Оглавление
Оглавление 1
1. Введение 3
2. Экспериментальная установка 15
2.1. Сепаратор Фрагментов Института Тяжелых Ионов 15
2.2. Индикатор интенсивности вторичных электронов 16
2.3. Время-проекционная камера 18
2.4. Многослойная ионизационная камера 21
2.5. Схема эксперимента 22
3. Сечение образования фрагментов 24
3.1. Методика измерения сечений образования
фрагментов 24
3.2. Результаты по сечениям образования фрагментов 29
3.3. Обсуждение результатов 32
3.3.1. Сечение образования фрагментов 32
3.3.2. Ядерная нестабильность 260 36
4. Сечение взаимодействия и изменения заряда 39
4.1. Измерение сечения взаимодействия 39
4.2. Теория Глаубера-Ситенко 42
4.3. Измерение полных сечений изменения заряда 46
4.4. Измерение парциальных сечений изменения заряда
4.5. Механизм процессов изменения заряда.
4.6. Результаты измерения сечений взаимодействия и изменения заряда
4.7. Совместный анализ сечений взаимодействия и сечений изменения заряда
4.8. Сечение отделения нейтронов
4.9. Результаты измерения парциальных сечений изменения заряда
5. Заключение
Приложение А. Эмпирическая параметризация сечений фрагм ента ц и и (Е Р А X)
Приложение Б. Модель внутриядерного каскада Литература
1. Введение
В последние пятнадцать лет во многих ведущих научных центрах были проведены обширные исследования ядер, удаленных от линии (3-стабильности.
Так чем же интересны эти экзотические ядра? Надо сказать, что ядра с числом нейтронов большим, чем число протонов привлекали внимание теоретиков очень давно: так в середине 50-х в работах [1][2] предсказывалось наличие нейтронной «кожи» у таких ядер. Переизбыток нейтронов на поверхности вызван большей энергией Ферми у нейтронов. Это приводит к тому, что быстрые нейтроны могут проникать дальше в поверхностную область. Так в [2] приведена оценка разницы между эффективными нейтронными и протонными радиусами, сделанная в предположении, что ядерный Фер.ми-газ(Т0-энергия Ферми) ограничен линейно возрастающим потенциалом:
где х<)= 7 фм - расстояние, на котором потенциал изменяется на Т0.
В дальнейшем, для получения толщины нейтронной «кожи» использовались различные методы. 'Гак в [3] приведены результаты расчетов по методу Хартри-Фока и проведено сравнение с существующими на тот момент экспериментальными данными. В работе [4] была получена, на основе капельной модели, формула для разности среднеквадратичных радиусов распределений нейтронов и протонов:
R„ - R
(1-і)
ARMS =
(1.2)
1
, Л- с.2А ;
3 1 ? '
где \ ~ г0 - расстояние между диффузными поверхностями
2
протонного и нейтронного распределений в ядре, второе слагаемое в формуле (1.2) учитывает диффузность нейтронного и протонного распределений, Ь-среднеквадратичное отклонение для плотности вероятности принадлежности частицы к поверхности ядра, называемая шириной Зюсмана. Эта плотность вероятности является производной от распределения ядерной плотности[5]. Последний член в формуле (1.2) связан с перераспределением нейтронов и протонов из-за электростатического отталкивания. У- коэффициент симметрии
г N-2 л
ядерной энергии (-36.8 МэВ), /-избыток нейтронов / = - , Q-
Л
коэффициент жесткости ядерной поверхности (-17 МэВ). С| учитывает электростатическую энергию протонов с, = Зет / 5/р « 0.7322(МэВ), при этом г0 = 1.18 фм.
Рассмотрим таблицу 1.1, в ней приведены расчеты по методу Хартри-Фока, капельной модели и экспериментальные данные.
Сюит отметить, что все приведенные выше результаты относятся к ядрам, расположенным в долине ^-стабильности. А что будет, если мы приблизимся к границе нуклонной стабильности? Этот вопрос изучался теоретически давно. Еще в середине 60-х [8] предсказывалось, существование стабильного по
о
отношению к испусканию нуклонов Не, аномально большой радиус (-20 фм) у нейтронных ядер. Также существуют расчеты[9], показывающие, что возможна ядерная структура вида кор+динейтрон. Эти гипотезы смогла проверить только в середине 80-х группа Танихаты в Беркли[10,11], которая провела первый в мире эксперимент со вторичными пучками - эксперимент по измерению сечения взаимодействия изотопов Не, У, Ве с ядрами Ве, С, А1. (сечение взаимодействия^) - это сечение всех процессов, которые приводят к изменению числа нуклонов в налетающей частице).
4
Таблица 1.1 Результаты расчетов по методу Хартри-Фока[3] и по капельной модели[4] и экспериментальные значения ДЯМ5 - разницы между среднеквадратичными радиусами распределения нейтронов и протонов в ядре (в фм).
Ядро Экспериментальные оценки ДЯМБ Оценки ДЯМ8 по Хартри-Фоку Оценки ДИМЭ по капельной модели
1б0 -0.02±0.04 -(0.02-0.03) -0.0088
40Са -0.03±0.04 -(0.04-0.05) -0.0205
4!<Са 0.1610.04 0.18-0.23 0.1911
"65п 0.1210.06 0.12 0.1579
|245п 0.2010.06 0.21 0.2440
Экспериментальные данные для 160 и изотопов Са взяты из [6], для 8п из [7].
Таблица 1.2. Среднеквадратичные радиусы распределения материи в изотопах гелия и лития
Ядро ^. фм
4 Не 1.7210.06
6Не 2.7310.04
хНе 2.6910.03
6У 2.5410.03
и 2.5010.03
\А 2.5110.03
2.4310.02
"и 3.2710.24
5
Так, в частности, результаты среднеквадратичных радиусов распределения материи в ядре для изотопов гелия и лития приведены в таблице
1.2.
Несколько позже была опубликована работа [12], в которой было установлено соотношение между сечением взаимодействия и сечением срыва нуклонов в рамках теории Глаубера для свободно связанных систем в предположении, что 6Нс представляет собой кор-4Не и два нейтрона, и получена формула:
СГ 2я (ьНе + Г) = а, С Не + Т) - <т, (4 Не + Т) (1.3).
Это выражение позволило легко проверить гипотезу о существовании кора в изотопах гелия.
Таблица 1.3. Сечения взаимодействия и срыва нейтронов для изотопов гелия при столкновении с ядрами углерода при энергии 800 МэВ/нуклон, сечения в
МО.
СТ| <3-2п — 0-4П а,(А)-а,(А-2) (Т.2п+^Ли а,(А)-а1(А-4)
4 Не 503+5
*Не 722±5 189±14 219±7
*Не 817±6 202+17 95±9 95±8 297119 31418
Данные взяты из [10] и [13].
Из данных, представленных в таблице 1.3, видно, что для 6Не экспериментальные результаты удовлетворяют выражению (1.3), в то время как для *Не - не удовлетворяют. Это означает, что волновая функция 6Не в *Не сильно изменилась и ядро ьНе не может являться кором в нНе. В то же время, выражение:
6
<т_2пСНе + Т) + а_4ХНе + Т) =
= СТ. С Не + Т)-<7, С Не + Т),
(1.4)
в котором предполагается, что кором в 8Не является 4Не, хорошо связывает экспериментальные данные.
Таким образом, было получено экспериментальное подтверждение о кластерной структуре ядер 6Не и 8Не.
Другой важным шагом в исследовании экзотических ядер надо признать теоретическую работу Хансена и Йонсона[14] о структуре п1л. Аномально большое значение радиуса этого изотопа было объяснено протяженным нейтронным распределением и экзотической структурой в виде кора 9Ы и динейтрона. Авторы опирались на результаты эксперимента по измерению
ч
спина и магнитного момента МЫ, из которого был сделан вывод о недеформированиости этого ядра, и на результаты И.Танихаты [II], который получил значение для среднеквадратичного радиуса распределения материи в этом ядре 3.27±0.24 фм.
Результаты проведенных в последующие годы многочисленных экспериментов дали ключ к пониманию поведения ядерной материи в экзотических условиях, ряд величин, необходимых для понимания процессов, происходящих в звездах. Так в работе Кобаяши и др.[13], впервые применившими импульсное распределение фрагментов к исследованию структуры экзотических ядер и открывшим тем самым одно из направлений в современных исследованиях; наблюдение :оНе - ядра, наиболее обогащенного нейтронами[15]; наблюдение явления выстраивания спина фрагментов экзотических ядер[16], которое позволило решить одну из задач последних нескольких лет - определить структуру волновой функции ядра !01д; и многие другие.
В теории, тем временем, наблюдался переход от двухчастичных методов к трехчастичным (многочастичным), которые дали более надежные
7
предсказания экспериментальных наблюдений. Так было развито несколько методов расчета экзотических ядер, например, уравнение Фаддеева[17], метод гиперсферических функций[ 18], метод резонирующих групп[19], и ряд других, которые были проверены на результатах экспериментальных исследований ядер бНе и 111л.
В рамках метода гиперсферических функций[18] было найдено, что валентные нейтроны обладают таким интересным свойством, как корреляции. Например, волновая функция 6Не представляет собой смесь двух конфигураций - альфа-частица и вращающиеся вокруг нее два нейтрона, расположенных рядом (т.н. динейтронная конфигурация) и альфа-частица и 2 нейтрона, расположенные по разные стороны от нее (т.н. сигарообразная конфигурация).
Еще одним интересным свойством ядер на границе нуклонной стабильности является нарушение порядка заполнения оболочек, характерного для стабильных ядер. Например, основное состояние ядра Ве имеет спин-четность 1/2* (вместо 1/2'), что говорит об з-уровне-ингрудере со следующей эб-оболочки. Подобные эффекты наблюдаются для ядер ,0и. и1д, 12Ве, ьВе[20]. Таким образом, исследователи наталкивались на все новые эффекты, ставили перед собой и решали все новые задачи, как в теории, так и в эксперименте.
Не менее важным стимулом к исследованию экзотических ядер являются задачи, которые ставит астрофизика и теории первичного нуклеосинтеза. Одной из волнующих проблем является проблема солнечных нейтрино, заключающаяся в различных значениях измеренного и предсказанного потока нейтрино, испущенных Солнцем. Для того чтобы решить эту проблему, проводятся исследования *В, так как основным процессом образования
о
солнечных нейтрино является р+-расиад В. С другой стороны, стоит упомянуть, что 'В является кандидатом на ядро с протонным гало.
Стандартная модель Большого Взрыва хорошо описывает образование нуклидов 6. ’Не, 4Не и и из астрофизических наблюдений. Однако,
8
модель испытывает трудности с объяснением большого избытка изотопов В и Ве, найденного в старых звездах. Эта проблема была решена введением неоднородности в барионную плотность.
Время образования элементов тяжелее, чем 12С на ранних стадиях развития Вселенной является важной проблемой в первичном нуклеосинтезе. В неоднородной модели Большого Взрыва основная цепочка реакций следующая:
4Не(1,у)7Ь1(п,т)8Ы(а,п)"В(п,Т),2В(^ ^),2С. (1.5)
О
Так как время жизни Iл очень мало (Т1/2=0.8 с), то определяющей
О * ||
является реакция 1л(а,п) В. измерить ее сечение очень сложно, поэтому был проведен эксперимент по изучению обратной реакции пВ(п,а)8и [21]. Однако в исходном взаимодействии 'В может образовываться в возбужденном состоянии и затем переходить в основное, поэтому, попытки извлечь сечение из обратной реакции, ненадежны. Действительно, прямой эксперимент,
о
проведенный в КЖЕЫ с радиоактивным пучком 1л[22], показал усиление выхода по сравнению с данными полученными из обратной реакции.
Таким образом, мы видим, что исследования экзотических ядер открывают перед нами новые, ранее неизвестные, интересные области физики ядра. Естественно возникает вопрос, о расширении списка исследуемых ядер, о поиска новых изотопов с нейтронным или протонным протяженным распределением.
Если измерить радиусы плотности распределения нейтронов и протонов в ядре, то можно получить четкий и однозначный ответ о наличие в ядре нейтронной или протонной «кожи».
На практике, вместо нейтронной плотности получают плотность распределения материи в ядре, которую извлекают из измеренных сечений взаимодействия при релятивистских энергиях. Данное сечение при релятивистских энергиях хорошо описываются теорией Глаубера-Ситенко[23],
9
- Київ+380960830922