Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Постановка эксперимента 15
1.1. Экспериментальная установка 15
1.2. Мишень 14С 17
1.3. Идентификация частиц и определение их энергий 20
1.4. Энергетическое разрешение спектрометра 22
1.5. Разрешение по недостающей массе 24
1.6. Определение примесей в мишенях ИВ и 14С 27
1.7. Контроль временной стабильности характеристик спектрометра 31
1.8. Моделирование 33
ГЛАВА II. Спектроскопия изотопа лития 35
2.1. Обзор экспериментальных и теоретических работ по спектроскопии изотопа 10Li 35
2.1.1. Основные результаты экспериментальных исследований 35
2.1.2. Основные результаты теоретических исследований 43
2.2. Спектроскопия 10Li в реакциях поглощения остановившихся п мезонов 47
2.2.1. Инклюзивные измерения: Ь(- , - )Х 47
2.2.2. Корреляционные измерения: С(7Г , рр)Х 49
2.2.3. Корреляционные измерения: С(- , аа)Х и С(- , pt)X 51
2.3. Анализ полученных результатов 56
2.4. Выводы к главе II 58
ГЛАВА III. Спектроскопия изотопа лития иы . 59
3.1. Основное состояние Li. 59
3.2. Обзор экспериментальных и теоретических работ по поиску и исследованию возбужденных состояний 11Li 60
3.2.1. Основные результаты экспериментальных исследований 60
3.2.2. Основные результаты теоретических исследований 64
3.3. Поиск возбужденных состояний 11Li в реакции 14C(-, pd)X 66
3.4. Анализ полученных результатов 69
3.5. Выводы к главе III 71
ГЛАВА IV. Поиск и спектроскопия изотопа лития 12LI 72
4.1. Обзор работ по поиску и исследованию состояний 12Li 72
4.1.1. Основные результаты экспериментальных исследований 72
4.1.2. Основные результаты теоретических исследований 74
4.2. Поиск возбужденных состояний 12Li в реакции 14C(-, pp)X 75
4.3. Анализ полученных результатов 78
4.4. Выводы к главе IV 80
Заключение 81
Благодарности 83
Приложение 84
П1. Формулы для расчета недостающих масс (ММ) в реакции поглощения остановившихся --мезонов ядрами 84
П2. Формулы для описания основного и возбужденных состояний исследуемых изотопов 85
Список литературы 88
- Идентификация частиц и определение их энергий
- Основные результаты теоретических исследований
- Обзор экспериментальных и теоретических работ по поиску и исследованию возбужденных состояний 11Li
- Основные результаты теоретических исследований
Введение к работе
Актуальность темы. Работа посвящена исследованию спектров дейтронов и отношений их потока к потоку протонов для частиц галактических космических лучей (ГКЛ) и частиц возвратного альбедо на основе анализа данных спутникового эксперимента ПАМЕЛА. Результаты работы важны для уточнения параметров, используемых в моделях распространения ГКЛ, а также для изучения процессов генерации дейтронов альбедного излучения в магнитосфере Земли.
По современным представлениям [1], первичные ГКЛ (в основном, протоны и альфа-частицы) образуются в астрофизических источниках и распространяются в межзвездной среде. При этом химический состав космических лучей (КЛ) отражает состав материи их источников. При распространении протонов и альфа-частиц в результате ядерных реакций с межзвёздным веществом, состоящим, в основном, из атомарного и молекулярного водорода [2], образуются вторичные ГКЛ, в частности, дейтроны и гелий-3, которые практически отсутствуют в спектре источников первичных ГКЛ.
Таким образом, совместное исследование первичной и вторичной компонент ГКЛ, в частности, протонов и дейтронов, позволяет понять особенности распространения КЛ через межзвёздное вещество (в частности, можно определить среднюю толщину вещества, проходимую КЛ до взаимодействия, а также химический состав вещества межзвездной среды).
Дейтроны альбедо рождаются в результате взаимодействия частиц ГКЛ с
веществом верхних слоев атмосферы, после чего под влиянием магнитного поля
Земли они попадают в различные области ее магнитосферы [3].
Экспериментальные измерения потоков дейтронов альбедо помогают ответить на вопрос, какие процессы приводят к их генерации. Эти измерения нужны также и для корректных расчетов при оценке радиационной обстановки в околоземном космическом пространстве.
Объем и качество накопленных к началу эксперимента ПАМЕЛА данных по измерению потоков галактических и альбедных дейтронов не позволяли решить поставленные выше задачи с требуемой для этого точностью. Кроме того, результаты были противоречивы – наблюдался значительный разброс между результатами измерений спектров дейтронов, полученных разными научными группами.
Искусственный спутник Земли (ИСЗ) "Ресурс-ДК1", на котором установлена научная аппаратура эксперимента ПАМЕЛА, был выведен на орбиту в июне 2006 года и успешно работает вплоть до настоящего времени. Экспериментальная аппаратура состоит из нескольких детекторных систем, информация с которых позволяет достоверно идентифицировать зарегистрированные частицы. Следует отметить тот факт, что эксперимент ПАМЕЛА проводится за пределами атмосферы, поэтому на результаты измерений не влияет её остаточный слой. Известно, что учет его влияния был достаточно сложной задачей при интерпретации результатов проведенных ранее аэростатных экспериментов, которые составляли большую часть из всех проведенных экспериментов по измерению потоков дейтронов КЛ.
Основными научными целями космического эксперимента ПАМЕЛА являются поиск антиматерии и следов гипотетической темной материи в КЛ, а также измерения потоков протонов, ядер гелия и других частиц в широком интервале энергий [4]. Однако возможности экспериментального комплекса и использование оригинального метода идентификации позволяют также провести анализ изотопного состава легких ядер КЛ.
Исследования характеристик потоков галактических и альбедных дейтронов,
выполненные в ходе эксперимента ПАМЕЛА, были проведены в энергетическом
диапазоне 70 – 650 МэВ/нуклон (в интервале 70 – 90 МэВ/нуклон полученные
результаты являются уникальными), при этом статистическая обеспеченность
полученных результатов в 2 – 3 раза выше по сравнению с последними данными
других экспериментов. Это делает полученные результаты наиболее точными и
достоверными к настоящему моменту времени и более всего подходящими для совершенствования теоретических аспектов современной астрофизики, что и обуславливает актуальность выбранной тематики диссертационной работы.
Цель работы. Целью работы является разработка метода идентификации дейтронов в условиях интенсивного фона протонов и восстановление с помощью этого метода их спектров и отношений их потоков к потокам протонов в различных геомагнитных областях, соответствующих различной природе регистрируемых частиц, по данным эксперимента ПАМЕЛА.
Научная новизна работы заключается в следующем:
- разработан новый метод разделения изотопов водорода на интенсивном
фоне других частиц, совместно использующий измерения скорости и жесткости
частиц, а также измерения их энерговыделения в многослойной детекторной
системе. При этом используется корреляционный многопараметрический анализ,
позволяющий с высокой надежностью определить состав и энергетический спектр
изотопов водорода КЛ;
- впервые в одном эксперименте измерен дифференциальный энергетический
спектр дейтронов и отношение потоков дейтронов и протонов в диапазоне
кинетических энергий от 70 до 650 МэВ/нуклон в ГКЛ и в возвратном альбедном
излучении. В указанном диапазоне энергий полученные результаты являются
наиболее точными на сегодняшний день. Кроме того, результаты проведенных
ранее экспериментов были получены лишь в части изученного в настоящей
работе диапазона энергий. Полученные результаты по спектрам дейтронов ГКЛ
весьма востребованы для уточнения моделей рождения и распространения КЛ. В
частности, они позволяют оценить среднюю толщину вещества, проходимую КЛ
до взаимодействия [5], а новые результаты по спектру дейтронов возвратного
альбедо важны для проверки существующих гипотез формирования потоков
дейтронов альбедо [3] и для корректной оценки радиационной обстановки в
окрестности Земли.
Результаты, выносимые на защиту:
- новый метод идентификации дейтронов на интенсивном фоне других
частиц посредством многопараметрического корреляционного анализа данных
различных детекторов эксперимента ПАМЕЛА;
- результаты измерений дифференциального энергетического спектра
дейтронов и энергетической зависимости отношения потока дейтронов к потоку
протонов в диапазоне кинетических энергий от 70 до 650 МэВ/нуклон в ГКЛ и
под внутренним радиационным поясом Земли (частицы возвратного альбедо).
Практическая значимость работы: Разработанный метод идентификации дейтронов может быть использован в других экспериментах, где необходимо эффективное выделение полезных событий при наличии превосходящего на порядки фона других частиц. Результаты измерений энергетического спектра дейтронов могут быть использованы при совершенствовании моделей генерации и распространения КЛ, а также при оценке радиационной обстановки в околоземном космическом пространстве.
Достоверность полученных результатов измерений обеспечивается
результатами моделирования отклика детекторов методом Монте-Карло с
использованием программного пакета Geant4, использованием данных тестовых
калибровок детекторов научной аппаратуры ПАМЕЛА на ускорителе SPS в
ЦЕРН, ежедневными полетными калибровками детекторов, а также
подтверждается согласием полученных результатов измерений с предсказаниями ряда теоретических моделей.
Вклад автора. Вынесенные на защиту результаты получены автором лично либо при его определяющем участии.
Апробация работы.
Результаты работы были представлены на 32-й и 33-й Всероссийских конференциях по космическим лучам в 2012 г. (Москва) и в 2014 г. (Дубна), 22-м
и 23-м Европейских симпозиумах по космическим лучам в 2012 г. (Москва) и в 2014 г. (Киль, Германия), 37-й Международной конференции по физике высоких энергий в 2014 г. (Валенсия, Испания), Международных сессиях-конференциях Секции ядерной физики Отделения физических наук Российской академии наук «Физика фундаментальных взаимодействий» в 2013 г. (Протвино) и 2014 г. (Москва), 40-й Научной ассамблее Международного комитета по исследованию космического пространства (COSPAR/КОСПАР) в 2014 г. (Москва), 7-й, 8-й и 10-й Курчатовских молодежных научных школах в 2009, 2010 и 2012 гг. (Москва), Научных сессиях НИЯУ МИФИ в 2010, 2012 – 2015 гг. (Москва), II Международной молодежной научной школе «Современные проблемы физики и технологий» в 2013 г. (Москва).
Публикации. По материалам диссертации опубликовано 8 печатных работ, в том числе 7 в журналах из перечня ВАК. 6 публикаций включены в библиографические базы данных Scopus и Web of Science.
Структура и объем диссертации. Диссертационная работа состоит из введения, шести глав, заключения и списка литературы. Общий объем диссертации составляет 125 страниц, включая 55 рисунков, 3 таблицы и список литературы из 125 наименований.
Идентификация частиц и определение их энергий
В эксперименте использовались мишени 9Ве, 10,11B и 12,14C, которые были изготовлены в виде дисков диаметром 26 мм и толщиной 24 мгсм-2. Они располагались на расстоянии 4.5 см от замедлителя и под углом 22 к пучку, что уменьшило энергетические потери вторичных частиц в мишени и, следовательно, улучшало энергетическое разрешение установки.
Образующиеся в мишени заряженные частицы p, d, t, 3,4He регистрировались двумя полупроводниковыми телескопами, расположенными под углом 180 друг к другу. Телескопы позволяли идентифицировать регистрируемые частицы и определять их энергию с точностью до 0.5 МэВ (при регистрации p, d, t) вплоть до кинематических границ реакции ( 100 МэВ). Расстояние от каждого телескопа до мишени составляло 12 см.
Каждый телескоп состоял из двух поверхностно-барьерных детекторов (Si(Au)) с толщинами 100 и 450 мкм и четырнадцати литий-дрейфовых (Si(Li)) ППД с толщинами 3 мм. Диаметр рабочей области всех детекторов составлял 32 мм (площадь S = 8 см2). Si(Au)-ППД работали в режиме растяжки чувствительного слоя на полную толщину детектора. Толщина литиевого («мертвого») слоя в Si(Li)-ППД составляла 100 мкм.
Суммарная толщина детекторов каждого телескопа составляла 43 мм, что обеспечивало остановку наиболее длиннопробежных частиц, к которым относятся протоны на кинематической границе реакции с энергией 100 МэВ. Пороги идентификации частиц составляли: 3.5 МэВ для протонов, 7 МэВ для дейтронов, 10 МэВ для тритонов. Угловой захват при регистрации частиц для каждого телескопа: d(p) = 55 15 мср, d(d) = 55 17 мср, d(t) = 55 26 мср. Более детально описание экспериментальной установки представлено в работах [33, 34].
Конструкция спектрометра предусматривает возможность использования мишеней, изготовленных как из стабильных, так и из радиоактивных изотопов. Применение радиоактивных мишеней позволяет изучать ядра с максимальным нейтронным избытком. Так, если выполнение эксперимента на мишени 12C дает возможность исследовать ядра: 10Li, 11Be, 8He, то применение радиоактивной мишени 14C позволяет изучать более экзотические нейтронно-избыточные состояния: 12Li, 13Be,10He.
Для детального сравнения в табл. 2. и табл. 3 представлены ядерные состояния, образующиеся в двух- и трехчастичных каналах реакции поглощения пионов ядрами 12,14C, их поиск может быть осуществлен соответственно в инклюзивных и корреляционных измерениях. Из этих таблиц видно, что для изучения тяжелых изотопов лития 10-12Li можно использовать только одну реакцию на мишени 12С, и гораздо больше (8) на мишени 14С.
Мишень 14C была разработана совместно НИЯУ МИФИ и Российским Национальным Центром "Прикладная Химия" (ГИПХ, С.-Петербург). Мишень выполнена в виде диска, который имеет достаточную механическую прочность, и следующие паспортные параметры: вес - 24 мг/см2 (0.127г); диаметр - 26 мм; активность -1.851010 Бк (500 мкКи); изотопный состав: 14C - 77 ат. %, 12C - 23 ат. %, остальные элементы 1 ат. %. Для измерений на мишени 14C был изготовлен контейнер (рис. 5). В направлениях траекторий входного пучка и регистрируемых частиц контейнер имел майларовые окна. Толщина майлара входного окна - 200 мкм, выходного - 5 мкм, в направлениях регистрируемых частиц - 50 мкм. Откачка вакуумного объема спектрометра производилась через "ядерный" фильтр (майлар, облученный в пучке тяжелых ионов) с диаметром отверстий 0.5 мкм.
Крепление мишени в контейнере было выполнено с помощью проволоки из бериллиевой бронзы (0 = 30 мкм). Расчеты показали, что скорость остановок пионов в конструкционных элементах изготовленного контейнера составляла менее 0.1% от интенсивности пучка. Дополнительное подавление фона обеспечивалось на этапе обработки экспериментальных данных "off-line" из-за различий в углах входа в ППД- телескопы для полезных и фоновых частиц.
Конструкция контейнера обеспечивала необходимые меры безопасности. Так при проведении тестовых измерений в течение 10 дней, не было обнаружено утечки радиоактивного углерода во внешнюю среду.
Задача снижения загрузки полупроводниковых детекторов электронами р-распада C решена с помощью магнитных фильтров, которые были установлены перед ППД-телескопами. В фильтрах использованы постоянные магниты, изготовленные на основе редкоземельных элементов (самарий-кобальт). Средняя напряженность магнитного поля в зазоре размером 33 мм, который соответствует диаметру чувствительной области детектора, составила 0.7 kГс. Длина магнитной дорожки в направлении оси ППД-телескопа - 2 см. Магнитное поле фильтров полностью устраняет электроны
D 14/-Ч ґт р-распада С (Амакс 149 kэВ) и практически не искажает траекторий регистрируемых частиц (p, d, t, He). Например, для протонов с импульсом 80 МэВ/с, что соответствует пороговой энергии регистрации (3.5 МэВ), искажения в угле составляют 0.05 , т.е. величину гораздо меньшую углового захвата ППД- телескопа (+ 8 ).
Основные результаты теоретических исследований
Ядро 10Li – объект многочисленных экспериментальных и теоретических исследований [1]. В значительной степени такая активность обусловлена важностью этих исследований для понимания структуры ядра 11Li, обладающего экзотическими свойствами, включая ярко выраженное нейтронное гало [42]. 11Li представляет собой Борроминовское ядро, состоящее из «кора» 9Li и двух валентных нейтронов. Следовательно, для изучения 11Li как трехчастичной системы необходимо понимание свойств его внутренних подсистем: n + n и 9Li + n. Информация о подсистеме 9Li + n может быть получена из экспериментальных данных об основном и возбужденных уровнях изотопа 10Li.
Основные результаты экспериментальных исследований Основное состояние Изотоп 10Li – нуклонно-нестабильное ядро [1]. Поиск этого изотопа начался в 1966 году в эксперименте, где урановая мишень бомбардировалась пучком протонов [43]. Среди образующихся в реакции стабильных изотопов, 10Li не наблюдался.
Впервые изотоп 10Li был обнаружен в реакции передачи 9Be(9Be, 9B)X при энергии пучка 121 МэВ [44]. Пик в энергетическом спектре 9B авторы интерпретировали, как проявление двухчастичного канала с образованием резонансного состояния 10Li со следующими параметрами Er = 0.81 ± 0.25 МэВ и Г = 1.2 ± 0.3 МэВ. Однако в последующих работах было показано, что основное состояние 10Li лежит гораздо ближе к порогу распада 10Li 9Li + n. Первое доказательство этого было получено в реакции поглощения пионов 11B(-,p)X [45]. Вблизи кинематической границы реакции в спектре протонов наблюдался пик, обусловленный двухчастичным каналом реакции. При описании этого пика с помощью порогового распределения Брейта-Вигнера для s-волнового резонанса были получены следующие значения резонансных параметров: Er = 0.15 ± 0.15 МэВ и Г 1 МэВ.
Таким образом, обнаруженный в [44] уровень представляет собой, скорее, первое возбужденное состояние 10Li. Здесь ясно проявляется основная сложность интерпретации данных об уровнях 10Li с Er 1 МэВ: вследствие слишком близкого расположения основное и первое возбужденное состояния перекрываются в экспериментальных спектрах.
В дальнейшем было выполнено большое количество экспериментов с целью определения положения основного состояния 10Li и поиска его возбужденных уровней. Работы можно разделить на два основных типа: в первом поиск 10Li проводится в спектрах недостающих масс, во втором регистрируются продукты распада 10Li 9Li + n. Компиляция данных на 2004 г. представлена в обзоре [28], результаты более поздних работ обсуждаются ниже.
К настоящему времени надежно установлено, что основное состояние 10Li имеет спин-четность JP = 2– и является s–волновым виртуальным состоянием с Er 0.2 МэВ. Это состояние образовано нейтроном, находящимся на 1s1/2–оболочке, и основным состоянием 9Lig.s. (JP = 3/2–). Наиболее убедительным доказательством s-волновой природы основного состояния 10Li является пик, наблюдаемый вблизи нуля в распределении относительных скоростей продуктов распада n и 9Li и измеренный в реакциях фрагментации C(11Li, 9Li + n)X при энергии 280A МэВ [44] и 9Be(18O, 9Li + n)X при энергии 80A МэВ [46].
Существуют два подхода к описанию порогового s-волнового состояния 10Lig.s.. Первый из них основан на теории R-матрицы [44] и использует Брейт-Вигнеровский формализм, в котором определяются резонансные параметры пика: его энергия Er и ширина Г (п. 2 Приложения). Второй использует пороговое приближение в разложении формул теории рассеяния, в котором s-волновое состояние описывается с помощью параметра длины рассеяния as (п. 2 Приложения). Отметим, что в обоих подходах экспериментально наблюдаемый пик, обусловленный пороговым s-волновым состоянием, имеет асимметричную форму. В Ют ранних работах [44, 45, 48] для описания основного состояния Li применялся Брейт-Вигнеровский формализм. Рассмотрим основные результаты, полученные этим методом. В реакции В( Li, В) Li при энергии пучка 130 МэВ был обнаружен уровень с Er 0.10 МэВ и Г 0.23 МэВ [48]. Эти значения параметров согласуются с результатами работы [45], представленными в табл. 6. реакциях фрагментации пучка Li с энергией 280 МэВ/нуклон на мишенях С и РЬ были выполнены измерения спектров инвариантных масс „ системы Li + п [44]. Анализ спектров показал, что наблюдаемые вблизи порога пики представляет собой суперпозицию основного (s-волнового) и первого возбужденного (р-волнового) состояний. Значения резонансных Ют параметров основного состояние Li Er = 0.21 ± 0.05 МэВ и Г = 0.12 ддзМэВ не противоречит результатам из [45, 48].
Обзор экспериментальных и теоретических работ по поиску и исследованию возбужденных состояний 11Li
Гипотеза о проявлении мягкого дипольного резонанса [69, 70, 76] также подтверждается результатом измерения углового распределения протонов в реакции p(11Li, p)X [73], которое описывается наилучшим образом в случае, когда переданный орбитальный угловой момент = 1 и первое возбужденное состояние 11Li имеет положительную четность.
Однако эта интерпретация состояния при Eх 1 МэВ была поставлена под сомнение в работах [74, 77, 78]. В этих экспериментах измерялись энергии и углы нейтронов и 9Li, а также спектр энергии распада 11Li 9Li + n + n. Экспериментальный спектр был описан формулами Брейта-Вигнера с параметрами Ex = 1.0 МэВ, Г = 0.8 МэВ. Полученный при расчете период осцилляции кора 9Li относительно двух нейтронов в гало оказался в 5 раз меньше времени жизни этого состояния.
Уровень с энергией возбуждения Ex 3.0 МэВ может соответствовать случаю, когда «кор» 9Li находится в первом возбужденном состоянии (Ex = 2.691 МэВ, J = 1/2-). Тогда этот уровень 11Li имеет J = 1/2-. Можно предположить, что состояния с большей энергией представляют собой возбужденный «кор» с возбужденными валентными нейтронами.
Из обзора видно что, обнаружено 6 возбужденных состояний 11Li, однако статистическая обеспеченность данных невелика и существуют противоречия в результатах разных авторов. В нескольких работах в измеренные спектры заметный вклад вносят примеси в мишенях. Таким образом, вопрос о точном положении возбужденных уровней изотопа 11Li и их ширинах остается открытым.
Количество теоретических расчетов структуры уровней 11Li невелико, что объясняется сложностью вычислений [79]. Эта сложность в значительной степени обусловлена практически вырожденностью 1s1/2- и 0p3/2-состояний. В моделях, рассматривающих 11Li как систему трех тел, необходимо принимать во внимание сверхтонкую структуру, возникающую из-за ненулевого спина ядра 9Li. Дополнительная сложность обусловлена имеющимися неопределенностями в описании взаимодействия системы «кор-нейтрон».
В работе [79] трехчастичная модель была использована для определения параметров возбужденных уровней 11Li через полюса S-матрицы. Полученные уровни воспроизводятся через динамику системы 9Li + n. В предположении, что s-состояние 10Li имеет квантовые числа 2-, авторами получили следующие значения резонансных параметров для низколежащих состояний 1/2+ (0.42 МэВ, 0.25 МэВ), 3/2+ (0.62 МэВ, 0.55 МэВ), 5/2+ (0.70 МэВ, 0.65 МэВ).
В работе [80] для расчета возбужденных состояний 11Li использовались сепарабельные потенциалы для описания взаимодействий n-n и n-9Li в комплексной плоскости. Потенциал n-9Li учитывает взаимодействия в s- и p-состояниях (основное состояние 10Li - s-волновое, первое возбужденное состояние - p-волновое). Авторы [80] получили следующие значения энергий возбуждения для низколежащих состояний: 0.047 МэВ, 1.087 МэВ и 2.080 МэВ.
В работе [81] ядро 11Li рассматривается, как система 9Li + n + n и для описания возбужденных состояний этой системы используются уравнения Фадеева в континууме, представленные в гиперсферических координатах. Авторы предсказали большое количество уровней ( 20) с отрицательными и положительными четностями и ширинами Г 0.5 МэВ в диапазоне энергий возбуждения 0.9 МэВ Eх 2.5 МэВ.
Подводя итог результатам теоретических исследований, можно отметить, что представленные расчеты ограничены низкими энергиями возбуждения (Ех 2.5 МэВ), при этом число предсказанных уровней значительно больше, чем было обнаружено в экспериментах. Таким образом, из анализа выполненных экспериментальных и теоретических исследований структуры уровней Li можно сделать следующие выводы: Пт 1) основное состояние Li является -радиоактивным с периодом полураспада = 8.75 ± 0.14 мс [22]; 2) имеются указания на проявление возбужденных уровней в области 1.0 МэВ ЕХ 11.5 МэВ [22]. В такой ситуации получение новой экспериментальной информации по структуре уровней Li в широком диапазоне энергий возбуждения является важной задачей.
Поиск возбужденных состоянии Li в реакции С (я: , ра)Х На рис. 29 представлен спектр недостающих масс, полученный в j 12,14/-( о корреляционных измерениях pa-пар на мишенях С [7, о, 11 - 14, 16 - 18]. 14/-(/- 11T J Оба спектра рассчитаны в кинематике реакции С(7Г, pd) 1л, поэтому из-за разницы в Q реакции состояния Li сдвинуты на -12.8 МэВ. Спектр на С был нормирован на вклад этой примеси в мишени С Метод определения вклада примеси С в измерения на радиоактивной 14/-Ч Ют ; мишени С аналогичен случаю 1л. На рис. 30 представлен спектр ММ для реакции С(, ра)Х. За начало отсчета принята масса основного состояния Li. В спектре отчетливо проявляется пик, обусловленный трехчастичным каналом реакции поглощения, с образованием нуклонно-стабильного основного состояния Li. Ширина наблюдаемого пика (ПШПВ 0.8 МэВ) определяет разрешение по ММ в корреляционных измерениях pd-пар.
Основные результаты теоретических исследований
Впервые экспериментальное указание на существование квазистационарного состояния 12Li было представлено в работе [85]. Предварительные результаты, полученные в реакции 14C(-, pp), показали пик в спектре недостающих масс, обусловленный резонансным состоянием 12Li со следующими параметрами Er 5 МэВ (относительно порога распада 12Li 11Li + n) и Г 0.7 МэВ.
В последние годы выполнены 2 экспериментальные работы, в которых наблюдались состояния 12Li, лежащие ближе к порогу распада [26, 29].
В реакции фрагментации 1H(14Be, 2pn)12Li [26] радиоактивного пучка 14Be с энергией 360.5 МэВ/A поиск 12Li проводился в спектре эффективных масс системы 11Li + n, который представлен на рис. 32. Авторы описали весь спектр в диапазоне 0 EСn 4 МэВ используя только одно s-волновое виртуальное состояние. С использованием формализма длины рассеяния было получено значение as = -13.7(1.6) фм. Этот результат свидетельствует о том, что 12Li является менее связанной системой по сравнению с 10Li (as(10Li) = -22.4(4.8) фм [26]).
Другая реакция фрагментации Н( В, Зр) Li радиоактивного пучка В с энергией 53.4 МэВ/А исследовалась в работе [29]. Выбор в качестве пучка В, имеющего спин и четность J P— 2, обусловлен тем, что после выбивания пары протонов в остаточном ядре должны предпочтительно заселяться уровни с отрицательной четностью, которой, согласно теоретическим предсказаниям [86, 87J, должны обладать низколежащие уровни Li. Спектр 12т ; энергий возбуждений 1л, измеренный в работе [29], представлен на рис. 33. Различие в форме спектра по сравнению с данными работы [26] авторы объяснили отличием в энергиях и структуре ядер пучка. Наилучшее описание спектра было достигнуто включением основного s-волнового виртуального состояния Li с длиной рассеяния, определенной в работе [26], и двух резонансных d-состояний с энергиями Ег = 250 ± 25 кэВ и 555 ± 25 кэВ. Из-за недостаточного энергетического разрешения были получены только верхние пределы ширин наблюдаемых d-состояний: Г і 15 кэВ и Гг 80 кэВ соответственно.
Спектр энергий возбуждения 12Li, измеренный в реакции 14B + p Li + n + Х [29]. Сплошная линия - полное описание спектра, пунктирная, основное, первое и второе штрихпунктирная и штриховая линии возбужденные состояния 12Li. Таким образом, вопрос о структуре уровней изотопа 12Li открыт, и, следовательно, необходимы новые экспериментальные данные.
Впервые теоретические расчеты структуры 12Li были выполнены в основное состояние 12Li представляет собой резонанс в системе 11Li + nJ ( = работе [86] в рамках простой оболочечной модели. Было предсказано, что P находиться еще два уровня с Er = 0.410 МэВJ (P = 2-) и 0.730 МэВJ (P = 1-), 4-) с Er = 1.2(1.0) МэВ [86]. В области низких энергий возбуждений могут [86]. Однако вопрос о применимости оболочечной модели [86] для описания ядер вблизи границы нуклонной стабильности остается открытым.
В работе [87] расчеты уровней 12Li проводились многоступенчатым методом решения оболочечных уравнений в комплексной энергетической плоскости, развитой для описания состояний в континууме. В рамках этой модели резонансные параметры уровней определяются через полюса решений уравнений, лежащих в комплексной плоскости энергий: Ег действительная часть положения полюса, 2Г - мнимая часть. В этой работе предсказывается 8 узких уровней с резонансными энергиями Ег 3.5 МэВ. Для этих состояний характерно нахождение протона на 0р3/2-оболочке и нейтрона - на оболочках 1Si/2, Орт и ОСІ5/2. Основное состояние Li имеет Jp = 2 и его положение совпадает с результатами работ [26, 29], однако первое возбужденное состояние лежит заметно выше Er 0.7 МэВ.
Таким образом, видно, что теоретическая информация о 1л является столь же ограниченной, как и экспериментальная.
Поиск возбужденных состоянии Li в реакции С(ти , рр)Х наших измерениях поиск Li проводился в канале реакции 14- „„W П C( , рр)Х [7, 8, 10, 11, 13, 14, 16, 18J. На рис. 34 представлены спектры недостающих масс, полученные в корреляционных измерениях рр-пар на мишенях С, при этом спектр на С был нормирован на процентное 12/-ч 14/-Ч содержание примеси С (23%) в радиоактивной мишени С За начало отсчета на рис. 34 принята сумма масс основного состояния Li и нейтрона. 14/-(/- „„\12т ; Оба спектра рассчитаны в кинематике реакции С(7Г , рр) 1л, поэтому, реакции, спектр на мишени С сдвинут на -11.3 МэВ. Метод определения вклада примеси С в измерения на радиоактивной 14/-ч Ют ; мишени С аналогичен случаю 1л. Полученный после вычитания вклада примеси спектр представлен на рис. 35. Небольшой фон в области отрицательных значений ММ обусловлен статистическими погрешностями процедуры вычитания, фоном случайных совпадений и, возможно, вкладом неконтролируемых примесей.
В спектре недостающих масс, представленном на рис. 35, проявляется пик, обусловленный нуклонно-нестабильным состоянием 12Li. Наилучшее описание пика достигается при следующих значениях резонансных параметров: Er = 4.0 ± 0.2 МэВ, Г 1.1 МэВ. Отметим, что основной вклад в нерезонансную часть спектра вносят фазовые объемы следующих конечных состояний: 2p + 11Li + n, 2p + 10Li + 2n и 2p + 9Li + 3n. Следует отметить, что в спектре не наблюдается основное состояние Li в области ММ 0 МэВ. Также требуется увеличение статистики для определения природы усиления в спектре вблизи ММ 7 МэВ. Рис. 35. Спектр ММ реакции 14C(-, pp)X. Точки с погрешностями -экспериментальные данные. Линии - распределение Брейта-Вигнера, 1 -полное описание, 2 - суммарное распределение по фазовым объемам, распределения по фазовым объемам реакций: 3 - 14C(-, pp)11Lin, 5 - 14C(-, pp)10Li2n, 6 - 14C(-, pp)9Li3n; 4 - фон случайных совпадений. Врезка – спектр, полученный после вычитания вкладов 2-6. 4.3. Анализ полученных результатов