1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Известия РАН. Серия физическая
  4. T. 83, № 12, 2019

Известия РАН. Серия физическая, 2019, T. 83, № 12, стр. 1694-1698

Структура и полная сила магнитного дипольного резонанса на возбужденных состояниях в ядрах sd-оболочки

А. С. Качан 1, *, И. В. Кургуз 1, В. М. Мищенко 1, С. Н. Утенков 1

1 Национальный научный центр “Харьковский физико-технический институт”
Харьков, Украина

* E-mail: Kachan@kipt.kharkov.ua

Поступила в редакцию 04.02.2019
После доработки 15.04.2019
Принята к публикации 27.08.2019

Полный текст (PDF)

Аннотация

Изучен γ-распад резонансноподобных структур, наблюдаемых в реакции радиационного захвата протонов ядрами: 22Ne, 26Mg, 30Si, 34, 36S и 38Ar в районе энергий возбуждения 7–12 МэВ. Проведены измерения функций возбуждения данной реакции. Силы резонансных состояний определены в интервале энергий ускоренных протонов Еp = 1.0–3.0 МэВ. Полученные дискретные распределения магнитных дипольных γ-переходов на основном и возбужденных состояниях для ядер sd-оболочки носят резонансный характер. Идентифицирован магнитный дипольный резонанс на основном и возбужденных состояниях в вышеперечисленных ядрах. Положение магнитного дипольного резонанса на возбужденных состояниях совпадает с таковым, предсказанным гипотезой Бринка–Акселя для ядер, которые находятся в начале подоболочки.

ВВЕДЕНИЕ

В последние годы проведены обширные теоретические и экспериментальные исследования свойств магнитного дипольного резонанса (МДР) [1, 2]. Накоплена обширная информация о положении и тонкой структуре М1 резонанса в четно-четных 4N- и 4N + 2n-ядрах sd-оболочки [3, 4]. Для объяснения ослабления полной силы и фрагментации М1 резонанса в этих ядрах с успехом привлекались модель Нильсона, оболочечная модель с конфигурационным смешиванием, метод Хартри–Фока [3–5]. Также в работах [6, 7] показано, что для более полного объяснения экспериментальных данных необходимо учитывать также корреляции в основном состоянии, мезонные токи, изобарнодырочные возбуждения, кварковые степени свободы.

Для нечетных и нечетно-нечетных ядер sd-оболочки [8, 9] получено распределение магнитных дипольных γ-переходов в основном состоянии. Идентифицирован МДР на основном состоянии. Положение центра тяжести МДР на основном состоянии в нечетно-нечетных ядрах отличается от положения центра тяжести МДР в четно-четных ядрах на 3 МэВ [8]. В то же время ЦТ МДР в нечетных ядрах с заполненной d5/2-подоболочкой (31P, 35, 37Cl, 39K) находится на 3 МэВ выше, чем ЦТ МДР в ядрах с незаполненной d5/2-подоболочкой (23Na, 25Mg, 27Al) [9]. Поведение полной силы МДР в нечетных ядрах sd-оболочки соответствует поведению полной силы, полученной из анализа правила сумм Курата [10].

Согласно гипотезе Бринка–Акселя, на любом возбужденном состоянии можно построить гигантский резонанс (ГР), подобный гигантскому резонансу основного состояния. ГР на возбужденных состояниях изучались в работах [11–15]. В работе [11] полученные новые данные о свойствах ГДР на возбужденных состояниях показывают, что энергии возбуждения, ширины и сечения для этих резонансов имеют простую массовую зависимость типа А–1/3 или А–1/6. Из полученных данных следует, что вновь обнаруженный резонанс является общей коллективной особенностью всех ядер с N – Z ≥ 1 и имеет простую массовую зависимость, которая, как представляется, включает в себя две моды резонанса: изобарический аналоговый резонанс и гигантский дипольный резонанс. В работах [12, 13] изучалось изменение ядерной формы как функции температуры и спина. Рассматривая флуктуации частично-дырочной (ph) энергии относительно ее среднего значения как возмущения, мы получили простые выражения ширины и правила сумм для гигантских резонансов на возбужденных состояниях, которые хорошо согласуются с экспериментальными данными [14]. В работе [15] изучены гигантские резонансы, построенные на возбужденных состояниях в ядрах и, в частности, резонансы L = 0, 2 (T = 0). Оказалось, что их энергия меньше энергии, которая соответствует резонансу, построенному на основном состоянии.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

Для определения центра тяжести (Ец. т. = = ΣkEkBk(M1)↑/ΣkBk(M1)↑) и полной силы магнитного дипольного резонанса ($S_{{EW}}^{{М{\text{1}}}}$ = ΣkEkBk(M1)↑), наблюдаемого в реакции радиационного захвата протонов, необходимо знание сил резонансов данной реакции (S = (2I + 1)ГpГγ/Г), так как:

(1)
$B{{\left( {M1} \right)}_{{fi}}}{\kern 1pt} \uparrow = \frac{{86.6}}{{\left( {2{{I}_{f}} + 1} \right)}}\frac{{{{b}_{{if}}}{{S}_{i}}\,\,\left[ {{\text{эВ}}} \right]}}{{\left( {1 + \delta _{{if}}^{2}} \right)E_{{{{{\gamma }}_{{if}}}}}^{3}\,\,\left[ {{\text{МэВ}}} \right]}}\left[ {\mu _{N}^{2}} \right],$
где: i – начальное состояние (резонансное); f – конечное состояние; bif – коэффициент ветвления для перехода между начальным и конечным состояниями; Si – силы резонансных состояний; δif – коэффициент смешивания по мультипольностям для γ-переходов между начальным и конечным состояниями; I – спин состояния; Еγif – энергия γ-перехода между начальным и конечным состояниями; В(М1)fi↑ – вероятность M1-перехода из конечного состояния в начальное состояние (B(M1)fi↑ = ((2Ii + 1)/(2If + 1))B(M1)if↓). Ниже порога (р, γ)-реакции выражение (1) приобретает вид:
(2)
$B{{\left( {M1} \right)}_{{fi}}}{\kern 1pt} \uparrow = 14.2\frac{{{{b}_{{if}}}\left( {2I + 1} \right)}}{{\left( {1 + \delta _{{if}}^{2}} \right){{\tau }_{{{{m}_{i}}}}}\left[ {fs} \right]E_{{{{{\gamma }}_{{if}}}}}^{3}\,\,\left[ {{\text{МэВ}}} \right]}}\left[ {\mu _{N}^{2}} \right],$
где: τmi – среднее время жизни возбужденного состояния.

Обычно силы резонансов в области энергий ускоренных протонов с Ер < 1 МэВ хорошо известны, поэтому силы впервые исследуемых резонансов удобно определять из относительных измерений. Сравнивая выход γ-линий в спектре исследуемого резонанса с γ-линиями в спектре известного резонанса (сила и схема распада которого хорошо известны), можно найти силу исследуемого резонанса. Подробно метод определения силы резонансов для тонкой мишени описан в [16, 17].

Сила резонансов в (p, γ)-реакциях определяется как [16]:

(3)
где ε – тормозная способность мишени в единицах энергии, умноженной на см2/атом; Nγ – выход гамма-квантов данной энергии; ξ – толщина мишени в единицах энергии; Nр – число протонов, попавших на мишень; b – коэффициент ветвления; η – абсолютная эффективность детектора; W(θ) – коэффициент, учитывающий эффект углового распределения. Толщину мишени ξ можно выразить через тормозную способность вещества мишени ε:
(4)
$\xi = n{{t}_{M}}\varepsilon ,$
где n – число атомов на 1г вещества мишени, tM – толщина мишени в г ⋅ см–2.

Измерения во всем энергетическом диапазоне проводятся в одних и тех же экспериментальных условиях, что позволяет исключить зависимость от числа протонов, попавших на мишень, и от толщины мишени.

(5)
$\frac{{{{S}_{1}}}}{{{{S}_{2}}}} = \frac{{{{N}_{{{{{\gamma }}_{1}}}}}{{E}_{{{{r}_{1}}}}}{{b}_{2}}{{\eta }_{2}}}}{{{{N}_{{{{{\gamma }}_{2}}}}}{{E}_{{{{r}_{2}}}}}{{b}_{1}}{{\eta }_{1}}}},$
где Nγ1, Nγ2 – выход γ-квантов (площадь под γ-линией) для первого и второго резонансов соответственно; Еr1, Еr2 – резонансные энергии протонов в лабораторной системе; b1, b2 – коэффициенты ветвления изучаемых γ-переходов; η1, η2 – абсолютная эффективность детектора по отношению к γ-квантам, регистрируемым в первом и втором резонансах соответственно.

Силы резонансов, составляющие резонансноподобные структуры (рис. 1), наблюдаемые в реакции радиационного захвата протонов ядрами 22Ne, 26Mg, 30Si, 34, 36S и 38Ar, были определены из сравнения интенсивностей γ-линий, образующихся при распаде изучаемых резонансных уровней с интенсивностью известных γ-линий, образующихся при распаде калибровочных резонансов. Для 23Na это резонанс при Ер = 1278 кэВ [18], для 27Al при Ер = 1966 кэВ [19], для 31P при Ер = = 1880 кэВ [20], для 35Cl при Ер = 1212 кэВ [9], для 37Cl при Ер = 1887 кэВ [21].

Рис. 1.

Резонансно-подобные структуры, наблюдаемые в реакции радиационного захвата протонов для нечетных ядер sd-оболочки.

В результате проведенных измерений в нечетных ядрах были обнаружены РПС (рис. 1), подобные тем, которые наблюдаются для четных ядер, исследованных нами ранее [8, 22, 23]. В случае четных ядер РПС имели сложную структуру, т.е. состояли из состояний, принадлежащих как М1-резонансу основного состояния, так и М1-резонансу, “построенному” на возбужденных состояниях. Окончательный вывод о природе наблюдаемых РПС в случае нечетных ядер может быть сделан после установления всех квантовых характеристик резонансных состояний, составляющих эти РПС, и изучения их γ-распада. С этой целью нами измерены спектры и угловые распределения γ-квантов, образующихся при распаде наиболее интенсивных резонансов, составляющих данные РПС. Измерения проводились на ускорителе ЭСУ-5 ННЦ ХФТИ. Для измерения γ-спектров применялся Ge(Li)-детектор объемом 60 см3 и разрешением 3.2 кэВ для Eγ = = 1332 кэВ. Детектор располагался на расстоянии 2 см от мишени под углом 55○. Мишень была приготовлена путем вбивания ионов в танталовую подложку непосредственно в электромагнитном сепараторе. Мишень, приготовленная таким способом, удобна для длительных экспериментов, так как выдерживает высокие плотности токов на протяжении многих часов работы.

Полученные в работах [9, 18–21] дискретные распределения магнитных дипольных γ-переходов на основном и возбужденных состояниях носят резонансный характер. Мы получили, что для нечетных ядер, так же, как и для четных ядер, РПС имеют сложную структуру, т.е. состоят из состояний, принадлежащих как М1-резонансу основного состояния, так и М1-резонансу, “построенному” на возбужденных состояниях.

Из полученных экспериментальных данных определено положение центра тяжести (ЦТ) МДР на возбужденных состояниях. В ядре 23Na Ец.т. на состоянии 0.44 МэВ получено равным 6.0 МэВ; на состоянии 2.982 МэВ получено равным 10.2 МэВ. В ядре 27Al Ец. т. на состоянии 0.844 МэВ получено равным 10.27 МэВ; на состоянии 1.014 МэВ получено равным 10.31 МэВ. В ядре 31P Ец.т. на состоянии 1.266 МэВ получено равным 9.15 МэВ. В ядре 35Cl Ец.т. на состоянии 1.219 МэВ получено равным 5.68 МэВ; на состоянии 1.763 МэВ получено равным 7.34 МэВ. В ядре 37Cl Ец.т. на состоянии 1.727 МэВ получено равным 10.39 МэВ. В ядре 39К Ец.т. на состоянии 3.02 МэВ получено равным 7.9 МэВ; на состоянии 3.944 МэВ получено равным 7.44 МэВ.

Как видно из вышеперечисленных данных, мы получили, что положение МДР на возбужденных состояниях совпадает с таковым, предсказанным гипотезой Бринка–Акселя (рис. 2) для ядер, которые находятся в начале подоболочки (23Na – d5/2-подоболочка; 31P – d3/2-подоболочка) и отличается на 3 МэВ для ядер с почти заполненной подоболочкой (27Al – d5/2-подоболочка; 39K – d3/2-подоболочка).

Рис. 2.

Проверка гипотезы Бринка–Акселя для М1-резонанса в нечетных ядрах sd-оболочки.

Это связано с влиянием энергии спаривания нуклонов на свойства МДР в ядрах sd-оболочки. Другими словами, для ядер, находящихся в начале подоболочки, в формировании МДР принимает участие, в основном, нечетная частица. А для ядер с почти заполненной подоболочкой в формировании МДР возрастает роль nn- или рр-пар.

(6)
$\Delta {{E}_{{{\text{БА}}}}} = {{E}_{{{\text{ц}}{\text{.т}}{\text{.}}}}} - {{E}_{{{\text{ур}}}}},$
где: $\Delta {{E}_{{{\text{ц}}{\text{.т}}{\text{.}}}}} = E_{{{\text{ц}}{\text{.т}}{\text{.}}}}^{*} - E_{{{\text{ц}}{\text{.т}}{\text{.}}}}^{0}$ $E_{{{\text{ц}}{\text{.т}}{\text{.}}}}^{*}$– положение центра тяжести МДР на возбужденном состоянии; $E_{{{\text{ц}}{\text{.т}}{\text{.}}}}^{0}$ – положение центра тяжести МДР на основном состоянии; Еур – энергия уровня возбужденного состояния, на котором наблюдается МДР; ∆ЕБА – отличие в положении МДР предсказанного гипотезой Бринка–Акселя от экспериментального значения центра тяжести МДР.

Поведение полной силы МДР на основном состоянии для нечетных ядер sd-оболочки соответствует таковой, полученной из правила сумм Курата в рамках одночастичной оболочечной модели [9]. В то же время, полная сила МДР на возбужденных состояниях не соответствует таковой, полученной из правила сумм Курата (рис. 3). Это может быть связано с увеличением роли коллективного движения в структуре возбужденных состояний.

Рис. 3.

Сплошная кривая – правило сумм Курата [10]; ⚫ – зависимость полной силы МДР от А для возбужденных состояний в нечетных ядрах sd-оболочки, ◻ – данные работ [9, 18–21] для основного состояния.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В работе изучен γ-распад резонансно-подобных структур, наблюдаемых в реакции радиационного захвата протонов ядрами: 22Ne, 26Mg, 30Si, 34, 36S и 38Ar в районе энергий возбуждения 7–12 МэВ. Проведены измерения функций возбуждения данной реакции. Определены силы резонансных состояний в интервале энергий ускоренных протонов Еp = 1.0–3.0 МэВ. Идентифицирован МДР на возбужденных состояниях в ядрах sd-оболочки. Положение магнитного дипольного резонанса на возбужденных состояниях совпадает с таковым, предсказанным гипотезой Бринка–Акселя для ядер, которые находятся в начале подоболочки, и отличается на 3 МэВ для ядер с почти заполненной подоболочкой. Для ядер, находящихся в начале подоболочки, в формировании МДР принимает участие, в основном, нечетная частица, а для ядер с почти заполненной подоболочкой в формировании МДР возрастает роль nn- или рр-пар. Полная сила МДР на возбужденных состояниях, не соответствует таковой, полученной из правила сумм Курата, что может быть связано с увеличением роли коллективного движения в структуре возбужденных состояний.

Список литературы

  1. Heyde K., von Neumann-Cose P., Richter A. // Rev. Mod. Phys. 2010. V. 82. P. 2365.

  2. Raman S., Fagg L.W., Hicks R.S. Electric and magnetic giant resonances in nuclei. Singapore: World Sci., 1991. P. 355.

  3. Berg U.E.P., Acksermann K.A., Banert K. et al. // Phys. Lett. B. 1984. V. 140. P. 191.

  4. Fagg L.W. // Rev. Mod. Phys. 1975. V. 47. P. 683.

  5. Castel B., Singh B.P., Johnstone I.P. // Nucl. Phys. A. 1970. V. 157. P. 137.

  6. Zamick L., Abbs A., Halemann T.R. // Phys. Lett. B. 1981. V. 103. P. 87.

  7. Kohno M., Sprung D.W.L. // Phys. Rev. C. 1982. V. 26. P. 297.

  8. Качан А.С., Немашкало Б.А., Сторижко В.Е. // Ядерн. физ. 1989. Т. 49. С. 367; Kachan A.S., Nemashkalo B.A., Storizhko V.E. // Sov. J. Nucl. Phys. 1989. V. 49. P. 227.

  9. Качан А.С., Кургуз И.В., Ковтуненко И.С. и др. // Изв. РАН. Сер. физ. 2011. Т. 75. № 7. С. 973; Kachan A.S., Kurguz I.V., Kovtunenko I.S. et al. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2011. V. 75. № 7. P. 217.

  10. Kurath D. // Phys. Rev. 1963. V. 130. P. 1525.

  11. Mordechai S., Auerbach N., Green S. et al. // Phys. Rev. C. 1989. V. 40. P. 850.

  12. Newton J.O., Herskind B., Diamond R.M. et al. // Phys. Rev. Lett. 1981. V. 46. P. 1393.

  13. Jorgen J. // Nucl. Phys. A. 1988. V. 488. P. 261.

  14. Besold W., Reinhard P.G., Toepffer C. // Nucl. Phys. A. 1984. V. 431. P. 1.

  15. Caurier E., Grummalticos B., Ploszajcza M. // Phys. Lett. 1985. V. 151. P. 315.

  16. Paine B.M., Sargood D.G.V. // Nucl. Phys. A. 1979. V. 331. P. 389.

  17. Keinonen J., Riihonen M., Anttila A. // Phys. Rev. C. 1977. V. 15. P. 579.

  18. Качан А.С., Ковтуненко И.С., Кургуз И.В. и др. // Изв. РАН. Сер. физ. 2006. Т. 70. № 5. С. 751; Kachan A.S., Kovtunenko I.S., Kurguz I.V. et al. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2006. V. 70. № 5. P. 860.

  19. Качан А.С., Кургуз И.В., Ковтуненко И.С. и др. // Изв. РАН. Сер. физ. 2008. Т. 72. № 11. С. 1630; Kachan A.S., Kurguz I.V., Kovtunenko I.S. et al. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2008. V. 72. № 11. P. 1544.

  20. Качан А.С., Кургуз И.В., Ковтуненко И.С. и др. // Изв. РАН. Сер. физ. 2009. Т. 73. № 11. С. 1601; Kachan A.S., Kurguz I.V., Kovtunenko I.S. et al. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2009. № 11. V. 73. P. 1506.

  21. Качан А.С., Кургуз И.В., Ковтуненко И.С., Мищенко В.М. // Изв. РАН. Сер. физ. 2008. Т. 72. № 3. С. 430; Kachan A.S., Kurguz I.V., Kovtunenko I.S., Mischenko V.M. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2008. V. 72. № 3. P. 403.

  22. Качан А.С. // Укр. физ. журн. 1988. Т. 33. С. 989.

  23. Качан А.С., Водин А.Н., Немашкало Б.А. и др. // ЯФ. 1992. Т. 55. С. 2321.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Известия РАН. Серия физическая

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал