Известия РАН. Серия физическая, 2020, T. 84, № 10, стр. 1386-1389

ВВЕДЕНИЕ

Поиск мульнейтронных систем является одной из актуальных задач современной ядерной физики. В последнее время особенный интерес состоит в поиске существования так называемых “нейтронных ядер”. Эти мультинейтронные системы, независимо от того, существуют ли они в виде связанных или квазисвязанных состояний, имеют фундаментальное значение в ядерной физике и космофизике. Они дают возможность исследовать “чисто” ядерные силы, свободные от кулоновского взаимодействия, что крайне важно для понимания ядерной материи с большим количеством нейтронов, а также изучения нейтронных звезд. Хорошо известно, что двухнейтронная система динейтрон (2n) в свободном состоянии не связана, и на данный момент не найдено однозначного доказательства существования трехнейтронной системы [1]. Для тетранейтрона (4n) не было сделано окончательного заключения [1, 2].

В мировой базе данных имеется большое количество работ, предсказывающих возможность существования таких систем. Первые экспериментальные попытки поиска связанного 4n при помощи самых различных методов не дали положительных результатов [3]. В 2002 году было сделано экспериментальное утверждение о существовании связанного тетранейтронного кластера [4]. После этого в ряде теоретических работ при выполнении расчетов, использующих простейшую форму гамильтониана, было показано, что ядерный потенциал не может связывать 4 нейтрона [5, 6]. Однако в работе [7] при использовании современного вида реального ядерного гамильтониана и метода Монте-Карло была показана возможность существования систем, состоящих из 4 нейтронов.

Несмотря на многочисленные экспериментальные и теоретические исследования, до сих пор нет четких выводов о существовании и свойствах тетранейтронов. Поиск четырехнейтронной системы в настоящее время осуществляется на спектрометре SAMURAI [2]. Кроме того, в работе [4] представлен новый подход к получению и обнаружению связанных нейтронных кластеров, что позволило обнаружить около шести событий, которые демонстрируют характеристики мультинейтронного кластера, выделившегося при распаде ¹⁴Be в наиболее вероятном канале ¹⁰Be + ⁴n.

Однако несмотря на многочисленные экспериментальные и теоретические исследования возможного существования “нейтронных ядер”, остается открытым вопрос, может ли существовать нейтронная система, состоящая из двух и более нейтронов. В данной работе предложен метод прямого поиска мультинейтронов с использованием разработанного ранее авторами статьи кинематического метода [8, 9]. Он позволяет прецизионно находить системы из двух-, трех и даже четырех нейтронов в одном эксперименте.

МЕТОДИКА ИЗМЕРЕНИЙ

Кинематические эффекты в ядрах ⁴n, ⁴H, ⁴He, ⁴Li экспериментально вполне обнаруживаемы из-за существенной разницы в их энергиях связи ε и массах m. Эксперименты на ускорителе У-150 м (Алматы) позволили обнаружить кластеры с массами m ≤ 4 [8, 9], но для различения, например, альфа-кластеров от 4n-ядер и более тяжелых мультикластеров нужны пучки тяжелых ионов. Поэтому для поиска мультинейтронных систем выбраны пучки ионов ¹⁶О с энергией больше 160 МэВ, которые возможно получить на ускорителях тяжелых ионов.

Схема геометрии измерений дифференциальных сечений представлена на рис. 1.

Угловая точность измерения дифференциальных сечений определяется как параметрами коллиматора – система “коллиматор–мишень”, так и параметрами детектора частиц – система “мишень–детектор”. Максимально возможная угловая разрешающая способность коллиматора ${{\left( {\Delta \Theta } \right)}_{{{\text{макс}}}}}$ в приближении прямоугольной функции углового разрешения для системы “коллиматор–мишень” имеет вид:

где d₁ – первая режущая диафрагма, d₂ – вторая режущая диафрагма, L – расстояние между ними. При этом диаметр пучка на мишени ${{d}_{{\text{м}}}}$ равен где l – расстояние от второй режущей диафрагмы до мишени. Аналогично для углового разрешения системы “мишень–детектор” ${{\left( {\Delta {{\Theta }_{{{\text{мд}}}}}} \right)}_{{{\text{макс}}}}}$ можно записать где d_сп – эффективный диаметр площади сектора позиционно–чувствительного детектора, интегрирующего под данным углом рассеяния Θ, L_мд – расстояние от мишени до позиционно–чувствительного детектора. Полная угловая разрешающая способность спектрометра $\Delta {{\Theta }_{{{\text{сп}}}}}$, таким образом, равна где α и β – некоторые коэффициенты, определяемые из эксперимента.

Результаты вычислений оптимальных размеров геометрии эксперимента приведены в табл. 1, где использованы следующие сокращения: d₁ – диаметр окна первой режущей диафрагмы; d₂ – диаметр окна второй режущей диафрагмы; L – расстояние между ними (база коллиматора); l – расстояние от второй режущей диафрагмы до мишени; L_мд – расстояние от мишени до позиционно–чувствительного детектора; d_м – диаметр пучка на мишени; d_д – диаметр пучка на детекторе; d_сп – эффективный диаметр площади сектора детектора; ΔΘ_к – максимально возможная угловая разрешающая способность коллиматора; ΔΘ_мд – угловое разрешение системы мишень–детектор; ΔΘ_сп – полная угловая разрешающая способность спектрометра.

Кинематика ¹⁶О + ⁴n, ¹⁶О + ⁴H, ¹⁶О + ⁴He, ¹⁶О + ⁴Li ядерных реакций представлена на рис. 2. Она отличается от кинематики упругого рассеяния легкой налетающей частицы на тяжелом ядре-мишени своим “петлевым” характером – каждая реакция в спектре представлена не одним, а двумя пиками, что является однозначным идентификационным признаком. Требования к угловой разрешающей способности спектрометра тяжелых ионов δθ = ±0.1°; требования к шагу по углу при измерениях угловых распределений дифференциальных сечений Δθ =0.1°. В основу системы регистрации и идентификации упруго и неупруго рассеянных частиц выбрана стандартная ΔE–E методика, основанная на одновременном измерении удельных потерь энергии заряженной частицы в ΔE-детекторе и ее полной кинетической энергии в E-детекторе.

РЕЗУЛЬТАТЫ ТЕОРЕТИЧЕСКИХ РАСЧЕТОВ

Такие измерения уникальны, но вполне осуществимы. Аналогичные на рис. 2 расчеты, выполненные для изобарических цепочек ²n₀, ²H₁ (рис. 3) и ³n₀, ³H₁, ³He₂, ³Li₃ (рис. 4), которые также показывают осуществимость этих экспериментов в петлевой методике [8, 9] на пучках тяжелых ионов.

На рис. 2–4 представлены базисные кинематики упругого рассеяния налетающих ионов ¹⁶О с энергией Е_α = 160 МэВ на ядрах с Z = 2–4. В табл. 2 приведены рассчитанные критические углы в зависимости от массы искомого внутриядерного кластера. Из рис. 4 видно, что кинематические кривые для ³H₁ и ³He₂ имеют совпадения, так как они имеют различия в массах только в пятом порядке. Кроме того, с помощью данного метода возможен единовременный поиск и других экзотических кластеров, таких как А > 4n.

Достоверность описанного метода дополнительно будет подтверждена путем сравнения измеренных дифференциальных сечений упруго рассеянных ионов ¹⁶О с энергией большей 160 МэВ на ядре-матрице с известными литературными данными; а также на всех его кластерных подструктурах (нуклоны, дейтроны, тритоны, гелионы и α-частицы).

Работа выполнена при поддержке государственного грантового финансирования фундаментальных исследований (проект № ИРН AP05131884).