Гуров Спектроскопия сверхтяжелых изотопов водорода 2010

Второй подход заключается в поиске полюсов S-матрицы на комплексной энергетической плоскости. Как видно из табл. 3.3, значения резонансных параметров, полученные этим методом, существенно отличаются от экспериментальных и других теоретических результатов. Необходимо отметить, что такое отличие результатов двух методов анализа характерно для широких резонансов.

Вопрос о соответствии параметров резонансных состояний, полученных в этих двух теоретических подходах окончательно не решен. Задача в сильной степени осложняется в случае нескольких перекрывающихся резонансов. На наш взгляд, экспериментальные данные по структуре уровней 4Н могут служить основанием для развития теоретических моделей решения этой проблемы.

Таким образом, экспериментальная ситуация со спектроскопией 4H остается открытой, Дальнейший прогресс в этой области может быть связан с улучшением статистической обеспеченности данных в реакциях с радиоактивными пучками.

3.2. Изотоп 5H

Длительное время вопрос о существовании изотопа 5H оставался открытым. В нескольких ранних работах наблюдались указания на образование нуклонно-нестабильных состояний 5H, однако интерпретация экспериментальных данных оказывалась неоднозначной, и наблюдаемые структуры в спектрах могли быть объяснены нерезонансными механизмами реакций.

Полученные к настоящему времени результаты, в которых наблюдались резонансные состояния 5H, представлены в табл. 3.4.

Впервые указание на образование 5H было получено в реакциях поглощения остановившихся π−-мезонов 9Be(π−,pt)5H в эксперименте, проведенном в ПИЯФ в 1987 г. В предположении, что усиление в спектре недостающих масс (рис. 3.6) вызвано только одним состоянием 5H, были получены следующие значения резонансных параметров: Er = 7,4±0,7 МэВ, Γ = 8±3 МэВ (Er – резонансная энергия относительно распада на тритон и два нейтрона).

Позже указания на образование 5H наблюдались в инклюзивных спектрах протонов и дейтронов в реакциях 6Li(π−,p)5H и 7Li(π−,d)5H соответственно. Результаты корреляционных и инклюзивных из-

32

мерений достаточно близки, однако статистическая обеспеченность данных, полученных на изотопах лития, существенно хуже.

Таблица 3.4. Экспериментальные параметры резонансных уровней 5Н

1) Резонансная энергия относительно распада 5Н на тритон и два нейтрона.

Рис. 3.6. Спектр недостающих масс для реакции 9Be(π−,pt)X (эксперимент выполнен в ПИЯФ). Сплошная линия – описание с включением резонансного состояния 5H, штриховая и штрихпунктирная линии – варианты описания с помощью распределений по фазовому объему без включения 5H

33

Долгое время в экспериментах на пучках тяжелых ионов образование 5H наблюдалось только в реакции 7Li(6Li,8B)5H, где было идентифицировано резонансное состояние с Er ≈ 5,2 МэВ и Γ ≈ 4 МэВ. В последнее время серьезный прогресс в исследовании 5H достигнут в экспериментах на радиоактивных пучках ионов, выполненных в ЛЯР ОИЯИ (Дубна) и GSI (Германия).

В реакции выбивания протонов 1H(6He,2He)X при E(6He) = = 36 МэВ/нуклон наблюдалось узкое состояние 5H с резонансной энергией Er = 1,7±0,3 МэВ и шириной Γ = 1,9±0,4 МэВ.

Реакция двухнуклонной передачи t(t,p)5H при энергии пучка Et = 57,5 МэВ исследовалась в эксперименте, проведенном в ОИЯИ. В событиях с одновременной регистрацией трех частиц: протон (вылетающий в диапазоне углов от 18° до 32° относительно пучка) + тритон + нейтрон, в спектре недостающих масс системы tnn наблюдался резонанс при Er = 1,8±0,1 МэВ с шириной Γ < 0,5 МэВ. Также в этих измерениях было получено указание на существование возбужденного состояния при Er = 2,7±0,1 МэВ с очень маленькой шириной.

Более подробно реакция t(t,p)5H изучалась в подходе, в котором энергетические и угловые корреляции частиц при распаде 5H рассматривались при полной кинематической реконструкции реакции. Отметим, что в отличие от первых измерений этой реакции рассматривались протоны, вылетающие назад относительно пучка частиц. Несмотря на то, что спектр недостающих масс, измеренный в этой работе, не обладает какими-либо структурными особенностями, авторы получили указания на существование двух уровней 5H с Jp = 3/2+ и 5/2+ при Er выше 2,5 МэВ. Эти указания основаны на анализе энергетических и угловых корреляций между фрагментами распада 5H. Отсутствие ясных указаний на существование узкого 1/2+ состояния 5H при Er ~ 1,8 МэВ авторы объяснили результатом интерференции этого состояния с 3/2+ и 5/2+ состояниями.

В эксперименте, выполненном в GSI, исследовалась реакция 12C(6He,5H)X при E(6He) = 240 МэВ/нукл. Образующиеся в реакции тритоны и нейтроны регистрировались на совпадение. Наблюдаемый спектр недостающих масс имеет максимум при Er ≈ 3 МэВ и ширину Γ ~ 6 МэВ. Анализ угловых и энергетических корреляций, по мнению авторов, свидетельствует о том, что этот пик обуслов-

34

лен 1/2+ состоянием 5H. Каких-либо указаний на существование узких резонансных состояний авторы не обнаружили.

Вэксперименте, выполненном в LAMPF, поиск 5H проводился

внескольких реакциях: 9Be( , pt)5H, 9Be( , dd)5H, Be( , 4He)5H.

На рис. 3.7 и 3.8 представлены спектры недостающих масс для

реакций 9Be( ,pt)X и 9Be( ,dd)X. За начало отсчета принята сумма масс тритона и двух нейтронов.

Рис. 3.7. Спектры недостающих масс для реакции 9Be( ,pt)X:

a – измеренный спектр; б – измеренный спектр,

полученный при ограничении

PX 100 МэВ/с. Сплошные линии – полное описание и распределения по Брейту–Вигнеру; распределения по фазовому объему:

1 – суммарное распределение,

2– 9Be( ,pt)4Hn,

3– 9Be( ,pt)t2n

Рис. 3.8. Спектры недостающих масс для реакции 9Be( ,dd)X:

a – измеренный спектр; б – измеренный спектр,

полученный при ограничении

PX 100 МэВ/с.

Сплошные линии – полное описание и распределения по Брейту–Вигнеру; распределения по фазовому объему:

1 – суммарное распределение,

2 – 9Be( ,dd)t2n, 3 –9Be( ,pt)4Hn

Из рисунков видно, что распределения по фазовым объемам не позволяют описать экспериментальные спектры. Наблюдаемые структуры в спектрах обусловлены трехчастичными каналами реакции с образованием изотопа 5H в основном и возбужденных со-

35

стояниях. Описание спектров проводилось аналогично случаю 4H (см. п. 3.1).

Для описания состояний 5H использовалась формула БрейтаВигнера. Такой выбор связан с отсутствием надежных теоретических моделей для описания резонансных состояний этого изотопа. Поэтому это достаточно грубое приближение следует рассматривать только как удобный способ представления экспериментальной информации, обеспечивающий возможность сравнения с другими экспериментальными данными.

Спектр недостающих масс для реакций 9Be(π−,pt)X (рис. 3.7, а) и 9Be(π−,dd)X (рис. 3.8, а) может быть описан с помощью четырех состояний изотопа 5H (значения χ2/NDF равны 1,05 и 0,94, соответственно). Значения резонансных параметров представлены в табл. 3.5 (Г – полная ширина на половине максимума (FWHM) наблюдаемых пиков).

Таблица 3.5. Значения резонансных параметров изотопа 5H (в МэВ), полученные в реакциях поглощения пионов ядрами 9Be

Следует отметить, что удовлетворительное описание экспериментальных данных не может быть достигнуто без привлечения многочастичных каналов с образованием синглетной пары нейтронов 2n или 4H в конечном состоянии.

Важно подчеркнуть, что формы спектров, представленных на рис. 3.7, а и 3.8, а существенно различаются. Также различаются выходы одних и тех же состояний 5H в каналах с регистрацией pt- и dd-пар. Это может служить указанием на различие в механизмах формирования этих каналов. Как видно из табл. 3.5, параметры состояний 5H, измеренные в двух каналах реакции, лежат в преде-

36

лах экспериментальных ошибок. Этот результат не подтверждает гипотезу о том, что наблюдаемые параметры широких резонансных состояний могут сильно зависеть от механизма реакции.

На рис. 3.7, б и 3.8, б представлены спектры недостающих масс для реакций 9Be(π−,pt)X и 9Be(π−,dd)5H, полученные при ограничении на импульс остаточного ядра PX < 100 МэВ/с. Как отмечалось выше, такое ограничение позволяет обогатить спектр событиями, связанными с квазисвободным поглощением пионов, и заметно подавить вклад ВКС. Спектры описывались со значениями параметров распределений Брейта–Вигнера, приведенными в табл. 3.5. Полученные значения χ2/NDF = 1,2 для pt-событий и 1,1 для dd- событий не противоречат гипотезе о существовании четырех резонансных состояний изотопа 5H.

Два высоковозбужденных состояния (Er = 18,5 и 26,8 МэВ) проявляются менее заметно. В связи с этим мы использовали критерий χ2 для проверки гипотез, согласно которым спектры описывались с помощью трех резонансных состояний, исключая последовательно уровни с Er = 18,5 МэВ и Er = 26,7 МэВ. Обе гипотезы могут быть отвергнуты на 10%-ном уровне значимости.

Следует отметить, что полученные результаты для канала 9Be(π−,pt)5H не противоречат измерениям в ПИЯФ, где вследствие худшего энергетического разрешения и недостаточной статистической обеспеченности не удалось разделить первые два уровня 5H.

Поиск изотопа 5Н проводился также в двухчастичном канале реакции поглощения: 9Be(π−,4Не)Х. На рис. 3.9 показан спектр недостающих масс реакции 9Be(π−,4Не)Х. Процедура поиска эффектов, связанных с проявлением двухчастичных каналов с образованием 5Н, выполнялась следующим образом. Область спектра, соответствующая высоким возбуждениям остаточной системы, описывалась суммой фазовых объемов всех возможных каналов реакций за исключением двухчастичных. При этом принимали во внимание возможность образования синглетных пар нейтронов и вклад канала с участием 4Н.

Отметим хорошее описание экспериментального спектра с помощью суммарного распределения по фазовому объему (χ2/NDF = = 1,2). Структурных особенностей, которые могли бы свидетельствовать о присутствии резонанса 5Н, в спектре не обнаружено.

37

Примечание. При анализе полученных результатов следует отметить различия в теоретических подходах. В работах 1) рассчитывалась энергия связи соответствующих состояний. В работах 2) определялась энергетическая зависимость соответствующих фазовых сдвигов. Наконец, в работах3) параметры резонансных состояний определялись через полюса S-матрицы.

Из табл. 3.6 видно, что, как и в случае 4H, последний подход приводит к заметно меньшим значениям резонансных энергий. Однако вопрос о способах сопоставлении этих расчетных величин с экспериментальными данными остается открытым.

Сравнивая экспериментальные (см. табл. 3.4) и теоретические (см. табл. 3.6) результаты по структуре уровней 5H, можно сделать вывод о существовании серьезных расхождений в данных. Полученные в реакции поглощения остановившихся пионов результаты для наиболее низколежащего состояния наиболее близко соответствуют экспериментальным данным, полученным на пучках тяжелых ионов и в ранних теоретических расчетах. В то же время результаты других работ лежат на 2÷4 МэВ ниже. Одно из возможных объяснений может быть связано с подавлением образования состояния с Jp = 1/2+ в реакции поглощения пионов.

Важным результатам наших измерений является наблюдение нескольких возбужденных уровней изотопа 5H. При этом необходимо отметить, что резонансные энергии этих состояний превышают порог распада 5H на пять свободных нуклонов.

39

3.3. Изотоп 6H

Впервые указания на существование изотопа 6H были получены в двух реакциях на тяжелых ионах. В реакции 7Li(7Li,8B)X при энергии пучка ионов 7Li, равной 82 МэВ, наблюдалось (рис. 3.10) резонансное состояние ядра 6H с Er = 2,7±0,4 МэВ, Γ = 1,8±0,5 МэВ (Er – резонансная энергия относительно развала на тритон и три нейтрона). В другой работе, где изучалась реакция 9Be(11B,14O)X при энергии E(11B) = 88 МэВ (рис. 3.11), авторы также получили указание на образование резонансного состояния 6H с Er = 2,6±0,5 МэВ, Γ = 1,3±0,5 МэВ. Приведенные выше значения параметров согласуются между собой, но в обеих работах статистическая обеспеченность результатов была достаточно низкой. Кроме того, в первой работе наблюдался существенный вклад в спектр от примесей в мишени.

Не был обнаружен изотоп 6H в реакции двойной перезарядки 6Li(π−,π+)X при Eπ = 220 МэВ. В ранних исследованиях реакции поглощения остановившихся пионов, проведенных в ПИЯФ, также

не было получено указаний на образование 6H в двух каналах ре-

акции: 9Be(π−,pd)X и 7Li(π−,p)X.

Теоретическое описание ядерного состояния 6H является достаточно сложной проблемой. Развитые в последнее время методы для описания трехчастичных состояний на границе нуклонной стабильности (в п. 3.2 приведены работы, в которых эти методы были

40