормозно-

При этом соответствующие расхождения меж-

го γ-излучения позитронов, спектр которых, как

ду сечениями выхода нейтронов

(2), которые

и спектр тормозного γ-излучения от электронов,

включают в себя нейтроны из всех возможных

является сплошным, вклад таких фотонов в сече-

энергетических парциальных реакций, для боль-

ние реакции должен быть исключен. В этой связи

шинства упомянутых выше 19 ядер оказываются

эксперименты такого типа проводятся в три этапа:

относительно небольшими (∼10%). Это означает,

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№4

2022

ДОСТОВЕРНОСТЬ РЕЗУЛЬТАТОВ

239

что основными причинами обсуждаемых расхож-

в случае изотопа ⁵⁸Ni, тогда как между сечениями

дений между сечениями парциальных реакций

фотопротонных реакций, определенных в других

являются систематические погрешности исполь-

экспериментах, наблюдаются обратные соотноше-

зованных методов определения множественности

ния).

нейтронов. В исследованиях, выполненных для

В связи со сказанным анализ эксперимен-

большого количества ядер от⁵¹V до²⁰⁹Bi, бы-

тальных данных по сечениям фотонейтронных

ло установлено [11-32], что во многих случаях

реакций на ядрах

58,60Ni с использованием

сечения парциальных реакций, определенные с

экспериментально-теоретического метода, осно-

помощью метода разделения фотонейтронов по

ванного на использовании объективных физиче-

множественности, не соответствуют объективным

ских критериев достоверности, вызывает большой

физическим критериям достоверности

[11,

12].

интерес. В настоящей работе такой детальный

В результате детального анализа расхождений

анализ выполнен для ядра⁵⁸Ni.

между экспериментальными сечениями парциаль-

ных реакций и сечениями, оцененными в рамках

экспериментально-теоретического метода, осно-

2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ

ванного на использовании физических критериев

И ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ СЕЧЕНИЯ ПОЛНЫХ

достоверности

[11-32], было установлено, что

И ПАРЦИАЛЬНЫХ ФОТОНЕЙТРОННЫХ

основной причиной обсуждаемых расхождений

РЕАКЦИЙ НА ЯДРЕ⁵⁸Ni

является неоднозначная интерпретация в этом

2.1. Сечения выхода нейтронов

методе множественности нейтронов по измеряемой

экспериментально их энергии. Вследствие суще-

Сечения выхода нейтронов для ядра⁵⁸Ni, опре-

ственного перекрытия энергетических спектров

деленные в разных экспериментах, представлены

нейтронов, принадлежащих разным парциальным

на рис. 1 в сравнении с результатами расчета в

реакциям, часть нейтронов из 1n-реакции недо-

рамках КМФЯР [38, 39]. Предравновесная экси-

стоверно (ошибочно) приписывается 2n-реакции

тонная модель основана на использовании плотно-

и наоборот.

стей уровней ядра, рассчитанных в модели Ферми-

В случаях ядер58,60Ni сечения полных и пар-

газа, и учете влияния на процессы формирования

циальных фотонейтронных реакций были получены

и распада ГДР ядра эффектов, обусловленных его

в экспериментах и с γ-излучением и с квазимо-

деформацией и изоспиновым расщеплением ГДР.

ноэнергетическими фотонами. Достоверность экс-

Модель успешно протестирована на данных для

периментальных данных по сечениям парциальных

большого числа средних и тяжелых ядер и поз-

реакций на ядрах58,60Ni вызывает большой инте-

воляет рассчитывать сечения парциальных реак-

рес, поскольку:

ций безотносительно проблем экспериментального

разделения нейтронов по множественности.

— сечения выхода нейтронов (2) были получе-

ны в нескольких экспериментах, выполненных на

На рис. 1 видно, что в области энергий нале-

пучках тормозного γ-излучения [33-36];

тающих фотонов до ∼19-20 МэВ сечения выхода

нейтронов σ(γ, xn), полученные во всех обсуж-

— сечения выхода нейтронов (2), полученные в

даемых экспериментах, согласуются друг с дру-

этих экспериментах, существенно расходятся;

гом, а также и с результатами расчетов в рамках

— сечения парциальных реакций (γ, 1n) и

КМФЯР. При этом в области энергий фотонов

(γ, 2n) также были получены в нескольких экс-

до ∼25 МэВ наблюдается относительное согласие

периментах с использованием тормозного γ-

теоретического сечения [38, 39] только с резуль-

излучения;

татами эксперимента с квазимоноэнергетическими

— эксперименты по определению сечения вы-

аннигиляционными фотонами [37] и эксперимента с

хода нейтронов и сечений парциальных реакций на

тормозным γ-излучением [33]. Вместе с тем в обла-

пучке квазимоноэнергетических фотонов были вы-

сти энергий фотонов, превышающих ∼19-20 МэВ,

полнены только в Ливерморе [37], вследствие чего

результаты остальных обсуждаемых эксперимен-

возможность сравнения их результатов с результа-

тов с тормозным γ-излучением [34-36] существен-

тами аналогичных экспериментов, выполненных в

но расходятся и с результатами обоих упомянутых

Сакле, отсутствует;

выше экспериментов [33, 37], и с результатами рас-

— результаты, полученные с использованием

чета. Для дальнейших обсуждений важно отметить,

тормозного γ-излучения и квазимоноэнергетиче-

что результаты [34, 35] получены в аналогичных

ских фотонов, существенно различаются;

экспериментах, несколько различающихся по до-

— эти результаты существенно различаются

стигнутому энергетическому разрешению.

для соседних изотопов Ni (сечения фотонейтрон-

В табл. 1 приведены значения интегральных

ных реакций в случае изотопа⁶⁰Ni в несколько

сечений и энергетических центров тяжести обсуж-

раз превышают соответствующие сечения реакций

даемых сечений выхода нейтронов, рассчитанные

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№4

2022

240

ВАРЛАМОВ и др.

σ, мбн

B2n

E, МэВ

Рис. 1. Сравнение экспериментальных (заполненные треугольники [37], пустые треугольники [33], ромбы [34], кресты

[35], звезды [36]) и теоретических (кривые: штриховые [38, 39] и сплошная (после корректировки, см. далее)) сечений

выхода нейтронов σ(γ, xn) на ядре⁵⁸Ni.

в области энергий фотонов от 15.0 МэВ до по-

чений, но абсолютно не воспроизводят столь боль-

рога B2n = 22.5 МэВ реакции (γ,2n). Эта об-

ших величин сечений в области энергий фотонов,

ласть энергии была выбрана в связи с наличием в

превышающих ∼25 МэВ. Важно еще раз отметить,

некоторых сечениях нерегулярностей вблизи поро-

что экстремально большая величина сечения [36]

га B1n = 12.2 МэВ. Кроме того, приведены вели-

не воспроизводится и расчетами в рамках КМФЯР

чины интегральных сечений реакций, полученные

[38, 39].

для области энергий 15.0-30.0 МэВ. Из данных,

Все сказанное выше позволяет сделать вывод о

приведенных на рис. 1 и в табл. 1, видно, что в

том, что причины экстремально больших значений

области энергий фотонов до E = 30 МэВ только

сечения [36], по всей видимости, являются не физи-

ческими, а техническими, обусловленными, напри-

экспериментальное сечение σ(γ, xn) [37] относи-

мер, примесями некоторых неидентифицированных

тельно близко к теоретическому сечению (расхож-

элементов в мишени. Поскольку максимальные

дение составляет ∼10% (243.60/222.59)). В то же

расхождения между сечениями [36] и [37] на-

время экспериментальное сечение, полученное с

блюдаются приблизительно при энергии фотонов

помощью тормозного γ-излучения [36], существен-

E = 28 МэВ, можно предположить присутствие

но превышает теоретическое сечение (расхождение

элемента, намного более легкого по сравнению с

составляет ∼65% (366.90/222.59)). При этом рас-

никелем. Наиболее общее и широко используе-

хождение этих сечений в области энергий фотонов

мое выражение для описания зависимости энергии

22.5-30.0 МэВ оказывается экстремально боль-

максимума ГДР от атомного номера элемента A

шим (∼161% ([191.43 = 366.90 - 175.47]/[73.29 =

E^{ГДР-макс} = 75A-1/3 МэВ

(6)

= 222.59 - 149.30])). Природа столь больших рас-

хождений не вполне ясна. В работе [37] экспери-

позволяет атомный номер постороннего элемента

ментальное сечение детально сравнивалось с ре-

оценить как A = 17, что соответствует такому эле-

зультатами расчетов, выполненных в разных мо-

менту, как кислород. Это означает, что, возможно,

делях [40-43], и отмечалось, что все эти расчеты

реальной мишенью в эксперименте [36] был не

дают полуколичественное описание тех или иных

чистый никель, а его оксид. Косвенным подтвер-

особенностей величины и формы обсуждаемых се-

ждением такого заключения может быть соответ-

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№4

2022

ДОСТОВЕРНОСТЬ РЕЗУЛЬТАТОВ

241

Таблица 1. Экспериментальные и теоретические интегральные сечения σ^инт (в МэВ мбн) и центры тяжести E^ц.т

(в МэВ), рассчитанные в области энергии фотонов от 15.0 МэВ для сечения выхода нейтронов σ(γ, xn)

E^инт = B2n = 22.5 МэВ

E^инт = 30.0 МэВ

σ^инт

E^ц.т

σ^инт

E^ц.т

Эксперимент [33]

140.02

(0.75)

18.34

(0.47)

Эксперимент [34]

176.80

(3.10)

18.90

(1.43)

Эксперимент [35]

172.62

(0.54)

18.93

(0.27)

363.02

(0.85)

22.77

(0.23)

Эксперимент [36]

175.47

(0.73)

18.96

(0.33)

366.90

(1.56)

22.76

(0.21)

Эксперимент [37]

149.00

(0.98)

18.78

(0.53)

243.60

(1.77)

21.53

(0.74)

Теория [38, 39]

148.51

(2.53)

18.35

(1.27)

220.94

(2.72)

20.92

(1.00)

Теория [38, 39] корр.

149.30

(2.54)

18.52

(1.29)

222.59

(2.73)

21.04

(1.00)

ствие максимума с амплитудой ∼10 мбн в области

сечений реакций (γ, 1n) и (γ, 2n) для ядра⁵⁸Ni,

энергий 22-32 МэВ в сечении для⁵⁸Ni максимуму

приведены на рис. 2. Хорошо видно, что резуль-

таты, полученные в экспериментах, выполненных

в сечении реакции выхода для ¹⁶O [44, 45].

с тормозным γ-излучением [33, 36], определенно

Существенные расхождения между результата-

не являются достоверными, поскольку для обоих

ми разных экспериментов, проявляющиеся в той

сечений отношения F^эксп1 существенно (в несколь-

области энергий налетающих фотонов, в которой

ко раз) занижены по сравнению с отношениями

между собой конкурируют парциальные реакции

(γ, 1n) и (γ, 2n), оставляют открытым вопрос о до-

F^теор1, тогда как F^эксп2, напротив, завышены по

стоверности этих результатов. В этой связи анализ

сравнению с F^теор2. Данные для F^эксп2 полностью

достоверности результатов разных экспериментов

подтверждают заключение о том, что экстремально

с использованием объективных физических крите-

большая величина сечения выхода нейтронов [36]

риев представляет большой интерес.

в области энергий выше порога B2n = 22.5 МэВ,

действительно, может иметь не физическую, а тех-

ническую природу.

2.2. Достоверность сечений парциальных реакций

Вместе с тем на рис. 2 хорошо видно, что и экс-

В качестве объективных физических критери-

периментальные данные, полученные с помощью

ев достоверности данных по сечениям парциаль-

квазимоноэнергетических аннигиляционных фото-

ных фотонейтронных реакций были предложены

нов в Ливерморе [37], расходятся с результатами

[11, 12] отношения сечений определенных парци-

расчетов в КМФЯР [38, 39]. Сечение σ^эксп(γ, 1n)

альных реакций к сечению выхода нейтронов

определенно занижено, а сечение σ^эксп(γ, 2n) су-

Fi = σ(γ, in)/σ(γ, xn) =

(7)

щественно завышено по сравнению с соответству-

ющими теоретическими сечениями. Такие расхож-

= σ(γ,in)/[σ(γ,1n) +

дения являются типичными для случаев со многими

+ 2σ(γ, 2n) + 3σ(γ, 3n) + . . .].

ядрами, исследованными ранее [11-32]: заметное

количество нейтронов недостоверно (ошибочно)

Согласно определению положительные значения

таких отношений F_i не должны превышать преде-

перемещается из одной парциальной реакции (в

лов 1.00, 0.50, 0.33, . . . соответственно для i = 1,

данном случае ядра⁵⁸Ni из реакции (γ, 1n)) в

2, 3,

Было показано [11-32], что превышение

другую (γ, 2n), вследствие существенных систе-

отношениями Fэкспi указанных верхних пределов

матических погрешностей процедуры определения

означает, что экспериментальные сечения реак-

множественности нейтрона по его энергии в методе

ций получены с существенными систематическими

разделения фотонейтронов по множественности.

погрешностями и вследствие этого не являются

Наблюдающиеся существенные расхождения экс-

достоверными. Дополнительно было установлено,

периментальных и теоретических данных означают,

что для достоверных экспериментальных данных

что к достоверности данных [37] имеются серьез-

отношения Fэкспi не должны заметно отличаться от

ные претензии.

Fтеорi, рассчитанных в КМФЯР [38, 39].

О возможной причине такой недостоверности

Соответствующие отношения F_i, полученные

могут свидетельствовать данные, приведенные

как для экспериментальных, так и теоретических

на рис. 3. Во всех обсуждаемых экспериментах

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№4

2022

242

ВАРЛАМОВ и др.

F₁

1.0

0.5

F₂

0.7

0.5

0.3

0.1

B2n

E, МэВ

Рис. 2. Отношения F1 (a) и F2 (б), полученные для ядра⁵⁸Ni с использованием экспериментальных данных (пустые

треугольники [33], звезды [36], треугольники [37]), в сравнении с результатами расчетов в КМФЯР (сплошная кривая

[38, 39]).

использовалась прямая регистрация нейтронов,

множественности детектируемых нейтронов. Дело

вследствие чего вместо сечения σ(γ, 1n) в экспе-

в том, что энергия возбуждения исследуемого

риментах получалась, по существу, сумма сечений

ядра в такой двухнуклонной реакции (γ, 1n1p)

σ(γ, 1n) + σ(γ, 1n1p). Ранее было установлено, что

делится между нейтроном и протоном прибли-

в случаях относительно легких ядер (⁵¹V [32], ⁵⁹Co

зительно так же, как и в другой двухнуклонной

[24],⁷⁵As [27]) реакция (γ, 1n1p) может являться

реакции (γ, 2n), в результате чего энергии ней-

главным источником существенных системати-

тронов, образующихся в таких реакциях, могут

ческих погрешностей процедуры определения

быть весьма близки. То, что в первой из этих

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№4

2022

ДОСТОВЕРНОСТЬ РЕЗУЛЬТАТОВ

243

реакций множественность нейтронов равна 1, а

σ^теор(γ,xn). Эта близость подтверждается и дан-

во второй — 2, вносит существенные погрешности

ными, приведенными на рис. 2: из всех рассмат-

в процедуру разделения нейтронов между такими

риваемых отношений Fэксп1,2 отношения Fэксп1,2 [37]

реакциями. Значительное количество нейтронов

оказываются ближайшими к отношениям Fтеор1,2.

малых энергий, образующихся в реакции (γ, 1n1p),

В связи с этим именно сечение выхода нейтро-

интерпретируется как нейтроны из реакции (γ, 2n),

нов σ^эксп(γ, xn) [37] было использовано в про-

а, следовательно, сечение σ(γ, 1n), в действи-

цедуре оценки (8) после небольшой корректиров-

тельности сумма сечений σ(γ, 1n) + σ(γ, 1n1p),

ки, призванной еще лучше согласовать сечения

недостоверно (ошибочно) занижается, а сечение

σ^эксп(γ,xn) и σ^теор(γ,xn). Корректировка была

σ(γ, 2n) столь же недостоверно завышается.

выполнена с использованием данных по интеграль-

В рассматриваемом случае ядра ⁵⁸Ni такая роль

ным сечениям и энергетическим центрам тяже-

реакции (γ, 1n1p) проявляется очень ярко. Из дан-

сти, полученным для области энергий от 15.0 до

ных, приведенных на рис. 3, видно, что энергети-

22.5 МэВ, представленных в табл. 1. Посколь-

ческий порог B1n1p = 19.6 МэВ оказывается на

ку сравниваемые экспериментальное и оценен-

2.9 МэВ ниже порога B2n = 22.5 МэВ, а также

ное интегральные сечения (149.00 и 148.51 МэВ

то, что рассчитанный в КМФЯР [38, 39] максимум

мбн) практически совпадают, корректировка за-

сечения σ(γ, 1n1p) при энергии ∼31 МэВ прибли-

ключалась лишь в смещении теоретического сече-

зительно в 20 раз (6.3 мбн по сравнению с 0.3 мбн)

ния σ^теор(γ, xn) к большим энергиям на величину

превышает максимум сечения σ(γ, 2n). Это поз-

0.43 МэВ (разность между энергетическими цен-

воляет сделать заключение о том, что роль реак-

трами тяжести (18.78-18.35) MэВ).

ции (γ, 1n1p) в процессах фоторасщепления ядра

Сечения парциальных реакций (γ, 1n) и (γ, 2n),

⁵⁸Ni весьма велика, тогда как роль реакции (γ, 2n)

оцененные описанным выше методом вместе с по-

практически пренебрежимо мала. Следователь-

лученным на их основе оцененным сечением пол-

но, основной причиной обсуждаемых расхождений

ной фотонейтронной реакции, приведены на рис. 4

между отношениями Fтеор1,2 и Fэксп1,2 является то, что

в сравнении с экспериментальными данными [36,

многие нейтроны из реакции (γ, 1n1p) были оши-

37]. Соответствующие интегральные сечения, рас-

бочно приписаны реакции (γ, 2n), а, следователь-

считанные в области энергий от порога B1n =

но, данные [37] как для сечения σ(γ, 1n), в действи-

= 12.2 МэВ, представлены в табл. 2.

тельности суммы сечений σ(γ, 1n) + σ(γ, 1n1p), так

и для σ(γ, 2n) не являются достоверными.

4. ПРИЧИНЫ РАСХОЖДЕНИЙ

МЕЖДУ ОЦЕНЕННЫМИ

3. НОВЫЕ ДОСТОВЕРНЫЕ СЕЧЕНИЯ

И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫМИ

РЕАКЦИЙ НА ЯДРЕ⁵⁸Ni, ОЦЕНЕННЫЕ

СЕЧЕНИЯМИ РЕАКЦИЙ НА ЯДРЕ⁵⁸Ni

С ПОМОЩЬЮ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНО-

ТЕОРЕТИЧЕСКОГО МЕТОДА

4.1. Сечения, полученные с помощью

тормозного γ-излучения

Новые сечения парциальных реакций (γ, 1n)

и (γ, 2n), удовлетворяющие физическим крите-

Как было показано, экспериментальные сече-

риям достоверности, были получены с помощью

ния реакций на ядре⁵⁸Ni, полученные с помощью

экспериментально-теоретического метода [11, 12].

тормозного γ-излучения, определенно не являются

В этомметоде используется лишь эксперименталь-

достоверными вследствие существенных расхож-

ное сечение выхода нейтронов σ^эксп(γ, xn), прак-

дений с данными эксперимента [37] и оцененными

тически не зависящее от проблем эксперименталь-

данными.

ного разделения фотонейтронов по множествен-

Из данных, приведенных в табл. 2, следу-

ности, поскольку включает в себя все образую-

ет, что в области энергий фотонов до B2n =

щиеся в разных реакциях нейтроны. Это сечение

= 22.5 МэВ интегральное экспериментальное се-

σ^эксп(γ,xn) разделяется на вклады сечений пар-

чение σ^{инт-эксп}(γ, xn) [36] превышает интегральное

циальных реакций с помощью отношений F_i (7),

оцененное сечение σ^{инт-оцен}(γ, xn) на величину

рассчитанных в рамках КМФЯР [38, 39] и также от

этих проблем не зависящих,

∼15% (191.80/167.40). В области энергий до

E^инт = 33.5 МэВ это превышение возрастает до

σ^оцен(γ,in) = Fтеорiσ^эксп(γ,xn) =

(8)

∼30% (382.19/293.39). В то же время в этой

= [σ^теор(γ, in)/σ^теор(γ, xn)]σ^эксп(γ, xn).

области энергий σ^{инт-эксп}(γ, 1n) [34] оказывается

приблизительно на такую же величину

∼28%

На рис. 1 видно, что экспериментальное сече-

ние выхода нейтронов σ^эксп(γ,xn) весьма близ-

(225.86/288.25) меньше, чем σ^{инт-оцен}(γ, 1n), од-

ко к соответствующему теоретическому сечению

нако σ^{инт-эксп}(γ, 2n) [36] превышает σ^{инт-оцен}(γ, 2n)

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№4

2022

244

ВАРЛАМОВ и др.

σ, мбн

B1n1p B2n

E, МэВ

Рис. 3. Сравнение экспериментального сечения выхода нейтронов σ^эксп(γ, xn) для ядра⁵⁸Ni с теоретическими сечени-

ями реакций, рассчитанными в КМФЯР (σ^теор(γ, xn) — сплошная кривая, σ^теор(γ, 1n) — штриховая, σ^теор(γ, 1n1p) —

точечная, σ^теор(γ, 2n) — штрихпунктирная).

Таблица 2. Интегральные сечения σ^инт (в МэВ мбн), рассчитанные для областей энергий фотонов 12.2-22.5

и 12.2-33.5 МэВ по оцененным и экспериментальным [36, 37] данным

Реакция

[36]

[37]

Оценка

[36]

[37]

Оценка

E^инт = B2n = 22.5 МэВ

E^инт = 33.5 MэВ

(γ, xn)

191.80 ± 0.55

167.40 ± 1.10

167.41 ± 14.33

382.19 ± 0.85³⁾

293.39 ± 2.10

293.39 ± 14.81

(γ, sn)

191.80 ± 0.55

167.40 ± 1.10

167.41 ± 14.33

304.05 ± 0.78³⁾

286.41 ± 2.23

290.82 ± 14.81

(γ, 1n)

191.80 ± 0.55

167.40 ± 1.10

167.41 ± 14.33

225.86 ± 0.71⁴⁾

278.75 ± 2.18

288.25 ± 14.81

(γ, 2n)

78.14 ± 0.32

7.65 ± 0.49

2.57 ± 0.10

³⁾ Экспериментальные сечения реакций [36], рассчитанные до энергии E^инт = 30.0 МэВ.

⁴⁾ Экспериментальные сечения реакций [36], рассчитанные до энергии E^инт = 27.2 МэВ.

на 2940% (78.14/2.57). Столь огромное расхож-

то время как сечения σ^эксп(γ, xn), σ^эксп(γ, sn) и

дение полностью подтверждает вывод, сделанный

σ^эксп(γ,2n) — до энергии 30.0 МэВ. Причина та-

ранее о том, что причиной являются не какие-то

кого положения дел понятна из данных, приве-

физические эффекты, обусловленные особенно-

денных на рис. 4в. Сечение σ^эксп(γ, 1n) [36] рез-

ко уменьшается до нулевого значения при энер-

стями фоторасщепления ядра⁵⁸Ni, а причины иной

гии E = 27.2 МэВ. Его форма заставляет пред-

природы, не физические, а технические, вероятно,

связанные с загрязнением мишени.

полагать, что при б ´ольших энергиях в этом се-

чении должны были бы появиться физически за-

Весьма важно отметить то обстоятельство, что

прещенные отрицательные значения, обусловлен-

сечение σ^эксп(γ, 1n) [36] опубликовано в обла-

ные тем, что многие нейтроны из этой реакции

сти энергий фотонов лишь до E = 27.2 МэВ, в

были недостоверно (ошибочно) приписаны реак-

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№4

2022

ДОСТОВЕРНОСТЬ РЕЗУЛЬТАТОВ

245

ции σ^эксп(γ, 2n) [36]. Такое предположение под-

тверждается тем обстоятельством, что именно в

σ, мбн

этой области энергий фотонов наблюдается экс-

тремально большое недостоверное превышение се-

чения σ^эксп(γ, 2n) [36] над сечением σ^оцен(γ, 2n).

4.2. Сечения, полученные с помощью

квазимоноэнергетических

аннигиляционных фотонов

Сечения разных реакций, приведенные на

рис. 4в, г, свидетельствуют о том, что в соот-

ветствии с данными по отношениям F1,2, приве-

денными на рис. 2, экспериментальное сечение

σ^эксп(γ,1n) [37] несколько занижено по сравнению

σ, мбн

с оцененным сечением σ^оцен(γ,1n). В соответствии

с данными табл. 2 значения интегральных сечений,

рассчитанные для области энергий фотонов E^инт =

= 22.5-33.5 MэВ, равны соответственно 119.01 и

123.42 МэВ мбн (расхождение составляет ∼3.5%).

Недостающие в сечении реакции σ^эксп(γ, 1n) по

сравнению с σ^оцен(γ, 1n) нейтроны, естественно,

перемещены в сечение реакции σ^эксп(γ, 2n), что

должно было его также недостоверно увеличить

соответственно на ту же (близкую) величину

∼3.5%. Однако согласно данным табл.

ин-

σ, мбн

тегральное сечение σ^{инт-эксп}(γ, 2n) увеличилось

на величину ∼197.7% (7.65/2.57). Естественным

источником нейтронов для такого экстремального

завышения сечения реакции (γ, 2n) является

единственно энергетически возможная в данной

области энергий фотонов реакция (γ, 1n1p). Такое

заключение полностью согласуется с данными,

приведенными на рис. 3, на котором хорошо видно,

что сечение выхода нейтронов σ^эксп(γ, xn) в целом

согласуется с соответствующей суммой сечений

σ^теор(γ,1n) + σ^теор(γ,1n1p).

Как отмечалось выше, энергетический порог

σ, мбн

реакции (γ, 1n1p) B1n1p = 19.6 МэВ на 2.9 МэВ

ниже порога B2n = 22.5 МэВ реакции (γ, 2n), а

величина сечения σ^теор(γ, 1n1p) приблизительно в

20 раз превышает сечение σ^теор(γ, 2n). В этой связи

роль реакции (γ, 2n) должна быть оценена как

пренебрежимо малая и соотношение (8) должно

быть переписано следующим образом:

σ^оцен(γ,in) = Fтеорiσэксп(γ,xn) ≈

(9)

теор

≈F_i

[σ^эксп(γ, 1n) + σ^эксп(γ, 1n1p)].

Это означает, что сечение σ^эксп(γ, 2n) [37], по су-

ществу, в действительности, представляет собой

E, МэВ

сечение σ^эксп(γ, 1n1p). Такое заключение подтвер-

ждается и соответствующими разностями между

Рис. 4.

Сравнение оцененных (кружки) и экспери-

ментальных (треугольники [37], звезды [36]) сечений

экспериментальными и оцененными сечениями ре-

реакций на ядре⁵⁸Ni: а — σ(γ,xn), б — σ(γ, sn), в —

акций (γ, 1n) и (γ, 2n):

σ(γ, 1n), г — σ(γ, 2n).

Δσ(γ,1n) = σ^оцен(γ,1n) - σ^эксп(γ,1n)

(10)

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№4

2022

246

ВАРЛАМОВ и др.

Δσ, мбн

-2

E, МэВ

Рис. 5. Сравнение разностей между экспериментальными и оцененными сечениями реакций (Δσ(γ, 1n) (10) — кружки;

Δσ(γ, 2n) (11) — квадраты, сумма Δσ(γ, 1n) + Δσ(γ, 2n) — ромбы) с сечениями реакций, рассчитанными в КМФЯР

(σ^теор(γ, 1n1p) — точечная кривая; σ^теор(γ, 2n) — штрихпунктирная).

величиной теоретического сечения σ^теор(γ, 1n1p):

отношения интегральных сечений составляет ∼2.7

Δσ(γ,2n) = σ^эксп(γ,2n) - σ^оцен(γ,2n),

(11)

(43.22/16.24). При этом рассматриваемая сум-

которые приведены на рис. 5.

ма разностей Δσ(γ, 1n) + Δσ(γ, 2n) существенно

В табл. 3 представлены величины интеграль-

(приблизительно, на порядок (16.24/1.71)) превы-

ных сечений, полученные для суммы разностей

шает сечение σ^теор(γ, 2n).

Δσ(γ,1n) + Δσ(γ,2n), в сравнении с соответству-

ющими данными для сечений реакций (γ, 1n1p)

и (γ, 2n), рассчитанных теоретически. Сравнение

5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

выполнено для области энергий фотонов от 22.5

Достоверность экспериментальных данных по

до 31.4 МэВ, которая была выбрана в связи с

сечениям парциальных фотонейтронных реакций

присутствием при б ´ольших энергиях нескольких

(γ, 1n) и (γ, 2n) на ядре⁵⁸Ni, полученных в экс-

отрицательных значений разностей. Данные, при-

периментах, выполненных с помощью тормозного

веденные на рис. 5 и в табл. 3, представляют

γ-излучения [33-36] и квазимоноэнергетических

собой прямое подтверждение того, что обсуж-

аннигиляционных фотонов [37], проанализирована

даемая сумма разностей Δσ(γ, 1n) + Δσ(γ, 2n),

с помощью экспериментально-теоретического ме-

полученная с использованием экспериментальных

тода, основанного на использовании объективных

сечений [37], имеет величину одного порядка с

физических критериев F1,2 (7). Установлено, что

сечения парциальных реакций, полученные с по-

Таблица 3. Интегральные сечения σ^инт (в МэВ мбн),

мощью тормозного γ-излучения, определенно яв-

рассчитанные для разностей между оцененными и

ляются недостоверными, поскольку соответству-

экспериментальными сечениями реакций Δσ(γ, 1n) +

ющие отношения Fэксп1,2 значительно (в несколько

+ Δσ(γ, 2n), в сравнении с данными для сечений реак-

раз) отличаются от Fтеор1,2, рассчитанных в рамках

ций (γ, 1n1p) и (γ, 2n), рассчитанных теоретически

КМФЯР. В то же время обнаружено, что отно-

шения Fэксп1,2, полученные по данным эксперимента

Сумма разностей

с квазимоноэнергетическими фотонами [37], так-

σ^инт(Δσ(γ, 1n) +

σ^теор(γ, 1n1p)

σ^теор(γ, 2n)

+ Δσ(γ, 2n))

же заметно отличаются от Fтеор1,2. Эти расхожде-

ния определенно являются систематическими, по-

16.24 ± 3.67

43.22 ± 0.85

1.71 ± 0.03

скольку F^теор1 > F^эксп1, но F^эксп2 > F^теор2, что озна-

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№4

2022

ДОСТОВЕРНОСТЬ РЕЗУЛЬТАТОВ

247

чает, что к достоверности и данных [37] имеются

Международная электронная база данных по

серьезные претензии.

ядерным реакциям: Секция ядерных данных

МАГАТЭ,

http://www-nds.iaea.org/exfor;

С использованием экспериментально-теорети-

Национальный центр ядерных данных США,

ческого метода оценки получены новые сечения

http://www.nndc.bnl.gov/exfor/exfor00.htm; Центр

реакций (γ, 1n) и (γ, 2n) для ядра⁵⁸Ni, удовле-

данных фотоядерных экспериментов (ЦДФЭ)

творяющие физическим критериям достоверности.

НИИЯФ МГУ,

Установлено, что оцененные сечения обеих парци-

http://cdfe.sinp.msu.ru/index.ru.html

альных реакций определенно расходятся с экспе-

J. M. Blatt and V. F. Weisskopf, Theoretical Nuclear

риментальными сечениями, однако эти расхожде-

Physics (John Wiley & Sons, New York, 1952).

ния проявляются по-разному.

C. Tzara, Compt. Rend. Acad. Sci. 245, 56 (1957).

J. Miller,C. Schuhl, and C. Tzara, Nucl. Phys. 32, 236

Рассчитанное для области энергий налетаю-

(1962).

щих фотонов до 33.5 МэВ интегральное сече-

E. Wolynec, A. R. V. Martinez, P. Gouffon, Y. Miyao,

ние σ^{инт-эксп}(γ, 1n) = 278.75 МэВ мбн оказыва-

V. A. Serr ˜ao, and M. N. Martins, Phys. Rev. C 29,

ется на величину ∼3.5% меньшим по сравне-

1137 (1984).

нию с σ^{инт-оцен}(γ, 1n) = 288.25 МэВ мбн, однако

E. Wolynec and M. N. Martins, Rev. Brasil. Fis. 17,

интегральное сечение σ^{инт-эксп}(γ, 2n) = 7.65 МэВ

56 (1987).

мбн оказывается на величину ∼197.7% большим

B. L. Berman, R. E. Pywell, S. S. Dietrich,

M. N. Thompson, K. G. McNeill,and J. W. Jury, Phys.

по сравнению с σ^{инт-оцен}(γ, 2n) = 2.57 MэВ мбн.

Rev. C 36, 1286 (1987).

Показано, что единственным источником тако-

10.

В. В. Варламов, Н. Н. Песков, Д. С. Руденко,

го экстремального увеличения является реакция

М. Е. Степанов, ВАНиТ. Сер.: Ядерные константы

(γ, 1n1p), нейтроны из которой были недостоверно

1-2, 48 (2003).

(ошибочно) интерпретированы как принадлежа-

11.

В. В. Варламов, Б. С. Ишханов, В. Н. Орлин,

щие реакции (γ, 2n). Причиной является близость

В. А. Четверткова, Изв. РАН. Сер. физ. 74, 875

энергий нейтронов из обеих реакций, которая при-

(2010) [Bull. Russ. Acad. Sci.: Phys. 74, 833 (2010)].

водит к большим систематическим погрешностям

12.

В. В. Варламов, Б. С. Ишханов, В. Н. Орлин,

использованного [37] метода определения множе-

С. Ю. Трощиев, Изв. РАН. Сер. физ. 74, 884 (2010)

ственности нейтрона по его энергии. В этой свя-

[Bull. Russ. Acad. Sci.: Phys. 74, 842 (2010)].

зи должно быть сделано заключение о том, что

13.

В. В. Варламов, Б. С. Ишханов, В. Н. Орлин, ЯФ

экспериментальные данные по сечениям парциаль-

75, 1414 (2012) [Phys. At. Nucl. 75, 1339 (2012)].

14.

В. В. Варламов, Б. С. Ишханов, В. Н. Орлин,

ных реакций (γ, 1n) и (γ, 2n) на ядре⁵⁸Ni, полу-

Н. Н. Песков, М. Е. Степанов, ЯФ 76, 1484 (2013)

ченные на пучке квазимоноэнергетических фото-

[Phys. At. Nucl. 76, 1403 (2013)].

нов с помощью метода разделении нейтронов по

15.

В. В. Варламов, В. Н. Орлин, Н. Н. Песков,

множественности [37], являются недостоверными

М. Е. Степанов, Изв. РАН. Сер. физ. 77, 433 (2013)

и не могут быть рекомендованы для использова-

[Bull. Russ. Acad. Sci.: Phys. 77, 388 (2013)].

ния в исследованиях и приложениях. Новые се-

16.

V. V. Varlamov, B. S. Ishkhanov, V. N. Orlin, and

чения реакций (γ, 1n), (γ, 2n) и σ(γ, sn) для ядра

K. A. Stopani, Eur. Phys. J. A 50, 114 (2014).

⁵⁸Ni, оцененные с помощью экспериментально-

17.

В. В. Варламов, М. А. Макаров, Н. Н. Песков,

теоретического метода, соответствуют физическим

М. Е. Степанов, ЯФ 78, 678 (2015) [Phys. At. Nucl.

критериям достоверности данных и могут быть

78, 634 (2015)].

рекомендованы для использования.

18.

В. В. Варламов, М. А. Макаров, Н. Н. Песков,

М. Е. Степанов, ЯФ 78, 797 (2015) [Phys. At. Nucl.

Исследования выполнены в Отделе электро-

78, 746 (2015)].

магнитных процессов и взаимодействий атомных

19.

S. S. Belyshev, D. M. Filipescu, I. Gheorghe,

ядер Научно-исследовательского института ядер-

B. S. Ishkhanov, V. V. Khankin, A. S. Kurilik,

ной физики имени Д. В. Скобельцына Московского

A. A. Kuznetsov, V. N. Orlin, N. N. Peskov,

K. A. Stopani, O. Tesileanu, and V. V. Varlamov, Eur.

государственного университета имени М. В. Ломо-

Phys. J. A 51, 67 (2015).

носова.

20.

В. В. Варламов, А. И. Давыдов, М. А. Макаров,

В. Н. Орлин, Н. Н. Песков, Изв. РАН. Cер. физ.

80, 351 (2016) [Bull. Russ. Acad. Sci.: Phys. 80, 317

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

(2016)].

1. S. S. Dietrich and B. L. Berman, At. Data Nucl. Data

21.

В. В. Варламов, Б. С. Ишханов, В. Н. Орлин,

Tables 38, 199 (1988).

Н. Н. Песков, М. Е. Степанов, ЯФ 79, 315 (2016)

2. A. V. Varlamov, V. V. Varlamov, D. S. Rudenko,

[Phys. At. Nucl. 79, 501 (2016)].

and M. E. Stepanov, INDC(NDS)-394, IAEA NDS

22.

V. Varlamov, B. Ishkhanov, and V. Orlin, Phys. Rev. C

(Vienna, Austria, 1999).

95, 054607 (2017).

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№4

2022

248

ВАРЛАМОВ и др.

23. V. Varlamov, B. Ishkhanov, and V. Orlin, Phys. Rev. C

35. Б. И. Горячев, Б. С. Ишханов, И. М. Капитонов,

96, 044606 (2017).

И. М. Пискарев, В. Г. Шевченко, О. П. Шевченко,

24. V. V. Varlamov, A. I. Davydov, and B. S. Ishkhanov,

Письма в ЖЭТФ 8, 76 (1968) [JETP Lett. 8, 46

Eur. Phys. J. A 53, 180 (2017).

(1968)].

25. В. В. Варламов, Б. С. Ишханов, В. Н. Орлин, ЯФ

36. Б. И. Горячев, Б. С. Ишханов, И. М. Капитонов,

80, 632 (2017) [Phys. At. Nucl. 80, 1106 (2017)].

И. М. Пискарев, В. Г. Шевченко, О. П. Шевченко,

26. В. В. Варламов, В. Н. Орлин, Н. Н. Песков, Изв.

ЯФ 11, 252 (1970) [Sov. J. Nucl. Phys. 11, 141

РАН. Сер. физ. 81, 744 (2017) [Bull. Russ. Acad.

(1970)].

Sci.: Phys. 81, 670 (2017)].

37. S. C. Fultz, R. A. Alvarez, B. L. Berman, and

27. V. V. Varlamov, A. I. Davydov, B. S. Ishkhanov, and

P. Meyer, Phys. Rev. C 10, 608 (1974).

V. N. Orlin, Eur. Phys. J. A 54, 74 (2018).

38. Б. С. Ишханов, В. Н. Орлин, ЭЧАЯ 38, 460 (2007)

28. V. Varlamov, A. Davydov, V. Kaidarova, and V. Orlin,

[Phys. Part. Nucl. 38, 232 (2007)].

Phys. Rev. C 99, 024608 (2019).

39. Б. С. Ишханов, В. Н. Орлин, ЯФ 71, 517 (2008)

29. С. С. Белышев, В. В. Варламов, С. A. Гунин,

[Phys. At. Nucl. 71, 493 (2008)].

А. И. Давыдов, Б. С. Ишханов, И. А. Пшеничнов,

40. Y. Tanaka, Prog. Theor. Phys. 46, 787 (1971).

В. Н. Орлин, ЯФ 83, 2 (2020) [Phys. At. Nucl. 83, 1

41. C. Ngo-Trong and D. J. Rowe, Phys. Lett. B 36, 553

(2020)].

(1971).

30. V. V. Varlamov, A. I. Davydov, and V. N. Orlin, Amer.

42. Ф. А. Живописцев, К. В. Шитикова, ЯФ 16, 42

J. Phys. Appl. 8, 64 (2020).

(1972) [Sov. J. Nucl. Phys. 16, 21 (1973)].

31. В. В. Варламов, А. И. Давыдов, В. Н. Орлин, ЯФ

43. J. B. Seaborn, D. Drechsel, H. Arenhovel, and

84, 278 (2021) [Phys. At. Nucl. 84, 389 (2021)].

W. Greiner, Phys. Lett. 23, 576 (1966).

32. V. V. Varlamov, A. I. Davydov, and V. N. Orlin, Eur.

44. A. Veyssi `ere, H. Beil, R. Berg `ere, P. Carlos,

Phys. J. A 57, 287 (2021).

A. Lepr ˆetre, and A. De Miniac, Nucl. Phys. A 227,

33. K. Min and T. A. White, Phys. Rev. Lett. 21, 1200

513 (1974).

(1968).

45. J. T. Caldwell, R. L. Bramblett, B. L. Berman,

34. D. G. Owen, E. G. Muirhead, and B. M. Spicer, Nucl.

R. R. Harvey, and S. C. Fultz, Phys. Rev. Lett. 15,

976 (1965).

Phys. A 140, 523 (1970).

RELIABILITY OF PHOTONUCLEAR EXPERIMENTS RESULTS FOR⁵⁸Ni

V. V. Varlamov¹⁾, A. I. Davydov²⁾, V. N. Orlin¹⁾

¹⁾Skobeltsyn Institute of Nuclear Physics of Lomonosov Moscow State University, Russia

²⁾Faculty of Physics, Lomonosov Moscow State University, Russia

The reliability of experimental data on partial photoneutron reaction cross sections (γ, 1n) and (γ, 2n) for

⁵⁸Ni obtained in experiments carried out using beams of both bremsstrahlung and quasimonoenergetic

annihilation photons were analyzed using the objective physical criteria. It was found out that data obtained

using bremsstrahlung are not reliable definitely. At the same time it was shown that there are serious

doubts in reliability of data obtained using quasimonoenergetic photons and the method of photoneutron

multiplicity sorting. New reliable cross sections of partial and total photoneutron reactions were obtained

using the experimental-theoretical method of evaluation basing on the joint using of the experimental

neutron yield cross section which is rather independent of neutron multiplicity and the results of calculations

in the Combined Photo Nuclear Reaction Model (CPNRM). The significant disagreements between the

new reliable evaluated cross sections and the experimental ones for both partial reactions (γ, 1n) and (γ, 2n)

were analyzed in detail. It was shown that the main reason of disagreements is that experimental cross

section of (γ, 1n1p) reaction was unreliably (erroneously) interpreted as that of (γ, 2n) reaction.

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№4

2022