Известия РАН. Серия физическая, 2020, T. 84, № 8, стр. 1080-1084

ВВЕДЕНИЕ

Изучение кластерной структуры легких слабосвязанных ядер является актуальной задачей, привлекающей внимание экспериментаторов и теоретиков. Особый интерес вызывает единственный стабильный изотоп ядер бериллия – ⁹Be, кластерную структуру которого можно рассматривать как состоящую из двух альфа-частиц, дополненную нейтроном. При этом возбужденные состояния ⁹Be могут распадаться либо прямо на две альфа-частицы и нейтрон, либо через промежуточные состояния c нестабильными ядрами ⁸Be + n или ⁵He + α [1–3]. Таким образом, двухчастичные конфигурации ⁸Be + n и ⁵He + α, наряду с конфигурацией α + α + n, могут играть важную роль при описании кластерной структуры возбужденных состояний ⁹Be.

Исследования кластерной структуры ⁹Be ведутся в течение длительного времени, однако до сих пор имеется необходимость получения количественных данных о вероятности распада возбужденных состояний через различные кластерные каналы [1–5]. Для определения кластерной структуры возбужденных состояний ⁹Be предлагается исследование неупругого рассеяния дейтронов и альфа-частиц с возбуждением различных состояний с регистрацией как рассеянной частицы (дейтрон или альфа-частица), так и частицы от распада этих состояний (нейтрон или альфа-частица). Выбор дейтронов и альфа-частиц в качестве ядер-снарядов обусловлен их простейшей структурой, что позволяет упростить изучение механизмов ядерных реакций и получать информацию о структуре ядра-мишени, а из-за достаточно малых энергий порогов развала через каналы ⁸Be + n, α + α + n и ⁵He + α многие возбужденные состояния ⁹Be могут распадаться с испусканием нейтронов и альфа-частиц.

МОДЕЛИРОВАНИЕ РЕАКЦИИ НЕУПРУГОГО РАССЕЯНИЯ ДЕЙТРОНОВ И АЛЬФА-ЧАСТИЦ

Кинематическое моделирование реакции неупругого рассеяния дейтронов и альфа-частиц на ядрах ⁹Be было проведено при помощи программы кинематического моделирования ядерных реакций [6], в которой события с произвольно выбранными или частично определенными параметрами (например, углами или энергиями некоторых вторичных частиц) выбираются в соответствии с критерием соблюдения законов сохранения энергии и импульса. В результате работы программы получается массив выходных параметров (энергий и углов вылета), соответствующих определенной реакции.

Моделирование проведено в два этапа. На первом этапе моделируется двухчастичная реакция неупругого рассеяния дейтрона или альфа-частицы на ядре ⁹Be с возбуждением определенного низколежащего уровня E*. Выбирая угол регистрации рассеянной частицы (дейтрона или альфа-частицы) Θ, мы фиксируем энергию Е рассеянного дейтрона или альфа-частицы под этим углом. На втором этапе эти значения угла вылета и энергии рассеянной частицы используются в качестве входных параметров при моделировании реакций с четырьмя частицами (рассеянная частица и три частицы от распада возбужденного состояния ⁹Be) в конечном состоянии.

Было проведено кинематическое моделирование ⁹Be(d, d 'α)X, ⁹Be(d, d 'n)X, ⁹Be(α, α'n)X и ⁹Be(α, α'α)X для различных возбужденных уровней ⁹Be и каналов распада. В случае пучка альфа-частиц исследуемые реакции будут:

На рис. 1а показаны моделированные энергетические спектры “распадных” альфа-частиц от распада возбужденного состояния ⁹Be* (4.704 МэВ) для различных каналов. Параметры моделирования: энергия пучка E_α = 30 МэВ, углы регистрации рассеянных и “распадных” альфа-частиц Θ_α' = 90° ± 1° и Θ_α = –40° ± 10° соответственно. Отрицательные углы соответствуют углу вылета слева от оси пучка, положительные углы – справа от оси пучка. Видно, что форма моделированного энергетического спектра “распадных” альфа-частиц для канала ⁵He + α существенно отличается от формы спектров для каналов ⁸Be + n и α + α + n, распад через которые приводит к почти одинаковым энергетическим спектрам.

Рис. 1.

Результаты моделирования реакции ⁹Be(α, α'n)X и ⁹Be(α, α'α)X с возбуждением уровня 4.704 МэВ при энергии альфа-частиц 30 МэВ: а – энергетические спектры вторичных альфа-частиц; б – энергетические спектры вторичных нейтронов. Распад через каналы: 1 – ⁵He + α, 2 – α + α + n, 3 – ⁸Be + n.

Также было проведено моделирование неупругого рассеяния альфа-частиц с регистрацией рассеянных альфа-частиц и “распадных” нейтронов со следующими параметрами моделирования: энергия пучка E_α = 30 МэВ, углы регистрации рассеянных альфа-частиц и нейтронов Θ_α' = = 80° ± 1° и Θ_n = –40° ± 10° соответственно. На рис. 1б показан моделированный энергетический спектр нейтронов от распада возбужденного состояния 4.704 МэВ ядра ⁹Be для различных каналов распада. Видно, что анализ формы энергетического спектра “распадных” нейтронов дает возможность различить распад ⁹Be через каналы ⁸Be + n и α + α + n.

Похожая картина наблюдается и в случае моделирования реакции неупругого рассеяния дейтрона с возбуждением низколежащих состояний ядра ⁹Be. На рис. 2а и 2б показаны моделированные энергетические спектры “распадных” нейтронов и альфа-частиц в реакциях ⁹Be(d, d 'n)X и ⁹Be(d, d 'α)X. Видно, что и в случае рассеяния дейтронов форма моделированного энергетического спектра “распадных” нейтронов для канала ⁵He + α существенно отличается от формы спектров для каналов ⁸Be + n и α + α + n, а анализ формы спектра “распадных” альфа-частиц дает возможность различить распад ⁹Be через каналы ⁸Be + n и α + α + n.

Рис. 2.

Результаты моделирования реакции ⁹Be(d, d 'n)X и ⁹Be(d, d'α)X при энергии дейтронов 15 МэВ: а – энергетические спектры вторичных нейтронов от распада уровня 6.76 МэВ ядра ⁹Be, Θ_d' = 30° ± 1°, Θ_n = = –20° ± 10°; б – энергетические спектры вторичных альфа-частиц от распада уровня 3.05 МэВ ядра ⁹Be, Θ_d' = 50° ± 1°, Θ_n = –55° ± 5°. Распад через каналы: 1 – ⁵He + α, 2 – α + α + n, 3 – ⁸Be + n.

Таким образом, результаты моделирования показывают, что регистрация рассеянной частицы (дейтрона или альфа-частицы) в совпадении с частицей от распада определенного возбужденного состояния ⁹Be с определением энергетического спектра “распадной” частицы позволит определить вклад различных кластерных конфигураций в структуру этих состояний.

СОВПАДАТЕЛЬНЫЙ ЭКСПЕРИМЕНТ ⁹Be(α, α'n)X ПРИ ЭНЕРГИИ 30 МэВ

По результатам моделирования была определена схема экспериментальной установки для изучения неупругого рассеяния α-частиц на ядрах ⁹Be в инклюзивном и эксклюзивном (с регистрацией частиц от распада возбужденного состояния ядра) режимах, показанная на рис. 3. Тестовый эксперимент был проведен на пучке альфа-частиц с энергией 30 МэВ циклотрона У-120 НИИЯФ МГУ со средним током 5–10 нА. Была использована самоподдерживающаяся бериллиевая мишень 2 толщиной ≈1 мг ∙ см^–2, расположенная в камере рассеяния 1 диаметром 23 см. Для регистрации заряженных частиц вне камеры рассеяния использовалось тонкое выходное окно камеры из лавсана толщиной 20 мкм.

Рис. 3.

Схема экспериментальной установки: 1 – камера рассеяния, 2 – мишень, 3 – кремниевый ∆E-детектор, 4 – кремниевый E-детектор, 5 – сцинтилляционный детектор, 6 – предусилители кремниевых детекторов, 7 – цифровой сигнальный процессор.

Неупруго рассеянные альфа-частицы детектировались с помощью ΔE–E телескопа, расположенного вне камеры рассеяния под углом 60°. В качестве ΔE-детектора 3 был использован кремниевый детектор толщиной ~24 мкм, а в качестве E-детектора 2 кремниевый детектор толщиной 316 мкм. Сигналы от кремниевых детекторов через предусилители 6 подавались на входы цифрового сигнального процессора 7 CAEN DT5720.

Сигналы от альфа-частиц однозначно отбирались по потерям в ΔE–E телескопе от сигналов однозарядных частиц и ³He. Энергия рассеянных альфа-частиц, вылетающих из мишени, восстанавливалась из потерь в ΔE и E детекторах с учетом рассчитанных потерь во всех слоях на пути от мишени до детекторов.

Во втором плече установки под углом Θ₂ = 50°, Φ = 180° располагался детектор 5 на основе жидкого водородосодержащего сцинтиллятора EJ-301. Сигналы с этого детектора также подавались на вход сигнального цифрового процессора DT5720. Детектор может регистрировать как гамма-кванты, так и нейтроны, однако позволяет разделять вызванные ими события по форме импульса (PSD – Pulse Shape Discrimination). В данном тестовом эксперименте из-за недостаточной статистики выделялись события, вызванные суммарно нейтронами и гамма-квантами. Наличие быстрых сигналов с E-детектора и сцинтилляционного детектора 5 позволит в дальнейшем при достаточной статистике определять энергию нейтронов, и соответственно, получать энергетический спектр нейтронов.

Экспериментальные спектры были получены в двух режимах – инклюзивном с регистрацией только рассеянных альфа-частиц и в эксклюзивном с регистрацией в совпадении альфа-частиц и частиц во втором плече (гамма-квантов или/и нейтронов). На рис. 4 показаны результаты инклюзивного эксперимента: энергетический спектр рассеянных альфа-частиц (рис. 4а) и спектр недостающей массы, отражающий возбуждение различных состояний ⁹Be (рис. 4б). Видно, что для высоких энергий возбуждения >4 МэВ трудно выделить вклады отдельных возбужденных состояний ⁹Be.

Рис. 4.

Экспериментальные спектры реакции ⁹Be(α, α'): а – энергетический спектр рассеянных альфа-частиц (инклюзивное измерение); б – спектр энергии возбуждения ядра ⁹Be по результатам инклюзивного измерения; в – спектр энергии возбуждения ядра ⁹Be по результатам эксклюзивного измерения. Также показаны положения основных возбужденных состояний ⁹Be [7].

На рис. 4в показан аналогичный спектр возбуждений для эксклюзивного эксперимента, при этом в сцинтилляционном детекторе регистрировались суммарно гамма-кванты и нейтроны.

Видно, что в этом случае нерезонансный фон значительно подавлен, и можно выделять события, соответствующие определенным возбужденным состояниям ядра ⁹Be, и при достаточной статистике получать энергетические спектры нейтронов от распада различных возбужденных состояний. Как показали результаты моделирования (рис. 1, 2), в этом случае возможно определение кластерной структуры этих состояний.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Проведено кинематическое моделирование реакции неупругого рассеяния дейтронов и альфа-частиц на ядрах ⁹Be. Результаты моделирования показывают, что регистрация рассеянной частицы (дейтрона или альфа-частицы) в совпадении с частицей от распада определенного возбужденного состояния ⁹Be с определением энергетического спектра “распадной” частицы позволит определить вклад различных кластерных конфигураций в структуру этих состояний. Создана экспериментальная установка, позволяющая регистрировать рассеянные заряженные частицы в совпадении с нейтронами или гамма-квантами от распада возбужденных состояний легких ядер. Для разделения нейтронных и гамма-сигналов используется метод n–γ разделения по форме импульса.

Экспериментальные спектры были получены в двух режимах – инклюзивном с регистрацией рассеянных альфа-частиц и в эксклюзивном с регистрацией в совпадении альфа-частиц и частиц во втором плече (гамма-квантов или/и нейтронов). Показано, что во втором случае нерезонансный фон значительно подавлен, и можно выделять события, соответствующие определенным возбужденным состояниям ядра ⁹Be, и при достаточной статистике получать энергетические спектры нейтронов от распада различных возбужденных состояний. Как показали результаты моделирования, в этом случае возможно определение кластерной структуры этих состояний.

Исследование выполнено при финансовой поддержке РФФИ в рамках научного проекта № 18-32-00944.