Содержание к диссертации
Введение
1. ОБЗОР ЛИТЕРАТУРНЫХ ДАННЫХ О СВОЙСТВАХ ВОЗБУЖДЕННЫХ СОСТОЯНИЙ И ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ ПЕРЕХОДОВ В ЯДРЕ 26АС 9
2. ОСНОВНЫЕ ВЫВОДЫ ТЕОРИИ РЕЗОНАНСНЫХ ЯДЕРНЫХ РЕАКЦИЙ И ТЕОРИИ ЭЛЖТРСМАГНИТНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ 14
2.1. Ядерные реакции, вызываемые протонами низких энергий 14
2.2. Вероятности электромагнитных переходов 16
2.3. Роль изоспина в электромагнитных переходах и гамма-распад аналоговых резонансов 25
2.4. МІ-резонанс в легких ядрах 30
3. АППАРАТУРА, МЕТОДИКА ИЗМЕРЕНИЙ И АНАЛИЗА ЗКСПЕРМЕНТАЛШЫХ ДАННЫХ 32
3.1. Ускоритель протонов, система измерения энергии и стабилизации 32
3.2. Мишени 34
3.3. Спектрометр гамма лучей 36
3.4. Измерение функции возбуждения в реакциях 37
3.5. Анализ угловых распределений гамма лучей. 41
4. РЕЗУЛЬТАТЫ ИЗМЕРЕНИЙ 48
4.1. Функции возбуждения реакций и схемы распада резонансных состояний ядра 48
4.2. Угловые распределения гамма-лучей в реакции 57
5. РЕЗОНАНСНЫЕ СОСТОЯНИЯ И ЭЛЕКТРОМГНИТНЫЕ ПЕРЕХОДЫ В ЯДРЕ 26ЛЄ 80
5.1. Плотность ядерных уровней ядра АС в резонансной области 80
5.2. Изоспиновая структура резонансных состояний
в 26АЄ 88
5.3. Гамма-распад резонансо-подобной структуры в 2еАС 93
5.4. МІ~резонанс в нечетно-нечетных ядрах Set -оболочки 102
ЗАКЛЮЧЕНИЕ НО
ЛИТЕРАТУРА ИЗ
ПРИЛОЖЕНИЕ I. Программа для анализа угловых распределений гамма лучей 124
- ОБЗОР ЛИТЕРАТУРНЫХ ДАННЫХ О СВОЙСТВАХ ВОЗБУЖДЕННЫХ СОСТОЯНИЙ И ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ ПЕРЕХОДОВ В ЯДРЕ 26АС
- Ядерные реакции, вызываемые протонами низких энергий
- Ускоритель протонов, система измерения энергии и стабилизации
- Функции возбуждения реакций и схемы распада резонансных состояний ядра
- Плотность ядерных уровней ядра АС в резонансной области
Обзор литературных данных о свойствах возбужденных состояний и электромагнитных переходов в ядре 26ас
В последние годы (.1,2] реакция 9[Р Ї) At привлекла внимание астрофизиков. Это связано с тем, что в метеорите Альенде был обнаружен [3] избыток устойчивого изотопа маг-ния MQ (ПО сравнению с его средним содержанием в Солнечной системе). Исследования показали, что этот избыток является следствием распада радиоактивного изотопа At . Очевидно, что он должен был попасть в протосолнечную туманность за миллион лет до того, как начали затвердевать метеориты (таков период его полураспада). Сейчас появление изотопа связывают со взрывом близкой сверхновой звезды.
При таких взрывах температура повышается настолько, что в веществе начинается термоядерный синтез химических элемен-тов, и в частности радиоактивного алюминия. At образуется с помощью реакции M(j (р,%) At в так называемом M(j At звездном цикле [3J. Этот цикл показан на рис. I. Так как MQ может образовываться при - распаде как основного состояния At (t ТА? = 7,2.10л ), так и первого возбужденного состояния At (t j/2 = 6,4О?АҐ) , то для понимания динамики звездного термоядерного синтеза необходимо знать отношение вероятности образования At ж At в широкой области термоядерной температуры [2] . Кроме того, возникновение жизни также связывают с содержанием At в кометах, так как простейшие органические молекулы, входящие в состав кометных ядер, способны при облучении к самоорганизации.
К началу наших исследований наиболее полно были иссле - ю дованы связанные состояния ядра At [4]. Энергии связанных состояний вплоть до энергии связи протона (J/ =6305 кэВ) определены с помощью реакций M9(p ti) AC , MQ(Уе,рп АС, АС(р d) АС в работах [5-8]. Гамма-распад связанных состояний изучался в работах [5,7,8,10,II] , в которых получены наиболее полные данные о коэффициентах ветвления связанных состояний. Времена жизни связанных состояний ядра At измерены методом ослабления Доплеровского сдвига в работах [5,8,10,12]. Спины и четности определялись как с помощью изучения угловых распределений гамма-квантов [7], так и с помощью 2 VJВ А - анализа [13]. Для объяснения существующей структуры связанных состояний ядра At привлекались оболочечная модель [9,13,14,15] , ротационная модель [16] и модель Нильссона, учитывающая Коряолисово взаимодействие и остаточное взаимодействие [17]. Эти простые модели объяснили положение многих наблюдающихся уровней ядра АС , их спины, изоспины, четности, времена жизни. Стала более очевидной ротационная структура состояний ядра At . На рис. 2 приведены известные к настоящему времени [16] ротационные полосы в At Изоспиновая структура уровней выяснена вплоть до 5 МэВ по энергии возбуждения [13].
Ядерные реакции, вызываемые протонами низких энергий
Отличительной особенностью ядерных реакций при малых энергиях является наличие хорошо выраженных резонансов в зависимости от энергии различных поперечных сечений. Эти резонансы отвечают определенным состояниям ядра, экспериментальное изучение которых позволяет получать сведения как о механизме ядерного взаимодействия, так и о конкретных свойствах атомных ядер.
Такие хорошо выраженные резонансы наблюдаются с протонами, нейтронами, tC - частицами в качестве бомбардирующих частиц. Для этой группы частиц энергия связи их в ядре значительно меньше, чем для дейтронов, тритонов и Не. Поэтому эти частицы наиболее часто используются для исследования резонансных ядерных реакций. Кроме того для многих ядер sd -оболочки энергия связи протона значительно меньше энергий связи остальных частиц [21]. Поэтому в области энергий возбуждения 5-Ю МэВ, радиационный захват и неупругое рассеяние протонов являются основными методами исследования возбужденных состояний этих ядер. Функции возбуждения ( р, $ ) и ( Р І ) - реакций проявляют ярко выраженную резонансную структуру.
Ускоритель протонов, система измерения энергии и стабилизации
Для изучения ядерных реакций с заряженными частицами небольших энергий (1-4 МэВ) наиболее удобным источником этих частиц является электростатический генератор Ван-де-Граафа, позволяющий получать интенсивные пучки заряженных частиц с высокой степенью моноэнергетичности и плавным изменением энергии. В наших исследованиях в качестве источника ускоренных протонов использовался электростатический генератор ХФТИ на предельное напряжение 4 MB. В колонне, кроме ленточного транспортера, были установлены две ускоряющие трубки, в одной из которых ускорялся небольшой по величине ионный пучок, использовавшийся для целей измерения и стабилизации, а в другой - рабочей трубке, ионный пучок, направляемый на исследуемую мишень. Ионный пучок из измерительной трубки попадал в 90-градусный электростатический анализатор с радиусом отклонения пучка 1500+0,01 мм и зазором между отклоняющими пластинами 5,000+0,002 мм. Щели на выходе электростатического анализатора служили датчиками схемы стабилизации генератора, сигнал с которого управлял током электронной пушки, попадавшим на высоковольтный электрод генератора. Ускоритель обеспечивал моноэнергетичность пучка протонов, равную 0,05$. Калибровка шкалы высокого напряжения электростатического генератора проводилась по резонансным энергиям известных реакций (таблица I).
Функции возбуждения реакций и схемы распада резонансных состояний ядра
К началу наших исследований функции возбуждения в реакциях М$(р,х) At и М$(р,Р $) М$ были измерены f8j вплоть до значений Ер = 2001 кэВ. Однако силы обнаруженных резонансов были определены только до значений ВР- 1716 кэВ. Это связано с тем, что резонансы с Ер 1716 кэВ имеют довольно сложные схемы распада.
Нами были изучены реакции радиационного захвата неуп-ругого рассеяния протонов ядрами n f в интервале энергий ускоренных протонов от 1,6 до 2,7 МэВ. Тонкие изотопные мишени (толщина мишени порядка 2 кэВ для протонов с энерги-ей 2 МэВ) были получены вбиванием ионов М$ в танталовые подложки непосредственно в электромагнитном сепараторе. Выход гамма-члучей в реакции Mfl (р, yj АВ измерялся с помощью спектрометра с кристаллом А/аЭ(Т) размерами # 70x60 мм, расположенным под углом 55 относительно направления падающих протонов на расстоянии 7 см от мишени. Спектрометр регистрировал гамма-кванты с энергиями более 2,5 МэВ. Результаты измерения относительного выхода гамма-лучей как функции энергии бомбардирующих протонов представлены на рис. 4.1. Измерения проводились через I кэВ. Выход гамма-лучей относился к одному и тому же количеству протонов упавших на мишень или заряду. Этот заряд в наших измерениях составлял 100 мкКл.
Выход гамма-лучей в реакции Mj(p,p lf) Щ измерялся с помощью спектрометра с &e(Ll) -детектором объемом 40 см3 и энергетическим разрешением 3,5 кэВ для гамма-лучей Со (Е% = 1,173 и 1,332 МэВ)х . В этой реакции по выходу гамма-лучей с энергией Е = 585 кэВ и Е % =975 кэВ соответствующих переходам с первого и второго уровней ядра пд в основное состояние, в диапазоне энергий ускоренных протонов от 1,9 до 2,7 МэВ обнаружено 26 резонансов. Результаты измерений относительного выхода гамма-лучей на 100 мкКл \ как функции энергии бомбардирующих протонов для реакции ri j(f ,f t) пд приведены на рис. 4.2. Выход в этой реакции определялся по числу счетов под фотопиком для каждой гамма-линии. Положение резонанса при Ер - 1936 кэВ совпадает в пределах ошибок с данными работы f 8], остальные резонансы измерены впервые.
Плотность ядерных уровней ядра АС в резонансной области
Зависимость плотности ядерных уровней от спина в легких ядрах подробно обсуждается в работе [66]. В этой работе для ядра А вычислена плотность ядерных уровней с параметром О" = 2 и средней энергией возбуждения В = 7,4 МэВ и получено хорошее согласие с экспериментальными данными. За время прошедшее после опубликования работы f66] появилось много новых данных об энергетическом положении уровней в области энергий возбуждения 6,6 8,9 МэВ, в том числе и наши данные. К настоящему времени в ядре At известно 95 уровней в данной области энергий возбуждения, а среднее экспериментальное расстояние между соседними уровнями Z) QKcn = 24 кэВ. Среднее расстояние между соседними уровнями, полученное из анализа экспериментальных данных, можно сравнить с тем, которое предсказывает модель ферми-газа (5.5), (5.6). Параметр Ъ0 вычисляется из выражения [65].
Здесь Ъо выражается в эВ, а энергия возбуждения Е и ядерная температура t подставляются в МэВ. и j . -"эффективные моменты" нейтронов и протонов вблизи поверх - 83 ности Ферми. Усреднение проводится по состояниям с разны-ми d , попадающими в интервал энергий порядка температуры вблизи поверхности Ферми. Это связано с тем, что вырождение по проекции момента, свойственное полю с центральной симметрией, в реальных ядрах снимается, и прежде всего за счет остаточного взаимодействия. Тогда вместо одного вырожденного уровня с моментом I будем иметь ZJ+4 уровня с близкими энергиями. Параметр для ядра Д , определенный согласно выражению (5.7) равен 148 кэБ при средней энергии возбуждения 7,8 МэВ. Подставляя значения параметров о = 148 кэВ и 6Г = 2 в выражение (5.5), найдем ожидаемое значение 2 , которое равно 17,8 кэВ (Я) эксп = 24 кэВ).
