Известия РАН. Серия физическая, 2022, T. 86, № 8, стр. 1077-1080

ВВЕДЕНИЕ

Одной из фундаментальных проблем ядерной физики является исследование структуры легких ядер. Легкие ядра с A = 6 (⁶He, ⁶Li, ⁶Be) привлекают внимание экспериментаторов и теоретиков из-за своей ярко выраженной кластерной структуры.

Как известно, явление кластеризации является результатом строгой корреляции между нуклонами в атомных ядрах. Ядерные кластеры, отличающиеся от альфа-кластеров, играют заметную роль как для адекватного описания механизмов ядерных реакций, так и структуры ядер [1, 2].

Целью данной работы является изучение кластерной структуры ядра ⁶Li, представляющее значительный экспериментальный и теоретический интерес из-за кластерной структуры низколежащих состояний, рассматриваемых как ⁴He + d. В то же время, при высоких энергиях возбуждения возможно трехнуклонное квазимолекулярное состояние. Существование трехнуклонного кластерного состояния в изобарах с A = 6 было теоретически предсказано более полувека назад [3]. Такое состояние в ⁶Li описывается как двухфермионная система t + ³He и аналогично двухнуклонной системе.

Спектроскопическая информация о нижних уровнях ядра ⁶Li известна с достаточной точностью, в то время как данные о структуре возбужденных состояний, тем более данные о структуре, энергиях и ширинах высоковозбужденных состояний по-прежнему довольно противоречивы. На рис. 1 показано сравнение энергетических уровней ⁶Li, представленных в работах [4] и [5]. Существенное расхождение наблюдается при энергиях возбуждения выше 15.79 МэВ (пороговая энергия развала по каналу ⁶Li → t + ³He). Кроме того, расхождения в данной области демонстрируют результаты теоретических [3, 6] и последних экспериментальных работ [7–10]. Следовательно, требуется дальнейшее изучение структуры возбужденных состояний ⁶Li в различных реакциях и с использованием различных методов.

Рис. 1.

Сравнение энергетических уровней ⁶Li, представленных в работах [4] (левая панель) и [5] (правая панель).

МОДЕЛИРОВАНИЕ

Для определения вкладов различных конфигураций в структуру возбужденных состояний ⁶Li нами предложено исследование реакции неупругого рассеяния нейтронов на ядрах ⁶Li с регистрацией в совпадении как рассеянного нейтрона, так и вторичных частиц. Предполагаемый метод исследования достаточно подробно описан в работе [11], где в качестве налетающих частиц предлагается использовать альфа-частицы с энергией 30 МэВ. Однако исследовать область возбуждения ⁶Li выше порога развала по каналу ⁶Li → t + ³He при такой энергии не представляется возможным.

С помощью программы [12] было проведено кинематическое моделирование реакции n + ⁶Li. В программе из множества событий с произвольными или частично-заданными параметрами (энергия пучка, углы вылета и энергии вторичных частиц), отбираются только те события, которые удовлетворяют законам сохранения энергии и импульса с заданной заранее точностью.

Результаты проведенного кинематического моделирования показывают, что в случае регистрации неупруго-рассеянного нейтрона под углом, определенным в двухчастичной реакции n + + ⁶Li → n' + ⁶Li* с возбуждением определенного уровня ⁶Li, в совпадении с вторичными (развальными) частицами существуют кинематические области развальных частиц, соответствующие определенным каналам развала этого возбужденного состояния ⁶Li. Например, на рис. 2а представлено двумерное распределение E_α – Θ_α вторичных альфа-частиц для различных каналов развала возбужденного состояния ⁶Li*(5.65 МэВ). Параметры моделирования указаны в подписи к рисунку. Видно, что кинематические области, соответствующие каналу реакции α + d отличаются от тех, которые соответствуют каналам α + n + p, ⁵Li + n, ⁵He + p и практически полностью перекрываются. Однако, регистрация в совпадении неупруго-рассеянного нейтрона, вторичных альфа-частиц и нейтронов при определенных кинематических условиях дает возможность разделить кинематические области, соответствующие каналам α + p + n и ⁵Li + n (рис. 2б).

Рис. 2.

Двумерная диаграмма E_α – Θ_α развальных альфа-частиц для уровня ⁶Li*(5.65 МэВ). Параметры моделирования: E₀ = 60 ± 1 МэВ, Θ_n' = –80° ± 1°, E_n' = = 40.06 ± 2.14 МэВ (а). Двумерная диаграмма E_p – Θ_p развальных протонов для уровня ⁶Li*(5.65 МэВ). Параметры моделирования: E₀ = 60 ± 1 МэВ, Θ_n' = –80° ± 1°, E_n' = 40.06 ± 2.14 МэВ, Θ_α = 45° ± 2°, Θ_n = 55° ± 2°, E_n > > 8 МэВ (б).

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА

На нейтронном пучке канала РАДЭКС ИЯИ РАН проводятся исследования реакций с малонуклонными системами, вызванных нейтронами с энергией 10–100 МэВ. Для исследования таких реакций необходимы регистрация в совпадении нейтронов и заряженных частиц, их идентификация и определение энергии. Сложностью для такого типа работ являются условия канала РАДЭКС: широкий пучок нейтронов с диаметром ~50 мм, наличие большого γ-фона, а также ограничения в работе полупроводниковых кремниевых детекторов при облучении нейтронами.

Для проверки возможности регистрации в совпадении заряженных частиц и нейтронов на нейтронном канале РАДЭКС в качестве предварительных тестовых измерений была выбрана реакция n + ⁶Li → n + α + d, с регистрацией рассеянных нейтронов и вторичных альфа-частиц. При этом тестовые измерения могут считаться успешными в случае наличия пиков в энергетическом спектре зарегистрированных альфа-частиц, соответствующих развалу основного и возбужденных состояний ядра ⁶Li, в совпадении с нейтронным сигналом.

Ввиду широкого энергетического спектра нейтронов канала РАДЭКС, падающих на мишень, регистрация вторичных альфа-частиц и нейтронов позволит восстановить первоначальную энергию нейтрона для каждого зарегистрированного события.

По результатам моделирования был создан прототип экспериментальной установки (рис. 3), включающий как малую вакуумную камеру рассеяния с установленной мишенью ⁶Li₂CO₃ и телескопом ΔE–E кремниевых детекторов для регистрации заряженных частиц с толщинами 40 и 300 мкм, соответственно, так и нейтронный детектор на основе жидкого сцинтиллятора EJ-301 для регистрации нейтронов, позволяющий при необходимости измерять энергию нейтронов по методу времени пролета. Углы установки детекторов для регистрации заряженных частиц и нейтронов были выбраны ~90° и ~30°, соответственно, по разные стороны от оси пучка.

Рис. 3.

Схема экспериментальной установки для исследования реакции n + ⁶Li → α + d + n: 1 – поток нейтронов канала РАДЭКС; 2 – малая вакуумная камера рассеяния; 3 – ⁶Li₂CO₃-мишень; 4 – ΔE-детектор; 5 – E-детектор; 6 – нейтронный детектор.

Для получения временных и амплитудных характеристик сигналов использовалась система сбора информации на основе цифровых сигнальных процессоров DT5742 и DT5720 фирмы CAEN. Блок DT5742 предназначен для временного анализа сигналов и имеет следующие характеристики: количество детекторных входов 16, максимальная частота оцифровки 5 · 10⁹ выборок · с^–1 (шаг временной развертки 0.2 нс, 1024 канала), амплитудное разрешение 12 бит. Блок 5720 предназначен для амплитудного анализа и, соответственно, имеет характеристики: 4 детекторных входа, 250 · 10⁶ выборок · с^–1 (шаг 4 нс, 16 000 каналов), разрешение 12 бит. Сочетание этих дигитайзеров позволяет получать с хорошим разрешением как временную, так и амплитудную информацию со всех детекторов системы регистрации.

В системе сбора данных быстрый сигнал от ΔE-детектора запускал блок DT5742, на который также поступали временные сигналы от E-детектора и нейтронного детектора. Блок DT5742 в свою очередь запускал блок DT5720, на который поступали амплитудные сигналы со всех детекторов. Реальному событию соответствовал случай, когда на оба блока поступали сигналы от трех детекторов (ΔE-, E- и нейтронного детектора). Обработка информации в оффлайн режиме состояла из определения амплитуд и площадей импульсов, получения времен возникновения сигналов в детекторах, определении энергии нейтрона по времени пролета и цифрового анализа формы импульсов для дискриминации нейтронных событий от событий, вызванных γ-квантами.

На рис. 4 показана экспериментальная двумерная ΔE–E диаграмма, полученная при условии совпадения сигналов от ΔE-, E- и нейтронного детектора.

Рис. 4.

Двумерная ΔE–E диаграмма, полученная при условии совпадения сигналов от ΔE-, E- и нейтронного детектора. На диаграмме нанесены расчетные локусы, соответствующие однозарядным частицам (p, d, t) и ⁴He.

Усиление на детекторах было подобрано таким образом, чтобы отчетливо наблюдать альфа-частичный локус. В связи с этим однозначное разделение однозарядных частиц не предоставляется возможным. Для наглядности на диаграмме нанесены моделированные ΔE–E спектры ионизационных потерь протонов, дейтронов, тритонов и альфа-частиц.

К сожалению, недостаточная статистика проведенных измерений не позволяет получить энергетический спектр альфа-частиц, однако, возможность регистрации в совпадении заряженных частиц и нейтронов (“полезных” событий), а также возможность идентификации типа заряженной частицы кажется достаточно основательными.

Тестовые измерения проводились в течение ~30 мин при потоке нейтронов ~10⁷ см^–2 ⋅ с^–1 на измерительной мишени канала РАДЭКС. При телесных углах заряженных частиц и нейтронов ~6 · 10^–3 и ~2 · 10^–3 ср, соответственно, число “полезных” событий составило ~1.8 · 10^–2 с^–1. Это дает надежду, что при стабильном пучке нейтронов за достаточно приемлемое время можно исследовать кластерную структуру возбужденных состояний ⁶Li.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Описана тестовая установка для проверки возможности регистрации в совпадении заряженных частиц и нейтронов на нейтронном канале РАДЭКС ИЯИ РАН. Проведены тестовые измерения реакции n + ⁶Li → α + d + n с регистрацией в совпадении нейтронов и заряженных частиц.

Предполагается, что применение второго плеча для регистрации заряженных частиц и тонкой мишени даст возможность значительно расширить программу исследуемых реакций с малонуклонными системами на нейтронном пучке канала РАДЭКС, с восстановлением их полной кинематики, с разделением фоновых и исследуемых реакций.