Гуров Спектроскопия сверхтяжелых изотопов водорода 2010

лы реакции, в которых учтено взаимодействие в конечном состоянии синглетных пар нейтронов. Полученное описание представлено на рис. 3.18, б. Значение χ2/NDF = 1,15 (NDF=60) не позволяет отвергнуть эту гипотезу. Однако следует отметить превышение экспериментального спектра в области 10 МэВ ≤ ММ ≤ 30 МэВ.

Описание практически не меняется при учете многочастичных каналов со сверхтяжелыми изотопами водорода 4-6H.

Улучшение описание в области 10 МэВ ≤ ММ ≤ 30 МэВ может быть достигнуто при включении двух состояний 7H со следующими параметрами распределений Брейта–Вигнера:

Полученный спектр представлен рис. 3.18, в.

Следует подчеркнуть, что эти результаты можно рассматривать только, как указания на возможное существование высоковозбужденных состояний 7H.

Одна из возможных причин отсутствия статистически обеспеченных результатов по наблюдению состояний 7H вблизи порога t + 4n в реакции 9Be(π−,pp)X может быть обусловлена механизмом протекания этой реакции. Селективность заселенности уровней в канале реакции поглощения с регистрацией двух протонов демонстрируют наши данные на 10B. В спектре недостающих масс для реакции 10B(π−,pp)X отсутствуют указания на образование основного состояния 8He, в то время как пик, связанный с возбужденным уровнем Ех ≈ 4,4 МэВ, отчетливо наблюдается. При этом в других каналах реакции поглощения π−-мезонов ситуация противоположна. В реакциях 9Be(π−,p)X и 11B(π−,pd)X выход основного состояния 8He в несколько раз превосходит выходы возбужденных состояний этого ядра.

На рис. 3.19 представлен спектр недостающих масс для реакции 11B(π−,p3He)X. Видно, что статистическая обеспеченность данных весьма низкая, что позволяет сделать только качественные выводы.

События в области отрицательных недостающих масс обусловлены примесью 12C в мишени 11B. Соответствующий вклад от реакции 12C(π−,p3He)X был определен нормировкой спектра, изме-

51

ренного на 12С в этом же экспериментальном сеансе, на относительную долю примеси (8 %).

Рис. 3.19. Спектры недостающих масс для реакции 11B(π−,p3He)X:

1– нормированный спектр для реакции 12C(π−,p3He)X;

2– полное описание с учетом только тех каналов реакции,

вкоторых образуются нуклон-стабильные ядра и нуклоны

Вобласти положительных значений ММ наибольший интерес представляет существование некоторой структуры вблизи порога.

Резкое возрастание спектра вблизи ММ ≈ 0 МэВ может быть связано с трехчастичным каналом реакции с образованием почти связанного состояния 7Н. Однако количественный анализ этой области спектра невозможен вследствие низкой статистики и недостаточного энергетического разрешения.

В области значений ММ, превышающих 5 МэВ, каких-либо структурных особенностей не выявлено. Можно лишь отметить, что описание этой части спектра с учетом только тех каналов реакции, в которых образуются нуклон-стабильные ядра, оказывается неудовлетворительным.

Таким образом, вопрос о возможности существования состояний 7H, как вблизи порога t + 4n, так и в области высоких возбуждений остается открытым, и необходимы новые эксперименты по поиску этих состояний.

52

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Рассмотренные в настоящем пособии экспериментальные результаты по поиску и спектроскопии 4-7H, полученные в реакциях поглощения остановившихся π–-мезонов ядрами 9Be и 11B, демонстрирует перспективность этого направления исследования сверхтяжелых изотопов водорода. Можно выделить следующие основные результаты:

-основное состояние 4H является более связанными, чем это предполагалось ранее;

-впервые обнаружены возбужденные уровни изотопов 5H и 6H, лежащие выше порога распада на свободные нуклоны;

-получено указание на существование изотопа 7H вблизи порога распада на тритон и четыре нейтрона.

В то же время необходимо отметить, что экспериментальная ситуация по спектроскопии сверхтяжелых изотопов водорода остается

довольно неопределенной. Наиболее противоречивым является вопрос об энергии основного состояния 5H. В настоящее время очень трудно найти непротиворечивый «сценарий» для полученных экс-

периментальных данных. Существующие противоречия может разрешить только новая экспериментальная информация по 5H.

Из наших результатов для наиболее низколежащих состояний

следует, что энергия связи сверхтяжелых изотопов водорода постепенно уменьшается с увеличением числа нейтронов: B(4Hg.s.) =

=6,9±0,1 МэВ, B(5Hg,s,) = 3,0±0,2 МэВ и B(6Hg,s,) = 1,9±0,7 МэВ.

Заметим, что на этот вывод не влияет неопределенность в изме-

рениях энергии 5H. По-видимому, для сверхтяжелых изотопов водорода зависимость энергии связи от числа нейтронов отлична от аналогичных зависимостей для тяжелых изотопов гелия и лития, для которых четное число нейтронов ведет к увеличению связи, как результат спаривания нейтронов.

Вопрос о природе и механизмах образования высоковозбужденных состояний 5,6H и, возможно, 7H остается открытым. Анализ компиляции по спектроскопии легких ядер [10] показывает, что столь же высокие возбуждения наблюдались только на изотопах 5,6He и 5Li. Уровни с энергией возбуждения Ex = 35,7 МэВ для 5He и Ex = 34 МэВ для 5Li возможно являются изобар-аналогами для наблюдаемого в нашем эксперименте уровня 5H с E2r = 18,0 МэВ.

53

Уровни 6He c Ex ≈ 32,0 и 35,7 МэВ могут быть изобар-аналогами уровней 6H c Er = 10,7 и 15,3 МэВ.

В будущих исследованиях сверхтяжелых изотопов водорода в реакции поглощения остановившихся пионов ядрами, на наш взгляд, весьма перспективным выглядят два направления.

Полученные результаты показывают, что повторное исследование реакции 11B(π−,p3He)X может привести к обнаружению связанного (или почти связанного) состояния 7H. Такая цель может быть достигнута при условии увеличения на порядок статистической обеспеченности данных. В настоящее время такая возможность может быть реализована при проведении эксперимента на мезонной фабрике PSI.

Второе направление связано с исследованием реакции 10Be(π−,pd)X. Из результатов, представленных в п. 3.3, и данных, полученных нами по спектроскопии 8He и 11Li, можно сделать вывод, что выходы трехчастичных каналов в реакции (π−,pd) достаточно велики. Основная проблема в этом случае связана с получением радиоактивной мишени 10Be.

54

КОНТРОЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ

1.Оцените время жизни резонансного состояния, если его ширина Γ составляет 5 МэВ.

2.В каких каналах реакции могут образовываться сверхтяжелые изотопы водорода при поглощении π−- мезонов ядрами 6Li?

3.В каких каналах реакции могут образовываться сверхтяжелые изотопы водорода при поглощении π−- мезонов ядрами 7Li?

4.В каких реакциях может образовываться сверхтяжелый изотоп водорода 6Н при поглощении π−- мезонов ядрами 9Ве и 11В?

5.Перечислите основные преимущества использования реакции поглощения пионов для исследования нейтронно-избыточных ядер.

6.Какие факторы влияют на энергетическое разрешение полупроводникового спектрометра при исследовании нейтронно-избыточных ядер?

7.Оцените вклад в суммарное разрешение п.п.д.-спектрометра от шумов электронных трактов, если в эксперименте используется 9 каналов электроники со средним разрешением одного канала – 70 кэВ.

8.Какой области значений недостающих масс соответствует образование нуклонно-стабильных состояний сверхтяжелых изотопов водорода?

9.Сколько низколежащих резонансных состояний теоретически может иметь изотоп 4Н?

10.Почему четность низколежащих состояний 4Н отрицательна, а 5Н положительна?

11.Перечислите возможные конечные состояния ядерной системы Х для реакций 9Be(π−,tt)Х и 9Be(π−,td)Х.

12.Перечислите возможные конечные состояния (Х) для реакции

9Be(π−,6Не)Х.

13.Какой, их сверхтяжелых изотопов водорода, может быть наиболее связанным и почему?

14.Как связаны между собой энергии возбуждения и резонансные энергии для изотопа 5H?

15.Оцените энергию связи для наиболее низколежащего состояния 6Н, если энергия связи трития – 8,48 МэВ.

16.Определите порог распада изотопа 5Н на свободные нуклоны.

17.Почему при описании резонансных состояний 4Н нельзя использовать обычную форму распределения Брейта–Вигнера?

55

18.Что представляет собой спектр недостающих масс для реакции

9Be(π−,8Не)Х.

19.На каких радиоактивных пучках получены данные по сверхтяжелым изотопам водорода?

20.Какие из сверхтяжелых изотопов водорода могут быть исследованы

вреакции поглощения остановившихся пионов на радиоактивной мишени

10Be.

56

СЛОВАРЬ ТЕРМИНОВ

π-МЕЗОНЫ – группа из трёх нестабильных элементарных частиц — двух заряженных (π+ и π–) и одной нейтральной (π0), принадлежащих к классу сильно взаимодействующих частиц (адронов) и являющихся наиболее лёгкими среди них ( mπ0 =134,98 МэВ, mπ+/− =139,57 МэВ). Спин пионов

равен нулю, поэтому они относятся к мезонам (бозонам). Время жизни заряженных пионов τπ+/− = 2,60 10−8 с.

КОНТИНИУМ – в ядерной физике, область возбуждений, обладающая непрерывным спектром.

МЕЗОННАЯ ФАБРИКА – ускоритель, предназначенный для получения пучков пионов и мюнов высокой интенсивности в широком диапазоне энергий. Для образования таких вторичных пучков используются протонные пучки со значениями токов до 1 мА.

МЕТОД НАИМЕНЬШИХ КВАДРАТОВ – один из методов оценки па-

раметров модели на основании экспериментальных данных, содержащих случайные ошибки.

МЕТОД НЕДОСТАЮЩИХ МАСС позволяет определить массу ядерной системы (частицы), образующейся в реакции, по измерениям сопряженных продуктов реакции. Рассмотрим использование этого метода для реакции поглощения остановившихся пионов ядрами. В настоящем пособии под недостающей массой (ММ) понимается энергия возбуждения остаточной ядерной системы для случая, когда основное состояние ядра является нуклонно-стабильным или резонансная энергия над порогом распада для случая, когда основное состояние ядра является нуклонно-нестабильным. В инклюзивных измерениях частицы a ,

образующейся в реакции π− + A → a + X , величина MM определяется

МХ – масса основного состояния (сумма масс продуктов распада) остаточного ядра, Ta – измеренная (кинетическая) энергия частицы a . В

корреляционных измерениях частиц a и b , образующихся в реакции π− + A → a +b + X , величина MM определяется из формул:

57

где M A , mπ, ma , mb – соответствующие массы частиц, МХ – масса ос-

новного состояния (сумма масс продуктов распада) остаточного ядра, Ti

– измеренная (кинетическая) энергия частиц, cos(θ) – эффективный

косинус угла разлета зарегистрированных частиц.

МЕТОД ЭФФЕКТИВНЫХ МАСС позволяет определить массу распадающейся ядерной системы (частицы) A → a1 +a2 +... +an по измерен-

ным импульсам продуктов распада pi :

M A2 = (∑Ei )2 −(∑pGi )2 , где Ei2 = mi2 + pi2 .

i i

ПИОННЫЕ АТОМЫ – водородоподобная система с электроном, замененным на отрицательно заряженный пион. Вследствие различия масс пионов и электронов, пионный атом является намного более связанной и компактной системой

Сильное пион-ядерное взаимодействие, в частности, приводящее к поглощению пионов ядрами, искажает спектр пионных атомов на низколежащих орбитах.

РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ПО ФАЗОВОМУ ОБЪЕМУ – распределение час-

тиц, в том числе и нуклонно-нестабильных, в конечном состоянии ядерной реакции, определяемое кинематикой, законами сохранения и статистикой, без учета динамики реакции.

СИНГЛЕТНАЯ ПАРА НЕЙТРОНОВ (ДИНЕЙТРОН) – несвязанная система, состоящая из двух нейтронов с J P = 0+ , I =1, lnn = 0 . Образу-

ется в ядерных реакциях как кратковременно существующее виртуальное состояние с максимумом распределения по энергии относительного движения при 70 кэВ. Возможно, динейтрон может существовать как связанная система вблизи поверхности нейтронных звёзд.

ФЕРМИ-ИМПУЛЬС – величина характеризующая движение нуклонов (кластеров нуклонов) внутри атомного ядра. В модели ферми-газа для описания ядра, ферми-импульс – максимальный импульс нуклонов в ядре.

ЧИСЛО СТЕПЕНЕЙ СВОБОДЫ (NDF)- число «свободных» элементов данных. В настоящем пособии NDF определяется, как число экспериментальных точек в измеренном спектре за вычетом числа параметров модели, определяемых методом наименьших квадратов.

58

СПИСОК ОСНОВНОЙ ЛИТЕРАТУРЫ

1.Пенионжкевич Ю.Э. // Соросовский образовательный журнал, 1995.

№1.

2.Базь А.И., Гольданский В.И., Гольберг В.З., Зельдович Я.Б. Легкие и промежуточные ядра вблизи границ нуклонной стабильности. М.: Наука, 1972.

3.Калпакчиева Р., Пенионжкевич Ю.Э., Болен Х.Г. // ЭЧАЯ, 1999.

Т. 30. С. 1429.

4.Jonson B. // Phys. Rep., 2004. V. 389. P. 1.

5.Gornov M.G. et al. // Nucl. Inst. and Meth. in Phys. Res. A, 2000. V. 446. P. 461.

6.Weyer H. // Phys. Rep., 1990. V. 195. P. 295.

7.Backenenstoss G. // Ann. Rev. Nucl. Sci., 1970. V. 20. P. 467.

8.Бутцев В.С., Ильинов А.С., Чигринов С.И. // ЭЧАЯ, 1980. Т. 11.

С. 900.

9.Tilley D.R., Weller H.R., Hale J.M. // Nucl. Phys. A, 1992. V. 541, P. 1.

10.Tilley D.R. et al. // Nucl. Phys. A, 2002. V. 708. P. 3.

59