Гуров Спектроскопия сверхтяжелых изотопов водорода 2010

В работе [8] было показано, что процесс расщепления ядер в результате поглощения π−-мезонов может быть использован для синтеза новых изотопов, как легких, так и тяжелых элементов. Однако достаточно долгое время экспериментальная информация ограничивалась только данными сверхтяжелыми изотопами водорода 4H и 5H. В сильной степени это связано с тем, что для получения достаточной статистической обеспеченности результатов необходимы длительные экспериментальные сеансы (~ 100 ч) на высокоинтенсивных пионных пучках мезонных фабрик.

Помимо перечисленных выше достоинств, предложенный метод обладает и некоторыми недостатками. Прежде всего, следует отметить отсутствие надежных теоретических моделей, описывающих исследуемые реакции. Вследствие этого физический фон в измерениях, обусловленный многочастичными каналами реакции, приходится описывать с помощью распределений по фазовым объемам. В случае узких состояний это приближение не ограничивает качество полученных результатов по определению параметров полученных состояний. Однако, как мы увидим ниже, спектр возбуждений сверхтяжелых изотопов водорода представляет собой систему широких перекрывающих резонансов, что требует дополнительного изучения надежности полученных результатов.

Также весьма затруднительно в реакции поглощения остановившихся пионов исследовать продукты распада исследуемого состояния. Это связано с достаточно низкими энергиями образующихся частиц. Как следствие этих двух причин в рассматриваемом методе весьма затруднительно определять квантовые числа исследуемого состояния.

11

2. ЭКСПЕРИМЕНТ

Метод исследования структуры уровней легких ядер вблизи границы нуклонной стабильности с помощью реакций поглощения остановившихся π−-мезонов был разработан лабораторией НИЯУ МИФИ «Физика ядра» в цикле экспериментов, выполненных на синхроциклотроне ПИЯФ (г. Гатчина) в конце 80-х годов прошлого столетия. Этот метод основан на прецизионном измерении энергии заряженных частиц и был реализован с помощью многослойных полупроводниковых телескопов, обладающих высоким энергетическим разрешением. Такие установки дают возможность выполнять как инклюзивные, так и корреляционные измерения и добиваться надежной идентификации продуктов реакции во всем интервале регистрируемых энергий заряженных частиц. В экспериментах, выполненных в ПИЯФ на изотопно-чистых мишенях 9Ве и 6,7Li, были получены приоритетные результаты по спектроскопии сверхтяжелых изотопов водорода 4Н и 5Н. Необходимо отметить, что существование изотопа 5Н было впервые обнаружено именно в этих экспериментах в реакции 9Bе(π−,pt)X.

Результаты, полученные на ускорителе ПИЯФ, легли в основу программы исследования нейтронно-избыточных ядер в реакциях поглощения π−-мезонов, которая была реализована на пучке ЛосАламоской мезонной фабрики (LAMPF), США. Улучшенное энергетическое разрешение спектрометра (в три раза) и значительно более высокая статистическая обеспеченность данных (в шестьдесят раз), по сравнению с ранее выполненными измерениями в ПИЯФ позволили получить качественно новые результаты по поиску и спектроскопии сверхтяжелых изотопов водорода.

В настоящей главе приводятся краткое описание многослойного полупроводникового спектрометра и методов измерения спектров заряженных частиц, образованных при поглощении пионов ядрами.

2.1. Постановка эксперимента

Эксперимент был выполнен на канале пионов низкой энергии (LEP) с помощью двухплечевого полупроводникового спектромет-

12

ра. Схема и конструкция экспериментальной установки представлены на рис. 2.1.

Пучок отрицательных пионов с энергией 30 МэВ проходил через бериллиевый замедлитель и останавливался в тонкой мишени. При этом примерно 50 % пучка останавливалось в замедлителе, 5 % – в мишени, около 15 % распадалось в вакуумном объеме камеры, оставшиеся пионы поглощались стенками камеры. Скорость остановок пионов в мишени составила 6×104 с–1. Коллиматоры С1 и С2 использовались для подавления фона вторичных частиц из замедлителя и стенок камеры.

Рис. 2.1. Схема двухплечевого полупроводникового спектрометра

В эксперименте использовались мишени: 9Be, 10,11B, 12,14C, которые были изготовлены в виде дисков 26 мм и толщиной25 мг/см2. Мишени располагались на расстоянии 4.5 см от замедлителя и под углом 22о к пучку, что уменьшало энергетические потери вторичных частиц, и как следствие улучшало энергетическое разрешение измерений.

Заряженные частицы p, d, t и 3,4,6He, образованные в результате поглощения в мишенях, регистрировались с помощью двух телескопов на основе кремниевых поверхностно-барьерных (Si(Au)) и литий-дрейфовых (Si(Li)) детекторов. Телескопы, угол между ося-

13

ми которых составлял 180º, размещались на расстоянии 12 см от мишени.

Каждый телескоп состоял из двух Si(Au)-п.п.д. с толщинами 100 и 450 мкм и 14-ти Si(Li)-п.п.д. с толщинами 3 мм. Диаметр чувствительной области всех детекторов – 32 мм. Si(Au)-п.п.д. работали в режиме растяжки обедненной области на полную толщину детектора. Толщина «мертвого» слоя Si(Li)-п.п.д. составляла 100 мкм. Энергетическое разрешение детекторов при комнатной температуре составляло величину 50 кэВ по α-частицам и 40 кэВ по электронам внутренней конверсии.

Суммарная толщина чувствительных слоев каждого телескопа 43 мм. Эта величина обеспечивала остановку наиболее длиннопробежных частиц, к которым относятся протоны на кинематическом пределе реакции с энергией ~ 100 МэВ.

Нижние пороги идентификации частиц составляли: 3,5 МэВ для протонов, 4 МэВ для дейтронов, 4,5 МэВ для тритонов, 12 МэВ (16 МэВ) для ионов 3Не(4Не). Угловой захват регистрации каждого телескопа с ростом энергии частиц изменялся в следующих преде-

лах: dΩ(р) = 55÷15 мср, dΩ(d) = 55÷17 мср, dΩ(t) = 55÷26 мср. Для ионов гелия – dΩ(3,4Не) = 55 мср.

2.2. Идентификация и измерение энергии частиц

Энергия частиц, зарегистрированных телескопами, определялась суммированием потерь энергии в детекторах телескопа. При этом учитывались вклады от потерь энергии в «мертвых» слоях каждого детектора и мишени, определяемые по средним ионизационным потерям. Так как потери зависят от сорта частиц, их идентификация необходима уже на этапе определения энергии.

Вопрос идентификации частиц, а также задача отбраковки событий с нарушением ионизационной зависимости потерь энергии вследствие выхода частиц из детектирующего объема, краевых эффектов и ядерных реакций, решались с помощью критерия χ2.

Представление о возможностях спектрометра по идентификации частиц дает рис. 2.2. Измеренное двумерное распределение потерь

14

энергии во втором Si(Au)-детекторе и первом Si(Li)-п.п.д. для частиц, образующихся при поглощении пионов на мишени 9Ве, представлено на рис. 2.2, а. Хорошо выделяются ветви протонов (p), дейтронов (d), тритонов (t) и изотопов гелия (3,4He) (на рисунке эти ветви расположены последовательно снизу вверх).

Эти же данные представлены на рис. 2.2, б после обработки по критерию χ2 для гипотезы остановки в первом Si(Li)-п.п.д. Хорошо видно, как отбраковываются фоновые события и события, связанные с частицами, прошедшими Si(Li)-п.п.д. насквозь.

Рис. 2.2. Двумерное распределение энергосбросов во втором идентификаторе Si(Au)-п.п.д. (вертикальная ось) и первом Si(Li)-п.п.д. (горизонтальная ось) для вторичных частиц от захвата π−-мезонов ядрами 9Ве:

а – до обработки, б – после обработки

2.3. Энергетическое разрешение спектрометра

Основная трудность в изучении функции отклика детектирующих устройств, используемых на ускорителях, связана с получением моноэнергетических пучков заряженных частиц необходимой энергии. Использование реакции поглощения пионов ядрами дает в этом отношении ряд методических преимуществ. Практически нулевой импульс начального состояния и заметный выход двухчастичных каналов позволяют получать моноэнергетические частицы (p, d, t, 3,4He) с энергиями вблизи кинематических границ реакции поглощения.

15

В рассмотренной выше постановке эксперимента на энергетическое разрешение Ε (FWHM – полная ширина на половине высоты) установки оказывают влияние следующие основные факторы: неопределенность потерь энергии частиц в мишени Εмиш, флуктуации потерь энергии в «мертвых» слоях детекторов Εмс и шумы спектрометрических электронных трактов Εэл , с учетом вклада обратных токов детекторов. Таким образом, энергетическое разрешение может быть представлено следующим соотношением:

Для измерения энергетического разрешения исследовались инклюзивные спектры частиц (рис. 2.3, 2.4) в следующих каналах ре-

акции:

9Be (π−, p) X; 12C (π−, d) Х ; 12C (π−, t) Х; 12C(π−, 3Не) Х.

Рис. 2.3. Инклюзивные спектры протонов (а), дейтронов (б) и тритонов (в) из реакции

поглощения π−-мезонов ядрами 9Ве и 12С

16

На кинематических границах реакций (см. рис. 2.3, 2.4) проявляются хорошо выделенные пики, обусловленные двухчастичными каналами реакций с образованием основных состояний ядер 8He, 10Be, 9Be и 9Li соответственно. В силу нуклонной стабильности эти состояния имеют нулевые значения ширин. Благодаря отсутствию близколежащих возбужденных уровней, ширины наблюдаемых пиков определяют энергетическое разрешение спектрометра для регистрируемых частиц. Для однозарядных частиц экспериментальные значения разрешения Εэкс (FWHM) приведены в табл. 2.1. При измерениях ионов гелия 3,4Не величина Eэкс = 1,9 МэВ существенно больше, что обусловлено увеличением величины Εмиш вследствие возрастания ионизационных потерь в мишени для двухзарядных ионов гелия.

Рис. 2.4. Инклюзивный спектр ионов 3Не из реакции

поглощения π−-мезонов ядрами 12С

Таблица 2.1. Расчетные и экспериментальные значения энергетического разрешения п.п.д.-телескопов (в кэВ)

17

2.4.Определение калибровочных параметров спектрометра

визмерениях спектров недостающих масс

В инклюзивных измерениях величина разрешения по недостающей массе (ММ) определяется неопределенностью в измерении энергии регистрируемой частицы. Энергия, выделяющаяся при поглощении остановившихся пионов, много меньше энергии покоя образующихся ядер, поэтому для определения соотношениями между энергетическим разрешением и разрешением по недостающим массам можно воспользоваться нерелятивистским приближением. В случае регистрации частицы а, образующейся в реакции π− + А → а + Х, имеем

где МА , ma − соответствующие массы частиц.

Таким образом, для инклюзивных измерений разрешение по недостающим массам линейно зависит от энергетического разрешения. Из табл. 2.1 и соотношения (2.2) следует, что в измерениях на мишенях 9Be и 11B величина EMM не превышает 700 кэВ при регистрации однозарядных частиц и 3,5 МэВ при регистрации ионов гелия.

В корреляционных измерениях величина разрешения по недостающей массе определяется тремя факторами: неопределенностями в измерении энергии каждой частицы и неопределенностями в угле разлета частиц, обусловленных конечным угловым захватом телескопов.

Важное преимущество рассматриваемого метода исследования ядер связано с возможностью использования для калибровочных целей результатов корреляционных измерений заряженных частиц с известными конечными состояниями ядер. В качестве примера рассмотрим корреляционные данные, полученные на мишени 12С. В измерениях пар однозарядных частиц в спектрах недостающих масс могут быть выделены следующие трехчастичные каналы ре-

акции:

12С (π−, pp) 10Li, 12С (π−, pd) 9Li, 12С (π−, dd) 8Li, 12С (π−, pt) 8Li, 12С (π−, dt) 7Li, 12С (π−, tt) 6Li.

18

Основные состояния образующихся изотопов лития (за исключением 10Li) являются нуклонно-стабильными, что позволяет использовать соответствующие спектры недостающих масс для определения разрешения спектрометра.

В качестве иллюстрации на рис. 2.5 представлены спектры для трех реакций. Наблюдаются отчетливые пики, соответствующие основным состояниям ядер 9Li, 8Li, 6Li. Анализ результатов по регистрации пар однозарядных частиц показывает, что разрешение по недостающим массам слабо зависит от конкретного канала реакции и вблизи нулевых значений ММ составляет величину 1 МэВ.

Рис. 2.5. Спектры недостающих масс для событий (pd), (dd) и (tt) из реакций поглощения π−-мезонов ядрами 12С

Результаты измерения спектров недостающих масс позволяет также оценить точность абсолютной привязки шкалы ММ. Для всех пар зарегистрированных однозарядных частиц, кроме pp-пар, эта величина составляет δММ ≤ 0,1 МэВ. В случае регистрации пар протонов δММ (рр) ≤ 0,2 МэВ. Это связано с тем, что в реакции

19

10B(π−,pp)X выход основного состояния 8He сильно подавлен, а в реакциях на других мишенях, использованных в эксперименте, образующиеся состояния являются нуклонно-нестабильными.

Для оценки разрешения по ММ в корреляционных измерениях изотопов гелия 3,4He на совпадение с однозарядными частицами использовались наиболее статистически обеспеченные данные, полученные в реакциях: 10B(π−,t4He)Х и 12C(π−,t4He)Х. Спектры недостающих масс для этих реакций представлены на рис. 2.6. Пики в спектрах обусловлены каналами с образованием 3Н, а также основного и первого возбужденного состояний 5Не. Анализ результатов показал, что энергетическое разрешение по MM в этих измерениях ≈3 МэВ, а ошибка в энергетической привязке шкалы не превышает

0,2 МэВ.

существенно для скорости набора статистики и минимизации систематических ошибок.

2.5. Контроль временной стабильности характеристик спектрометра

Контроль временной стабильности характеристик спектрометра осуществлялся с помощью анализа спектров недостающих масс, полученных для разных временных интервалов набора статистики.

20