Взаимодействие солнечных нейтрино с ядрами 128Te и 130Te

Обложка

Цитировать

Полный текст

Аннотация

Исследовано взаимодействие солнечных нейтрино с изотопами 128,130Te с учетом резонансной структуры их зарядово-обменных силовых функций S(E). Проанализированы, как экспериментальные данные по силовым функциям S(E), полученные в реакциях (3He, t), так и силовые функции S(E), рассчитанные в микроскопической теории конечных ферми-систем. Исследована резонансная структура силовой функции S(E), выделены Гамов — Теллеровский, аналоговый и пигми-резонансы. Проведены расчеты сечений захвата σ(E) солнечных нейтрино для рассматриваемых двух изотопов с учетом резонансной структуры силовой функции S(E) и проанализировано влияние резонансов на энергетическую зависимость σ(E). Получено, что при расчетах сечения σ(E) необходимо учитывать резонансную структуру силовой функции S(E).

Полный текст

ВВЕДЕНИЕ

Для интерпретации экспериментальных данных и планирования экспериментов нового поколения необходимо рассчитывать взаимодействия нейтрино с веществом детектора [1, 2, 3]. Особенно важно это для экспериментов по поиску процесса двойного безнейтринного бета-распада (SNO+ [4, 5], LEGEND [6], CUPID [7], PandaX [8] и др.), и по регистрации частиц темной материи (LUX-ZEPLIN [9], XENON [10] и др.), где крайне важен корректный учет фоновых процессов. Для такого рода экспериментов взаимодействие нейтрино от Солнца с ядрами мишени детектора будет являться фоновым процессом. При этом, особенностью такого фона является его принципиальная неустранимость [11, 12]. Для расчета величины сечения σ(Eν) и скорости захвата R нейтрино необходимо учитывать структуру зарядово-обменной силовой функции S(E), которая характеризует интенсивность переходов в конечном ядре в зависимости от энергии возбуждения. Силовая функция S(E) имеет резонансный характер, который наблюдается практически во всех реакциях перезарядки [3, 13—15] и проявляется, в основном, в виде гигантского Гамов—Теллеровского резонанса (GTR, Gamow—Teller resonance) [15—18], аналогового резонанса (AR – Analog resonance), низколежащих пигми резонансов (PR – Pygmy resonance) [19]. Резонансный характер зарядово-обменной силовой функции S(E) может существенно влиять на результаты расчетов сечений реакций захвата нейтрино атомными ядрами σEν [20, 21] и матричных элементов для процессов бета-распада и двойного бета-распада.

В нашей работе проведен анализ экспериментальных данных по реакциям перезарядки 128Te(3He, t)128I и 130Te(3He, t)130I [22] и рассчитаны сечения захвата солнечных нейтрино для 128Те и 130Те. Эти изотопы являются одними из популярных кандидатов на поиск процесса двойного безнейтринного бета-распада [3, 22]. Связано это, в первую очередь, с высоким содержанием обоих изотопов в природном теллуре: 31.78 % для 128Те и 34.08 % для 130Те, что позволяет обойтись без дорогостоящего процесса изотопного обогащения. Дополнительной причиной также является большая энергия распада Qββ = 2527.51 кэВ [23] для 130Те, которая выше, чем для большинства источников естественной радиоактивности (для 128Те Qββ = 866.7 кэВ [23]). Кроме того, интерес к этим изотопам связан с их важностью для геохимических экспериментов [3, 22], т. к. исторически, изотопы теллура были одними из первых изотопов, для которых был измерен период двойного бета-распада в геохимическом эксперименте [24, 25].

Так, в эксперименте SNO+ планируется использовать жидкий сцинтиллятор массой 780 тонн на основе линейного алкилбензола (ЛАБ) с растворенным в нем теллуром с концентрацией 0.5 % по массе в первой фазе эксперимента для поиска процесса 0νββ в 130Те [4, 5]. Для поиска процесса 0νββ в 128, 130Те также предназначен эксперимент CUORE, в котором используется массив из 988 кристаллов TeO2, которые работают и как мишень, и как криогенный болометрический детектор [26—28]. Также результаты по измерению периода полураспада 130Те по каналам 2νββ и 0νββ были опубликованы по данным экспериментов COBRA [29] и NEMO-3 [30].

Изотоп 130Те также предлагается использовать для поиска процесса 0νββ в проекте Баксанского большого нейтринного телескопа. В этом проекте предполагается постройка жидко-сцинтилляционного детектора нейтрино нового поколения с массой мишени 10 кт, направленного на измерение потоков нейтрино и антинейтрино от Солнца, Земли и астрофизических источников [31]. Установка будет размещена в подземных залах Баксанской нейтринной обсерватории Российской академии наук (БНО ИЯИ РАН) на глубине около 4700 м водного эквивалента. На данный момент построен и испытан прототип детектора с массой мишени 0.5 т и идет строительство прототипа с мишенью 5 т. Использование изотопа 130Те, растворенного в жидком сцинтилляторе, предлагается в третьей фазе проекта, на прототипе с массой мишени в 100 т. Также рассматриваются идеи использования других изотопов: 150Nd и 115In.

ЗАРЯДОВО-ОБМЕННЫЕ ВОЗБУЖДЕНИЯ ИЗОТОПОВ 128Те, 130Те

На рис. 1 дана объединенная схема возбужденных изобарических состояний изотопов 128Те и 130Те, которые наблюдаются в соседних ядрах 128, 130I. Для 128I при энергиях возбуждения, превышающих Sn = 6826.13 ± 5 кэВ [23], происходит распад в стабильное ядро 127I вместе с эмиссией нейтрона. При более низких энергиях возбуждения вначале идут переходы из возбужденного состояния ядра 128I в основное состояние, а затем бета-распад 128I из основного состояния в основное и возбужденные состояния ядра 128Хе. Аналогично и для ядра 130Те: распад в 129I с эмиссией нейтрона при энергии возбуждения больше Sn = 6500.33 ± 4 кэВ [23] или же бета-распад из основного состояния ядра 130I в основное и возбужденные состояния ядра 130Хе после того как распадутся в основное состояние 130I все возбуждения с энергиями Ex < Sn. Следует заметить, что поскольку бета-распад происходит в высоковозбужденные состояния ксенона, которые быстро распадаются, испуская γ-кванты, доля переходов, которые заселяют область энергии вблизи конечной точки для 0νββ распада 130I относительно велика и эти γ-кванты могут служить фоновым процессом в соответствующих экспериментах.

 

Рис. 1. Общая схема зарядово-обменных возбуждений для ядер 128Те и 130Те.

 

Обработка экспериментальных спектров для зарядово-обменных реакций 128Te(3He, t)128I и 130Te(3He, t)130I подробно описана в работе [32]: использовалось разложение на отдельные резонансы и фон из состояний квази-свободного континуума (QFC — quasi-free continuum background) [33]. Форма пика наблюдаемого гигантского гамов-теллеровского резонанса (GTR) и пигми резонансов (PR) аппроксимировалось по Брейт—Вигнеру, фон QFC аппроксимировался аналогично как в предыдущих работах [32, 34]. Получены положения пиков: EGTR = 13.287 МэВ, EAR = 11.948 МэВ, EPR1 = 8.828 МэВ, EPR2 = 6.391 МэВ для 128Te, и EGTR = 14.060 МэВ, EAR = 12.718 МэВ, EPR1 = 9.531 МэВ, EPR2 = 6.830 МэВ для 130Te. Положения пиков PR и GTR резонансов зависят от параметров подложки фона QFC, которые подбирались при фитировании данных. Из-за этого они определены с точностью 100—200 кэВ. В оригинальной работе [22] даны только положения EAR = 11.948 МэВ для 128Te, EAR = 12.718 МэВ для 130Te и примерные положения пиков GTR резонансов EGTR ≈ 14 МэВ для обоих изотопов, положения пиков PR резонансов не упоминалось.

Теоретические зарядово-обменные силовые функции S(E) изотопов 128Те и 130Те рассчитывались в рамках микроскопической теории конечных ферми-систем (ТКФС) [35], как ранее для других ядер [21, 36, 37]. Энергии и матричные элементы возбужденных состояний дочернего ядра определялись системой секулярных уравнений ТКФС для эффективного поля согласно [38, 39] и использовалось частичное согласование с m* = m для разрешенных переходов с локальным нуклон-нуклонным взаимодействием Fw в форме Ландау–Мигдала [35]:

Fω=C0f'0+g'0σ1σ2τ1τ2δr1−r2, (1)

где С0 = (dρ/dεF)–1 = 300 МэВ∙фм3 (ρ – средняя плотность ядерной материи), f0' и g0' — параметры изоспин-изоспинового и спин-изоспинового взаимодействий квазичастиц соответственно. Эти константы взаимодействия являются феноменологическими параметрами и, в данном случае, использовались значения f0'= 1.351 ± 0.027 и g0'= 1.214 ± 0.048, полученные недавно [39] из анализа экспериментальных данных по энергиям аналоговых (38 ядер) и гамов–теллеровских (20 ядер) резонансов. Рассчитывались энергии Ei и квадраты матричных элементов Mi2 возбужденных изобарических состояний дочерних ядер 128, 130I, образованных разрешенными переходами. Непрерывная часть спектра функции S(E) рассчитывалась с уширением по Брейт–Вигнеру.

При описании как экспериментальных, так и расчетных данных по силовой функции S(E) изотопов 128, 130Те, существенный вопрос состоит в нормировке S(E). В расчетах использовалась нормировка ТКФС равная 81 % от максимального значения 3(N – Z), как в [36, 37]. На рис. 2 и рис. 3 для изотопов 128Те и 130Те представлено сравнение расчетной силовой функции S(E) и силовой функции, полученной из обработки экспериментальных данных. Для гигантского гамов-теллеровского резонанса рассчитаны положения пиков: EGTR = 13.208 МэВ, EAR = 11.87 МэВ (предсказание [40]), для 128Te и EGTR = 13.900 МэВ, EAR = 12.48 МэВ (предсказание [40]), что согласуется с данными эксперимента. При энергиях возбуждения от 4 до 9 МэВ для обоих ядер в силовой функции доминирует вклад от пигми резонансов, далее с ростом энергии возбуждения наибольший вклад дает гамов–теллеровский резонанс.

 

Рис. 2. Зарядово-обменная силовая функция S(E) ядра 128I. 1 — обработанные экспериментальные данные, 2 — расчет по теории конечных ферми-систем.

 

Рис. 3. Зарядово-обменная силовая функция S(E) ядра 130I. Обозначения аналогичны рис. 2.

 

СЕЧЕНИЕ И СКОРОСТИ ЗАХВАТА НЕЙТРИНО ЯДРАМИ 128, 130Те

Зависимость полного сечения σTotal (Eν) реакции захвата (ne, e–) от энергии налетающего нейтрино Eν с учетом взаимодействия с возбужденными состояниями ядра можно записать как:

σTotal Ev= σdisc Ev+ σres Ev. (2)

Вклад в сечение низколежащих возбужденных состояний σdisc(Eν) описывается следующим образом [41]:

σdisc (Ev) ==1πGF2c3ℏ4pe Ee FZ,Ee∑kBFk+ gAgV2BGTk, (3)

где Ee =Ev−QEC−E+mec2 (при условии, что Ee  − mec2 > 0) — полная энергия образовавшегося электрона, pe – его импульс, F(Z, Ee) — функция Ферми [42, 43], GF — фермиевская константа, gA, gV — константы аксиально-векторного и векторного взаимодействия. В расчетах использовались значения GF и отношение gAgV  приведенные в работе [44]. BFk,BGTk — квадраты фермиевского и гамов-теллеровского матричных элементов. Для расчетов использовались экспериментальные табличные значения BGTk, полученные на циклотроне университета в Осаке [22]: 27 дискретных уровней ниже энергии Emax = 3 МэВ для реакции 128Te(3He, t)128I и 21-й уровень ниже энергии Emax = 3 МэВ для реакции 130Te(3He, t)130I.

Резонансный вклад в сечение определяется как [45, 46]:

σres Eν==1π GF(gA/gV2c3ℏ40Eν−QECpe Ee FZ,EeSE dE . (4)

Для расчетов использовались силовые функции S(E), полученные из обработки экспериментальных данных для реакций 128Te(3He, t)128I и 130Te(3He, t)130I [22]. Они были заданы в области энергий возбуждения от εmin= 3 МэВ до  εmax= Sn. Положение верхней границы связано с тем, что в данной работе не рассматриваются процессы, связанные с вылетом нейтрона и образованием ядер 127,129I. В расчетах, связанных с вылетом нейтрона необходимо учитывать непрерывную часть силовой функции зарядово-обменных возбуждений с энергий E > Sn и теория таких возбуждений развивается.

На рис. 4 и 5 представлены сечения захвата нейтрино σEv в зависимости от энергии налетающего нейтрино для реакций 128Te(νe, e–)128I и 130Te(νe, e–)130I. На обоих рисунках видно, что, начиная от 6 МэВ вклад резонансной части силовой функции в полное сечение начинает доминировать над вкладом от низколежащих дискретных состояний. При этом так как S(E) была задана только до пороговой энергии отрыва нейтрона (Sn = 6826.13 ± 5 кэВ для 128I и Sn = 6500.33 ± 4 кэВ для 130I [23]), самыми заметными в ней будут вклады от PR резонансов, вклад от GTR резонанса будет в основном в виде подложки (см. рис. 2 и рис. 3). Из-за этого вклад GTR резонанса в сечение тоже будет занижен (линия 4 на рис. 4 и рис. 5).

 

Рис. 4. Сечение захвата нейтрино в реакции 128Te(ve, e–)128I. 1 — полное сечение σTotal с учетом вклада как дискретной, так и непрерывных частей силовой функции. 2 — сечение σdisc с учетом вклада только дискретных уровней. 3 — сечение σres с учетом вклада только от силовой функции S(E), полученной из обработки экспериментальных данных для реакции 128Te(3He, t)128I. 4 — сечение σres с учетом вклада только гигантского гамов—теллеровского резонанса (GTR) в силовую функцию S(E).

 

Рис. 5. Сечение захвата нейтрино в реакции 130Te(νe, e–)130I. Обозначения аналогичны рис. 4. Для расчета σres использовалась силовая функция S(E), полученная из обработки экспериментальных данных для реакции 130Te(3He, t)130I.

 

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Таким образом, изучено взаимодействие солнечных нейтрино с ядрами 128Te и 130Te. Исследовано влияние высоколежащих резонансов в зарядово-обменной силовой функции S(E) на сечение захвата нейтрино. Для расчетов использована силовая функция S(E), полученная из обработки экспериментальных данных для реакций 128Te(3He, t)128I и 130Te(3He, t)130I [22, 32]. Сравнение ее с теоретической S(E), полученной в рамках теории конечных ферми-систем, показало согласие как в области гигантского гамов‒теллеровского резонанса (GTR), так и в области пигми резонансов (PR).

Были рассчитаны сечения σ(Eν) для 128Te и 130Te. Для обоих рассматриваемых изотопов видно, что при учете непрерывной части силовой функции S(E) сечения захвата солнечных нейтрино сильно возрастают.

Так как 128Те и 130Те являются популярными изотопами в экспериментах по поиску процесса 0νββ, особенно важным является правильный расчет фоновых процессов для таких экспериментов. Процесс захвата солнечных нейтрино, в зависимости от схемы эксперимента, может являться неустранимым фоном. В работе показано, что учет высоколежащих резонансных состояний приводит к значительному увеличению сечения захвата.

Авторы благодарны М. Д. Скорохватову, И. Н. Борзову, Н. В. Клочковой, С. С. Семенову и В. В. Хрущеву за стимулирующие дискуссии и помощь в работе.

Работа выполнена при частичной финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (проект № 20-32-90059/20), при частичной финансовой поддержке Российского научного фонда (проект № 21-12-00061) и гранта РНФ (проект № 24-12-00008).

×

Об авторах

Ю. С. Лютостанский

Федеральное государственное бюджетное учреждение Национальный исследовательский центр "Курчатовский институт"

Email: fazliakhmetov@phystech.edu
Россия, Москва

А. Н. Фазлиахметов

Федеральное государственное бюджетное учреждение Национальный исследовательский центр "Курчатовский институт"; Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт ядерных исследований Российской академии наук; Федеральное государственное автономное образовательное учреждение высшего образования Московский физико-технический институт (национальный исследовательский университет)

Автор, ответственный за переписку.
Email: fazliakhmetov@phystech.edu
Россия, Москва; Москва; Москва

Б. К. Лубсандоржиев

Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт ядерных исследований Российской академии наук

Email: fazliakhmetov@phystech.edu
Россия, Москва

Н. А. Белогорцева

Федеральное государственное бюджетное учреждение Национальный исследовательский центр "Курчатовский институт"

Email: fazliakhmetov@phystech.edu
Россия, Москва

Г. А. Коротеев

Федеральное государственное бюджетное учреждение Национальный исследовательский центр "Курчатовский институт"; Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт ядерных исследований Российской академии наук; Федеральное государственное автономное образовательное учреждение высшего образования Московский физико-технический институт (национальный исследовательский университет)

Email: fazliakhmetov@phystech.edu
Россия, Москва; Москва; Москва

А. Ю. Лютостанский

Федеральное государственное бюджетное учреждение Национальный исследовательский центр "Курчатовский институт"

Email: fazliakhmetov@phystech.edu
Россия, Москва

В. Н. Тихонов

Федеральное государственное бюджетное учреждение Национальный исследовательский центр "Курчатовский институт"

Email: fazliakhmetov@phystech.edu
Россия, Москва

Список литературы

  1. Dolinski M., Poon A., Rodejohann W. // Annu. Rev. Nucl. Part. Sci. 2019. V. 69. P. 219.
  2. Formaggio J.A., Zeller G.P. // Rev. Mod. Phys. 2012. V. 84. P. 1307.
  3. Frekers D., Alanssari M. // Eur. Phys. J. A. 2018.V. 54. P. 177.
  4. Ina´cio A.S. (for the SNO+ Collaboration) // PoS (PANIC2021). 2022. V. 274.
  5. Andringa S., Arushanova E., Asahi S. et al. // Adv. High Energy Phys. 2016. V. 2016. Art. No. 6194250.
  6. Cattadori C.M., Salamida F. // Universe. 2021 V. 7. P. 314
  7. Alfonso K., Armatol A., Augier C. et al. // J. Low Temp. Phys. 2023 V. 211. P. 375.
  8. Meng Y., Wang Z., Tao Y. et al. // Phys. Rev. Lett. 2021. V. 127. Art. No. 261802.
  9. Aalbers J., Akerib D.S., Akerlof C.W. et al. // Phys. Rev. Lett. 2023. V. 131. Art. No. 041002.
  10. Aprile E., Abe K., Agostini F. et al. // Phys. Rev. Lett. 2022. V. 129. Art. No. 161805.
  11. Elliott S.R., Engel J. // J. Physics G. 2004. V. 30. P. 183.
  12. Billard J., Figueroa-Feliciano E., Strigari L. // Phys. Rev. D2014. V. 89. Art. No. 023524.
  13. Lutostansky Yu.S. // EPJ Web Conf. 2018. V. 194. Art. No. 02009.
  14. Лютостанский Ю.С. // Ядерн. физика. 2019. Т. 82. С. 440; Lutostansky Yu.S. // Phys. Atom. Nucl. 2019. V. 82. P. 528.
  15. Гапонов Ю.В., Лютостанский Ю.С. // Письма в ЖЭТФ. 1972. Т. 15. С. 173; Gaponov Yu.V., Lyutostanskii Yu.S. // JETP Lett. 1972. V. 15. P. 120.
  16. Гапонов Ю.В., Лютостанский Ю.С. // Ядерн. физика. 1974. Т. 19. С. 62; Gaponov Yu.V., Lyutostanskii Yu.S. // Sov. J. Nucl. Phys. 1974. V. 19. P. 33.
  17. Doering R.R., Galonsky A., Patterson D.M., Bertsch G.F. // Phys. Rev. Lett. 1975. V. 35. P. 1691.
  18. Galonsky A., Doering R.R., Patterson D.M., Bertini G.F. // Phys. Rev. 1976. V. 14. P. 748.
  19. Лютостанский Ю.С. // Письма в ЖЭТФ. 2017. Т. 106. С. 9; Lutostansky Yu.S. // JETP Lett. 2017. V. 106. P. 7.
  20. Лютостанский Ю.С., Тихонов В.Н. // Ядерн. физика. 2018. Т. 81. С. 515; Lutostansky Yu.S., Tikhonov V.N. // Phys. Atom. Nucl. 2018. V. 81. P. 540.
  21. Лютостанский Ю.С., Осипенко А.П., Тихонов В.Н. // Изв. РАН. Сер. физ. 2019. Т. 83. С. 539; Lutostansky Yu.S., Osipenko A.P., Tikhonov V.N. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2019. V. 83. P. 488.
  22. Puppe P., Lennarz A., Adachi T. et al. // Phys. Rev. C. 2012. V. 86. Art. No. 044603.
  23. Wang M., Huang W.J., Kondev F.G. et al. // Chin. Phys. C. 2021. V. 45. Art. No. 030003.
  24. Inghram M.G., Reynolds J.H. // Phys. Rev. 1949. V. 76. P. 1265.
  25. Inghramand M.G., Reynolds J.H. // Phys. Rev. 1950 V. 78. P. 822.
  26. Alduino C., Alfonso K., Artusa D.R. et al. // J. Instrumentation. 2016. V. 11. Art. No. 07009.
  27. Adams D.Q., Alduino C., Alfonso K. et al. // Phys. Rev. Lett. 2020. V. 124. Art. No. 122501.
  28. Adams D.Q., Alduino C., Alfonso K. et al. // Phys. Rev. Lett. 2022. V. 129. Art. No. 222501.
  29. Ebert J., Fritts M., Gehre D. et al. // Phys. Rev. C. 2016. V. 94. Art. No. 024603.
  30. Arnold R., Augier C., Baker J. et al. // Phys. Rev. Lett. 2011. V. 107. Art. No. 062504.
  31. Ushakov N.A., Fazliakhmetov A.N., Gangapshev A.M. et al. // J. Phys. Conf. Ser. 2021. V. 1787. Art. No. 012037.
  32. Fazliakhmetov A.N., Lutostansky Yu.S., Lubsandorzhiev B.K. et al. // Phys. Atom. Nucl. 2023. V. 86. P. 736.
  33. Pham K., Janecke J. et al. // Phys. Rev. C. 1995. V. 51. P. 526.
  34. Fazliakhmetov A.N., Inzhechik L.V., Koroteev G.A. et al. // AIP Conf. Proc. 2019. V. 2165. Art. No. 020015.
  35. Мигдал А.Б. Теория конечных ферми-систем и свойства атомных ядер. М.: Наука, 1983; Migdal A.B. Theory of finite Fermi systems and applications to atomic nuclei. NY.: Interscience Publishers, 1967.
  36. Лютостанский Ю.С., Белогорцева Н.А., Коротеев Г.А. и др. // Ядерн. физика. 2022. Т. 85. С. 409; Lutostansky Yu.S., Belogortseva N.A., Koroteev G.A. et al. // Phys. Atom. Nucl. 2022. V. 85. P. 551.
  37. Lutostansky Yu.S., Fazliakhmetov A.N., Koroteev G.A. et al. // Phys. Lett. B. 2022. V. 826. Art. No. 136905.
  38. Borzov I.N., Fayans S.A., Trykov E.L. // Nucl. Phys. A. 1995. V. 584. P. 335.
  39. Лютостанский Ю.С. // Ядерн. физика. 2020. Т. 83. С. 34; Lutostansky Yu.S. // Phys. Atom. Nucl. 2020. V. 83. P. 33.
  40. Гапонов Ю.В., Лютостанский Ю.С. // Ядерн. физика. 1972. Т. 16. С. 484; Gaponov Yu.V., Lyutostanskii Yu.S. // Sov. J. Nucl. Phys. 1972. V. 16. P. 270.
  41. Ву Ц.С., Мошковский С.А. Бета-распад. М.: Атомиздат, 1970; Wu C.S.; Moszkowski S.A. Beta Decay. NY.: Interscience Publishers, 1966.
  42. Behrens M., Janecke J. Elementary particles, nuclei and atoms. Landolt-Bornstein Group I: nuclear physics and technology. V. 4. Springer, 1969.
  43. Фазлиахметов А.Н., Лютостанский Ю.С., Коротеев Г.А. и др. // ЭЧАЯ. 2023. Т. 54. С. 668; Fazliakhmetov A.N., Lutostansky Yu.S., Koroteev G.A. et al. // Phys. Part. Nucl. 2023 V. 54. P. 547.
  44. Workman R.L., Burkert V.D., Crede V. et al. // Progr. Theor. Exp. Phys. 2022. V. 2022. P. 083C01.
  45. Боровой А.А., Лютостанский Ю.С., Панов И.В. и др. // Письма в ЖЭТФ. 1987. Т. 45. С. 521; Borovoi A.A., Lutostansky Yu.S., Panov I.V. et al. // JETP Lett. 1987. V. 45. P. 665.
  46. Lutostansky Yu.S., Shulgina N.B. // Phys. Rev. Lett. 1991. V. 67. P. 430.

Дополнительные файлы

Доп. файлы
Действие
1. JATS XML
Скачать
2. Рис. 1. Общая схема зарядово-обменных возбуждений для ядер 128Те и 130Те.

Скачать (200KB)
Метаданные
3. Рис. 2. Зарядово-обменная силовая функция S(E) ядра 128I. 1 — обработанные экспериментальные данные, 2 — расчет по теории конечных ферми-систем.

Скачать (114KB)
Метаданные
4. Рис. 3. Зарядово-обменная силовая функция S(E) ядра 130I. Обозначения аналогичны рис. 2.

Скачать (116KB)
Метаданные
5. Рис. 4. Сечение захвата нейтрино в реакции 128Te(ve, e–)128I. 1 — полное сечение σTotal с учетом вклада как дискретной, так и непрерывных частей силовой функции. 2 — сечение σdisc с учетом вклада только дискретных уровней. 3 — сечение σres с учетом вклада только от силовой функции S(E), полученной из обработки экспериментальных данных для реакции 128Te(3He, t)128I. 4 — сечение σres с учетом вклада только гигантского гамов—теллеровского резонанса (GTR) в силовую функцию S(E).

Скачать (83KB)
Метаданные
6. Рис. 5. Сечение захвата нейтрино в реакции 130Te(νe, e–)130I. Обозначения аналогичны рис. 4. Для расчета σres использовалась силовая функция S(E), полученная из обработки экспериментальных данных для реакции 130Te(3He, t)130I.

Скачать (84KB)
Метаданные

© Российская академия наук, 2024

Согласие на обработку персональных данных

 

Используя сайт https://journals.rcsi.science, я (далее – «Пользователь» или «Субъект персональных данных») даю согласие на обработку персональных данных на этом сайте (текст Согласия) и на обработку персональных данных с помощью сервиса «Яндекс.Метрика» (текст Согласия).