Vol 86, No 1 (2023)

Рассмотрен сценарий взрыва нейтронной звезды минимальной массы, образующейся в процессе эволюции тесной двойной системы нейтронных звезд, сильно различающихся по массе. Рассчитана распространенность тяжелых элементов, образованных в процессе разлета вещества внешней коры взорвавшейся маломассивной нейтронной звезды. Показано, что в этом сценарии во внешней коре протекает слабый r-процесс и образуется ‘‘легкая’’ фракция тяжелых элементов. \(\phantom{A}\)

Получены новые спектры антинейтрино делящихся изотопов, составляющих топливо ядерного реактора. Использовалась комбинированная методика: расчет спектров антинейтрино и подгонка их к полученным в эксперименте на Ровенской АЭС в 80-х гг. прошлого века. Вычисленные с этими спектрами сечения делящихся изотопов хорошо описывают экспериментально полученное сечение в эксперименте Double Chooz \({}^{\mathrm{DC}}\sigma_{f}=(5.71\pm 0.06)\times 10^{-43}\) см\({}^{2}/\)деление. Полученное по расчетным спектрам сечение при том же составе активной зоны ядерного реактора \({}^{\mathrm{INR}}\sigma_{f}=(5.82\pm 0.12)\times 10^{-43}\) см\({}^{2}/\)деление. Для полученных спектров нет проблемы выпуклости спектра в области 5 МэВ в наблюдаемой энергии спектра позитронов.

Оценены однопетлевые электрослабые радиационные поправки к процессу рождения дилептонов в канале фотонного слияния при адронных столкновениях для экспериментальной программы Большого адронного коллайдера (Large Hadron Collider, LHC) по изучению процесса Дрелла–Яна. Проделан подробный численный анализ эффектов электрослабых радиационных поправок к наблюдаемым величинам (сечениям и асимметрии вперед-назад) в широкой кинематической области, в том числе для эксперимента CMS LHC в режиме Run3/HL, который соответствует сверхвысоким энергиям и инвариантным массам лептонной пары.

С помощью двухплечевого времяпролетного спектрометра CORSET были измерены массово-энергетические распределения бинарных фрагментов, образующихся в реакции \({}^{90}\textrm{Zr}+{}^{90}\)Zr, при энергии налетающего иона 378 МэВ. Из сравнительного анализа массово-энергетических распределений, измеренных в данной работе, с распределениями фрагментов, образующихся в реакциях \({}^{36}\textrm{Ar}+{}^{144}\)Sm и \({}^{68}\textrm{Zn}+{}^{112}\)Sn, ведущих к образованию такой же составной системы \({}^{180}\)Hg, было установлено, что вклад процесса слияния–деления составного ядра составляет менее 20\(\%\) в общее распределение делительноподобных фрагментов.

В работе представлены результаты исследований фотоядерных реакций на мишенях естественного никеля при граничной энергии тормозных \(\gamma\)-квантов 20 и 37 МэВ. Получены значения средневзвешенных выходов (\(\gamma,p\))-реакций на ядрах \({}^{58,62}\)Ni. Исследования облученных мишеней проводились методами полупроводниковой гамма-спектрометрии с использованием HPGe-спектрометров. Моделирование изученных реакций в рамках программного кода TALYS 1.9 и сравнение с экспериментальными результатами показали большую роль нестатистических процессов.

Представлены результаты для энергий связанных состояний и асимптотических нормировочных коэффициентов в них, а также для энергий и ширин резонансов ядра \({}^{9}\)Li, полученные в методе SS-HORSE на основе расчетов ab initio в модели оболочек без инертного кора с нуклон-нуклонным взаимодействием Daejeon16.

Структура волновых функций ядра \({}^{16}\)O(g. s., 3\({}^{-}\)) исследована с использованием экспериментальных угловых распределений дифференциальных сечений реакций \({}^{16}\)O\((\alpha,\alpha)^{16}\)O(g. s., 3\({}^{-}\)) и \({}^{15}\)N\((\alpha,t)^{16}\)O(g. s., 3\({}^{-}\)) при \(E_{\alpha}=30.3\) МэВ. Анализ проведен в рамках метода связанных каналов с учетом прямых механизмов (срыва протона и передачи тяжелого кластера \({}^{12}\)C) и в модели составного ядра. Каждый из рассмотренных механизмов обусловлен конкретной конфигурацией волновой функции ядра \({}^{16}\)O и вносит существенный вклад в экспериментальное сечение.

Дифференциальные сечения \({d\sigma_{nf,\nu}\left(\theta\right)}/{d\Omega}\) реакции деления неориентированных ядер-мишеней холодными поляризованными нейтронами \(n\) с вылетом таких легких частиц \(\nu\), как предразрывные альфа-частицы или мгновенные нейтроны \(n^{\prime}\) и гамма-кванты, в специально выбранной л.с.к. можно представить в виде суммы двух членов. Первый член равен сечению аналогичной реакции с неполяризованными нейтронами \({d\sigma_{nf,\nu}^{\left\{0\right\}}\left(\theta\right)}/{d\Omega}=\sigma_{nf,\nu}^{\left\{0\right\}}P_{\nu}^{\left\{0\right\}}\left(\theta\right)\), где \(\sigma_{nf,\nu}^{\left\{0\right\}}\) – полное сечение этой реакции, а \(P_{\nu}^{\left\{0\right\}}\left(\theta\right)\) – угловое распределение вылетающих в ней легких частиц \(\nu\). Второй член указанной суммы \({d\sigma_{nf,\nu}^{\left\{1\right\}}\left(\theta\right)}/{d\Omega}\) линейно зависит от вектора поляризации нейтрона \(\boldsymbol{\sigma}_{n}\) и описывает \(P\)-четные \(T\)-нечетные асимметрии в исходном сечении. Используя представления об изотропности пространства и сохранении четности, сечение \({d\sigma_{nf,\nu}^{\left\{1\right\}}\left(\theta\right)}/{d\Omega}\) можно представить как сумму двух скалярных функций \(d\sigma_{nf,\nu}^{\left\{1\right\}}\left(\theta\right)/d\Omega=\left({d\sigma_{nf,\nu}^{\left\{1\right\}}\left(\theta\right)/d\Omega}\right)_{\textrm{ev}}+\left({d\sigma_{nf,\nu}^{\left\{1\right\}}\left(\theta\right)/d\Omega}\right)_{\textrm{odd}}\), которые связаны соответственно с четными и нечетными относительно преобразования \(\theta\to\pi-\theta\) корреляторами вида (\(\boldsymbol{\sigma}_{n}[\mathbf{k}_{\mathrm{LF}},\mathbf{k}_{v}]\)) и (\(\boldsymbol{\sigma}_{n}[\mathbf{k}_{\mathrm{LF}},\mathbf{k}_{v}]\)) (\(\mathbf{k}_{\mathrm{LF}},\mathbf{k}_{v}\)), где \(\mathbf{k}_{\mathrm{LF}}\) и \(\mathbf{k}_{\nu}\) – волновые векторы легкого фрагмента деления и легкой частицы. Указанные корреляторы можно связать с величинами \(\left({\beta_{nf,\nu}\left(\theta\right)}\right)_{\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}\equiv(d\sigma_{nf,\nu}^{\left\{1\right\}}\left(\theta\right)/d\Omega)_{\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}/\sigma_{nf,\nu}^{\left\{0\right\}}\), экспериментальные значения которых можно найти через экспериментальные значения введенного ранее в работе [1] коэффициента асимметрии \(D_{nf,\nu}\left(\theta\right)\) и углового распределения \(P_{\nu}^{\left\{0\right\}}\left(\theta\right)\) легких частиц, по формуле \(\left({\beta_{nf,\nu}\left(\theta\right)}\right)_{\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}=\left({D_{nf,\nu}\left(\theta\right)P_{\nu}^{\left\{0\right\}}\left(\theta\right)}\right)_{\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}\). Теоретические значения величин \(\left({\beta_{nf,\nu}\left(\theta\right)}\right)_{\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}\) в квантово-механическом подходе можно получить, используя формулу \(\left({\beta_{nf,\nu}\left(\theta\right)}\right)_{\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}=\Delta_{\nu,\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}\dfrac{d}{d\theta}\left({P_{\nu,\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}^{\left\{0\right\}}\left(\theta\right)}\right)\), учитывающую угол поворота \(\Delta_{\nu,\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}\) волнового вектора \(\mathbf{k}_{\nu}\) легкой частицы относительно волнового вектора \(\mathbf{k}_{\mathrm{LF}}\) легкого фрагмента деления под действием кориолисова взаимодействия, связанного с коллективным вращением делящейся системы вокруг оси, перпендикулярной ее оси симметрии. Угол поворота находится из сопоставления экспериментальных и теоретических значений величин \(\left({\beta_{nf,\nu}\left(\theta\right)}\right)_{\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}\) при использовании метода максимального правдоподобия. Из-за учета квантовых интерференционных эффектов углы \(\Delta_{\nu,\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}\) в общем случае могут принимать не только положительные, как в квазиклассическом методе траекторных расчетов [1], но и отрицательные значения. Использование этого результата позволяет получить разумное согласие экспериментальных и теоретических величин \(\left({\beta_{nf,\nu}\left(\theta\right)}\right)_{\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}\) одновременно для всех частиц \(\nu\) в случае ядер-мишеней \({}^{\mathrm{235}}\)U, \({}^{\mathrm{239}}\)Pu и \({}^{\mathrm{241}}\)Pu. В случае же ядра-мишени \({}^{\mathrm{233}}\)U для получения указанного согласия требуется добавление к величине \(\left({\beta_{nf,\alpha}\left(\theta\right)}\right)_{\textrm{ev}}\), не зависящей от угла \(\theta\) величины \(\left({\widetilde{\beta}_{nf,\alpha}}\right)_{\mathrm{ev}}\), появление которой, в принципе, может быть связано [1] с нарушением аксиальной симметрии делящейся системы из-за влияния ее bending- и wriggling-колебаний в окрестности точки разрыва.

Проведен сравнительный анализ экспериментов по изучению (\(n,f\))-, с одной стороны, и (\(n,n\))-, (\(n,nf\))-, с другой стороны, угловых корреляций в делении на основе модели, предложенной ранее при описании мюонной конверсии в осколках мгновенного деления \({}^{238}\)U отрицательными мюонами. Показано, что в каждом из этих экспериментов можно получить независимую и дополняющую другие эксперименты информацию. Исторически ситуация напоминает парадокс ЭПР. Ключевое значение имеет экспериментальная проверка теоретического соотношения между параметрами выстраивания и поляризации в эксперименте CORA.

В статье демонстрируется работа модели компактного калибровочного источника нейтронов, который может быть использован для калибровки и определения функции отклика детекторов темной материи и детекторов электронных антинейтрино. Рассматриваемый калибровочный источник нейтронов представляет собой комбинацию радионуклида \({}^{252}\)Cf, который испытывает спонтанное деление с образованием нейтронов, и оригинального кремниевого полупроводникового детектора. Последний обеспечивает временную привязку к моменту образования нейтронов путем регистрации сигналов от осколков деления.

Сцинтилляционные кристаллы Gd\({}_{3}\)Al\({}_{2}\)Ga\({}_{3}\)O\({}_{12}\) (GAGG) рассматриваются в качестве материала для применения в детекторах ионизирующих излучений в связи с их высокой радиационной стойкостью, плотностью и световыходом. Эти кристаллы могут быть использованы в дополнение к кристаллам вольфрамата свинца (PbWO\({}_{4}\) или PWO) для создания электромагнитного калориметра нового поколения с хорошим пространственным и энергетическим разрешением в широком диапазоне энергий. Кристаллы PWO позволяют точно измерять энергию фотонов высокой энергии, а добавление перед ними кристаллов GAGG позволяет расширить диапазон измеряемой энергии фотонов вплоть до нескольких МэВ. Нами рассмотрены различные варианты составного электромагнитного калориметра на основе кристаллов PWO и GAGG для оптимизации его пространственного и энергетического разрешения в широком диапазоне энергии (от 1 МэВ до 100 ГэВ). Оптимизация основана на моделировании в Geant4 с учетом светосбора, а также с использованием различных фотодетекторов и шума электроники. Результаты моделирования проверялись с использованием измерений световыхода образцов GAGG, проведенных с помощью радиоактивных источников, и измерений на тестовом пучке состоящего из кристаллов PWO фотонного спектрометра PHOS эксперимента ALICE в ЦЕРН.

В работе представлены последние измерения сечений и отношений сечений рождения пар адронных струй в зависимости от интервала быстроты между струями в паре в протон-протонных столкновениях при энергии \(\sqrt{s}=2.76\) ТэВ, выполненные на детекторе CMS Большого адронного коллайдера. Измеренные наблюдаемые чувствительны к высокоэнергетическим эффектам эволюции Балицкого–Фадина–Кураева–Липатова (БФКЛ). Результаты представлены в сравнении с предсказаниями различных Монте-Карло-генераторов, основанных как на высокоэнергетической эволюции БФКЛ, так и на эволюции Докшицера–Грибова–Липатова–Альтарелли–Паризи для жестких процессов.

В работе проведено изучение влияния функций распределения партонов на рождение \(\phi\)-мезонов в столкновениях \(p+\textrm{Al}\), \(p+\textrm{Au}\), \(d+\textrm{Au}\) и \({}^{3}\)He \(+\) Au при энергии \(\sqrt{s_{NN}}=200\) ГэВ. Представлено сравнение результатов, измеренных в эксперименте PHENIX, с расчетами, выполненными с помощью генератора PYTHIA с использованием различных наборов функций распределения партонов (PYTHIA/Angantyr, PYTHIA \(+n\)CTEQ15, PYTHIA \(+\) EPPS16). На рождение \(\phi\)-мезонов в столкновениях \(p/d/^{3}\)He \(+\) Au, помимо ядерных модификаций функций распределения партонов, может оказывать влияние дополнительный физический механизм.

В данной работе изложены основные положения модели Кварк-глюонных струн (КГСМ) для описания неупругих взаимодействий легких ядер при высоких энергиях. Даны основные идеи модели КГСМ, такие как процесс образования кварк-глюонных струн и выбор их ограниченного количества, моделирование разрыва струны с образованием адронов. Данные теоретических расчетов по КГСМ сопоставлены с экспериментальными результатами, полученными для \(d\)C-неупругих взаимодействий. Коротко описана методика получения экспериментальных данных. Анализ и сопоставление модельных и экспериментальных информаций показывает, что модель КГСМ хорошо воспроизводит взаимодействия легких сталкивающихся ядер при энергиях 4.2 ГэВ/\(c\) и она применима до энергии ядерных взаимодействий 10 ГэВ/нуклон.

Значение \({}^{1}S_{0}\) np-длины рассеяния получено в кинематически полном эксперименте по исследованию реакции nd-развала при низких энергиях нейтронов канала РАДЭКС ИЯИ РАН. В эксперименте два нейтрона детектировались по разные стороны от направления первичного пучка. Полученные из сравнения экспериментальной зависимости выхода реакции nd-развала от относительной энергии np-пары с результатами моделирования значения \(a_{np}={-}25.9\pm\)1.1 Фм при \(E_{n}=9\) МэВ и \(a_{np}={-}25.1\pm 1.3\) Фм при \(E_{n}=11\) МэВ существенно отличаются от значения, полученного в эксперименте по свободному np-рассеянию, что свидетельствует об эффективном усилении np-взаимодействия в присутствии третьего нуклона.

В термодинамической модели предложена интерпретация спектров мягких фотонов по поперечному импульсу в \(pp\)-столкновениях с учетом бозона \(X\)17 с массой 17 МэВ – новой частицы, возможного кандидата на роль частиц темной материи. На основе объединения двумерных квантовой хромодинамики и квантовой электродинамики в модели трубки найдены массы частиц темной материи. Предложена интерпретация обнаружения еще и бозона с массой 38 МэВ в спектрах фотонов, испускаемых в реакциях протонов с ядрами углерода при импульсе налетающих протонов 5.5 ГэВ/с. Бозон \(X\)38 с массой 38 МэВ имеет близкую к полученной нами массу бозона, равную 34 МэВ для электромагнитной трубки. Эта новая частица была обнаружена в экспериментах, проведенных недавно в Дубне для реакции \(p+\textrm{C}\to 2\gamma+X\). Бозоны \(X\)17 и \(X\)38 предложено считать частицами темной материи.

Представлены результаты фрактального анализа Монте-Карло AuAu-событий при энергии \(\sqrt{s_{NN}}=200\) ГэВ, полученные методом систем уравнений степенных покрытий (SePaC). Для генерации событий использовалась мультифазная транспортная модель AMPT. В качестве исследуемой переменной рассматривался поперечный импульс \(p_{t}\) отрицательно заряженных частиц, регистрируемых в интервале псевдобыстрот \(|\eta|<0.5\) в событиях с различной центральностью от (0–5)\({\%}\) до (30–40)\({\%}\). Для сравнительного анализа рассматривались наборы случайных событий и Монте-Карло фракталы. Показаны различия в поведении зависимости доли событий, реконструируемых как фракталы, от параметров метода для разных типов данных. Найдены оптимальные значения параметров для анализа AMPT AuAu-событий. Отмечается зависимость доли событий Prtn, восстанавливаемых как фракталы, от центральности и множественности в AuAu и случайных событиях, соответственно. Установлены незначительные различия в поведении распределений по размерности \(D_{F}\) для разных классов центральности. В AMPT AuAu-событиях выделены два класса, различающиеся формой спектров по поперечным импульсам.