Известия РАН. Серия физическая, 2019, T. 83, № 4, стр. 571-574

На основе развитой в [1] методики регистрации высокоэнергетичных γ-квантов германиевым детектором большого объема в совпадениях с α-частицами с помощью быстрых временных оцифровщиков формы сигналов измерены выходы высокоэнергетичных γ-квантов, соответствующих переходам из первых возбужденных состояний ядер ^206,210,214Pb и ²¹⁸Po, образующихся в цепочке α-распада ²²⁶Ra.

В качестве детектора α-частиц использовался кремниевый pin-диод с площадью рабочей поверхности 1 см², а γ-кванты регистрировались детектором GS 5020 объемом 200 см³ в электроохлаждаемом криостате СР-5 производства фирмы “Canberra”. Детектор α-частиц и источник ²²⁶Ra помещались в вакуумную камеру, откачиваемую с помощью турбомолекулярного насоса до давления 10^–5 мбар. Расстояние от источника до α-детектора составляло 16 мм. Детектор γ-квантов размещался с внешней стороны камеры за тонким фланцем из нержавеющей стали на расстоянии 35 мм от источника. Угол между детекторами составлял 90°.

Сигналы с детекторов поступали на временной осциллограф Tektronix DPO 7354 с операционной системой Windos XP. Сохраненные в файлы осциллограммы (фреймы) событий α–γ-совпадений обрабатывались в режиме off-line с помощью разработанных цифровых алгоритмов в пакетах С++ и Fortran [1].

Эффективность регистрации γ-квантов германиевым детектором с учетом квадрупольного характера их испускания в α–γ-совпадениях рассчитывалась с помощью пакета Geant4.

Временной спектр α–γ-совпадений приведен на рис. 1. В спектре время-амплитудного конвертора (Time to Amplitude Converter) – ТАС-спектре – отчетливо виден пик, соответствующий совпадениям α-частиц с γ-квантами, испускаемыми с первых возбужденных уровней дочерних ядер.

Ассиметричность спектра обусловлена организацией работы схемы совпадений в цифровом осциллографе, когда старт определяется сигналом с α-детектора, а захват сигнала с γ-канала происходит в течение временного окна 100 нс. Временное разрешение схемы совпадений с использованием NaI(Tl)-детектора составляло 5 нс, а временное разрешение для схемы с германиевым детектором – 30 нс.

Наблюдаемые совпадения довольно редки (10^–6–10^–4 от основной моды α-распада с основного состояния материнского на основное состояние дочернего ядра). Предыдущие эксперименты по регистрации тормозных фотонов при α-распаде [2] показали, что интенсивность регистрируемых совпадений не превышает в среднем одно событие в секунду. С целью увеличения чувствительности методики было предложено представлять события, соответствующие α–γ-совпадениям, в виде распределения N_α–γ(E_α,E_γ) на двумерной плоскости [E_γ · E_α], где E_α – энергия регистрируемых α-частиц, E_γ – энергия тормозного фотона (γ-кванта). Это дает возможность наглядным образом выделять события, ответственные за испускание тормозного фотона, лежащие в окрестности линии, удовлетворяющей закону сохранения энергии.

где $E_{\alpha }^{0}$ – энергия α-частицы при распаде материнского ядра в основное состояние без испускания тормозного фотона.

Величина k, равная отношению (M–m_α)/M (где М и m_α – масса материнского ядра и α-частицы, соответственно) – тангенс угла наклона прямой E_α+ kE_γ на плоскости [E_γ · E_α]. Этому же закону подчиняются энергии γ-квантов и α-частиц, испускаемых при распадах на первые возбужденные уровни дочерних ядер.

Таким образом, измеряя выходы γ-квантов в совпадениях с α-частицами, можно экспериментально измерить коэффициент k для каждого конкретного случая и сравнить с расчетным значением, что является проверкой правильности проведения энергетической калибровки α- и γ-трактов.

На рис. 2а представлено распределение событий, соответствующих совпадениям α-частиц с γ-квантами при распаде ²²⁶Ra в двумерном поле [E_γ · E_α] во всем временном интервале от –100 до +100 нс относительно появления стартового сигнала в α-тракте.

На рисунке наблюдаются четыре горизонтальные линии, пересекающие ось ординат и соответствующие α₅-группе при E_α = 7.687 МэВ, α₄-группе при E_α = 6.0 МэВ, α₂- и α₃-группам при E_α = 5.5 МэВ и 5.3 МэВ и α₁-группе при E_α = = 4.8 МэВ.

Наблюдаемые наиболее интенсивные линии соответствуют случайным совпадениям α-частиц начальных энергий $E_{\alpha }^{0}$ с γ-квантами, испускаемыми изотопами ²¹⁴Bi и ²¹⁴Pb.

Отбор совпадений в окрестности пика в ТАС-спектре приводит к существенному изменению распределения совпадений на плоскости [E_γ · E_α] – его фильтрации и проявлению четко выраженных пиков, соответствующих α-γ совпадениям (см. рис. 2б). На основании вычисленных координат этих пиков становится возможным проведение линий ${{E}_{\alpha }} + k{{E}_{\gamma }} = {\text{с }}onst = E_{\alpha }^{0},$ по двум точкам, расположенным в начале E_γ = 0, E_α= $E_{\alpha }^{0}$ и в максимумах интенсивности.

В табл. 1 приведены экспериментальные данные по измерению коэффициента k для всех наблюдаемых максимумов пиков α–γ-совпадений. Как видно из табл. 1, наблюдается удовлетворительное согласие экспериментальных данных с расчетными значениями коэффициентов наклона k.

Число истинных $N_{{{{E}_{\alpha }}{{E}_{\gamma }}}}^{{true}}$ α–γ-совпадений определялось по формуле

где $N_{{\Delta {{E}_{\alpha }}\Delta {{E}_{\gamma }}}}^{{peak}},$ $N_{{\Delta {{E}_{\alpha }}\Delta {{E}_{\gamma }}}}^{{random}}$ – число событий в пике TAC-спектра (истинные совпадения вместе со случайными) шириной каналов τ_peak, а также “плато” (случайные совпадения – random) шириной каналов τ_random соответственно.

В табл. 2 представлены экспериментальные данные по выходам γ-квантов N_true, испускаемых в совпадениях с α-частицами, соответствующих распадам материнских ядер на первые возбужденные уровни для трех серий измерений с разными детекторами α-частиц. Приведены значения флюенса α-частиц для каждого из α-детекторов, количества совпадений для всех α–γ-групп и усредненные значения вероятностей переходов, выделенной α–γ-группы.

Вероятности переходов рассчитывалась по формуле

где N_α–γ — число истинных α–γ-совпадений; n_α – интенсивности α-частиц исследуемой группы в единицу времени, регистрируемых без совпадений; Δt – время набора; ε(E2, E_γ) – эффективность регистрации γ-кванта мультипольности E2.

Так как значения энергий переходов для α_2,4,5-групп близки (≈800 кэВ) возможна дополнительная проверка правильности выбранной методики регистрации α–γ-совпадений по относительной интенсивности испускания соответствующих этим переходам γ-линий. Эта проверка позволила обойтись без расчета эффективности регистрации γ-квантов ε(E2, E_γ) и флюенса α-частиц n_αΔt.

В табл. 3 представлены полученные экспериментальные данные по вероятностям γ-переходов с первых возбужденных уровней дочерних ядер. Полученные экспериментальные значения вероятностей α–γ-переходов находятся в удовлетворительном согласии с имеющимися в литературе [3] данными и результатами ранних экспериментов [1].

Предложенная в работе методика с применением быстрых временных оцифровщиков формы сигналов с полупроводникового α-детектора и германиевого γ-детектора большого объема позволила оценить вероятности распада первых возбужденных состояний на уровне 10^–5 от основной моды распада.