CC BY
36
УДК 539.172.58
МГНОВЕННОЕ ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР УРАНА МЕДЛЕННЫМИ ОТРИЦАТЕЛЬНЫМИ МЮОНАМИ
Г. Е. Беловицкий, К. Россель1
Дан обзор экспериментальных исследований эмиссии мю-онов конверсии, испускаемых при мгновенном делении ядер урана мюонами. Приведены энергетические и угловые распределения и вероятности эмиссии мюонов конверсии, вероятность увлечения мюонов легкими осколками, а также мультиполъность гамма-излучения осколков > 3 МэВ).
Деление трансурановых ядер медленными отрицательными мюонами возможно з<1 счет двух механизмов: 1) прямой (безрадиационной) передачи ядру энергии мезоагом-ных переходов 2р —> 15, Зр —» 15, 3(1 —» 15 и 2) ядерного поглощения мюона с 1 ¿-орбити в результате слабого взаимодействия мюона с протоном ядра [1, 2]. Эти два механиз ма деления принято называть мгновенным (характеристическое время ~ Ю-12 с) и запаздывающим (характеристическое время ~ Ю-7 с) делениями. В обзоре приведены результаты экспериментальных исследований мгновенного деления.
При мгновенном делении мюон не погибает, а после деления увлекается одним из осколков и в дальнейшем может быть сброшен с возбужденного осколка в непрерывный спектр за счет процесса внутренней конверсии, испытать р —» е распад, или поглотиться осколком, в результате чего из осколка будут испускаться частицы (п,р, а) и гамма-кванты.
Изучение мгновенного деления, при котором мюон в течение всего процесса деления находится внутри или в непосредственной близости от делящегося ядра, открывает возможность получения информации о динамике процесса деления и свойствах осколков.
'Институт излучений и ядерной физики Боннского университета, Германия.
Первая попытка наблюдения мгновенного деления, сопровождаемого эмиссией мюо-на конверсии, была предпринята в 1960 г. [3]. На фотоэмульсиях, загруженных ядрами урана и облученных на пучке мюонов в ОИЯИ (Дубна), было наблюдено 780 деле' ний. Среди них не отмечено ни одного случая эмиссии мюона конверсии, тогда как согласно [2] ожидалось 8 таких случаев. Этот эксперимент стимулировал теоретичс ские исследования, в результате которых было установлено, что присутствие мюона на Л'-оболочке мезоатома урана увеличивает высоту барьера деления на 0,5 МэВ, что на порядок уменьшает вероятность мгновенного деления [4]. Следующая попытка наблю дения мгновенного деления была осуществлена в 1978 г. Она увенчалась успехом. На фотоэмульсиях, облученных пучком мюонов в Дубне, было найдено 104 делений ядер урана и среди них два деления, сопровождаемых эмиссией мюона конверсии [5].
В дальнейшем опыты выполнялись на пучке мюонов института Пауля Шерера (Швейцария). Это позволило получить ряд новых и уникальных данных о мгновенном делении ядер урана.
Методика эксперимента. В качестве мишени и детектора заряженных частиц (; = 1,2) использовались ядерные фотоэмульсии толщиной 150 — 250мкм разной чувствительности, которые регистрировали мюоны с энергией до б МэВ (тип К) и мюоны любой энергии (тип Р).
Кроме фотоэмульсий, нанесенных на стеклянную подложку, впервые использова пк безподложечные фотоэмульсии. Последние потребовали отработки специальной м< го дики сушки. Она состояла в том, что фотослой после купания в водном растворе со. ш урана погружался в ацетоновую ванну на 5-10 минут. Методика введения солей урана в фотослой, облучения на пучке мюонов и просмотра фотопластинок под микроскопом описана в [6].
Было проанализировано 3 • 105 делений ядер урана. В делениях, сопровождаемых эмиссией заряженных частиц (z — 1,2), останавливающихся в фотослое, при увеличении 2000х измерялись пробеги легких (Ri) и тяжелых (Яд) осколков (Ri > Rh) и частиц, а также углы между ними и ионизация (число зерен или просветов на всей длине следа частицы).
Частицы сг = 1 могли быть мюонами и изотипами водорода (р, с?,/), испущенными до деления, в процессе деления и после деления (из осколков), или протонами отдачи. Природа частицы определялась по двум параметрам, ионизации и пробегу, с помо щью калибровочных кривых, для получения которых использовались следы мюонов протонов с большим пробегом, найденные в тех же фотоэмульсиях. Для исключения
протонов отдачи использовалась кинематика упругих соударений. На фотоэмульсиях тина Р мюоны идентифицировались по р —у е распадам.
Мгновенное деление ядер урана
Энергетическое распределение и вероятность эмиссии мюонов конверсии. Было идентифицировано 296 случаев испускания мюонов конверсии. Энергия мюонов опреде лялась с точностью до 2-10%. На рис. 1 показаны два случая мгновенного деления ядра урана, сопровождаемого эмиссией мюона конверсии. На одном из них вторичный мюои испытывает р —> е распад, на втором он вызывает расщепление ядра фотоэмульсии, сопровождаемое эмиссией двух заряженных частиц. Наибольшая наблюдавшаяся энергия мюонов конверсии равна 2,3 МэВ, что много меньше максимально возможной энергии (4 — 5 МэВ).
Рис. 1. Два случая мгновенного деления ядер урана, сопровождаемого эмиссией мюона конверсии, а) Мюон конверсии цк испытывает р. е распад (эмульсия типа Р). б) Мю-он конверсии захватывается ядром фотоэмульсии (эмульсия типа К), в результате чего образуется "звезда" с двумя следами.
На рис. 2 приведено энергетическое распределение мюонов конверсии. По оси абсцисс отложена энергия мюонов, по оси ординат - число мюонов на интервал энергии 0,25 МэВ. На том же рисунке приведен теоретический спектр (в виде прямой линии), описываемый экспонентой N(E) ~ ехр(—аЕ^), где а = 1,4 МэВ~1. Расчет спектра мюонов конверсии выполнен в [7, 8] с использованием гамма-спектра осколков деления 235/7(пгл,/) и коэффициентов мюонной конверсии (КМК) [8].
ч
Ец, МэВ сое е
Рис. 2. Энергетическое распределение мюонов конверсии. Прямая линия описывает теоретический спектр.
Рис. 3. Угловое распределение мюонов конверсии с энергией Е^ > 0,5 МэВ. в - угол между направлениями движения мюона и тяжелого осколка. Пунктирные кривые описывают те оретические распределения для мюонов конверсии, испущенных из тяжелых и легких осколков.
Для Ец > 0,75 МэВ наблюдается хорошее согласие расчета с экспериментом. В области меньших энергий интенсивность экспериментального спектра оказалась выпи теоретической. Весьма вероятно, что эмиссия мягких мюонов (Ем < 0,75 МэВ) связала с процессом "встряски" и происходит в момент разрыва ядра и коллапса осколков. Если это предположение справедливо, тогда открывается возможность изучения этой стадии процесса деления, и энергетический спектр мюонов можно разбить на две компоненты а) мюоны "встряски", б) мюоны конверсии.
Мюоны "встряски" испускаются в процессе деления. Вероятность их эмиссии зависит от значения показателя экспоненты теоретического спектра и точности экспериментальных данных и по нашей оценке составляет 0,5 • Ю-2. Следует отметить, что деления, сопровождающиеся эмиссией мюонов "встряски", оказались более симметричными, чем при эмиссии мюонов конверсии. Это означает, что эмиссия мюонов "встряски" более вероятна в симметричных делениях, характеризующихся большей де формацией осколков.
Мюоны конверсии испускаются за счет обычного процесса гамма-излучения оскол ков. Вероятность эмиссии этих мюонов с энергией > 0,5 МэВ составляет (0,8 ± 0,1) х Ю-2, что согласуется сданными работы [9]. Из теоретических расчетов [7, 8] следует, что доля мюонов с Е^ > 0,5 МэВ составляет 50% от полного спектра. Отсюда полная вероятность эмиссии мюонов конверсии составляет (1,6±0,2) ■ Ю-2 на акт мгновенного деления [10].
Угловое распределение мюонов конверсии. На рис. 3 приведено угловое распределение мюонов конверсии с Е^ > 0,5 МэВ. По оси абсцисс отложен косинус угла между направлениями движения мюона конверсии и тяжелого осколка, по оси ординат - число мюонов в данном угловом интервале. В качестве характеристики углового распределения в дальнейшем используется отношение числа мюонов, испущенных под углами, меньшими и большими 90° к направлению движения тяжелого осколка ЛГ(< 90o)/N(> 90°), которое составляет 1,36 ± 0,20.
Из теоретических расчетов углового распределения [8] следует, что для мюонов кон версии оно не зависит от 2 осколка и энергии перехода, а только от спина осколка и мультипольности перехода. В с.ц.м. движущегося осколка вероятности испускания мюона под углами 0 и к-в к направлению движения осколка одинаковы для любой мультипольности перехода. В л.с.к. за счет скорости осколка преобладает эмиссия мю онов по направлению движения осколка.
Для сравнения теории с экспериментом были рассчитаны два интегральных угловых распределения (в л.с.к.) для мюонов с энергией > 0,5 МэВ в предположении, что: а) все мюоны испущены из легких осколков, б) все мюоны испущены из тяжелых осколков (на рис. 3 - пунктирные кривые). Суммируя эти распределения с различными весами, можно получить угловое распределение, согласующееся с экспериментальным, и с отношением ЛГ(< 900)/N(> 90°) = 1,36.
Оказалось, что вклад легких осколков в конверсию составляет Р^ = 30 — 35%, а тяжелых осколков Р£ = 65 — 70%, т.е. Р£/Р1Ц ~ 2. С учетом полной вероятности эмиссии
мюонов конверсии Р^ = 1,6-10 2 абсолютные значения этих величин составляют Р' = 1,05 • Ю-2 и Р^ = 0,55 • Ю-2 [10].
Мулътипольностъ гамма-излучения осколков деления ядер урана. Для того, чтобы определить мультипольность гамма-излучения осколков, необходимо сравнить экспе риментальные значения и ^ с теоретическими вероятностями P^l{EJ) для гамма излучения разной мультипольности.
Полная вероятность конверсии мюона на одно мгновенное деление дли
гамма-излучения мультипольности EJ может быть представлена в виде суммы вкладов тяжелых и легких осколков: = РН{Е^ + = £ ЕЗ) +
к
£ ЕЗ). Здесь ВЩ - вероятность выхода осколков с данным Z,^ по
I
лученная в [11], Ж(^) - вероятность увлечения мюона осколком с рассчитанная по формуле W{Zi) = {1 + ехр[6(46 — со свободным параметром Ь [12], P(Zt,EJ)
вероятность конверсии мюона с осколка с атомным номером Zl для гамма-излучения мультипольности ЕЗ. Эти вероятности рассчитаны в [8].
Полная вероятность увлечения мюонов легкими осколками И^ измерялась в работах [9, 10, 13 - 15]. Большинство полученных значений лежит в интервале И= 0,05 — 0,07. Измерение этой величины рассмотрено ниже.
Результаты расчетов величин Р>1(ЕЗ), и их суммы P(EJ) приведены в та
блице 1 для трех значений Ии двух мультипольностей гамма-излучения Е1 и Е2.
Таблица 1
Результаты расчетов Ph(EJ),Pi(EJ) и P(EJ). Все величины даны в %
Полная вероятность конверсии Wi = 0,05 Wi = 0,06 W, = 0,07 Экспериментальные данные
El E2 El E2 El E2
Ph(EJ) 0,42 6,1 0,42 6,0 0,41 5,9 1,05
Pi(EJ) 0,55 2,0 0,70 2,5 0,87 3,1 0,55
Pk + Pi 0,97 8,1 1,12 8,5 1,28 9,0 1,6
Из таблицы видно, что для £1-переходов расчетное отношение Ph(EJ)/Pi(EJ) < 1 заметно меньше, а для £2-переходов - заметно больше экспериментального для всех Wi. Поэтому надо принять, что мультипольность гамма-излучения осколков состой i не меньше чем из двух компонентов, El и El. Если взять вероятности конверсии для Е1-и £2-переходов с соответствующими весами, то можно получить их сумму Ph + Pi и отношение Ph/Pi, согласующиеся с экспериментом.
В настоящее время наиболее надежное значение вероятности увлечения мюонов легкими осколками составляет И= 0,05. В этом случае гамма-излучение, испускаемое тяжелыми осколками (Е7 > 5 МэВ), содержит (0,9£1 + 0,1£2)-переходы, а легкими осколками (Еу > 3 МэВ) - только ^¡-переходы.
Для тяжелых осколков интенсивность £2-переходов мала, но поскольку КМ К Е2/Е1 = 10, то конверсия с тяжелых осколков более чем на 50% связана с Е2-переходами. Следует отметить, что при И^ > 0,06 теория уже не описывает наблюдаемого углового распределения мюонов конверсии. Это является еще одним указанием на то, что И< 0, 06.
Вероятность увлечения мюонов легкими осколками
Процесс увлечения мюонов осколками исследовался более чем в 10 теоретических работах. В них выяснялось, может ли быть получена информация о динамике процесса деления. В ряде теоретических работ было показано, что измерение И^ - вероятности увлечения мюонов легкими осколками дает такую информацию. Однако в отдельных теоретических работах был получен противоположный результат [17]. Наконец, в последних опубликованных теоретических работах [18] показано достаточно обоснованно, что вероятность увлечения мюона легким осколком Ж/ дает уникальную возможность изучения диссипации ядерной энергии между седловой точкой и точкой разрыва.
Экспериментальное измерение И7/ выполнено в работах [9, 10, 13 15]. В двух из них получена лишь оценка верхней границы И7/ < 0,1 [9, 14]. В других работах, выпол ненных различными методами, получены более точные значения этой величины. В [15] И'; определялась по числу распадов р —» е для мюонов, увлеченных легкими и тяже лыми осколками. В наших работах [10, 13] И^ определялась посредством регистрации заряженных частиц (р, а), испущенных при поглощении мюонов легкими и тяжелыми осколками.
Эмиссия заряженных частиц при поглощении мюонов осколками. При мгновенном делении мюон не погибает, а увлекается одним из осколков и в 90% случаев поглощае тся осколком за счет механизма электро-слабого взаимодействия с одним из протонов ядра, или за счет механизма обменных мезонных токов [19 - 21].
Энергия возбуждения осколка, поглотившего мюон (лежит в пределах (0 — 80 МэВ)). достаточна для эмиссии заряженных частиц. Время торможения осколка в фотоэмульсии ~ Ю-12 с, а время жизни мюона на осколке ~ Ю-7 с. Поэтому мюон поглощается в остановившемся осколке. На рис. 4 приведены две микрофотографии случаев эмиссии протона и альфа-частицы из остановившихся тяжелых осколков.
Рис. 4. Две микрофотографии мгновенного деления, сопровождаемого эмиссией из тяжелого осколка протона (слева) и альфа-частицы (справа).
Энергия возбуждения ядра урана при мгновенном делении менее 10 МэВ, поэто-
»
му наиболее вероятно асимметричное деление, при котором пробег тяжелого осколка (Я^) всегда меньше пробега легкого осколка (Л/). Измеряя пробеги осколков, можно определить, каким из осколков был захвачен мюон.
Вероятность увлечения мюона легким осколком \У\ может быть определена сравне нием числа заряженных частиц, испущенных из легких (N1) и тяжелых (./V/,) осколков.
Числа заряженных частиц, испущенных при поглощении мюонов легкими N1 или тяжелыми Nh осколками, может быть рассчитано с помощью следующих соотношений к:
N1 =
ЛГл = ЪК\УкРкИ,. (1)
Здесь и - множители, близкие к единице, учитывающие потери мюонов в резуль тате конверсии и р, —> е распадов; И^ и И^д - вероятности увлечения мюонов соответственно легкими и тяжелыми осколками; Д и Д - средние значения вероятности эмиссии заряженных частиц при поглощении мюонов осколками; N1 - число мгновенных делений. Из (1) с учетом Ж/ + = 1 следует, что
= М/(ЛГ, + К^),
(2) 65
где К = biPi/bhPh; bi>h были определены из экспериментальных данных [9, 10]. Оказалось, что отношение bi/bh ~ 1, поэтому К = Pi/Ph-
Для определения Pi и Д были собраны и проанализированы все известные экспериментальные данные о вероятности эмиссии заряженных частиц (Z — 1,2) при поглощении мюонов стабильными ядрами с Z от 13 до 83 [22]. В результате было получено аналитическое выражение для вероятности эмиссии заряженных частиц:
Pia = Cexp[-28,6(iV - Z)/A], (3)
где С - константа, а А, N и Z - соответственно число нуклонов, нейтронов и протонов в ядре [22]. Формула (3) оказалась пригодной для всех изотопов стабильных ядер (со держащих различное число нейтронов). Поэтому можно допустить, что она пригодна и для радиоактивных ядер, подобных осколками деления.
Средние значения Р\ и Ph для легких и тяжелых осколков мгновенного деления были рассчитаны в [22] по формуле
Да = Е B{Zc)Y{Zi)Rt/ £ B{Zi)Y{Zi), (4)
где B(Z{) - выход осколков мгновенного деления с данным Z, [11], Y(Z{) - вероятность увлечения мюона осколком с Z,, вычислена на основе [12]. Р, - вероятность эмиссии частиц с Z = 1, 2 из осколков с данным (iVt, Z,), рассчитана по формуле (3) [22].
Расчетные значения Р/ и Ph оказались равными соответственно 2,16-Ю-3 и 1. 7-10' а их отношение К = Pi/Ph — 1,27.
Вероятность увлечения мюона легким осколком. Подставляя в (2) эксперименталь ные значения Nh — 128, Ni = 13 и К — 1,27, получим Wi = 0, 07 ± 0,02. Это значение согласуется с ранее опубликованным нами предварительным результатом [10], а также с результатом, полученным в работе [15] для ядра 23'7Vp, который был пересчитан для ядра 238£/ и оказался равным Wi — 0,055 ± 0,008.
Некоторые теоретические расчеты Wi [12, 17] находятся в хорошем согласии с экспериментальным значением Wi, тогда как другие расчеты [23, 24] выходят за пределы ошибок эксперимента.
О возможности исследования свойств осколков посредством наблюдения эмиссии заряженных частиц при поглощении мюонов осколками
При мгновенном делении мюон не погибает, а увлекается одним из осколков и более чем в 90% случаев поглощается осколком. За время жизни мюона до его поглощения
Ю-' с) не происходит ни одного бета-распада осколка. Поэтому мюон поглощается осколком, содержащим в среднем семь избыточных нейтронов по сравнению со стабильным ядром с тем же Z. Это открывает возможность изучения ядерных реакций па ядрах, далеких от области бета-стабильности. Исследование таких ядер представля< т интерес как для эксперимента, так и для теории.
Измерение вероятности эмиссии частиц из осколков и из стабильных ядер с тем ж< 71 и сравнение их с расчетом позволяют выяснить влияние большого избытка нейтронов в осколках на механизм поглощения мюонов и испускания частиц из осколков.
Приведем результаты экспериментов по определению Рд и Р/ для осколков деления ядер урана мюонами. Предварительные результаты опубликованы в [22]. Для определения вероятности эмиссии изотопов водорода (р. <1, при поглощении мюонов осколками воспользуемся формулой (1) и значениями ./Уд = 112, N1 = 11, Ьд = 0,94, 6/ = 0,92, = 0,07, = 1-]У, = 0,93, N] = 3,4-104. В результате получим Д = (3,8±0,4)-10-3, Р, ~ 5 ■ 10~3.
Для выяснения влияния большого избытка нейтронов в осколках на вероятность эмиссии заряженных частиц надо сравнить экспериментальные значения с теоретиче скими. Расчетные значения равны: Рд = 1,7 • Ю-3, Р/ = 2,16 • 10_3 [22]. Видно, что они меньше экспериментальных примерно в два раза. Расчетные значения Рд и Р/ были получены, полагая И// = 0,07. Если И^ меньше этой величины, то Рд возрастет, а Р/ уменьшится; при этом расхождение между экспериментальным и расчетным значения ми для Рд уменьшится, а для Р/ увеличится.
Поэтому для окончательного решения этого вопроса необходимо повысить точность расчета и эксперимента.
Согласно (3), Рд экспоненциально зависит от (N—Z)/A. Этот параметр для тяжелых осколков и урана почти одинаков и равен соответственно 0,238 и 0,235. Из-за большого избытка нейтронов в осколках следует ожидать, что вероятность эмиссии заряженных частиц при поглощении мюонов ядрами урана Рц будет больше, чем для тяжелых оскол ков. Обе величины были определены нами в одинаковых экспериментальных условиях [6]. Значение Рц = (3,0 ± 0,2) • 10_3 оказалось меньше Рд.
Теперь сравним энергетические распределения протонов из реакции (р,р) для тя-
N/N0
0.4
0.3
0.2
0.1
П
АёВг
:__I
и
— 1
I ы
1_.
10
20 30
Ер, МэВ
Рис. 5. Энергетическое распределение протонов из реакции (р,р) для тяжелых осколков (/г/), ядер урана (и) и ядер АдВг.
желых осколков и урана. Эти распределения приведены на рис. 5. Максимумы в обоих спектрах совпадают, хотя высота кулоновского барьера Ус для осколков в 1,5 раза меньше, чем для урана. Поэтому следовало ожидать, что максимум в спектре протонов из осколков будет лежать в области меньших энергий, там же, где максимум приведенного на том же рис. 5 энергетического распределения протонов, испущенных при поглощении мюонов ядрами АдВг, для которых Ус близко к Ус осколков.
Значения Рь и энергетическое распределение протонов для осколков нельзя объяс нить в обычных рамках, т.к. <5 реакции (р,р) и энергия возбуждения составных ядер, образующихся при поглощении мюонов ураном и осколками, различаются очень мало Для понимания этих особенностей необходимо проведение теоретических расчетов.
ЛИТЕРАТУРА
[1] Wheeler J. A. Rev. Mod. Phys., 21, 133 (1949).
[2] Z a r e t s к у D. F. Proceedings of the 2nd United Nations Int. Conf. on Peaceful Uses of Atomic Energy. Geneva, Sep. 1-13, 15, (1958).
[3]Беловицкий Г. E., Качукеев Н. Г., Тихомиров Ф. А. ЖЭТФ, 11, 296 (1960).
[4] Z а г е t s к у D. F., N о v i к о v V. M. Nucl. Phys., 28, 177 (1961).
[5] Б e л о в и ц к и й Г. Е., Б а т у с о в А. И., С у х о в J1. В. Письма в ЖЭТФ, 27, 662 (1978).
[6] Беловицкий Г. Е., Баранов В. Н., Валишина Д. А. и др. ЯФ, 43, 1057 (1986).
[7] Б а р и т И. Я., Беловицкий Г. Е., 3 а р е ц к и й Д. Ф. Препринт Р.0058 ИЯИ АН СССР, 1977.
[8] Карпешин Ф. Ф., К а ш и е в М. С., К а ш и е в а В. А. ЯФ, 32, 55 (1980); 40, 643 (1984).
[9] Ganzorig Dz., Hansen P. G., J о h a n s s о n T. et al. Phys. Lett., B77. 257 (1978); Nucl. Phys., A350, 278 (1979).
[10] Беловицкий Г. E., Баранов В. H., П e т и ж а н К. Краткие сообщения по физике ФИАН, N 12, 12 (1987).
[11] David P., Hartfiel J., Janszen Н., Mayer-Kuckuk Т. et al. Z. Phys., A328, 37 (1987).
[12] Ma Z. Y., W u X. Z., Z h a n g G. S. et al. Nucl. Phys., A348, 446 (1980); Phys. Lett., B106, 159 (1981).
[13] Беловицкий Г. E., П e т и ж а н К. Письма в ЖЭТФ, 38, 212 (1983).
[14] Schroder W. U., W i 1 с k е W. W., J о h n s о n М. W. et al. Phys. Rev. Lett., 43, 672 (1979).
[15] R i s s e F., В e r t 1 W., D a v i d P., R о s e 1 Ch., et al. Z. Phys., A339, 427 (1991).
[16] Maruhn J. A., Oberacker V. E., Maruhn-Rezwani V. Phys. Rev. Lett., 44, 1576 (1980).
[17] В г а с с i L., F i о r e n t i n i G., Q u a r a t i P. Phys. Lett., B132, 39 (1983).
[18] О b e г а с к e г V. E., U m a r A. S., S t г а у e r M. R., В о t t с h e r C. Phys. Lett., 293, 270 (1992).
[19] Singer P. Phys. Rev., 124, 1602 (1961); L i f s h i t z M.,Singer P. Nucl.
Phys., А476, 684 (1988).
[20] М а г t о f f С. J., С и ш ш i n g s W. J., P о с a n i с D., et al. Phys. Rev., C43, 1106 (1991).
[21] Paganetti H., David P., H a n s с h e i d H.,Rosel Ch., et al. Z. Phys., A343, 113 (1992).
[22] Б e л о в и ц к и й Г. Е. ЯФ, 46, 1142 (1987); Б е л о в и ц к и й Г. Е., Баранов В. Н., Петижан К., Росель К. Труды Международной конференции "Деление ядер - 50 лет", Ленинград, окт. 1, 313 (1989).
[23] Карнаухов В. А. ЯФ, 28, 621 (1978).
[24] Карпешин Ф. Ф., К а ш и е в М. С., К а ш и е в а В. А. ЯФ, 36, 195 (1982).
ГНЦ РФ "ИЯИ РАН" Поступила в редакцию 13 июля 1996 г.
