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

Известия РАН. Серия физическая, 2019, T. 83, № 4, стр. 530-533

Спектроскопия 8He при поглощении остановившихся пионов ядрами 12,14C

Ю. Б. Гуров 1, С. В. Лапушкин 1, Т. И. Леонова 1, В. Г. Сандуковский 1, Б. А. Чернышев 1, *

1 Национальный исследовательский ядерный университет “МИФИ”
Москва, Россия

* E-mail: chernyshev@mephi.ru

Поступила в редакцию 01.10.2018
После доработки 15.10.2018
Принята к публикации 19.11.2018

Полный текст (PDF)

Аннотация

Структура уровней тяжелого изотопа гелия 8He исследовалась в реакциях поглощения остановившихся пионов изотопами углерода: 12С(π−, p3He)X, 14С(π−, d4He)X и 14С(π−, t3He)X. Измерения были выполнены с помощью двухплечевого многослойного полупроводникового спектрометра на ускорителе LANL. Поиск состояний 8He проводился в спектре недостающих масс до энергий возбуждений ~20 МэВ. Впервые наблюдалось состояние Ex ≈ 6.4 МэВ, Г ≤ 1 МэВ, структура которого, возможно определяется двумя валентными нуклонами, находящимися на оболочке (1p1/2)2.

ВВЕДЕНИЕ

Легкие нейтронно-избыточные ядра, лежащие вблизи границы нуклонной стабильности, представляют интерес в исследованиях экзотических свойств ядерной материи. Точное определение их параметров в основном и возбужденных состояниях является основой для развития ядерных моделей и лежащих в их основе потенциалов.

Среди нуклонно-стабильных изотопов 8He обладает рекордным отношением числа нейтронов к числу протонов: N/Z = 3. В 8He валентные нуклоны более связаны по сравнению с валентными нейтронами в 6He (S2n(8He) = 2.14 МэВ, S2n(6He) = = 0.973 МэВ [1]). Возможным следствием является совпадение величин среднеквадратичных радиусов этих изотопов (RRMS(6He) = 2.50 ± 0.05 фм, RRMS(8He) = 2.52 ± 0.03 фм [2]), несмотря на различие в количестве нуклонов. Ранее, основное состояние 8He рассматривалось как α-частичный кор, окруженный четырьмя валентными нейтронами, находящихся на оболочке p3/2 [3]. Однако, как было показано экспериментально [4, 5] и теоретически [6, 7], волновая функция основного состояния наряду с компонентой (p3/2)4 может содержать заметную примесь других компонент − (p3/2)2(s1/2)2, (p3/2)2(d5/2)2 и (p3/2)2(p1/2)2.

Возбужденные уровни 8Не наблюдались в нескольких экспериментальных работах (см. компиляцию мировых данных [1] и обзоры [8, 9]), но статистическая обеспеченность результатов достаточно невысока. По-видимому, это является основной причиной в неопределенности энергии первого возбужденного состояния, значения которой лежат в интервале Ex1 = 2.7–3.6 МэВ. Другое объяснение такого заметного разброса может быть связано с тем, что в экспериментах наблюдается суперпозиция двух состояний − 2+-резонанса и мягкого дипольного резонанса с JP = 1– [10]. Тогда различия в результатах эксперимента могут быть обусловлены различной заселенностью этих состояний. Однако это предположение требует лучшей статистической обеспеченности результатов.

В нескольких работах [1, 5, 10, 11] наблюдались более высокие возбуждения 8He. Наблюдаемый спектр возбуждений ограничен энергией Ex = 7.5 МэВ [11]. Но эти результаты можно рассматривать только как указания на существование таких состояний, вследствие низкой статистики.

В нашей работе [12] представлены результаты по спектроскопии 8He, полученные в реакции 9Bе(π−, p)X поглощения остановившихся пионов ядрами 9Bе. Полученные результаты по параметрам возбужденных уровней представлены в таблице. В настоящей работе исследовались каналы образования 8He при поглощении пионов изотопами углерода 12,14C − 12С(π−, p3He)X, 14С(π–, d4He)X и 14С(π–, t3He)X.

ЭКСПЕРИМЕНТ

Эксперимент был выполнен на канале пионов низких энергий ускорителя LANL с помощью двухплечевого многослойного полупроводникового спектрометра [13]. Пучок отрицательных пионов с энергией 30 МэВ проходил через бериллиевый замедлитель и останавливался в тонкой мишени (~24 мг · см–2). Скорость остановок пионов в мишенях составляла ~6 ⋅ 104 с–1. Мишень 12С являлась изотопно чистой, вклад неконтролируемых примесей ≤1%. “Радиоактивная мишень” 14С представляла собой смесь изотопов (76% − 14С и 23% − 12C), вклад неконтролируемых примесей не превышал 1%. Измерения на обеих мишенях проводились в рамках одного экспериментального сеанса, что позволило минимизировать погрешности вычитания вклада примеси 12С из “радиоактивной мишени”.

Заряженные частицы, образующиеся при поглощении пионов ядрами мишени, регистрировались двумя многослойными полупроводниковыми телескопами, расположенными под углом 180° относительно друг друга. Энергетическое разрешение для однозарядных частиц (p, d, t) составило ΔE1 (FWHM) ≈ 0.45 МэВ, для изотопов гелия 3,4He − ΔE2 (FWHM) ≈ 2 МэВ. Разрешение по недостающей массе (ММ) при регистрации пары однозарядная частица и изотоп гелия составило ΔMM (FWHM) ≤ 3 МэВ. Погрешность абсолютной привязки шкалы ММ ≤ 100 кэВ. Более подробно спектрометр и экспериментальная методика описаны в работах [13, 14].

РЕЗУЛЬТАТЫ

Поиск возбужденных состояний 8He проводился в спектрах ММ для реакций 12С(π–, p3He)X, 14С(π–, d4He)X и 14С(π–, t3He)X. Спектр, измеренный на мишени 12С, представлен на рис. 1. За начало отсчета принята масса основного состояния 8He. Экспериментальный спектр был описан суммой брейт–вигнеровских распределений и n-частичных распределений по фазовому объему (n > 3) с учетом энергетического разрешения установки. Несмотря на достаточно низкую статистическую обеспеченность данных, удалось выделить два состояния 8He: основное состояние и уровень возбуждения с Ex ≈ 3.9 МэВ и Γ ≤ 1 МэВ.

Рис. 1.

Спектр ММ для реакции 12С(π–, p3He)X. Точки с погрешностями – экспериментальные данные. Сплошные линии – распределения Брейт–Вигнера для основного и возбужденного состояний, 1 − суммарное распределение по фазовым объемам. Стрелками отмечены положения двух наблюдаемых уровней 8He.

Наилучшей статистической обеспеченностью обладают данные, полученные в реакции 14С(π–, d4He)X (рис. 2). Результаты измерений на “радиоактивной мишени” представлены на рис. 2а. События, лежащие в “нефизической” области (ММ < 0 МэВ), обусловлены примесью 12С. Количественный вклад примеси может быть определен по результатам измерений на мишени 12С, выполненных в том же экспериментальном сеансе. ММ-спектр для этих измерений был рассчитан в кинематике реакции на 14С и нормирован на относительный вклад примеси (23%). Полученный спектр изображен на рис. 2а, как заштрихованная гистограмма. Результат вычета примеси представлен на рис. 2б.

Рис. 2.

Спектр ММ для реакции 14С(π–, d4He)X. a – измерения на “радиоактивной мишени”, б – спектр, полученный после вычитания вклада примеси 12С. Точки с погрешностями – экспериментальные данные. Заштрихованная гистограмма – вклад примеси 12С. Сплошные линии – распределения Брейт–Вигнера для основного и возбужденных состояний, 1 − суммарное распределение по фазовым объемам. Стрелками отмечены положения трех наблюдаемых уровней 8He.

Описание спектра на рис. 2б проводилось аналогично предыдущему случаю. Однако вследствие недостаточной статистики пик в области 5 МэВ не удается разделить однозначным образом. Поэтому параметры первого возбужденного состояния, найденного в измерениях на 12С, были фиксированы. В результате для второго возбужденного состояния были найдены следующие параметры Ex ≈ ≈ 6.4 МэВ и Γ ≤ 1 МэВ.

Аналогичным образом рассматривался спектр ММ, измеренный в реакции 14С(π–, t3He)X (рис. 3). Параметры возбужденных состояний, найденные в этой реакции, совпадают с результатами, полученными в реакции 14С(π–, d4He) (табл. 1).

Рис. 3.

Спектр ММ для реакции 14С(π–, t3He)X. a – измерения на “радиоактивной мишени”, б – спектр, полученный после вычитания вклада примеси 12С. Точки с погрешностями – экспериментальные данные. Заштрихованная гистограмма – вклад примеси. Сплошные линии – распределения Брейт–Вигнера для основного и возбужденного состояний, 1 – суммарное распределение по фазовым объемам. Стрелками отмечены положения трех наблюдаемых уровней 8He.

Таблица 1.  

Экспериментальные результаты по возбужденным уровням 8He

Ex, МэВ Г, МэВ Работа/Реакция
2.7–3.6 0.6 ± 0.2 [1]
3.62 ± 0.14 0.3 ± 0.2 [15]
3.6–3.9 ~0.5 [16]
3.9 ± 0.2 0.3 ± 0.1 [12]
3.9 ± 0.5 ≤1 12С(π–, p3He)X, 14С(π–, d4He)X и 14С(π–, t3He)X
4.36 ± 0.2 1.3 ± 0.5 [1]
4.6 ± 0.3 0.3 ± 0.1 [12]
5.4 ± 0.5 0.3 ± 0.5 [15]
5.3–5.5 – [16]
6.03 ± 0.10 0.15 ± 0.15 [19]
6.4 ± 0.5 ≤1 14С(π–, d4He)X и 14С(π–, t3He)X
7.16 ± 0.04 0.1 ± 0.1 [1]

ОБСУЖДЕНИЕ

Полученные результаты по структуре возбужденных уровней 8He вместе с экспериментальными результатами других работ представлены в таблице. Данные ранних работ взяты из компиляции [1].

Видно, что первое возбужденное состояние, наблюдаемое во всех исследованных нами каналах реакции, совпадает в пределах экспериментальных погрешностей с экспериментальными результатами недавних работ. Относительно узкая ширина этого уровня не подтверждает гипотезу, что наблюдаемый пик обусловлен суперпозицией двух состояний. Положение первого возбужденного уровня наиболее близко к теоретическим расчетам, выполненным в работах [16–18].

Второе возбужденное состояние (6.4 МэВ), наблюдаемое в измерениях на 14С, находится наиболее близко к состоянию Ex = 6.03 МэВ, обнаруженному в реакции 10B(12C,14O)8He [19]. Сразу в нескольких теоретических работах предсказывается существование уровня вблизи 6 МэВ (см. обзор [8]). Однако предсказания квантовых чисел для этого состояния различаются. Наилучшее согласие с нашим результатом получено в работе [18], в которой уровню с Ex = 6.40 МэВ приписывается спин-четность JP = 1+.

Отсутствие уровня с Ex ≈ 6.4 МэВ в измерениях на 12C, а также в более ранних измерениях реакции 9Be(π−, p)X [12] может служить указанием на структуру валентных нейтронов в этом состоянии. При поглощении остановившихся пионов образование слабосвязанных нейтронно-избыточных состояний наиболее предпочтительно происходит в квазисвободных процессах, в которых остаточное ядро не принимает непосредственного участия в реакции [14]. В этом случае волновые функции нуклонов остатка близки к волновым функциям в поглощающем ядре. В отличие от 9Be и 12C, ядро 14C имеет два нейтрона на оболочке p1/2. Тогда в каналах реакции, где эти нейтроны являются “спектаторами”, они останутся на этой же оболочке в остаточном ядре 8He. Поэтому можно предположить, что структура валентной оболочки состояния (6.4 МэВ) имеет следующий вид − (p3/2)2(p1/2)2. Заметим, что в расчетах работы [18] предсказывается существование уровня с JP = 0+ при Ex = 6.20 МэВ.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Поиск возбужденных состояний тяжелого изотопа гелия 8He проводился в спектре недостающих масс, полученных в корреляционных измерениях реакций 12С(π−, pt)X, 14С(π–, d4He)X и 14С(π–, t3He)X. Первое возбужденное состояние (Ex = 3.9 ± 0.5 МэВ, Г ≤ 1 МэВ), наблюдаемое во всех каналах реакции, совпадает в пределах экспериментальных погрешностей с экспериментальными результатами недавних работ. Относительно узкая ширина этого уровня не подтверждает предположения о том, что наблюдаемый пик обусловлен суперпозицией двух состояний. Впервые наблюдалось состояние (Ex = 6.4 ± 0.5 МэВ, Г ≤ 1 МэВ), предположительно имеющее следующую структуру валентных нейтронов − (p3/2)2(p1/2)2.

Работа поддержана Министерством высшего образования и науки РФ грант № 3.4911.2017/6.7.

Список литературы

  1. Tilley D.R., Kelley J.H., Godwin J.L. et al. // Nucl. Phys. A. 2004. V. 745. P. 155.

  2. Tanihata I., Savajols H., Kanungo R. // Progr. Part. Nucl. Phys. 2013. V. 68. P. 215.

  3. Zhukov M.V., Korsheninnikov A.A. Smedberg M.H. // Phys. Rev. C. 1994. V. 50. P. R1.

  4. Chulkov L.V., Aksouh F., Bleile A. et al. // Nucl. Phys. A. 2005. V. 759. P. 43.

  5. Scaza F. Lapoux V., Keeley N. et al. // Nucl. Phys. A. 2007. V. 788. P. 260.

  6. Hagino K., Takahashi N., Sagawa H. // Phys. Rev. C. 2008. V. 77. № 5. Art. no. 054317.

  7. Kanada-En’yo Y. Taniguchi Y., Kimura M. // Nucl. Phys. A. 2008. V. 805. P. 392.

  8. Пенионжкевич Ю.Э., Калпакчиева Р.Г. Легкие ядра у границы нейтронной стабильности. 2016. Дубна. ОИЯИ. С. 137.

  9. Григоренко Л.В., Головков М.С., Крупко С.А. и др. // УФН. 2016. Т. 186. № 5. С. 337; Grigorenko L.V., Golovkov M.S., Krupko S.A. et al. // Phys. Usp. 2016. V. 59. No 4. P. 321.

  10. Grigorenko L.V., Golovkov M.S., Ter-Akopian G.M. et al. // Phys. Part. Nucl. Lett. 2009. V. 6. No 2. P. 118.

  11. Seth K.K. // Nucl. Phys. A. 1985. V. 434. P. 287.

  12. Chernyshev B.A. et al. // The 3rd International Conference on Particle Phys. and Astrophys., KnE Energy & Physics. 2018. V. 2018. P. 78.

  13. Gornov M.G., Gurov Yu.B., Morokhov P.V. et al. // NIM Phys. Res. A 2000. V. 446. No 3. P. 461.

  14. Гуров Ю.Б., Лапушкин С.В., Чернышев Б.А. и др. // ЭЧАЯ. 2009. Т. 40. № 4. С. 1063; Gurov Yu.B., Lapushkin S.V., Chernyshev B.A. et al. // Phys. Part. Nucl. 2009. V. 40. No 4. P. 158.

  15. Lapoux V., Alamanos N., Keeley N. // J. Phys. Conf. Ser. 2006. V. 49. P. 161.

  16. Golovkov M.S., Grigorenko L.V., Ter-Akopian G.M. et al. // Phys. Lett. B. 2009. V. 672. No 1. P. 22.

  17. Гopбaтoв A.M. и дp. // ЯФ. 1989. T. 50. C. 1551.

  18. Wolters A.A., van Hees A.G.M., Glaudemans P.W.M. // Phys. Rev. C. 1990. V. 42. No 5. P. 2062.

  19. Stolla Th., Bohlen H.G., Gebauer B. et al. // Z. Phys. A. 1996. V. 356. P. 233.

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