Абай атындағы

 
 
57
Выберем непрерывные на 
]
,
0
[
ω
 функции 
0
)
(
>
x
λ
ρ
, 
0
)
(
~
>
x
V
ρ
, 
0
)
(
>
x
V
ρ
, и составим 
следующие множества:  
( )
(
)
(
)
{
:
)
],
,
0
([
)
(
,
),
(
),
(
)
(
)
(
),
(
2
1
0
nN
N
R
C
x
x
x
x
x
x
S
ω
λ
λ
λ
λ
ρ
λ
λ
∈
=
=
K
}
)
(
)
(
)
(
max
)
(
)
(
)
0
(
:
1
)
0
(
x
x
x
x
x
r
r
N
r
λ
ρ
λ
λ
λ
λ
<
−
=
−
=
, 
( )
(
)
(
)
{
:
)
,
,
(
)
,
(
~
,
),
,
(
~
),
,
(
~
])
[
,
(
~
)
(
]),
[
,
(
~
2
1
~
0
nN
r
N
v
h
R
С
t
x
V
t
x
V
t
x
V
t
x
V
x
t
x
V
S
Ω
Ω
∈
=
=
K
ρ
}
)
(
~
~
~
2
)
0
(
x
V
V
V
ρ
<
−
, 
( )
(
)
( )
{
}
)
(
)
,
(
)
(
max
:
)
,
(
)
,
(
)
(
),
,
(
0
]
,
0
[
0
x
t
x
V
x,t
V
R
C
t
x
V
x
t
x
V
S
V
T
t
n
v
ρ
ρ
<
−
Ω
∈
=
∈
, 
(
) (
)
{
}
)
(
)
,
(
,
)
,
(
:
,
,
)
(
,
)
0
(
0
1
x
t
x
V
V
t
x
R
V
t
x
x
x
G
V
n
V
ρ
ρ
<
−
Ω
∈
×
Ω
∈
=
, 
(
)
{
),
(
)
0
,
(
],
,
0
[
:
]
,
0
[
)
,
(
)
(
),
(
,
)
0
(
1
2
2
1
0
2
x
x
V
w
x
R
w
x,w
x
x
x
G
n
V
λ
λ
ρ
ω
ω
ρ
ρ
<
−
∈
×
∈
=
}
)
(
)
,
(
)
0
(
2
x
T
x
V
w
V
ρ
<
−
. 
Условие B.
  Функции 
)
,
,
(
V
t
x
f
, 
)
,
(
2
1
w
x,w
g
  соответственно  в 
(
)
)
(
,
0
1
x
x
G
V
ρ
, 
(
)
)
(
),
(
,
0
2
x
x
x
G
V
ρ
ρ
λ
  непрерывны,  имеют  равномерно  непрерывные  частные  производные 
)
,
,
(
V
t
x
f
V
′
, 
)
,
(
2
1
1
w
x,w
g
w
′
, 
)
,
(
2
1
2
w
x,w
g
w
′
  и  выполняются  неравенства 
0
)
,
,
(
L
V
t
x
f
V
≤
′
, 
1
2
1
)
,
(
1
L
w
x,w
g
w
≤
′
, 
2
2
1
)
,
(
2
L
w
x,w
g
w
≤
′
, где 
0
L
, 
1
L
, 
2
L
 – постоянные
. 
Предположим,  что  выполнено  условие  А.  За  начальное  приближение  решения 
задачи (6)–(9) взяв пару 
( )
( )
(
)
])
[
,
(
~
),
(
0
0
t
x
V
x
λ
, найдем последовательность 
( )
( )
(
)
])
[
,
(
~
),
(
t
x
V
x
k
k
λ
, 
K
,
2
,
1
=
k
, по следующему алгоритму: 
Шаг 1.
  a)  Решая  уравнение 
0
)
~
),
(
,
(
)
0
(
,
=
V
x
x
Q
h
λ
ν
, 
]
,
0
[
ω
∈
x
,  найдем  параметр 
(
),
(
)
(
)
1
(
1
)
1
(
x
x
λ
λ
=
)
)
],
,
0
([
)
(
,
),
(
)
1
(
)
1
(
2
nN
N
R
С
x
x
ω
λ
λ
∈
K
.  
b)
 Компоненты 
(
)
)
,
(
~
,
),
,
(
~
),
,
(
~
])
[
,
(
~
)
1
(
)
1
(
2
)
1
(
1
)
1
(
t
x
V
t
x
V
t
x
V
t
x
V
N
K
=
 определим по формуле:  
∫
∫
−
−
−
+
+
+
=
t
h
r
h
r
r
r
r
r
d
d
x
V
x
x
f
x
x
f
t
x
V
)
1
(
1
)
1
(
)
0
(
)
1
(
)
1
(
1
)
1
(
)
))
,
(
~
)
(
,
,
(
)
(
,
,
(
)
,
(
~
1
τ
τ
τ
λ
τ
λ
τ
ν
τ
ν
ν
ν
K
K
, 
r
t
x
Ω
∈
)
,
(
, 
N
r
:
1
=
.  
Шаг 2.
  a)  Решая  уравнение 
0
)
~
),
(
,
(
)
1
(
,
=
V
x
x
Q
h
λ
ν
, 
]
,
0
[
ω
∈
x
,  найдем  параметр 
(
),
(
)
(
)
2
(
1
)
2
(
x
x
λ
λ
=
)
)
],
,
0
([
)
(
,
),
(
)
2
(
)
2
(
2
nN
N
R
С
x
x
ω
λ
λ
∈
K
. 
b)
 Компоненты 
(
)
)
,
(
~
,
),
,
(
~
),
,
(
~
])
[
,
(
~
)
2
(
)
2
(
2
)
2
(
1
)
2
(
t
x
V
t
x
V
t
x
V
t
x
V
N
K
=
 определим по формуле:  
∫
∫
−
−
−
+
+
+
=
t
h
r
h
r
r
r
r
r
d
d
x
V
x
x
f
x
x
f
t
x
V
)
1
(
1
)
1
(
)
1
(
)
2
(
)
2
(
1
)
2
(
)
))
,
(
~
)
(
,
,
(
)
(
,
,
(
)
,
(
~
1
τ
τ
τ
λ
τ
λ
τ
ν
τ
ν
ν
ν
K
K
,  
r
t
x
Ω
∈
)
,
(
, 
N
r
:
1
=
. 
На  k
-ом шаге алгоритма получим пару 
]))
[
,
(
~
),
(
(
)
(
)
(
t
x
V
x
k
k
λ
, 
K
,
2
,
1
=
k
, и равенствами: 
)
,
(
~
)
(
)
,
(
)
(
)
(
)
(
t
x
V
x
t
x
V
k
r
k
r
k
+
=
λ
, 
r
t
x
Ω
∈
)
,
(
, 
N
r
:
1
=
, 
+
=
)
(
)
,
(
)
(
)
(
x
T
x
V
k
N
k
λ
 
)
,
(
~
lim
)
(
0
t
x
V
k
N
Nh
t
−
→
+
, 
определим на 
Ω
 кусочно-непрерывную функцию 
)
,
(
)
(
t
x
V
k
, 
K
,
2
,
1
=
k
. 
Достаточные  условия  осуществимости,  сходимости  алгоритма,  одновременно 
обеспечивающие  существование  изолированного  решения  краевой  задачи (1), (2) 
устанавливает 
Теорема.
 Пусть существуют 
T
Nh
h
=
> :
0
 
)
,
2
,
1
(
K
=
N
, 
ν
 
)
,
2
,
1
(
K
=
ν
,
 непрерывные 
на 
]
,
0
[
ω
 функции 
0
)
(
>
x
λ
ρ
, 
0
)
(
~
>
x
V
ρ
, 
0
)
(
>
x
V
ρ
, при которых выполняются условия А, 
В
,  матрица  Якоби 
λ
λ
ν
∂
∂
)
~
),
(
,
(
,
V
x
x
Q
h
  обратима  для  всех 
×
∈
]
,
0
[
]))
[
,
(
~
),
(
,
(
ω
λ
t
x
V
x
x
 
×
×
))
(
),
(
(
)
0
(
x
x
S
λ
ρ
λ
 
))
(
]),
[
,
(
~
(
~
)
0
(
x
t
x
V
S
V
h
ρ
 и имеют место неравенства: 
1) 
)
(
)
~
),
(
,
(
,
1
,
x
V
x
x
Q
h
h
ν
ν
γ
λ
λ
≤
⎟
⎟
⎠
⎞
⎜
⎜
⎝
⎛
∂
∂
−
,   2) 
1
!
)
(
}
,
1
max{
)
(
1
!
)
(
)
(
1
0
2
,
0
,
<
⎟
⎟
⎠
⎞
⎜
⎜
⎝
⎛
+
=
∑
=
ν
ν
ν
ν
γ
ν
j
j
h
h
j
hL
hL
x
hL
x
q
, 

 
 
58
3) 
)
(
~
!
)
(
}
,
1
max{
)
(
1
)
(
)
~
),
(
,
(
)
(
2
)
0
(
0
2
,
,
)
0
(
)
0
(
,
,
x
V
hL
hL
x
q
x
q
V
x
x
Q
x
h
h
h
h
λ
ν
ν
ν
ν
ν
ρ
ν
λ
γ
<
⎟
⎟
⎠
⎞
⎜
⎜
⎝
⎛
−
+
, 
4) 
)
(
~
)
(
1
)
(
~
2
)
0
(
,
,
x
V
x
q
x
q
V
h
h
ρ
ν
ν
<
−
,  
5)
 
)
(
)!
1
(
)
(
)
(
!
)
(
)
(
max
1
0
~
1
0
0
:
1
x
b
p
hL
x
i
hL
x
V
p
p
V
p
i
i
p
ρ
ρ
ρ
λ
ν
<
⎪⎭
⎪
⎬
⎫
⎪⎩
⎪
⎨
⎧
+
−
+
−
−
=
=
∑
, 
где 
0
1
=
b
,
∑
∫
−
=
−
−
∈
=
=
)
1
(
2
0
)
1
(
)
0
(
)
,
)
{(
:
1
!
)
(
))
(
,
,
(
sup
max
p
p
i
i
t
h
r
r
rh
h
r
t
N
r
p
i
hL
d
x
f
b
τ
τ
λ
τ
, 
ν
:
2
=
p
.
 
Тогда последовательность функций 
)
,
(
)
(
t
x
V
k
, 
K
,
2
,
1
=
k
, содержится в 
( )
(
)
)
(
),
,
(
0
x
t
x
V
S
V
ρ
, 
сходится к 
)
,
(
*
t
x
V
 – изолированному решению задачи (1), (2) в 
( )
(
)
)
(
),
,
(
0
x
t
x
V
S
V
ρ
. 
 
 
1.  Д.С.  Джумабаев,  С.М.  Темешева.  Метод  параметризации  решения  нелинейных 
двухточечных краевых задач // Ж. вычисл. матем. и матем. физ. – 2007. – T. 47. №1. – 
С. 39-63. 
2.  Д.С.  Джумабаев,  А.Т.  Асанова.  Признаки  корректной  разрешимости  линейной 
нелокальной  краевой  задачи  для  систем  гиперболических  уравнений // Доповiдi 
(доклады) НАН Украины. – 2010. – №4. – С. 7-11. 
3.  С.М.  Темешева.  О  сходимости  одного  алгоритма  метода  параметризации // Матем. 
жуpнал  МОH PК. –  Алматы: 2010. – Т. 10. – №1 (35). – С. 83-92. 
 
 
 
УДК. 539. 17. 173   
 
 
     
А. Дуйсебаев, Б.А. Дуйсебаев, Т.К. Жолдыбаев, Б.М. Садыков 
 
ДВАЖДЫ-ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНЫЕ И ИНТЕГРАЛЬНЫЕ СЕЧЕНИЯ 
РЕАКЦИИ 
204,207
Pb(p,xp) ПРИ E
P
=30.0 МэВ 
 
(г. Алматы, Институт ядерной физики, Национальный ядерный центр) 
 
Қозған жүйенің пайда болу динамикасы мен тепе-теңдік күйге бірте-бірте дамуын 
қамтып  көрсететін,  тепе-теңдік  алдында  ыдырау  тетігінің  іргелі  тұжырымдамасын 
əзірлеу  ядролық  реакциялар  теориясының  көкейтесті  мəселесі  болып  қала  береді. 
Ядролық  Физика  Институтының  изохронды  циклотронында 30-130
0
  бұрыштық 
ауқымда 15
0
  адыммен  Е
р
=30  МэВ  кезінде 
204,207
Pb  ядроларында  протондармен 
индукцияланған  реакциялардан  алынған  протондардың  инклюзивтік  спектрлерін 
эксперименттік  зерттеу  осы  жұмыстың  мақсаты  болып  табылды.  Реакциялардың 
эксперименттік  қималарын  талдау  тепе-теңдік  алдындағы  ядролық  реакциялар  үшін 
Гриффиннің  экситондық  моделіне  сəйкес  орындалған,  бұл  теңдестікке  келуші  құрама 
ядродан  шыққан 1-ден 4-ке  дейінгі  массалық  саны  бар  бөлшектердің  эмиссиясын 
сипаттайды.  Осы  жүйедегі  ашық  жəне  жабық  кескін  үйлесімі  арасында  жəне  тепе-
теңдік  алдындағы  қиманың  көпсатылы  тура  (КСТ)  жəне  көпсатылы  құрама  (КСҚ) 
құрауыштары  арасында  шек  қою  жүргізілді.  Қосымша  КСҚ  құраушылар  тура 
нуклондық беріліс реакцияларын жəне тура соғып шығару процестерін ескере отырып, 
кластерлік еркіндік дəрежелерін қоса, жартылай эмпирикалық түрде есептелген. 
Working out the fundamental conception of pre-equilibrium decay mechanism in nuclear 
reactions, which reflects the dynamics of the formation of the excited system and its 
evolution to the equilibrium state, remains an actual problem in nuclear reaction theory. The 
purpose of this work has been the experimental investigation of inclusive spectra of protons, 

 
 
59
deuterons and 
α-particles emitted from proton induced reactions on 
204,207
Pb nuclei at E
p
=30 
MeV in angular range 30÷135
0
 with the step 15
0
 on isochronous cyclotron in Institute of 
Nuclear Physics. The analysis of experimental cross-sections of reactions is carried out in 
accordance with Griffin exciton model for pre-equilibrium nuclear reactions that describes 
the emission of particles with mass numbers of 1 to 4 from an equilibrating composite 
nucleus. A distinction is made between open and closed configurations in this system and 
between the multi-step direct (MSD) and multi-step compound (MSC) components of the 
pre-equilibrium cross sections. Additional MSD components are calculated semi-empirically 
to account for direct nucleon transfer reactions and direct knockout processes involving 
cluster degrees of freedom.  
 
Разработка фундаментальной концепции механизма предравновесного распада в 
ядерных  реакциях,  отражающая  динамику  образования  и  эволюции  возбужденной 
системы  к  равновесному  состоянию,  является  актуальной  задачей  теории  ядерных 
реакций.  Исследования  предравновесных  процессов  позволяют  глубже  понять 
динамику  релаксационных  процессов  в  высоковозбужденном  ядре,  выявить  роль 
различных  механизмов  ядерных  реакций,  дать  информацию  об  остаточных  силах,  о 
структуре  высоковозбужденных  состояний,  о  роли  кулоновских  сил  в  ядре,  о 
кластеризации и так далее. 
Решение  этой  задачи  в  значительной  степени  связано  с  необходимостью 
получения  прецизионных  экспериментальных  данных  по  дважды  дифференциальным 
сечениям  в  реакциях  с  заряженными  частицами.  К  настоящему  времени  основные 
интегральные характеристики предравновесного распада ядер в реакциях с нуклонами 
более  или  менее  известны,  однако  проблемы  связанные  с  дифференциальными 
характеристиками,  особенно  механизмами  реакций  формирующих  сечения  остаются 
открытыми. 
Принципиально 
важным 
для 
экспериментального 
изучения 
предравновесного распада ядер является разработка методик, позволяющих проводить 
одновременное  измерение  полных  инклюзивных  спектров  и  непрерывных  угловых 
распределений для всех открытых каналов.  
Помимо  фундаментальности,  исследование  неравновесных  процессов  связанно  с 
получением  ядерных  констант  (сечений),  необходимых  при  разработке  ядерно-
энергетических  систем (Accelerator Driven Systems) - гибридов  на  базе 
высокоинтенсивных  ускорителей  протонов  (дейтонов)  и  глубоко  подкритичных 
реакторов,  предназначенных  для  получения  энергии  и  трансмутации  долгоживущих 
радиоактивных  отходов.  При  этом,  принципиально  важно  уточнение  механизма 
ядерных 
процессов, 
инициированных 
протонами, 
а 
также 
тестирование 
соответствующих теоретических моделей и основанных на них вычислительных кодом.  
Измерения  сечения  реакции  (р,хр)  на  ядрах 
204,207
Pb  выполнены  на  выведенном 
пучке  изохронного  циклотрона  ИЯФ  НЯЦ  Республики  Казахстан  с  использованием 
системы  двумерного  анализа  продуктов  реакции.  Протоны,  ускоренные  до  энергии 
30.0 МэВ, транспортировались в камеру рассеяния, линейный размер пучка на мишени 
не превышал 3 мм.  
Выбор 
телескопа 
детекторов 
определялся 
обеспечением 
надежной 
идентификации регистрируемых частиц в широком диапазоне энергий. Пролетным ΔЕ 
счетчиком служил кремниевый поверхностно-барьерный детектор толщиной 100 мкм, а 
стоповым  Е  счетчиком  полного  поглощения  сцинтилляционный  кристалл CsI(Tl) 
толщиной 25 мм. Телесный угол телескопа составлял Ώ=4,62
⋅10
-5 
ср. 
В  качестве  мишени  были  использованы  самоподдерживающие  фольги 
204
Pb, 
толщиной 2.42 
мг/см
2
  и  обогащением 51 
% и 
207
Pb,  толщиной 3.58 
мг/см
2
  и 
обогащением 78.8 %. Ток пучка на мишени изменялся от 10 до 150 нА в зависимости от 

 
 
60
угла.  Энергетические  спектры  протонов  измерялись  в  угловом  диапазоне 30-135
0
  в 
лабораторной  системе  координат  с  шагом 15
0
.  Затем  они  были  проинтегрированы  по 
всем  углам.  Полученные  сечения  представлены  на  рис. 1.,2.  Точность  измерения 
сечений  обусловлена  в  основном  погрешностями  определения  толщины  мишени, 
калибровки  интегратора  тока,  телесного  угла  спектрометра  и  статистической 
погрешностью  (от 1 % в  низкоэнергетической  до 10 % в  высоко-энергетической 
областях спектра). Полное энергетическое разрешение системы составляло 700 КэВ. 
  Полученные  экспериментальные  данные  были  проанализированы  в  рамках 
экситонной  теории [1]. Одним  из  достоинств  модели  является  то,  что  кинетические 
уравнения,  на  которых  она  основана,  описывают  весь  процесс  релаксации 
возбужденной  ядерной  системы,  начиная  от  простейших  квазичастичных 
конфигураций  и  заканчивая  установлением  статистического  равновесия.  Это,  в 
частности,  позволяет  по-новому  взглянуть  на  ставший  уже  традиционным  механизм 
испускания  частиц  из  составного  ядра.  Разработанные  быстрые  методы  решения 
кинетических  уравнений  открыли  возможность  изучения  многочастичной  эмиссии 
частиц. Модель описывает одновременно энергетические спектры не только нуклонов, 
но  и  сложных  частиц,  а  современные  ее  версии  включают  также  описание  и  угловых 
распределений.  Дальнейшее  развитие  модели,  проверка  основных  ее  положений, 
требует  получения  систематических  экспериментальных  данных  по  энергетическим  и 
угловым распределениям для разных входных и выходных каналов реакций. 
По  своей  сути  экситонная  модель  является  статистическим  подходом. 
Возбужденные  состояния  промежуточной  системы  описываются  в  терминах 
одночастичной модели оболочек, т.е. характеризуются числом возбужденных частиц p 
(выше  уровня  Ферми)  и  дырок h (ниже  уровня  Ферми).  Сумма n=p+h называется 
экситонным числом. 
Предполагается,  что  эволюция  системы  происходит  через  последовательность 
усложняющихся  конфигураций,  причем  на  каждой  фазе  этой  эволюции  возможна 
эмиссия  частиц.  Остаточное  взаимодействие  считается  двухчастичным  и  достаточно 
слабым,  чтобы  можно  было  применить  теорию  возмущений  при  вычислении 
вероятностей переходов. Энергия системы сохраняется.  
Реакция  протекает  по  простой  схеме:  вошедший  в  область  ядерного  потенциала 
нуклон в результате первого взаимодействия с составляющей ядра образует входное 3-
квазичастичное  состояние  типа  2р1h,  причем  все  конфигурации  этого  состояния 
предполагаются 
равновероятными. 
Двухчастичный 
характер 
остаточного 
взаимодействия приводит к тому, что из состояния n система может непосредственно 
попасть лишь в состояния (n±2). 
Поскольку на начальной стадии реакции переход к большим значениям n означает 
существенное  расширение  конфигурационного  пространства,  наиболее  вероятными 
оказываются  переходы  с  Δп=+2.  Следовательно,  возбужденная  система  будет 
преимущественно  развиваться  в  строну  состояний  возрастающей  сложности, 
последовательно  проходя  состояния  с  п=5,7,9  и  т.д.  С  приближением  к  равновесию 
переходы с Δп=0 и -2 приобретают все большее значение. В состоянии динамического 
равновесия, характеризуемого средним числом экситонов 
n
, все три допустимых типа 
переходов  равновероятны,  и  таким  образом,  обе  стадии  процесса  в  рамках  модели 
описываются одинаково. 
 

 
 
61
5
10
15
20
25
30
35
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
E
lab
, MeV
 
 
60
o
5
10
15
20
25
30
35
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
 
 
75
o
5
10
15
20
25
30
35
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
120
o
 
 
5
10
15
20
25
30
35
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
10
3
 
 
45
o
5
10
15
20
25
30
35
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
d
2
σ
/d
E
d
Ω
, m
b/M
eV
*sr
 
 
90
o
5
10
15
20
25
30
35
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
 
 
135
o
5
10
15
20
25
30
35
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
10
3
 
 
30
o
5
10
15
20
25
30
35
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
204
Pb
 
 
105
o
 
5
10
15
20
25
30
35
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
10
3
10
4
30
o
 
 
5
10
15
20
25
30
35
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
10
3
45
o
 
 
5
10
15
20
25
30
35
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
75
o
E
lab
, MeV
 
 
5
10
15
20
25
30
35
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
120
o
 
 
5
10
15
20
25
30
35
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
60
o
 
 
d
2
σ
/d
E
d
Ω
, m
b/M
eV
*s
r
5
10
15
20
25
30
35
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
135
o
 
 
5
10
15
20
25
30
35
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
105
o
 
 
5
10
15
20
25
30
35
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
207
Pb
90
o
 
 
 
Рисунок 1. Дважды дифференциальные сечения реакции 
204,207
Pb(р,хр) при  E
p
=30.0 
МэВ. Точки − эксперимент, сплошные линии − расчет в рамках экситонной модели. 
   
Во всех расчетах по экситонной модели (программа PRECO-2006 [2]) в качестве 
исходной  принималась (1p0h) частично-дырочная  конфигурация.  При  генерации 
коэффициентов  проницаемости  использовались  параметры  оптического  потенциала 
Becchetti-Greenlees  для  протонов [3]. Одночастичная  плотность  уровней  принималась  
как g=A/15. 
 
На рисунках 1, 2 совместно с экспериментальными результатами представлены 
рассчитанные  дважды-дифференциальные,  а  также  вклады  всех  процессов  в 
формирование интегральных сечений реакций 
204,207
Pb (p,xp). 

 
 
62
0
5
10
15
20
25
30
35
10
-3
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
10
3
204
Pb
5
4
1
2
3
E
p
, MeV
dσ
/dE
p
, m
b/
M
eV
0
5
10
15
20
25
30
10
-3
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
10
3
207
Pb
5
4
3
2
1
d
σ
/d
E
p
, m
b/M
eV
E
p
, MeV
 
 
Рисунок 2.  Интегральные  сечения  реакций 
204,207
Pb(р,хр) (точки - эксперимент, 1 – 
одноступенчатый  процесс  выбивания  протона, 2 одноступенчатый  процесс  передачи 
протона, 3 – равновесное  излучение, 4 – предравновесная  компонента, 5 – суммарное 
интегральное сечение) 
 
 
Из сравнения спектров следует, что имеющийся на данный момент программный 
алгоритм,  на  основе  экситонной  модели  предравновесного  распада  ядер,  вполне 
удовлетворительно описывает экспериментальные сечения. Основной вклад в жесткую 

жүктеу/скачать 5,32 Mb.

Достарыңызбен бөлісу: