Содержание к диссертации
Введение
1. Нжоторые особенности образования составных ядер с высокими угловыми моментами в реакциях с тяжелыми ионами 11
1.1. Получение ядер с большими угловыми моментами в реакциях полного слияния с тяжелыми ионами 12
1.2. Предравновесное испускание легких частиц. Реакция неполного слияния 24
2. Методика измерения гамма-множественности в реакциях с тяжелыми ионами 38
2.1. Установка для измерения /-множественности в совпадении с заряженными частицами "ДЭМАС-МУЛЬТИ". 38
2.2. Система регистрации и набора экспериментальной информации 48
2.3. Методы обработки экспериментальной информации 56
2.3.1. Определение гамма-множественности 56
2.3.2. Учет случайных совпадений 60
2.3.3. Определение других экспериментальных величин 64
3. Описание экспериментов и их результатов 68
3.1. Эксперименты по инклюзивным спектрам легких заряженных частиц в реакции Та + tye 69
3.1.1. Значение гамма-множественности 70
3.1.2. Вопросы влияния поверхностных загрязнений из 12С и 160 79
3.2. Определение каналов реакции с образованием -частиц
3.2.1. Определение конечного продукта по характе ристическому рентгеновскому излучению 88
3.2.2. Корреляции 0(-частиц с осколками деления и вторичными заряженными частицами 95
3.2.3. Каналы эмиссии о(-частиц в реакции Jr+ ^С 97
3.3. Другие каналы реаіщии с образованием легких заряженных частиц 100
4.Анализ и обсуждение экспериментальных данных 104
4.1. Каналы эмиссии легких заряженных частиц 104
4.2. Угловые моменты 113
4.3. Обсуждение результатов 121
Заключение 134
- Предравновесное испускание легких частиц. Реакция неполного слияния
- Система регистрации и набора экспериментальной информации
- Определение других экспериментальных величин
- Корреляции 0(-частиц с осколками деления и вторичными заряженными частицами
Введение к работе
В ядерных реакциях с тяжелыми ионами в течение уже более двадцати лет наблюдается эмиссия легких заряженных частиц (изотопов водорода, гелия, лития и т.п.) с энергиями значительно большими чем предписывают существующие модели статистической теории. Впервые подобные частицы были найдены в работах группы американских авторов в конце 50-х годов 'І»^'. В этих работах было высказано предположение о фрагментации налетающего иона в поле ядра мишени, что позволило объяснить большие сечения рождения протонов и альфа-частиц. Были также обнаружены более тяжелые частицы, образующиеся в краевых соударениях тяжелых ионов с ядрами мишеней ' '. За последние 15 лет интенсивно изучались характеристики реакций с вылетом легких заряженных частиц (см., например, /4--^/), главными из которых являются направленное вперед утловое распределение, а также высокие энергии частиц. Интерес к изучению механизма рождения легких заряженных частиц привел к появлению большого числа различных концепций, пытающихся объяснить экспериментальный материал на основе представлений о фрагментации налетающего иона в поле ядра мишени /**-**/ ^ о распаде сильно нагретой области на поверхности состав^ ной системы /'Дэ,1Ь,1и,^,3/} 0 реакщях наподобие прямым реакциям с легкими ионами /^-м*4/ lsjr& Q ШГЕ0ВеяЕ0Ш вылете легких частиц в некасательных соударениях '^. Однако, несмотря на большое количество экспериментальных данных, собранное на сегодняшний день в основном для ионов ^С, N , 0, до сих пор не удалось с полной уверенностью выяснить природу быстрых заряженных частиц, что главным образом связано с отсутствием подобного и систематического экспериментального материалы, противоречивыми результатами разных авторов, а также с неспособностью существующих моделей удовлетвори-
тельно описать всю совокупность экспериментальных данных. Исследованы только некоторые отдельные процессы, существование и природа которых представляется сейчас достаточно ясными. К ним относится процесс фрагментации ионоподобного ядра после взаимодействия его с ядром подобным ядру мишени /^»^4/. о другой стороны, несмотря на большое количество экспериментальных данных, механизм процесса "неполного слияния" или "массивной передачи" (см., например, работы /5,7,9,10,11,12,18/) еще не уСТановлен /26,27/# некоторый прогресс
в описании этого процесса был достигнут с формулировкой модели "пра вила сумм" //f однако достаточно большое количество данных не может объясняться с помощью этой концепции. К этим экспериментальным фактам относятся относительно небольшие средние входные угловые моменты, найденные при использовании более тяжелых ионов с массой А^ Ж /J-o»^»^0»^!/^ очень высокие значения средних входных угловых моментов для вылета быстрых ядер изотопов водорода ' ', а также существенная зависимость средних входных угловых моментов от свойст системы в выходном канале реакции неполного слияния /9»30-32/й)#
Как указано, например, в работах /^,04/^ в j^^p^ экспериментально доказано существование легких заряженных частиц вблизи
й' Необходимо сказать несколько слов о терминологии. Понятие "реакция неполного слияния" (РНС), широко использованное в настоящей работе, по-разному истолковывается в литературе. Мы понимаем под этим названием всего лишь двухтельный процесс с эмиссией одной легкой частицы, т.е. все реакции, в результате которых образуете одна легкая частица и одно остаточное ядро. Следуя авторам работы ' ' мы тем самым не уточняем механизм реакции и допускаем для него все возможные типы реакций: предравновесный распад, массивная передача, выбивание (замещение) легкой частицы из ядра мишени и т.п.
кинематического предела для двухтельной реакции, вылет таких очень быстрых частиц должен сопровождаться образованием "холодных" остаточных ядер, причем угловой момент этих ядер зависит от величины входного углового момента для этих реакций. При образовании легких заряженных частиц в краевых соударениях должны образоваться "холодные" быстровращающиеся ядра, представляющие особый интерес для изучения ядерной материи. Если же, как показывает большинство экспериментов по исследованию процесса неполного слияния, входные угловые моменты для вылета высокоэнергетических легких частиц лежат в районе от 30 до 60 Ъ , то эти частицы наряду с энергией возбуждения способны унести практически весь угловой момент, и результирующее ядро оказывается почти в основном состоянии ' ' . Поэтому, возможно, эмиссия быстрых легких заряженных частиц может быть использована для синтеза тяжелых ядер практически в основном состоянии. Однако, образование высокоспиновых состояний после вылета ядер изотопов водорода /*у»зи,оо,оЪ/ дОКазано в области массовых чисел остаточных ядер А^ 170, а вопрос о средних угловых моментах и о существовании процесса неполного слияния для более тяжелых систем практически еще не исследовался. В области массовых чисел А 200 может сказываться высокая делимость остаточных ядер, особенно при высоких угловых моментах (см. ' '). Из этого видно, что изучение угловых моментов
/S/
остаточных ядер с помощью гамма-спектроскопии ' ' , в частности измерение множественности '^- ' и полной энергии гамма-квантов /^-'Д8/ представляет большой интерес как для исследования механизма эмиссии легких частиц в реакциях с тяжелыми ионами, так и для изучения свойств остаточных ядер, в частности в области массовых чисел А ^ 200.
Целью настоящей работы являлось создание методических основ
для проведения сложных корреляционных экспериментов, включая измерение характеристик гамма-каскада в совпадении с заряженными частицами, а также проведение экспериментов по определению угловых моментов остаточных ядер после вылета легких заряженных частиц в области А ^ 200.
Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и двух приложений. Рассматриваются возможности реакций с тяжелыми ионами для получения быстровращающихся ядер. Описывается установка "ДЭМАС-МУЛЬТИ", которая была создана в ЛЯР ОИЯИ для проведения кор реляционных экспериментов, в частности для измерения множественности гамма-квантов в совпадении с заряженными частицами. Впервые получены выражения для учета всех порядков случайных совпадений между детекторами гамма-квантов.
Исследована гамма-множественность для инклюзивных спектров альфа-частиц в зависимости от утла их регистрации и от их энергии, при энергиях налетающих ионов неона-22 145, 155 и 165 МэВ для реакции Та + N е. Для малых углов регистрации ( ^ < 50) проведено исследование эффекта от реакций на загрязнении поверхности мишени (С и 0) и учтен его вклад в инклюзивные спектры альфа-частиц, полученные под утлом регистрации Qu = 0. Изучена также гамма-
множественность для канала вылета ядер лития (+ Be) в зависимости от энергии этих частиц, зарегистрированных в реакции Та +N е под углом Q = 0 с использованием толстой мишени при тех же энергиях ионов.
Проводилась идентификация конечных ядер-продуктов реакций с вылетом легких заряженных частиц с помощью регистрации характеристи ческого рентгеновского излучения в реакциях Та + Ne (Е = 155 МэВ
_ тр
и Jr + С (Е = 100 МэВ), приводящих практически к одинаковым
составным системам, а также (для эмиссии <<-частиц в реакции Та + Ne) с помощью регистрации вторичных заряженных частиц и осколков деления. Для последних было определено угловое распределение в совпадениях с альфа-частицами под углом 9и = 0. В <*xfi -каналах двух реакций с целью определения средней мультипольности гамма-каскадов было измерено угловое распределение гамма-излучения.
В результате экспериментов показано, что эмиссия альфа-частиц в реакции Та + Ne в основном связана с двухтельным механизмом реакции. На основе измерения гамма-множественности определены угловые моменты остаточных ядер в икп - и 14>ст\ -каналах реакции Та + Ne и в о(х-Г\ -канале реакции Jr + ^С, а также входные угловые моменты для этих реакций. Полученные результаты сравниваются с данными других авторов и анализируются в рамках некоторых существующих моделей для реакций неполного слияния.
Эксперименты, описанные в настоящей работе, проводились на выведенном пучке изохронного циклотрона У-200 ЛЯР ОИЯИ. Результаты работы докладывались на Совещании по экспериментальным установкам У-400 и физической программе первоочередных экспериментов на них (Дрезден, 1982 г.), на ХУ Летней школе по ядерной физике (Миколайки, 1983 г.), на Международной школе-семинаре по физике тяжелых ионов (Алушта, 1983 г.), на XI Международном совещании по общим свойствам ядер и ядерным возбуждениям (Хиршегг, 1983 г.) и на тридцать четвертом Совещании по ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра (Алма-Ата, 1984 г.) и были опубликованы в виде аннотаций и трудов этих конференций и совещаний /129,141,142,144/^ основные результаты настоящей работы опубликованы в виде сообщений и преприн тов ОИЯИ /ЗІ»99»П4,І2І/#
На защиту выносятся следующие положения и результаты:
Созданная высокочувствительная методика для измерения множественности гамма-квантов в выделенном канале реакции является весьма эффективным способом определения угловых моментов ядер, образующихся в реакциях с тяжелыми ионами.
Использование этой корреляционной методики позволяет определить значения множественности гамма-квантов и ее дисперсии в канале вылета легких заряженных частиц в широком диапазоне их энергии.
Определение множественности гамма-квантов для ХГ) -канала распада остаточных ядер, образующихся в результате вылета легких заряженных частиц, позволяет получить информацию о входных угловых моментах реакции, связанных с испусканием этих частиц. Идентификация остаточных ядер в области масс А «г 200 с помощью характеристического рентгеновского излучения существенно повышает чувствительность эксперимента по сравнению с их регистрацией по низколежащим гамма-переходам.
Сумма вкладов отдельных каналов, соответствующих двухтельному процессу взаимодействия, показывает, что этому типу реакции отвеча-ет больше 50% всех альфа-частиц, испущенных в реакции Та + Ne (155 МэВ) под -утлом Qu= 0.
Величины входных 'угловых моментов,_ связанных с вылетом легких частиц под утлом 0 = 0, не зависят от энергии вылетающих частиц и не зависят от выбора комбинации ядер мишени и иона, приводящей к образованию одних и тех же остаточных ядер после вылета альфа-части:
Величины угловых моментов остаточных ядер в канале деления реак-щи Та + |\1е, сопровождающейся вылетом альфа-частиц с энергиями 20 МэВ ^ еС\Ц»м.^ 50 МэВ, в сравнении с величинами угловых моментов в х-П-канале этой реакции свидетельствуют о широком распреде-
(
лении углов вьшета альфа-частиц с поверхности ядра. В связи с этим при наблюдении альфа-частиц под утлом и^ = 0 в о(г -канале реакции можно сделать вывод об относительно больших временах взаимодействия (порядка половины времени оборота составной системы) до испускания альфа-частиц в области 20 МэВ ^Г ec*^,m* ^Г 50 МэВ в реак-
вди Та + Nle при энергии ионов 155 МэВ.
ШВА І. НЕКОТОРЫЕ ОСОБЕННОСТИ ОБРАЗОВАНИЯ СОСТАВНЫХ ЯДЕР С ВЫСОКИМ УГЛОВЬМ МОМЕНТОМ В РЕАКЦИЯХ С ТЯЖЕЛЫМИ ИОНАМИ.
В ядерной физике особое место занимают реакции с использованием тяжелых многозарядных ионов. Благодаря своим большому ядерному заряду и большой массе, тяжелые ионы (ТИ) обладают целым рядом свойств, связанных с возможностью
передачи или обмена большого числа нуклонов,
передачи большого импульса при сравнительно небольших (относительно легких частиц) скоростях налетающих ионов,
образования составных ядер (СЯ) с большой энергией возбуждения Е35,
передачи большого углового момента л относительного движения двух тяжелых ядер.
На основе этих особенностей можно указать несколько областей ядерной физики, в которых использование ТИ является основным методом исследования. К ним относятся многократное кулоновское возбуждение
' ' , получение ядер далеких от долины бета-стабильности /зэ/, в
/40/ частности ядер с экзотическими свойствами ' ' , синтез новых элементов /4І/, а также получение быстровращающихся ядер /42/, Изучение свойств ядерной материи при больших скоростях вращения является актуальной и очень интересной областью исследований /43/. Поэтому получение ядер при высоких спинах представляет особый интерес для ядерной физики. Такие ядра можно получить при использовании тяжелых ионов в реакциях полного и неполного слияния /42/. Рассмотрению возможностей этих реакций для этой Цели посвящена настоящая глава.
I.I. Получение ядер с большими угловыми моментами в реакциях полного слияния с тяжелыми ионами.
Для тяжелых ионов с энергиями выше кулоновского барьера взаимодействия длина волны де-Бройля
У^Ё
(где и. - приведенная масса системы),
намного меньше размеров самих ядер. Поэтому можно пользоваться классическим описанием их движения. Орбитальный момент количества движения / связан с прицельным параметром Ь соотношением
№ - рЬ (і)
Возможность получения больших угловых моментов поэтому вытекает из большого импульса p-mv , которым обладают ТИ уже при небольших скоростях. При слиянии иона с ядром мишени орбитальный момент / переходит во вращательный угловой момент I составной системы. Основные представления об образовании в распаде составного ядра заключаются в следующем. После слияния двух ядер для образования СЯ необходимо еще некоторое время для того, чтобы энергия возбуждения системы Ей могла распределяться между всеми степенями свободы образующегося ядра для достижения термодинамического (тд) равновесия. Это время зависит от Е35 и лежит в районе & 10 сек ' '. После этого СЯ с определенной Es и распределением по входному угловому моменту р (і ) начинает уменьшать свою энергию (й угловой момент) следуя принвдпам термодинамики. Этот распад поэтому хорошо описывается статистической моделью /4о,4ь,4// до д0стижешя
области ираст-линии, определяющей минимально возможное значение Е;
'41.3093
l50Nd.'2C -'6ZDy* E12=95MeV
да (Д «j t\j
o-f(E")(mb/MeV)
ANGULAR MOMENTUM (h)
Рис. 1-І.
Расчет по статистической модели для распада составного
ядра I62J)y , образованного в реакции I53Nd + 12С при
* /49/ энергии возбуждения БГ = 82 МэБ ' **" .
при данном I ' '.
Распад СЯ можно проиллюстрировать с помощью рис.1-І, представляющего результаты расчета по статистической модели. Если исключить деление, играющее существенную роль только при А > 180, распад СЯ начинается с испускания ("испарения") легких частиц: нейтро-нов, протонов и с* -частиц. Каждая частица \ в среднем уносит из СЯ энергию д.<а di+ZT] и некоторый угловой момент &j , зависящий от ее массы. В области А 120 преобладающей модой распада СЯ является испарение нейтронов. Для не слишком больших Ек (^100 МэВ) величина дЕп лежит в районе 10 * II МэВ '/ f а уносимый нейтроном угловой момент &<п ^1 + 2^ ' ^Л Поэтому СЯ, испуская некоторое число х нейтронов, при этом теряет большую Е* <ь х» 10 МэВ, но сравнительно малый угловой момент (УМ) А< & х .21\ . Ядро последовательно испускает частицу за частицей, пока оно не окажется в каком-то состоянии в близости ираст-линии. Если остаточная Ек над ираст-^инией меньше или равна энергии связи нейтрона Bn , то вероятность испускания нейтрона резко падает. Район от ираст-линии до линии, отстающей от нее на В^/2, назвается ираст-полосой. Ядро оказывается в слабо нагретом, но сильно вращающемся состоянии. Единственной для остаточного ядра возможностью уменьшить свою Е* и, главным образом, X , является испускание гамма-квантов, способных при небольшой энергии унести сравнительно большой угловой момент ' * ' . Гамма-кванты могут быть разной природы (см.рис.1-2). Первый тип v -квантов соответствует равновесному распаду остаточного ядра после окончания цепочки испарения нейтронов вплоть до ираст-линии. Зти У -кванты, энергия которых лежит в районе ^1 f 5 МэВ, поэтому называют статистическими; они носят преимущественно дипольный характер (El), имеют слабую корреляцию с угловым моментом ядра и практически не уносят углового момента. С другой стороны,
> 20
и 2 ш
l24Sn(40Ar.xn) l64"Er Е (Аг)- 147 MeV
Рис. 1-2.
Схематическая картина гамма-каскада, возникающего после испарения частиц из составного ядра ^-^4 Егй. Контурные
изображают области эмиссии гамма-квантов для разных
/54/
линии, полученные из расчета по статистической модели, изображают облас остаточных ядер
второй тип v-квантов отвечает за снятие углового момента ядра. Эти V -кванты испускаются преимущественно вдоль или параллельно ираст-линии и поэтому называются выстроенными (" зЬ-еЫгед! "). Они являются преимущественно квадрупольными (Е2), подчеркивая коллективную природу ираст-линии.
Путем испускания V-квантов примерно параллельно или вдоль ираст-линии остаточное ядро постепенно переходит в свое основное состояние. Поскольку все испущенные ядром частицы, как правило, не уносят существенного углового момента, ядро в начале гамма-каскада еще обладает распределением по угловым моментам РНХ), близким к входному: 9в (I) ~ Q if). Особенно для реакций с ТИ остаточный УМ может достигать больших значений, поэтому число гамма-квантов и их суммарная энергия могут быть также большими. В частности, полная энергия гамма-квантов может превысить среднюю энергию связи
нейтрона в ядре, что является веским подтверждением существования
/41 /
ираст-плинии ' '.
Впервые высокие Ж были изучены в реакциях слияния типа (ТИ, хп) в работах /00,06,0//^ -g этих pa(j0Tax преимущества ТИ для получения ядер с высокими угловыми моментами X бшш экспериментально доказаны. Вопрос о максимальных угловых моментах, достигаемых в
реакции полного слияния, широко обсуждался в литературе (см., например, работы /4»3'»08,65,66,/У-91/^ у[3 всех до сих Шр долучу..
ных данных (см. /^7>ооУ) можно> по-видимому, сделать вывод о том, что предельный угловой момент, определенный на основе модели вращающейся жидкой капли 'ь/, является хорошей оценкой верхней границы Ж, которой может обладать ядро.
В настоящее время существуют различные методы экспериментального определения величин X . Основными из них являются следующие.
Во-первых, угловые моменты X получают из анализа величин сечений образования продуктов реакций /э|ЭУ/# Во-вторых, их можно определить на основе анализа угловой анизотропии испарительных частиц из СЯ /4'4fc>/ или по угловому распределению осколков деления СЯ /ьи/. И, в-третьих, значение 1 можно получить из измерения среднего значения и моментов распределения гамма-множественности 'ьэ/. Рассмотрим эти методы немного подробнее.
I. Изменение сечений обжалования продуктов реакций было первым методом, использованным для получения информации о распределении составных ядер по угловому моменту. В опытах по синтезу тяжелых трансурановых элементов (например, 'Ь1/) было проведено систематическое исследование доли сечения ПОЛНОГО СЛИЯНИЯ Gjr в полном сечении реакции Б^ . Оказалось, что в широком диапазоне энергий налетающего иона (5^ < G^ , что связалось с достижением некоторого критического орбитального момента [ct в реакции слияния, меньшего
* max ' ,
Jl~0
Другими словами, на основе оптической модели ядра предполагалось, что в реакции слияния участвуют не все парциальные волны до максимально возможных, а только часть их в интервале '0 ^ ^ . В работе ' ' были найдены следующие закономерности:
а) отношение ^#/^. практически не зависит от энергии налетаю
щего иона, и
б) отношение Ч~ф /^? слабо зависит от массы иона А: .
Проведенная систематика экспериментальных данных для последней за
висимости дала следующий результат:
&г 4+ о.оз a4- > (4)
откуда в приближении резкого края, введенном в работе ' ':
получается зависимость критического, для полного слияния, УМ от массы иона
4 - С (V* AW aJJ (5)
Это соотношение, хотя оно неплохо воспроизводит экспериментальные сечения реакций слияния в широкой области ядер /во,64,65/^ только очень приблизительно может отражать действительную картину. Приближение резкого края необходимо заменить более реальным поведением коэффициентов прозрачности //> , чтобы получить сведения о распределении УМ. Кроме того, выводы зависят существенно от предположения о том, какая доля полного сечения соответствует слиянию при разных
{ . Обычно предполагается, что вплоть до значений Л вблизи /^. полное парциальное сечение G?T (л ) и парциальное сечение слияния
С^р (1С ) совпадают, и только в районе Iq^- сечение слияния начинает отличаться от сечения реакции. Анализ этого вопроса, проведенный в работах /1у»ЬУ,66,67/^ показывает, что и для небольших л. некоторая доля сечения, по-видимому, не связана с образованием СЯ. Поэтому метод определения I из сравнения сечений отдельных каналов реакции дает только очень приближенные сведения о распределении
углового момента ОН.
2. Вторым методом определения УМ является анализ_угловой_ашзо:: т^опии__гп20йуктов_распада__СЯ: нейтронов, протонов и ОС-частиц, а
также осколков деления. Угловое распределение испарительной части-
' /46/
цы j из составного ядра выражается соотношением ' '
откуда для средней энергии частицы Е ; ^ У: +2 77 получается
W; (В) - <\+± mifTr>< ?г (»s в)
(7)
Здесь %, 7 , /( , ^-~5тг— соответственно момент инерции,
температура, радиус и энергия вращения составного ядра, fflj, Е / ,
V] - соответственно массЦ энергия и кулоновский барьер испарительной частицы. Таким образом, на основе статистической модели распада возбужденных СЯ можно получить сведения об Ж этих ядер. Экспериментально подобные исследования были проведены, например, в работе ' '. Однако в большинстве случаев ядерные реакции, особенно с ТИ, сопровождаются эмиссией предравновесных легких частиц, и тогда классические статистические модели не применимы.
В области массовых чисел А ^ 180 СЯ при достаточно высоких Ей (несколько десятков МЭВ) в основном делятся. Зависимость углового
распределения осколков деления от УМ ядра X в рамках модели вращающейся жидкой капли ' ' выражается следующим образом 'у':
w (Г Q) „ (Я+і)**р(-р)і.(р) (8)
еґпшг)
Здесь К^ - полуширина распределения проекции момента ядра на ось деления, /г - температура ядра, %tfv - эффективный момент инерции ядра в седловой точке, Тр - функция Бесселя мнимого аргумента, в*"Т - функция ошибок. Выражение (8) для сравнения с экспериментальными данными необходимо усреднить по всем УМ X , что возможно лишь приближенно и при определенных предположениях о заселении УМ (см., например, //. Кроме того, величина К^ определяется двумя точно не известными параметрами - температурой 77 и эффективным моментом инерции TgYy» . Поэтому анализ экспериментальных данных этим методом может содержать некоторую систематическую погрешность. Такой анализ проведен, например, в работах /u»bt)/. Как и в случае испарения-частиц из СЯ, так и здесь из эксперимента можно определить только среднее значение распределения ядра по УМ, а максимальное значение находится из соотношения І-^ = 2 \XV (приближение резкого края).
3. Наиболее прямым методом для определения Ж, не зависящим от применения различных моделей, является изменение характеристик гамма-каскада /э^оУ/^ Определение параметров распределения по множественности у для полного слияния. Угловой момент, уносимый гамма-квантами, определяется из экспериментальных величин
4 * h' M
где iL - средняя мультипольность V -квантов, а входной угловой момент реакции определяется из суммы Ж, уносимых на отдельных этапах распада:
f. -^ + гліп + АІ0[ + 4ІГ * 44 J t (Ю)
А Х0 - разность спинов основных состояний конечного и начального ядер. Кроме определения параметров распределения Р ( И* ) данным
методом можно получить богатую информацию о структуре высокоспино-
/ЗЯ ЯК Д9 ЯД 7Т/
вых состояний ядер /^^»^u»'*^»^'*f -v # Измерения гамма-множественности в реакциях полного слияния успешно использовались для опреде-
/ДЯ ЯД ЯЯ Я9 7Р-7Я/
ления распределения остаточных ядер по УМ /^>^»^»^»,й '^/# этот метод исследования является перспективнім еще и потому, что он может применяться не только для изучения угловых моментов СЯ, но также и для изучения УМ многих различных продуктов ядерных реакций, как, например, осколков деления ''"/, продуктов реакций глубоко-неупругих передач t (1%(о/^ продуктов реакций неполного слияния (см. раздел 1.2) и т.п. Таким образом, измерение гамма-множественности является наиболее удобным и универсальным методом для определения УМ ядер, который можно использовать для большого числа ядерных реакций. Ограничения для этого метода существуют только там, где в случае очень больших УМ другие процессы создают ограничения для гамма-распада ядер ' 1
Для измерения множественности гамма-квантов, как правило, используются сцинтилляционные детекторы МаТ ( і -О, обладающие сравнительно большой эффективностью и достаточным энергетическим разрешением. Можно выделить три разных экспериментальных варианта опреде-
ления (tyX отличающихся по количеству используемых гамма-детекторов и по полной эффективности регистрации всей системы.
І) В простейшем случае значение ^МЛ можно определить с помощью одного единственного гамма-детектора' ' * '. Значение \Mt/ при этом определяется с помощью измерения совпадений между детектором, выделяющим канал реакции и гамма-детектором и сравнением интенсивности этих совпадений с полной интенсивностью регистрации выделенного канала (обозначенного здесь и дальше индексом " ос "):
Hc?iJJ , HstyM (I) где atL - эффективность регистрации гамма-квантов детектора. 2) Хотя таким образом и можно определить значение средней множественности v-квантов, однако это часто оказывается недостаточным для определения механизма реакций. Необходимо знать также другие параметры распределения Р ( ««i/) f в первую очередь дисперсию ^сГ и степень асимметрии -S . Поэтому чаще всего установки для определения \ МЛ, U-z - ^" и более высоких моментов распределения О ( Му) состоят из некоторого числа N (от 6 до 20) гамма-детекторов с общей эффективностью регистрации В совпадении с выделенным каналом отдельно друг от друга измеряются события, соответствующие разной кратности совпадений НоЛ (Т-0-детекторов, причем применение мажоритарного принципа отбора совпадений позволяет повысить эффективность |<-кратных сов-падений в Сы раз по сравнению с числом к детекторов (см. также ' '). Методы математической статистики позволяют найти параметры распределения о (М) на основе распределения интенсивности по кратностям совпадений'(см. П.4) '1иу'. В обычном случае таким образом достаточно точно можно представить распределение О (М). Однако из-за небольшой суммарной эффективности таких установок большое число У -квантов не регистрируется. 3) Чтобы избежать этого, используется третий вариант измерения /Mt/> который состоит в использовании аппаратуры с эффективностью регистрации У-квантов Nou , близкой к единице. В таком случае практически все У-кванты попадают в детекторы, и кроме прямого измерения о(М) можно также определить полную (суммарную) энергию гамма-квантов. При использовании большого количества (N ^ Ю) У-детекторов распределение 9(М) определяется прямо, также как и возможные угловые корреляции (см. "кристалл-бол", построенный в Гейдельберге, и "СПИН-спектрометр" группы Сарантитеса ' ' ). Однако, подобные установки являются очень дорогшли и сложныгли сооружениями, не говоря уже о необходимости обработки огромного количества экспериментальных данных. Другой крайностью при Nbu ч» I является использование спектрометров полной V -энергии, разделенных в несколько (4-6) секторов /J-^-Loj/I/^ -g таком случае эффекты наложения У -квантов в отдельных секторах не позволяют измерять прямо О(М) но сопоставление частоты срабатывания секторов дает возможность определения значений \Му/и /^=^ ^Д0^ств0 этих установок состоит в возможности определения (МЛи одновременно полной V -энергии при относительной простоте экспериментов /*"/. В данной работе метод определения угловых моментов ядер с помощью измерения множественности гамма-квантов использовался для изучения механизма эмиссии быстрых легких частиц в реакциях с тяжелыми ионами. 1.2. Предравновесное испускание легких частиц. Реакция неполного слияния. Для образования СЯ необходимо достаточно большое время взаимодействия для установления тд равновесия. Только в этом случае распад системы подчиняется статистическим законам. Однако, в ядерных реакциях между комплексными ядрами с энергиями ионов выше « 7МэВ/ нуклон с большой вероятностью образуются легкие частицы ( rt, b , & "С, Ч, 'Не ...), характеристики которых не позволяют их соотнести к равновесному распаду составного ядра. Наоборот, частицы с такив свойствами могут рождаться только на ранней стадии ядерной реакции, когда составное ядро еще не образовалось. Экспериментально такие частицы наблюдались в течение последних 25 лет, причем как для легких ионов /92>93.94/} так и ддд тяжелых ионов /1»2|4,7,9,10,12,15, TQ Qf) QQ QR-Tfin/ iu,ou,^,^ л.ии/ ^ предравновесные частицы характеризуются инклюзивными энергетическими спектрами с высокоэнергетической компонентой (рис.1-3), достигающей предельные для двухтельной реакции значения энергии ("кинематический предел", /^>^4/) t а также угловым распределением, сильно направленным в направлении пучка ("вперед"), см. рис.1-4. Эти две характеристики существенно отличают предравновесные от испарительных частиц. Вопрос о происхождении высокоэнергетических легких частиц, несмотря на большие усилия многих авторов, до сих пор окончательно не решен /-^/. Существуют две большие группы различных механизмов, которые могут быть ответственными за эмиссию этих частиц. Они обосновываются на экспериментальных фактах, полученных из изучения инклюзивных спектров легких частиц. Wr 22 _ Та. Nel178MeV) I -2 -о 8 36 і . I ,11 I 20 40 60 80 Ю0 120 140 «0 EtablMeV) Рис. 1-3. /34/ Энергетические спектры изотопов гелия, измеренные под углом 9 = 0 в реакции 181Та + 22Ne /178 МэВ/, из работы 1000(-^ т—I—і—і—|—і—і—|—і—і—|—і—г 181,. 22 Та + Ne C178 MeV) -i I і L_ I I I J I l I I L Рис. 1-4. Угловое распределение сечения эмиссии ^ -частиц в реакции I8ITq + ;'2Nle/l78 МэВ/ /34Л А. Быстрые щ)оп^ссы__прямого_характеа_(время взаимодействия _$1 - _10~^2_сек1. К ним относятся процессы, имеющие аналогии среди реакции на протонах или дейтронах небольших энергий: 1) Процессы развала (фрагментации) налетающего иона в поле ядра Процессы выбивания или замещения частицы из ядра мишени ' ^, Оба эти процесса в отличие от следующего должны работать в основном при больших угловых моментах. Процесс прямой эмиссии частиц ("PEP"), предполагающий большой свободный пробег высокоэнергетических частиц (нуклонов) по объе- /?5/ му ядер ' ' . Б. Процвссь^глубоко^неуігр^гого характера в]эемя_взалмодействия ?Л lZ2l сек) Форма инклюзивных энергетических спектров легких частиц часто описывается Максвелловской формой (^ Е ехр(-Е/Т^ )), причем эффективная температура Тщ в этом случае превышает равновесное значение СЯ в несколько раз. Этот факт служит для интерпретации природы предравновесных частиц как испускаемых из сильно нагретой, локально ограниченной области системы. К этой группе относятся следующие процессы: Распад "горячей точки" ("Ьві ЬрвЬ ") на поверхности системы /7,10,23/ ' Излучение быстро движущегося источника ("tUOVirta seance ")/J-U4/# Образование легких частиц в ходе глубоко-неупругих реакций пере- /105,106/ дач ' * ' . Эти процессы являются основными рассматриваемыми при попытках описания экспериментальных данных. Однако, несмотря на большое количество таких экспериментальных работ, до сих пор не удалось ни одним процессом описать полностью весь материал по инклюзивным спектрам легких частиц во всем диапазоне энергий и 'углов (см., например, ' ') Это может быть связано с тем, что чаще всего за эмиссию легких частиц, по-видимому, отвечают одновременно несколько механизмов, которые в зависимости от условий эксперимента дают тот или иной вклад в полное сечение '",б( ,Ы,1и6/^ поэтому, с одной стороны, из рассмотрения одних только инклюзивных спектров предрав-новесных частиц нельзя судить о механизме их образования, и, с другой стороны, для выяснения вклада того или другого процесса в полное сечение образования частиц необходимо провести корреляционные эксперименты с выделением конкретных продуктов реакции, образующихся помимо предравновесных частиц. С помощью таких экспериментов, например, было установлено существование процесса фрагментации налетающего иона после взаимодействия с полем ядра мишени ("break up ") /**i*4i*/e Особое внимание привлекает реакция "неполного слияния" ' ' или "массивной передачи" ' ' , заключающаяся в эмиссии высокоэнергетической легкой (заряженной) частицы с одновременным слиянием остатка иона с ядром мишени. Этот процесс при энергиях тяжелых ионов ниже 10 -f 12 МэВ/нуклон соответствует большой части сечения (заряженных)частиц. "Бинарные реаіщии" (другое название для реакций неполного слияния /19/) привлекают внимание тем, что они характеризуются теми же продуктами реакции (в случае вылета Y\, р , (а, X, ос ) как в процесс "обычного испарения" из СЯ, однако сечение и энергия легких частиц (ЛЧ) существенно превышают средние величины для испарительных частиц. Благодаря своей большой энергии , предравновесные частицы могут унести из системы большую часть T^-rays following "direct" a emitting reaction 1.0 tO.5 |l.O -0.5 ш > 7^-rays following compound-nucleus formation , , , і і , 4 б 8 10 12 14 TRANSITION Рис. 1-5. Интенсивности v'-переходов, нормированные на переход 4+-^2+ /І7/2+-~ІЗ/2+ для І65УЬ/, в девоз-бузкдении продуктов реакции Tb + N/95 МэВ/. Верхняя часть соответствует совпадениям с "прямыми" ы -частицами, нижняя - образованию обычного состав-ного ядра ' ' . -зо - тепловой энергии возбуждения, в предельном случае оставляя "холодные" остаточные ядра. Более того, легкие заряженные частицы (ЛЗЧ) с большими энергиями, направленные вперед, могут быть связаны с краевыми соударениями. Это предположение, высказанное уже более 20 лет назад /1»^»^/} приводит к заключению о том, что результирующий угловой момент остаточного ядра, образовавшегося при слиянии остатка налетающего иона с ядром мишени, должен, быть значительным. На основе этих предположений можно ожидать, что эмиссия быстрых ЛЗЧ сопровождается вылетом большого числа гамма-квантов, испущенных при девозбуждении остаточного ядра" "вдоль ираст-полосы. Подобные рассуждения были основой для исследований авторов работы ' ' , впервые указавших на целесообразность изучения параметров гамма-каскада в реакциях неполного слияния. В этой работе, также как позже в других аналогичных исследованиях, было найдено аномальное поведение заселения нижних ираст-состояний '(рис.1-5), соответствующее исключению малых угловых моментов (УМ) во входном канале для реакций неполного слияния I5STb ( N , осЗп)* Yb и 1ЬУТЬ ( N , 0(4 n )1 Yb Эти эксперименты послужили стимулом и началом интенсивных исследований реакций неполного слияния (включая также вылет высокоэнергетических нейтронов) ' ' ,10,12,18, ІУ,30,32,УЬ,У/,101,102/^ в КОТОрЫХ в основном изучались системы с полным массовым числом Аион + Ашшет> & 140 * 170, т.е. область редких земель. По-видимому, это связано с тем, что остаточные ядра обычно идентифицировались с помощью &е( U )-детекторов по низко-лежащим ираст-переходам, хорошо изученным в этой области ядер. По преимущественно методическим причинам (большие сечения, удобство в регистрации) в основном изучались реакции с вылетом изотопов водорода и ь-частиц. Среди выводов большого числа экспериментальных **Tb + "N(ll5M«vl —О +"'Г()1 <.>-30Mtv І/Ю 1/2 І—V»- «0 '»Tb + l08(68.9M«VI — '"Yb1 ANGULAR MOMENTUM U) -\r b о о о b._ ІЗЛІ17ІЗЙІ 00 0.2 0.4 0.6 0.8 ;t>> Рис. 1-6. Сравнение заселения возбужденных состояний путем /а/ слияния и /б/ "массивной передачи". Расчет проведен с помощью программы GK0G-I2 /27/. работ находится представление об узком "окне" входных УМ для конкретного канала реакции неполного слияния (PHG), среднее значение которого ([/ лежит в районе цг Р^я. реакции полного слияния (ИІС (см. раздел I.I). Благодаря ограниченной области в X -пространстве, соответствующей РНС, остаточное ядро должно образоваться в состоянии со сравнительно хорошо определенньм значением УМ (рис.1-6). Результаты практически всех экспериментальных исследований РНС согласуются с существованием-узкого "окна" входных УМ, в то время как величина их среднего значения (tj/ получается различной. Так,например, изучениеІРНС с ионами І&0, ^ V и Не при небольших энергиях показало, что величина среднего входного УМ для вылета альфа-частиц зависит существенно от формы ядра мишени и практически не зависит от типа налетающего иона /i-»^b>^o/. при этом для сферических ядер мишени (тяжелых изотопов олова) найдены очень небольшие средние величины \iy & 0,5-i^ , и лишь для деформированных ядер мишени \л(Уіа cf Эти результаты находятся в противоречии с большим числом данных других авторов, полученных с использованием ионов -Ц}, М , 0 при энергиях выше *v 7 МэВ/нуклон. С другой стороны, исследование эмиссии изотопов водорода в реакции Sffl + N (167 МэВ) показало очень высокие значения \, существенно превышающие критические угловые моменты для РПС sCcf ' ' . И, наконец, имеются указания на зависимость заселения состояний ираст-полосы в PHG от структуры данного остаточного ядра при высоких угловых моментах; другими словами, значение (/ определяется в большой мере свойствами системы в выходном канале реакции /9 30-32/ ' ' '. В соответствии с общими представлениями о механизмах образования ЛЗЧ (см. выше) и в зависимости от величины средних входных УМ привлекаются различные модельные процессы для описания экспериментов по РНС. С одной стороны, "массивная передача" Incomplete (uiion Maaiive triatftc Preequilib. (deep-iael., hot ipot, etc.) Рис. 1-7. Схематическая диаграмма для неполного слияния ' '' , рассматривается как прямой процесс (рис.1-7). В таком случае возможны два варианта: "PEP " или " breakup - fusten ". с другой стороны, "предравновесная эмиссия" может быть процессом с полной или частичной диссипацией кинетической энергии и тогда должна быть связана с механизмом статистического характера (типа " hot вьоі "). Рассмотрим вкратце эти три основных кандидата на механизм РНС. Разумеется, существует еще немалое число других механизмов, предъявленных для объяснения экспериментальных данных. Однако чаще всего они могут быть сведены к этим здесь перечисленным процессам. 1) Прямая_эшссия_части2 Г'РЕР 2. _ _ ! Основная идея этой модели заключается в следующем. Нуклоны ядра I (налетающего иона) обладают по отношению к нуклонам ядра 2 (ядра мишени) кроме своей скорости Ферми еще и относительной скоростью движения двух ядер. Эти две скорости могут складываться, и нуклоны донорного ядра I, получив дополнительную энергию, при соударении ядер могут свободно войти и пройти акцепторное ядро 2 и с некоторой вероятностью вылететь из последнего, если их энергия выше выходного барьера. Примерно такая же картина принимается при рассмотрении вылета (У-частиц. Наибольший прирост в энергии получается при совпадении направлений скоростей относительного движения и движения передачи нуклонов, идущего в направлении к центру акцепторного ядра, а это значит, что данный процесс эффективнее всего должен работать при небольших входных УМ. Таким образом, можно объяснить малые экспериментальные величины ^/^//^6,28/^ 2) ^агмента1]ия_налетающего_иона и слияние, его части с яд]эом Этот процесс протекает в двух этапах.Налетающий ион в поле ядра мишени расщепляется на два фрагмента, из которых один сливается с ядром мишени, образуя остаточное ядро, которое подчиняется законам термодинамики. Возможно и немного другое рассмотрение того же процесса: ион сливается с ядром мишени, но из-за больших центробежных /21/ сил в самом начале процесса слияния с иона срывается ее часть ' ' . В обоих случаях выходящая ЛЗЧ имеет скорость примерно равную скорости налетающего иона, измененная только из-за влияния меняющихся кулоновских полей. Очевидно, что этот процесс может происходить только при краевых соударениях, т.е. при больших величинах \ц/ . Следует также отметить, что особенно процесс фрагментации иона привлекает внимание теоретиков, рассмотревших его в большом числе вариаций также и в связи с РНС. О помощью этого процесса хорошо удается объяснить результаты с высокими значениями (к()^Ь%&> ' * * 30/. 3) Предравновесный распад^омпозиціїонной системы _ 1 _ После слияния двух ядер, начиная с некоторой энергии возбуждения Ей, среднее время жизни системы,особенно при больших УМ, меньше чем необходимое для установления тд равновесия. Тогда возможно испускание ЛЧ из той области, где происходит наибольшее перекрытие ядерных поверхностей, возможно задолго до достижения равновесной конфигурации (см. временные шкалы отдельных процессов в работе ' '). На месте "посадки" иона на поверхности ядра мишени образуется ограниченная область с повышенной "температурой", энергия которой только постепенно может распределяться на всю систему. За это время эта "горячая точка" успевает испарять легкие частицы, которые и наблюдаются в эксперименте. Разумно предположить при этом, что входной канал реакции не играет столь существенной роли как в случае двух других рассмотренных процессов. Поэтому таким образом можно объяснить зависимость средних входных УМ \*і/ от свойств конечных продуктов /9»31»32/. Из только что приведенного рассмотрения становится ясным, что вопрос о средних входных Ж \i/ является одним из важнейших при решении вопроса о механизме РНС. Следовательно, только систематическое исследование этих реакций в корреляционных экспериментах с помощью определения параметров гамма-каскада (гамма-множественности полной энергии, а также средней энергии и мультипольности У -квантов) может давать сведения о механизме неполного слияни. Такие эксперименты, к сожалению, проделаны на сегодняшний день практически только для двух систем: -в реакциях ^ + &А и N + ТЬ собран .""-богатый материал по изучению вылета заряженных частиц и ядер вплоть до массы налетающего иона /І9і9Д'/. На основе этих экспериментов была создана феноменологическая "модель правила сумм" для описания реакций полного и неполного слияния /19/, которая играет сегодня особую роль в исследованиях этого класса реакций. Ее с успехом удалось использовать для описания широкого круга экспериментов использующих ионы ^С, \{ , 0 /12'19'66,96/^ 0на отражает экспериментально найденный рост величин уц/ с увеличением массы ЛЗЧ, а также "окна" в /(-пространстве. Модель является сочетанием обобщенной концепции критического углового момента '^-' с u/w -систематикой ' ' , связанной с "частичным" статистическим равновесием. Однако модель правила сумм имеет свои ограничения, хотя и хорошо описывает экспериментальные данные, полученные с использованием ионов Ц , С, * М , -"-О. Дело в том, что она не может объяснить малые значения \1(У для. относительно малых энергий ионов и при переходе к более тяжелым ионам * V , ^и'^Ме . Кроме того, она не описывает процесс предравновесной эмиссии нейтронов /"'/. И, в конечном итоге, она практически не дает сведения о механизме -37 _ процесса, за исключением того, что, по-видимому, РНС надо рассматривать как процесс, связанный с тд равновесием: сечения продуктов описываются Bqq -систематикой. Таким образом, хотя накоплен большой экспериментальный материал по изучению РНС, механизм этого процесса еще не нашел однозначной интерпретации ' >^'' . Неясной остается природа быстрых ЛЗЧ с энергиями вблизи кинематического предела. Процесс неполного слияния более или менее изучен на сегодняшний день только для области ядер с массовым числом А 170, поэтому необходимо изучить возможность существования этого механизма также в области более тяжелых ядер. Кроме того, вопрос о возможности получения "холодных" быстровращающихся ядер в этой области масс в свете их высокой делимости также представляет особый интерес. Как отмечено было выше, вопрос о средних входных угловых моментах, связанных с каналами РНС, является одним из решающих для получения сведений о механизме реакции. Следовательно, необходимо провести комплексные исследования эмиссии легких быстрых частиц с помощью систематических корреляционных экспериментов (что, в частности, отмечено в работах ' -Ш,<}Ь, 37,67,102,103,108/) для составных систем с А ^200, включая измерение гамма-множественности в совпадении с излучением остаточных ядер-1-'' в зависимости от энергии ЛЗЧ для различных комбинаций ион-мишень и при разных энергиях налетающих ионов. ''Как показано в работах А^Д0'^ в этой области эффективным средством для идентификации остаточных ядер является регистрация характеристического рентгеновского излучения. Для образования СЯ необходимо достаточно большое время взаимодействия для установления тд равновесия. Только в этом случае распад системы подчиняется статистическим законам. Однако, в ядерных реакциях между комплексными ядрами с энергиями ионов выше « 7МэВ/ нуклон с большой вероятностью образуются легкие частицы ( rt, b , & "С, Ч, Не ...), характеристики которых не позволяют их соотнести к равновесному распаду составного ядра. Наоборот, частицы с такив свойствами могут рождаться только на ранней стадии ядерной реакции, когда составное ядро еще не образовалось. Экспериментально такие частицы наблюдались в течение последних 25 лет, причем как для легких ионов /92 93.94/} так и ддд тяжелых ионов /1»24,7,9,10,12,15, iu,ou, , л.ии/ предравновесные частицы характеризуются инклюзивными энергетическими спектрами с высокоэнергетической компонентой (рис.1-3), достигающей предельные для двухтельной реакции значения энергии ("кинематический предел", / 4/) t а также угловым распределением, сильно направленным в направлении пучка ("вперед"), см. рис.1-4. Эти две характеристики существенно отличают предравновесные от испарительных частиц. Вопрос о происхождении высокоэнергетических легких частиц, несмотря на большие усилия многих авторов, до сих пор окончательно не решен /- /. Существуют две большие группы различных механизмов, которые могут быть ответственными за эмиссию этих частиц. Они обосновываются на экспериментальных фактах, полученных из изучения инклюзивных спектров легких частиц. А. Быстрые щ)оп ссы__прямого_характеа_(время взаимодействия _$1 - _10 2_сек1. К ним относятся процессы, имеющие аналогии среди реакции на протонах или дейтронах небольших энергий: 1) Процессы развала (фрагментации) налетающего иона в поле ядра мишени без существенного влияния на последнее или с од новременным слиянием одной части иона с ядром мишени А ДУ» 0/. 2) Процессы выбивания или замещения частицы из ядра мишени , Оба эти процесса в отличие от следующего должны работать в основном при больших угловых моментах. 3) Процесс прямой эмиссии частиц ("PEP"), предполагающий большой свободный пробег высокоэнергетических частиц (нуклонов) по объе- му ядер . Б. Процвссь глубоко неуігр гого характера в]эемя_взалмодействия Л lZ2l сек) Форма инклюзивных энергетических спектров легких частиц часто описывается Максвелловской формой ( Е ехр(-Е/Т )), причем эффективная температура Тщ в этом случае превышает равновесное значение СЯ в несколько раз. Этот факт служит для интерпретации природы предравновесных частиц как испускаемых из сильно нагретой, локально ограниченной области системы. К этой группе относятся следующие процессы: 1) Распад "горячей точки" ("Ьві ЬрвЬ ") на поверхности системы /7,10,23/ 2) Излучение быстро движущегося источника ("tUOVirta seance ")/J-U4/# 3) Образование легких частиц в ходе глубоко-неупругих реакций пере- /105,106/ Эти процессы являются основными рассматриваемыми при попытках описания экспериментальных данных. Однако, несмотря на большое количество таких экспериментальных работ, до сих пор не удалось ни одним процессом описать полностью весь материал по инклюзивным спектрам легких частиц во всем диапазоне энергий и углов (см., например, ) Это может быть связано с тем, что чаще всего за эмиссию легких частиц, по-видимому, отвечают одновременно несколько механизмов, которые в зависимости от условий эксперимента дают тот или иной вклад в полное сечение ",б( ,Ы,1и6/ поэтому, с одной стороны, из рассмотрения одних только инклюзивных спектров предрав-новесных частиц нельзя судить о механизме их образования, и, с другой стороны, для выяснения вклада того или другого процесса в полное сечение образования частиц необходимо провести корреляционные эксперименты с выделением конкретных продуктов реакции, образующихся помимо предравновесных частиц. С помощью таких экспериментов, например, было установлено существование процесса фрагментации налетающего иона после взаимодействия с полем ядра мишени ("break up ") / i 4i /e Особое внимание привлекает реакция "неполного слияния" или "массивной передачи" , заключающаяся в эмиссии высокоэнергетической легкой (заряженной) частицы с одновременным слиянием остатка иона с ядром мишени. Этот процесс при энергиях тяжелых ионов ниже 10 -f 12 МэВ/нуклон соответствует большой части сечения (заряженных)частиц. "Бинарные реаіщии" (другое название для реакций неполного слияния /19/) привлекают внимание тем, что они характеризуются теми же продуктами реакции (в случае вылета Y\, р , (А, X, ос ) как в процесс "обычного испарения" из СЯ, однако сечение и энергия легких частиц (ЛЧ) существенно превышают средние величины для испарительных частиц. Благодаря своей большой энергии , предравновесные частицы могут унести из системы большую часть тепловой энергии возбуждения, в предельном случае оставляя "холодные" остаточные ядра. Более того, легкие заряженные частицы (ЛЗЧ) с большими энергиями, направленные вперед, могут быть связаны с краевыми соударениями. Это предположение, высказанное уже более 20 лет назад /1» » /} приводит к заключению о том, что результирующий угловой момент остаточного ядра, образовавшегося при слиянии остатка налетающего иона с ядром мишени, должен, быть значительным. На основе этих предположений можно ожидать, что эмиссия быстрых ЛЗЧ сопровождается вылетом большого числа гамма-квантов, испущенных при девозбуждении остаточного ядра" "вдоль ираст-полосы. Подобные рассуждения были основой для исследований авторов работы , впервые указавших на целесообразность изучения параметров гамма-каскада в реакциях неполного слияния. В этой работе, также как позже в других аналогичных исследованиях, было найдено аномальное поведение заселения нижних ираст-состояний (рис.1-5), соответствующее исключению малых угловых моментов (УМ) во входном канале для реакций неполного слияния I5STb ( N , осЗп) Yb и 1ЬУТЬ ( N , 0(4 n )1 Yb Эти эксперименты послужили стимулом и началом интенсивных исследований реакций неполного слияния (включая также вылет высокоэнергетических нейтронов) ,10,12,18, ІУ,30,32,УЬ,У/,101,102/ в КОТОрЫХ в основном изучались системы с полным массовым числом Аион + Ашшет & 140 170, т.е. область редких земель. По-видимому, это связано с тем, что остаточные ядра обычно идентифицировались с помощью &е( U )-детекторов по низко-лежащим ираст-переходам, хорошо изученным в этой области ядер. По преимущественно методическим причинам (большие сечения, удобство в регистрации) в основном изучались реакции с вылетом изотопов водорода и ь-частиц. Среди выводов большого числа экспериментальных работ находится представление об узком "окне" входных УМ для конкретного канала реакции неполного слияния (PHG), среднее значение которого ([/ лежит в районе цг Р я. реакции полного слияния (ИІС (см. раздел I.I). Благодаря ограниченной области в X -пространстве, соответствующей РНС, остаточное ядро должно образоваться в состоянии со сравнительно хорошо определенньм значением УМ (рис.1-6). Результаты практически всех экспериментальных исследований РНС согласуются с существованием-узкого "окна" входных УМ, в то время как величина их среднего значения (tj/ получается различной. Так,например, изучениеІРНС с ионами І&0, V и Не при небольших энергиях показало, что величина среднего входного УМ для вылета альфа-частиц зависит существенно от формы ядра мишени и практически не зависит от типа налетающего иона /i-» b o/. при этом для сферических ядер мишени (тяжелых изотопов олова) найдены очень небольшие средние величины \iy & 0,5-i , и лишь для деформированных ядер мишени \л(Уіа cf. Методика эксперимента по определению (№к) основывалась на регистрации числа сработавших в совпадении с заряженной частицей (или другим продуктом ядерной реакции) У -детекторов. Для получения дополнительной информации о характеристиках изучаемых реакций в некоторых случаях регистрировались и другие продукты реакции, например, осколки деления или характеристическое рентгеновское излучение. Для регистрации У -квантов использовались сцинтиблоки типа БДЭГ2-23. В результате специальной настройки сцинтиблоков (см.приложение Б) при использовании аппаратуры, описанной ниже, были получены следующие параметры сцинтилляционных У -детекторов. Для малых сцинтиблоков, использованных в фильтре множественности, получено временное разрешение около 8 нсек (2 детектора) при использовании излучения совместно от источников Y , Со и А/А , а для больших сцинтиблоков - около 15 нсек. Энергетическое разрешение немного различалось для отдельных детекторов и лежало в районе 10% и 12% для малых и больших сцинтиблоков, соответственно, для линии 662 кэВ от источника Ls . Эти параметры согласуются со стандартом для NUL](T) -детекторов и оказались достаточными для проведения экспериментов в настоящей работе. В экспериментах, проведенных в настоящей работе, в основном использовалась электронная система, приведенная на рис.П-5. Сигналы Меи №/ -гамма-детекторов от ФЭУ-82 после формирователей со следящим порогом ФСП и согласующих по времени задержек подавались на входы мажоритарной схемы совпадений МСС с типичным временем совпадений 50 нсек / . Обведенная штриховой линией часть схемы повторялась для каждого из N аналогичных гамма-детекторов. Сигналы детекторов Ь&± и / , регистрировавших легкие заряженные частицы (" ос "), после быстрых усилителей БУ, ФСП и схемы совпадений СС с характерным временем совпадений 40 50 нсек поступали на схему "ИЛИ", генерировавшую строб для МСС. МСС вырабатывала код кратности (двоичное число сработавших в совпадении со стробирующим сигналом гамма-детекторов), а также сигнал "пуск" для разрешения регистрации спектрометрической информации в крейте КАМАК. Последний сигнал также использовался для старта время-амплитудных преобразователей ВАЛ, измерявших временные корреляции между сигналом "пуск" и сигналами детекторов, необходимых для уточнения канала реакции. Такими детекторами являлись,например, кольцевой поверхностно-барьерный детектор К для регистрации осколков деления и германиевый детектор рентгеновского излучения Ge ()С). В канале монитора (детектора рассеянных ионов пучка) вместо ФСЇЇ использовался интегральный дискриминатор ИД, так как энергия ионов практически постоянна. Сигналы ИД через делитель частоты (для уменьшения интенсивности) подавались на счетчик импульсов и на запуск МСС через схему "ИЛИ" независимо от основного строба. Импульсу монитора соответствовали только случайные сигналы гамма-детекторов. Поэтому распределение спектра монитора по кратностям совпадений с гамма-детекторами соответствовало распределению случайных совпадений Nfcl Uw -детекторов с основным стробом во время присутствия пучка, учитывавшемуся при обработке данных по гамма-множественности (см. раздел П.3.2). Показания счетчика импульсов в сравнении с полным числом событий в спектрах монитора давали мертвое время системы регистрации. Подобная система определения случайных совпадений и мертвого времени ранее была использована в работе /119/ Спектрометрические сигналы всех детекторов, кроме N0L\(T&) , усиливались и формировались спектроскопическими усилителями СУ. Для &С (X)-детектора использовался предусилитель с импульсной световой обратной связью, на время действия которой генерируется сигнал " inhibit ", использованный для блокировки регистрации любой информации. Таким образом, для дальнейшей обработки в крейт КАМАК поступают 1) спектрометрические сигналы всех детекторов, кроме №Ли&) ; 2) сигналы ВАЛ о временных корреляциях между детекторами; 3) сигналы строба от отдельных детекторов (на входы управления мультплексора); 4) код кратности сработавших NaUU)-детекторов; 5) сигнал "пуск" для разрешения регистрации многопараметрового события; 6) сигнал " inhibit" для запрещения регистрации любой информации на время восстановления предусилителя с импульсной световой обратной связью. С помощью системы, показанной на рис.П-5, измерялись инклюзивные спектры монитора (уменьшенные на известный фактор) и телескопа 11 ос", совпадения между телескопом и рентгеновским детектором или кольцевым детектором заряженных частиц, кратности У -детекторов ДЛЯІ ВСЄХ измеряемых спектров и корреляций, а также кратности случайных совпадений монитора с V -детекторами, Типичные примеры спектров временных корреляций между отдельными детекторами, полученных при облучении мишени пучком ионов, показаны на рис.П-6. Временное разрешение оказалось наилучшим для корреляций NOLJCVE») -детекторов с детекторами заряженных частиц (около 12 нсек), наихудшим для корреляций рентгеновского детектора с предусилителем с импульсной световой обратной связью с другими детекторами (около 25 нсек). Приведенные величины относятся к полной ширине временного пика истинных совпадений на половине его максимума. Представленная на рис.П-5 система КАМАК регистрации многопа-раметровой экспериментальной информации состояла из контроллера крейта КК00І і іи/t блока организации многопараметровых измерений КД-2ІК /-3-21/, входного регистра КР005 /-1-22/, восьмиканального сдвоенного мультиплексера -1-23/ и 4 АЦП /-1-24/. Передача информации из контроллера КК00І на расстояние около 60 м осуществлялась через простой усилитель мощности (на рисунке не показан). Ввод данных в ЭВМ СМ-3 осуществлялся через входной регистр КР007 /- /. По сигналу "пуск" блок KJI-2IK открывал входы АЦП и КР005 на регулируемое (до 10 мксек) время. Установка триггера LAM (запроса на обслуживание) в этом блоке задерживается до окончания всех времен преобразования (ВП) АЦП, которые собирались по схеме "монтажное ИЛИ" на задней панели блока КЛ-2Ш. По сигналу L от КЇЇ-2Ш, расположенного на 23-й станции в крейте, контроллер КК00І организовал цикл передачи данных в ЭВМ. При помощи мультиплексера регистрировались пары спектрометрических сигналов от детекторов К и Ge ( X ) и от соответствующих ВМ, а также спектрометрический сигнал монитора пучка. Блок выдавал информацию о номере сработавшего канала и организовал измерение амплитуды сигналов сработавшего канала "своими" АЦП. Для уменьшения мертвого времени и вероятности случайных совпадений мультиплексер стробировался сигналом "пуск". Временная диаграмма сигналов, демонстрирующих работу крейта, показана на рис.П-7. Дальнейшие подробности о системе регистрации экспериментальной информации содержатся в работе /- / (см. также приложение Б). Для регистрации экспериментальной информации была разработана программа "T0MAS " (см. A 1»! -»-/) $ обеспечивавшая эффективное использование ЭВМ для набора данных во всех возможных вариантах эксперимента. Программу можно было также использовать для 1) переписи набранных данных на магнитную ленту МЛ, 2) считывания данных с МЛ, 3) сортировки данных после эксперимента (" ow Une "), 4) формирования одно-, двух- или трехмерных спектров, 5) уменьшения ранга двух- или трехмерных спектров, 6) выдачи всех видов спектров на диск или на печать. В случае выделения конечного канала с помощью характеристического рентгеновского или V-излучения возникает вопрос о точности определения площади пиков, особенно в более высоких кратностях /Ldb, /# в работах А26»74/ для решения этой проблемы был развит метод, суть которого заключается в следующем. Характерный для данного случая спектр с наибольшей статистикой (например, сумма по всем кратностям) образует эталонный спектр AJ , по которому задается форма данного пика. Фон под пиком отсекается прямой линией. Форма эталонного спектра по линейному закону подгоняется к спектрам с меньшей статистикой У (более высокие кратности), причем параметры I ж р определяются по методу наименьших квадратов для каждого пика в отдельности. В данной работе для определения л и р использовались выражения, приведенные в приложении А. Получающиеся таким образом площади пиков после коррекции на случайные совпадения использовались для определения у -множественности. 2)„Вопрос определения сечений отдельных каналов реакций имеют значение при изучении относительного вклада отдельных механизмов в образование оС -частиц. Двойное дифференциальное сечение образования о(-частиц при энергии ( і ) определялось из эксперимента: где Y t і ) - измеренный выход продукта реакции в детекторе с телесным углом Дии при энергии Е ( С )} определенной с интервалом AEjC І ), З - число попавших на мишень ионов, и П0- число ато-мов на единицу площади мишени. Поток ионов определялся по числу упруго рассеянных на золотой фольге ионов под углом &мг1 22 -(см. например, ), Число атомов на единицу площади в мишени и в рассеивающей фольге определялось путем взвешивания. Величины телесных утлов ДРол и ДоЦм определялись из геометрических расчетов. Энергия пучка определялась с точностью около 2%, телесные утлы Дш0 с точностью около 10$, Д&2 тп - около 2$. Точность определения толщины золотой фольги составляла около 6$, толщины мишеней - около 2%, установки угла монитора - примерно 4$, определения интервала uEjii) - около 3$. Исходя из этих величин оценка точности определения абсолютного двойного дифференциального сечения образования (X, -частиц дает величину около 50$. Вклад от неопределенности числа ионов составляет 2/3 этой величины. Поэтому при определении относительного вклада в сечение разных процессов можно ожидать погрешность около (10-15)$. Двойное дифференциальное поперечное сечение для отдельного канала )с вычисляется аналогично (15) где zZ - усредненная по всем углам и энергиям эффективность регистрации вторичного продукта реакции (в совпадении с Х-частицей). "Определение величины 2JL часто является непростой задачей. Так, например, в случае большой анизотропии вторичного продукта (например, осколки деления , ) или в случае неизвестной кратности испускания регистрируемого излучения из вторичного продукта (например, множественность рентгеновских лучей /- /) точность определения вклада отдельного канала в общее сечение определяется точностью определения значения 8,%. . Для определения %. в этих случаях нужны дополнительные подробные эксперименты. 3) "Разностный метод". Регистрация легких заряженных частиц под углом У = 0 к направлению пучка может представить особый интерес /J »yy/ однако она обычно затруднена присутствием большого фона от первичного пучка ионов. Этот фон можно существенно уменьшит! с помощью магнитных анализаторов (см. / 4/), Подобные приборы, однако, имеют очень малую апертуру, что на практике почти исключа -ет возможность проведения корреляционных экспериментов. Другим методом регистрации легких заряженных частиц под Q = 0 является использование толстой мишени, в котрой пучок ионов полностью останавливается, а легкие заряженные частицы теряют лишь незначительную часть своей энергии, которую можно учитывать при обработке данных (см. ). Однако в этом случае эффект измеряется от всего набора энергий ионов от начальной до энергии кулоновского барьера взаимодействия иона с ядром мишени. Чтобы получить сведения о сечении реакции при какой-то определенной энергии, можно провести измерения при двух разных начальных энергиях ионов пучка Ej и Eg (Ej Eg). Соответственно пробеги ионов в мишени обозначаются как = () и кг= " () При начальной энергии Еу ионы тормозятся до энергии Eg в рабочем слое 1 - 2. Если значения Ej и Eg не слишком далеки друг от друга (для тяжелых ионов в районе Ne. не больше чем 10-15 МэВ), то выход реакции, соответствующий этому слою, можно рассматривать как выход от тонкой мишени толщиной Лд И 33 Редне энергии (Ej Eg)/2. Если известно, что сечение исследуемой реакции плавно зависит от энергии ионов (т.е. если в интервале между Еу и 2 не встречаются резкие изменения сечения), то этот выход определяется разностью эффектов, измеренных при двух энергиях пучка Е-,- и Е Ташш образом определяя выход заряженных частиц под углом 9=0 дяя двух близких друг к другу значений энергии пучка на толстой мишени, можно определять сечение их образования для определенной энергии. Этот метод, называемый в дальнейшем "разностным методом" определения выхода из тонкого слоя толстой мишения, использовался на установке "ДЭМАС-МУЛЬТИ для определения гамма-множественности в совпадении со спектрами заряженных частиц, регистрированных под углом u=0 /- /. Точность определения эффективной толщины тонкого слоя лежит в районе Ъ% и в основном связана с точностью используемых таблиц пробегов R(). Все эксперименты, описанные в настоящей работе , проводились на выведенном пучке изохронного циклотрона У-200 ЛЯР ОИЯИ /13/. Пучок ионов имеет микроструктуру по времени, зависящую от ускоряемой частицы. Кроме того, он модулируется прямоугольными импульсами с частотой 150 гц и длительностью от I до 2 мсек, что соответствует скважности (заполнению по времени) пучка примерно от 15 до 30%. Вывод пучка в этом циклотроне производится путем перезарядки ионов с помощью обдирочной фольги, установленной на конечном радиусе ускорения ионов. Поэтому, меняя положение этой фольги, легко можно варьировать энергию ионов. Максимальная энергия ионов на циклотроне У-200 соответствует соотношению (где J і А - заряд и массовое число иона, соответственно) и достигается на радиусе ускорения "/"ф % 88,5 см. С помощью обдирочной фольги выводятся ионы в интервале A/j = 4 5 при условии удвоения заряда иона. При этом легкие ионы (т.е. ниже А 20) обдираются преимущественно полностью. Поэтому выведенный пучок с достаточной интенсивностью можно получить для легких ионов только с четным числом протонов в ядре. В наших экспериментах были использованы ионы С и Me с токами на мишени от I до 5 нА. Для набора необходимой статистики при этих токах измерение (в типичном случае) длилось около одних суток. При-этом, как правило, максимально были использованы возможности детекторов или системы регистрации информации: германиевый детектор рентгеновского излучения с предусилителем с импульсной оптической обратной связью выдерживал максимальную интенсивность около 20 кгц без ухудшения разрешения, программа набора позволяла в среднем за I сек принимать до 500 событий, состоящих из 5-7 параметров. Таким образом, при использовании выше описанной аппаратуры типичные загрузки в детекторах в среднем по времени были следующими: - в Ho[\Cl&) -детекторах несколько десятков кгц, - в ДЕ-детекторах телескопов и в кольцевом кремниевом детекторе -несколько КГЦ, - в Е-детекторах телескопов заряженных частиц - не более нескольких СОТ ГЦ, - в мониторе пучка - от нескольких до десятков ГЦ, -в Ge (X )-детекторе - от 5 до 7 кгц. В этой главе ниже будут описаны основные эксперименты, проведенные в рамках настоящей работы, и их результаты. Ш.І. Эксперименты по инклюзивным спектрам легких заряженных частиц в реакции Та + Ne . Отправной точкой исследований являлись измерения инклюзивных спектров ЛЗЧ, проведенные в работах /3 »34/) в которых было показано, что наблюдаются О -частицы и другие легкие ядра с энергиями близкими к кинематическому пределу для двухтельной реакции. В этих работах было также показано, что образование частиц с подобными энергиями можно объяснить только в предположении о двухтельности реакции; иными словами, частицы с такими высокими энергиями должны быть связаны с процессом типа неполного слияния. Как отмечено выше, в конце главы I, для выяснения природы ЛЗЧ целесообразно провести корреляционные измерения для определения гамма-множественности и среднего входного углового момента, соответствующего эмиссии быстрых ЛЗЧ. После вылета быстрой -частицы в реакции Та + hie (155МэВ) остаточное высоковозбужденное ядро еще обладает большой Ей и немалым Ж. Поэтому это тяжелое ядро с большой вероятностью может делиться, даже если оно предварительно еще испустило одну или две "испарительные" частицы (нейтрон, протон, оС -частицу). Поэтому в данном случае необходимо исследовать процессы деления и испускания вторичных заряженных частиц (ВЗЧ) в совпадении с ctf-частицами под малыми углами. В этих исследованиях использовались те же мишень, телескоп и поглотитель пучка, а также один У -детектор, как и в случае регистрации ХРИ. Детектором осколков деления и ВЗЧ служил поверхностно-барьерный кольцевой кремниевый детектор с толщиной около I мм, имевший утлы регистрации 159 О 169, что соответствует телесному углу Abu 0,3 стерад (т.е. эффективности 2,4$). Было проведено два эксперимента, один с открытьм детектором и второй с поглотителем осколков из алюминия с толщиной 5,7 мг/cwr для выделения вклада ВЗЧ. В отдельном эксперименте с помощью телескопа ДЕ-Е с телесным утлом йии = 10 стерад и толщиной ЛЕ-детектора 40 мкм, неходившегося под утлом (У = 155, было определено распределение видов ВЗЧ. Оказалось, что около 70% последних являются протонами, остальные 30% - о -частицами. Для оценки анизотропии осколков деления использовался тонкий поверхностно-барьерный кремниевый детектор с толщиной 50 мкм и телесным утлом Лии 0,5 стерад, находившийся под средним утлом регистрации Q fcsIIO0. Измерения проводились также -при энергии ионов №. 155 МэВ. Результаты экспериментов приведены на рис.Ш-15, содержащем спектры oi -частиц, совпавших с осколками деления под двумя разными углами, а также с ВЗЧ. Видно, что основная часть альфа-частиц совпадает с осколками, зарегистрированными под большими углами, что указывает на большую анизотропию осколков деления (см. рис. ІУ-І). Измеренная множественность гамма-квантов в пределах статистики не зависит от энергии о -частиц и равна в среднем (Мр= II і I одинаково для всех трех спектров (см. рис.ІУ-3). Ш.2.3. Каналы эмиссии о( -частиц в реакции tb"+ С Для определения влияния входного канала на образование о(-частиц под малыми углами также исследовалнсь эмиссия -частиц в реакции J Г + " С при энергии ионов С Е = 100 МэВ. Эта реакция приводит примерно к той же составной системе, что и реакция Та + Й. и, кроме того, может быть использована для привязки к данньм, полученным при использовании ионов углерода в более легких системах. Толщина мишени из иридия с естественным изотопным составом равнялась 10 мг/cwr. Исследовались совпадения (Х- частиц с осколками, деления и с рентгеновским излучением. Геометрия экспериментов соответствовала описанной для предыдущей ре-то акции. Необходимым дополнительным стоппером пучка ионов С явля- лась фольга тантала с толщиной 20 мг/см . В эксперименте регистрировались только совпадения (как описано в приложении Б). В результате измерений совпадений о( -частиц с осколками деления в пределах статистической точности не было обнаружено. Спектр ХРИ в совпадении с о(-частицами приведен в верхней части рис.Ш-16. Видно, что в основном наблюдаются продукты реакции РНС с мишенью и со стоппером пучка (Та). Для двух остальных видов частиц (Не и изотопов лития) спектры ХРИ сложнее, как и в случае первой реакции Та + 22 Me- . Форма спектра о -частиц в совпадении с КХ-лучами таллия примерно та же, что и в реакции Та + Me , однако она немного ближе к форме инклюзивного спектра из этой реакции. Зависимость У -множественности от энергии 0-частиц (см.рис.ГУ-З), а также анизотропия гамма-квантов, в совпадении с КХ- лучами таллия также практически такие же как для другой реакции. Таким образом, можно сделать вывод о том, что эмиссия о -частиц для двух исследованных реакций характеризуется практически одинаковыми состояниями остаточных ядер. Ш.З. Другие каналы реакции с образованием легких заряженных частиц. В проведенных нами в совпадении с рентгеновским излучением экспериментах получены также некоторые результаты о других каналах реакции, представленные вкратце в этом разделе. 1) Спектры рентгеновского излучения в совпадении с другими быстры ми ЛЗЧ, зарегистрированными в направлении пучка, приведены в середине и нижней части рис.Ш-2 и Ш-І6 для изотопов Не и Lt (+ %е), соответственно. Эти спектры имеют более сложную структуру, чем в случае совпадений с о( -частицами, что согласуется с данными работы 1и / и указывает на повышение роли других каналов эмиссии легких частиц,нежели для (К. -частиц, например, фрагментация вылетевшей в возбужденном состоянии частицы. Кроме того, видно из нижних частей указанных рисунков, что продукты распада e дают, очевидно, заметный вклад в выход изотопов лития /І02,ІЗІ/также дая ионов 22 jy)g_ 2) Кроме выше описанных в реакции Та + Ne измерялись также сов падения рентгеновских лучей с группой изотопов водорода под утлом 0 =0, а также со всеми частицами, зарегистрированными в открытом кольцевом детекторе в диапазоне углов 159 & 169. Эти спектры рентгеновского излучения приведены на верхней и нижней половине рис.Ш-17, соответственно. Хотя, к сожалению, большая часть ядер изотопов водорода не была зарегистрирована из-за высоких порогов регистрации электроники, видно из верхней части этого рисунка, что совпадениям с изотопами водорода соответствуют конечные ядра свинца (вылет одного), таллия (вылет двух ядер с 2 = I), а также, по-видимому, золота (вьшет одной частицы с 2 = I и второй o 2=3). Как и в случае вылета С-частиц, здесь виден большой вклад от КХ-лучей мишени (Та). Из нижней части рисунка видно, что, по-видимому, в кольцевом детекторе были зарегистрированы протоны и о -частицы, соответствующие излучению атомов свинца и таллия. Большой выход, кроме того, КХ-излучения мишени связан, очевидно, с регистрацией осколков деления (см. раздел ГУЛ). Спектры ЛЗЧ в кольцевом детекторе в совпадении с КХ-лучами свинца и таллия показаны на рис.Ш-18 в нижней и верхней частях, соответственно. Несмотря на бедную статистику, особенно:- для совпадений с излучением атомов таллия вырисовывается двугорбовая структура этого спектра. Возможно, что первая (низкоэнергетическая) часть спектра совпадения с ХРИ таллия соответствует протонам, и только вторая (большая) часть является с -частицами. Это соответствовало бы процессу типа 2 pxfl в выходном канале, найденному также для угла регистрации 0 (см. верхнюю часть рис.Ш-17). Из приведенных примеров видно, что метод регистрации продуктов ядерных реакций с вылетом заряженных частиц при помощи детектора рентгеновского излучения является перспективным методом для изучения механизма ядерных реакций с тяжелыми ионами. В предыдущей главе были описаны основные эксперименты и представлены их результаты. Большинство экспериментальной информации получено для реакции Та + Ne при энергии ионов неона-22 155 МэВ. В этой реакции подробно были изучены различные каналы эмиссии альфа-частиц. В настоящей главе обсуждается поведение сечений отдельных процессов в зависимости от энергии легких заряженных частиц. На основе измерений гамма-множественности и углового распределения осколков деления определяются угловые моменты остаточных ядер, а также входные угловые моменты для вылета различных заряженных частиц. Результаты сравниваются с модельными представлениями и с данными других авторов. ІУ.І. Каналы эмиссии легких заряженных частиц. В реакции неполного слияния с образованием тяжелого (А 180) остаточного ядра после вылета заряженной частицы его распад может произойти по двум основным каналам: испарение легких частиц (нейтронов, протонов или альфа-частиц) и деление.
мишени ' ' без существенного влияния на последнее ' ' или с од
новременным слиянием одной части иона с ядром мишени А'ДУ»*0/.
мищени_(^ breakup _-_ ^1%}^_п_ _ _).Предравновесное испускание легких частиц. Реакция неполного слияния
Система регистрации и набора экспериментальной информации
Определение других экспериментальных величин
Корреляции 0(-частиц с осколками деления и вторичными заряженными частицами
Похожие диссертации на Экспериментальное изучение угловых моментов ядер в реакциях с тяжелыми ионами, сопровождающихся вылетом легких заряженных частиц
