Інститут ядерних досліджень

дисертації на здобуття наукового ступеня

доктора фізико-математичних наук

Утворення та розпад незв'язаних станів найлегших ядер, їх енергетичні характеристики та структура

Поворозник Орест Михайлович

Київ - 2008

Дисертацією є рукопис.

Робота виконана в Інституті ядерних досліджень Національної академії наук України.

Офіційні опоненти:

доктор фіз.-мат. наук, професор Прокопець Геннадій Олександрович, Національний університет Києво-Могилянська академія, професор природничого факультету;

доктор фіз.-мат. наук, професор Слабоспицький Ростислав Павлович, Інститут фізики високих енергій і ядерної фізики Національного наукового центру "Харківський фізико-технічний інститут" НАН України, заступник директора з наукової роботи;

доктор фіз.-мат. наук, старший науковий співробітник Василевський Віктор Семенович, Інститут теоретичної фізики НАН України ім. М.М. Боголюбова, відділ структури ядра.

Захист відбудеться 24.04.2008 р. о 14 годині на засіданні спеціалізованої вченої ради Д 26.167.01 Інституту ядерних досліджень НАН України за адресою: 03680, м. Київ, пр. Науки, 47.

З дисертацією можна ознайомитись у науковій бібліотеці Інституту ядерних досліджень НАН України за адресою: 03680, м. Київ, пр. Науки, 47.

Автореферат розісланий 21.03.2008 р.

Анотації

Поворозник О.М. Утворення та розпад незв'язаних станів найлегших ядер, їх енергетичні характеристики та структура. - Рукопис.

Дисертація на здобуття наукового ступеня доктора фізико-математичних наук за спеціальністю 01.04.16 - фізика ядра, елементарних частинок і високих енергій. - Інститут ядерних досліджень НАН України, Київ, 2008.

Диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук по специальности 01.04.16 - физика ядра, элементарных частиц и высоких энергий. - Институт ядерных исследований НАН Украины, Киев, 2008.

Загальна характеристика роботи

Актуальність теми. Збуджені незв'язані рівні найлегших ядер, як правило, спостерігаються як резонанси в пружному розсіянні нуклонів на ядрах, або як нестабільні кінцеві ядра в двочастинкових реакціях, а також як резонанси в реакціях з малонуклонними системами. На цей час існує значна розбіжність в експериментальних та теоретичних значеннях таких фундаментальних параметрів цих станів ядер як їх енергетичне положення та ширина. Питання про їх залежність від енергії взаємодії, способу їх утворення (реакцій, в яких відбувається заселення таких рівнів), геометричних умов спостереження залишається відкритим. Суттєвим при визначенні параметрів незв'язаних станів легких ядер може бути також і вплив супутніх процесів, інтенсивність яких різниться в залежності від механізму реакції, що приводить до утворення резонансу.

Важливе значення має точне визначення енергії збудження, часу життя та мод розпаду незв'язаних станів найлегших ядер, оскільки саме ці експериментальні дані є критерієм адекватності нових теоретичних підходів до розуміння природи ядерних сил, які викликають утворення та розпад резонансних рівнів.

Наявна значна за обсягом експериментальна інформація про енергетичні характеристики збуджених станів найлегших ядер є досить суперечливою. Так, наприклад, в схемах збудження найлегших ядер існують як ділянки збудження шириною 3-7 МеВ, так і окремі рівні, які по-різному інтерпретуються і потребують більш детального експериментального дослідження. Необхідний пошук передбачених теоретично нових та уточнення параметрів уже відомих рівнів через значні розходження між експериментально і теоретично отриманими результатами.

Теоретичні розрахунки, що базуються на сучасних уявленнях про характер нуклон-нуклонної взаємодії, передбачають існування збуджених рівнів ядер 6Не, 6Li та 6Ве (які належать до ізоспінового триплету з А=6), розташованих нижче їх порогу розпаду на 3+3 нуклони, але вище низькозбуджених станів 2+ ядер 6Не та 6Ве (з енергіями збудження відповідно Еех(6Не) =1,8 МеВ та Еех(6Ве) =1,67 МеВ) та вище енергій збудження від 6 МеВ для ядра 6Li. Разом з тим до цього часу немає надійного експериментального підтвердження їх існування. Подібна картина спостерігається і для ядер з ізоспінового дуплету А=5, для яких залишаються відкритими питання як про енергетичне положення та ширину перших збуджених рівнів 1/2, так і про кластерну будову збуджених рівнів цих ядер в енергетичному діапазоні від 17 до 23 МеВ, де, на відміну від одного - двох станів, приведених у компіляційній роботі, можливе існування до десяти збуджених рівнів.

Аналіз причин значної розбіжності експериментально і теоретично отриманих енергетичних характеристик незв'язаних станів найлегших ядер та їх усунення потребують нових експериментальних досліджень. Вони мають бути спрямовані як на уточнення енергетичних параметрів резонансних рівнів (енергія збудження та часу життя), так і на виявлення структури збуджень та пошук механізмів ядерних реакцій, які приводять до заселення таких рівнів з максимальним виходом у системах з 4-8 нуклонів.

Унікальним за своєю інформативністю в цьому плані є проведене в даній роботі дослідження в кінематично повному експерименті численних тричастинкових вихідних каналів реакцій, викликаних +3Н взаємодією при енергіях, вищих енергії порогу розвалу - частинки на 2р+2n. Цей експеримент дозволив одночасно дослідити особливості утворення та мод розпаду незв'язаних рівнів найлегших ядер (4Н, 4Не, 5Не, 5Li, 6He, 6Li) та отримати нові уточнені експериментальні величини енергетичних параметрів цих станів у широкому діапазоні енергій збудження.

Зв'язок роботи з науковими програмами, планами, темами. Дисертаційна робота виконана у відповідності з планами Інституту ядерних досліджень НАН України "Дослідження особливостей взаємодії за участю легких та важких ядер" (1986 - 1991 рр.), "Динаміка реакцій з важкими іонами та кластерні аспекти структури ядер" (1991 - 1995 рр.), "Вивчення структури ядер за допомогою ядерних реакцій" (1991 - 1995 рр.), "Вивчення розпадних властивостей короткоживучих ядерних систем та елементарних частинок" (1996 - 2000 рр.), "Дослідження ядерних систем з нестабільними та радіоактивними ядрами"(2001 - 2003 рр.), "Механізми ядерних реакцій з виходом легких екзотичних ядер та їх взаємодія" (2004 - 2006 рр.), додаткової цільової теми "Властивості легких нейтроно- та протононадлишкових ядер у зовнішніх полях" (2002 - 2006 рр.), а також з проектами Державного фонду фундаментальних досліджень "Пошук та дослідження екзотичних малонуклонних систем в реакціях d + 2H, d + 3H, альфа + 3H" № 2.3/69 (1994 р.) та "Дослідження багаточастинкових каналів реакцій d + 2H, d + 3H, альфа + 3H" № 2.04/0738 (1996 р.) за напрямом "Фізика та астрономія".

Мета й задачі дослідження. Метою роботи було експериментальне визначення енергетичних характеристик схем збудження найлегших атомних ядер 4Н, 4Не, 5Не, 5Li, 6He, 6Li та 8Ве та їх кластерної будови.

Для досягнення цієї мети було послідовно вирішено такі взаємопов'язані задачі:

- Вибрано типи ядерних перетворень та прораховано для вибраних ядерних реакцій оптимальні експериментальні умови для заселення та спостереження незв'язаних рівнів найлегших ядер.

- Були відібрані три- та чотиричастинкові вихідні канали ядерних реакцій, спричинені взаємодією пучків альфа-частинок з ядрами дейтерію, тритію, -частинок та 12С, в кінематично повних та неповних експериментах. Оптимальні умови проведення експериментів підбирались як за допомогою розрахунків кінематичних змінних вихідних продуктів вибраних ядерних реакцій, так і шляхом моделювання експериментальних умов з використанням методу Монте-Карло.

- Розроблено методики, які дозволили якомога точніше виміряти двовимірні спектри збігів, які є носіями експериментальної інформації про структуру, енергію збудження та енергетичні ширини збуджених незв'язаних станів найлегших ядер. Оцінено точність проведених вимірювань. Вибір типу ядерних реакцій та визначені оптимальні умови проведення експериментів (енергії взаємодії та геометрія експерименту) накладають певні вимоги на експериментальну методику. Враховуючи це, були вибрані і виготовлені детекторні системи, розроблені нові способи калібрування цих детекторних систем та напрацьовано також новий підхід до оцінки точності отриманих двовимірних спектрів збігів, суть якого в побудові для кожного окремого збігового спектру відповідного спектру енергетичного балансу.

- Розроблено методи аналізу двовимірних спектрів збігів, які дозволили б з урахуванням експериментальних умов визначити енергію збудження та енергетичні ширини збуджених незв'язаних станів найлегших ядер. Для цього було створено методику розрахунку кінематичних співвідношень для тричастинкових реакцій та процедуру обробки двовимірних спектрів збігів, отриманих з кінематично повного дослідження тричастинкових реакцій, ґрунтуючись на використанні методу Монте-Карло.

Виконані удосконалення в експериментальній методиці дозволили провести дослідження три- та чотиричастинкових вихідних каналів ядерних реакцій, спричинених взаємодією пучків альфа-частинок з ядрами дейтерію, тритію, -частинок та 12С, проаналізувати численні двовимірні спектри збігів, виміряні в експерименті, та отримати експериментальні дані про спектри збудження найлегших ядер.

Наукова новизна одержаних результатів. Реалізовано новий експериментальний підхід до вивчення спектрів збудження найлегших ядер, який полягає у максимальному охопленні відкритих три- та чотиричастинкових каналів реакцій, викликаних взаємодією альфа - частинок з ядрами тритію.

В експериментах, проведених при енергії пучка альфа-частинок 27,2 МеВ, було отримано: інклюзивні спектри протонів та дейтронів з 3Н(,р)nn та 3Н(,d)n реакцій; двовимірні спектри р- та d- збігів з тричастинкових 2Н(,р)n, 3Не(,р)d, 3H(,d)n та чотиричастинкової 3Н(,р)nn реакцій та спектри збудження ядер 8Ве, перераховані із двовимірних спектрів - збігів з чотиричастинкової 12С(,) реакції.

Вперше при енергії пучка альфа - частинок 67,2 МеВ, окрім двовимірних спектрів d- та р- збігів з тричастинкових 3H(,d)n і 2Н(,р)n та чотиричастинкової 3Н(,р)nn реакцій, були отримані двовимірні спектри t-t, -t, d-d та t-d збігів з реакцій 3H(,tt), 3H(,t)n, 3H(,dd)t, 3H(,td)d та 3Hе(,td)pp.

Проведений аналіз одержаної експериментальної інформації в припущенні послідовного розпаду дозволив отримати нові дані про спектри збудження ядер 4Н, 4Не, 5Не, 5Li, 6He, 6Li та 8Ве.

Практичне значення одержаних результатів. Розроблені в результаті проведення даної роботи методи енергетичного калібрування детекторних систем, оцінки точності одержаних двовимірних спектрів з використанням експериментальних спектрів енергетичного балансу, спосіб розрахунків кінематичних співвідношень з урахуванням реальних експериментальних умов за допомогою методу Монте-Карло та процедура обробки двовимірних спектрів збігів, отриманих з кінематично повного дослідження тричастинкових реакцій, що ґрунтуються на методі Монте-Карло, є тими корисними вдосконаленнями, що можуть бути впроваджені в інші різноманітні експериментальні методики.

Проведене вивчення спектрів збудження найлегших ядер, в результаті якого уточнена енергія збудження першого збудженого стану ядра 5Не та експериментально встановлена наявність незв'язаних збуджених станів (для яких визначені енергії збудження та енергетичні ширини) в контроверсійних (щодо наявності там збуджених станів) ділянках спектрів збудження ядер 5Не, 5Li, 6He та 6Li, являє собою дуже корисну тестову інформацію для вдосконалення численних теоретичних підходів, присвячених дослідженню будови найлегших ядер.

Особистий внесок здобувача. Автором запропоновано новий експериментальний підхід до вивчення збуджених незв'язаних станів найлегших ядер, який базується на використанні кореляційних експериментів. Визначено, сформульовано та промодельовано критерії вибору експериментальних умов для досягнення ділянок фазового простору взаємодії, оптимальних для утворення та розпаду ядер, стани яких досліджувались.

Автором було пристосовано та оптимізовано експериментиентальні методики швидко-повільних збігів для спектроскопії найлегших ядер та проведено з колективом співавторів вимірювання на циклотронах У-120 та У-240 ІЯД НАН України.

Розроблено вдосконалену процедуру обробки та проведено аналіз двовимірних спектрів експериментальних даних тричастинкових реакцій. Для цього було особисто автором розроблено новий пакет програм спеціалізованого призначення.

Усі найважливіші результати дисертації, перераховані у висновках, отримані автором особисто.

Апробація результатів дисертації та публікації. Основні результати дисертації доповідались та обговорювались на 42-44, 48-55 Міжнародних нарадах з ядерної спектроскопії та структури атомного ядра (1992-1994, 1998-2005), на ІІ, ІV та V Харківських конференціях з фізики високих енергій, ядерної фізики і прискорювачів (2004, 2006, 2007), на Всеукраїнському з'їзді "Фізика в Україні" (2005, м. Одеса), на 3 Київській міжнародній школі з ядерної фізики (1992), на Київській міжнародній конференції "Сучасні проблеми в ядерній фізиці та атомній енергетиці" (2006) та на щорічних конференціях ІЯД НАН України.

Результати дисертації опубліковано в 31 статті в наукових реферованих журналах та в 8 тезах конференцій. Список цих робіт додається в кінці автореферату.

Структура дисертації. Дисертація складається із вступу, чотирьох розділів, висновків, двох додатків та списку використаних літературних джерел, містить 105 рисунків та 23 таблиці. Вона викладена на 322 сторінках тексту, а в списку використаних літературних джерел 330 посилань.

Основний зміст дисертації

У ВСТУПІ обґрунтовано актуальність теми дисертаційної роботи, сформульовано мету і завдання, які були вирішені для досягнення цієї мети, відзначено новизну роботи, її наукове та практичне значення та викладено структуру дисертації. Стисло представлено зміст та основні результати дисертаційної роботи, їх апробацію та наведено інформацію про особистий внесок автора.

В ПЕРШОМУ РОЗДІЛІ проведено аналіз сучасних теоретичних підходів та експериментальних методів, присвячених вивченню схем збудження найлегших ядер. Зокрема відзначається, що в сучасних дослідженнях особливе місце посідає вивчення властивостей збуджених рівнів найлегших ядер з дуже малим часом життя. Акцентується увага на тому, що розширення меж пізнання природи ядерної взаємодії на прикладі вивчення схем збудження та механізмів утворення і розпаду збуджених станів найлегших ядер відбувається шляхом проведення більш досконалих експериментів по визначенню енергетичних параметрів незв'язаних станів і встановленню їх структури, механізмів утворення та розпаду, а також шляхом вдосконалення теоретичних розрахунків ядерних хвильових функцій цих найлегших ядер.

В підрозділі 1.1 приведено стислий огляд сучасного стану розвитку теоретичних моделей, присвячених опису будови найлегших ядер. Відзначається, що значною мірою поява нових та розвиток традиційних теоретичних моделей ґрунтуються на уявленні, що нуклони в ядрах групуються в окремі утворення (кластери), яке є однією з найдавніших та найбільш стійких концепцій в ядерній фізиці. Існує багато експериментальних прикладів, де поведінка цілого ядра чи його частини може бути приписана існуванню альфа-частинок чи кластерів, створених з альфа-частинок. Насамперед така структура притаманна збудженим та основним рівням найлегших стабільних і нестабільних ядер - 5Не, 6Не, 6Li, 7Li. Використання цього модельного підходу дає можливість зменшити число компонент при вирішенні такої складної задачі багатьох тіл, якою є проблема будови атомного ядра, а отже, дозволить постулювати більш математично строгі теоретичні моделі.

Але значну частину властивостей навіть легких ядер неможливо пояснити без урахування існування усередненого поля нуклонів. В нестабільних ядрах проявляються різноманітні кластерні конфігурації і тому врахування кластерної будови разом з проявом середнього поля нуклонів стає більш актуальним.

В пунктах 1.1.1 - 1.1.3 приведені стислі описи таких теоретичних кластерних моделей, як метод генераторних координат (МГК) (Griffin та Wheeler, 1957), метод резонуючих груп (МРГ)) (Wheeler, 1937) та алгебраїчна версія методу резонуючих груп (АВМРГ) (Filipov, 1989), які широко використовуються для опису будови найлегших ядер.

В схемах збуджених рівнів найлегших нестабільних та стабільних ядер домінують нестабільні по відношенню до розпаду на кластери та нуклони збуджені рівні. В стандартних моделях, що описують структуру ядер, використовуються квадратично-інтегровані базиси, при цьому ігноруються пороги розвалу та розпад деяких станів. Досить часто нестабільність ця суттєва. Опис, в якому не враховуються незв'язані стани чи ігнорується їх нестабільність, є неповним і ненадійним. В пункті 1.1.4 описуються методи стабілізації, такі як комплексний метод масштабування (КММ) (Aguilar,1970; Ho, 1983), метод аналітичного продовження константи зв'язку (МAПКЗ) (Kukulin, 1977, 1979), основна мета створення яких полягала в тому, щоб відпрацьовані складні методи і комп'ютерні програми, розроблені для вивчення проблем зв'язаних станів, використати для трактування незв'язаних рівнів. Енергетичні параметри збуджених рівнів (енергетичне положення та їх ширина) з дуже малим часом життя визначаються при дослідженні взаємодії складових частинок, на які розпадаються ці стани, шляхом аналізу на наявність резонансних проявів у потрібному енергетичному діапазоні відносних енергій цих складових частинок. Такі експериментальні умови можна створити:

- досліджуючи пружне розсіяння складових частинок, змінюючи відносну енергію взаємодії ;

- вивчаючи широкий набір три- та чотиричастинкових реакцій, досліджуючи як інклюзивні спектри тричастинкових реакцій p(Т,1)(2+3)*, в яких ці ядра заселяються як кінцеві (незв'язані) рівні, так і двовимірні спектри збігів з тричастинкових p(Т,12)3 реакцій, вибираючи область фазового простору, в якій парна взаємодія в досліджуваній парі вихідних частинок, наприклад 2-3, буде відбуватись в заданому діапазоні відносних енергій Е 2-3 при відсутності резонансних проявів у парах 1-2 та 1-3.

Основний обсяг експериментальної інформації про спектри збудження найлегших ядер в даній роботі було отримано з дослідження широкого набору ядерних реакцій з трьома частинками у вихідному каналі p+Т 1+2+3, шляхом аналізу як двовимірних спектрів збігів з кінематично повного дослідження p(Т,12)3 тричастинкових реакцій, так і частково інклюзивних спектрів з реакцій p(Т,1)(2+3)*, в яких ці ядра заселяються як кінцеві (незв'язані) рівні. В підрозділі 1.2 окреслено шляхи оптимального використатання експериментальних методів визначення енергетичних параметрів - часу життя та енергії збудження незв'язаних станів з тричастинкових ядерних реакцій. Механізм послідовного розпаду передбачає двостадійний плин тричастинкової Т(р,12)3 ядерної реакції, на першому етапі якої утворюється ядро в збудженому стані R*, незв'язаному по відношенню до розпаду на частинки (2+3), та частинка 1, яку реєструють на збігу з однією з двох частинок 2 i 3, що утворюються на другому етапі внаслідок розпаду R*, тобто p(Т,1)R*2+3. При цьому утворення резонансного стану може формуватись будь-якою парою з трьох вихідних частинок 1, 2 та 3.

В ДРУГОМУ РОЗДІЛІ репрезентовано особливості експериментальної методики, що застосовується для дослідження ядерних реакції в кінематично повному експерименті з метою вивчення збуджених незв'язаних рівнів найлегших ядер.

Підрозділ 2.1 є визначальним в даному розділі, оскільки в ньому викладено експериментальні вимоги до тричастинкових розвальних реакцій, що використовуються для визначення енергетичних параметрів незв'язаних станів ядер. При цьому можуть використовуватись два підходи до вибору оптимальних експериментальних умов.

1. Враховуючи, що модель послідовного розпаду передбачає двостадійний процес утворення трьох частинок у вихідному каналі реакції, розраховують кінематичні співвідношення для квазібінарної Т(р,1)R*[3+2] стадії утворення ядра R*[3+2] в збудженому стані, незв'язаному по відношенню до розпаду на частинки 2+3 з енергією збудження Еj. Для реєстрації частинок 1 та 2 вибирають ті з кутів, що відповідають бінарним збігам продуктів Т(р,1)R*[3+2] реакції, при яких у відповідній ділянці фазового простору тричастинкової Т(р,12)3 реакції прояв інших простих механізмів перебігу даної реакції відсутній.

2. Використовуючи багатодетекторні методики, для різних пар кутів реєстрації частинок 1 та 2, породжених тричастинковою Т(р,12)3 реакцією, отримують набір двовимірних Е 1хЕ 2 спектрів, для яких, обчисливши і проаналізувавши кінематичні співвідношення, вибирають для подальшого аналізу ті ділянки фазового простору, де діапазон відносних енергій в парі j-k відповідає утворенню і розпаду ядра R*[j+k] в збудженому стані, незв'язаному по відношенню до розпаду на частинки j+k з енергією збудження Еj, і де відсутні прояви резонансних явищ та інші прості механізми.

Перший підхід використовувався в експериментах, присвячених як визначенню енергетичних параметрів перших збуджених станів ядер 5Не та 5Li з тричастинкової 2Н(,р)n реакції, так і вивченню тричастинкової структури низькоенергетичної ділянки спектра збудження ядра 6Не (реакція 3Н(,р)nn з 4-ма частинками у вихідному каналі) на класичному циклотроні У-120 з використанням пучка альфа-частинок з енергією 27,2 МеВ.

Другий підхід було реалізовано на циклотроні У-240 шляхом опромінення тритієвої мішені пучком альфа - частинок, прискорених до енергії 67,2 МеВ. При такій енергії взаємодії для вхідного +t каналу відкриваються численні тричастинкові реакційні канали. Метою цього експерименту було вивчення спектрів збудження найлегших нестабільних та стабільних ядер 4Н, 4Не, 5Не, 6Не та 6Li для уточнення як кластерної структури, так і енергетичних положень та часу життя збуджених незв'язаних рівнів цих ядер. Для восьми пар кутів реєстрації вихідних продуктів було отримано більше п'ятидесяти двовимірних збігових спектрів, які відповідали проходженню тричастинкових 3Н(,d)n, 3Н(,tt)p, 3Н(,pt)t, 3Н(,t)n, 3Н(,dd)t, 3Н(,dt)d та чотиричастинкової 3Н(,р)nn реакцій. Весь цей масив експериментальної інформації було проаналізовано з використанням розрахунків кінематичних співвідношень для кожного окремого двовимірного спектру збігів. Було відібрано ті ділянки, де механізм послідовного розпаду вибраного збудженого незв'язаного стану одного з вищезгаданих найлегших ядер проявляється у відсутності заселеності резонансних рівнів інших ядер і при таких експериментальних умовах, що унеможливлюють плин даної реакції через інші прості реакційні механізми.

Оскільки експериментальні дані, на яких ґрунтується отримання енергій збудження та часу життя незв'язаних рівнів, залежать від енергій зареєстрованих на збігу частинок певного типу, які, в свою чергу, згідно законів збереження, визначаються енергією налітаючого пучка та кутами, під якими розташовані детектори, то дослідження тричастинкових ядерних реакцій в кінематично повному експерименті ставить ряд жорстких вимог до експериментальних методик.

Необхідно:

-якомога точніше визначити кути детекторних систем, що реєструють продукти ядерної взаємодії на збігу;

-точно визначити величину енергії взаємодії, тобто енергію налітаючого пучка частинок;

-забезпечити ефективну реєстрацію на збігу продуктів ядерних реакцій;

-достовірно ідентифікувати зареєстровані продукти ядерної взаємодії (визначити їх масу та заряд) та виміряти їх енергію.

Для експериментів по дослідженню ядерних реакцій використовувались камери розсіяння, в яких були обладнані рухомі по куту детекторні системи, блок зміни мішеней, системи формування, діагностики та вимірювання енергетичних та часових характеристик пучків заряджених частинок.

В підрозділі 2.2 приведено опис реакційних камер, що використовувались для проведення кінематично повного дослідження тричастинкових ядерних реакцій, методи юстування детекторів та спосіб визначення точної траєкторії проходження пучка прискорених циклотроном частинок, які разом забезпечували точне визначення кутового положення детекторів та зводили похибки визначення кута вильоту зареєстрованих продуктів ядерних реакцій до похибок, викликаних механічними особливостями будови камери розсіяння, які не перевищують 0,10.

В підрозділі 2.3 описано методи визначення енергії прискорених частинок. Основні переваги способу який використовувався в роботі - методу часу прольоту - це можливість в будь-який момент проведення експерименту визначити не лише енергію пучка, а і ефективну шпаруватість (наповненість макроімпульсів циклотронного пучка мікроімпульсами). За цими даними, шляхом наладки роботи циклотрону, досягати більшої наповненості циклотронного згустку, а отже, зменшуючи шпаруватість імпульсного джерела заряджених частинок, покращувати фонові умови проведення кореляційного експерименту. Виміряна енергія пучка альфа - частинок, прискорених циклотроном У-240, дорівнювала 67,2(0,4) МеВ.

В підрозділі 2.4 описані типи мішеней, які використовувались в проведених дослідженнях. Оскільки значна частина експериментів проводилась з використанням ядерних реакцій, в яких мішенями були ядра дейтерію та тритію, то перед проведенням досліджень слід було вирішити відому дилему - використовувати однокомпонентні газові дейтерієві та тритієві мішені чи, скориставшись певними фізико-хімічними властивостями водню, виготовити тверді мішені, які окрім дейтерію та тритію містять ще додаткові одну - дві домішки. Врахувавши переваги і недоліки одного та іншого типу мішеней та той факт, що тритій є високоактивним радіоактивним ізотопом і створення тритієвих газових мішеней вимагає використання складних газозворотніх технологій, основним типом мішеней, що використовувались в репрезентованих дослідженнях + t взаємодії, були титан-тритієві мішені, виготовлені в СКТБ Інституту ядерних досліджень НАН України. Вони являли собою або самопідтримуючі титанові плівки товщиною 2,7 мг/см 2, або напилений шар титану товщиною близько 1 мг/см 2 на мідну підкладку (товщиною близько 5 мг/см 2), насичені тритієм у співвідношенні приблизно один атом тритію на один атом титану, а у випадку вивчення +d взаємодії використовували мішень, що являла собою хімічну сполуку дейтерію і вуглецю - дейтерополіетилен (СD2)n. Окрім того, досвід проведення численних експериментів з титан-тритієвими мішенями показав, що з часом в таких мішенях нагромаджується інший дуже плинний газ - 3Не, що є продуктом -розпаду тритію. І це явище нагромадження в титан-тритієвих мішенях ядер 3Не радіогенного походження (за нашими оцінками близько 40% утворених внаслідок -розпаду тритію ядер 3Не залишається в мішені) дозволило вперше провести кінематично повні дослідження тричастинкових каналів реакцій, викликаних + взаємодією.

При проведенні репрезентованих досліджень тричастинкових ядерних реакцій в кінематично повному кореляційному експерименті важливо було виділити процеси утворення та розпаду незв'язаних станів найлегших ядер на тлі інших явищ, що супроводжують даний експеримент. В підрозділі 2.5 репрезентовано стислий опис основних джерел фону в кореляційних експериментах та способи, які сприяють успішному виконанню таких експериментів і забезпечують мінімізацію фону, коректне врахування та виокремлення фонових внесків з отриманих експериментальних даних.

При визначенні характеристик резонансів ядер за допомогою кореляційних експериментів, крім надійної ідентифікації частинок за типом, важливо точно встановити енергію відносного руху кластерів, які утворюють нестабільну систему, а коректність визначення цієї величини безпосередньо залежить від точності вимірювання енергії продуктів ядерних реакцій в широкому діапазоні (від нульових значень до максимально можливих). В підрозділі 2.6 обґрунтовано вибір методів реєстрації на збігах та ідентифікації продуктів ядерних реакцій - ізотопів водню та гелію - та визначення їх енергії. В пункті 2.6.1. обґрунтовано вибір типу детекторів, що використовувались в ЕЧЕ методиці.

Пункти 2.6.2, 2.6.3 та 2.6.4 присвячено опису розроблених під час проведення досліджень методів калібрування Е-Е телескопів. Суть першого методу (пункт 2.6.2) полягає у визначенні дійсної фізичної товщини Е-детектора, оскільки, якщо відома товщина такого детектора, то задача визначення енергії зареєстрованої ЕЧЕ-телескопом частинки вирішена.

При визначенні енергії продуктів ядерних реакцій, зареєстрованих сцинтиляційним спектрометром, слід вирішити проблему окремого енергетичного калібрування частинок різного типу, пов'язану з тим, що енергетичні залежності функцій відгуку сцинтиляційного детектора залежать від питомих енергетичних втрат частинок, що реєструється. В пункті 2.6.3 представлено спосіб енергетичного калібрування сцинтиляторів, що ґрунтується на обчисленні енергетичної залежності повних світловиходів від питомих енергетичних втрат різного типу частинок.

В пункті 2.6.4 репрезентовано розроблений новий підхід до процедури енергетичного калібрування обох детекторів ЕЧЕ-телескопа одночасно, незалежно від їх типу. Він базується на використанні відомого емпіричного виразу апроксимації енергетичної залежності питомих енергетичних втрат dE/dx для частинок з Z ? 10:

, (1)

де величина n визначається типом частинок, а параметр а приблизно пропорційний 1/МZ2.

В підрозділі 2.7 наведено опис складного вимірювально-обчислювального комплексу, який використовувався для реєстрації, попередньої обробки експериментальної інформації з детекторних систем, перетворення її з аналогової форми в числову, накопичення і збереження в формі, зручній для опрацювання та подальше її перетворення в енергетично прокалібровані двовимірні спектри збігів.

В пункті 2.7.1. детально описано електронну схему швидко-повільних збігів, яка використовувалася для первинної обробки експериментальної інформації, що надходила від двох пар ЕЧЕ-телескопів. Функціонально вона складалася з трьох частин: швидкої, що забезпечує фіксацію одночасного утворення двох продуктів ядерної реакції; спектрометричної, за допомогою якої отримується для виокремлених у часі одночасно утворених двох частинок підсилені з найменшим спотворенням аналогові сигнали з детекторів, які несуть інформацію про енергію та надають можливість подальшої їх ідентифікації на фоні інших подій; інформаційної, що забезпечує перетворення первинної аналогової інформації в цифрову форму та дозволяє записати перетворену інформацію на носії пам'яті ЕОМ у вигляді, зручному для подальшої обробки.

В пункті 2.7.2 описано, яким чином, обробивши нагромаджені дані з дослідження тричастинкових ядерних реакцій в кінематично повному експерименті (пункт 2.7.1), отримати двовимірні енергетичні Е 1ЧЕ 2 спектри збігів частинок 1 та 2 з тричастинкової р(Т,12)3 реакції в абсолютних енергетичних шкалах. Важливо оцінити точність, з якою отримані ці двовимірні збігові спектри. Критерієм точності можуть бути розрахунки положення місця розташування локусів, проведені в припущенні точкової геометрії, які не враховують ні розмиття енергії пучка, ні реальної роздільної здатності детекторних систем, ні втрат енергії як частинками пучка, так і вихідними продуктами ядерних реакцій в мішені. Більш об'єктивно оцінити точність спектрів, отриманих внаслідок дослідження тричастинкової реакції р(Т,12)3, дозволяє величина теплового балансу тричастинкової реакції Q3, яку отримуємо шляхом перерахунку двовимірних спектрів збігів в одновимірний Q3експ спектр на основі відомих законів збереження імпульсу та енергії:

(2) (3)

де Ep,, E1, E2, E3, - кінетичні енергії та імпульси частинки пучка та вихідних продуктів реакції 1, 2, 3; Q3 - тепловий баланс тричастинкової реакції. Q3-спектр, перерахований з двовимірного спектру збігів. При цьому ширина розподілу залежить, як видно з формул (2) та (3), від енергетичного розмиття енергії пучка Ер, точності визначення величин імпульсів , тобто від енергетичної роздільної здатності детекторних систем та реальних розмірів як плями від пучка на мішені, так і власне тілесних кутів, що охоплюють ці детектуючі системи.

Експериментальний розподіл величини Q3 у випадку дослідження будь-якої тричастинкової р(Т,12)3 реакції, коли всі три частинки у вихідному каналі продукуються в основному стані, має один максимум. Якщо втрати енергії в мішені враховані коректно та центри детекторів точно виставлені по куту відносно центра плями від пучка, то, незважаючи на будь-які розумно великі розміри детекторів, значну немоноенергетичність пучка налітаючих частинок та низьку роздільну здатність детекторів, значення цього максимуму Q3макс повинно співпадати зі значенням Q3 теплового балансу тричастинкової реакції.

В підрозділі 2.8 представлені розроблені на основі методу Монте-Карло, що враховує реальні енергетичні та геометричні параметри кореляційного експерименту, методика розрахунків кінематичних співвідношень та процедура обробки двовимірних спектрів тричастинкових реакцій, отриманих з кінематично повного дослідження. Приведено розрахунки деяких кінематичних величин для тричастинкових реакцій, проведені за допомогою створеної обчислювальної програми (С++) розрахунків кінематичних співвідношень тричастинкової p(Т,12)3 реакції за методом Монте-Карло. Цей підхід дозволив при проведенні кореляційного експерименту:

а) завчасно змоделювати експериментальні умови, вибрати оптимальну геометрію експерименту, підібрати відповідні методи ідентифікації та визначення енергій продуктів ядерних реакцій, визначити оптимальні розміри тілесних кутів детекторів, товщин мішені і т.п.;

б) акуратно і якісно провести аналіз експериментальних даних з урахуванням реальних розмірів тілесних кутів детекторів та місця локалізації ядерної реакції з визначенням дійсних енергетичних втрат енергії пучка та утворених в мішені продуктів реакції .

ТРЕТІЙ РОЗДІЛ (за виключенням підрозділу 3.1) присвячений трактуванню основного масиву експериментальної інформації про спектри збудження ядер 4Н, 4Не, 5Не, 5Li, 6Lі, отриманої з аналізу в рамках моделі послідовного розпаду двовимірних спектрів збігів, виміряних в результаті кінематично повного дослідження тричастинкових ядерних реакцій.

Значна частина експериментальних даних в роботі отримана з ядерних реакцій, спричинених +t взаємодією, і тому початком наших досліджень був аналіз отриманих раніше експериментальних даних по +t пружному розсіянню (Е = 27,2 МеВ). В підрозділі 3.1 наводяться результати опису цього процесу в рамках оптичної моделі та в рамках моделі зв'язаних каналів реакцій. Доцільно звернути увагу на те, що для досягнення задовільного узгодження з експериментальними даними довелося використати досить велику уявну частину оптичного потенціалу (WS = 85 MeB), яка несе відповідальність за всі непружні канали. Це свідчить про те, що у випадку малонуклонних систем значний вклад до пружного розсіяння дають непружні процеси, реакції, які, на відміну від взаємодії альфа-частинок з більш важкими ядрами, можуть мати такі самі величини перерізів, що і пружне розсіяння, що підтверджується кутовими розподілами реакцій 3Н(,р)6Нео.с., 3Н(,р)6Не*1зб.с., 3Н(,6Li)n та 3Н(,d)5Нео.с, отриманими при енергії пучка -частинок 27,2 МеВ.

Продовженням вивчення основного стану ядра 4Н, яке проводилось нами раніше за допомогою тричастинкової 3Н(d,tp)n реакції при енергіях пучків дейтронів 13,6 та 47,3 МеВ, було дослідження в кінематично повному експерименті тричастинкової 3Н(,t)n реакції одного з численних відкритих тричастинкових каналів, викликаних +t взаємодією при Е = 67,2 МеВ, яке репрезентовано в підрозділі 3.2. Для того, щоб дослідити t+n взаємодію в тричастинковій 3Н(,t)n реакції з метою отримання інформації про енергетичні параметри збуджених станів ядра 4H, необхідно, щоб t+n взаємодія відбувалась в тій ділянці фазового

простору, де кінематично неможливе заселення відомих збуджених рівнів ядра 4Не та 6Li, яким властива, відповідно, +n та +t структура і які проявляються при певних відносних енергіях +n та +t пар. У випадку тричастинкової 3Н(,t)n реакції при Е = 67,2 МеВ з отриманих спектрів було визначено пару кутів, найоптимальнішу для вивчення механізму утворення та розпаду рівнів ядра 4Н в енергетичному діапазоні збудження від 2 до 5 МеВ: = 27,50 та t = 150, відповідно. Проекція верхньої гілки локусу двовимірного спектру на вісь енергії тритонів додатково ділилась на множник фазового простору. Отриманий одновимірний спектр як функція від відносної енергії в парі t+n. Широкий пік, який спостерігається в експерименті, відловідає основному незв'язаному рівню 4Н. Визначені в результаті підгонки енергетичні параметри цього резонансу такі: Ent = 3,22(0,25) MeВ, = 2,93 (1,09) MeВ, які в межах експериментальних похибок збігаються з результатами, отриманими з дослідження тричастинкової 3H(d,pt)n реакції при Еd = 27.2 МеВ - Ent = 3,4(0,3) МеВ, = 3,0(0,3) МеВ та цієї ж реакції при Еd = 47,3 МеВ - Ent = 2,2(0,4) МеВ, = 3,4(1,2) МеВ. Піки, що спостерігаються при 5 < Еnt < 6,5 МеВ, викликані утворенням і розпадом одного зі збуджених рівнів 4Не. Підгонка цієї частини спектру, виконана за допомогою вищевказаного методу в припущенні утворення та розпаду резонансного рівня 4. Відомо, що всі збуджені стани ядра 4Не є незв'язаними і переважній більшості збуджених рівнів, починаючи з першого збудженого рівня, властива t+p кластерна структура, яку можна спостерігати при кінематично повному вивченні тричастинкової 3Н(,tt)p реакції. В підрозділі 3.3 описується процедура визначення енергетичних характеристик перших збуджених рівнів ядра 4Не, що розпадаються через випромінювання тритона і протона, із застосуванням розроблених на базі методу Монте-Карло методики обчислення кінематичних співвідношень та процедури обробки експериментальних двовимірних спектрів збігів (див. підрозділ 2.8).. На чорному тлі, яке являє собою розраховану для реальних експериментальних умов кінематично дозволену частину простору, лежать точкові розіграні події, розмежовані на локуси збігів верхньої (сірий колір) та нижньої (світло-сірий колір) гілок. Це дозволяє одразу шляхом сумування точкових подій відповідного локусу в межах комірки заданого розміру отримувати проекції гілок двовимірних енергетичних локусів на енергетичні осі з довільним кроком ціни каналу, необхідні для подальшого аналізу. Суцільними лініями нанесено результат апроксимації спектрів в рамках моделі послідовного розпаду за допомогою методу найменших квадратів, в якому варіювались значення відносних енергій в парах вихідних частинок t1(2)+p, що відповідають утворенню та розпаду j - го збудженого рівня ядра 4Не - Ej, величини енергетичних ширин окремих рівнів - Гj та ймовірності утворення j-го збудженого стану - Cj з використанням формули Брейта-Вігнера:

(4)

де, - тілесні кути детекторів, що реєструють перший та другий тритон; - енергія зареєстрованого першого тритону. А величини - множник фазового простору та - відносна енергія пари частинок t2(1)-p попередньо розраховувались із застосуванням розробленого автором на основі методу Монте-Карло способу обчислення кінематичних співвідношень для тричастинкових реакцій.

Отримані таким чином величини енергій збудження та ширини збуджених рівнів ядра 4Не з кінематично повного дослідження тричастинкової 3Н(,tt)p реакції при різних геометричних умовах у межах експериментальних похибок узгоджуються між собою (див. табл.1).

При цьому значення енергій збудження збігаються з приведеними в компіляційній роботі (Tіlley, 1992), але отримані нами величини енергетичних ширин збуджених рівнів 3 та 4 значно менші. Подальшому вивченню схеми збудження ядра 4Не присвячений підрозділ 3.4, в якому репрезентовано дослідження збуджених станів до енергії збудження цього ядра близько 27 МеВ за допомогою тричастинкових 3Н(,tt)p, 3Н(,t)n та 3Н (,td)d реакцій. В експерименті були отримані двовимірні спектри t-t, t- та t-d збігів (t=150; t,,d=27,50). Приведені проекції верхніх гілок цих двовимірних спектрів збігів на вісь енергії тритонів та результати апроксимації, виконані в рамках моделі послідовного розпаду за допомогою виразу (4). Визначені в результаті підгонки значення енергії збудження перших семи рівнів, що розпадаються через виліт пари t+p, перших шести (2 -7) - через випромінювання пари +n та перших двох (6 - 7) через виліт двох дейтронів, разом з отриманими енергетичними ширинами цих рівнів і похибками їх отримання за допомогою методу найменших квадратів приведено в табл. 2. Систематичні похибки визначення відносної енергії лежать в межах 0,4 - 0,5 МеВ.

Описаний в підрозділі 3.4 експеримент по визначенню як структурної будови, так і притаманним цій структурній будові значенням енергій збудження та енергетичних ширин для перших семи збуджених рівнів ядра 4Не з одного експерименту є унікальним дослідженням цього ядра.

В підрозділі 3.5 репрезентовано системний підхід, спрямований на уточнення низькоенергетичної частини схеми збудження ядер з А=5 і узагальнений опис досліджених нами з цією ж метою тричастинкових каналів реакцій, спричинених+d, +t та + взаємодіями, в яких проявляється заселення та розпад першого збудженого стану ядер 5Не та 5Li. Особливу увагу слід приділити дослідженню першого збудженого рівня ядер, оскільки в опублікованих систематиках діапазон значень енергії збудження Е* першого рівня ядра 5Не*(1/2-) має значний розкид в межах від 2 до 5 МеВ, значення енергетичної ширини Г від 1,45 до 5,6 МеВ, а для 5Li* (1/2-) діапазон значень Е* лежить в межах від 2 до 7,5 МеВ, а Г - від 1 до 10 МеВ.

Експериментальне визначення енергії збудження та енергетичної ширини проводилось шляхом аналізу (в припущенні послідовного розпаду) отриманих інклюзивних спектрів дейтронів з квазідвочастинкових 3Не(,d)р (Е = 26,5 МеВ) та 3Н(,d)n (Е = 27,2 МеВ) реакцій, враховуючи, що є або тільки два джерела внесків у спектр дейтронів, який аналізували: утворення на першому етапі реакцій дейтронів та ядер з А=5 в основному та першому збудженому станах; процес статистичного розпаду, тобто утворення відразу трьох d+р(n)+ частинок у вихідному каналі, або також із врахуванням третього джерела - утворення збуджених рівнів 6Li та розпаду їх на d+. Ці результати приведено в пункті 3.5.1. В цьому ж пункті приведено експериментальне дослідження тричастинкової 3Н(,d)n (Е = 27,2 МеВ) реакції в кінематично повному підході з метою уточнення енергетичних параметрів першого збудженого стану ядра 5Не.

В пункті 3.5.2 низькоенергетична частина спектру збудження ядер з А = 5 досліджувалась за допомогою аналізу в рамках моделі послідовного розпаду отриманих двовимірних спектрів р- збігів з тричастинкової 2Н(,р) (Е= 27,2 МеВ) реакції шляхом вибору таких кутів реєстрації на збігах протонів та альфа-частинок, при яких виконуються оптимальні умови дослідження енергетичних характеристик, або першого збудженого стану ядра 5Не (при відсутності умов для прояву заселення збуджених станів ядер 5Li, механізмів квазівільного розсіяння та n-р взаємодії в кінцевому стані), або першого збудженого стану ядра 5Li, відповідно (при відсутності умов для прояву заселення збуджених станів ядер 5Не та тих же механізмів квазівільного розсіяння та n-р взаємодії в кінцевому стані).

Пункт 3.5.3, як і частина пункту 3.5.1, присвячений уточненню енергетичних параметрів першого збудженого стану ядра 5Не шляхом того ж аналізу в рамках моделі послідовного розпаду, застосованого до отриманих двовимірних спектрів d- збігів з тричастинкової 3Н(,d)n реакції (Е = 67,2 МеВ), та порівнянню отриманих в підрозділі 3.5 усіх усереднених енергетичних характеристик першого збудженого стану ядра 5Не з даними відомих систематик (табл. 3).