1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Известия РАН. Серия физическая
  4. T. 85, № 5, 2021

Известия РАН. Серия физическая, 2021, T. 85, № 5, стр. 685-689

Возможность извлечения энергии виртуального pp-состояния в реакции d + 1H → p + p + n

Е. С. Конобеевский 1, 3, А. А. Афонин 1, А. А. Каспаров 1, В. М. Лебедев 2, В. В. Мицук 1, 3, *, М. В. Мордовской 1, 3, А. В. Спасский 2, С. В. Зуев 1

1 Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт ядерных исследований Российской академии наук
Москва, Россия

2 Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего образования “Московский государственный университет имени М.В. Ломоносова”, Научно-исследовательский институт ядерной физики имени Д.В. Скобельцына
Москва, Россия

3 Федеральное государственное автономное образовательное учреждение высшего образования “Московский физико-технический институт (национальный исследовательский университет)”
Долгопрудный, Россия

* E-mail: vyacheslav.mitsuk@phystech.edu

Поступила в редакцию 20.11.2020
После доработки 28.12.2020
Принята к публикации 27.01.2021

Полный текст (PDF)

Аннотация

Рассмотрена задача определения энергии виртуального pp-состояния в реакции d + 1H → (p + p) + n. Приведены результаты выбора основных и дополнительных параметров эксперимента, связанных с детектированием нейтрона: временного разрешения, длины пролетной базы и интервала времени пролета нейтрона при отборе событий. Представлено сравнение результатов моделирования и данных тестового эксперимента.

ВВЕДЕНИЕ

Важной проблемой современной ядерной физики является изучение нарушения зарядовой симметрии (НЗС) ядерных сил. Данный эффект отражается, в частности, в различии протон-протонной и нейтрон-нейтронной синглетных длин рассеяния. Протон-протонную длину рассеяния получают из прямого эксперимента по рассеянию протонов на водородной мишени [1, 2]. В [2] приведено современное значение ядерной части длины рассеяния, не включающее в себя кулоновский вклад, которое составляет –17.3 ± 0.4 фм. Нейтрон-нейтронную длину рассеяния из-за отсутствия нейтронной мишени получают только из реакций с двумя нейтронами в конечном состоянии, например, d + d → p + p + n + n и n + d → n + + n + p [3–7]. Однако в [8] было показано, что на извлекаемую величину длины рассеяния влияет взаимодействие nn-пары с протоном или протонной парой. Можно предположить, что аналогичное влияние на извлекаемую величину протон-протонной длины рассеяния (и энергии pp-синглетного состояния) в реакции d + p → n + p + p может оказать взаимодействие pp-пары с третьей частицей (нейтроном). В ИЯИ РАН в настоящее время проводятся работы по исследованию реакции d + p → n + p + p, целью которых является изучение влияния 3N-сил на извлекаемую величину энергии виртуального pp-состояния (Epp).

КИНЕМАТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ РЕАКЦИИ d + 1H → (pp) + n

Для определения оптимальных параметров эксперимента было проведено кинематическое моделирование реакции d + 1H → p + p + n [9]. Моделирование реакции проведено в два этапа с использованием программ, описанных в [10]. На первом этапе моделировалась двухчастичная реакция d + 1H → (pp) + n при энергии пучка дейтронов 15 МэВ. Затравочная масса двухпротонной системы берется в виде m2p = 2mp + Epp. Поскольку искомое значение энергии виртуального уровня, извлекаемое в рассматриваемой реакции неизвестно, при моделировании его брали в широком интервале Epp = 0.2–0.8 МэВ. С учетом условий эксперимента (угол установки детектора заряженных частиц должен быть не менее 15°), были определены оптимальные углы вылета нейтрона (38° ± 2°) и pp-системы (–18° ± 1.5°), соответствующие максимально возможным в эксперименте энергиям вторичных протонов. Положительным и отрицательным углам соответствуют углы вылета налево и направо от оси пучка, соответственно.

На втором этапе моделирования рассматривается реакция трехчастичного развала d + 1H → p + + p + n. При этом углы регистрации протона и нейтрона брались близкими к значениям углов вылета нейтрона и pp-системы, определенным на первом этапе моделирования (38° ± 2° и –18° ± 1.5°, соответственно). Для каждого моделированного события относительная энергия системы двух протонов, т.е. превышение полной энергии pp-системы над ее массой, рассчитывается через кинетические энергии вторичных протонов и угол их разлета в лабораторной системе [11]. При этом для всех событий, разрешенных кинематикой реакции при заданных параметрах эксперимента, два протона могут иметь относительную энергию ε в интервале от 0 до ~1.4 МэВ. Отбор событий со значениями относительной энергии pp-системы ε в интервале Epp ± Γ приводит к структуре в энергетическом спектре протонов. Присутствие двух пиков в спектре протонов объясняется тем, что в реакциях с образованием и развалом виртуального pp-состояния при условии детектирования протона под углом близким к углу вылета pp-системы, попасть в детектор могут только частицы от развала pp-состояния, вылетающие в системе центра масс или вперед (~0°) или назад (~180°). При этом разность между энергиями в спектре зависит от энергии pp-состояния. Кинематическое моделирование показывает, что при определенных кинематических условиях имеется прямая зависимость формы энергетического распределения “развальной” частицы от энергии квазисвязанного состояния, позволяющая определить эту важную характеристику нуклон-нуклонного взаимодействия. Поэтому сравнение спектров протонов, полученных в ходе моделирования со спектрами, полученными из эксперимента, позволяет определить энергию квазисвязанного pp-состояния в исследуемой трехчастичной реакции [9].

В ходе кинематического моделирования были получены следующие параметры эксперимента:

• Угол регистрации протона: 18° ± 2.5°.

• Диапазон измерения энергии протонов: 0.5–8 МэВ.

• Угол регистрации нейтрона: 38° ± 2°.

• Форма энергетического спектра протонов позволяет определить величину Epp в диапазоне от 200 до 600 кэВ.

ВЫБОР ДОПОЛНИТЕЛЬНЫХ ПАРАМЕТРОВ ЭКСПЕРИМЕНТА – ДЛИНЫ ПРОЛЕТНОЙ БАЗЫ И ИНТЕРВАЛА ВРЕМЕНИ ПРОЛЕТА НЕЙТРОНА

Рассмотрим выбор дополнительных параметров эксперимента. Расстояние от мишени до нейтронного детектора определяется углами вылета нейтрона, соответствующими углам вылета двухпротонной системы в двухчастичной реакции d + + p → (pp) + n при Epp в интервале 200–600 кэВ. Возможное расстояние выбирается с учетом диаметра нейтронного детектора. Необходимо учитывать, что увеличение пролетной базы улучшает энергетическое разрешение детектора, но уменьшает его телесный угол (аксептанс). Оптимальная величина, удовлетворяющая данным требованиям, составляет 70 см (при диаметре нейтронного детектора 5 см).

Далее проводился выбор другого дополнительного параметра эксперимента – интервала времени пролета нейтрона, в котором будут отбираться события нейтрон-протонных совпадений. На рис. 1 результаты моделирования представлены диаграммой Ep–tn, в координатах времени пролета нейтрона и энергии протонов. Из рисунка видно, что события, соответствующие извлечению энергии pp-состояния в интервале 200–600 кэВ, составляют малую часть всех событий с регистрацией p–n совпадений. Поэтому ограничение временного интервала регистрации нейтрона приведет к увеличению доли полезных событий в спектре протонов (проекция событий диаграммы на ось ординат). При этом отсекается ненужный фон протонов (события с относительной энергией, не соответствующей выбранному интервалу).

Рис. 1.

Диаграмма Ep–tn, в координатах времени пролета нейтрона (ось абсцисс) и энергии протонов (ось ординат): 1 – события без отбора по Epp, 2 – события с Epp = 600 кэВ, 3 – события с Epp = 200 кэВ.

Выбор интервала времени пролета осуществлялся без учета временного разрешения (для всех Epp в интервале 200–600 кэВ) в соответствии со следующими условиями:

1) Максимальное соотношение “эффект/фон”.

2) Незначительное уменьшение количества полезных событий.

3) Несовпадение пиков фона и пиков спектра после отбора.

Указанные требования приводят к необходимости выбрать интервал 22–25 нс.

На рис. 2 для выбранного временного интервала представлены спектры энергии протонов Ep: фоновые спектры (все значения Epp) и спектры для определенных значений энергии Epp.

Рис. 2.

Спектры энергии протонов Ep для выбранного интервала времени пролета (22–25 нс): а – спектр для значения Epp = 200 кэВ (2) и фоновый спектр (1); б – спектр для значения Epp = 400 кэВ (2) и фоновый спектр (1).

В результате анализа отбора событий для различных интервалов времени пролета нейтронов показано, что выбранный интервал (22–25 нс) при длине пролетной базы 70 см приводит к наилучшим условиям исследования формы спектра протонов для извлекаемой энергии Epp в интервале 200–600 кэВ.

ИССЛЕДОВАНИЕ ВЛИЯНИЯ ВРЕМЕННОГО РАЗРЕШЕНИЯ НЕЙТРОННОГО ДЕТЕКТОРА НА СПЕКТРЫ ПРОТОНОВ

Далее рассматривалось влияние временного разрешения на форму спектров протонов: при этом было выбрано конкретное значение Epp = 200 кэВ и интервал времени пролета (22–25 нс).

На рис. 3 показаны спектры протонов (“фоновые” и для Epp = 200 кэВ) при изменении временного разрешения. Видно, что при ухудшении разрешения изменяется как соотношение “эффект/фон”, так и значительно уменьшается количество полезных событий.

Рис. 3.

Cпектры протонов, отобранные по времени пролета (22–25 нс), для различного временного разрешения: а – 1, б – 2, в – 4, г – 8 нс; 1 – спектр без отбора по Epp, 2 – спектр, соответствующий отбору по Epp =200 кэВ.

Анализ моделированных спектров для различных величин Epp позволяет сделать вывод, что максимальное допустимое значение временного разрешения составляет 2 нс, так как при больших значениях этой величины уменьшается соотношение “эффект–фон”, уменьшается количество полезных событий.

СРАВНЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ МОДЕЛИРОВАНИЯ С ПРЕДВАРИТЕЛЬНЫМИ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫМИ ДАННЫМИ

С использованием параметров, полученных в результате кинематического моделирования, был проведен тестовый эксперимент по исследованию реакции d + 1H → p + p + n на пучке дейтронов НИИЯФ МГУ с энергией 15 МэВ. Схема эксперимента представлена в [9], но в данном эксперименте в схеме ΔE–E-система дополнена третьим детектором (кремниевый детектор с толщиной 250 мкм).

В проводимом эксперименте регистрировались в совпадении протон и нейтрон. Для протона измерялись потери в кремниевых детекторах, проводился отбор протонов от дейтронов и других заряженных частиц. Спектр протонов восстанавливался по потерям в детекторах с учетом потерь во всех слоях между мишенью и детекторами. Для нейтронного детектора проводился отбор событий по форме импульса (n–γ разделение). На данном этапе исследования отбор по времени пролета нейтрона не проводился. На рис. 4 представлено сравнение экспериментального спектра протонов и моделированных спектров без отбора по Ерр и с отбором Ерр = 300 кэВ.

Рис. 4.

Сравнение результатов моделирования с предварительными экспериментальными данными: 1 – моделированный спектр протонов без отбора по Epp; 2 – моделированный спектр протонов для Epp = = 300 кэВ; 3 – экспериментальный спектр протонов (без отбора по времени пролета).

Сравнение результатов моделирования с предварительными экспериментальными данными показало:

1) Энергетический интервал полученного спектра протонов достаточен для определения Epp в интервале энергии 200–600 кэВ.

2) Для анализа формы спектра (наличия пиков для определенного значения Epp) необходимы определение времени пролета нейтрона с хорошим разрешением (<2 нс) и отбор событий в узком временном окне нейтронов.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Результаты кинематического моделирования реакции d + 1H → p + p + n показали, что анализ формы спектра протонов при определенных параметрах эксперимента может дать информацию о величине Epp. Определены оптимальные параметры эксперимента – расстояние между мишенью и нейтронным детектором, а также интервал времени пролета нейтронов для отбора экспериментальных данных (22–25 нс). Определена максимально допустимая величина временного разрешения (2 нс). Проведенное сравнение результатов моделирования и предварительных экспериментальных данных показало, что энергетический интервал полученного спектра протонов достаточен для определения Epp в интервале энергии 200–600 кэВ. Однако, для наилучшего выделения полезных событий необходимо измерение времени пролета нейтрона с хорошим разрешением (<2 нс) и отбор событий в узком временном окне пролета нейтронов.

Список литературы

  1. Machleidt R. // Phys. Rev. C. 2001. V. 63. Art. No. 024001.

  2. Miller G.A., Nefkens B.M.K., Slaus I. // Phys. Rep. 1990. V. 194. No. 1–2. P. 1.

  3. Huhn V., Watzold L., Weber Ch. et al. // Phys. Rev. C. 2000. V. 63. No. 1. Art. No. 014003.

  4. von Witsch W., Ruan X., Witala H. // Phys. Rev. C. 2006. V. 74. No. 1. Art. No. 014001.

  5. Chen Q., Howell C.R., Carman T.S. et al. // Phys. Rev. C. 2008. V. 77. No. 5. Art. No. 054002.

  6. Gonzales Trotter D.E., Salinas F., Chen Q. et al. // Nucl. Rev. Lett. 1999. V. 83. No. 19. P. 3798.

  7. Gonzales Trotter D.E., Salinas F., Tornow W. et al. // Phys. Rev. C. 2006. V. 73. No. 3. Art. No. 034001.

  8. Конобеевский Е.С., Зуев С.В., Каспаров A.A. и др. // ЯФ. 2018. Т. 81. № 5. С. 555; Konobeevski E.S., Zuyev S.V., Kasparov A.A. et al. // Phys. Atom. Nucl. 2018. V. 81. No. 5. P. 595.

  9. Конобеевский Е.С., Афонин А.А., Зуев С.В. и др. // Изв. РАН. Сер. физ. 2020. Т. 84. № 4. С. 492; Konobeevski E.S., Afonin A. A., Zuyev S.V. et al. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2020. V. 84. No. 4. P. 378.

  10. Зуев С.В., Каспаров А.А., Конобеевский Е.С. // Изв. РАН. Сер. физ. 2017. Т. 81. № 6. С. 753; Zuyev S.V., Kasparov A.A., Konobeevski E.S. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2017. V. 81. No. 6. P. 679.

  11. Robson D. // Nucl. Phys. A. 1973. V. 204. No. 3. P. 523.

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