Фотоядерные реакции. Современный статус экспериментальных данных. Варламов В.В - 270 стр.

соседнего ядра с (N – 1) может быть использовано
следующее соотношение [16, 17]
                                      ε =E −B 2n          ε = E − Bn −δ
  [σγ,2n(E)]/[σγ,n(E) + σγ,2n(E)] =       ∫ ερ (U )dε /        ∫ ερ (U )dε ,
                                         ε =0                 ε =0
                                                  (1)
где U = E – Bn - ε - δ - эффективная энергия
возбуждения ядра (А – 1),
ε    - кинетическая энергия испущенного нейтрона,
δ    - энергия спаривания ядра (А – 1),
ρ(U) - выражение для плотности уровней ядра (А-1), в
        модели Ферми-газа имеющее вид ρ(U) = CU-
        2
          exp(2 √αU),
Bxn - порог соответствующей xn-реакции, которое при
       использовании для плотности ядерных уровней
       формулы Блатта и Вайскопфа может быть
       представлено в виде
[σγ,2n(E)]/[σγ,n(E) + σγ,2n(E)] =

                1 – [1 + (E – B2n)/θ]exp[-(E – B2n)/θ].                   2)
      Оба соотношения ((1) и (2)) для разумных значений
параметров θ и «α» предсказывают исчезновение сечения
σ2n в области энергий, на несколько МэВ превышающих
порог B2n.
      Однако, экспериментальная проверка [7, 18, 19]
свидетельствует о том, что в большинстве случаев это не
так: в области энергий E = B2n + 5 МэВ сечение σn(E) ≠
0, что может быть следствием того, что статистическое
испарение нейтронов не является единственным
механизмом их эмиссии. Некоторая часть (x %)
испускаемых нейтронов в высокоэнергетичной части их
спектра оказывается обусловленной нестатистическим
                                    270