恒星までの $$ ^{181} $$ Ta( $$n,\gamma $$ ) 断面の測定

Jul 11, 2023

Scientific Reports volume 13、記事番号: 12657 (2023) この記事を引用

メトリクスの詳細

$ ^{181} $Ta の中性子捕獲断面積は、核天体物理学の s プロセス、惑星地質学における地球外サンプル分析、新世代原子力システム設計に関連しています。 $^{181}$Ta($n,\gamma $) 断面積は、中国の核破砕中性子源の逆流白色中性子施設 (Back-n) で 1 eV から 800 keV の間で測定されました。 CSNS) は、飛行時間型 (TOF) 技術と $\hbox {C}_{6}\,\hbox {D}_{6}$ 液体シンチレーター検出器を使用します。実験結果は、いくつかの評価されたライブラリのデータおよび分解された共鳴領域および未分解の共鳴領域における以前の実験と比較されます。共鳴パラメータは、1 ～ 700 eV の範囲で R マトリックスコード SAMMY を使用して抽出されます。 kT = 5 から 100 keV までの天体物理学的マクスウェル平均断面積 (MACS) が、十分に広い範囲の中性子エネルギーにわたって計算されます。天体物理学的サイトの特徴的な熱エネルギーについては、kT = 30keV で $^{181}$Ta の MACS 値は 834 ± 75 mb であり、これはカールスルーエ天体物理学データベース (KADoNiS) との明らかな矛盾を示しています。推奨値は 766 ± 15 MB。新しい測定結果は、恒星の s プロセス温度における $^{181}$Ta($n,\gamma $) 反応の MACS を強く制約します。

宇宙に存在する鉄より重い元素のほとんどは、主に星における 2 つの中性子捕捉過程、すなわち低速中性子捕捉過程 (s 過程)1 と急速中性子捕捉過程 (r 過程)2 によって合成されます。 s プロセスの中性子捕獲時間スケールは 1 年程度で、一般的な $ \beta $ 崩壊時間よりもはるかに遅いです2。したがって、図1に示すように、s過程は主に $ \beta $ 安定谷に沿っており、FeとBi1の間の元素存在量の約半分に寄与しています。対照的に、r 過程における中性子の捕獲はミリ秒の時間スケールで発生し、これは $ \beta $ の崩壊よりもはるかに高速です 2,3。したがって、r 過程は中性子ドリップラインに近づいたときにのみ終了し、一連の $ \beta $ 崩壊を経て最終的に安定な中性子豊富な原子核 (r 原子核) が形成されます2。 r プロセスでは、自然界に存在する重元素の約半分が生成されます4。

$\beta $ 安定性の谷に沿った s プロセスの中性子捕獲経路。

天然タンタルには、安定同位体 ${}^{181}$Ta (99.988%) と長寿命同位体 ${}^{180}$Ta (0.012%) の 2 つの安定同位体があります。半減期は $7.15\times 10^{15}$ 年です。 $ ^{180} $Ta は、Kappeler ら 5 および Malatji ら 6 によって議論されているハフニウムの安定同位体に沿った s 過程の 2 つの小さな分岐によって生成されます。 $ ^{181} $Ta は s プロセスによって生成され、その ($n,\gamma $) 断面積と 30 keV での MACS は、s の反応経路を理解する上で天体核物理学において非常に重要です。 -プロセス7、8。しかし、EXFOR ライブラリによれば、分解された共鳴領域における捕捉断面積の高精度な連続測定は十分ではありません。評価されたライブラリ ENDF/B-VIII.09、JEFF-3.310、TENDL-202111、および JENDL-512 の比較でも、 $ ^{181} $ の ($n,\gamma $) 断面積に顕著な不一致が示されています。図 2 のこれらのエネルギーにおける Ta($n,\gamma $)。kT = 30 keV での MACS 実験は多数ありますが、装置や測定方法が異なると実験結果は大きく異なります。

4 つの評価ライブラリ: ENDF/B-VIII.0、JENDL-5、JEFF-3.3、TENDL-2021、および JENDL-5 の違い。

月は、地球形成から約1億年後に、初期の地球とテイアと呼ばれる「惑星の胚」との激しい正面衝突によって形成されました。短寿命の放射性系の 1 つである絶滅した $ ^{182}$Hf-$ ^{182}$W 系は、地球と月の間の潜在的な同位体差を調査するための多用途のツールであり、重要な情報を提供します。地球型惑星の形成と進化に対する制約13、14、15。月や小惑星のサンプルに関する $^{182}$W 同位体研究では、特に宇宙線の影響に注意を払う必要があります。宇宙線にさらされた地球外サンプルは $ ^{181}$Ta($n,\gamma $)$ ^{182}$Ta($\beta ^-$)$ ^{182}$W 反応。$^{182}$W の測定値が実際の値と比較して高すぎます。宇宙線の放射過程によって引き起こされる同位体効果をどのように定量的に補正するかは、月や小惑星のサンプルの高精度同位体分析にとって大きな問題です16。

2.4 keV), but at the same time, too wide energy bins cannot exhibit the fine resonances structure. For energy below 6.00 eV, a super fine energy bin of 0.01 eV/bins was applied with statistical error < 1.00% because of the high $(n,\gamma ) $ cross section around the first resonance at 4.28 eV./p>\) in the resolved resonance region were used as input parameters for the TALYS code calculations. In addition, the global neutron optical model potential of Ref.41 was used in the calculations and other parameters are chosen with method reported in Chen et al.42, photon strength function is given by Kopecky and Uhl43, level density a and nuclear temperature T are given by Gilbert-Cameron model with adjusted parameters. The calculated capture cross sections well reproduced the experimental average cross sections of ${}^{181}$Ta as illustrated in Fig. 10(a)./p>

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