Известия РАН. Серия физическая, 2019, T. 83, № 4, стр. 451-459

ВВЕДЕНИЕ

Изучение ядерных реакций с участием нейтронно-избыточных слабосвязанных ядер позволяет получать информацию о структуре исследуемых ядер (кластеры, нейтронное гало и т.д.) [1] и ее проявлении в реакциях. Одним из критериев границ применимости и степени точности теоретических моделей является количественное согласие между величинами вычисленных и экспериментально измеренных полных сечений ядерных реакций. Результаты экспериментов по измерению полных сечений ${{\sigma }_{R}}(E)$ реакций ^{6, 7, 9}Li + ²⁸Si в зависимости от энергии налетающего пучка, выполненных ранее [2–4], показали, что в реакции ⁹Li + ²⁸Si в диапазоне энергий E = 10−20 А · МэВ величина полного сечения значительно превышает величину полного сечения реакции ⁷Li + ²⁸Si [2], что не объяснялось существовавшими на тот момент теоретическими моделями. Динамическая модель, предложенная в работе [2], связывает такое превышение с изменениями при столкновении ядер пространственного распределения нейтронов из внешней скин-оболочки ядра ⁹Li. Значение 4 МэВ энергии отделения нейтрона от ядра ⁹Li является промежуточным между типичным значением 8 МэВ для тяжелых ядер и значениями в диапазоне 0.5−2 МэВ, характерными для ядер с так называемым нейтронным гало, например ¹¹Li, ^{6, 8}Не. Измеренные в работах [5, 6] и рассчитанные в работе [7] полные сечения реакций с участием слабосвязанных ядер ⁶Не и ¹¹Li можно представить в виде суммы сечения реакции с ядерным кором и сечения потери внешних нейтронов, ${{\sigma }_{R}}\left( {^{6}{\text{He}}} \right)$ ≈ ${{\sigma }_{R}}\left( {^{4}{\text{He}}} \right) + {{\sigma }_{{ - 2n}}}\left( {^{6}{\text{He}}} \right)$ и ${{\sigma }_{R}}\left( {^{{11}}{\text{Li}}} \right)$ ≈ ≈ ${{\sigma }_{R}}\left( {^{9}{\text{Li}}} \right) + {{\sigma }_{{ - 2n}}}\left( {^{{11}}{\text{Li}}} \right)$ соответственно, причем вылет нейтронов в реакциях ¹¹Li с мишенями Au, Ni, Be при энергии пучка 29 А ∙ МэВ сильно анизотропен с максимумом выхода в узком интервале передних углов [8]. Это подтверждает, что при развале ядер с низкой энергией отделения нейтрона значительная часть нейтронов летит в передние углы.

Данная работа посвящена измерениям полного сечения реакции ⁸He + ²⁸Si в диапазоне энергий E = 12−23 А · МэВ, а также реакций ⁹Li + ²⁸Si и ⁶He + ²⁸Si при энергиях около 36 и 39 А ∙ МэВ, соответственно. Эксперимент проводился методом трансмиссии, впервые использованным нами в работе [9]. С учетом выхода нейтронов вперед полные сечения реакций с ядрами ⁶He и ⁹Li нормировались на данные, полученные ранее в других работах, с поправками, зависящими от энергии отделения одного и двух внешних нейтронов ядер ⁶He и ⁹Li. Поправка для ядра ⁸He определена путем линейной интерполяции.

ПОСТАНОВКА ЭКСПЕРИМЕНТА

Экспериментальная установка и метод измерения полных сечений реакций с помощью регистрации мгновенного нейтронного и γ-излучения описаны в [9, 10]. Эксперимент проводился на ускорителе У-400М Лаборатории ядерных реакций ОИЯИ на канале ахроматического фрагмент-сепаратора ACCULINNA [11]. Первичный пучок ядер ¹⁵N с энергией 49.7 А · МэВ фокусировался на производящую мишень ⁹Be толщиной 2 мм. Вторичный пучок продуктов реакции фрагментации формировался и очищался с помощью магнитной системы фрагмент-сепаратора. На выходе последнего дипольного магнита сепаратора пучок попадал в прямолинейный участок длиной 8.5 м, где была установлена система для измерения времени пролета ${{T}_{{{\text{TOF}}}}},$ состоящая из двух тонких сцинтилляционных детекторов $\Delta {{E}_{{{\text{TOF1}}}}},$ $\Delta {{E}_{{{\text{TOF2}}}}}.$ Непосредственно за детектором $\Delta {{E}_{{{\text{TOF2}}}}}$ по направлению пучка располагался блок сменных полиэтиленовых пластин и система детекторов активной коллимации AC1 и AC2, между которыми находились тонкие полупроводниковые детекторы $\Delta E$ и $\Delta {{E}_{0}}.$

Схема установки для измерения полных сечений реакций показана на рис. 1. Пучок проходил через полиэтиленовые пластины, служащие для снижения его энергии, и фокусировался на позиционно-чувствительный двухслойный стриповый $\Delta E$-Si-детектор толщиной 300 мкм (детектор “16X−16Y”). Этот детектор находился в фокальной плоскости фрагмент-сепаратора и мог быть перемещен в позицию на оси пучка для настройки и контроля его параметров (интенсивность, профиль, изотопный состав). Сцинтилляционные детекторы активных коллиматоров AC1 и AC2 располагались на оси пучка таким образом, чтобы траектории частиц, пересекающие их, попадали в чувствительную область детектора-мишени $\Delta {{E}_{{\text{T}}}},$ не касаясь его элементов крепления, и проходили через выходное окно. Стартовый $\Delta {{E}_{0}}$-Si-детектор (толщиной 380 мкм) использовался для запуска системы сбора информации для каждого события пролета частиц пучка через $\Delta {{E}_{0}}$-детектор. Информация об энергетических потерях частиц пучка в $\Delta {{E}_{0}}$-детекторе использовалась при последующем offline-анализе, например, для идентификации частиц пучка с помощью двухмерного спектра (рис. 2а).

Мишень ($\Delta {{E}_{{\text{T}}}}$-Si-PIN-детектор толщиной 243 мкм) располагалась в тонкостенной (толщиной 2 мм) вакуумно-плотной цилиндрической камере из нержавеющей стали. С внешней стороны реакционная камера была окружена шестью сцинтилляционными CsI(Tl)-детекторами γ-спектрометра. Спектрометр с реакционной камерой располагался внутри свинцового куба с толщиной стенок 5 см. Внешние поверхности куба были закрыты блоками из борсодержащего полиэтилена толщиной 10 см.

Каждый CsI(Tl)-сцинтиллятор представлял собой прямую призму с основанием в форме правильного шестиугольника с радиусом описанной окружности 5 см. Сцинтиллятор с торца был оптически соединен с фотоумножителем, а с других поверхностей был покрыт светоотражающим и светозащитным слоями. Для дополнительной защиты от низкоэнергетических фоновых γ-квантов три внешние грани и основание сцинтилляторов закрывались тремя пластинами из меди, кадмия и свинца толщиной 1 мм каждая. Внутри чувствительной зоны γ-спектрометра располагался только детектор $\Delta {{E}_{{\text{T}}}},$ в то время как все другие $\Delta E$-детекторы были окружены защитой из свинца и вынесены за эту зону, что приводило к минимальному числу фоновых срабатываний γ-спектрометра.

Телесный угол, охватываемый CsI(Tl)-сцинтилляторами вокруг $\Delta {{E}_{{\text{T}}}}$-мишени составлял $\Omega = 4\pi {{\eta }_{0}},$ где ${{\eta }_{0}} \approx \cos {{\theta }_{{min}}}$ − геометрическая эффективность регистрации для изотропного выхода регистрируемых частиц, ${{\theta }_{{min}}}$ − минимальный угол между осью установки и направлением вылета γ-кванта или нейтрона из центра мишени с попаданием в объем CsI(Tl)-сцинтиллятора. Для установки, представленной на рис. 1, ${{\theta }_{{min}}} = 30^\circ $ и геометрическая эффективность регистрации изотропного излучения равна ${{\eta }_{0}} = 0.85.$

Каждый сеанс измерения при определенной энергии пучка проводился как с мишенью, так и без мишени. Экспериментальная информация со всех детекторов записывалась с помощью системы набора данных на накопитель для последующего offline-анализа каждого события пролета частицы пучка через стартовый $\Delta {{E}_{0}}$-детектор независимо от наличия реакции в $\Delta {{E}_{{\text{T}}}}$-детекторе. Для уменьшения эффекта возможного наложения импульсов в $\Delta {{E}_{0}}$- и $\Delta {{E}_{{\text{T}}}}$-детекторах интенсивность пучка ограничивалась значением 10³ с⁻¹. Энергия пучка менялась без значительной потери интенсивности в интервале 20−30 А · МэВ с помощью магнитной системы фрагмент-сепаратора, а в интервале 7−20 А · МэВ – полиэтиленовыми пластинами.

Двумерный спектр $\Delta {{E}_{0}} \cdot {{T}_{{{\text{TOF}}}}}$ идентификации частиц вторичного пучка представлен на рис. 2а. Из него видно, что изотопы ⁸He и ¹¹Li частиц пучка образуют хорошо разделенные области, позволяющие надежно выделять для последующего offline-анализа определенную группу частиц. Детекторы AC1, AC2 использовались в качестве активных коллиматоров [12] и служили для отбора событий пролета частиц пучка в заданном телесном угле с осью в центре мишени. На рис. 2б представлен двумерный корреляционный спектр ${{T}_{{{\text{AC1}}}}} \cdot {{T}_{{{\text{AC2}}}}}.$ Точками в центральной области двумерного спектра отмечены события, соответствующие сигналам с обоих детекторов АC1, АC2 в узком временном интервале, т.е. потоку ${{I}_{0}}$ частиц пучка, проходящих через оба детектора и падающих на центральную часть мишени.

Число событий реакции определялось из условий регистрации γ-кванта или нейтрона хотя бы в одном из шести детекторов спектрометра. Условие регистрации γ-кванта или нейтрона в детекторе графически представлено на рис. 2в контуром на двумерном амплитудно-временном спектре ${{E}_{{{\text{Cs}}}}} \cdot {{T}_{{{\text{Cs}}}}}$ CsI(Tl)-детектора. Нейтрон или γ-квант считались зарегистрированными CsI(Tl)-детектором, если точка на спектре ${{E}_{{{\text{Cs}}}}} \cdot {{T}_{{{\text{Cs}}}}}$ попадала внутрь контура.

Погрешности ${{\delta }_{E}},$ связанные с разбросом энергий пучка перед мишенью, определялись из анализа одномерных спектров ΔE₀ и T_TOF. Потери энергии ядер-снарядов на выходе из мишени $\Delta {{E}_{{\text{T}}}}$ рассчитывались с помощью программы LISE++ [13, 14]. Разброс энергетических потерь в мишени определялся выражением ${{\Delta }_{E}} = {{\left( {{{E}_{0}} - {{E}_{1}}} \right)} \mathord{\left/ {\vphantom {{\left( {{{E}_{0}} - {{E}_{1}}} \right)} 2}} \right. \kern-0em} 2} \gg {{\delta }_{E}}.$ Значение сечения приписывалось значению энергии ${{E}_{0}} - {{\Delta }_{E}}.$

АНАЛИЗ РЕЗУЛЬТАТОВ ИЗМЕРЕНИЙ

Метод трансмиссии пучка, использованный в эксперименте, заключался в измерении потока ${{I}_{0}}$ частиц, падающих на мишень, и его части $\Delta I,$ соответствующей неупругим каналам реакции. Величина $\Delta I$ равна

где n – число ядер мишени на единицу поверхности. В экспериментах с тонкими мишенями при выполнении условия $\Delta I \ll {{I}_{0}}$ формула (1) может быть приведена к виду

В идеальном случае уменьшение $\Delta I$ потока ${{I}_{0}}$ частиц, соответствующее неупругим каналам реакции, может быть измерено посредством регистрации продуктов реакции детектором, охватывающим телесный угол $4\pi $ вокруг мишени. В реальном случае эффективность регистрации зависит как от энергии γ-квантов (нейтронов), так и от охватываемого телесного угла. Эффективность регистрации слабо зависит от энергии γ-квантов (нейтронов) из-за достаточно большого объема используемых CsI(Tl)-сцинтилляторов [9], поэтому в данной работе учитывалось влияние только таких факторов как телесный угол (т.е. геометрическая эффективность регистрации), множественность M γ-излучения, анизотропия вылета нейтронов. Поскольку в использованной установке телесный угол, перекрываемый детекторами, составлял $\Omega = 4\pi {{\eta }_{0}} < 4\pi ,$ в действительности измерялась величина $\Delta \tilde {I} = \eta \Delta I,$ где $\eta $ − поправка, учитывающая все вышеуказанные факторы. При изотропном вылете продуктов реакции $\eta = {{\eta }_{0}},$ при относительном избытке вылета вперед под малыми углами $\eta < {{\eta }_{0}},$ при избытке вылета в направлении детекторов $1 \geqslant \eta > {{\eta }_{0}}.$

Для определения фоновых показаний с пучком ядер ^{6, 8}He и ⁹Li проводились измерения без мишени. Время облучения подбиралось таким образом, что число событий ${{I}_{0}}$ как с мишенью, так и без мишени, было примерно одинаковым.

Для определения эффективности $P(M)$ регистрации спектрометром γ-квантов различной множественности M был проведен модельный эксперимент с использованием радиоактивного источника ⁶⁰Со, установленного на место мишени. В измерениях с источником ⁶⁰Со в качестве стартового детектора использовался ${\text{CeB}}{{{\text{r}}}_{3}}$-детектор в форме куба со стороной 51 мм. Он располагался на оси пучка на расстоянии 10 см от источника ⁶⁰Со и не закрывал собой CsI(Tl)-детекторы спектрометра.

Ядро ⁶⁰Со испытывает бета-распад с образованием в 98.8% случаев дочернего ядра ⁶⁰Ni в возбужденном состоянии 4⁺. Переходы из него в состояние 2⁺, а затем в состояние 0⁺ сопровождаются испусканием γ-квантов с энергиями соответственно ${{E}_{{\gamma ,1}}} = $ 1173 кэВ и ${{E}_{{\gamma ,2}}} = $ 1332 кэВ. В масштабах временнóго разрешения детекторов установки испускание двух γ-квантов происходит одновременно. Регистрируя γ-квант с ${{E}_{{{\gamma },1}}} = $ 1173 кэВ в пике полного поглощения, мы выделяли событие испускания второго γ-кванта с ${{E}_{{{\gamma },2}}}.$ Путем объединения таких событий по два, три и т.д., моделировались события одновременного изотропного вылета двух, трех и т.д. γ-квантов ${{E}_{{{\gamma },2}}}.$

Система набора данных установки записывала события, в которых в ${\text{CeB}}{{{\text{r}}}_{3}}$-детекторе выделялась энергия 1173 ± 10 кэВ, что в подавляющем большинстве случаев соответствовало событиям регистрации в ${\text{CeB}}{{{\text{r}}}_{3}}$-детекторе γ-кванта с ${{E}_{{{\gamma },1}}} = $ 1173 кэВ в пике полного поглощения (исключением являлись фоновые события, соответствующие пьедесталу под пиком полного поглощения в энергетическом спектре). Полное число таких событий обозначим как ${{n}_{1}}.$ В каждой записи о событии имелась информация о времени ${{T}_{{{\text{Cs}}}}}$ срабатывания и энерговыделении ${{E}_{{{\text{Cs}}}}}$ γ-излучения в CsI(Tl)-детекторах спектрометра. Поскольку временны́е характеристики стартовых детекторов ${\text{CeB}}{{{\text{r}}}_{3}}$ и $\Delta {{E}_{0}}$ (времена ${{T}_{{{\text{Cs}}}}}$ срабатывания пороговых дискриминаторов детектора относительно стартового сигнала с детекторов ${\text{CeB}}{{{\text{r}}}_{3}}$ и $\Delta {{E}_{0}}$) были близки, соответственно, и форма контуров на двумерных амплитудно-временных ${{E}_{{{\text{Cs}}}}} \cdot {{T}_{{{\text{Cs}}}}}$-спектрах CsI(Tl)-детекторов (рис. 2в) не потребовала изменения.

Гамма-квант с ${{E}_{{{\gamma },2}}} = $ 1332 кэВ (либо вторичные фотоны, электроны и позитроны, образующиеся при его взаимодействии с веществом детектора) считался зарегистрированным в одном или нескольких CsI(Tl)-детекторах, если точка на спектре ${{E}_{{{\text{Cs}}}}} \cdot {{T}_{{{\text{Cs}}}}}$ попадала внутрь контура соответствующего детектора. Число k сработавших детекторов называют кратностью срабатывания детекторов.

Экспериментальная эффективность регистрации спектрометром γ-излучения с энергией ${{E}_{{{\gamma },2}}}$ и множественностью $M = 1$ определялась по формуле

где $N_{k}^{{(1)}}$ – число событий, в которых было зарегистрировано срабатывание k детекторов с энерговыделением выше величины порога (150 кэВ).

Путем последовательного объединения ${{n}_{1}}$ событий формировались ${{n}_{M}} = {{{{n}_{1}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{n}_{1}}} M}} \right. \kern-0em} M}$ групп из M событий. Эти группы представляли собой новые (экспериментально смоделированные) события, в которых происходила изотропная эмиссия группы из М = 2, 3, 4, 5 γ-квантов с энергией ${{E}_{{{\gamma },2}}}.$ Определялось число $N_{k}^{{(M)}}$ событий, в которых было зарегистрировано срабатывание k детекторов с энерговыделением выше порога. Экспериментальная эффективность регистрации спектрометром γ-излучения множественностью M определялась по формуле

Полученная зависимость экспериментальной эффективности регистрации спектрометра от множественности $M \leqslant 5$ γ-излучения с ${{E}_{{{\gamma },2}}} = $ 1332 кэВ представлена на рис 3a. Видно, что с увеличением множественности $P(M) \to 1;$ для множественности $M > 5$ величина эффективности $P(M) > 0.96.$ Относительные частоты ${{w}_{M}}(k)$ кратности $k$ срабатывания детекторов спектрометра при регистрации $M$ γ-квантов

показаны на рис. 3б. Вероятность кратности $k$ срабатывания детекторов спектрометра при регистрации $M$ γ-квантов равна $P(M){{w}_{M}}(k).$

При измерениях без мишени связь числа $N_{k}^{'}$ срабатывания $k$ детекторов с потоком ${{I}_{0}}$ аппроксимировалось линейной зависимостью

Значения коэффициентов ${{\beta }_{k}}$ и их погрешности $\delta {{\beta }_{k}}$ определялись первоначально с помощью линейной регрессии. Практически значения параметров $N_{{0k}}^{'}$ оказались малы по модулю, поэтому в дальнейшем использовалось более простое выражение

с коэффициентами ${{\beta }_{k}},$ найденными методом наименьших квадратов по результатам m измерений

Числа $N_{k}^{'}$ срабатываний $k$ детекторов, коэффициенты ${{\beta }_{k}}$ и их погрешности $\delta {{\beta }_{k}}$ для нескольких энергий E и потоков ${{I}_{0}}$ ядер ⁹Li и ⁶Не при экспозициях без мишени приведены в табл. 1.

Числа ${{N}_{k}}$ срабатываний $k$ детекторов для потока ${{I}_{0}}$ ядер ⁶Не и ⁹Li при экспозиции с мишенью приведены в табл. 2. Результат измерения сечения реакции определялся с учетом кратности $k$ срабатывания в следующем порядке. Пусть при реакции с вероятностью $\Gamma (M)$ испускаются M γ-квантов и/или нейтронов. Тогда вероятность регистрации k фотонов и/или нейтронов (со срабатыванием k детекторов) в результате реакции равна

При полном числе взаимодействий $\Delta I = {{I}_{0}}{{\sigma }_{R}}n$ расчетное число их регистраций со срабатыванием $k$ детекторов составит

Обозначим ${{N}_{{{\gamma }k}}}$ число зарегистрированных событий со срабатыванием $k$ детекторов. Из условия равенства числа зарегистрированных событий ${{N}_{{{\gamma }k}}} - N_{{{\gamma }k}}^{'} = {{N}_{{{\gamma }k}}} - {{\beta }_{k}}{{I}_{0}}$ их расчетному значению

следует система линейных уравнений для неизвестных ${{\tilde {\sigma }}_{{RM}}} = \eta {{\sigma }_{{RM}}} = \eta {{\sigma }_{R}}\Gamma (M)$

Поскольку коэффициенты системы (12) определены с погрешностями, ее точное решение может приводить к нефизическим значениям ${{\tilde {\sigma }}_{{RM}}} < 0.$ Поэтому корректнее находить неизвестные ${{\tilde {\sigma }}_{{RM}}}$ из условия минимума суммы квадратов левых частей

при ограничении ${{\tilde {\sigma }}_{{RM}}} \geqslant 0.$ Полное сечение реакции ${{\sigma }_{R}}$ определяется формулами

Погрешности $\delta {{\beta }_{k}}$ коэффициентов ${{\beta }_{k}}$ приводят к погрешности $\Delta {{\tilde {\sigma }}_{R}}$ величины ${{\tilde {\sigma }}_{R}}.$ Оценка $\Delta {{\tilde {\sigma }}_{R}}$ может быть получена по формуле

где $\tilde {\sigma }_{R}^{{( + )}}$ и $\tilde {\sigma }_{R}^{{( - )}}$ − значения, полученные для набора параметров ${{\beta }_{k}} + \delta {{\beta }_{k}}$ и ${{\beta }_{k}} - \delta {{\beta }_{k}},$ соответственно. Для оценки относительной ${{\varepsilon }_{\sigma }}$ и абсолютной $\Delta {{\sigma }_{R}}$ погрешностей полного сечения реакции были использованы выражения

Полное сечение реакции ⁹Li + ²⁸Si при энергии 35.9 A · МэВ, вычисленное с учетом поправки $\eta ,$ равной геометрической эффективности регистрации $\eta = {{\eta }_{0}} = 0.85,$ приведено в табл. 2 и на рис. 4а. Минимальное удаление полученной точки (для $\eta = \max \left\{ \eta \right\} = {{\eta }_{0}}$) от сглаженной кривой, проведенной через известные экспериментальные точки, позволяет считать изотропным испускание γ-квантов и нейтронов, образующихся при реакции ⁹Li + ²⁸Si. Отметим, что найденное экспериментальное значение полного сечения реакции хорошо согласуется с результатами теоретического расчета из работы [2].

Для реакции ⁶Не + ²⁸Si расчет с поправкой $\eta $, равной геометрической эффективности регистрации $\eta = {{\eta }_{0}} = 0.85,$ дает (в отличие от реакции ⁹Li + ²⁸Si) результат, заниженный по сравнению с результатами других работ (см. рис. 4б и табл. 2). Это может служить косвенным подтверждением анизотропного характера вылета нейтронов для реакции ⁶Не + ²⁸Si. Из-за малости энергии отделения нейтрона от ядер ⁶He (1.9 МэВ [16–18]), ⁸He (2.5 МэВ [16–18]) повышенную вероятность вылета вперед под малыми углами могут иметь нейтроны, образующиеся при развале ядра-снаряда [8]. Использование поправки $\eta = 0.78 < {{\eta }_{0}}$ приводит к значению полного сечения, соответствующему точке на сглаженной кривой, построенной по известным экспериментальным данным (рис. 4б). Границам доверительного интервала для сечения с учетом погрешностей измерений соответствует доверительный интервал значений поправки $\eta = 0.78 \pm 0.04.$

Значения поправки $\eta $ для реакций ⁶He + ²⁸Si и ⁹Li + ²⁸Si приведены на рис. 5 в зависимости от энергии ${{E}_{s}}$ отделения одного и двух внешних нейтронов от ядер ⁶He и ⁹Li. Видно, что поправка $\eta $ стремится к геометрической эффективности регистрации $\eta \to {{\eta }_{0}}$ при ${{E}_{s}} \gg 1$ МэВ, и убывает $\eta < {{\eta }_{0}}$ при уменьшении ${{E}_{s}}.$ Это позволяет получить с помощью значений энергии E_s отделения одного нейтрона (2 МэВ, [16–18]) интервальную оценку поправки $\eta = \left\langle \eta \right\rangle \pm \delta \eta $ для реакции ⁸He + ²⁸Si. С учетом энергии связи одного и двух (2.5 МэВ, [16–18]) нейтронов ядра ⁸Не были получены значения $\left\langle \eta \right\rangle = $ 0.79, $\delta \eta = $ 0.03.

Числа ${{N}_{k}}$ срабатываний $k$ детекторов для потока ${{I}_{0}}$ ядер ⁸Не при экспозиции с мишенью приведены в табл. 3. Значения сечения для реакции ⁸He + ²⁸Si также приведены в табл. 3. Полученные полные сечения реакции ⁸He + ²⁸Si показаны на рис. 6 в сравнении с кривой для реакции ⁶He + ²⁸Si, полученной сглаживанием экспериментальных данных.

Видно, что значения полного сечения реакции ⁸He + ²⁸Si при энергии около 20 А · МэВ оказались близкими к значениям полного сечения реакции ⁶He + ²⁸Si. В диапазоне 12−16 А · МэВ полное сечение реакции ⁸He + ²⁸Si существенно выше полного сечения реакции ⁶He + ²⁸Si. Возможной причиной образования такого максимума для реакции ⁸He + ²⁸Si является влияние внешних нейтронов на энергетическую зависимость оптического потенциала. Похожий максимум наблюдался в реакции ⁹Li + ²⁸Si, для которой была обнаружена особенность в энергетической зависимости полного сечения в виде значительного повышения сечения (“бампа”) в диапазоне энергий 10−30 А · МэВ [10] (рис. 4а). Теоретически это было объяснено следствием увеличения плотности вероятности нахождения внешних нейтронов ядра-снаряда в области между поверхностями ядер при их сближении. В работе [10] энергетическая зависимость оптического потенциала была получена в рамках микроскопического комплексного фолдинг-потенциала.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В работе измерены полные сечения реакций ^6, 8He + ²⁸Si и ⁹Li + ²⁸Si в диапазоне энергии пучка 12−39 А · МэВ методом трансмиссии с регистрацией мгновенного нейтронного и гамма-излучения. Полученные экспериментальные полные сечения реакции ⁸He + ²⁸Si находятся в согласии с опубликованными результатами и при этом охватывают ранее неисследованный диапазон низких энергий. Обнаружено, что в относительно узком диапазоне 12−16 А · МэВ полное сечение реакции ⁸He + ²⁸Si существенно выше полного сечения реакции ⁶He + ²⁸Si.

При обработке данных применена методика, учитывающая экспериментальные значения эффективности регистрации гамма-излучения различной множественности и кратности срабатывания детекторов спектрометра. Предложенный способ измерений с регистрацией мгновенного нейтронного и гамма-излучения составным спектрометром с несколькими сцинтилляционными детекторами в сочетании с описанной методикой обработки данных расширяет возможности метода трансмиссии по измерению полного сечения реакции.

Авторы выражают благодарность научной группе установки ACCULINNA за всемерную помощь при проведении экспериментов на пучках фрагмент-сепаратора.

Работа была поддержана грантом 17-12-01170 Российского научного фонда.