1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Известия РАН. Серия физическая
  4. T. 84, № 8, 2020

Известия РАН. Серия физическая, 2020, T. 84, № 8, стр. 1070-1074

Поиск 9Hе при поглощении остановившихся пионов ядрами 14C

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

1 Федеральное государственное автономное образовательное учреждение высшего образования “Национальный исследовательский ядерный университет “МИФИ”
Москва, Россия

* E-mail: tileonova@yandex.ru

Поступила в редакцию 02.03.2020
После доработки 15.04.2020
Принята к публикации 27.04.2020

Полный текст (PDF)

Аннотация

Выполнен экспериментальный поиск образования тяжелого изотопа гелия 9Hе при поглощении остановившихся пионов ядрами 14C. Изучена структура уровней 9Hе в спектрах недостающих масс (MM) в реакциях: 14C(π–, p4He)Х и 14C(π–, d3He)Х. Впервые обнаружено состояние с высокой энергией возбуждения 12.5 МэВ и шириной состояния 1.5 МэВ. Установлено подавление образования основного состояния 9Hе в исследуемых реакциях.

ВВЕДЕНИЕ

Экспериментальная ситуация со структурой уровней тяжелого изотопа гелия 9He остается неопределенной [1, 2]. Впервые 9He наблюдался в реакции перезарядки пионов 9Be(π–, π+)9He [3]. Основное состояние оказалось нестабильным относительно нейтронного распада 9Heg. s. → 8He + n (Sn = 1.13(10) МэВ). Близкие значения резонансной энергии основного состояния были получены в реакциях перезарядки ионов: 9Be(13C, 13O)9He [4, 5] и 9Be(14C, 14O)9He [5, 6]. Стандартная оболочечная модель предсказывает, что в основном состоянии 9He последний нейтрон находится на p1/2-оболочке, и поэтому это состояние имеет спин-четность JP = 1/2–. Однако, как было показано в работе [7], малая ширина состояния, наблюдаемая в этих экспериментах (Γ = 0.42 МэВ [3] и Γ = 0.1 МэВ [6]), находится в противоречии с предсказаниями оболочечной модели и указывает на возможную примесь sd-оболочки [1].

В то же время в реакциях выбивания двух протонов 9Be(11Be, 8He + n)X были получены указания на то, что основное состояние 9He представляет собой виртуальное s-волновое состояния с длиной рассеяния as ≤ –10 фм, что соответствует максимуму в спектре возбуждения ≈0.2 МэВ [8]. В этом случае для 9Heg. s. спин-четность JP = 1/2+. Близкое значение величины as ≈ –12(3) фм было получено в реакции обдирки нейтрона d(8He, p)9He при энергии E = 15A МэВ [9]. В этой же реакции при E = 25A МэВ существование виртуального состояния с as > –20 фм определено из значительной асимметрии рассеяния вперед-назад в [10]. В нескольких экспериментах на тяжелых ионах были также получены указания на s-волновую природу 9Heg. s. [11, 12], но со значительно большей длиной рассеяния –3 ≤ as ≤ 0 фм. Следует отметить достаточно низкую статистическую обеспеченность результатов по наблюдению s-волнового состояния в перечисленных выше работах.

Столь же неопределенной оказываются теоретические предсказания положения и спина-четности [1, 2]. Таким образом, вопрос о спин-четности основного состояния 9He остается открытым, так же, как и положение этого состояния. Неопределенной является ситуация и с возбужденными состояниями 9He.

В табл. 1 представлены результаты измерений параметров возбужденных состояний 9He, полученных на пионных и ионных пучках. Заметим, что для тех работ, в которых получено указание на существование s-волнового основного состояния, в табл. 1 представлены значения резонансной энергии, отсчитанной от суммы масс 8He и нейтрона.

Таблица 1.  

Экспериментальные результаты по возбужденным уровням 9He

Ex, МэВ Г, МэВ Реакция/ссылка
2.33(10) 0.42(10) 9Be(π−, π+)9He [3]
4.93(10) 0.5(1)
≈7 ≈0.6
1.15(10)   9Be(13C, 13O)9He [4]
3.80(12)  
1.15(10) 0.7(2) 9Be(14C, 14O)9He [5]
3.03(10)  
3.98(12)  
≈8 0.7(2)
≈4 ≤1 14C(π−, p4He)9He, данная
работа
≈7 ≤1
≈12.5 ≈1.5
≈4 ≤1 14C(π−, d3He)9He, данная работа
≈7 ≤1  
Er, МэВ Г, МэВ Реакция/ссылка
1.33(8) 0.1(6) 1H(11Li,8He + n)X [11]
2.42(10) 0.7(2)
2.0(2) ~2 2H(8He, p)9He [12]
≥ 4.2 >0.5
1.2(1) ~0.1 2H(8He, p)9He [9]
3.4(8) 2.9(4)

Видно, что если учесть соотношение Er = Ex + + Er0 (Er0 − резонансная энергия основного состояния), результаты лежат в одном и том же диапазоне энергий возбуждения, но расходятся более сильно, чем приведенные погрешности измерений. По-видимому, одной из причин такого расхождения является недостаточная статистическая обеспеченность данных. Отметим, что только в двух работах [3, 5] наблюдались высоковозбужденные (Ex > 5 МэВ) состояния.

Как следует из обзоров [1, 2], теория предсказывает существование достаточно большого количества уровней, лежащих как в области энергий возбуждений до 5 МэВ, так и в высоковозбужденной области, вплоть до 10 МэВ [13, 14]. В области низких возбуждений наблюдается качественное согласие между предсказаниями теории и эксперимента [1, 2], однако вследствие расхождений результатов эксперимента говорить о количественном согласии нельзя.

В такой ситуации экспериментальная информация, позволяющая разрешить имеющие противоречия и получить данные о новых состояниях 9He, представляет большой интерес. Реакция поглощения остановившихся π–-мезонов ядрами позволяет эффективно исследовать структуру уровней легких нейтронно-избыточных ядер [15, 16]. В наших работах [17–21] этот метод был использован для исследования тяжелых изотопов гелия 5–8He. Несколько высоковозбужденных состояний этих ядер в этих измерениях наблюдались впервые. В настоящей работе представлены данные о структуре уровней изотопа 9He, полученные в корреляционных измерениях реакции поглощения остановившихся π–-мезонов ядрами радиоактивного изотопа углерода 14C: 14C(π–, p4He)Х и 14C(π–, d3He)Х.

ЭКСПЕРИМЕНТ

Измерения были выполнены на канале пионов низких энергий LAMPF с помощью двухплечевого многослойного полупроводникового спектрометра [22]. Пучок отрицательных пионов с энергией 30 МэВ проходил через бериллиевый замедлитель и останавливался в тонкой мишени (~24 мг ⋅ см–2). В качестве мишеней в измерениях использовались изотопы углерода − изотопно-чистая мишень 12C и радиоактивная мишень “14C”, состоящая из смеси 77% 14C и 23% 12C. Измерения на обеих мишенях проводились в рамках одного экспериментального сеанса. Это позволило в измерениях на радиоактивной мишени минимизировать погрешности определения вклада от поглощения 14C, который определялся после вычета вклада от поглощения на 12C. Скорость остановок пионов в мишенях составляла ∼6 ⋅ 104 с–1.

Вторичные заряженные частицы − изотопы водорода (p, d, t) и гелия (3, 4, 6He), образующиеся в реакции, регистрировались двумя многослойными полупроводниковыми телескопами, расположенными под углом 180° относительно друг друга. Каждый из телескопов состоял из двух тонких Si(Au) детекторов-идентификаторов без заметных нечувствительных слоев и 14 Si(Li) п.п.д. с полными толщинами ~3 мм с протяженностью нечувствительного слоя − 100 мкм. Суммарная толщина всех детекторов в каждом из телескопов ≅43 мм, что превышает пробег заряженных ядер, образующихся в исследуемых реакциях. В результате, достигается высокое энергетическое разрешение во всем диапазоне измерений энергий. Для однозарядных частиц (p, d, t) эта величина (FWHM) составляла 0.45 МэВ, а для двухзарядных изотопов гелия − 2 МэВ [15]. Точность определения абсолютной шкалы недостающих масс составила 0.1 МэВ [15, 16]. Более подробно спектрометр и экспериментальная методика описаны в работах [15, 16, 23].

РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

Спектры недостающих масс (MM), измеренные в реакциях 14C(π–, p4He)Х и 14C(π–, d3He)Х представлены на рис. 1 и 2. За начало отсчета принята масса 9He из компиляции [24] (Sn = –1.25 МэВ).

Рис. 1.

MM-спектр, измеренный в реакции 14C(π–, p4He)Х. а – Точки с погрешностями, MM-распределение, измеренное на “радиоактивной” мишени в предположении изотопно-чистого состава 14C; заштрихованная гистограмма 14C − MM-спектр, измеренный на мишени 12C и нормированный на долю 12C в “радиоактивной” мишени; б – точки с погрешностями, MM-спектр после вычета вклада примеси 12C, сплошные линии − Брейта−Вигнера распределения для основного и возбужденных состояний 9He, 1 – полное описание и 2 – распределение по фазовому объему p4Не7Не2n.

Рис. 2.

MM-спектр, измеренный в реакции 14C(π–, d3He)Х. а – Точки с погрешностями, MM-распределение, измеренное на “радиоактивной” мишени в предположении изотопно-чистого состава 14C; заштрихованная гистограмма 14C − MM-спектр, измеренный на мишени 12C и нормированный на долю 12C в “радиоактивной” мишени; б – точки с погрешностями, MM-спектр после вычета вклада примеси 12C, сплошные линии – Брейта–Вигнера распределения для основного и возбужденных состояний 9He, 1 – полное описание, 2 – распределение по фазовому объему d3He6Не3n.

Спектры, представленные на рис. 1а и 2а, получены в предположении, что поглощение происходит на ядрах 14C. В действительности заметный вклад в спектры вносят примесные ядра 12C, что наглядно демонстрируют события, лежащие в нефизической области MM < –1.25 МэВ. Для вычета этого вклада используются спектры, измеренные на изотопно-чистой мишени 12C, рассчитанные по кинематике поглощения на 14C и нормированные на процентный вклад примеси 12C (23%) в “радиоактивной” мишени. Полученные таким образом спектры показаны на рис. 1а и 2а в виде заштрихованных гистограмм. MM-спектры на 14C, полученные после вычитания примеси 12C, представлены на рис. 1б и 2б.

В обоих спектрах выделяются пики, обусловленные основным и возбужденными состояниями 9He. Для выделения состояний 9He был использован метод наименьших квадратов при описании спектров на рис. 1б и 2б суммой распределений Брейта−Вигнера и распределений по фазовым объемам всех возможных n-частичных каналов конечных состояний (n ≥ 4) с учетом энергетического разрешения измерений. При описании параметры основного состояния фиксировались (Sn = –1.25 МэВ [24], Γ = 0.42 МэВ [3]). Параметры возбужденных состояний являлись свободными и их значения представлены в табл. 1.

Наши результаты по положению основного состояния (Er0 ~ 1 МэВ) согласуются с результатами работ [3–6]. Однако вследствие невысокой статистической обеспеченности данных и энергетического разрешения нельзя исключить существование состояния с меньшей резонансной энергией. Следует отметить, что в обеих реакциях выходы каналов с образованием основного состояния 9He подавлены по сравнению с каналами с возбужденными состояниями. Указанием на подавление каналов реакции с образованием 8Heg. s.+ n является отсутствие вклада в описание непрерывных спектров конечных состояний π– + 14C → → p4He8Heg.s.n и π– + 14C → d3He8Heg.s.n. По-видимому, это подавление обусловлено структурой 14C. Как показано в обзоре [15] в трехчастичных каналах реакции поглощения остановившихся пионов, основной вклад в образование слабосвязанных состояний вносят квазисвободные процессы, в которых остаточная система не принимает непосредственного участия. В этом случае при отсутствии в поглощающем ядре внутриядерного кластера определенной конфигурации его образование в этой реакции будет сильно подавлено.

Эта же причина может объяснить отсутствие в наших данных указаний на уровни возбуждения в области Ex ~ 1–3 МэВ (Er ~ 2–4 МэВ), наблюдаемых в других экспериментах (см. табл. 1). Наблюдаемый нами в обеих реакциях уровень при Ex ≈ 4 МэВ совпадает с уровнем 3.98 МэВ, наблюдаемом в реакции перезарядки ионов 9Be(14C, 14O)9He [5, 6]. Этот уровень может представлять собой систему возбужденного состояния 8He (JP = 2+) и нейтрона на 1d5/2-оболочке [2]. Расчеты, выполненные в рамках модели связанных каналов, предсказывают для этого возбужденного состояния JP = 5/2+ [25].

Наши результаты подтверждают указания на существование относительно узкого состояния при Ex ~ 7 МэВ, которые были получены в работах [3, 5]. В целом ряде теоретических работ (см. обзоры [1, 2]), использующих различные виды оболочечных моделей, предсказываются сразу несколько уровней, лежащих в интервале 6.5 ≤ Ex ≤ ≤ 10 МэВ с различными квантовыми числами. В связи с недостаточным энергетическим разрешением не представляется возможным приписать наблюдаемому в наших измерениях состоянию определенную спин-четность.

Уровень с Ex ≈ 12.5 МэВ и Γ ≈1.5 МэВ, измеренный в реакции 14C(π–, p4He)Х, наблюдался впервые. Отметим, что эта величина возбуждения практически на 5 МэВ превышает максимальную энергию возбуждения, наблюдаемую до настоящего времени [1, 2]. Следует отметить, что в большинстве экспериментальных работ исследованная область возбуждений ограничена гораздо меньшими величинами. В работах [3, 5], в которых исследовалась область высоких возбуждений, статистическая обеспеченность данных недостаточна в этой области. Также отсутствуют и теоретические расчеты при Ex > 11 МэВ. Можно отметить, что наблюдаемый в наших измерениях уровень лежит вблизи порога распада 9He → tt3n (13.2 МэВ). Учитывая приближенность полученного результата нельзя исключить, что наблюдаемый уровень является пороговым.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Поиск состояний тяжелого изотопа гелия 9He был выполнен в корреляционных измерениях реакций поглощения остановившихся π–-мезонов 14C(π–, p4He)Х и 14C(π–, d3He)Х. В обеих реакциях наблюдалось основное состояние 9He, параметры которого совпадают с мировыми данными [1, 2]. Однако выход этого состояния подавлен по отношению к наблюдаемым возбужденным состояниям. Наши результаты подтверждают полученные ранее указания на существование достаточно узкого высоковозбужденного состояния при Ex ~ 7 МэВ. В реакции 14C(π–, p4He)Х впервые наблюдался уровень с рекордно высокой энергией возбуждения Ex ≈ 12.5 МэВ (Γ ≈ 1.5 МэВ).

Работа поддержана Министерством образования и науки РФ (грант N3.4911.2017/6.7) и программой повышения конкурентно способности НИЯУ “МИФИ” (соглашение с Министерством образования и науки РФ от 27 августа 2013, проект № 02.a03.21.0005).

Список литературы

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

  2. Пенионжкевич Ю.Э., Калпакчиева Р.Г. Легкие ядра у границы нейтронной стабильности. Дубна: ОИЯИ, 2016. 145 с.

  3. Seth K.K., Artuso M., Barlow D. et al. // Phys. Rev. Lett. 1987. V. 58. P. 1930.

  4. Bohlen H.G., Gebauer B., Kolbert D. et al. // Z. Phys. A. 1988. V. 330. P. 227.

  5. von Oertzen W., Bohlen H.G., Gebauer B. et al. // Nucl. Phys. A. 1995. V. 588. P. 129.

  6. Bohlen H.G., Blazevic A., Gebauer B. et al. // Prog. Part. Nucl. Phys. 1999. V. 42. P. 17.

  7. Barker F.C. // Nucl. Phys. A. 2004. V. 741. P. 42.

  8. Chen L., Blank B., Brown B.A. et al. // Phys. Lett. B. 2001. V. 505. P. 21.

  9. Kalanee T., Gibelin J., Roussel-Chomaz P. et al. // Phys. Rev. C. 2013. V. 88. Art. № 034301.

  10. Al Falou H., Leprince A., and Orr N.A. // J. Phys. Conf. Ser. 2011. V. 312. Art. № 092012.

  11. Johansson H.T., Aksyutina Y., Aumann T. et al. // Nucl. Phys. A. 2010. V. 842. P. 15.

  12. Golovkov M.S., Grigorenko L.V., Fomichev A.S. et al. // Phys. Rev. C. 2007. V. 76. Art. № 021605.

  13. Myo T., Kato K., Aoyama S. et al. // Phys. Rev. C. 2001. V. 63. Art. № 054313.

  14. Quaglioni S., Navratil P. // Phys. Rev. Lett. 2008. V. 101. Art. № 092501.

  15. Гуров Ю.Б., Лапушкин С.В., Сандуковский В.Г., Чернышев Б.А. // ЭЧАЯ. 2009. Т. 40. С. 1063; Gurov Yu.B., Lapushkin S.V., Sandukovsky V.G., Chernyshev B.A. // Phys. Part. Nucl. 2009. V. 40. P. 558.

  16. Гуров Ю.Б. Короткова Л.Ю., Лапушкин С.В. и др. // ЯФ. 2016. Т. 79. С. 338; Gurov Yu.B., Korotkova L.Yu., Lapushkin S.V. et al. // Phys. Atom. Nucl. 2009. V. 79. P. 525.

  17. Гуров Ю.Б., Карпухин В.С., Лапушкин С.В. и др. // Письма в ЖЭТФ. 2006. Т. 84. С. 3; Gurov Yu.B., Karpukhin V.S., Lapushkin S.V. et al. // JETP Lett. 2006. V. 84. P. 1.

  18. Гуров Ю.Б., Короткова Л.Ю., Лапушкин С.В. и др. // Изв. РАН. Сер. физ. 2014. Т. 78. С. 1370; Gurov Yu.B., Korotkova L.Yu., Lapushkin S.V. et al. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2014. V. 78. P. 1108.

  19. Гуров Ю.Б., Короткова Л.Ю., Лапушкин С.В. и др. // Письма в ЖЭТФ. 2015. Т. 101. С. 73; Gurov Yu.B., Korotkova L.Yu., Lapushkin S.V. et al. // JETP Lett. 2015. V. 101. P. 69.

  20. Гуров Ю.Б., Короткова Л.Ю., Кузнецов Д.С. и др. // Изв. РАН. Сер. физ. 2015. Т. 79. С. 512; Gurov Yu.B., Korotkova L.Yu., Kuznetsov D.S. et al. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2015. V. 79. P. 470.

  21. Гуров Ю.Б., Жеан-Короткова, Л.Ю., Карпухин В.С. и др. // Изв. РАН. Сер. физ. 2018. Т. 82. С. 753; Gurov Yu.B., Jean-Korotkova L.Yu., Karpukhin V.S. et al. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2018. V. 82. P. 678.

  22. Гуров Ю.Б., Лапушкин С.В., Леонова Т.И. и др. // Изв. РАН. Сер. физ. 2019. Т. 83. С. 530; Gurov Yu.B., Lapushkin S.V., Leonova T.I. et al. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2019. V. 83. P. 479.

  23. Gornov M.G., Gurov Yu.B., Morokhov P.V. et al. // Nucl. Instrum. Meth. Phys. Res. A. 2000. V. 446. P. 461.

  24. Wang M., Audi G., Wapstra A.H. et al. // Chin. Phys. C. 2012. V. 36. P. 1603.

  25. Palit R., Adrich P., Aumann T. et al. // Nucl. Phys. A. 2004. V. 731. P. 235.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска содержание выпуска

Известия РАН. Серия физическая

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал