Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Постановка эксперимента 10
1.1. Экспериментальная установка 11
1.1.1. Выбор энергии пучка 12
1.1.2. Конструкция спектрометра 15
1.2. Электронная система регистрации и отбора событий 20
1.3. Методика измерения энергии и идентификации частиц 25
1.4. Методика восстановления физических распределений 32
1.4.1, Телесный угол регистрации событий 33
1.4.2, Учет ядерных реакций 34
1.4.3. Влияние фоновых загрузок 34
1.4.4. Краевые области детекторов 34
1,5, Энергетическое разрешение спектрометра 35
ГЛАВА 2. Определение разрешения и абсолютной привязки спектрометра в измерениях спектров недостающих масс ...41
2.1. Калибровочные параметры для обработки и анализа корреляционных данных 41
2.2. Калибровочные параметры для обработки и анализа инклюзивных данных 45
2.3. Контроль временной стабильности характеристик спектрометра 48
2.4. Определение возможных примесей в мишенях.. , 49
ГЛАВА 3. Экспериментальный поиск и спектроскопия 6Н 51
3.1. Обзор экспериментов и теоретических работ по исследованию 6Н...51
3.2. Образование 6Н в реакциях поглощения тГ-мезонов 54
3.3. Поиск 6Н в реакции 9Ве(тГ,3Не)Х 63
ГЛАВА 4. Поиск сверхтяжелого изотопа водорода 7Н 67
4.1 Анализ экспериментальных данных по поиску 7Н 67
4.2. Поиск образования 7Н в реакциях поглощения тГ-мезонов 69
4.2.1. Исследование реакции 9Ве (тГ, рр) X 69
4.2.2. Исследование реакции 11В(я~,р3Не)Х 72
4.3. Обсуждение результатов по поиску 7Н 74
Заключение 79
Приложение 1. Ядерные состояния, образующиеся в двух- и трехчастичных каналах реакции поглощения остановившихся тг"-мезонов ядрами 81
Приложение 2. Формулы расчета недостающих масс (ММ) в реакции поглощения остановившихся л~-мезонов ядрами 83
Литература
- Выбор энергии пучка
- Калибровочные параметры для обработки и анализа инклюзивных данных
- Образование 6Н в реакциях поглощения тГ-мезонов
- Исследование реакции 9Ве (тГ, рр) X
Введение к работе
Экспериментальное изучение легких нейтронно-избыточных ядер и структуры уровней их возбуждений [1-4] является одним из основных направлений в развитии современных представлений о свойствах ядерных сип, характеристик ядер вблизи границы нуклонной стабильности и природы образования экзотических ядерных состояний.
В рамках решения этой проблемы наибольший интерес представляют экспериментальные исследования малонуклонных систем. В этих ядрах, с ростом нейтронного избытка, энергия отделения валентных нейтронов уменьшается, а затем обращается в нуль. Время распада, образующейся в непрерывном спектре ядерной системы, может оказаться достаточно большим {т = Н/Г>Ю'пс, где Г - ширина уровня), что приводит к образованию за границей нуклонной стабильности квазистационарных состояний, частным случаем которых являются ядерные резонансы. Замедление распада может быть обусловлено несколькими факторами, такими как, центробежный барьер, правила отбора по изоспину, возникновением многоканальных резонансов и другими структурными характеристиками ядер.
Сверхтяжелые изотопы водорода ПН (с числом нуклонов п >. 4) представляют особый интерес как ядра с экстремально большим соотношением числа нейтронов и протонов [1,4]. Относительно небольшое число нуклонов делает возможным корректное микроскопическое описание их свойств и как, следствие, тестирование существующих ядерных моделей и нуклон-нуклонных потенциалов [5-9]. Результаты по спектроскопии сверхтяжелых изотопов водорода, также, важны для решения проблемы существования чисто нейтронных систем и понимания структуры слабосвязанных ядерных состояний.
В настоящей работе для исследования сверхтяжелых изотопов водорода 6Н и 7Н использовались реакции поглощения остановившихся отрицательных пионов на ядрах 9Ве и 11В. Поглощение тт"-мезонов ядрами является эффективным средством исследования легких нейтронно-избыточных ядер, что было, в частности, продемонстрировано для сверхтяжелых изотопов водорода 4Н и 5Н [10,11]. Этот метод обладает целым рядом преимуществ по сравнению с другими способами исследования нейтронно-избыточных ядер, к которым относятся эксперименты на пучках тяжелых ионов, в том числе и на радиоактивных пучках ионов, и эксперименты по двойной перезарядки и поглощению пионов на лету [1-4].
Отличительной особенностью метода является отсутствие погрешностей, связанных с энергетическим разрешением и угловой расходимостью пучка. Процесс поглощения остановившихся тГ-мезонов ядрами [12-16] проходит с орбит мезоатома. Начальный импульс системы строго равен нулю. Неопределенность в определении энергии начального состояния связана только с различием в энергии связи в основном, наиболее связанном, 1s состоянии и 2р состоянии, из которого на исследуемых ядрах поглощается более половины пионов. Для 9Ве и 11В эта разность составляет 0.042 МэВ и 0,066 МэВ соответственно [12].
Поглощение пиона ядрами является м н огону кл о иным процессом [13-15]. Большое, в масштабе энергии связи нуклонов, энерговыделение приводит к образованию нескольких быстрых ядерных частиц. Для реакций, в которых регистрируется одна или две заряженные частицы, остаточное ядро будет обладать избытком нейтронов. В таблицах П1.1 и П1.3 приложения 1 представлены ядерные состояния, которые могут быть исследованы при поглощении 7ґ-мезонав ядрами 9Ве и 11В. ' Приложение 1 демонстрирует важное преимущество использования реакции поглощения остановившихся пионов в исследовании нейтронно-избыточных ядер. В рамках одного эксперимента удается получить информацию о широком наборе нейтронно-избыточных ядер, к которым относятся достаточно подробно исследованные изотопы гелия и лития, слабоизученные сверхтяжелые изотопы водорода и мультинейтроны, вопрос о существовании которых остается открытым. Данные по известным состояниям ядер позволяют естественным образом решить вопросы калибровки энергетических шкал, определения энергетического разрешения, стабильности параметров установки в течение всего времени измерений.
Следует отметить, что заметный вклад в поглощение пионов ядрами вносят квазисвободные процессы, в которых нуклоны остаточного ядра не принимают непосредственного участия в реакции. Это благоприятствует образованию слабосвязанных и кв аз и стационарных состояний в трех-частичных каналах реакции, В то же время необходимо отметить, что теоретическое описание реакции поглощения остановившихся пионов ядрами с образованием заряженных частиц развито недостаточно для определения выходов каналов реакции и спектров процессов, определяющих физический фон реакции. Поэтому при анализе экспериментальной информации обычно используются простые феноменологичесие модели, что, однако, не ограничивает возможности поиска новых состояний и определения их параметров.
В настоящей работе представлены результаты исследований, полученные в рамках совместного эксперимента МИФИ - Северо-западный Университет (г.Эванстоун, США}. Измерения были выполнены на высокоинтенсивном пучке медленных пионов (LEP) Лос Аламоской мезонной фабрики (LAMPF).
Аппаратурной основой эксперимента служили двухплечевой спектрометр заряженных частиц и набор самоподдерживающихся мишеней 9Ве,10,11В, 12,14С. Спектрометр был создан в нашей лаборатории «Физика ядра и автоматизация измерений» на основе кремниевых детекторов.
Метод исследований образования сверхтяжелых изотопов водорода основан на прецизионном измерении энергии заряженных частиц, испущенных в реакции поглощения тГ-мезонов. Частицы регистрировались двумя многослойными полупроводниковыми (п.п.д,) телескопами, расположенными под углом 180 относительно друг друга. Каждый телескоп позволял надежно идентифицировать изотопы водорода (р, d, t) и гелия (3Не, 4Не, 6Не) и определять энергию этих ядер с высокой точностью вплоть до кинематических границ реакции (Е-100 МэВ). Важно отметить, что измерения на разных мишенях проводились без изменений в настройке установки и ускорителя, что существенно увеличило статистическую обеспеченность данных и минимизировало возможные систематические погрешности.
Двух- и трех-частичные каналы реакции с образованием нейтронно-избыточных ядер проявляются в виде пиков в спектрах недостающих масс к зарегистрированным, соответственно, одной и двум частицам. Для рассматриваемых в настоящей работе изотопов 6Н и 7Н использовались спектры недостающих масс, полученные из корреляционных данных с регистрацией двух заряженных частиц, испущенных под углом 180. Такой подход был выбран по результатам исследования изотопов 4Н и 5Н, полученных нами ранее [17]. Было показано, что образование слабосвязанных состояний сверхтяжелых изотопов водорода более вероятно в квазисвободных процессах, при малых переданных этим состояниям импульсах.
До настоящего времени вопрос о существовании сверхтяжелых изотопов водорода 6Н и 7Н остается открытым. Указания на существование ЄН были получены только в экспериментах на тяжелых ионах, проведенных в середине 80-х годов [18,19], однако статистическая обеспеченность результатов была весьма низкой. Единственное экспериментальное указание на существование резонансного состояния 7Н было получено на радиоактивном пучке вНе [20]. Однако в этих измерениях присутствует не имеющий физической причины фон, превышающий эффект в несколько раз, поэтому вопрос о существовании 7Н остается открытым.
Цель работы заключалась в решении следующих задач:
1. Экспериментальный поиск и исследование структуры уровней изотопа еН в различных каналах реакции поглощения пионов ядрами.
2. Получение новой экспериментальной информации о возможности существования изотопа 7Н.
3. Системизация экспериментальной информации об образовании сверх тяжелых изотопов 4~7Н в реакциях поглощения остановившихся пионов ядрами.
Научная новизна: получены новые результаты по изотопам 6Н и 7Н со статистической обеспеченностью, превышающей современные экспериментальные данные; определены параметры основного состояния 6Н, которые демонстрируют уменьшение энергии связи с увеличением числа нейтронов для цепочки сверхтяжелых изотопов водорода 4Д6Н; - в двух каналах реакции поглощения пионов обнаружены пики в спектрах недостающих масс, обусловленные высоковозбужденными состояниями SH (Ег>10 МэВ), которые энергетически могут распасться на свободные нуклоны; - получено указание на возможное образование связанного состояния 7Н.
Практическая ценность работы определяется следующим: - Полученные результаты по наблюдению изотопов 6Н и 7Н являются экспериментальным подтверждением образования таких квазистационарных состояний в реакциях поглощения тГ-мезонов, и стимулируют как постановку и выполнение новых экспериментов в этой области исследований, так и дальнейшее совершенствование теоретических ядерных моделей. Автор защищает:
Экспериментальные результаты по измерению параметров основного и возбужденных состояний изотопа 6Н.
Экспериментальные результаты, указывающие на обнаружение изотопа 7Н в реакциях поглощения л"-мезонов ядрами.
Результаты исследований, положенные в основу диссертации, представлялись и докладывались на Международных конференциях «Частицы и ядра» (PAN1C-XVI, Осака, Япония, 2002; PANIC-XVII, Санта-Фе, США, 2005), Международных совещаниях по ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра (Белгород-2004, Санкт-Петербург-2005), на VIII Международной конференции «Ядро-ядерные столкновения» (Москва-2003), на Международной конференции «Структура ядра и связанные вопросы» (Дубна-2003), на Научной сессии Секции Ядерной Физики ОФН РАН «Физика фундаментальных взаимодействий» (ИТЭФ, Москва-2004, 2005), на Научных конференциях МИФИ (2003-2006), а также на научных семинарах в ОИЯИ и МИФИ.
Основные результаты диссертации опубликованы в 8 работах [21-28]. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и двух приложений. Содержит 73 страниц печатного текста, 29 рисунков, 9 таблиц и список литературы из 67 наименований. Полный объем 91 страниц.
Выбор энергии пучка
Входная часть спектрометра была изготовлена с учетом профиля и фоновых условий высокоинтенсивного пучка пионов и состояла из алюминиевых коллиматоров и бериллиевого замедлителя. Конструкция мишенного устройства обеспечивала минимальное количество фонового вещества в области взаимодействия пучка с мишенью и допускала замену мишеней, которые крепились с помощью тонких (30 мкм) нитей из бериллиевой бронзы.
Обычно замедлитель устанавливается на относительно большом расстоянии от мишени так, чтобы детекторы не регистрировали частицы от захвата пионов ядрами вещества замедлителя. Однако из-за влияния многократного кулоновского рассеяния удаление замедлителя приводит к уменьшению плотности остановок примерно обратно пропорционально квадрату расстояния.
В установке замедлитель, параметры которого соответствовали оптимальной энергии пучка, устанавливался на минимальном расстоянии от мишени. В этом случае вместе с увеличением плотности остановок в мишени возрастает фон вторичных частиц из замедлителя. Для его подавления использовались латунные коллиматоры С1 и С2, позволяющие также подавить фон вторичных частиц из стенок камеры. Бериллиевый замедлитель составлялся из пластин толщиной 0.1-1.0 мм. Это обеспечивало возможность достижения максимальной скорости остановок в мишени при различных энергиях, изменяя толщину замедлителя.
В эксперименте использовалось пять мишеней: 9Ве, 10,11В, 12,14С. Мишени были изготовлены в виде дисков диаметром 26 мм и толщиной 25 мг/см2. Мишени располагались на расстоянии 4.5 см от замедлителя и под углом 22 к пучку, что уменьшало энергетические потери вторичных частиц и, следовательно, улучшало энергетическое разрешение. Количественное определение примесей в мишенях выполнялось с помощью выделения пиков, соответствующих двухчастичным каналам реакции поглощения пионов на ядрах примеси.
Заряженные частицы - изотопы водорода р, d, t и гелия 34,6Не, образованные в результате поглощения в мишенях, регистрировались с помощью двух телескопов на основе кремниевых поверхностно-барьерных (Si(Au)) и литий-дрейфовых (Si(Li)) детекторов (рис.4). Телескопы, угол между осями которых составлял 180, размещались на расстоянии 12 см от мишени. Каждый телескоп (рис.4) состоял из двух Si(Au}- п.п.д. с толщинами 100 и 450 мкм и 14 Si(Li)-n.n.fl. с толщинами 3 мм [41,42]. Диаметр чувствительной области всех детекторов - 32 мм (рабочая площадь 8 см2}. Si(Au)-n.n.fl. работали в режиме растяжки обедненной области на полную толщину детектора и поэтому не имели существенных нечувствительных («мертвых») областей. Толщина «мертвого» (литиевого) слоя Si(U)-n.n.fl. составляла 100 мкм. Точные измерения полных толщин детекторов проводились контактным способом, а «мертвые» слои ЗІ(І_і)-п.п.д. определялись с помощью источника электронов внутренней конверсии (э.в.к.) 207Ві [43]. Результаты измерений представлены в таблице 1. Полные толщины детекторов измерены с погрешностью 10 мкм, а толщины «мертвых» слоев - 5 мкм. Плоскопараллельность детекторов выдерживалась на уровне 1%. Энергетическое разрешение детекторов при комнатной температуре составляло величину 50 кэВ по а-частицам (Е„ « 5.5 МэВ) и 40 кэВ по электронам внутренней конверсии (Ее « 1 МэВ). Каждый детектор был помещен в оправку диаметром 50 мм и толщиной 8 мм. Для электрического подключения на детекторах установлены разъемы типа ЛЕМО. Детекторы соединялись через вакуумные выводы с зарядочувствительными предусилителями, установленными на внешней поверхности вакуумной камеры.
Калибровочные параметры для обработки и анализа инклюзивных данных
Поиск состояния 6Н также проводился в инклюзивном спектре ионов 3Не, образующихся при поглощении if-мезонов ядрами эВе. Формулы, используемые для определения величины ММ по инклюзивным измерениям энергий частиц, представлены в приложении 2. Величина разрешения по ММ определяется неопределенностью в измерении энергии регистрируемой частицы.
На рис.16 результаты этих инклюзивных измерений представлены в виде спектра для недостающих масс. Как отмечено выше, надежно выделяется двухчастичный канал реакции с образованием основного состояния sLi. Отчетливое усиление в области ММ 6 МэВ является суперпозиций 3-х возбужденных состояний (4.3, 5.4, 6.4 МэВ) этого изотопа лития [51]. Полученный спектр описывался суммой многочастичных распределений по фазовому объему и распределений Брейт-Вигнера. Проведенный анализ показал, что разрешение по недостающей массе составляет 2.2 + 0.1 МэВ, а погрешность энергетической привязки не превышает 0.25 МэВ. Отметим, что полученное значение величины I на степень свободы равное 1.05 демонстрирует корректность методики.
Хорошее согласие полученного значение разрешения с формулой (2.1) позволяет использовать ее для оценки разрешения в измерениях на мишени 9Ве. В этом случае разрешение по недостающей массе » 3 МэВ.
Контроль временной стабильности характеристик спектрометра осуществлялся с помощью анализа спектров недостающих масс, полученных для разных временных интервалов набора статистики.
При использовании мишени 9Ве энергетическое разрешение и привязка, а также возможное временное изменение этих величин, контролировались по корреляционным измерениям tt-событий. На рис.17 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 ЕМм =0.0+0.1 МэВ и наблюдаемая ширина AE(FWHM) = 1.4 МэВ, показывают корректность методики
и отсутствие систематических сдвигов, а также согласуются с данными корреляционных измерений на 11В и 12С.
Следует отметить, что некоторое уширение тритонного пика, по сравнению с другими калибровочными пиками (рис.13,14), обусловлено угловым захватом спектрометра, приводящим к увеличению ширины приборной линии с уменьшением массы нерегистрируемого остатка.
При работе с мишенью 11В контролировалась неизменность параметров описания пика основного состояния 8Не из реакции 11В(тГ, pd)X (рис,14).
Количественное определение возможных примесей в мишенях выполнялось с помощью выделения пиков, соответствующих известным двухчастичным реакциям на ядрах примеси. Было установлено [31], что для мишени 11В основной примесью является 12С (8%), а вклад остальных (неконтролируемых) примесей в мишенях 11В и 9Ве не превышал 1%. Как показано ниже, такая величина примеси в мишени 11В не приводит к заметным искажениям спектров недостающих масс. Методика учета вклада примеси приведена в главе 3.
Таким образом, для всех каналов реакций поглощения остановившихся тГ-мезонов, в которых будут исследоваться сверхтяжелые изотопы водорода ВН и 7Н, определены значения разрешения по недостающим массам и ошибки в абсолютной привязке шкалы. При этом необходимо указать, что все результаты, в том числе данные измерений калибровочных каналов реакций, получены в рамках одного эксперимента, что минимизирует возможные методические и систематические погрешности.
В настоящей главе представлены результаты исследования образования сверхтяжелого изотопа водорода 6Н при поглощении тГ-мезонов ядрами 9Ве и 11В [21-26]. Определены параметры резонансных состояний этого ядра. Выполнено сравнение с другими экспериментальными данными и модельными расчетами.
Поиск и спектроскопия 6Н проводились в спектрах недостающих масс, полученных из корреляционных измерений пар заряженных частиц, зарегистрированных под углом 180 в следующих каналах реакции: 9Ве(тт-рс1)Х, 11В(тГ,р4Не)Х, 11В(тт",с!3Не)Х. В инклюзивных измерениях поиск изотопа SH был выполнен в реакции 9Ве(л",3Не)Х.
Образование 6Н в реакциях поглощения тГ-мезонов
На рис.20 представлен спектр недостающих масс для реакции 3Ве(л",pd)X. Прежде всего, отметим отсутствие в области отрицательных значений ММ указаний на существование связанных состояний 6Н. Слабый фон в этой области обусловлен случайными совпадениями в корреляционных измерениях. В то же время в области ММ 0 в спектре наблюдаются структуры, которые могут быть обусловлены образованием резонансных состояний.
Для выделения этих состояний 6Н и определения их параметров, использовался метод наименьших квадратов. Экспериментальный спектр описывался суммой n-частичных распределений по фазовому объему (учитывались все возможные конечные состояния с л 4, в том числе и каналы реакции с образованием динейтронов (синглетных пар нейтронов) 2п и сверхтяжелых изотопов водорода 4Н и 5Н) и Брейт-Вигнеровских распределений. Отметим, что наш выбор формулы Брейт-Вигнера для описания состояний SH обусловлен только возможностью удобного представления данных. В действительности вопрос о спектре эффективных масс, столь экзотических состояний, как 6Н, остается открытым. В расчетах учитывались угловая расходимость пучка и энергетическое разрешение спектрометра, а также фон случайных совпадений.
Как видно на рис.20а, распределения по фазовым объемам не могут воспроизвести наблюдаемую структуру при ММ 25 МзВ. Заметим, что при этом основной вклад в суммарное распределение вносит 5-частичный фазовый объем сдинейтроном в конечном состоянии (d+p+2n+t+n).
Удовлетворительное описание (X2/NDF = 0.95, где NDF - число степеней свободы) экспериментального спектра достигается только при введении четырех N, отн. ед.
Спектры недостающих масс для реакции Be(nf,pd)X: а - измеренный спектр; б - измеренный спектр, полученный при ограничении на импульс не регистрируем о го остатка Рх 100 МэВ/с. Сплошная линия - полное описание и распределения по Брейт-Вигнеру; 1 - суммарное распределение по фазовому объему; пунктирные линии: 2 - 4-х частичное распределение по фазовому объему; 3 - фон случайных совпадений. резонансных состояний 6Н, параметры которых представлены в таблице 3. Величины Г представляют собой наблюдаемые ширины на половине максимумов пиков, показанных на рисунках. Ошибки параметров, приведенные в таблице 3, связаны как со статистическими, так и систематическими погрешностями измерений.
Использование для описания спектра недостающих масс только распределений по фазовому объему и Брейт-Вигнера оставляет открытым вопрос о необходимости учета взаимодействия в конечном состоянии (ВКС), роль которого заметна в реакции поглощения яГ-мезонов легкими ядрами [54]. ВКС между частицами ядерного остатка было учтено нами с помощью включения в описание каналов реакции с образованием 2п, 4Н и 5Н. Однако неясен вклад в наблюдаемый спектр каналов реакции с ВКС между одной из регистрируемых частиц и нейтроном: где возникают корреляции скоростей частиц в несвязанных состояниях «квазитритона» {dn)FS} и «квазидейтрона» {pn)FS!. Тем не менее, можно предложить метод, позволяющий в сильной степени подавить вклад этих каналов в важном случае квазисвободного поглощения пионов.
Квазисвободные процессы, в которых нуклоны остаточного ядра не принимают непосредственного участия в реакции, вносят существенный вклад в реакцию поглощения пионов легкими ядрами [54]. В этих процессах импульс остаточного ядра pR определяется внутриядерным Ферми-движением. Тогда, например, для реакции с «квазитритоном» имеем:
Ртш РР HTmfa+Tp Q где Q - суммарная кинетическая энергия частиц, образующихся при поглощении пиона; р и Т - соответственно импульс и кинетическая энергия частиц.
Предполагая, что скорости нейтрона и дейтрона в «квазитритоне» одинаковы, можно оценить импульс нейтрона (в нерелятивистском приближении):
В нашем эксперименте энергия нейтрона из «квазитритона» («квазидейтрона») не регистрируется, поэтому при анализе экспериментальных данных импульс рл (р а) будет отнесен к ядерному остатку. Вводя ограничение на импульс остаточного ядра можно существенно подавить вклад каналов реакции с ВКС.
На рис.206 показан спектр недостающих масс с ограничением на величину pR №0МэВ/с. Эта величина заведомо не превосходит ожидаемого значения для ферми-импульса внутриядерного кластера, поэтому это условие также позволило увеличить относительный вклад квазисвободного поглощения в наблюдаемом спектре. Описание спектра со значениями параметров распределений Брейт-Вигнера, приведенными в таблице 5, привело к значению 2/NDF =1.01, что подтверждает гипотезу о существовании четырех резонансных состояний изотопа 6Н.
Сравнение с нашими ранними результатами поиска еН в реакции 9Ве(тГ,рсІ}Х [34] показывает, что в эксперименте, выполненном в ПИЯФ, статистическая обеспеченность данных была недостаточна для корректного анализа спектра.
В измерениях на мишени 11В образование 6Н может наблюдаться в спектрах недостающих масс в двух каналах реакции 11В(тГ,р4Не)Х (рис.21) и 11B(n",d3He)X (рис.22). Мишень 11В содержит примесь 12С, поэтому из измеренных спектров (рис.21 а и 22а) был вычтен соответствующий вклад от реакций 1гС(тГ,р4Не)Х и 12C(7i",d3He)X. Вклад этих спектров (рис.216 и 226) был определен нормировкой спектров измеренных на мишени 12С в этом же экспериментальном сеансе на относительную долю примеси (8%). Полученные в результате такой процедуры спектры представлены на рис.21 в и 22в.
Исследование реакции 9Ве (тГ, рр) X
В реакции эВе(тГ,рр)Х получены указания на существование двух высоковозбужденных состояний 7Н, которые лежат выше порога распада на свободные нуклоны {соответственно, на 7.5 и 12.5 МэВ). Такие же высоковозбужденные состояния наблюдались нами и для других изотопов водорода: 5Н [11] и 6Н (см. главу 3). Наиболее возбужденные уровни лежит выше порога на 18.2 и 12.8 МэВ, соответственно, для 5Н и 6Н. Анализ компиляции по энергетическим уровням ядер с А=5,6,7 [59], показывает, что столь же высокие возбуждения были обнаружены только в работе [56]. В частности, для А -7 в реакции 7Li(3He,pd)X наблюдался уровень 7Li с Ех« 40.5 МэВ, однако в силу изотопической инвариантности этот уровень не может быть изобар-аналогом 7Н.
Вопрос о природе высоковозбужденных состояний изотопов водорода остается открытым. Гигантские резонансы, наблюдаемые в различных ядерных процессах, относятся к коллективным состояниям в связанных ядрах и их энергии возбуждения лежат существенно ниже. В частности для 7Li, максимальная энергия возбуждения GDR составляет Ех = 29.0 + 1.5 МэВ [64].
Возможно, большие возбуждения в ядрах могут быть обусловлены образованием двух дырок в 1 s оболочке. Поиск таких состояний в легких ядрах проводился ранее в реакциях поглощения пионов ядрами 1р оболочки, в корреляционных спектрах двух нуклонов. Ясное указание на образование (1s)"2 состояний наблюдалось [65] только в реакциях на изотопах лития 6JLi(7t-,nn)4 5He.
Интерпретация экспериментальных данных для более тяжелых остаточных ядер остается неопределенной [54]. Тем не менее, можно отметить результаты измерения спектра возбуждения остаточного ядра в реакции эВе(тГ,пп)7и [66]. В области Ех = 42+46 МэВ наблюдалась некоторая структура, которая может быть обусловлена проявлением изобар-аналога 7Н с Ем = 16±1 МэВ, обнаруженного в нашей работе. Однако статистическая обеспеченность данных в этой области спектра недостаточна для определенных выводов.
Таким образом, вопрос о возможности существования состояний 7Н, как вблизи порога t + 4п, так и в области высоких возбуждений остается открытым и необходимы новые эксперименты по поиску этих состояний. В реакциях поглощения пионов, на наш взгляд, весьма перспективным выглядят два направления.
Полученные в настоящей работе результаты показывают, что повторное исследование реакции 11В(тГ,р3Не)Х может привести к обнаружению связанного (или почти связанного) состояния 7Н. 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(n\pd)X. Из результатов, представленных в главе 3, и данных, полученных нами по спектроскопии 8Не [31] и 11Li [67], можно сделать вывод, что выходы трехчастичных каналов в реакции (тГ.рс!) достаточно велики. Основная проблема в этом случае связана с получением радиоактивной мишени 10Ве.
Основные результаты, выполненных исследований можно сформулировать следующим образом:
1. В двух каналах реакции поглощения остановившихся пионов 9Ве(лГ,рсІ)Х и 11В(л р4Не)Х обнаружена структура в спектрах недостающих масс, обусловленная резонансными состояниями изотопа водорода 6Н. Параметры наиболее низколежащего состояния: Ег = 6.6 + 0.7 МэВ, Г = 5.5+2.0 МэВ, указывают на то, что 6Н является менее связанной системой по сравнению с 4Н и 5Н.
2. Впервые наблюдались три возбужденные уровня ЄН, при этом резонансные состояния (Eir = 10.7 + 0.7 МэВ, г-іг = 4±2 МэВ, Е2г — 15.3 ± 0.7 МэВ, Г2г = 3±2 МэВ и Езг = 21.3 + 0.4 МэВ, Г3г = 3.5±1.0 МэВ) энергетически могут распасться на шесть свободных нуклонов.
3. В спектре недостающих масс для реакции эВе{тГ,рр)Х получено указание на образование двух состояний изотопа водорода 7Н, имеющие следующие значения параметров: Ей = 16 ±1 МэВ, Г г1 = 2 МэВ; Er2 = 21 ±1 МэВ, Та = 5 МэВ, которые лежат выше порога распада на свободные нуклоны (соответственно на 7.5 и 12.5 МэВ).
