Известия РАН. Серия физическая, 2020, T. 84, № 8, стр. 1152-1160

ВВЕДЕНИЕ

Исследование структуры легких экзотических ядер, лежащих на границе области стабильности, и особенностей реакций с их участием является важной задачей современной ядерной физики [1–6]. Необычность легких нейтронно-избыточных ядер с гало проявляется в неожиданно больших сечениях реакций [1] и особенностях их энергетической зависимости [4–9]. Использование в качестве мишеней кремниевых и пластиковых сцинтилляционных детекторов (с ядрами ²⁸Si и ¹²С соответственно) в большинстве ранее проведенных экспериментов (см., например, [5, 9]) не позволяло получить результаты для более тяжелых мишеней. В данной работе в качестве мишеней для пучков ^{6, 8}He, ⁹Li наряду с ядрами ²⁸Si были использованы и более тяжелые ядра ⁵⁹Co, ¹⁸¹Ta.

МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЯ ПОЛНЫХ СЕЧЕНИЙ РЕАКЦИИ

Полное сечение ядерных реакций ${{\sigma }_{R}}$ может быть получено путем измерения количества ${{I}_{0}}$ частиц, влетевших в мишень, и I частиц, вылетевших из мишени без взаимодействия:

где nd – приведенное число ядер мишени толщиной d, n – концентрация ядер атомов. При $n{{\sigma }_{R}} \ll 1$ можно с достаточной точностью ограничиться первым членом разложения экспоненты в ряд где ${{I}_{R}} = {{I}_{0}} - I$ − число событий реакций. Формула (2) применяется для определения полного сечения реакции в методе аттенюации пучка (от англ. attenuation − ослабление), впервые предложенном и реализованном в работе [10]. В экспериментах с использованием метода аттенюации пучка измеряются величины $I$ и ${{I}_{0}}.$ Формула (3) применяется для определения полного сечения реакции в методе регистрации продуктов реакции, впервые предложенном и реализованном в работе [11]. В экспериментах с использованием этого метода измеряются величины ${{I}_{R}}$ и ${{I}_{0}}.$ Многообразие вариантов реализации метода определяется способами измерения величины ${{I}_{R}}.$

В ряде экспериментов [7, 12, 13] число событий реакции ${{I}_{R}}$ вычислялось по формуле:

где N − число событий регистрации нейтронов и γ-квантов, ${{\varepsilon }_{{abs}}}$ – абсолютная эффективность детектора. Формула (4) применяется, в основном, для γ-калориметров и спектрометров с малым числом детекторов. Она является приближенной, поскольку в ней не учитывается число испускаемых в конкретном событии ядерной реакции нейтронов и γ-квантов, называемое множественностью $M.$ Характерной особенностью ядерных реакций с тяжелыми ионами в исследуемой области энергий является широкое распределение по множественности испускаемых γ-квантов и нейтронов. Процессы неупругого рассеяния сопровождаются эмиссией одного или нескольких γ-квантов, в то время как слияние или глубоко-неупругие передачи сопровождаются каскадами γ-квантов большой множественности, а также эмиссией нейтронов. Возбужденное составное ядро, образовавшееся в результате слияния ядер, обычно испускает нейтроны, также регистрируемые спектрометром. Нейтроны испускаются и при развале слабосвязанных ядер-снарядов при столкновениях с ядрами-мишенями. События реакций сопровождаются испусканием нейтронов и γ-квантов с разной множественностью, и поэтому регистрируются спектрометром с разной эффективностью. В работах [8, 9] описана процедура получения значений полных сечений реакций ${{\sigma }_{{\text{R}}}}$ из экспериментальных данных, полученных с помощью спектрометра, состоящего из шести сцинтилляционных детекторов. Измерялось распределение по числу ${{N}_{k}}$ ($k = 1, \ldots ,6$) сработавших детекторов за вычетом фона. Полное число событий реакции определялось суммой

Полное сечение реакции ${{\sigma }_{R}}$ вычислялось с учетом распределения по множественности $M$ испускания γ-квантов и нейтронов.

В настоящей работе для повышения точности измерений использован спектрометр с телесным углом, близким к 4π, и состоящий из двенадцати сцинтилляционных детекторов. С их помощью измерялось распределение по кратности − числу ${{N}_{k}}$ ($k = 1, \ldots ,12$) сработавших детекторов. Полное сечение реакции ${{\sigma }_{R}}$ определялось с учетом распределения по множественности $M$ испускания мгновенных γ-квантов и нейтронов, полученного из распределения по кратности.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА И КАЛИБРОВКА СОСТАВНОГО γ-СПЕКТРОМЕТРА

Основные элементы экспериментальной установки, подробно описанные в [8, 9], можно объединить в две группы, обозначенные на рис. 1 цифрами 1−8 и 9−10, соответственно. Первую группу составляли тонкие детекторы, обеспечивающие решение задачи транспортировки частиц пучка в мишень, их идентификации и отбора по траекториям. Идентификация частиц пучка проводилась с помощью измерения времени пролета T_ТOF (time of flight) на времяпролетной базе 9.7 м между пластиковым сцинтилляционным детектором 1 (рис. 1) и вторым активным коллиматором 6, а также потерь энергии ∆E₀ в стартовом Si-детекторе 5. Идентификация и определение траекторий частиц были необходимы для выбора ансамбля ${{I}_{0}}$ событий соударений частиц с центральной областью мишени без касания с элементами крепления и стенками реакционной камеры. Вторая группа включала в себя 12 сцинтилляционных CsI(Tl) детекторов с фотоэлектронными умножителями (ФЭУ), образующих составной γ-спектрометр, перекрывающий телесный угол ${{\Omega }_{{{\text{det}}}}}$ = $0.9 \cdot 4\pi $ вокруг мишени.

Для калибровки спектрометра использовался эталонный источник ⁶⁰Co 14 (рис. 1б), а также триггерный CeBr₃ γ-детектор 15 размером 50 × 50 × × 50 мм³ и β-счетчик на основе фотоумножителя 11, свето-сборника 12 и пластикового сцинтиллятора BC400 13 диаметром 10 мм и толщиной 1 мм. Для измерения источник ⁶⁰Co на пластиковом сцинтилляторе β-детектора устанавливался вместо мишени. ФЭУ β-детектора и CeBr₃ детектор располагались на расстоянии 90 мм от позиции мишени так, чтобы не перекрывать телесный угол спектрометра. Телесный угол, перекрываемый триггерным детектором CeBr₃ ${{\Omega }_{{tr}}} = {\text{0}}{\text{.021}}\pi {\text{ }}$ мал, поэтому его влиянием на эффективность регистрации спектрометра можно было пренебречь.

Ядро ⁶⁰Co в результате β⁻ распада в 99.88% случаев превращается в ядро ⁶⁰Ni* в возбужденном состоянии 4⁺, при этом энергия испущенных электронов не превышает 317.9 кэВ [14]. Последующие переходы ядра ⁶⁰Ni в состояние 2⁺, а затем в состояние 0⁺ сопровождаются испусканием γ‑квантов с энергиями 1173 и 1332 кэВ, соответственно. Времена жизни состояний 4⁺ и 2⁺ малы, поэтому последовательные события эмиссии β-частиц и γ‑квантов воспринимаются регистрирующей электроникой как одновременные. Регистрируя детектором с телесным углом ${{\Omega }_{{tr}}}$ γ-кванты с энергией 1332.5 кэВ в пике полного поглощения (фотопике), можно накапливать события испускания второго γ-кванта с энергией 1173 кэВ в телесный угол $\Omega = 4\pi - {{\Omega }_{{tr}}}$ = $4\pi \times (1 - {\text{0}}{\text{.021)}}{\text{.}}$ Энергетические спектры CeBr₃ детектора, полученные при калибровке γ-спектрометра с помощью источника ⁶⁰Co (по схеме на рис. 1б), представлены на рис. 2. На рис. 2а представлен инклюзивный энергетический спектр CeBr₃ триггерного детектора, включающий как события регистрации γ-квантов от ядра ⁶⁰Ni*, так и фоновые события. Регистрации γ‑квантов с энергиями 1173 кэВ и 1332 кэВ от ядра ⁶⁰Ni* соответствуют фотопики, указанные цифрами 1 и 2. Фоновые слабовыраженные пики 3–7 обусловлены регистрацией ионизирующего излучения от радиоактивных примесей в материале CeBr₃ сцинтиллятора [15]. На рис. 2б представлен энергетический спектр CeBr₃ триггерного детектора, полученный при условии совпадения быстрых импульсов от CeBr₃ и β-детекторов во временном окне ΔT ≈ 20 нс, графически изображенном контуром на двумерном спектре рис. 2в. Из рис. 2б видно, что фоновые события, образующие пьедестал под пиком 2 на рис. 2а, исключаются с помощью условия γ−β совпадения. Условие γ−β совпадения обеспечивает накопление событий испускания γ-квантов с множественностью $M = 1$ с относительной погрешностью менее 5%.

Накопление и запись событий с множественностью $M = 1$, и последующее объединение записей по две, три и т.д. позволяет получать записи смоделированных событий испускания γ-квантов с множественностью $M = 2,3$ и т.д. Эти смоделированные события соответствуют “одновременному” испусканию из источника двух, трех и т.д. γ-квантов с энергией E = 1173.2 кэВ. Число смоделированных событий излучения $M$ γ-квантов, в которых сработали k детекторов спектрометра, обозначим $N_{k}^{{(M)}},$ $k = 0, \ldots ,12.$ Абсолютную эффективность регистрации ${{\varepsilon }_{{abs}}}(M)$ спектрометром смоделированных событий излучения с множественностью $M$ можно определить как отношение полного числа зарегистрированных событий со срабатыванием k детекторов, от k = 1 до k = 12, к полному числу ${{n}_{M}}$ событий

Результаты измерения абсолютной эффективности регистрации ${{\varepsilon }_{{abs}}}(M)$ смоделированных событий с множественностью $M$ для γ-спектрометра с 6 и 12 детекторами представлены на рис. 3а. С помощью кода GEANT-4 [9] были смоделированы события регистрации описанной установкой изотропного излучения каскадов γ-квантов с энергией E = 1173.2 кэВ, которые испускались из центра мишени в полный телесный угол, и получена абсолютная эффективность регистрации, также представленная на рис. 3а. Видно, что рассчитанные эффективности регистрации практически совпадают с экспериментальными. Это подтверждает эквивалентность способа объединения событий регистрации отдельных γ-квантов измерению событий одновременного испускания нескольких γ-квантов. Поэтому результаты, полученные с источником ⁶⁰Со, использованы для анализа экспериментальных данных при исследовании изучаемых ядерных реакций.

Вероятности ${{w}_{M}}(k)$ срабатывания $k$ детекторов спектрометра при регистрации смоделированных событий излучения γ-каскадов множественностью $M$

показаны на рис. 3б, 3в, при этом

ЭКСПЕРИМЕНТ И ОБРАБОТКА ДАННЫХ

Эксперимент проводился на канале ахроматического фрагмент-сепаратора ACCULINNA [16] ускорителя У-400М Лаборатории ядерных реакций ОИЯИ. Продукты реакции первичного пучка ядер ¹⁵N с энергией 49.7 А ⋅ МэВ на производящей мишени ⁹Be толщиной 500 мкм формировались фрагмент-сепаратором и идентифицировались TOF–∆E₀ методом перед тем, как попасть в центр реакционной камеры, где устанавливались мишени. Двумерный спектр T_ТOF × ∆E₀ идентификации частиц пучка для одного из сеансов эксперимента представлен на рис. 4. Видно, что ядра ⁶He и ⁹Li образуют хорошо разделенные области, позволяющие надежно выделять для последующего анализа определенную группу частиц. В экспериментах были использованы следующие мишени: ²⁸Si (d = 790 мкм), ⁵⁹Co (d = 65 мкм), ¹⁸¹Ta (d = 110 мкм для ⁶He, ⁹Li и d = 216 мкм для ⁸He). Для каждого значения энергии частиц пучка проводились сеансы измерения с мишенью и без мишени. Длительность сеансов облучения мишени определялась необходимостью набора достаточно большого числа событий реакции N ~ 10³ для статистической достоверности результатов.

Пусть ${{N}_{k}},$ $N_{k}^{'}$ − числа зарегистрированных событий реакции со срабатыванием $k$ детекторов с мишенью и без мишени, соответственно.

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

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

Значения погрешности $\delta {{\beta }_{k}}$ оценивались с помощью линейной регрессии [8, 9]. Значения фоновых коэффициентов ${{\beta }_{k}}$ для пучка ядер ⁹Li с энергиями от 16 до 36 А · МэВ приведены на рис. 5: они монотонно убывают с ростом k. Относительные частоты ${{P}_{k}} = {{{{N}_{k}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{N}_{k}}} {{{I}_{0}}}}} \right. \kern-0em} {{{I}_{0}}}}$ числа зарегистрированных событий и их числа за вычетом фона ${{p}_{k}} = {{P}_{k}} - {{\beta }_{k}}$ для реакций ядер ⁹Li на мишенях ²⁸Si, ⁵⁹Co и ¹⁸¹Ta при энергиях 24, 20.8 и 22.7 А · МэВ, соответственно, также показаны на рис. 5. Для более легкой мишени ²⁸Si (рис. 5а) преобладают события с малой кратностью, при этом значения относительной частоты ${{p}_{k}}$ быстро убывают с ростом k в сравнительно узком интервале $1 \leqslant k \leqslant 7.$ Для мишени ⁵⁹Co (рис. 5б) распределение ${{p}_{k}}$ имеет максимум при k = 5 с протяженностью распределения $1 \leqslant k \leqslant 10.$ Для самой тяжелой мишени ¹⁸¹Ta (рис. 5в) наблюдается широкое распределение на всем доступном интервале $1 \leqslant k \leqslant 12$ с максимумами при k = 1 и k = 9. С учетом быстрого уменьшения значений ${{N}_{k}}$ с ростом k при расчете полного сечения реакции для мишени ²⁸Si, значение ${{M}_{{max}}}$ было выбрано равным 12, а для мишеней ⁵⁹Co и ¹⁸¹Ta использовалось значение ${{M}_{{max}}}$ = 36.

Результат измерения сечения реакции с учетом кратности $k$ срабатывания детекторов составного спектрометра определялся следующим образом. Пусть в каждом событии реакции M γ‑квантов (и/или нейтронов) испускаются с вероятностью $\Gamma (M)$, $1 \leqslant M \leqslant {{M}_{{max}}},$ тогда вероятность срабатывания k детекторов при регистрации реакции равна

При полном числе реакций ${{I}_{R}} = {{I}_{0}}{{\sigma }_{R}}nd,$ расчетное число их регистраций со срабатыванием $k$ детекторов составит

Здесь $\eta $ – поправка, учитывающая неизотропный выход нейтронов вперед при развале слабосвязанных ядер ⁶He, ⁸He. Она определена в работах [8, 9] в предположении, что зависит, главным образом, от энергии отделения одного и двух внешних нейтронов, Для нахождения значений $\eta $ полные сечения реакций с ядрами ⁶He, ⁸He и ⁹Li нормировались на данные, полученные ранее в других работах. Из условия равенства числа зарегистрированных событий их расчетному значению ${{N}_{k}} - N_{k}^{'} = {{N}_{k}} - {{\beta }_{k}}{{I}_{0}}$ следует система линейных уравнений для неизвестных ${{\tilde {\sigma }}_{M}} = \eta {{\sigma }_{M}}$ = = $\eta {{\sigma }_{R}}\Gamma (M)$

Поскольку коэффициенты системы (13) определены с погрешностями, ее точное решение может приводить к нефизическим значениям ${{\tilde {\sigma }}_{M}} < 0.$ Поэтому корректнее находить неизвестные величины ${{\tilde {\sigma }}_{M}}$ из условия минимума суммы квадратов левых частей

при ограничении ${{\tilde {\sigma }}_{M}} \geqslant 0.$ Приближенные значения величин ${{\tilde {\sigma }}_{M}}$ для реакций ядер ⁹Li на мишенях ²⁸Si, ⁵⁹Co и ¹⁸¹Ta при энергиях 24, 20.8 и 22.7 А · МэВ, соответственно, показаны на рис. 6. Для более легкой мишени ²⁸Si (рис. 6а) преобладают события реакции с малой множественностью $1 \leqslant M \leqslant 9.$ Для мишени ⁵⁹Co (рис. 6б) распределение по множественности ${{\tilde {\sigma }}_{M}}$ более широкое $1 \leqslant M \leqslant 15$. Для самой тяжелой мишени ¹⁸¹Ta (рис. 6в) ширина распределения примерно вдвое больше: $1 \leqslant M \leqslant 27.$ Расчеты сечений образования составного ядра с испарением нейтронов и заряженных частиц, проведенные с использованием базы знаний NRV [14], качественно подтвердили возможность вылета большего числа испарительных нейтронов (до 20) в реакциях с ядрами ¹⁸¹Ta при энергиях до 40 A ∙ МэВ. В реакциях с ядрами ⁵⁹Co и ²⁸Si число испарительных нейтронов меньше – до 11 и 10, соответственно. Экспериментальные значения множественности зарегистрированных нейтронов и гамма-квантов, представленные на рис. 6, качественно согласуются с расчетами для испарения нейтронов.

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

Полные сечения реакций ядер ⁹Li на мишенях ²⁸Si, ⁵⁹Co и ¹⁸¹Ta в диапазоне энергий ${{E}_{{{\text{lab}}}}}$ = = 16–36 A ∙ МэВ, полученные по формуле (15), приведены на рис. 7. При вычислениях было использовано значение поправки $\eta = 0.97 \pm 0.03,$ при котором величины полного сечения реакции ⁹Li + ²⁸Si при энергиях пучка ⁹Li около 30 A ∙ МэВ в пределах погрешностей перекрываются со значениями, полученными в работе [17]. Полные сечения реакции ⁹Li + ²⁸Si в области энергий пучка 16–25 A ∙ МэВ, полученные в данной работе, примерно на 350 мб меньше сечений, полученных в работе [7]. Различие может быть обусловлено менее совершенной реализацией метода обработки данных в более ранних экспериментах [7], где величины сечений получали по формуле (4), в которой не учитывается распределение по кратности сработавших детекторов.

Из рис. 7 видно, что величины полного сечения реакции ⁹Li + ²⁸Si примерно на 100 мб превышают полные сечения реакции ⁷Li + ²⁸Si. Этот факт не может быть связан с различием размеров ядер ⁷Li и ⁹Li, поскольку среднеквадратичный зарядовый радиус ядра ⁹Li (2.25 фм [14]) меньше, чем у ядра ⁷Li (2.44 фм [14]). Причина превышения сечения может быть связана с внешними нейтронами ядра ⁹Li: энергия отделения одного нейтрона от ядра ⁹Li 4.06 МэВ занимает промежуточное положение между типичными значениями 8−10 МэВ для большого числа стабильных тяжелых ядер и значениями 1−2 МэВ для ядер с гало, например ⁶Не, у которого энергия отделения одного нейтрона 1.87 МэВ и энергия отделения двух нейтронов 0.98 МэВ [14]. В кластерной модели ядра ⁹Li его представляют как конфигурацию из двух внешних нейтронов и остова {⁷Li}, состоящего из двух нуклонных кластеров α + t (смотрите, например [18]). В оболочечной модели деформированного ядра (параметр квадрупольной деформации ${{\beta }_{2}} \approx - 1$ [19]) парами нейтронов заняты два близких верхних уровня с энергиями –4 и –4.5 МэВ [18]. Для ядра ⁷Li в аналогичной модели два внешних нейтрона занимают более глубокий уровень с энергией –7.2 МэВ [18].

Полные сечения реакций ядер ⁹Li на мишенях ⁵⁹Co и ¹⁸¹Ta превышают сечение реакции ⁹Li + ²⁸Si примерно в 1.5 и 2.2 раза, соответственно. Отношение сечений слияния ядер ⁹Li с тяжелыми стабильными ядрами с массовыми числами ${{A}_{1}}$ и ${{A}_{2}}$ примерно равно отношению геометрических сечений для этих ядер, которое можно оценить значением ${{\left[ {{{\left( {{{9}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}}}} + A_{1}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}}}} \right)} \mathord{\left/ {\vphantom {{\left( {{{9}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}}}} + A_{1}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}}}} \right)} {\left( {{{9}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}}}} + A_{2}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}}}} \right)}}} \right. \kern-0em} {\left( {{{9}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}}}} + A_{2}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}}}} \right)}}} \right]}^{2}}.$ Для пар ядер ⁵⁹Co и ²⁸Si, ¹⁸¹Ta и ²⁸Si эти отношения соответственно равны 1.36 и 2.29 и близки к экспериментальным значениям. Полное сечение реакции приблизительно можно представить в виде суммы сечения слияния и сечения периферических реакций, отношение последних можно оценить значением $\left[ {{{\left( {{{9}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}}}} + A_{1}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}}}} \right)} \mathord{\left/ {\vphantom {{\left( {{{9}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}}}} + A_{1}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}}}} \right)} {\left( {{{9}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}}}} + A_{2}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}}}} \right)}}} \right. \kern-0em} {\left( {{{9}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}}}} + A_{2}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}}}} \right)}}} \right].$ Для пар ядер ⁵⁹Co и ²⁸Si, ¹⁸¹Ta и ²⁸Si последнее отношение равно 1.17 и 1.51, соответственно. В целом, эти оценки объясняют полученные значения полных сечений реакций ⁹Li + ²⁸Si,⁵⁹Co,¹⁸¹Ta.

Полные сечения реакций ядер ⁶Не на мишенях ²⁸Si, ⁵⁹Co и ¹⁸¹Ta в диапазоне энергий ⁶Не 20–36 A ∙ МэВ, полученные по формуле (15), приведены на рис. 8а. При расчетах было использовано значение поправки $\eta = 0.83 \pm 0.03,$ при котором значения полного сечения реакции ⁶Не + ²⁸Si в пределах погрешностей перекрываются со значениями, полученными в работах [4, 17]. Меньшее по сравнению с ядром ⁹Li значение поправки $\eta $ обусловлено меньшей энергией связи внешних нейтронов в ядре ⁶Не. Полные сечения реакций ядер ⁸Не на мишенях ²⁸Si и ¹⁸¹Ta в диапазоне энергий 7–21 A ∙ МэВ, найденные по формуле (15), приведены на рис. 8б. При расчетах было использовано значение поправки $\eta = 0.90 \pm 0.03,$ при котором значения полного сечения реакции ⁸Не + ²⁸Si в пределах погрешностей перекрываются со значениями, полученными в работах [9, 12, 17]. Значение поправки $\eta $ для ядра ⁸Не превышает соответствующее значение для ядра ⁶Не, что можно объяснить большей энергией отделения одного нейтрона (2.53 МэВ [14]) и двух нейтронов (2.13 МэВ [14]) у ядра ⁸Не. Отношения полных сечений реакций ядер ^{6, 8}Не на ядре ²⁸Si и на более тяжелых ядрах примерно такое же, как для ядра ⁹Li.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В работе измерены распределения по кратности срабатывания детекторов составного γ-спектрометра для событий реакций ^{6, 8}He, ⁹Li + ²⁸Si, ⁵⁹Co, ¹⁸¹Ta в диапазоне энергий пучков ^{6, 8}He, ⁹Li от 6 до 36 А · МэВ. С использованием метода регистрации нейтронов и гамма-квантов получены полные сечения реакций на основе измеренной функции отклика γ‑спектрометра и экспериментальных распределений по кратности для каждой энергии пучка частиц, а также функции распределения по множественности испускания γ-квантов и нейтронов. Полученные экспериментальные полные сечения реакций c ядром ²⁸Si находятся в согласии с опубликованными результатами и при этом охватывают ранее неисследованный диапазон энергий. Бóльшие значения полных сечений реакции на мишенях ⁵⁹Co и ¹⁸¹Ta могут быть в начальном приближении объяснены бóльшими размерами ядер ⁵⁹Co и ¹⁸¹Ta. 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 описанной методикой обработки данных расширяет возможности метода регистрации нейтронов и гамма-квантов по измерению полного сечения реакций, а также, позволяет получать функцию распределения по множественности испускания γ-квантов и нейтронов в выбранных каналах реакций.

Авторы выражают благодарность группам циклотрона У-400М и установки ACCULINNA Лаборатории ядерных реакций ОИЯИ за всемерную помощь при проведении экспериментов на пучках фрагмент-сепаратора.