Диссертация (1149457), страница 10
Текст из файла (страница 10)
Угловое распределение упруго рассеянных альфа-частиц с энергией 29 МэВ на 59Co.Маркеры – экспериментальные значения; сплошная кривая – ПФА по (2.6).601,0E+016464Ni(α,α) Niσ(θ)/σ R(θ)1,0E+001,0E-011,0E-021,0E-031,0E-040102030405060708090θ , град.Рис. 37. Угловое распределение упруго рассеянных альфа-частиц с энергией 25 МэВ на 64Ni.Маркеры – экспериментальные значения; сплошная кривая – ПФА по (2.6).1,0E+016363Cu(α,α) Cuσ(θ)/σ R(θ)1,0E+001,0E-011,0E-021,0E-030102030405060708090θ , град.Рис. 38.
Угловое распределение упруго рассеянных альфа-частиц с энергией 25 МэВ на 63Cu.Маркеры – экспериментальные значения; сплошная кривая – ПФА по (2.6).611,0E+016565Cu(α,α) Cuσ(θ)/σ R(θ)1,0E+001,0E-011,0E-021,0E-031,0E-040102030405060708090θ , град.Рис. 39. Угловое распределение упруго рассеянных альфа-частиц с энергией 25 МэВ на 65Cu.Маркеры – экспериментальные значения; сплошная кривая – ПФА по (2.6).1,0E+01209Bi(α,α)209Biσ(θ)/σ R(θ)1,0E+001,0E-011,0E-020102030405060708090θ , град.Рис. 40. Угловое распределение упруго рассеянных альфа-частиц с энергией 29 МэВ на 209Bi.Маркеры – экспериментальные значения; сплошная кривая – ПФА по (2.6).621,0E+01209Bi(α,α)209Biσ(θ)/σ R(θ)1,0E+001,0E-011,0E-021,0E-030102030405060708090θ , град.Рис.
41. Угловое распределение упруго рассеянных альфа-частиц с энергией 50 МэВ на 209Bi.Маркеры – экспериментальные значения; сплошная кривая – ПФА по (2.6).1,0E+01209Bi(α,α)209Biσ(θ)/σ R(θ)1,0E+001,0E-011,0E-021,0E-03010203040506070θ , град.Рис. 42. Угловое распределение упруго рассеянных альфа-частиц с энергией 69,5 МэВ на 209Bi.Маркеры – экспериментальные значения; сплошная кривая – ПФА по (2.6).63На рисунках 35-42 представлены лишь некоторые графические результаты, а в таблице 4.2представлены результаты подгонок свободных параметров ПФА с матрицей рассеяния вида(2.5), в которой l1, λ1 определяют ступеньку и размытость ее края и отвечают за механизмядерного упругого рассеяния;.
l2, λ2 определяют характеристики ядерного поглощения;величина b отвечает за вклад ядерного поглощения при взаимодействии ионов с ядром (рисунок5). Данным методом описывались экспериментальные данные только в передней полусфереуглов. Из анализа этих подгонок видно, что ПФА достаточно хорошо описывает областьфренелевской дифракции, за которую ответственна действительная часть матрицы рассеяния(2.4). Параметры этой части матрицы рассеяния описывают механизмы ядерного рассеяния.
Чтоже касается области дифракции фраунгофера, то осцилляции здесь совпадают не так хорошо, ана некоторых ядрах и вовсе идут в противофазе. Комплексная часть матрицы рассеяния (2.4)описывает механизм ядерного поглощения. И скорее всего конкуренция между этимимеханизмами и порождает такой разброс несоответствий теории с экспериментальнымиданными.Таблица 4.2 – Оптимальные свободные параметры ПФА для реакций упруго рассеянных ионовна ядрах в широком диапазоне Z ядер-мишеней, геометрические параметры ядерИонЯдроp12d9CBeB11B1013C24αMg12C24MgAl59Co2764NiCu65Cu209Bi63E,МэВ17,061,47,011,811,818,013,817,718,012,156,029,332,541,039,040,025,029,025,025,025,029,050,069,5l12,743,232,623,864,244,985,185,124,853,2010,728,499,5010,9413,2713,739,87713,979,939,969,7711,5820,7026,04l22,232,242,711,581,554,123,042,124,936,054,251,598,928,5213,5213,857,588,547,597,507,5513,829,2722,25λ1λ2b0,411,101,050,700,871,330,820,911,720,711,501,110,500,860,680,410,190,940,270,170,170,290,700,611,051,970,300,410,981,740,360,680,731,291,211,210,480,410,680,120,350,120,110,120,120,170,130,250,600,790,560,550,590,450,350,370,320,560,390,890,470,430,350,730,040,080,020,020,020,220,040,12Rвз, фм4,112,415,115,245,595,146,055,235,024,515,415,415,655,696,386,466,927,286,997,086,9910,849,809,35∆Rвз,фм2,032,986,323,254,005,053,493,416,522,603,002,571,111,721,270,740,301,680,410,260,250,270,730,5964Вычисленные радиусы взаимодействий, приведенные в таблице 4.2, зависят от энергииналетающих частиц.
Для определения же радиуса ядра, как было показано в [1] рекомендуетсяего находить из формулыR = Rвз − λα − rNN ,гдеλα– длина дебройлевской волны альфа-частицы;(4.17)rNN =1 Фм. – радиус действия ядерныхсил.Так, на рисунке 43 представлены значения радиусов взаимодействия при различныхэнергиях альфа-частиц, взаимодействовавших с209Bi. Средние значения радиусов для ядер,экспериментальные данные которых были проанализированы параметризованным фазовыманализом, приведены в таблице 4.3.1210Rвз, фм864201020304050607080Eαα , МэВРис. 43.
Радиус взаимодействия между 209Bi и альфа-частицами. Светлые точки –значения, вычисленные по (4.15); темные точки – радиус ядра, вычисленный по (4.17);пунктирная – классический радиус ядра, вычисленный какR = 1,2 ⋅ 3 A .Таблица 4.3 – Радиусы ядер, полученные из свободных параметров ПФАЯдроC24Mg27Al59Co64Ni63Cu65Cu209Bi12R, фм2,33,092,93,84,64,64,76,8R лит., фм2,473,0573,0613,794,24,864,96,5654.6. Вычисление деформируемости ядер с учетом высших приближенийВсе исследованные в диссертационной работе ядра традиционно рассматриваются каксферические. Поэтому, как уже упоминалось в главе 2, теория Инопина-Котляра-Шебекоиспользуется как средство для выявления поляризации или деформируемости этих ядер впроцессе упругого рассеяния альфа-чатиц.
Представляет несомненный интерес сравнениепараметров ядерной деформируемости этих же ядер, полученными из квадрупольных моментов[107]. Особый интерес представляет такое сравнение для нечетных ядер, основные состояниякоторых имеют угловой момент I больше ½ .Действительно, для таких ядер может быть измерен квадрупольный момент основногосостояния Q(I).
Из него с помощью с помощью процедуры, рассматриваемой в [107] можетбыть получен параметр деформируемости, который стоит обозначать как βQ . Такая процедура в[107] включает использование формул, которые буквально справедливы для стабильнодеформированных ядер всего лишь как определение деформированности βQ . Этадеформированность относится к случаю когда ядро каком-то образом «выстроено» (например, спомощью магнитного поля) таким образом, что проекция момента M равна самому моменту I,M=I, так Q определяется как среднее от оператора квадрупольного момента в состоянии M=I.Важно,чтодифференциальныесеченияупругогорассеяниятакжедаютпараметрдеформируемости в основном состоянии – назовем эту деформируемость в этом разделе как βα,чтобыотличатьотβQ.Такимобразом,появляетсявозможностьсравнитьэтидеформированности: в «выстроенном» состоянии (βQ) и под действием иона, пролетающегомимо ядра (βα).Четно-четные ядра и нечетные с I=1/2 не дают такой возможности, так как Q основныхсостояний с I=0 или ½ точно равен нулю.
Приводимые в [107] данные о деформированностисферических четно-четных ядер основываются на Q для возбужденных состояний – чаще всегопервых вибрационных состояний с Iπ=2+, то есть на Q(2+). Однако экспериментальные данныепо B(E2) для переходов, связывающих основное (0+) и первое вибрационное состояние 2+,показывают, как отмечено в [107], что для сферических ядер, то есть, не имеющих ротационныхспектров над основным состоянием, значения деформации из B(E2) и Q(2+) не совпадают, чтоочевидно для сферических ядер, и откуда следует, что βQ, найденную из Q(2+) нет основанийприравнивать деформации основного состояния. В то время как деформируемость основногосостояния сферического ядра может быть установлена на основе анализа дифференциальногосечения упругого рассеяния.66Фитирование свободных параметров теории Котляра-Шебеко к экспериментальнымданным осуществлялись оптимизацией только одного параметра – βα в малоугловом диапазонеθ<θc.
Все остальные параметры теории, входящие в данное уравнение, были определены спомощью методов комплексного углового момента (1.7) и параметризованного фазовогоанализа (2.6). В настоящей работе были проанализированы некоторые нечетные и четные ядра,для которых в мировой литературе имеются достаточно полные экспериментальные данные впередней полусфере углов по угловым распределениям дифференциальных сечений упругогорассеяния ионов при соответствующих энергиях, которые бы попадали в области II или IVдифракционной поверхности (1.17).Деформируемость 59CoЛитературные данные [107] указывают, что для 59Co βQ=+0,195, при этом вычисленный по(2.19) фазовый сдвиг составляет φ=–0,44 град.
в с.ц.м. Однако наилучшее описаниеэкспериментальных данных нашим методом дает сдвиг, направленный в другую сторону иимеющий значение φ=+1,6 град при энергии альфа-частиц 25 МэВ (рисунок 44). При такомсдвиге βα=–0,38. При энергии альфа-частиц 29 МэВ фазовый сдвиг равен φ=+1,3 град, что такжесоответствует βα=–0,38 (рисунок 45). На рисунке 46 представлена зависимость фазовых сдвиговпервого дифракционного максимума в угловых распределениях упруго рассеянных альфачастиц на 59Co при различных значениях ядерной деформируемости данного ядра.5959Co(α,α) Coφσ(θ)/σ R(θ)1,0θс0,005101520253035θ , град.Рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
