Гуров Спектроскопия сверхтяжелых изотопов водорода 2010

При использовании мишени 9Be энергетическое разрешение и привязка, а также возможное временное изменение этих величин контролировались по корреляционным измерениям tt-событий.

На рис. 2.7 представлен спектр недостающих масс, полученный в этих измерениях. Наблюдаемый пик в области нулевых недостающих масс связан с трехчастичным каналом реакции с образованием тритона. Полученные результаты для параметров тритона – его масса, которая в данном случае соответствует положению пика EMM = 0,0±0,1 МэВ и наблюдаемая ширина Е (FWHM) = 1,4 МэВ, показывают корректность методики и отсутствие систематических

сдвигов, а также согласуются с данными корреляционных измерений на 11B и 12C.

Рис. 2.7. Спектр недостающих масс для реакции 9Be(π−, tt)Х

Рис. 2.8. Спектр недостающих масс для реакции 11B(π−, pd)Х

21

Следует отметить, что некоторое уширение тритонного пика на 9Be, по сравнению с другими калибровочными пиками (см. рис. 2.5) обусловлено угловым захватом спектрометра, приводящим к увеличению ширины приборной линии с уменьшением массы нерегистрируемого остатка.

При работе с мишенью 11B, контролировалась стабильность параметров, описывающих пик основного состояния изотопа 8He из реакции 11B(π−,pd)X (рис. 2.8).

2.6. Определение возможных примесей в мишенях

Количественное определение возможных примесей в мишенях выполнялось с помощью выделения пиков, соответствующих известным двухчастичным реакциям на ядрах примеси. Было установлено, что для мишени 11В основной примесью является 12С (8%), а вклад остальных (неконтролируемых) примесей в мишенях 11В и 9Ве не превышает 1%.

Таким образом, для всех каналов реакций поглощения остановившихся π−-мезонов, в которых будут исследоваться сверхтяжелые изотопы водорода 4-7Н, определены значения разрешения по недостающим массам и ошибки в абсолютной привязке шкалы. Все результаты, в том числе данные измерений калибровочных каналов реакций, получены в рамках одного эксперимента, что минимизирует возможные методические и систематические погрешности.

22

3. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ

3.1. Изотоп 4H

Экспериментальное изучение структуры 4H продолжается достаточное длительное время. К настоящему времени надежно установлено отсутствие нуклонно-стабильных состояний этого изотопа. В то же время в значительном количестве экспериментов обнаружено существование резонансно-подобных состояний в континууме. Учитывая существование возбужденных состояний у ядра 4He, можно отметить, что четырех-нуклонная система является качественным скачком по сравнению со случаем A = 3.

Можно выделить два основных подхода к экспериментальному изучению системы 4H: измерение угловых распределений в упругом nt-рассеянии и исследование спектров недостающих масс.

Данные о первом типе исследований довольно ограничены. Только в одном эксперименте дифференциальные сечения упругого nt-рассеяния были измерены при энергиях нейтронов 1,0, 2,0, 3,5 и 6,0 МэВ. Выполненный фазовый анализ этих данных позволил получить энергетические зависимости фаз рассеяния δS,LJ. В рамках брейт-вигнеровского формализма на основе этих результатов было предсказано существование двух уровней 4H с JP = 2- (Er = 3,4

МэВ, Γ = 5,5 МэВ) и JP = 1- (Er = 5,1 МэВ, Γ = 5,5 МэВ), где JP –

спин и четность состояния, Er – резонансная энергия относительно распада на тритон и нейтрон, Γ – ширина состояния. Однако вопрос об однозначности и точности полученного описания остается открытым, особенно учитывая достаточно большие ошибки в определении фаз рассеяния.

Экспериментальные данные по зарядово-сопряженной системе p3He известны значительно лучше [9]. Выполненный R-матричный анализ результатов измерения упругого рассеяния в этой системе, позволил определить резонансных параметры основного и возбужденных состояний 4Li. Переход к 4H был выполнен с помощью за- рядово-сопряженного отражения параметров 4Li. Полученные таким способом резонансные параметры 4H представлены в табл. 3.1. Все состояния представляют собой p-волновые резонансы. Два более связанных состояния образованны валентным нейтроном, на-

23

ходящимся на p3/2-оболочке, два других состояния образованы нейтроном на p1/2 -оболочке.

1) Резонансная энергия относительно распада 4Н на тритон и нейтрон.

Вопрос об однозначности полученных результатов остается открытым. Как было отмечено в работе [10], существует зависимость резонансных параметров, определенных R-матричным методом, от параметров теории – радиусов каналов ac и величин Bc, определяющих граничные условия. В связи с этим несколькими авторами был предложен расширенный (extended) R-матричный метод, позволяющий определять резонансные параметры системы, не зависящие от величин ac и Bc. Важно отметить существенные различия в значения резонансных параметров, полученных этими двумя методами. Например, при использовании обычного R-матричного метода резонансные параметры 5He (Er, Γ) для основного и первого возбужденного состояний равны соответственно (0,985 МэВ, 0,963 МэВ) и (7,16 МэВ, 20,61 МэВ), в то время, как расширенный R-матричный метод приводит соответственно к значениям

(0,798 МэВ, 0,648 МэВ) и (2,07 МэВ, 5,57 МэВ). Последние вели-

чины лучше согласуются с экспериментальными результатами по 5He, полученными другими методами. В связи с этим применение расширенного R-матричного метода для описания изотопа 4H было бы весьма желательно.

Альтернативное описание структуры уровней 4H, основывается на анализе спектров недостающих масс, измеренных в различных ядерных процессах. Полученные этим методом результаты представлены в табл. 3.2. Видны заметные расхождения в значениях резонансных параметров основного состояния 4H. Также остается открытым вопрос о количестве резонансных состояний 4H.

24

Таблица 3.2. Энергетические уровни 4H, определенные по экспериментальным спектрам недостающих масс

1)Резонансная энергия относительно распада 4Н на тритон и нейтрон.

2)Наблюдаемая ширина уровня.

3)Приведенная ширина.

Вдостаточно большом количестве работ поиск 4H проводился в реакции поглощения остановившихся пионов легкими ядрами. В ранних экспериментах статистическая обеспеченность данных и

25

энергетическое разрешение измерений были на достаточно низком уровне. Также в этих измерениях проявлялся заметный фон.

В экспериментах, выполненных на мезонной фабрике SIN (в настоящее время – PSI), 4H был обнаружен в двухчастичных каналах реакции поглощения π−-мезонов изотопами лития 6,7Li. Как видно из табл. 3.2, параметры основного состояния 4H в пределах ошибок совпадают для двух реакций. В то же время отметим, что указание, полученное в первой из этих работ, на возможное проявление возбужденного уровня 4H в реакции 7Li(π−,t)4H не было подтверждено в последующей публикации.

Как отмечалось выше, метод исследования сверхтяжелых изотопов водорода, представленный в настоящей работе, был впервые использован в экспериментах, проведенных на пионном канале низких энергий синхроциклотрона ПИЯФ. В пределах ошибок измерений результаты для параметров основного состояния 4H, полученные как в трехчастичном канале 9Be(π−,dt)4H, так и в двухчастичных каналах 6Li(π−,d)4H и 7Li(π−,t)4H совпадают между собой (см. табл. 3.2). Можно отметить, что резонансная энергия в этих измерениях лежит несколько выше по сравнению с данными SIN.

В эксперименте, выполненном в LAMPF, поиск 4H проводился в реакции 9Be(π−,dt)4H. Разрешение по спектру недостающих масс и точность абсолютной привязки шкалы в этом канале реакции иллюстрирует рис. 3.1, на котором хорошо выделяются пики, соответствующие образованию 6He в основном (нуклонно-стабильном) и первом возбужденном состояниях, расстояние между которыми

1,8 МэВ.

Рис. 3.1. Спектры недостающих масс в реакции 11B(π−,dt)X

26

На рис. 3.2 представлен спектр недостающих масс (ММ) для реакции 9Be(π−,dt)4H. За начало отсчета принята сумма масс тритона и нейтрона.

Рис. 3.2. Спектр недостающих масс для реакции 9Be(π−,td)Х:

а – измеренный спектр; б – измеренный спектр при Рх ≤ 100 МэВ/с; сплошные линии – полное описание и распределения по

Брейту–Вигнеру; распределения по фазовому объему:

1 – 9Be(π−,td)tn, 2 – 9Be(π−,td)p3n, 3 – 9Be(π−,td)d3n

В спектре, представленном на рис. 3.2, а отчетливо выделяется пик в области небольших значений недостающих масс. Эта часть спектра более отчетливо представлена на рис. 3.3. В пике явно проявляется структура, указывающая на возможность его образования в результате суперпозиции нескольких состояний.

Для выделения этих состояний 4H использовался метод наименьших квадратов при описании экспериментальных спектров суммой n-частичных распределений по фазовому объему (n ≥ 4) и брейт-вигнеровских распределений. Предполагалось, что состояния 4Н представляют собой p-волновые резонансы со следующей брейт-вигнеровской параметризацией:

27

где Eλ − формальная энергия резонанса, Γ − ширина резонанса, γ2 − приведенная ширина, Si(E) − канальная фазовая ширина, Pi(E) − канальная функция проницаемости, E − энергия относительного движения тритона и нейтрона. Резонансная энергия: Er = Eλ − i. Радиус канала выбран равным 4 фм.

Рис. 3.3. Фрагмент спектра недостающих масс для реакции 9Be(π−,td)Х. Сплошные линии – полное описание и распределения по Брейту–Вигнеру

Рассматривалось несколько гипотез о числе состояний 4H, дающих вклад в наблюдаемый пик. Сначала наблюдаемый пик был описан с помощью одного резонансного состояния 4H. В этом случае параметры этого резонанса: Er = 3,1±0,1 МэВ и γ2 = 3,2 ± 0,1 МэВ, однако эта гипотеза должна быть отвергнута на 2% уровне достоверности (χ2 = 50,4 при NDF = 32). Важно отметить, что эти значения резонансных параметров достаточно близки к величинам, полученным во многих работах, в том числе и в недавних экспе-

28

риментах на радиоактивных пучках. Отличительной чертой этих работ является описание экспериментальных спектров с помощью только одного резонансного состояния.

Гипотеза двух уровней 4H (Er0 = 2,4±0,1 МэВ, γ02 = 1,4±0,1 МэВ и Er1 = 5,0±0,2 МэВ, γ12 = 2,6±0,2 МэВ) также может быть отверг-

нута на 2%-ном уровне достоверности (χ2 = 46,8 при NDF = 29). Снова отметим, что полученные значения резонансных энергий хорошо согласуются с результатами работ, в которых авторы наблюдали два уровня (см. табл. 3.2).

Удовлетворительное описание спектра (χ2 = 23,0 при NDF = 26) достигается только при помощи трех состояний 4H со следующими резонансными параметрами:

Квазисвободные процессы, в которых нуклоны остаточного ядра не принимают непосредственного участия в реакции, вносят существенный вклад в трехчастичные каналы реакции поглощения пионов. С целью относительного обогащения измеренных спектров такими событиями и проверки устойчивости результатов по структуре уровней 4H, было наложено ограничение на импульс остаточного ядра (PX < 100 МэВ/с). Эта величина заведомо не превосходит ожидаемого значения для ферми-импульса внутриядерного кластера. Такое ограничение позволяет также заметно подавить вклад взаимодействия в конечном состоянии (ВКС) между зарегистрированными частицами и образующимися в реакции нейтронами. Полученный таким образом спектр недостающих масс показан на рис. 3.2, б. Видно, что пики, связанные с резонансными состояниями 4H, проявляются более ясно. Удовлетворительное описание спектров достигается с теми же значениями резонансных параметров, что и на рис. 3.2, а.

Таким образом, наши результаты по 4H не согласуются с данными других авторов (см. табл. 3.2) как по числу наблюдаемых уровней, так и по резонансной энергии наиболее связанного состояния. На наш взгляд, эти расхождения в значительной степени могут быть обусловлены различием в статистической обеспеченно-

29

сти данных. В качестве иллюстрации представим результаты, полученные в недавних экспериментах на радиоактивных пучках ио-

нов в ОИЯИ (рис. 3.4) и GSI (рис. 3.5).

Рис. 3.4. Энергетические спектры

4H. Верхний спектр – реакция

3H(t,dn)Х, сплошная линия – полное описание, штриховая линия PS – распределение по трехчастичному фазовому объему (d+t+n), штрихпунктирная линия Eff – расчетная эффективность регистрации dn событий, сплошная линия BW – распределение по Брейту–Вигнеру.

Нижний спектр – реакция

2H(t, pn)Х, сплошная линия – полное описание, штрихпунктирная линия Eff – расчетная эффективность регистрации pn событий

В обоих измерениях экспериментальные спектры описывают с помощью одного резонансного состояния. Необходимо заметить, что, по-видимому, существует противоречие между приведенным на рис. 3.5 спектром, обладающим максимумом при EMM = 1,6 МэВ, и величиной Er = 2,7 МэВ. Но важно отметить, что оба спектра не противоречат предположению о том, что наблюдаемый пик обусловлен суперпозицией нескольких резонансных состояний. Было бы весьма желательно получить экспериментальную информацию об этих реакциях с более высокой статистической обеспеченностью данных.

30