Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Теоретические модели для описания бинарного и тройного кластерного распада составных ядерных систем 15
1.1. Статистическая модель для описания процессов бинарного распада компаунд-систем 15
1.2. Статистическая модель для описания процессов тройного кластерного распада компаунд-систем 22
1.3. Бинарные и тройные кластерные распады ядер в модели жидкой капли при больших угловых моментах 23
1.4. Альфа-кластерная модель 29
Глава 2. Установка «Спектрометр Бинарных Реакций (БРС)» 32
2.1. Многопроволочные счетчики низкого давления 35
2.2. Ионизационная камера Брэгга (БИК) 40
Глава 3. Эксперимент Ar + Mg 47
3.1. Метод выделения различных каналов реакции с помощью Z3-Z4 корреляций 48
3.2. Анализ угловых 83-94распределений 49
3.3. Анализ угловых фЗ - ф4 распределений 51
3.3.1. Четыре доказательства того, что представленная реакция идет не на ядрах ,60 или 12С, а в основном на ядрах 24Mg 56
3.3.2. Оценка содержания кислорода в мишени с использованием анализа фЗ - ф4 распределений для процессов с нечетным «потерянным» зарядом 59
3.4. Энергетическая калибровка 61
3.5. Анализ двумерных распределений: ТКЕ - (фЗ - ф4) 69
3.6. Двухступенчатая модель реакции и кинематические расчеты для нее 73
3.7. Дифференциальные сечения различных выходных каналов. Сечения образования отдельных фрагментов 78
3.8. Угловые распределения продуктов реакции 82
Глава 4. Эксперимент S + Mg 85
4.1. Разделение различных выходных каналов реакции 87
4.2. Угловые распределения фЗ - ф4 88
4.3. Кислород в мишени 89
4.4. Дифференциальные сечения продуктов реакции 94
Заключение 98
Литература 102
Благодарности
- Статистическая модель для описания процессов тройного кластерного распада компаунд-систем
- Ионизационная камера Брэгга (БИК)
- Анализ угловых 83-94распределений
- Угловые распределения фЗ - ф4
Введение к работе
Исследования ядерных систем, формирующихся в реакциях с тяжелыми ионами при больших переданных угловых моментах, в ядрах среднего массового диапазона от А = 30 до А = 80, есть одна из интереснейших тем изучения на протяжении последних десятилетий. К тому же, возникновение кластерных конфигураций при распаде таких состояний, создаёт дополнительную интригу в ходе всестороннего анализа динамики делительных процессов указанных ядерных структур. Особенно интересным представляются поиски гипердеформированных конфигураций в делящейся системе, что достаточно хорошо предсказывается и описывается с помощью теоретических моделей [1 - 11], но на сегодняшний день недостаточно полно изучено экспериментально [12]. Такие конфигурации образуются в результате взаимодействия ускоренных тяжелых ионов с веществом мишени, с формированием возбужденной компаунд-системы. Причем процесс формирования может сопровождаться возникновением различных деформированных (супер- и гипердеформации) состояний этих компаунд-систем. Напомним, что под супер-и гипердеформациями следует понимать вытянутые квадрупольные деформации ядер с соотношением большой оси к малой оси эллипсоида вращения 2:1 для супердеформации и 3:1 для гипердеформации (параметр деформации р2 в первом случае составляет ~ 0.6, а во втором ~ 0.8 - 1.0), соответственно. Возбуждение снимается путем испускания компаунд-системой у-квантов, легких заряженных частиц (нуклоны, а-частицы) - это так называемые реакции «слияния - испарения», а также путем распада исходной системы на два фрагмента - это реакции «слияния - деления». В последнем случае может реализовываться как и тройной распад с образованием а-кластерных структур, так и чисто бинарный распад, а также двойной распад, где один из фрагментов будет тоже гипердеформирован, что позволит ему снимать возбуждение посредством испускания у каскадов. Таким образом, ведущая роль в изу-
чении этих процессов отводится методам у- спектроскопии в совокупности с методами спектрометрии заряженных частиц. На практике данная задача решается с использованием больших у-детекторных установок (OSIRIS, Nrdball [13], GASP [14 - 15], Gammasphere [16], Euroball [17]), требующих высокой эффективности регистрации у-квантов и значительного числа отдельных детекторов в сборке для того, чтобы как можно больше у-квантов регистрировалось в отдельном событии. Для более комплексного анализа выделенного канала реакции, эти у-установки работают вместе с детекторами заряженных частиц (см. гл. 2, BRS) от которых требуется высокое пространственное и энергетическое разрешение.
Хронология событий, относящихся к изучению процессов по указанной тематике показывает, что первые исследования начались с 80-х годов прошлого века, когда была открыта супердеформация в ядрах Dy [18]. Затем были предприняты попытки найти гипердеформированные состояния в том же l52Dy [19 - 20] и в 147Gd [21]. Однако как показала практика, поиски таких состояний в тяжелых ядрах при больших угловых моментах с помощью методов у-спектроскопии [12], составляют довольно трудоемкую задачу (частично еще и потому, что возникает конкуренция с некоторыми делительными модами реакции). С другой стороны, большой интерес представляет изучение механизмов деления этих состояний и, в частности, тройной кластерный распад (в выходном канале реакции образуются два фрагмента и а-кластер), а также конкуренция этого процесса с чисто бинарным распадом (в выходном канале реакции образуются только два фрагмента). В дальнейшем обзоре будет рассмотрена эволюция экспериментальных данных, начиная с изучения бинарных распадов и заканчивая тройным кластерным делением.
При исследованиях ядерных систем легкой и средней группы масс (АКомп ^ 80), образующихся в результате реакций взаимодействия тяжелых ионов с ядрами мишени, в отдельных экспериментах обнаружилось в угловом распределении продуктов реакции аномально большое сечение упругого
рассеяния под большими углами. После проведения в этом направлении ряда работ [22 - 24] было предложено несколько механизмов, объясняющих причины увеличения выходов фрагментов под большими углами в упругие и неупругие каналы. В частности, данный эффект мог объясняться и как процесс формирования ядерных молекулярных конфигураций, и как реакция с образованием двойной ядерной системы [25], и как упругое компаунд-рассеяние, в котором деление компаунд-ядра происходит обратно в упругий канал. В конечном счете, возобладала гипотеза о том, что это увеличение сечений под большими углами предполагает формирование долгоживущей двойной ядерной системы, имеющей большую деформацию. Эта гипотеза согласуется с моделью, в которой для реакций глубоко неупругих передач два сталкивающихся фрагмента прилипают друг к другу и испытывают конечное вращение перед распадом. В итоге, для описания реакций с тяжелыми ионами при больших переданных угловых моментах, рассматривается два механизма реакции: описанное выше, образование двойной ядерной системы с ее последующим распадом и механизм обычного образования компаунд-системы также с ее дальнейшим распадом [26].
Далее, можно выделить три массовые области образования составных ядерных систем легкой и средней групп масс: область, где формируются достаточно легкие составные системы, с Акомп = 20 - 32, область средних составных систем, с Акомп = 32 - 56 и область более тяжелых систем, с Акомп = 56 -80.
Для реакций, приводящих к образованию первой из указанных областей, характерны определенные трудности с установлением механизма формирования выходных фрагментов. Здесь для того, чтобы определить какой из механизмов ответственен за образование конкретного зарегистрированного элемента, рассматривают его кинетические характеристики в совокупности с соответствующими расчетами по статистической модели. Так в [27] для реакции 9Ве + "Вс помощью описанной процедуры, в экспериментальном
спектре скоростей элементов бора удалось выделить две компоненты, характеризующие разные процессы его образования. В дальнейшем, для реакций io,iig + iig да] анализ энергетических спектров и функций возбуждения продуктов реакции позволил установить реализацию механизма «слияния -испарения» для упомянутых процессов. С другой стороны в реакции ,0В + ,0В [28] наблюдалось значительное уменьшение сечения «слияния» по сравнению с расчетным. Привлечение кинематического анализа распределения скоростей отдельных фрагментов, дало основания строить предположения об образовании двойной ядерной системы с последующим ее бинарным распадом. Экспериментальная ситуация несколько упрощается для реакций использующих массово асимметричные входные каналы. Здесь использование инверсной кинематики позволяет довольно четко идентифицировать «ми-шенно-подобные» продукты реакции и, например, для реакций ,7'180 + 10'ПВ и ,9F + 9Ве из [29] установить бинарную природу распада компаунд ядра А1 (реакция ,80 + ПВ при энергии пучка Елаб = 63 МэВ). К тому же, для полноты
t Я 11 IT 11
картины в реакциях 0+ В и О + В в эксперименте использовалась техника совпадений, с помощью которой выделялись фрагменты реакции (Zi и Z2) согласно Zi + Z2 = ZK0Mn. Важный результат этих исследований заключался в том, что процесс вторичной эмиссии легких заряженных частиц после деления составной системы на два осколка был очень незначительным! Данные, говорящие в пользу образования статистически устойчивой компаунд системы были получены в реакциях 180 + 10В и 19F + ^е [29] в каждой из которых образовывалось компаунд ядро А1. В указанных случаях проверялась гипотеза Бора, согласно которой распад составного ядра зависит только от энергии, момента количества движения и четности, но не зависит от способа его образования. Проверка состояла в сравнении отношения сечений для различных выходных каналов (при конкретных входных каналах) как функции энергии возбуждения испущенных фрагментов. Полученные результаты, да-
вали основания полагать, что в указанных реакциях образуется, а затем и распадается компаунд-система А1.
Теперь рассмотрим массовую область средних составных систем, Акомп = 32 - 56. Началось все с изучения неупругого рассеяния под задними углами в реакции 20Ne + 12С [30]. Анализируя угловые распределения, было показано, что большинство из их характеристик описывает процессы образования дол-гоживущей, вращающейся двойной ядерной системы 20Ne + 12С. Более детальное исследование этой системы сделано в [31], где в функции возбуждения реакции (функция возбуждения реакции - это выход реакции в функции от кинетической энергии) обнаружено резонансное поведение для некоторых выходных каналов. Эти квази-молекулярные резонансы простираются в область, где полная кинетическая энергия в выходном канале согласуется с механизмами образования двойной ядерной системы. Более удачный пример для реализации такого механизма, можно привести из исследований реакции 28Si + ,2С. Изучение этого процесса продолжается на протяжении вот уже более трех десятков лет [32 - 34] и наиболее четко показывает существование долгоживущих двойных ядерных систем в этой реакции, а также демонстрирует сильные резонансные структуры в ее упругих и не упругих выходных каналах [35 - 37]. С другой стороны, предположение о формировании указанных двойных систем можно проверить с использованием идеи о зависимости сечения образования фрагментов от входных каналов реакции (в противоположность гипотезе Бора). Работы в этом направлении были сделаны для ядер 40Са, получающихся в реакциях 24Mg + 160 и 28Si + ,2С [38]. Проверялось отношение сечений образования кислорода к углероду для этих реакций как функции их энергии возбуждения. Если образуется компаунд-ядро, с последующим делением, то отношение сечений в выходных каналах в представленных реакциях должны совпадать. В исследуемом случае, сечения не совпадают, что говорит о сильной зависимости распадной системы от входных каналов и, следовательно, не «компаундном» механизме реакции
(см. графики из [38]). В завершение отметим, что в большинстве случаев, процессы с образованием двойной ядерной системы характеризуются небольшим числом открытых каналов реакции. В дальнейшем, при переходе к более тяжелым составным системам от АКОМп= 42 до АК0Мп= 44 число открытых каналов реакции увеличивается, и сечение образования двойной ядерной системы падает, что свидетельствует в пользу механизма образования компаунд-ядер с их последующими распадами. Это хорошо проявляется в реакциях AI + ,60 [39], 32S + 12С [40], 28Si +160 [41].
Ядерные реакции, образующие составные системы в массовом диапазоне от Акомп = 44 до АКоМп - 56 и далее к большим массам, практически все идут через формирование компаунд-систем и их распад. Так, например, в ре-акциях Р + О [42] и CI + С [43], образующих компаунд-ядро V, снова проверялась гипотеза о независимости выходных каналов реакции от входных. Эксперименты ставились с учетом равенства энергии возбуждения соответствующих составных систем и сравнительно близкими угловыми моментами. Обнаруженные сечения образования 12С и ,60 оказались сравнительно равными величинами, и их значения были намного меньше, чем это предсказывает модель для описания вращающихся двойных ядерных систем. К тому же, отношение сечений углерода к кислороду не показало зависимости выходных каналов реакции от входных, что свидетельствует в пользу статистического распада составной системы, то есть прохождение реакции с помощью образования компаунд-ядра. Далее была хорошо изучена 56Ni компаунд-система, образованная в реакциях 160 (Елаб = 69-87 МэВ) + 40Са [44], 28Si (Елаб = 85 - 150 МэВ) + 28Si [45] и 32S + 24Mg [46]. Особенностью данных исследований являлось то, что функция возбуждения упругих и неупругих каналов реакции 28Si + 28Si имела небольшое резонансное поведение, хотя и не столь ярко выраженное. В целом же, для всех указанных реакций характерен механизм «слияния - деления». Наиболее полно это проявляется в ре-акции S + Mg, где энергетический спектр возбуждения для канала Mg( S,
Si) Si прекрасно согласуется с расчетами по статистической модели с использованием так называемых переходных состояний (модель хорошо описывает распады составного ядра, и подробнее она будет рассмотрена в гл. 1). Для более полного анализа этой реакции, детектировались у-кванты в совпадении с 28Si фрагментами деления, и затем эти у-спектры сравнивались с модельными расчетами. В основном, обнаруженные и предсказанные переходы для специфических состояний в Si довольно хорошо согласуются. Еще, ка-чественное сравнение показывает большую заселенность полосы 0J в Si.
Предполагается, что эта полоса характеризует сильно вытянутую деформированную структуру [47] и соответствующее увеличение заселенности может являться результатом возникновения относительно деформированных форм для образующихся фрагментов деления. В завершении коснемся экспериментальных исследований энергетического и спинового разделения между выходными фрагментами в реакции 24Mg(32S, ^С)44!! при Елаб = 140 МэВ, где у-
спектры получены в совпадении с ядрами С [48]. Результаты также показывают статистическую природу этого процесса в хорошем согласии с расчетами по соответствующей теоретической модели.
В реакциях с образованием более тяжелых компаунд систем с Акомп = 56 до Акомп = 80 механизм «слияния - деления» практически полностью доминирует. Это доказывают процессы 35С1 + 24Mg [49 - 50], 32S + 45Sc [51], 32S + 59Co [52], для которых с помощью техники кинематических совпадений определялись выходы фрагментов бинарных распадов. В тяжелых составных системах с АКОмп около 80 наблюдается массово-асимметричное деление: реакции 40Са + 40Са [53] и 28Si + 50Сг [54]. Причем массовые распределения фрагментов этих реакций различаются, несмотря на то, что делительные параметры у обеих систем почти одинаковые. Подводя итоги исследований массового диапазона компаунд ядер от 56 до 80 можно отметить еще одну тенденцию в делении этих ядер, а именно, начинающие проявляться эффекты
трех-частичного распада с характерными значительными деформациями (гипердеформации) в изучаемых компаунд-системах.
Как было отмечено выше, существует достаточно большое количество теоретических моделей и методов, предсказывающих тройной распад компаунд-систем из гипердеформированных состояний. Если говорить о сравнительно легких системах, то следует упомянуть расчеты для компаунд 36Аг, основанные на микроскопических правилах отбора с помощью SU(3) сим-метрии [55]. В работе рассматривается распад Аг на два фрагмента и а-кластеры представляющие собой дважды-магические ядра 4Не и ,60 (дважды-магические ядра энергетически стабильнее чем другие и поэтому более предпочтительнее искать кластерные конфигурации в распадах, где один из кластеров имеет полностью заполненную оболочечную структуру). Найдено значительное количество делительных каналов, где может реализовываться такой процесс тройного а-кластерного распада из гипердеформированных состояний. С другой стороны, кластерные распады исследовались с применением Bloch-Brink а-кластерной модели [56]. Расчеты проводились для гипердеформированных состояний в 36Аг и 48Сг компаунд-системах. С точки зрения а-кластерной модели эти конфигурации могут описываться как 1бО + 160 + а и 160 + 160 + 160, соответственно и представлять собой линейно-вытянутую распадную систему. Теория предсказала гипердеформированные резонансные уровни для 36Аг и 48Сг (с соотношением большой оси к малой как 3:1), которые можно отождествить с наблюдаемой резонансной структурой в реакциях ,60+ 20Ne [57] и 24Mg + 24Mg [58]. Хотя в более поздних экспериментах [59] в реакции 24Mg + 24Mg и распада соответствующего компаунд-ядра 48Сг в канал ,бО + 160 + 160 не было обнаружено доказательств реализации такого процесса (три эксперимента с разными энергиями 24Mg, причем в последнем эксперименте измерялись у-спектры для поиска характерных у-переходов в 160). Для более сложной 56Ni компаунд-системы, образо-ванной в реакции Si + Si, расчеты по а-кластерной модели не дают удов-
летворительного описания резонансных уровней, хотя предсказывают реализацию вытянутых распадных конфигураций составной системы при угловых моментах больше 34h [3].
Довольно качественные предсказания для возникновения гипердефор-мированных конфигураций в компаунд-ядрах и их последующий распад в трех-частичный канал делаются на основе жидко-капельной модели с использованием квази-молекулярных форм [9 - 11]. В данном подходе показано, что для распада компаунд-ядер 44Ti, 48Cr, 56Ni, ^Zn тройные процессы будут конкурировать с бинарными распадами, вследствие понижения их барьера деления при больших переданных угловых моментах (подробнее см. гл. 1).
В более тяжелых компаунд-системах, образованных в реакциях S + 45Sc [51] и 32S + 59Со [52], похоже, было обнаружено значительное увеличение выходов фрагментов реакции, соответствующих трех-частичному распа-
ДУ-
Также была проведена серия экспериментов по поиску специфических
гипердеформированных резонансных состояний в 56Ni, образованном в реак-ции S + Mg при ЕЛаб ( S) = 163 МэВ с помощью у-спектроскопии осколков реакции 44,46Ti [60]. Обработка у-данных продолжается и в настоящий момент. В этой и другой реакции 3бАг + 24Mg [61] большое внимание заслуживает анализ данных по заряженным фрагментам, который может ответить на вопрос о существовании тройных а-кластерных распадов из гипердеформированных состояний компаунд ядер 36Ni и ^Zn (более подробно см. гл. 3 и 4). Подводя итог этому обзору, хочется выделить проблемы, задачи в процессе изучения составных ядерных систем, и наметить пути их решения. Основной проблемой возникающей в реакциях с образованием компаунд-систем является конкуренция различных каналов распада. Выбор и исследование из всего многообразия делительных мод нужного канала, будь то бинарный распад на два фрагмента, или тройной кластерный распад - важная
задача, решаемая в корреляционных экспериментах с привлечением техники кинематических совпадений, всесторонним анализом экспериментальных данных (необходимо учитывать и определять кинематические характеристики фрагментов реакции), а также с использованием расчетов по соответствующим теоретическим моделям. Еще одна проблема, которая может возникать в таких реакциях это идентификация механизма образования составной системы (реакции могут идти с образованием двойных ядерных систем, а также на ядрах примесей, содержащихся в мишени). Решение данной проблемы состоит в комплексном анализе экспериментальных данных.
В заключение отметим, что применяя хорошо разработанные методы, основанные на расчетах по статистической модели, удается проанализировать и установить природу распада компаунд-систем, образующихся в реакциях с тяжелыми ионами. Также в совокупности с этими теоретическими моделями, анализ экспериментальных данных, сечений образования фрагментов, функций возбуждения и т.д. позволяет довольно точно идентифицировать механизмы образования этих систем. Таким образом, в свете всего сказанного, можно утверждать, что всестороннее изучение процессов распада составных систем формирующихся в ядерных реакциях при различных энергиях налетающего иона, есть довольно сложная и интересная задача. Её решение способно пролить свет на динамику деления, а также исследовать экзотические процессы, возникающие в таких системах.
Основная цель, к которой была направлена данная диссертационная работа, заключалась в конструктивном и всестороннем исследовании бинарных и тройных кластерных распадов компаунд систем ^Zn и 56Ni образованных в
О^г *УА 1^ ЛЛ
ядерных реакциях Аг + Mg и S + Mg, соответственно. В работе анализировались данные, полученные с проведенных многопараметрических корреляционных экспериментов с использованием уникальных детекторных ус-
тановок. Это позволило довольно существенно продвинуться вперед в понимании процессов, происходящих в этих реакциях.
В главе I настоящей работы описаны теоретические модели и предпосылки для реализации бинарных распадов и тройного кластерного деления из гапердеформированных конфигураций исследуемых компаунд-систем ^Zn и 56Ni.
В главе II приведено подробное описание экспериментального комплекса с соответствующими методами регистрации фрагментов реакции, характерными для различных детекторных модулей указанной экспериментальной установки.
В главах III и IV описан комплексный анализ данных, изучаемых реак-
1L ^Л ЭТ Т/1
ций Ar + Mg и S + Mg, с обязательным обсуждением результатов для каждой реакции.
В заключение кратко сформулированы основные результаты представленной работы.
Результаты работы могут быть использованы другими группами и лабораториями, работающими над изучением процессов тройного кластерного распада составных ядерных систем, а также поиском гапердеформированных состояний в них. В частности, группой из Объединенного Института Ядерных Исследований, г. Дубна, Россия, группой из Свободного Университета, г. Берлин, Германия, группой из Университета Ювяскюля, Финляндия, лабораторией Института Гана и Майтнер, Берлин, Германия.
Статистическая модель для описания процессов тройного кластерного распада компаунд-систем
Используя аналогичный формализм расширенного метода Хаузера-Фешбаха, можно исследовать и тройной кластерный распад компаунд-систем, образованных в реакциях с тяжелыми ионами. В представленной работе под тройным кластерным распадом понимается процесс распада составной системы на два фрагмента с образованием а-кластера в области «шейки». Из экспериментальных данных полученных в реакциях 32S + 24Mg [60, 70, 78] и Аг + Mg [61, 71, 78] можно выделить два различных механизма формирования указанного кластера. Первое это образование двух фрагментов с последующим испусканием назад а-кластера движущимся фрагментом (более подробно см. гл.З, п. 3.6), второе это формирование а-кластера с небольшим или равным нулю импульсом в системе центра масс распадающихся фрагментов. В последнем случае расчеты по статистической модели сильно упрощаются, так как можно пренебречь фазовым пространством этого кластера, а также его кинетической энергией [71]. Тогда для распада компаунд-ядра с энергией возбуждения Е комп И спином JK0Mn для продуктов реакции (і - фрагмент реакции, j - другой фрагмент реакции) можно написать: Ui + Ц = Е комп + Qgs(i, j) - Ей!, j) (1.8) где Uj и Uj энергии возбуждения фрагментов, a E i, j) их относительная кинетическая энергия, Qgs(i, j) - энергия реакции. Далее можно найти свободную энергию, которая будет определять выходы соответствующих фрагментов в выходных каналах: E&ec(i,j, JK0Mn) = Е комп + QgsOJ) + V (i, j, JKOMH, Re) (1.9), здесь эффективный потенциал взаимодействия по аналогии с (1.1) будет: Rs) + V (i, j, Rs) + Ao6(Rs) (1.10), где Rs - расстояние между фрагментами, соответствующее выбранной делительной конфигурации (см., например, 1.8), Ao6(Rs) - оболочечная поправка, определяющая ядерное взаимодействие и вычисляемая в дальнейшем для ги-пердеформированных форм на основе метода Нильсона-Струтинского [8] (в представленной работе для компаунд ядер с N = Z = 28 и 30 оболочечная поправка лежит в диапазоне -5-10 МэВ). Вращательная энергия VBpaiu(i, j, JK0Mn; Iff, Rs) в (1.10) зависит от полного спина и момента инерции Iff делящейся системы [71].
В итоге с помощью статистического подхода (в зависимости от выбранного механизма распада) могут быть получены выходы фрагментов, возникающих в процессе тройного а-кластерного распада компаунд-системы. Они будут зависеть от: а) разных значений энергии реакции Q и, следовательно, разных значений Efh;e(i, j, JK0Mn); б) от момента инерции Iff делящейся системы и углового момента JK0Mn, входящих в VBpanl(l, j, JK0Mn, Iff, Rs) и определяющих высоту барьера деления системы; в) оболочечной поправки Ao6(Rs) ДЛЯ больших деформаций (соотношение осей 3:1) понижающей высоту соответствующего барьера деления [8].
С увеличением углового момента JK0Mn, входящего в V3 (i, j, JK0Mn, Rs) (см. 1.11) свободная энергия Efl.ee(i, j, JK0Mn) в «седловой точке» уменьшается для деления в тройной выходной канал. И теперь если рассмотреть процесс деления компаунд-системы в рамках модели жидкой капли, то можно воспользоваться утверждением, что при больших значениях углового момента на форму потенциальной поверхности могут оказать сильное влияние центробежные члены, в результате чего изменяется барьер деления. [72]. Результаты показывают, что учет вращения приводит к уменьшению барьера деления. На рисунке 2 показаны результаты численных расчетов барьера деления как функции параметров х и у [1].
Штрихпунктирная линия показывает предел стабильности аксиально-симметричной формы ядра; ниже этой линии равновесной формой является трехосный эллипсоид вращения. Для исследуемых в данной работе распадов компаунд ядер 56Ni и Zn с угловыми моментами 48h и 50h [73], параметр у равен 0.40 (1ЯЇ) и 0.37 ( Zn), соответственно. Из рисунка 2 видно, что барьеры деления как раз лежат в области трехосной деформации, что делает процесс распада из этих состояний в указанных ядрах довольно реалистичным. С другой стороны, ядра могут распадаться и из вытянутых гипердеформиро-ванных состояний, принадлежащих тоже этой области с большими угловыми моментами. Вопрос о реализации конкретного типа распада будет рассмотрен с привлечением а-кластерной модели (см. п. 1.4). Видно, что барьеры деления для бинарных и тройных кластерных распадов (с образованием 2-х и 3-х а-частичного кластера) становятся сравнимы только при больших угловых моментах (см. рис. 3 - пунктирная и сплошная кривые при J = 45h, рис. 4 - пунктирная и штриховая кривые при J = 45h). Вклад довольно отрицательных значений энергии реакции (Q) для тройного деления в Efree(i, j, JKoMn) компенсируется сравнительно небольшими величинами VBpaui(i, j, JK0Mm Iff, Rs) в «седловой точке» на больших расстояниях. Для процессов с образованием 4-х и выше, а-частичных кластеров энергия реакции уменьшается еще больше (см. табл. 1) и такая компенсация начинает исчезать, что приводит к увеличению потенциального барьера для упомянутых распадов (см. рис. 3 - штриховая кривая, 4 - сплошная кривая).
Ионизационная камера Брэгга (БИК)
Второй ступенью установки BRS является ионизационная камера Брэгга. Данный тип детекторов основан на методах «брэгговской» спектроскопии заряженных частиц [86], когда непосредственно измеряются распределения удельных энергетических потерь частиц по длине трека (кривая Брэгга). Камера состоит из трех компонент: катода, анода и сетки Фриша. Фрагменты реакции влетают в ее рабочий объем через входное окно, отделяющее MWPC от БИК и являющееся, собственно, катодом БИК (75мкг/см серебра напыленного на майларовую фольгу). Наличие его необходимо, так как оба модуля используют в своей работе разные параметры давления счетного газа (MWPC - 8 мбар, БИК - 200 мбар). В эксперименте фольга катода опиралась на вольфрамовую сетку и могла выдерживать давление до 800 мбар.
Физические процессы, происходящие при попадании и торможении заряженного фрагмента в ионизационной камере Брэгга, характеризуются образованием свободных электронов и ионов в газе камеры. Они дрейфуют в параллельном электрическом поле между катодом и сеткой Фриша к аноду (электроны) и катоду (положительно заряженные ионы), соответственно, и индуцируют заряд на электродах камеры (см. рис. 9). Этот заряд стекает с анода и ток на выходе камеры преобразуется в импульс напряжения с помощью быстродействующего зарядовочувствительного предусилителя (выходное напряжение пропорционально входному заряду).
Рабочим газом являлся CF4 (с этим газом достигается высокая скорость дрейфа электронов) при давлении 200 мбар, чтобы фрагменты реакции с энергиями до 8 МэВ/нуклон могли полностью останавливаться в рабочем объеме камеры. Электроны дрейфуют в камере со скоростью v j 8 см/мксек и, следовательно, проходят расстояние 87мм между катодом и сеткой Фриша за 1.088 мксек [81]. Положительно же заряженные ионы движутся к катоду в 1000 раз медленнее, чем электроны к аноду, создавая тем самым дополнительные шумы. Таким образом, чтобы достигнуть оптимального соотношения «сигнал/шум» использовался быстрый зарядовочувствительного преду-силитель, у которого постоянная времени затухания (т і =100 мксек) длиннее, чем время дрейфа электронов, но все же меньше времени дрейфа положительных ионов. Таким образом, будет измеряться заряд только быстро дрейфующих электронов. Однородность электрического поля в рабочем объеме достигается с помощью проводящих колец на изолированной каптоновои фольге, нанесенных на внутреннюю поверхность камеры. Кольца подключе 42
ны к резистивному делителю напряжения, состоящему из 35-ти 44 Мом сопротивлений и обеспечивающему одинаковую разность потенциалов между любыми двумя соседними кольцами. Это необходимо для того, чтобы гарантировать постоянную скорость дрейфа электронов в рабочем объеме камеры. Перед анодом на расстоянии 7 мм расположена сетка Фриша, состоящая из параллельных позолоченных вольфрамовых проволочек и служащая для экранировки заряда до входа в пространство «анод - сетка Фриша». Для того чтобы не допустить сбора электронов на сетке Фриша, электрическое поле между сеткой и анодом должно быть больше, чем между катодом и сеткой. Таким образом, собираемый на аноде заряд определяется только электронами, движущимися между сеткой Фриша и анодом. Это означает, что форма токового сигнала на аноде - зеркальное отражение кривой Брэгга.
Затем сигнал усиливается предусилителем, интегрируется и поступает далее в соответствующий канал схемы детектирующей электроники. Таким образом, этот токовый сигнал есть в принципе, зеркальное отображение первоначальных энергетических потерь заряженных частиц (кривая Брэгга), образующих электронное облако с распределением p"(x,t) и дрейфующее к аноду со скоростью .
С помощью ионизационной камеры Брэгга извлекается информация о заряде (величина брэгговского пика), энергии и пробеге, регистрируемой частицы. Высота в пике кривой Брэгга соответствует максимуму анодного тока. Пробег фрагмента реакции соответствует глубине проникновения его в газовый объем и определяется из времени дрейфа электронного облака к аноду. Рассчитать данный параметр представляется возможным, так как электроны дрейфуют к аноду с постоянной скоростью.
Во всех распределениях, получаемых с ионизационной камеры Брэгга, для зарядовых ветвей можно выделить три характерные области. Первая, это так называемая «стволовая» область (начало зарядовых ветвей), характеризуемая малыми величинами пробегов детектируемых фрагментов. Для них энергия лежит ниже максимума соответствующей энергетической кривой потерь. Заряды в данной области практически не разделяются (см. рис 10, 11, отмечено как I). Вторая область, это когда достигается брэгговский максимум (см. рис 9). Здесь каждая ветвь соответствует конкретному заряду зарегистрированного фрагмента и видно прекрасное разделение разных ветвей, а, следовательно, разных зарядов (см. рис 10, 11, отмечено как II). Третья область, это где фрагменты с очень большими энергиями проходят камеру Брэгга «навылет», не останавливаясь в ее объеме. В распределениях «БП -Пробеп указанная область имеет довольно четкую граничную линию (см. рис. 10 а III и рис. 11 а III), где разделение зарядов не представляется возможным. Зато в «БП - Энергия» зависимостях можно различить ветви, относящиеся к разным зарядам (см. рис. 10 б III и рис. 11 б III).
Анализ угловых 83-94распределений
Для более полной обработки экспериментальных данных, описанный выше метод разделения каналов реакции с помощью Хг - Z4 корреляций применялся в совокупности с анализом двумерных угловых 93 - 94 распределений (рисунок 14), где углы 03 и 04 характеризуют разлет фрагментов в плоскости пучка.
Распределения 03 - 94. Данные представлены для различных вькодных каналов реакции. Классификация производится по «потерянному» заряду - AZ: первый ряд -бинарные распады, AZ = 0; второй ряд - распады с испусканием 1а - частицы, AZ = 2; третий ряд - распады с испусканием 2а - частиц, AZ = 4; четвертый ряд - распады с испусканием За - частицы, AZ = 6.
Затем проводилась оценка интенсивности числа зарегистрированных событий, то есть проверялось выполнение условия, по которому все события должны быть полностью локализованы в области определяемой координатами 93 и 04 и нет существенного обрезания по краям для данной интенсивности. Таким образом, применяя этот критерий совместно с методом зарядовых корреляций, можно достаточно четко и однозначно выделять различные выходные каналы исследуемой реакции с полной статистикой зарегистрированных событий и делать для них в дальнейшем более комплексный анализ.
После разделения каналов с помощью (Z3- Z4) корреляций были получены интересные результаты для угловых распределений, характеризуемых углами фЗ и ф4, лежащими вне плоскости пучка (фЗ - ф4 корреляции).
Для других каналов распада, характеризуемых эмиссией 1а-, 2а-, За-частиц (AZ = 2, 4, 6), мы ожидали уширения углового распределения фЗ - ф4 относительно 180 с ростом AZ. Это утверждение хорошо согласуется с данными эксперимента для процессов деления с последующим испусканием la-частицы, где AZ = 2 (см. рис. 15, б). Но для процессов с AZ = 4,6,8 имеем 2 компоненты, где одна из них узкая, как в случае чисто бинарного распада, а другая - широкая, которая находится в основании углового распределения (см. рис. 15, в - д), причем ее ширина растет с увеличением AZ. На рисунке 15 данные представлены для так называемых «четных» каналов, где заряды регистрируемых фрагментов реакции имеют четные значения. Для «нечетных» каналов реакции наблюдается аналогичная картина [89].
Возникновение всех указанных компонент можно объяснить разными механизмами распада компаунд-системы. Дело в том, что распад ядра Zn имеет несколько выходных каналов: 1) Распад компаунд-системы только на два фрагмента (Z3 + Z4 = ZCN)-Это позволяет получить узкий пик в корреляции рЗ - ф4 относительно 180. 2) Процесс деления с последующим испусканием от la- до 4а-частиц из ускоренных фрагментов. Энергия возбуждения каждого из фрагментов достаточно высока и процесс испарения a-частиц из них становится возможным. В импульсном пространстве фрагменты после некоррелированной эмиссии a-частиц будут иметь кинематический конус рассеяния (см. рис. 16), что приведет к увеличению ширины в фЗ - ф4 относительно 180. Это отчетливо проявляется для распределения при AZ = 2 (см. рис. 15, б) и для нижней части распределений с AZ = 4,6,8 (см. рис 15, в - д). Рисунок 16. Процесс образования и распада компаунд ядра Zn с последующей некоррелированной эмиссией а-частиц из фрагментов деления. 3) Тройное деление из гипердеформированных состояний при больших переданных угловых моментах. Предполагается, что при распаде компаунд-ядра, в области «шейки» двух фрагментов могут формироваться а-кластер-ные структуры, состоящие из 2а- или За-частиц (рис. 17 в), которые испускается «назад» одним из движущихся фрагментов (рис. 17 г).
Процессы тройного распада из гипердеформированных состояний компаунд ядра, а) - б) - образование компаунд системы; в) - формирование а-кластера; г) - процесс испускания а-кластера. Таким образом, узкая компонента в распределении фЗ- ф4(см. рис. 15 в - д) около 180 может быть отождествлена с процессом тройного деления где а-кластерные структуры совершают движение коллинеарно назад в системе центра масс компаунд ядра и сумма углов фЗ и ф4 остается равной 180.
Здесь важно отметить, что узкие пики в фЗ - ф4 распределении при Д2 = 4, 6, могут быть образованы согласно другому сценарию распада компаунд системы, при котором сначала происходит эмиссия нуклонов и а-частиц из компаунд ядра, а затем деление этого ядра на два фрагмента. В таких процессах в финальном состоянии образуются два осколка, которые, будучи зарегистрированы в совпадении, дадут узкий пик в корреляции фЗ - ф4 относительно 180. Мы можем исключить такие процессы, руководствуясь следующими аргументами. При испарении из компаунд-ядра нуклонов или а-частиц, средняя энергия уносимая нуклоном, согласно систематике Morgenstern [90], составляет 16.4 МэВ, а для а-частицы - 23.4 МэВ, соответственно. Для этих компаунд-ядер с пониженной энергией возбуждения, шансы на последующее деление практически минимальны (расчеты в[26, 67]). Представленное утверждение согласуется с нашими экспериментальными данными: отсутствие узкой части в фЗ - ф4 распределении для процессов с испусканием la-частицы (см. рис. 15, б) и широкое фЗ - ф4 распределение в реакциях с испусканием одного протона в выходном канале (см. рис. 18 верхний ряд и рис. 28, верхний ряд). Это говорит о том, что вероятность для компаунд-ядра распасться на два фрагмента после испарения протона или a-частицы в действительности минимальна и широкие части фЗ- ф4 распределений - суть бинарных распадов компаунд-ядра на два фрагмента с последующей эмиссией из них протона или а-частицы.
Угловые распределения фЗ - ф4
Обнаружив в (j)3 - ф4 распределениях узкие части для AZ = 4 и AZ = 6, казалось, по аналогии с предыдущей реакцией, можно было бы объяснить их возникновение распадом гипердеформированной системы ядра 56Ni, если бы не то обстоятельство, что выходы продуктов реакции для каналов с AZ = 4 и 6 имеют почти одинаковые величины. А для реакции, где в выходном канале регистрируются фрагменты с Z3 = 14 и Z4 = 8 (AZ = 6), выход превышает аналогичную величину для канала Ъг = \AZ = 10 (AZ = 4) почти в два раза (см. рис 38, г и в). К тому же, ширины в распределениях широких, при переходе от канала с AZ = 4 к каналу с AZ = 6 практически не меняются (см. рис. 37, третья, четвертая колонки). Все это говорит о том, что в образовании узкого пика в распределении с AZ = 4, значительный вклад дает бинарный распад компаунд-системы Сг, формирующейся в реакции: S + О. Причем кислород появился вследствие окисления магниевой мишени. В пользу того, что в представленном случае мы имеем дело с окислившейся мишенью, свидетельствует и факт наличия, в ходе проведения эксперимента, проблем с вакуум-мированием мишенной камеры. И, следовательно, аномально большой выход в канале с AZ = 6 обусловлен теперь вкладом в широкую часть процесса распада компаунд-ядра, образованного в реакции с 160, с последующим испусканием 1 а-частицы из фрагментов деления. Если же широкая компонента в AZ = 6 достаточно мала, то следует рассматривать процесс тройного деления гипердеформированного компаунд-ядра 56Ni с образованием коллинеарной конфигурации в делящейся системе. Экспериментальные результаты показывают, что широкая компонента в распределении с AZ = 6 в 3 раза больше узкой компоненты в AZ = 4, что немногим меньше выводов из сравнения дифференциальных сечений. Это свиде-тельствует о доминировании реакции S + О, где обе части: узкая в AZ = 4 и широкая в AZ = 6 характеризуют бинарный распад компаунд-ядра 48Сг и бинарный распад того же ядра с испусканием 1 а-частицы, соответственно. Полученные результаты интересно сравнить с предыдущей реакцией: 36Аг + Mg, где, как известно, широкая компонента при AZ = 6 достаточно мала (см. п. 3.3), что говорит о не значительном вкладе реакции Аг + О и, следовательно, преобладании тройного коллинеарного а-кластерного распада. В заключение представленного анализа рЗ - ф4 угловых распределений можно оценить верхний предел для количества кислорода в мишени Х е1С60).
Также представление о наличии кислорода в мишени можно получить из анализа угловых 93 - 64 (in plane) распределений. Как и в случае с 36Аг + 24Mg, рассматривались экспериментальные события, соответствовавшие узкой части фЗ - ф4 угловых корреляций. На рисунке 39 изображены экспериментальные данные для выходного канала Z3 = 14, Z4 = 10 вместе с кинематическими расчетами для реакции 32S + 160 - 28Si + 20Ne (4.5) и 32S + 24Mg — 28Si + 20Ne + 2a (4.6), соответственно. Для реакции (4.5) энергия возбуждения осколков распада бралась 14.7 МэВ, это немногим ниже пороговой энергии распада с испусканием a-частиц в выходном канале. В реакции (4.6) пороговая энергия составляла 31 МэВ. Из распределения 93 - 04 (см. рис. 39) видно, что основная интенсивность экспериментальных событий лежит в области между этими кривыми, причем кинематический порог для реакции с кислородом будет находиться ниже, чем для реакции с магнием. Это означает, что события в представленной области, соответствуют в большинстве своем реакции (4.5). 5 10 15 20253035404550 Рисунок 39. Распределение 93 - 94 с рассчитанными кинематическими кривыми для реакций 36S + 160 и 36S + 24Mg с соответствующими энергиями возбуждения фрагментов реакции.
Выходные каналы соответствуют нечетным значениям AZ. Верхний ряд - процесс распада компаунд ядра с последующим испусканием 1 протона в выходном состоянии, AZ = 1; средний ряд - процесс с испусканием 1 протона и la-частицы в выходном состоянии, AZ = 3; нижний ряд - процесс с испусканием 1 протона и 2а-частиц в выходном состоянии, AZ = 5. Из расчетов имеем: Х%(60) = 107.65 мкг/см2 и если содержание магния в мишени составляет, как в нашем случае, Xtarget(24Mg) = 240 мкг/см2, то можно заключить, что кислорода 45% от общего состава мишени. Таким образом, после проведенного анализа, следует сделать однозначный вывод о наличии кислорода в мишени с его процентным содержанием в диапазоне 45 -61 % и, следовательно, конкуренции процессов бинарного распада компаунд-ядра 48Сг с тройным кластерным распадом ядра 56Ni.
В дальнейшем, для исключения бинарных распадов за счет реакций с кислородом и анализа непосредственно событий, относящихся к тройному коллинеарному кластерному распаду из гипердеформированных состояний делящейся компаунд-системы 56Ni, будет использован комплексный анализ у-спектров с детекторной системы EUROBALL.
