ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2022, том 85, № 5, с. 316-329

ЯДРА

НОВЫЕ ОЦЕНЕННЫЕ СЕЧЕНИЯ ФОТОНЕЙТРОННЫХ РЕАКЦИЙ

НА ЯДРЕ⁶⁰Ni

Поступила в редакцию 05.04.2022 г.; после доработки 05.04.2022 г.; принята к публикации 07.04.2022 г.

С помощью объективных физических критериев исследована достоверность сечений парциальных

фотонейтронных реакций (γ, 1n) и (γ, 2n) на ядре⁶⁰Ni, полученных в экспериментах на пучках как

тормозного γ-излучения, так и квазимоноэнергетических аннигиляционных фотонов. Установлено,

что в то время, как данные, полученные с помощью тормозного γ-излучения, физическим критериям

не удовлетворяют и определенно не являются достоверными, к достоверности данных, полученных с

квазимоноэнергетическими фотонами, имеются серьезные претензии. Сечения парциальных реакций

на ядре⁶⁰Ni, удовлетворяющие физическим критериям, оценены с помощью экспериментально-

теоретического метода, в котором совместно использованы экспериментальные данные только по

сечению выхода нейтронов и результаты расчетов сечений парциальных реакций в рамках комби-

нированной модели фотоядерных реакций (КМФЯР), не зависящие от проблем экспериментального

определения множественности нейтронов. Установлено, что расхождения оцененных и эксперимен-

тальных сечений реакций обусловлены присутствием в экспериментальных данных систематических

погрешностей использованного в эксперименте метода определения множественности нейтронов по

их измеряемым энергиям. Обнаружено, что соотношения оцененных и экспериментальных данных в

соседних ядрах⁶⁰Ni и⁵⁸Ni существенно различаются, что обусловлено особенностями процессов их

фоторасщепления, прежде всего, значительными различиями энергетических порогов и абсолютных

величин сечений реакций (γ, 1n1p) и (γ, 2n).

DOI: 10.31857/S0044002722050105

1. ВВЕДЕНИЕ

∫

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

= α W(E^M,E)σ(E)dE,

в области энергий Гигантского Дипольного Резо-

Eпор

нанса (ГДР) на ядрах58,60Ni получены в экспе-

риментах, выполненных на пучках как тормозно-

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

го γ-излучения [1-4], так и квазимоноэнергети-

гетическим порогом E_пор при энергии фотонов

ческих аннигиляционных фотонов, образующихся

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

при аннигиляции на лету релятивистских позитро-

излучения с верхней границей E^M; N(E^M) — число

нов [5]. Методы получения сечений таких реакций

событий реакции; D(E^M) — доза γ-излучения; ε —

в экспериментах этих двух типов принципиально

эффективность детектора; α — нормировочная

различались. В экспериментах с тормозным γ-

константа, непосредственно возможно определе-

излучением, спектр фотонов которого W (E^M, E)

ние лишь сечения выхода нейтронов

является сплошным, в результате решения обрат-

ной задачи определения (развертки) сечения реак-

σ(γ, xn) = σ(γ, 1n) + 2σ(γ, 2n) +

(2)

ции σ(E) из ее измеренного выхода Y (E):

+ 3σ(γ, 3n) +

N (E^M)

Это обусловлено тем обстоятельством, что такие

Y (E^M) =

(1)

εD(E^M)

эксперименты проводятся в основном на пучках

бетатронов, и выход реакции измеряется в момент

¹⁾Московский государственный университет имени

действия импульса тормозного γ-излучения: при

М.В. Ломоносова, Научно-исследовательский институт

превышении верхней границей спектра фотонов

ядерной физики имени Д.В.Скобельцына, Москва,

тормозного γ-излучения энергетических порогов

Россия.

B1n и B2n (B3n и др.) парциальных реакций

²⁾Московский государственный университет имени

М. В. Ломоносова, физический факультет, Москва,

(γ, 1n) и (γ, 2n) и др. регистрируются нейтроны,

Россия.

образующиеся во всех энергетически возможных

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

реакциях. Для определения сечений парциальных

316

НОВЫЕ ОЦЕНЕННЫЕ СЕЧЕНИЯ

317

реакций используются специальные методы, наи-

в различных Атласах [9, 10] и включены в меж-

большее распространение среди которых получил

дународную электронную базу данных по ядерным

метод внесения в экспериментальное сечение вы-

реакциям [11], содержащую числовую информа-

хода σ(γ,xn) поправок, рассчитываемых по стати-

цию практически по всем исследованным сечени-

стической теории [6]. С помощью таких поправок

ям реакций. Создание этой базы данных позво-

в области энергий до порога B3n реакции (γ,3n)

лило провести системный сравнительный анализ

возможно определение сечения реакции (γ, 2n),

результатов разных экспериментов для большого

которое, в свою очередь, позволяет определить и

количества ядер. Было установлено, что сечения

сечение реакции (γ, 1n):

реакций, полученные в экспериментах описанных

двух основных типов, существенно различаются

σ(γ, 1n) = σ(γ, xn) - 2σ(γ, 2n)

(3)

и по форме, и по абсолютной величине [12, 13].

и сечение полной фотонейтронной реакции

Было показано, что расхождения по форме меж-

ду сечениями реакций, полученными с помощью

σ(γ, sn) = σ(γ, 1n) + σ(γ, 2n) =

(4)

тормозного γ-излучения и квазимоноэнергетиче-

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

ских аннигиляционных фотонов, обусловлены су-

щественно разными достигаемыми эффективны-

В альтернативных экспериментах прямого из-

ми энергетическими разрешениями, а расхождения

мерения сечений фотонейтронных реакций исполь-

по абсолютной величине в основном обусловлены

зовались квазимоноэнергетические фотоны, обра-

различиями методов нормировки эксперименталь-

зующиеся при аннигиляции на лету релятивистских

ных данных [14].

позитронов [7, 8]. Вылетающие вперед аннигиляци-

Вместе с тем было обнаружено, что между

онные фотоны имеют энергию, практически равную

результатами экспериментов с квазимоноэнергети-

энергии позитронов. Такие квазимоноэнергетиче-

ческими аннигиляционными фотонами, абсолютное

ские фотоны сопровождаются фотонами тормоз-

большинство которых было получено в двух

ного γ-излучения от позитронов, спектр которых,

лабораториях — в Ливерморе (США) и Сакле

как и спектр тормозного γ-излучения от электро-

(Франция) — имеются существенные расхождения

нов, является сплошным, что требует исключения

[15-18]. Для 19 ядер (⁵¹V,⁷⁵As,⁸⁹Y,⁹⁰Zr,¹¹⁵In,

вкладов таких фотонов в сечение реакции. С этой

целью эксперименты такого типа проводятся в три

116-118,120,124Sn,

¹²⁷I,

¹³³Cs,¹⁵⁹Tb,¹⁶⁵Ho,¹⁸¹Ta,

этапа:

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

полных и парциальных реакций были определены

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

в обеих лабораториях, было установлено [15-

позитронов;

18], что между сечениями парциальных реакций,

полученными в этих лабораториях, наблюдаются

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

расхождения до 100% величины, причем сечения

электронов;

реакции (γ, 1n) имеют заметно б ´ольшие вели-

чины в Сакле, а реакции (γ, 2n) — в Ливер-

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

море. Средние значения отношений интеграль-

тры фотонов тормозного γ-излучения пози-

ных сечений для парциальных реакций равны

тронов и электронов идентичны) разности

соответственно 〈σинтC(γ, 1n)/σинтЛ(γ, 1n)〉 = 1.08 и

〈σ^интC(γ, 2n)/σ^интЛ(γ, 2n)〉 = 0.83. Это означает, что

Y (E^M) = Y_e+ (E^M) - Y_e- (E^M),

(5)

наблюдаемые расхождения определенно являются

систематическими. При этом расхождения между

которая и интерпретируется как сечение взаимо-

сечениями выхода нейтронов (2), включающими в

действия квазимоноэнергетических фотонов с ис-

себя нейтроны из всех энергетических возможных

следуемым ядром: Y (E^M) ≈ σ(E).

парциальных реакций, оказываются относительно

Измерения проводятся между импульсами

небольшими (∼10%). Из этого следует, что ос-

линейного ускорителя при использовании метода

новными причинами обсуждаемых расхождений

разделения фотонейтронов по множественности,

между сечениями парциальных реакций являются

определяемой по энергии нейтронов, непосред-

систематические погрешности использованных

ственно определяются сечения парциальных реак-

методов определения множественности нейтронов

ций, которые затем используются для определения

в тех областях энергий налетающих фотонов, в

сечения выхода нейтронов (1) и сечения полной

которых различные парциальные реакции кон-

фотонейтронной реакции (4).

курируют. В исследованиях, выполненных для

Большинство определенных в экспериментах

большого количества ядер от⁵¹V до²⁰⁹Bi, бы-

обоего типа сечений как парциальных, так и пол-

ло установлено [19-40], что во многих случаях

ных фотонейтронных реакций были опубликованы

сечения парциальных реакций, определенные с

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№5

2022

318

ВАРЛАМОВ и др.

помощью метода разделения фотонейтронов по

экспериментах, наблюдаются обратные соотноше-

множественности, не соответствуют объективным

ния);

физическим критериям достоверности

[19,

20].

Было показано, что основной причиной обсуж-

— экспериментальные сечения разных реакций

даемых расхождений является неоднозначность

существенно расходятся с результатами различных

идентификации в этом методе множественности

теоретических расчетов.

нейтронов по измеряемой экспериментально их

энергии. Вследствие близости энергетических

Детальное исследование достоверности экспе-

спектров нейтронов, принадлежащих разным пар-

риментальных данных с использованием объектив-

циальным реакциям [34], часть нейтронов из 1n-

ных физических критериев достоверности данных

реакции недостоверно (ошибочно) приписывается

и экспериментально-теоретического метода оцен-

2n-реакции и наоборот.

ки [19, 20] было выполнено для ядра⁵⁸Ni [45].

Как отмечалось выше, сечения парциальных

Установлены основные причины наблюдающихся

реакций (γ, 1n) и (γ, 2n) в области энергий ГДР

расхождений результатов разных экспериментов.

на ядрах58,60Ni были получены в эксперимен-

В случае результатов, полученных с помощью тор-

тах, выполненных на пучках как тормозного γ-

мозного γ-излучения [1-4], - это определенные

излучения [1-4], так и квазимоноэнергетических

погрешности описанной выше процедуры внесения

аннигиляционных фотонов [5]. В подробном срав-

поправок в сечение выхода нейтронов, рассчитыва-

нительном исследовании [5] данных этих экспе-

емых по статистической теории. В случае резуль-

риментов с результатами разных теоретических

татов, полученных с помощью квазимоноэнерге-

расчетов [41-44] было установлено, что все эти

тических фотонов [5], - это отсутствие учета су-

расчеты дают полуколичественное описание тех

щественного вклада реакции (γ, 1n1p), энергетиче-

или иных особенностей величины и формы экспе-

ский порог которой B1n1p = 19.6 МэВ на 2.9 МэВ

риментальных сечений реакций в области энергий

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

налетающих фотонов до ∼20 МэВ. При б ´ольших

а величина сечения σ(γ, 1n1p) приблизительно в

энергиях фотонов согласие экспериментальных и

теоретических сечений существенно хуже, а при

20 раз превышает сечение σ(γ, 2n). В двухнуклон-

энергиях, превышающих ∼25 МэВ, все расчеты

ной реакции (γ, 1n1p) энергия возбуждения иссле-

[41-44] особенностей экспериментальных сечений

дуемого ядра делится между нейтроном и протоном

не воспроизводят.

приблизительно так же, как и в другой двухнук-

Именно в области энергий фотонов, превышаю-

лонной реакции (γ, 2n), а, следовательно, энергии

щих ∼20 МэВ, конкурируют между собой сечения

нейтронов, образующихся в таких реакциях, могут

парциальных реакций (γ, 1n) и (γ, 2n) на изотопах

быть весьма близки. Однако в первой из этих

никеля, поскольку B2n (⁵⁸Ni) = 22.5 МэВ и B2n

реакций множественность нейтронов равна 1, а во

(⁶⁰Ni) = 20.4 МэВ. Достоверность эксперимен-

второй — 2, что вносит существенные погрешности

тальных данных по сечениям полных и парциаль-

в процедуру разделения нейтронов между такими

ных реакций на ядрах58,60Ni вызывает большой

реакциями. Было показано [45], что в случае ядра

интерес, поскольку:

⁵⁸Ni значительное количество нейтронов малых

— сечения выхода нейтронов (2), полученные в

энергий, образующихся в реакции (γ, 1n1p), бы-

нескольких экспериментах, выполненных на пуч-

ло интерпретировано [5] как нейтроны из реакции

ках тормозного γ-излучения и на пучке квазимоно-

(γ, 2n), а, следовательно, сечение σ(γ, 1n), фак-

энергетических фотонов, существенно расходятся;

тически представляющее собой сумму σ(γ, 1n) +

— сечения парциальных реакций, полученные

+ σ(γ,1n1p), было недостоверно (ошибочно) за-

в экспериментах обоего типа, также существенно

нижено, а сечение σ(γ, 2n) столь же недостоверно

расходятся;

завышено. Кроме того, в случае ядра⁵⁸Ni [45] были

— эксперименты на пучке квазимоноэнергети-

установлены и некоторые другие причины обсуж-

ческих фотонов были выполнены только в Ливер-

море, и, следовательно, возможность сравнения их

даемых расхождений, имеющие не физический, а

результатов с результатами аналогичных экспери-

технический характер.

ментов, выполненных в Сакле, отсутствует;

— данные, полученные для соседних изотопов

Настоящая работа посвящена детальному ана-

Ni, существенно различаются (сечения фотоней-

лизу достоверности результатов разных экспери-

тронных реакций в случае изотопа⁶⁰Ni в несколько

ментов, выполненных для ядра⁶⁰Ni, оценке новых

раз превышают соответствующие сечения реакций

достоверных сечений полных и парциальных реак-

в случае изотопа ⁵⁸Ni, тогда как между сечениями

ций для этого ядра и сравнению их особенностей с

фотопротонных реакций, определенных в других

особенностями данных для ядра⁵⁸Ni.

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№5

2022

НОВЫЕ ОЦЕНЕННЫЕ СЕЧЕНИЯ

319

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

E^ц.т(в МэВ) сечения выхода нейтронов σ(γ, xn) для ядра⁶⁰Ni

E^инт = B2n = 20.4 МэВ

E^инт = 30.0 МэВ

σ^инт

E^ц.т

σ^инт

E^ц.т

[1]

380.25

(1.72)

16.80

(0.33)

494.36

(2.64)

18.05

(0.45)

[2]

426.24

(4.83)

17.11

(0.84)

630.88

(6.92)

18.66

(0.91)

[4]

352.36

(1.35)

17.27

(0.28)

806.41

(2.80)

21.63

(0.36)

[5]

388.62

(1.96)

17.06

(0.35)

705.83

(2.99)

20.46

(0.38)

[46, 47]

420.33

(7.23)

17.15

(1.25)

663.34

(7.70)

19.87

(0.89)

[46, 47] корр.

392.33

(6.69)

17.09

(1.24)

613.32

(7.12)

19.78

(0.88)

2. СЕЧЕНИЯ ПОЛНЫХ И ПАРЦИАЛЬНЫХ

фотонов от 20.4 до 30.0 МэВ сечения, полученные

ФОТОНЕЙТРОННЫХ РЕАКЦИЙ

в экспериментах с тормозным γ-излучением [1-4],

НА ЯДРЕ⁶⁰Ni

существенно превышают теоретическое сечение.

Как это было сделано в предыдущем исследовании

2.1. Сечения выхода нейтронов

для ядра⁵⁸Ni [45], для дальнейших обсуждений

следует отметить, что результаты [3, 4] получены в

На рис. 1 проводится сравнение сечений вы-

аналогичных экспериментах, несколько различаю-

хода нейтронов σ(γ,xn) для ядра⁶⁰Ni, опреде-

щихся по достигнутому энергетическому разреше-

ленных в разных экспериментах, с результатами

нию, а сечения парциальных реакций в дополнение

расчета такого сечения в рамках КМФЯР [46, 47].

к сечению выхода нейтронов получены лишь в

Предравновесная экситонная модель основана на

эксперименте [4].

использовании плотностей уровней ядра, рассчи-

танных в модели Ферми-газа, и учитывает влияние

Обращает на себя внимание то обстоятельство,

на процессы формирования и распада ГДР ядра

что в области энергий фотонов ∼22.0-30.0 МэВ

эффектов, обусловленных его деформацией и изо-

значительное превышение сечения, полученного с

спиновым расщеплением ГДР. КМФЯР использо-

помощью тормозного γ-излучения [4], над теорети-

валась в исследованиях достоверности экспери-

ческим сечением [46, 47] (2.05([454.05 = 806.41 -

ментальных сечений парциальных фотонейтронных

- 352.36]/[220.99 = 613.32 - 392.33]) оказывается,

реакций на большом числе ядер [19-40]. Значения

как и в случае с данными для ядра⁵⁸Ni [45],

интегральных сечений и энергетических центров

сконцентрированным в области энергий фотонов

тяжести обсуждаемых сечений выхода нейтронов,

∼25-30 МэВ с максимумом при энергии ∼28 МэВ.

рассчитанные в области энергий фотонов как до

Это, как и в случае с ядром⁵⁸Ni, позволяет предпо-

порога B2n = 20.4 МэВ реакции (γ, 2n), так и до

ложить присутствие постороннего элемента, более

энергии 30 МэВ, приведены в табл. 1. Из данных

легкого по сравнению с никелем, и при использова-

рис. 1 и табл. 1 хорошо видно, что сечения выхода

нии выражения для описания зависимости энергии

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

максимума ГДР от атомного номера элемента A

даемых экспериментах, выполненных с помощью

как тормозного γ-излучения [1-4], так и квази-

E^{ГДР-макс} = 75A-1/3 МэВ

(6)

моноэнергетических фотонов [5], заметно отлича-

ются от теоретического сечения, рассчитанного в

оценить атомный номер постороннего элемента как

КМФЯР, во всей исследованной области энергий

A = 17, что соответствует такому элементу, как

налетающих фотонов. В области энергий фотонов

кислород. Это означает, что аналогично случаю

до B2n = 20.4 МэВ эти расхождения относительно

для ядра⁵⁸Ni [45], возможно, реальной мишенью в

невелики, однако при б ´ольших энергиях они стано-

эксперименте [4] был не чистый изотоп никеля⁶⁰Ni,

вятся существенными. Следует отметить, что в об-

а его оксид, что косвенно подтверждается наличием

ласти энергий до B2n = 20.4 МэВ наилучшее со-

максимумов с амплитудой ∼10-15 мбн в области

гласие с теоретическим сечением наблюдается для

энергий фотонов ∼22-30 МэВ в сечении реакции

сечения, полученного с квазимоноэнергетичеcки-

выхода нейтронов для ядра¹⁶O [48, 49].

ми фотонами [5], хотя при б ´ольших энергиях это

экспериментальное сечение несколько превышает

В случае ядра ⁶⁰Ni, как и в случае ядра ⁵⁸Ni [45],

теоретическое сечение. При этом в области энергий

наблюдаются существенные расхождения между

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№5

2022

320

ВАРЛАМОВ и др.

σ, мбн

100

B2n

E, МэВ

Рис. 1. Сравнение экспериментальных ([1] — пустые треугольники, [2] — ромбы, [3] — кресты, [4] — звезды, [5] —

заполненные треугольники) и теоретических ([46, 47] — кривые (штриховая — до, сплошная — после корректировки (см.

далее)) сечений выхода нейтронов σ(γ, xn) на ядре⁶⁰Ni.

результатами разных экспериментов [1-5], прояв-

Согласно этому определению положительные зна-

ляющиеся в области энергий налетающих фотонов,

чения таких отношений F_i не должны превышать

в которой между собой конкурируют парциальные

пределов 1.00, 0.50, 0.33, . . . соответственно для

реакции (γ, 1n) и (γ, 2n), которые делают актуаль-

i = 1, 2, 3,

Превышения отношениями Fэкспi

ным вопрос о достоверности экспериментальных

указанных верхних пределов означают [19-40], что

данных. Этот вопрос относительно данных для

в экспериментальных сечениях реакций присут-

ядра⁶⁰Ni рассматривается с помощью объектив-

ствуют систематические погрешности, вследствие

ных физических критериев достоверности данных

чего эти сечения не являются достоверными.

о сечениях парциальных реакций, предложенных

Для оценки сечений парциальных реакций, удо-

ранее [19, 20].

влетворяющих физическим критериям достоверно-

сти σ^оцен(γ, in), был использован эксперименталь-

но-теоретический метод [19, 20], в котором исполь-

2.2. Достоверность сечений парциальных реакций

зуется лишь экспериментальное сечение выхода

на ядре⁶⁰Ni

нейтронов σ^эксп(γ, xn), практически не зависящее

от проблем экспериментального разделения фото-

В исследованиях достоверности сечений пар-

нейтронов по множественности, поскольку вклю-

циальных фотонейтронных реакций для большого

чает в себя все образующиеся в разных реакциях

числа ядер от⁵¹V до²⁰⁹Bi [19-40] в качестве

нейтроны. Вклады сечений парциальных реакций в

объективных физических критериев достоверности

это сечение определяются с помощью отношений

данных [19, 20] были использованы отношения

Fi (7), рассчитанных в рамках КМФЯР [46, 47], ко-

сечений парциальных реакций к сечению выхода

торые также от обсуждаемых проблем не зависят:

нейтронов

σ^оцен(γ,in) = Fтеорiσ^эксп(γ,xn) =

(8)

Fi = σ(γ, in)/σ(γ, xn) =

(7)

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

= σ(γ,in)/[σ(γ,1n) + 2σ(γ,2n) +

На основании сравнения [22, 27, 31] данных, оце-

+ 3σ(γ, 3n) + . . .].

ненных с помощью экспериментально-теоретиче-

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№5

2022

НОВЫЕ ОЦЕНЕННЫЕ СЕЧЕНИЯ

321

ского метода, и экспериментальных данных для

(4) в сравнении с экспериментальными сече-

ядер¹⁸¹Ta,¹⁹⁷Au и²⁰⁹Bi, полученных на пучках

ниями [4, 5] представлены на рис. 3. Хорошо

тормозного γ-излучения активационным методом,

видны огромные расхождения между оцененными

который является альтернативным методу разделе-

сечениями реакций и данными эксперимента с

ния фотонейтронов по множественности, посколь-

тормозным γ-излучением [4], которые свидетель-

ку в нем разделение парциальных реакций осу-

ствуют о том, что в соответствии с данными для

ществляется по характеристикам не образующихся

отношений F1,2 результаты этого эксперимента

нейтронов, а конечных ядер реакций, было уста-

не являются достоверными. Соответствующие

новлено, что для достоверных экспериментальных

интегральные сечения представлены в табл.

данных отношения Fэкспi не должны заметно отли-

Из них следует, что в области энергий фотонов

чаться от Fтеорi, рассчитанных в КМФЯР [46, 47].

до

30.0

МэВ интегральное экспериментальное

сечение σ^{инт-эксп}(γ, xn) [4] заметно (на ∼14% =

Отношения F_i, полученные как для экспери-

ментальных, так и теоретических сечений реак-

= 806.41/704.89) превышает интегральное оценен-

ное сечение σ^{инт-оцен}(γ, xn). В то же время в этой

ций (γ, 1n) и (γ, 2n) на ядре⁶⁰Ni, приведены на

рис. 2. Хорошо видно, что результаты, получен-

области энергий σ^{инт-эксп}(γ, 1n) [4] оказывается

ные в экспериментах, выполненных с тормозным

приблизительно на ∼28% (437.03/551.85) меньше,

γ-излучением [1, 2, 4], определенно не являются

чем σ^{инт-оцен}(γ, 1n), а сечение σ^{инт-эксп}(γ, 2n) [4],

достоверными, поскольку для обоих сечений отно-

напротив, на

241%

(184.67/76.52) превышает

шения Fэксп1,2 существенно (в разы) отличаются от

σ^{инт-оцен}(γ,2n). Столь огромное расхождение под-

отношений Fтеор1,2. При этом F^эксп1 [1] > F^теор1, тогда

тверждает сделанный ранее вывод о том, что при-

чиной являются не какие-то физические причины,

как F^эксп2 [1] < F^теор2 и, напротив, F^эксп1 [4] < F^теор1,

обусловленные особенностями фоторасщепления

тогда как F^эксп2 [4] > F^теор2.

ядра⁶⁰Ni, а причины иной природы, технические,

Расхождения между отношениями Fэксп1,2 [5] и

вероятно, связанные с загрязнением мишени.

Fтеор1,2 оказываются существенно меньшими, хотя из

Весьма важно отметить то обстоятельство, что

данных, приведенных на рис. 2, следует, что F^эксп1

сечение σ^эксп(γ, 1n) [4], как и в случае ядра⁵⁸Ni

[5] заметно завышены, а F^эксп2 [5] занижены по

[45], опубликовано в области энергий фотонов

сравнению с соответствующими Fтеор1,2. Это опреде-

лишь до E = 25.3 МэВ, в то время как остальные

ленно свидетельствует о недостоверном перемеще-

из определенных сечений σ^эксп(γ, xn), σ^эксп(γ, sn)

нии некоторого количества нейтронов из реакции

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

(γ, 2n) в реакцию (γ, 1n).

такого положения дел полностью аналогична той,

которая была установлена ранее и для ядра⁵⁸Ni

[45], и понятна из данных, приведенных на рис. 3в.

3. НОВЫЕ ДОСТОВЕРНЫЕ СЕЧЕНИЯ

Сечение σ^эксп(γ, 1n) [37] резко уменьшается до

РЕАКЦИЙ НА ЯДРЕ⁶⁰Ni, ОЦЕНЕННЫЕ

нулевого значения при энергии E = 25.3 МэВ, что

С ПОМОЩЬЮ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНО-

заставляет предполагать, что при б ´ольших энер-

ТЕОРЕТИЧЕСКОГО МЕТОДА

гиях в этом сечении должны были бы появиться

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

физически запрещенные отрицательные значения,

на ядре⁶⁰Ni, удовлетворяющие физическим кри-

обусловленные тем, что многие нейтроны из этой

териям достоверности (7), были оценены описан-

реакции были недостоверно (ошибочно) приписаны

ным выше экспериментально-теоретическим ме-

реакции σ^эксп(γ, 2n) [4]. Это предположение под-

тодом (8), в котором использовались результаты

тверждается тем, что именно в этой области энер-

расчета отношений Fтеор1,2 в рамках КМФЯР [46, 47],

гий фотонов наблюдается экстремально большое

немного скорректированные для достижения наи-

недостоверное превышение сечения σ^эксп(γ, 2n) [4]

лучшего согласия экспериментального σ^эксп(γ, xn)

над сечением σ^оцен(γ, 2n).

и теоретического σ^теор(γ,xn) сечений выхода ней-

Вместе с тем из данных, приведенных в табл. 2,

тронов. На основании данных для интегральных

очевидно, что в соответствии с отношениями F1,2

сечений и энергетических центров тяжести, при-

оцененное сечение реакции (γ, 1n) оказывается

веденных в табл. 1, σ^теор(γ, xn) было умножено

заметно меньшим по сравнению с эксперимен-

на коэффициент 0.92 (388.62/420.33) и смещено к

тальным сечением, полученным в эксперименте [5]

меньшим энергиям фотонов на 0.090 МэВ (17.15-

(551.85 и 583.97 МэВ мбн), тогда как оцененное

17.06 МэВ).

сечение реакции (γ, 2n) оказывается, напротив, за-

Оцененные сечения реакций (γ, 1n) и (γ, 2n)

метно б ´ольшим по сравнению с эксперименталь-

на ядре⁶⁰Ni и полученное с их помощью оце-

ным сечением [5] (76.25 и 62.74 МэВ мбн). На

ненное сечение полной фотонейтронной реакции

рис. 4 представлены соответствующие разности

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№5

2022

322

ВАРЛАМОВ и др.

F₁

1.0

0.5

F₂

0.6

0.5

0.4

0.2

B2n

E, МэВ

Рис. 2. Отношения F1 (a) и F2 (б), полученные для ядра⁶⁰Ni с использованиемэкспериментальныхданных ([1] — пустые

треугольники, [4] — звезды, [5] — треугольники), в сравнении с результатами расчетов в КМФЯР ([46, 47] — кривые).

между экспериментальными и оцененными сечени-

Как и в случае ядра⁵⁸Ni [45], вследствие ис-

ями реакций (γ, 1n) и (γ, 2n)

пользования метода прямой регистрации нейтро-

нов в эксперименте [5] на ядре⁶⁰Ni сечение реак-

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

(9)

ции σ(γ, 1n) фактически представляет собой сум-

му сечений σ(γ, 1n) + σ(γ, 1n1p), что делает необ-

ходимым в области энергий ГДР рассматривать

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

(10)

конкуренцию всех трех реакций — (γ, 1n), (γ, 2n)

которые также полностью подтверждают выводы,

и (γ, 1n1p). Ранее при исследовании относительно

сделанные на основании данных для отношений

легких ядер (⁵¹V [40],⁵⁹Co [25],⁷⁵As [35] и⁵⁸Ni

F1,2, о том, что при проведении эксперимента [5]

[45]) было установлено, что двухнуклонная реак-

заметное количество нейтронов было недостоверно

ция (γ, 1n1p) является главным источником суще-

перемещено из реакции (γ, 2n) в реакцию (γ, 1n).

ственных систематических погрешностей процеду-

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№5

2022

324

ВАРЛАМОВ и др.

Таблица 2. Интегральные сечения σ^инт (в МэВ мбн), рассчитанные для областей энергий фотонов до B2n = 20.4 и

30.0 МэВ по оцененным и экспериментальным [1, 2, 4, 5] данным для ядра⁶⁰Ni

Реакция

(γ, xn)

(γ, sn)

(γ, 1n)

(γ, 2n)

E^инт = B2n = 20.4 МэВ

[1]

380.25

(1.72)

380.16

(2.96)

380.16

(1.73)

0.01

(2.42)

[2]

426.24

(4.83)

[4]

352.36

(1.35)

352.36

(1.35)

352.36

(1.35)

[5]

388.62

(1.96)

388.8

(1.96)

388.81

(1.96)

-0.01

(0.05)

Оценка

387.68

(4.98)

387.69

(4.98)

387.69

(4.98)

E^инт = 30.0 МэВ

[1]^∗

494.36

(2.64)

479.45

(3.53)

469.06

(1.74)

10.5

(3.08)

[2]^∗∗

630.88

(6.92)

[4]^∗∗∗

806.41

( 2.80)

621.74

(2.36)

437.03

(1.81)

184.67

(1.51)

[5]

705.83

(2.99)

646.71

(3.22)

583.97

(3.12)

62.74

(0.79)

Оценка

704.89

(5.77)

628.37

(5.64)

551.85

(5.51)

76.52

(1.21)

^∗ Экспериментальные сечения реакций [1], рассчитанные до энергии E^инт = 24.3 МэВ.

^∗∗ Экспериментальные сечения реакций [2], рассчитанные до энергии E^инт = 23.5 МэВ.

^∗∗∗ Экспериментальные сечения реакций [4], рассчитанные до энергии E^инт = 25.3 МэВ.

в реакции (γ,2n) — 2, что вносит существенные

σ(γ, 1n) + σ(γ, 1n1p), относительно невелико. Из

погрешности в процедуру разделения нейтронов

данных рис. 4 следует, что уменьшение сечения

между такими реакциями: некоторые нейтроны ма-

одной из реакций и соответствующее увеличение

лых энергий из реакции (γ, 1n1p) интерпретируют-

сечения другой имеют величины ∼5 мбн. Такие

ся как нейтроны из реакции (γ, 2n) и наоборот. Это

погрешности типичны для измерений на пучках

обусловлено тем, что в эксперименте [5] на основа-

квазимоноэнергетических фотонов, в которых для

нии данных об энергиях детектируемых нейтронов

разделения сечений реакций различной множе-

записывались события трех типов: 1) все случаи,

ственности используется измерение их энергии, и

когда нейтроны идентифицировались как “един-

установлены для большого количества исследо-

ственные”; 2) все случаи, когда появлялось два или

ванных ранее ядер [19-40].

более нейтронов, которые идентифицировались как

Как было показано [45], в случае ядра⁵⁸Ni

“двойные”; 3) все случаи, когда появлялись три

ситуация оказывается неблагоприятной для дан-

и более нейтронов, которые идентифицировались

ной процедуры определения множественности де-

как “тройные”. При близости энергий нейтронов из

тектируемых нейтронов, так как в этом случае

разных реакций статистический анализ данных по

практически все приписываемые в эксперименте

записываемым нейтронным событиям был затруд-

[5] на самом деле принадлежат реакции (γ, 1n1p).

нен, и в результате и сечение σ(γ, 1n), в действи-

Значительные различия в конкуренции между ре-

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

акциями (γ, 1n), (γ, 2n) и (γ, 1n1p) на ядрах58,60Ni

сечение σ(γ, 2n) определялись с существенными

могут быть объяснены существенными различия-

систематическими погрешностями.

ми процессов фоторасщепления обоих изотопов.

Эти различия могут быть проиллюстрированы дан-

ными, приведенными на рис. 5, на котором для

4. СООТНОШЕНИЯ ОЦЕНЕННЫХ

обоих изотопов проводится сравнение сечений вы-

И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ СЕЧЕНИЙ

хода нейтронов σ^эксп(γ,xn) с результатами рас-

РЕАКЦИЙ НА ЯДРАХ58,60Ni

четов сечений различных реакций, выполненных

И ОСОБЕННОСТИ

в КМФЯР [46, 47]. Прежде всего, обращает на

ИХ ФОТОРАСЩЕПЛЕНИЯ

себя внимание кардинальное расхождение данных

Обнаруженное в случае ядра⁶⁰Ni недостовер-

о сечениях реакций (γ, 1n1p) и (γ, 2n). В случае

ное перемещение нейтронов из реакции (γ, 2n)

ядра⁶⁰Ni сечения этих реакций весьма близки,

в реакцию (γ,1n), фактически — сумму реакций

тогда как в случае ядра⁵⁸Ni величина сечения

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№5

2022

НОВЫЕ ОЦЕНЕННЫЕ СЕЧЕНИЯ

325

Δσ, мбн

-5

-10

-15

E, МэВ

Рис. 4. Сравнение разностей между экспериментальнымии оцененнымисечениями реакций (γ, 1n) и (γ, 2n) на ядре⁶⁰Ni:

(Δσ(γ, 1n) (9) — кружки; Δσ(γ, 2n) (10) — квадраты).

реакции (γ, 2n) по сравнению с величиной сечения

— энергетические пороги B1n1p и B2n близки в

реакции (γ, 1n1p) пренебрежимо мала. В табл. 3

случае ядра⁶⁰Ni (20.0 и 20.4 МэВ соответственно),

приведены данные об энергетических порогах и аб-

тогда как в случае ядра⁵⁸Ni B1n1p = 19.6 МэВ,

солютных величинах сечений (рассчитанные в рам-

что на

2.9

МэВ ниже по сравнению с B2n =

ках КМФЯР) разных фотонейтронных реакций на

= 22.5 МэВ;

обоих изотопах в области ГДР вместе с данными и

— при столь большом превышении энергетиче-

для фотопротонных реакций, которые также игра-

ского порога B2n над порогом B1n1p в случае ядра

ют важную роль в процессах их фоторасщепления.

⁵⁸Ni сечение реакции (γ, 2n) оказывается практи-

Данные табл. 3 свидетельствуют о том, что в случае

чески полностью (в ∼20 раз, 0.3 мбн по сравнению

ядра⁶⁰Ni сечение реакции (γ, 1n1p) превышает

с 6.3 мбн) подавленным по сравнению с сечением

сечение реакции (γ, 2n) приблизительно в 20 раз.

реакции (γ, 1n1p);

В целом обращают на себя внимание следующие

— в ядре ⁵⁸Ni по сравнению с ядром ⁶⁰Ni на-

различия характеристик фотоядерных реакций на

ряду с существенным занижением роли “чисто”

ядрах58,60Ni:

нейтронных каналов (амплитуды сечений реакции

— при близости энергетических порогов B1n1p

(γ, 1n) имеют величины 26.5 мбн и 85.0 мбн, а

в обоих ядрах близки и абсолютные величины се-

реакции (γ, 2n) — 0.3 мбн и 7.8 мбн соответствен-

чений реакции (γ, 1n1p), имеющих максимумы при

но) наблюдается существенное завышение роли

энергии фотонов 31.0 МэВ с амплитудами 6.3 мбн

“чисто” протонных каналов (в случае (γ, 1p) — 81.6

в случае ядра ⁵⁸Ni и 7.7 мбн в случае ядра ⁶⁰Ni;

по сравнению с 51.8 мбн и в случае (γ, 2p) — 13.7

по сравнению с 2.2 мбн).

— при близости энергетических порогов B1n1p

Отмеченные своеобразные характеристики про-

и B2n в случае ядра ⁶⁰Ni близки и абсолютные ве-

личины сечений реакции (γ, 1n1p) и (γ, 2n), правда,

цессов фоторасщепления ядра⁵⁸Ni по сравнению

их максимумы расположены при несколько раз-

с фоторасщеплением ядра⁶⁰Ni нуждаются в спе-

личных энергиях фотонов — соответственно при

циальном исследовании. Однако предварительно и

энергии фотонов 31.0 МэВ с амплитудой 7.7 мбн и

весьма кратко они могут быть объяснены влияни-

при энергии 24.4 МэВ с амплитудой 7.8 мбн;

ем эффектов протонно-нейтронной симметрии на

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№5

2022

НОВЫЕ ОЦЕНЕННЫЕ СЕЧЕНИЯ

327

Таблица 3. Энергетические пороги (B), положения максимумов (E^макс) и абсолютные величины (σ^макс) [46, 47]

сечений основных фотонейтронных и фотопротонных реакций в области энергий ГДР ядер58,60Ni

⁵⁸Ni

⁶⁰Ni

Реакция

B, МэВ

E^макс, МэВ

σ^макс, мбн

B, МэВ

E^макс, МэВ

σ^макс, мбн

(γ, 1n)

12.2

17.0

26.5

11.4

18.0

85.0

(γ, 1n1p)

19.6

31.0

6.3

20.0

31.

7.7

(γ, 2n)

22.5

32.2

0.3

20.4

24.4

7.8

(γ, 1p)

8.2

18.6

81.6

9.5

20.8

51.8

(γ, 2p)

14.2

23.0

13.7

16.9

24.4

2.2

(γ, 1p) и реакций (γ, 2n) и (γ, 1n1p), которые со-

фотонейтронных реакций к сечению выхода ней-

ставляют соответственно B1n-B1p = 4.0 и B2n-

тронов — проанализирована достоверность экспе-

B1n1p = 2.9 МэВ в случае ядра⁵⁸Ni и B1n-B1p =

риментальных данных по сечениям реакций (γ, 1n)

= 1.9 и B2n-B1n1p = 0.4 МэВ в случае ядра ⁶⁰Ni

и (γ, 2n) на ядре⁶⁰Ni, полученных в экспериментах,

выполненных с помощью тормозного γ-излучения

(табл. 3). Это приводит к тому, что в⁵⁸Ni, пока

не испущен нейтрон, несмотря на действие куло-

[1-4] и квазимоноэнергетических аннигиляцион-

новского барьера, преобладают протонные каналы

ных фотонов [5]. Установлено, что сечения парци-

распада. В частности, как отмечалось, из данных

альных реакций, полученные с помощью тормоз-

ного γ-излучения, определенно являются недосто-

рис. 5 видно, что расчетное сечение реакции (γ, 2n)

верными, поскольку соответствующие отношения

пренебрежимо мало по сравнению с сечением ре-

акции (γ, 1n1p).

Fэксп1,2 значительно (в несколько раз) отличаются от

Расчет одночастичных протонных и нейтронных

Fтеор1,2, рассчитанных в рамках КМФЯР. В то же

уровней для обоих ядер в потенциале Вудса-

время обнаружено, что отношения Fэксп1,2, получен-

Саксона, базирующемся на экспериментальных

ные по данным эксперимента с квазимоноэнерге-

данных, использованных при построении оп-

тическими фотонами [5], также заметно и систе-

тического потенциала [53], дает для последних

матически отличаются от Fтеор1,2 (F^эксп1 > F^теор1, но

заполненных протонных и нейтронных орбита-

F^эксп2 < F^теор2). Следовательно, сечения реакций,

лей (уровней Ферми) значения энергий: E_F(p) =

полученные в эксперименте с квазимоноэнерге-

= -10.59 МэВ и E_F(n) = -12.64 МэВ для ⁵⁸Ni

тическими фотонами [5], также не удовлетворяют

и E_F(p) = -11.91 МэВ и E_F(n) = -11.88 МэВ

физическим критериям достоверности и не должны

для⁶⁰Ni, что хорошо согласуется с выводами,

быть рекомендованы для использования в исследо-

следующими из полуэмпирической формулы масс

ваниях и приложениях.

Вейцзеккера. Это означает, что в случае ядра⁵⁸Ni

С помощью экспериментально-теоретического

протонные каналы распада ГДР преобладают над

метода оценки [19, 20] при использовании экс-

нейтронными каналами. Расчеты, выполненные

периментального сечения выхода нейтронов [5] и

с использованием потенциала Вудса-Саксона,

результатов расчетов в рамках КМФЯР [46, 47]

свидетельствуют о том, что последние заполненные

получены новые сечения реакций (γ, 1n) и (γ, 2n)

нейтронные уровни в таком потенциале в случае

для ядра⁶⁰Ni, удовлетворяющие физическим кри-

ядра⁶⁰Ni имеют б ´ольшие энергии, чем заполнен-

териям, которые могут быть использованы в иссле-

ные протонные уровни, что приводит к б ´ольшей

дованиях и приложениях.

вероятности распада состояний ГДР именно по

нейтронным каналам. В то же время в случае ядра

Выполнено сравнение соотношений экспери-

⁵⁸Ni последние заполненные протонные уровни

ментальных и оцененных сечений реакции (γ, 1n),

имеют энергии, заметно превышающие энергии

по существу представляющей собой сумму реакций

нейтронных уровней, что приводит к тому, что

(γ, 1n) + (γ, 1n1p), и (γ, 2n) на ядре⁶⁰Ni с ана-

в этом ядре протонные каналы распада ГДР

логичными данными, полученными ранее [45] для

преобладают над нейтронными каналами.

ядра⁵⁸Ni. Установлено, что эти соотношения в

соседних изотопах кардинально различаются. Ос-

5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

новное различие заключается в том, что, как пока-

С помощью объективных физических критериев

зывают расчеты в рамках КМФЯР, величины сече-

[19, 20] — отношений F1,2 (7) сечений парциальных

ний двухнуклонных реакций, таких как (γ, 1n1p) и

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№5

2022

328

ВАРЛАМОВ и др.

(γ, 2n) в случае ядра⁶⁰Ni близки, тогда как в случае

14.

В. В. Варламов, Б. С. Ишханов, М. Е. Степанов,

ядра⁵⁸Ni сечение реакции (γ, 2n) пренебрежимо

Д. С. Руденко, Изв. РАН. Сер. физ. 67, 1570 (2003)

[Bull. Russ. Acad. Sci.: Phys. 67, 1733 (2003)].

мало по сравнению с сечением реакции (γ, 1n1p). В

15.

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

случае ядра⁵⁸Ni это приводит к тому, что экспери-

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

ментальное сечение реакции (γ, 2n) [5] практически

1137 (1984).

полностью является сечением реакции (γ, 1n1p).

16.

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

Наблюдаемое различие фотонуклонных реакций на

56 (1987).

ядрах58,60Ni может быть объяснено влиянием эф-

17.

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

фектов протонно-нейтронной симметрии на массу

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

Rev. C 36, 1286 (1987).

ядра, поскольку ядро⁵⁸Ni, по сравнению с⁶⁰Ni,

18.

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

является протонно-избыточным.

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

Исследования выполнены в Отделе электро-

1-2, 48 (2003).

магнитных процессов и взаимодействий атомных

19.

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

ядер Научно-исследовательского института ядер-

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

ной физики имени Д. В. Скобельцына Московского

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

государственного университета имени М. В. Ломо-

20.

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

носова.

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

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

21.

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

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

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

22.

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

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

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

(1968).

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

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

23.

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

Phys. A 140, 523 (1970).

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

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

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

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

24.

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

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

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

(1968)].

25.

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

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

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

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

78, 634 (2015)].

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

26.

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

(1970)].

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

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

78, 746 (2015)].

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

27.

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

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

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

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

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

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

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

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

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

28.

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

(1962).

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

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

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

Tables 38, 199 (1988).

(2016)].

10.

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

29.

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

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

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

(Vienna, Austria, 1999).

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

11.

Международная электронная база данных по

30.

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

ядерным реакциям: Секция ядерных данных

95, 054607 (2017).

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

31.

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

Нацио- нальный центр ядерных данных США,

96, 044606 (2017).

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

32.

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

данных фотоядерных экспериментов (ЦДФЭ)

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

НИИЯФ МГУ,

33.

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

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

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

12.

V. V. Varlamov, N. G. Efimkin, B. S. Ishkhanov,

34.

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

and V. V. Sapunenko, INDC(CCP)-393, IAEA NDS

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

(Vienna, Austria, 1994).

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

13.

V. V. Varlamov and B. S. Ishkhanov, INDC(CCP)-

35.

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

433, IAEA NDS (Vienna, Austria, 2002).

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

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№5

2022

НОВЫЕ ОЦЕНЕННЫЕ СЕЧЕНИЯ

329

36.

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

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

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

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

37.

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

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

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

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

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

(2020)].

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

38.

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

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

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

513 (1974).

39.

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

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

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

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

40.

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

976 (1965).

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

41.

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

50. C. F. v. Weizs ¨acker, Z. Phys. 96, 431 (1935).

42.

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

51. P. Moller, J. R. Nix, W. D. Myers, and W. J. Swiatecki,

(1971).

At. Data Nucl. Data Tables 59, 185 (1995).

43.

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

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

52. P. M ¨oller, A. J. Sierk, T. Ichikawa, and H. Sagawa, At.

44.

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

Data Nucl. Data Tables 109-110, 1 (2016).

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

53. A. J. Koning and J. P. Delaroche, Nucl. Phys. A 713,

45.

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

85, 237 (2022) [Phys. At. Nucl. 85, 316 (2022)].

231 (2003).

NEW EVALUATED DATA ON PHOTONUCLEAR REACTIONS’

CROSS SECTIONS FOR⁶⁰Ni

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 cross sections of (γ, 1n) and (γ, 2n) reactions on⁶⁰Ni obtained using beams of both

bremsstrahlung and quasimonoenergetic annihilation photons was investigated using objective physical

criteria. It was found that data obtained by bremsstrahlung do not satisfy the physical criteria and

definitely are not reliable. At the same time there are serious doubts in the reliability of data obtained

with quasimonoenergetic photons. Cross sections of partial reactions on⁶⁰Ni satisfying physical criteria

were evaluated using experimental-theoretical method in which experimental data for only neutron yield

cross section was used together with the results of theoretical calculations in the framework of the

Combined PhotoNuclear Reactions Model (CPNRM) also do not depend on the problems of experimental

determination of neutron multiplicity. It was found that the reasons of disagreements between evaluated

and experimental cross sections are the systematical uncertainties of the method of determination of

neutron multiplicities using the measured neutron energies. It was found that the competition of evaluated

and experimental data in the neighboring nuclei⁶⁰Ni and⁵⁸Ni shows significant discrepancy because of

specificfeatures of the photodisintegration processes,primarily of significant differencesbetweenthe energy

thresholds and cross-section absolute values of the reactions (γ, 1n1p) and (γ, 2n).

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85

№5

2022