авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 | 2 || 4 |

«ОБЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ Лаборатория ядерных реакций им. Г.Н. Флерова На правах рукописи ...»

-- [ Страница 3 ] --

далитц-диаграммы Более наглядное представление о заселенности мод распада с различными отношениями масс фрагментов дают диаграммы, аналогичные диаграммам Далитца (рис. 4.4). Каждому событию распада на три фрагмента в такой диаграмме соответствует точка, расположенная таким образом, что расстоя ния от нее до сторон равностороннего треугольника пропорциональны мас сам фрагментов. Из приведенных диаграмм хорошо видно, что большинство событий составляют распады, в которых образуются один фрагмент проме жуточной массы и два тяжелых фрагмента. Такие события сконцентриро ваны вблизи сторон треугольника. В реакции 14 N(53АМэВ)+197 Au заметное число событий составляют распады с образованием двух легких и одного 14 232 40 14 N(53AMeV)+ Th Ar(36AMeV)+ Cm N(53AMeV)+ Au 4 10 AL AL AL counts (a.u.) 3 10 2 10 1 10 AL35 AL40 AL 0 10 AM AM AM 10 10 0 10 AH AH AH 10 10 10 0 10 0 50 100 150 200 0 50 100 150 200 0 50 100 150 fragment mass (amu) Рис. 4.3: Массовые распределения фрагментов в событиях, зарегистрированных га зонаполненной оболочкой спектрометра ФОБОС с множественностью три в реак циях 14 N(53АМэВ)+ 197Au (левый столбец), 14 N(53АМэВ)+ 232Th (средний столбец) и Ar(36AМэВ)+ 248Cm (правый столбец). Заштрихованные гистограммы соответствуют масс-симметричным распадам.

тяжелого фрагмента (несмотря на малую эффективность регистрации та ких событий). Такие события сконцентрированы вблизи вершин треугольни ка. Области, соответствующие масс-симметричным распадам, выделены на рис. 4.4 треугольником в центре. Хорошо прослеживается тенденция возрас тания заселенности масс-симметричной области при увеличении суммарной массы снаряда и мишени.

N(53AMeV) + 197Au N(53AMeV) + 232Th 1 25 0.9 0. 0.8 0. 0.7 0. 0.6 0. 0.5 0. 0.4 0. 0.3 0.3 0.2 0. 0.1 0. 0 0 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 0 0.2 0.4 0.6 0.8 Ar(36AMeV) + 248Cm 1 0.9 0.8 Рис. 4.4: Массовые треугольни 0.7 ки, построенные аналогично диа 0.6 граммам Далитца. Центральная об 0.5 ласть, выделенная треугольником, 0.4 соответствует масс-симметричным 0.3 распадам.

0.2 0.1 0 0 0.2 0.4 0.6 0.8 корреляция между массой и скоростью фрагмента На рис. 4.5 приведены корреляции между массой фрагмента и его скоро стью в лабораторной системе координат для всех трех изучаемых реакций.

На рис. 4.6 изображены зависимости средней скорости фрагмента от его мас сы. Сходство приведенных зависимостей для всех трех реакций указывает на общность механизмов распадов в этих реакциях.

С увеличением массы системы в среднем растут и скорости фрагментов, что является признаком того, что скорости приобретаются фрагментами за счет их кулоновского рас талкивания. Для сравнения на рис. 4.6 сплошной линией показана расчетная зависимость для реакции 14 N(53АМэВ)+232 Th, полученная в предположении, что легкий фрагмент образуется в результате асимметричного деления со ставного ядра на два фрагмента с массами AL и (AM + AH ). Расчетные значе ния хорошо согласуются с экспериментальными данными и лишь в области A 20 наблюдается различие, которое может быть обусловлено вкладом от реакций глубоконеупругих столкновений, в которых начальная кинетическая энергия снарядоподобного фрагмента не полностью диссипирована. В расче тах использовалась следующая зависимость суммарной кинетической энергии (TKE) фрагментов от их массовых чисел A1 и A2 и зарядов Z1 и Z2 [84, 85]:

0.2904 · (Z1 + Z2 )2 A1 · A (4.1) · TKE =.

(A1 + A2 ) 1/3 1/ A1 + A2 (A1 + A2)1/ Эта зависимость хорошо согласуется с систематикой симметричного бинар ного деления, предложенной в работе [79], и правильно предсказывает TKE для асимметричного деления. Скорость пучка составляет vbeam = 10.1 см/нс в реакциях 14N(53АМэВ)+197 Au, 14 N(53АМэВ)+232 Th и vbeam = 8.3 см/нс в реакции 40 Ar(36AМэВ)+248 Cm. Эти значения существенно больше скорости фрагментов с массами порядка или меньше массы снаряда, которые могли бы быть остатками снаряда (снарядоподобные фрагменты или PLF). Сле довательно, если такие фрагменты действительно образуются в результате реакций глубоконеупругих столкновений иона с ядром, то можно сказать, что такие взаимодействия характеризуются сильной диссипацией кинетиче ской энергии налетающего иона. Подчеркнем, что целью расчетов было не добиться идеального согласия с экспериментом, а лишь продемонстрировать факт кулоновского источника энергии фрагментов.

угловые распределения фрагментов Угловые распределения легкого фрагмента в системе центра масс трех фрагментов, накопленные для симметричных и асимметричных распадов, представлены на рис. 4.7-4.9. Эффективность регистрации событий тройно го распада рассчитывалась с использованием генератора событий и экспе риментального фильтра, которые будут описаны в разделе 4.4. Наблюда ется ярко выраженная направленность вперед легкого фрагмента в масс асимметричных распадах, что является указанием на предравновесный ха рактер эмиссии фрагмента. Это может быть, например, реакция глубоко неупругого взаимодействия снаряда с ядром-мишенью с последующим де лением ядра-остатка. Угловое распределение легкого фрагмента в масс 14 N(53AMeV) + Au 14 N(53AMeV) + Th Vlab / cm/ns Vlab / cm/ns 50 100 50 100 fragment mass / amu fragment mass / amu vlab_mas.opj, 22.07. Vlab-mas.opj;

22.07. 40Ar(36AMeV) + 248Cm PLF / cm/ns Рис. 4.5: Корреляция между массой и скоростью фрагмента в лабора lab торной системе координат.

V 50 100 fragment mass / amu Vlab_mas.opj;

7.06. 3. 40 Ar(36AMeV)+ Cm 3. 14 N(53AMeV)+ Au Рис. 4.6: Средняя скорость фрагмен 14 N(53AMeV)+ Th 2. та в лабораторной системе коорди нат как функция его массы. Симво vlab (cm/ns) 2. лы – экспериментальные данные, ли 1. ния – расчетные значения для реак ции 14 N(53АМэВ)+ 232Th в предполо 1. жении, что легкий фрагмент образу 0. ется в результате асимметричного де 0. ления составного ядра на два фраг 0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 fragment mass (amu) мента.

mV_mass.opj;

22.08. симметричных распадах характеризуется симметрией вперед-назад, что мо жет служить указанием на распад релаксированной системы. На рис. 4.7 4.9 наряду с распределением, поправленным на эффективность регистрации приведены и сырые экспериментальные данные, из которых также отчетли во видна направленность вперед легкого фрагмента в масс-асимметричных распадах.

N(53АМэВ)+ 197Au dN/d (a.u.) dN/d (a.u.) 3000 2000 1000 a) a) 0 0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 0 20 40 60 80 100 120 140 160 Рис. 4.7: Распределения уг 0. efficiency efficiency лов вылета легкого фраг 0. мента по отношению к оси 0. пучка в системе центра 0. 0. масс трех фрагментов в ре акции 14 N(53АМэВ)+ 197Au.

0. b) b) Слева: для асимметричных 0 0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 0 20 40 60 80 100 120 140 160 (AL 25), справа: симмет dN/d (a.u.) dN/d (a.u.) ричных (AL 35) распа дов. a) экспериментальное распределение;

b) эффек тивность регистрации;

c) распределение, поправлен c) c) ное на эффективность реги 0 0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 0 20 40 60 80 100 120 140 160 страции.

CM CM Наибольший вклад от событий глубоконеупругих столкновений среди изу чаемых реакций ожидается в реакции 40Ar(36AМэВ)+248 Cm. Рассмотрим некоторые характеристики асимметричных распадов в этой реакции.

Корреляция между массой легкого фрагмента и углом вылета в системе центра масс фрагментов приведена на рис. 4.10. Для удобства представле ния данных весь диапазон масс легкого фрагмента разбит на две части: на рис. 4.10a приведена матрица, накопленная из событий, в которых масса са мого легкого фрагмента не превышает 35 а.е.м, а на рис. 4.10b – та же самая матрица, но накопленная с условием, что масса легкого фрагмента больше N(53АМэВ)+ 232Th dN/d (a.u.) dN/d (a.u.) a) a) 0 0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 0 20 40 60 80 100 120 140 160 efficiency efficiency Рис. 4.8: Распределения уг 0. лов вылета легкого фраг 0. мента в системе центра 0. масс трех фрагментов в ре 0. акции 14 N(53АМэВ)+ 232Th.

b) b) Слева: для асимметричных 0 0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 0 20 40 60 80 100 120 140 160 (AL 25), справа: симмет dN/d (a.u.) dN/d (a.u.) ричных (AL 40) распа дов. a) экспериментальное распределение;

b) эффек тивность регистрации;

c) распределение, поправлен c) c) ное на эффективность реги 0 0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 0 20 40 60 80 100 120 140 160 страции.

CM CM 45 а.е.м. Хорошо прослеживаемая на рис. 4.10a зависимость средней мас сы от угла вылета фрагмента также является указанием на предравновесный характер распада. Средняя масса более тяжелых фрагментов (рис. 4.10b), на против, не зависит от направления эмиссии фрагмента. Этот факт, однако, еще не является достаточным признаком равновесности механизма образо вания фрагмента: если время протекания процесса сопоставимо с периодом вращения составной системы, то угловое распределение может и не иметь заметных особенностей.

Масс-симметричные распады представляют наибольший интерес и в даль нейшем будут анализироваться характеристики именно таких распадов.

относительные скорости и углы разлета фрагментов Распределения относительных скоростей и относительных углов разлета фрагментов в системе их центра масс изображены на рис. 4.11-4.13 для масс симметричных распадов. Ширина распределений уменьшается с ростом за Ar(36AМэВ)+ 248Cm dN/d (a.u.) dN/d (a.u.) a) a) 0 0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 0 20 40 60 80 100 120 140 160 0. efficiency efficiency Рис. 4.9: Распределения уг 0. лов вылета легкого фраг 0. мента в системе центра масс трех фрагментов в реак 0. 0. ции 40 Ar(36AМэВ)+ 248Cm.

b) b) Слева: для асимметричных 0 0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 0 20 40 60 80 100 120 140 160 (AL 30), справа: симмет dN/d (a.u.) dN/d (a.u.) ричных (AL 50) распа 1. дов. a) экспериментальное распределение;

b) эффек тивность регистрации;

c) 0. распределение, поправлен c) c) ное на эффективность реги 0 0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 0 20 40 60 80 100 120 140 160 страции.

CM CM a) b) light fragment mass / amu light fragment mass / amu 20 40 60 80 100 120 140 160 20 40 60 80 100 120 140 CM / deg CM / deg.

Рис. 4.10: Корреляция между массой самого легкого фрагмента и углом вылета в системе центра масс фрагментов.

Рис. 4.11: Распределения относитель ных скоростей (справа) и относитель ных углов разлета фрагментов в их си стеме центра масс (слева) в реакции N(53АМэВ)+ 197Au. Распределение от носительных скоростей фрагментов в бинарном делении показано на пра вом нижнем рисунке пунктирной гисто граммой.

ряда фрагментов, что, как отмечалось в работе [54], является признаком того, что кинетическая энергия этих фрагментов приобретена за счет энер гии их кулоновского расталкивания. Распределения относительных скоростей фрагментов бинарных распадов в изучаемых реакциях показаны на рисунках пунктирной гистограммой для сравнения. Небольшая ширина этого распре деления и среднее значение в районе 2.4 см/нс являются характерными признаками событий бинарного деления. Узкая компонента с максимумом в районе 2.2 2.4 см/нс присутствует во всех распределениях на рис. 4.11-4.13.

Это означает, что по крайней мере в части данных проявляются двухтель ные корреляции фрагментов и присутствие третьего фрагмента не оказывает существенного влияния на величину относительной скорости разлета двух других фрагментов. Этот факт будет использован в дальнейшем при выборе модели тройного распада для анализа данных.

Рис. 4.12: Распределения относитель ных скоростей (справа) и относитель ных углов разлета фрагментов в их си стеме центра масс (слева) в реакции N(53АМэВ)+ 232Th. Распределение от носительных скоростей фрагментов в бинарном делении показано на пра вом нижнем рисунке пунктирной гисто граммой.

функция возбуждения тройных распадов Большой интерес представляет проследить эволюцию вероятности тройных распадов в зависимости от прицельного параметра. Дифференциальные се чения тройных распадов изображены в верхней части рис. 4.14 как функция переданного импульса в сравнении с аналогичной характеристикой для би нарного деления. Торий и кюрий являются легко делящимися ядрами, поэто му даже периферийные соударения (маленькие значения LMT) приводят к бинарному делению. Тройные же распады происходят при более центральных соударениях (большие LMT). Учитывая связь между переданным импуль сом и начальной энергией возбуждения ядра (3.7), можно сделать вывод, что тройные распады связаны с большими начальными энергиями возбуждения составной системы.

Функции возбуждения тройных распадов (отношение сечения тройных распадов к выходу бинарного деления в зависимости от LMT) изображены в нижней части рис. 4.14. Наблюдается быстрый рост функции возбужде ния в области LMT от 0.2 до 0.5 и затем существенно более пологий ход 0 30 60 90 120 150 180 1 2 3 4 counts per bin LM vLM 100 0 LH vLH 0 Рис. 4.13: Распределения относитель MH vMH ных скоростей (справа) и относитель ных углов разлета фрагментов в их системе центра масс (слева) в реак ции 40 Ar(36AМэВ)+ 248Cm. Распределе ние относительных скоростей фрагмен тов в бинарном делении показано на 0 0 30 60 90 120 150 180 1 2 3 4 правом нижнем рисунке пунктирной ij, deg Vij, cm/ns гистограммой.

при больших значениях LMT. Насыщение в зависимости отношения выхода тройных событий к выходу бинарного деления при больших LMT может слу жить возможным указанием на схожесть механизмов обоих типов распадов.

Мультифрагментация как один из возможных источников тройных событий может быть исключена из рассмотрения, поскольку вероятность мультифраг ментации сильно зависит от энергии возбуждения ядра [86] и для этого кана ла распада следовало бы ожидать быстрого роста вероятности распада при больших значениях энергии возбуждения.

Интегральные сечения масс-симметричных тройных распадов приведены в таблице 4.1.

N(53АМэВ)+ 197Au N(53АМэВ)+ 232Th Ar(36AМэВ)+ 248Cm 14 14 * (MeV/u) * (MeV/u) * (MeV/u) 0 1 2 3 0 0.5 1 1.5 2 2.5 0 0.5 1 1.5 2 2. d /dLMT (barn) d /dLMT (barn) d /dLMT (barn) 10 1 1 -1 - 10 10 - -2 - 10 10 - -3 - 10 - -4 - 10 - 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 0 0.2 0.4 0.6 0.8 LMT LMT LMT * (MeV/u) * (MeV/u) * (MeV/u) 0 1 2 3 0 0.5 1 1.5 2 2.5 0 0.5 1 1.5 2 2. 3/ 3/ 3/ -1 - 10 - -2 - 10 - -3 - 10 10 - -4 - 10 10 - -5 -5 - 10 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 0 0.2 0.4 0.6 0.8 LMT LMT LMT Рис. 4.14: Верхний ряд: Дифференциальное сечение тройных масс-симметричных (откры тые кружки) и асимметричных (открытые квадратики) распадов и бинарного деления (закрытые квадратики) как функция переданного импульса (нижняя шкала) и началь ной энергии возбуждения составной системы (верхняя шкала). Нижний ряд: Отношение выходов тройных масс-симметричных (открытые кружки) и асимметричных (открытые квадратики) распадов к бинарному делению.

4.3 характеристики составной системы Попытаемся теперь установить некоторые характеристики самого распадаю щего объекта на основе характеристик продуктов его распада.

масса составной системы В качестве оценки массы составной системы можно взять суммарную массу фрагментов ее распада. Эта величина уже фигурировала на рис. 4.1. Теперь на рис. 4.15 мы приводим распределение суммарной массы трех фрагментов для всех зарегистрированных событий (обычная гистограмма) и для масс симметричных распадов (заштрихованная гистограмма). Параметры распре деления для масс-симметричных распадов приведены в таблице 4.1. Средняя суммарная масса фрагментов составляет 80 90% от суммарной массы ядер во входном канале реакции. Недостающую массу можно отнести за счет про цессов предравновесной эмиссии частиц, а также испарения нуклонов в ходе девозбуждения составной системы и фрагментов распада.

N(53АМэВ)+ 197Au N(53АМэВ)+ 232Th Ar(36AМэВ)+ 248Cm 14 14 counts counts counts 3 10 50 100 150 200 250 300 50 100 150 200 250 300 50 100 150 200 250 A tot (amu) A tot (amu) A tot (amu) Рис. 4.15: Распределение суммарной массы трех фрагментов для всех событий (гистограм ма) и для событий масс-симметричного распада (заштрихованная гистограмма).

угловой момент составной системы Следующей важной характеристикой составной системы, определяющей ха рактер ее распада, является ее угловой момент. К сожалению, непосредствен но измерить в эксперименте эту величину невозможно. Тем не менее, о вели чине углового момента системы можно судить по характеру угловых распре делений ее продуктов распада. Так, например, для случая бинарного деления из теории известно [87], что косинус угла FF между спином J ядра и осью деления пропорционален 1 J (4.2) cos2 (F F ).

exp 2 K K0 зависит от эффективного момента инерции Ieff и температуры T деля щегося ядра:

Ie · T (4.3) K0 =.

(4.4) Ie может быть выражен через параллельную I и перпендикулярную I со ставляющие момента инерции ядра относительно его оси деления, определен ные в седловой точке:

1 1 (4.5) =, Ie I I При J = 0 угловое распределение фрагментов деления изотропно. Чем боль ше спин ядра, тем больше анизотропия углового распределения фрагментов деления. В эксперименте направление спина делящегося ядра неизвестно, а известно лишь среднее направление спина, которое перпендикулярно плоско сти реакции. По этой причине в эксперименте обычно измеряют лишь компо ненту спина составной системы, перпендикулярную плоскости реакции [88].

Поскольку тройные распады, обсуждаемые в настоящей главе, связаны с цен тральными соударениями, то плоскость реакции в этом случае невозможно определить с достаточно хорошей точностью. Эмиссия фрагментов в процес се девозбуждения составной системы приводит к флуктуациям вектора V CM, вследствие чего нормаль к плоскости, проходящей через V CM и ось пучка, не может быть использована для задания направления углового момента со ставной системы. В качестве переменной, чувствительной к величине углово го момента системы, будем использовать угол plane между вектором V CM и нормалью к плоскости разлета фрагментов. В случае больших значений уг лового момента J деление ядра будет просходить преимущественно в плос кости, перпендикулярной J и распределение plane будет сконцентрировано вблизи 90. Распределения косинусов углов plane приведены на рис. 4.16-4. для масс-симметричных (справа) и асимметричных (слева) тройных распа дов. По аналогии с бинарным делением эти распределения фиттировались гауссианами (формула (4.3)) и полученные значения приведены на рисун ках. Небольшие ширины распределений являются свидетельством умеренно го углового момента составной системы (предположительно J 40). Сделать точные количественные оценки углового момента представляется крайне за труднительным, т.к. для этого необходимо знание ряда характеристик состав ной системы, входящих в выражение 4.3, либо же необходимо делать опре деленные предположения относительно значений неизвестных параметров.

Кроме этого, необходимо показать применимость формулы 4.3, справедли вой для бинарного деления ядер, для анализа трехчастичных распадов. Для нас же важен сам факт того, что сильной фокусировки в распределениях plane не наблюдается и, следовательно, большой угловой момент не может быть основной причиной развала системы на три фрагмента.

N(53АМэВ)+ 197Au yield (a.u.) yield (a.u.) a) a) 0 -1 -0.5 0 0.5 1 -1 -0.5 0 0.5 0. efficiency efficiency 0. Рис. 4.16: Распределение углов между вектором VCM 0. 0. и нормалью к плоскости эмиссии фрагментов для 0. 0. событий с AL 25 (слева) b) b) и с AL 35 (справа). a) 0 -1 -0.5 0 0.5 1 -1 -0.5 0 0.5 экспериментально изме yield (a.u.) yield (a.u.) ренное распределение;

b) эффективность регистра 1. ции;

c) экспериментальное =1.5 распределение, поправ ленное на эффективность =1. 0. c) c) регистрации (символы) и 0 -1 -0.5 0 0.5 1 -1 -0.5 0 0.5 фит гауссианом (линия).

cos(plane ) cos(plane ) 4.4 кинематический анализ продуктов тройного распа да Целью нашего дальнейшего анализа является выяснение механизма масс симметричных тройных распадов. Как отмечалось в главе 1, возможны по крайней мере два сценария образования трех фрагментов – это одновремен ный распад составной системы на три массивные фрагмента и последова тельность из двух актов обычного бинарного деления. Интуитивно понятно, что кулоновское поле третьего фрагмента в случае одновременного распада составной системы на три фрагмента должно влиять на траектории разлета двух других фрагментов. Поэтому была предпринята попытка отличить один N(53АМэВ)+ 232Th yield (a.u.) yield (a.u.) 1000 500 a) a) 0 -1 -0.5 0 0.5 1 -1 -0.5 0 0.5 efficiency efficiency Рис. 4.17: Распределение 0. 0. углов между вектором VCM и нормалью к плоскости 0. 0. эмиссии фрагментов для 0. событий с AL 25 (слева) 0. b) b) и с AL 40 (справа). a) 0 -1 -0.5 0 0.5 1 -1 -0.5 0 0.5 экспериментально изме yield (a.u.) yield (a.u.) ренное распределение;

b) эффективность регистра ции;

c) экспериментальное =1.4 =1.1 распределение, поправ 10 ленное на эффективность c) c) регистрации (символы) и 0 -1 -0.5 0 0.5 1 -1 -0.5 0 0.5 фит гауссианом (линия).

cos(plane ) cos(plane ) сценарий распада от другого путем анализа относительных скоростей и углов разлета фрагментов, детали которого описаны ниже.

метод анализа Для исследования влияния кулоновского поля третьего фрагмента на асим птотические кинематические характеристики фрагментов анализ будем про водить в рамках модели двух последовательных бинарных актов деления. Вы бор такой модели для последующего анализа представляется вполне оправ данным, принимая во внимание указания на существование двухтельных кор реляций фрагментов, наблюдавшиеся в разделе 4.2 (см. рис. 4.11-4.13). Варьи руемым параметром в такой модели будет время между актами бинарного деления. Учитывая, что типичное время ускорения осколков деления состав ляет 1000 фм/c, где c – скорость света, экспериментальные данные будем сравнивать с результатами траекторных расчетов для трех различных значе ний параметра : = 500000 фм/c (при таких больших значениях параметра Ar(36AМэВ)+ 248Cm yield (a.u.) yield (a.u.) a) a) 0 -1 -0.5 0 0.5 1 -1 -0.5 0 0.5 efficiency efficiency Рис. 4.18: Распределение 0. 0. углов между вектором VCM 0. 0. и нормалью к плоскости эмиссии фрагментов для 0. 0. событий с AL 30 (слева) 0. 0. b) b) и с AL 50 (справа). a) 0 -1 -0.5 0 0.5 1 -1 -0.5 0 0.5 экспериментально изме yield (a.u.) yield (a.u.) ренное распределение;

b) эффективность регистра ции;

c) экспериментальное =1.23 =0.88 распределение, поправ ленное на эффективность c) c) регистрации (символы) и 0 -1 -0.5 0 0.5 1 -1 -0.5 0 0.5 фит гауссианом (линия).

cos(plane ) cos(plane ) акты бинарного деления являются заведомо независимыми);

= 500 фм/c – кулоновские поля всех трех фрагментов оказывают умеренное влияние на траектории разлета фрагментов;

и = 100 фм/c – трехчастичные корреля ции велики и ситуация близка к сценарию одновременного распада составной системы на три фрагмента.

траекторные расчеты Траекторные расчеты выполнялись в простейшем приближении точечных за рядов. Деформации осколков не учитывались. Для расчетов использовался код BODY3 [89]. Расчеты выполнялись с использованием экспериментально измеренных значений масс фрагментов. Для учета эффекта отдачи вслед ствие эмиссии частиц из составной системы, а также кинематики столкно вения снаряда с ядром-мишенью каждое событие генерировалось с экспе риментальным значением вектора V CM. В первом акте бинарного деления разыгрывалось изотропное распределение направления оси деления в систе Таблица 4.1: Некоторые характеристики масс-симметричных тройных распадов в изучен ных реакциях:

AL – пороговое значение массы легкого фрагмента при отборе масс-симметричных распа дов;

AL, AM, AH – средние массы легкого (L), среднего (M) и тяжелого (H) фрагмен тов;

Atot – среднее значение суммарной массы фрагментов;

RMS A tot – ширина (средне статистическое отклонение от среднего) распределения Atot ;

2 – сечение бинарного деле ния;

3 – сечение масс-симметричных тройных распадов;

3/2 – отношение сечений 3 к 2.

реакция N(53АМэВ)+ Au N(53АМэВ)+ 232Th Ar(36AМэВ)+ 248Cm 14 197 14 AL 35 40 AL 44 51 AM 58 67 AH 85 96 Atot 187 214 RMS Atot 16 16 2, барн 1.0 ± 0.2 2.8 ± 0.4 3.0 ± 0. 3, мбарн 1.0 ± 0.2 5.0 ± 1.0 30.0 ± 5. (1.0 ± 0.3) 103 (1.8 ± 0.4) 103 (10.0 ± 2.4) 3/ ме покоя составной системы. Начальное расстояние d0 между фрагментами 1 и 2+3 (см. рис. 4.19a) выбиралось исходя из условия равенства кулонов ской энергии взаимодействия этих фрагментов асимптотическому значению их полной кинетической энергии на бесконечности с учетом дисперсии по TKE. Начиная с этого момента времени запускается моделирование процесса разлета фрагментов 1 и 2+3 под действием их кулоновского поля расталки вания. По истечении времени моделируется второй акт распада – бинарное деление фрагмента 2+3 (рис. 4.19b). Для этого сначала разыгрывается ориен тация второй оси деления по отношению к первой (угол axis), которая также предполагалась изотропной. Далее определяется расстояние между фрагмен тами 2 и 3 аналогично тому, как это делалось для первого акта деления. Те перь траекторные расчеты продолжаются для системы из трех фрагментов.

Начальные конфигурации с перекрывающимися фрагментами исключались из рассмотрения. Скорости фрагментов в лабораторной системе координат получались путем сложения асимптотических скоростей, полученных в ре зультате траекторных расчетов, с вектором V CM. При этом, для устранения возможного влияния аксептанса экспериментальной установки, вектор V CM 2+ a) d axis Рис. 4.19: Схематическая диаграмма, пояс b) няющая метод генерации событий тройного деления в рамках модели двух последова тельных актов бинарного деления.

брался повернутым вокруг оси пучка на случайный азимутальный угол, распределенный равномерно между 0 и 360.

последовательность распадов В рамках принятого подхода необходимо определиться с тем, какой из трех фрагментов L, M или H рождается в первом акте деления. Для задания по следовательности распадов будем использовать метод, предложенный в ра боте [53], который основан на сравнении экспериментальных относительных скоростей фрагментов с систематикой бинарного деления. Для каждого из трех возможных типов распада i (i=L,M,H) вычисляется значение критерия Pi :

exp exp (4.6) Pi = (v1,2+3 v1,2+3 )2 + (v2,3 v2,3 )2, calc calc exp где vi,j – экспериментальное значение относительной скорости разлета фраг ментов i и j, vi,j – значение относительной скорости, полученное из система calc тики бинарного деления (формула 4.1). В качестве последовательности рас пада берется последовательность с наименьшим значением критерия Pi.

Итак, если фрагменты действительно образуются в результате после довательного бинарного распада, то следует ожидать, что распределения exp exp разностей (v1,2+3 v1,2+3 ) и (v2,3 v2,3 ) будут симметричны относитель calc calc но нуля. Эти распределения приведены на рис. 4.20 на примере реакции N(53АМэВ)+232 Th. Сравнение с аналогичной характеристикой для бинар ного деления (заштрихованное распределение) позволяет выявить возможные систематические ошибки в определении относительных скоростей фрагмен N(53АМэВ)+ 232Th AL 25 AL -1.5 -1.0 -0.5 0.0 0.5 1.0 1.5 -1.5 -1.0 -0.5 0.0 0.5 1.0 1.5 -1.5 -1.0 -0.5 0.0 0.5 1.0 1.5 -1.5 -1.0 -0.5 0.0 0.5 1.0 1. 2000 counts counts 160 v =-0. v2= -0.01 3000 v2=-0. L+(M+H) L+(M+H) v1=0.1 1000 vbinary= -0.01 vbinary= -0.01 500 0 0 0 1000 v1=-0. M+(L+H) M+(L+H) 800 v2= -0.04 v2=-0.06 v1= -0.1 500 0 0 0 v1=-0.27 H+(L+M) H+(L+M) v2=0.03 v2=-0.04 600 v1= -0.1 200 0 0 0 -1.5 -1.0 -0.5 0.0 0.5 1.0 1.5 -1.5 -1.0 -0.5 0.0 0.5 1.0 1.5 -1.5 -1.0 -0.5 0.0 0.5 1.0 1.5 -1.5 -1.0 -0.5 0.0 0.5 1.0 1. exp calc exp calc exp calc exp calc v -v (cm/ns) v -v (cm/ns) v -v (cm/ns) v -v (cm/ns) 1,2+3 1,2+3 2,3 2,3 1,2+3 1,2+3 2,3 2, Рис. 4.20: Сравнение экспериментальных относительных скоростей разлета фрагментов v exp для различных последовательностей распада с ожидаемыми значениями vcalc в слу чае каскадного деления для асимметричных (слева) и симметричных (справа) тройных распадов. Заштрихованной гистограммой показана аналогичная величина для бинарного деления.

тов. Источником таких ошибок могут быть, во-первых, не вполне коррект ный учет энергетических потерь в мишени. Во-вторых, как обсуждалось в разделе 3.3, заряд фрагментов деления, в отличие от фрагментов промежу точной массы, не измеряется напрямую в эксперименте, а определяется из корреляции между массой и зарядом фрагментов, основанной на линии стабильности ядер. При этом также следует учесть, что восстанавливаемая масса фрагментов несколько отличается от массы на момент образования фрагмента вследствие эмиссии нуклонов из возбужденных осколков. Поэто му для более корректного сравнения бинарные данные должны браться из того же интервала LMT, что и тройные распады. Изображенные на рис. 4. распределения для бинарного деления были накоплены в интервале LMT 0.5 0.75. Хорошо видно, что систематический сдвиг относительно нуля для asymmetric decay symmetric decay 90 14 N (53AMeV) + Au 80 14 N (53AMeV) + Th 40 Ar(36AMeV) + Cm relative yields (%) L+(M+H) M+(L+H) H+(L+M) L+(M+H) M+(L+H) H+(L+M) Рис. 4.21: Относительные выходы событий с различными последовательностями трехча стичных асимметричных (слева) и симметричных (справа) распадов.

бинарных данных весьма мал и составляет -0.01 см/нс. Наблюдается хоро шее согласие между экспериментальными данными и систематикой бинарно го деления для второго акта распада в трехчастичных распадах, тогда как для первого акта в масс-симметричных распадах экспериментальные значе ния относительных скоростей фрагментов оказываются заметно меньше рас четных. Это очень интересное наблюдение, т.к. такое различие может быть связано, например, с тем, что масс-симметричные распады происходят из более деформированных конфигураций, чем обычное бинарное деление. За мечателен также и тот факт, что наблюдаемый систематический сдвиг сред него значения не зависит от последовательности распадов. Хвост в области exp положительных значений (v1,2+3 v1,2+3 ) для асимметричных распадов, иден calc тифицированных с последовательностью L+(M+H) может быть обусловлен уже упоминавшимся вкладом от событий глубоконеупругих столкновений.

Качественно характеристики тройных распадов, наблюдаемые на рис. 4.20, типичны для всех трех изучаемых реакций и для экономии места на рис. 4. приведены лишь данные по реакции 14 N(53АМэВ)+232 Th.

Сравнение относительных выходов распадов L,M и H типа приведено на рис. 4.21. В масс-асимметричных распадах большинство составляют события L-типа, т.е когда в первом акте распада рождается легкий фрагмент. Этого и следовало бы ожидать, т.к. вполне реалистично было бы предположить, что легкий фрагмент в асимметричных распадах образуется либо в резуль тате эмиссии фрагмента промежуточной массы из составного ядра, либо в результате глубоконеупругого взаимодействия снаряда с ядром-мишенью с последующем бинарным делением последнего. Относительные вероятности реализации различных последовательностей распадов в масс-симметричных распадах приблизительно одинаковы. Это также легко понять, если учесть, что при масс-симметричных распадах различие между фрагментами не столь велико. Тем не менее, это достаточно важный результат, поскольку, как следу ет из рис. 4.21, наблюдаемые характеристики тройных распадов не зависят от типа распада и поэтому можно ожидать, что мы не сделаем большой ошибки в дальнейших вычислениях если будем использовать не вполне правильную последовательность распадов. И, наконец, как следует из рис. 4.21, относи тельные выходы распадов различных типов близки для всех трех реакций.

Следует заметить, что принятый подход в анализе данных даст нам кар тину, усредненную по всему ансамблю событий и может не учитывать неко торых особенностей, специфических для распадов с определенными харак теристиками, отличными от основной массы событий, но реализующихся с малым выходом.

экспериментальный фильтр Для сравнения с экспериментальными распределениями каждое сгенериро ванное событие пропускалось через экспериментальный фильтр, учитываю щий геометрический аксептанс экспериментальной установки, пороги реги страции и двойные попадания частиц в один детектор.

диаграммы скоростей Анализ начнем с рассмотрения диаграмм скоростей легкого фрагмента в си стеме центра масс более тяжелых фрагментов. Диаграмма скоростей пред ставляет собой корреляцию поперечных скоростей частицы v и v в опре деленным образом выбранной системе координат. Подобного рода диаграм мы очень часто используются для определения источника частиц [90, 91].

Экспериментальная диаграмма скоростей приведена на рис. 4.22a для реак ции 40 Ar(36AМэВ)+248 Cm. Система координат совпадает с системой центра масс фрагментов M и H, а направление оси v выбрано таким образом, что тяжелый фрагмент движется в направлении +v. Распределения скоростей среднего и тяжелого фрагментов в этой системе изображены на рис. 4.22 ги стограммами. Построенная диаграмма дает наглядное представление об ис точнике третьего фрагмента: если он испускается из составной системы, то распределения компонент его скоростей образуют полуокружность с центром в начале координат. Если же эмиттером является движущийся фрагмент, то такие события концентрируются вокруг среднего значения скорости мате ринского фрагмента. На основании рис. 4.22a можно сделать вывод о том, что в данных присутствуют распады обоих типов: легкий фрагмент эмити руется как из составной системы, так и из полностью или частично ускорен ных фрагментов. Результаты траекторных расчетов приведены на рис.4.22b-c для различных значений параметра, указанных на рисунке. При маленьких значениях (рис. 4.22d) легкий фрагмент оказывается сфокусированным в направлении, перпендикулярном оси разлета двух других фрагментов, что противоречит экспериментальным данным. Удовлетворительное согласие ре зультатов расчетов с экспериментальными данными наблюдается при доста точно больших значениях. Однако, сделать вывод о существовании либо отсутствии верхней или нижней границы по на основании приведенных результатов, к сожалению, не представляется возможным.

v (cm/ns) a) b) experimental data sequential decay 6 6 5 16 4 4 3 3 2 2 1 1 0 0 50 =500 fm/c =100 fm/c c) d) 6 40 5 5 30 4 3 20 2 10 1 0 0 -3 -2 -1 0 1 2 3 -3 -2 -1 0 1 2 v (cm/ns) Рис. 4.22: Корреляция между продольной и поперечной составляющими скорости легкого фрагмента в системе центра масс среднего и тяжелого фрагментов. Гистограммами пока заны распределения по скоростям среднего и тяжелого фрагментов в выбранной системе координат (тяжелый фрагмент движется в направлении +v ).

Для демонстрации эффективности использования диаграмм скоростей в vL (cm/ns) Рис. 4.23: Корреляция между про- дольной и поперечной составляющи- ми скорости ядер He в системе центра масс фрагментов деления. Гистограм- мами показаны распределения по ско- ростям фрагментов деления в этой си стеме координат (тяжелый фрагмент движется в направлении +v ). Пунк тирными полуокружностями показа- -3 -2 -1 0 1 2 ны ожидаемые корреляции при эмис- v|| (cm/ns) сии He из фрагментов деления.

определении источника частиц на рис. 4.23 приведена диаграмма для ядер He. Хорошо видно, что ядра He испускаются из движущихся фрагментов деления. Отсутствие вклада от ядер He, испущенных из составной системы, объясняется тем, что такие частицы имеют несколько большую кинетическую энергию, выходящую за пределы диапазона регистрации ПЧЛС.

метод интерферометрии интенсивностей Для построения количественного критерия согласия экспериментальных дан ных с результатами траекторных расчетов обратимся к методу интерферо метрии интенсивностей [92]. Этот метод первоначально был предложен в астрофизике для измерения размеров удаленных астрономических объектов, а позднее получил широкое развитие в субатомной физике 1. В качестве кор реляционной функции будем использовать функцию, предложенную в рабо те [54] для изучения реакций с участием тяжелых ионов:

Yp (x) Yu (x) (4.7) 1 R +1, R(x) =, Yp (x) + Yu (x) где x обозначает анализируемую физическую переменную (в нашем случае это будет относительный угол разлета фрагментов ij, либо относительная скорость разлета фрагментов vij ), индекс p обозначает физические (или кор релированные) события, индекс u – некоррелированные события и Y – чис метод интерферометрии интенсивностей еще носит название эффекта Хэнбери-Брауна-Твисса ло событий. Использование корреляционной функции позволяет устранить ограничения, накладываемые на физические распределения геометрическим аксептансом экспериментальной установки. По этой причине анализ R( ij ) и R(vij ) представляется более информативным, чем непосредственное сравне ние распределений самих физических переменных.

Корреляционные функции относительных скоростей и относительных уг лов разлета фрагментов в системе их центра масс изображены на рис. 4.24 4.26. Удовлетворительное согласие результатов расчетов с эксперименталь ными данными вновь наблюдается при больших значениях параметра. С уменьшением корреляционные функции сужаются и существенно отлича ются от экспериментальных. Таким образом, сценарий, соответствующий ма лым значениям, противоречит экспериментальным данным и может быть исключен. Этот вывод хорошо согласуется с результатом, полученным в пре дыдущем разделе при анализе скоростных диаграмм фрагментов. Тем не ме нее, к сожалению, однозначно ответить на вопрос о наличии либо полном отсутствии влияния кулоновского поля третьего фрагмента на основании по лученных результатов не представляется возможным.

В заключение хотелось бы отметить, что используемая модель при малых соответствует сценарию, аналогичному тому, который реализуется в процес сах мультифрагментации ядер. Результаты, полученные в настоящем разделе дают еще один аргумент в пользу того, что механизм наблюдаемых тройных распадов отличается от механизма мультифрагментации. Подчеркнем, что такая модель тройного распада для анализа данных была выбрана преднаме ренно по ряду причин. Во-первых, принятая модель позволяет рассматривать наиболее полный набор начальных геометрических конфигураций системы из трех фрагментов. Такой подход представляется вполне разумным, так как у нас пока нет оснований для того, чтобы отдать предпочтение тому или иному набору начальных условий. Используемая же модель позволяет решать зада чу о наличии трехтельных корреляций в более общей постановке. Во-вторых, принятая модель замечательна простотой своей реализации. Из-за большо го числа варьируемых параметров, которые могли бы быть в случае выбора более сложной модели (например, учет деформаций осколков, задание пред разрывных кинетических энергий фрагментов, учет угловых моментов и т.д.) задача свелась бы к изучению зависимости конечных результатов от началь ных условий и конечная цель – вопрос о наличии трехчастичных корреляций N(53АМэВ)+ 197Au Рис. 4.24: Корреляционные функции для относитель ных скоростей (справа) и относительных углов раз лета фрагментов (слева), построенные по эксперимен тальным данным (точки) и по результатам траек торных расчетов (линии), выполненных при различ ных значениях параметра : последовательное деление ( = 500000 фм/c, жирная линия);

= 500 фм/c (пунк тирная линия) и = 100 фм/c (тонкая линия).

фрагментов – никогда не была бы достигнута. В использованной же нами модели был учтен наиболее существенный аспект – разлет фрагментов в их взаимном кулоновском поле.

корреляция между направлением вылета и скоростью легкого фрагмента Дальнейший анализ будем выполнять по-прежнему в системе центра масс M- и H- фрагментов. Скорость L-фрагмента в этой системе обозначим как vLFF, а угол его вылета по отношению к M-фрагменту – как LM. Для нача ла обсудим как будет выглядеть корреляция между этими величинами для различных механизмов распада. Для простоты ограничимся рассмотрением одного события тройного распада с фиксированными значениями масс и заря дов фрагментов в реакции 14N(53АМэВ)+232 Th: AL = 52 (ZL = 24), AM = N(53АМэВ)+ 232Th Рис. 4.25: Корреляционные функции для относитель ных скоростей (справа) и относительных углов раз лета фрагментов (слева), построенные по эксперимен тальным данным (точки) и по результатам траек торных расчетов (линии), выполненных при различ ных значениях параметра : последовательное деление ( = 500000 фм/c, жирная линия);

= 500 фм/c (пунк тирная линия) и = 100 фм/c (тонкая линия).

(ZM =30) и AH = 92 (ZH = 40). Такое упрощение, однако, не ограничива ет общности рассуждений и полученные ниже результаты справедливы для любого отношения масс фрагментов.

Каскадное деление с образованием L-фрагмента в первом акте распада. В этом случае скорость L-фрагмента в выбранной системе координат не зависит от направления его эмиссии и корреляция имеет очень простой вид – прямая линия на рис. 4.27a.

Каскадное деление с образованием L-фрагмента во втором акте распада. В этом случае L-фрагмент образуется в результате деления движущегося ядра и его скорость складывается со скоростью материн ского фрагмента, в результате чего корреляция имеет более сложный вид, как показано пунктирными линиями на рис. 4.27a для двух возмож ных последовательностей распада: M+(L+H) и H+(L+M). Приведенные Ar(36AМэВ)+ 248Cm 0 30 60 90 120 150 180 1 2 3 4 1.0 1. R LM vLM 0.5 0. 0.0 0. -0.5 -0. -1.0 -1. Рис. 4.26: Корреляционные 1.0 1. LH vLH функции для относитель 0.5 0. ных скоростей (справа) и относительных углов раз 0.0 0. лета фрагментов (слева), -0.5 -0. построенные по эксперимен тальным данным (точки) -1.0 -1. и по результатам траек 1.0 1. MH торных расчетов (линии), vMH 0.5 0. выполненных при различ ных значениях параметра 0.0 0. : последовательное деление -0.5 -0. ( = 500000 фм/c, жирная линия);

= 500 фм/c (пунк -1.0 -1. 0 30 60 90 120 150 180 1 2 3 4 тирная линия) и = 100 фм/c ij, deg Vij, cm/ns (тонкая линия).

корреляции получались путем варьирования угла между направлением вылета легкого фрагмента и скоростью материнского фрагмента от до 180.

Последовательное деление с конечным временем между распада ми отличается от рассмотренных выше случаев влиянием кулоновского поля третьего фрагмента на траектории разлета фрагментов. Соответ ствующие корреляции, полученные при помощи траекторных расчетов для = 500 fm/c, показаны на рис. 4.27b. Сравнение с предыдущим ри сунком показывает, что различие в поведении кривых в области, пере крываемой аксептансом спектрометра ФОБОС (заштрихованный прямо угольник на рис. 4.27) не слишком велико. Это помогает понять причину трудностей при поиске проявлений трехчастичных корреляций между фрагментами. Вдобавок к этому следует учесть, что реальные экспери ментальные распределения будут размыты вследствие широкого диапа зона масс фрагментов, экспериментального разрешения и суперпозиции различных мод распада, что также существенно усложняет задачу уста новления времени между распадами.

Одновременный распад на три фрагмента из коллинеарной конфи гурации. Ограничимся рассмотрением случая, когда начальные скоро сти крайних фрагментов равны нулю, а средний фрагмент вылетает в на правлении, перпендикулярном оси, на которой расположены фрагменты (рис. 4.28). Этот тип распада близок к делению с вылетом легкой заря женной частицы из области шейки ядра – явлению, хорошо известному в спонтанном и низкоэнергетическом делении актинидов. Корреляции, изображенные на рис. 4.27c, получались путем варьирования начальной кинетической энергии центрального фрагмента в пределах 0 30 МэВ.

В зависимости от того, какой из фрагментов (L, M или H) расположен в центре, получаются три различные кривые.

sequential prompt sequential =500 fm/c =500000 fm/c neck emission 4. vL-FF (cm/ns) a) b) c) L+(M+H) L+(M+H) 3. 3.0 L-M-H L-H-M 2. 2. 1. H) (L+ 1. M+ ) M+(L+H H M-L ) 0. L+M H+(L+M H+( ) 0. 0 30 60 90 120 150 0 30 60 90 120 150 0 30 60 90 120 LM (deg.) Рис. 4.27: Корреляция между скоростью легкого фрагмента vLFF в системе центра масс M- и H-фрагментов и углом вылета LM по отношению к M-фрагменту, ожидаемая при различных механизмах распада: a) в случае последовательного деления;

b) в случае по следовательного деления с конечным временем между распадами;

c) при распаде кол линеарной конфигурации (см. рис. 4.28). Заштрихованная область показывает аксептанс спектрометра ФОБОС.

v 2 1 Рис. 4.28: Схематическое изоб ражение коллинеарной конфигу- d12 d рации тройного распада.

После этого введения приступим к анализу экспериментальных данных, которые представлены на рис. 4.29-4.31 для различных интервалов ZL. От четливо видно, что для большинства событий с 3 ZL 17 скорость легкого фрагмента vLFF не зависит от угла LM. Такие события соответствуют эмис сии легкого фрагмента из составной системы с последующим делением ядра остатка, причем акты распадов отстают друг от друга по времени на столько далеко, что трехчастичные корреляции не проявляются. Компоненту, форми руемую событиями такого типа условно будем называть изотропной в силу наблюдаемых характеристик распределения углов LM. Наряду с этим, в рай оне LM 90 наблюдаются события с пониженной скоростью. Как следует из рис. 4.27, эта анизотропная компонента может соответствовать либо по следовательным распадам, в которых легкий фрагмент образуется во втором акте, либо одновременному тройному распаду коллинеарной конфигурации с вылетом легкой частицы в направлении, перпендикулярном оси разлета двух внешних фрагментов (рис. 4.28). Для раздельного анализа характери стик распадов обеих компонент введем эмпирические пороги, как показано на рис. 4.29-4.31 штриховыми линиями.

изотропная компонента Если изотропная компонента действительно является результатом сильно асимметричного бинарного деления составной системы, то скорости фраг ментов должны подчиняться систематике бинарного деления. Пунктирны ми линиями на рис. 4.29-4.31 показаны ожидаемые средние скорости легкого фрагмента при делении составной системы на два фрагмента с массами AL и AM + A H.

Опишем вкратце используемую методику расчета скоростей фрагментов в бинарном делении. Полная кинетическая энергия фрагментов бинарного Рис. 4.29: Корреляция между скоростью и углом вылета L-фрагмента по отношению к M фрагменту в системе центра масс M и H фрагментов в реакции 14 N(53АМэВ)+ 197Au для различных диапазонов ZL. Пунктирной линией показана средняя скорость L-фрагмента, ожидаемая при каскадном делении с образованием L-фрагмента в первом акте распада.

Штриховой линией показаны эмпирические пороги, введенные для выделения изотропной и анизотропной компонент.

деления вычислялась по формуле 4.1. Далее определялась скорость каждого фрагмента деления по формуле, следующей из закона сохранения импульса в бинарном делении:

2Aj TKE syst (4.8) · vi =, Ai(Ai + Aj ) mn где mn – масса нуклона. При сравнении полученных таким образом скоро стей с экспериментальными значениями скоростей фрагментов бинарного де ления v exp были обнаружены небольшие отклонения, которые изображены на рис. 4.32 как функция заряда фрагмента. Поэтому при расчете скоростей фрагментов тройного распада в рамках модели каскадного деления, скорости, полученные по формуле 4.8, поправлялись на величину отклонения, приве денного на рис. 4.32. Таким образом, при анализе тройных распадов мы пола гаемся на систематику бинарного деления, построенную по данным бинарно Рис. 4.30: То же, что на рис. 4.29, но в реакции N(53АМэВ)+ 232Th.

Рис. 4.31: То же, что на рис. 4.29, но в реакции Ar(36AМэВ)+ 248Cm.

го деления того же самого эксперимента. Такой подход позволяет устранить (по крайней мере частично) возможные методические ошибки восстановле ния скоростей фрагментов.

40 14 197 14 Ar(36AMeV)+ Cm N(53AMeV)+ Au N(53AMeV)+ Th (cm/ns) 0.3 0. 0.2 0. syst -v 0.1 0. exp v 0.0 0. -0.1 -0. 20 40 60 80 20 40 60 80 20 40 60 Z Рис. 4.32: Среднее отклонение экспериментальной скорости фрагмента бинарного деления от значения, полученного из систематики бинарного деления (формула (4.8)), как функция заряда фрагмента.

Итак, после этого небольшого отступления обратимся вновь к анализу рис. 4.29-4.31. Вследствие порогов регистрации ПЧЛС в эксперименте реги стрируются лишь те ядра He, которые были испущены из движущихся фраг ментов деления. Это хорошо было видно из диаграммы скоростей (рис. 4.23).

С учетом рис. 4.27, легко понять вид матриц vLFF-LM для ZL = 2. Хорошо видно также, что для 3 6 расчетное значение скорости vLFF ле ZL жит немного выше, чем экспериментальные данные. Такое различие связано с тем, что из-за порогов регистрации ПЧЛС в эксперименте не регистрируют ся высокоэнергетические фрагменты промежуточных масс. Кроме этого, воз можно также и то, что характеристики фрагментов промежуточных масс в тройных и бинарных распадах несколько различаются. Например, вследствие вклада от событий глубоконеупругих столкновений поправка, основанная на бинарных данных, может давать несколько завышенные значения скоростей.

Хорошее согласие экспериментальных данных с систематикой бинарного де ления наблюдается в области 7 10 в реакциях 14N(53АМэВ)+197 Au ZL и 14N(53АМэВ)+232 Th. В реакции 40 Ar(36AМэВ)+248 Cm, по-видимому опять таки из-за вклада от реакций глубоконеупругих передач, согласие не очень хорошее. При дальнейшем увеличении Z L согласие вновь становится хуже и для масс симметричных распадов большая часть экспериментальных дан ных лежит уже ниже значения, предсказываемого систематикой бинарного деления. Чтобы иметь более количественные оценки наблюдаемых отклоне ний, мы приводим на рис. 4.33 величину среднего отклонения (в процентах) расчетных скоростей легкого фрагмента vLFF от экспериментальных дан ных для пяти выделенных диапазонов Z L. Можно сказать, что приведенные зависимости для всех трех реакций качественно хорошо согласуются.

14 14 197 40 N(53AMeV)+ Th N(53AMeV)+ Au Ar(36AMeV)+ Cm 5 (vL-FF - vL-FF) / vL-FF (%) 0 exp -5 - syst -10 - -15 - exp -20 - 0 5 10 15 20 25 0 5 10 15 20 25 0 5 10 15 20 ZL Рис. 4.33: Среднее отклонение скорости легкого фрагмента в системе центра масс среднего и тяжелого фрагментов от расчетного значения, полученного в предположении деления составной системы на два фрагмента с массами AL и AM + AH. Данные представлены для пяти выделенных диапазонов ZL, как показано на рис. 4.29.


При анализе относительных скоростей разлета двух тяжелых фрагментов было обнаружено хорошее согласие экспериментальных данных с система тикой бинарного деления. На рис. 4.34 мы приводим, аналогично рис. 4.33, величину среднего отклонения экспериментальных данных от расчетных зна чений (в процентах) для скоростей разлета фрагментов M и H. Небольшое несоответствие значений в реакции 40 Ar(36AМэВ)+248 Cm ( 2%) мы связы ваем с наличием методических ошибок в восстановлении скоростей фрагмен тов, от которых не удалось избавиться в рамках принятого подхода.

Подытоживая анализ изотропной компоненты можно сказать, что 1. Характеристики асимметричных тройных распадов хорошо согласуются с предположением о последовательном (каскадном) делении с вылетом легкого фрагмента в первом акте распада.

2. Скорость легкого фрагмента в масс-симметричных тройных распадах 40 14 197 14 Ar(36AMeV)+ Cm N(53AMeV)+ Au N(53AMeV)+ Th 5 (vMH - vMH ) / vMH (%) 0 exp -5 - syst -10 - exp -15 - -20 - 0 5 10 15 20 25 0 5 10 15 20 25 0 5 10 15 20 ZL Рис. 4.34: Сравнение экспериментальных значений относительных скоростей разлета сред него и тяжелого фрагментов с систематикой бинарного деления для пяти выделенных диапазонов ZL.

оказывается несколько меньше, чем следует из модели каскадного де ления. Эта особенность уже наблюдалась ранее на рис. 4.20. Понижен ная скорость может служить указанием на распад составной системы из предразрывных конфигураций более деформированных, чем в обычном бинарном делении.

изотопические сечения образования легкого фрагмента Кривая зависимости сечения образования фрагмента от его атомного номе ра (Z) является еще одним параметром, чувствительным к механизму ре акции. Так, например, фрагменты, образовавшиеся в результате статисти ческого распада компаунд-ядра, находящегося в тепловом равновесии, да ют совершенно иной ход зависимости (Z), чем предравновесные фрагмен ты [93] или фрагменты, образовавшиеся при мультифрагментации ядра [86].

На рис. 4.35 мы приводим дифференциальные сечения образования легкого фрагмента как функцию заряда фрагмента для изотропной (черные круж ки) и анизотропной (полые квадратики) компонент. Хорошо просматривает ся различие в наклоне кривых для разных компонент, что может являть ся указанием на различие механизмов распада. Для более количественного сравнения экспериментальные данные фиттировались степенной зависимо стью вида Z и результаты фиттирования показаны на рисунке. Полу ченные результаты можно сравнить с результатами работы [94], где в реак ции 12C(22AMeV)+232 Th для изотропной компоненты наблюдался наклон с параметром = 3.1, а для компоненты, связываемой с эмиссией фрагментов промежуточной массы из шейки ядра было получено значение = 1.3, что качественно хорошо согласуется с полученными нами результатами.

14 232 40 14 N(53AMeV)+ Th Ar(36AMeV)+ Cm N(53AMeV)+ Au d/dZL (mb) 1 10 -1. ~ZL 0 10 -2. ~ZL -0. ~ZL -3. ~ZL -1 - 10 -0. ~ZL -1. ~ZL -2 - 10 -3 - 10 10 20 30 40 10 20 30 40 10 20 30 ZL Рис. 4.35: Дифференциальное сечение тройных распадов как функция заряда легкого фрагмента для изотропной (черные кружки) и анизотропной (полые квадратики) ком понент. Линии – результаты фиттирования степенной зависимостью Z.

Достаточно пологий ход зависимости (ZL ) для анизотропной компонен ты ставит под сомнение гипотезу о том, что легкий фрагмент образуется в результате каскадного деления составной системы. Схожесть же с харак теристиками эмиссии легких ядер из шейки делящегося ядра [94] позволяет предполагать, что наблюдаемые нами распады имеют аналогичный механизм.

Замечателен также и тот факт, что с ростом ZL кривые зависимостей (ZL ) для обеих компонент постепенно сближаются. Это может служить указанием на единую природу масс-симметричных распадов и распадов, при водящих к образованию анизотропной компоненты.

изотопный состав фрагментов Как отмечалось в главе 2, одним из достоинств спектрометра ФОБОС являет ся возможность определения заряда легких фрагментов методом брэгговской спектрометрии. Восстановление же массы фрагментов основано на методе время пролета-энергия. Таким образом, масса и заряд фрагментов опреде ляются независимо, что дает возможность сравнивать массы фрагментов с известными зарядами для различных (предположительно) каналов распада.

К сожалению, массового разрешения недостаточно для того, чтобы анализи ровать отдельные изотопы, тем не менее, можно сравнивать средние массы фрагментов. Такой анализ показал, что L-фрагменты анизотропной компо ненты являются более нейтроноизбыточными, чем изотропной. На рис. 4. изображена средняя разность масс легких фрагментов обоих компонент как функция заряда легкого фрагмента, определенного брэгговской ионизаци онной камерой. Отчетливо наблюдается рост разности масс с увеличением заряда фрагмента.

14 197 14 232 40 N(53AMeV)+ Au N(53AMeV)+ Th Ar(36AMeV)+ Cm 6 5 iso 4 - AL 3 aniso 2 AL 1 0 -1 - 5 10 15 20 5 10 15 20 5 10 15 ZL, from Bragg-peak analysis Рис. 4.36: Средняя разность масс L-фрагментов из изотропной и анизотропной компонент как функция заряда фрагмента.

Нейтронная избыточность ядер Li и Be, испускаемых с низкими энерги ями в направлении, перпендикулярном оси деления, наблюдалась в реакции He(270MeV)+232 Th [95]. Такая компонента связывалась с эмиссией фрагмен тов из шейки делящегося ядра. Хорошо известно также, что легкие ядра, образующиеся в спонтанном и низкоэнергетическом тройном делении, харак теризуются нуклонным составом (отношением N/Z) близким к нуклонному составу исходного ядра. Из наших результатов следует, что нейтронная избы точность является характерным признаком всех легких фрагментов, испус каемых в направлении, перпендикулярном оси разлета двух более тяжелых фрагментов. Нейтронная избыточность фрагментов анизотропной компонен ты свидетельствует в пользу гипотезы о том, что легкий фрагмент в таких распадах образуется в момент деления ядра, а не в результате эмиссии из ускоренных осколков деления.

полная кинетическая энергия фрагментов В предыдущих разделах нами были получены указания на то, что масс симметричные тройные распады связаны с сильно деформированными пред разрывными конфигурациями составной системы. В качестве наблюдаемой переменной, чувствительной к предразрывной конфигурации, можно исполь зовать полную кинетическую энергию фрагментов распада TKE. Сравним TKE, ожидаемую для различных сценариев распада, с результатами экспе римента. Экспериментальная зависимость средней TKE от заряда легкого фрагмента приведена на рис. 4.37 для изотропной (черные кружки) и анизо тропной (полые квадратики) компонент в сравнении с расчетной зависимо стью для каскадного деления (сплошные линии) и для тройного коллинеарно го распада (пунктирные линии). Дополнительно рассмотрен случай распада компактной конфигурации (штриховая линия на рисунке).

N(53АМэВ)+ 197Au N(53АМэВ)+ 232Th Ar(36AМэВ)+ 248Cm 14 14 TKE (MeV) TKE (MeV) TKE (MeV) 260 280 H+(L+M) H+(L+M) H+(L+M) M+(L+H) M+(L+H) M+(L+H) 240 260 L+(M+H) L+(M+H) L+(M+H) 220 200 220 L-H-M L-H-M L-H-M L-M-H 180 L-M-H M-L-H L-M-H M-L-H 160 180 M-L-H 140 160 5 10 15 20 5 10 15 20 25 30 5 10 15 20 25 ZL ZL ZL Рис. 4.37: Средняя суммарная кинетическая энергия фрагментов тройного распада как функция заряда легкого фрагмента. Символами показаны экспериментальные данные для изотропной (черные кружки) и анизотропной (полые квадратики) компонент;

сплошные линии – результаты расчетов в рамках модели каскадного деления для трех различных последовательностей распада;

пунктирные линии – результаты расчетов в рамках модели коллинеарного распада для трех различных предразрывных конфигураций, указанных на рисунке;

штриховая линия – результаты для распада компактной конфигурации.

Прежде всего хочется заметить, что анизотропная и изотропная компо ненты с очевидностью принадлежат двум различным ветвям, сближающимся при больших и малых значениях Z L.

При расчете TKE использовались экспериментальные значения масс и за рядов фрагментов. В случае каскадного деления TKE рассчитывалась как сумма значений TKE двух последовательных актов бинарного деления, ко торые определялись из систематики бинарного деления, как описано выше.

Расчетная зависимость TKE(ZL ) в каскадном делении разделяется на три ветви в зависимости от последовательности распада. Наибольшая TKE вы деляется в случае рождения в первом акте деления легкого фрагмента, наи меньшая – в случае, когда в первом акте деления образуется самый тяжелый из фрагментов. В случае распада коллинеарной конфигурации TKE рассчи тывалась как потенциальная энергия взаимодействия трех точечных зарядов, расположенных на расстояниях d12 и d13 (рис. 4.28), которые определялись из условия равенства TKE, полученной из систематики, потенциальной энергии взаимодействия фрагментов. Три кривые на рис. 4.37 соответствуют трем различным вариантам расположения фрагментов. Наибольшая TKE выделя ется в случае, когда в центре цепочки находится самый тяжелый из фраг ментов, наименьшая – когда самый легкий.

Удовлетворительное согласие между экспериментальными данными для изотропной компоненты в области асимметричного деления и результата ми расчета наблюдается в модели каскадного деления с образованием L фрагмента в первом акте распада. В области ZL 7 расчетная кривая в реак циях 14 N(53АМэВ)+232 Th и 14 N(53АМэВ)+197 Au лежит несколько выше экс периментальных данных, что связано с уменьшенной скоростью L-фрагмента по сравнению с систематикой бинарного деления (рис. 4.33). При ZL экс периментальные значения TKE в этих реакциях оказываются меньше рас четных, а в области масс-симметричных распадов уже ни одна из расчетных зависимостей в модели каскадного деления не в состоянии объяснить экспе риментальных значений TKE.


Анизотропная компонента характеризуется существенно более низкими значениями TKE, которые могут быть воспроизведены лишь в предположе нии сильно вытянутых предразрывных конфигураций распадающейся систе мы, имеющих место, например, при коллинеарном распаде (рис. 4.28). Из рис. 4.37 также следует, что большая часть масс-симметричных распадов изо тропной компоненты также может быть объяснена предполагая коллинеар ную предразрывную конфигурацию фрагментов.

Итак, масс-симметричные распады и распады, формирующие анизотропную компоненту не могут быть объяснены в рамках обычного каскадного деления. Распады сильно деформированной составной системы представляются наиболее правдоподобным ис точником таких событий.

4.5 выводы В настоящей главе изучались характеристики тройных распадов в реакциях N(53АМэВ)+197 Au, 14N(53АМэВ)+232 Th и 40Ar(36AМэВ)+248 Cm. Полные события отбирались в рамках заданных ограничений на суммарную массу и на поперечные компоненты суммарного импульса фрагментов. Было уста новлено, что большинство зарегистрированных событий состоит из одного фрагмента промежуточной массы и двух тяжелых фрагментов. Наиболее ве роятным механизмом большей части таких распадов представляется реакция глубоконеупругого столкновения снаряда с ядром-мишенью с последующим делением ядра-мишени, причем кинетическая энергия легкого фрагмента в зарегистрированных событиях оказывается сильно диссипированной и близка к кулоновской энергии расталкивания ядер 2.

Наряду с этим были зарегистрированы события тройного масс симметричного распада и изучены их характеристики. Было установлено, что такие распады происходят при центральных соударениях, приводящих к образованию составной ядерной системы со средней массой 80 90% от суммарной массы фрагментов во входном канале реакции. Из анализа угло вых распределений продуктов распада составной системы был сделан вывод об умеренных угловых моментах составной системы. Это позволяет утвер ждать, что фрагментация составной системы под действием высоких угло вых моментов не является основной причиной наблюдаемых распадов. Из наблюдаемого насыщения функции возбуждения тройных распадов был сде лан вывод о том, что мультифрагментация, как один из возможных каналов распада, приводящий к образованию трех фрагментов, может быть исключе на из рассмотрения.

В рамках модели каскадного деления была предпринята попытка опреде лить время между распадами. Из анализа диаграмм скоростей и корре Напомним, что вследствие порогов регистрации ПЧЛС легкие высокоэнергетические фрагменты не регистрировались.

ляционных функций относительных скоростей и углов разлета фрагментов было установлено, что хорошее согласие экспериментальных данных с ре зультатами траекторных расчетов наблюдается при использовании больших значений параметра. Однако, имеющиеся данные недостаточны для опре деления верхней или нижней границы параметра.

Из анализа корреляции между скоростью и направлением эмиссии легко го фрагмента в системе центра масс двух более тяжелых фрагментов было установлено существование двух компонент: изотропной, соответствующей эмиссии легкого фрагмента из составного ядра с последующим делением по следнего, и анизотропной, связанной с вылетом легкого фрагмента с умень шенной скоростью в направлении, перпендикулярном оси разлета тяжелых фрагментов. Анализ характеристик распадов обеих компонент позволил сде лать вывод о том, что такие распады имеют различный механизм. Пологий ход зависимости d/dZL, фокусировка под углом 90 к оси разлета тяже лых фрагментов и нейтронная избыточность – все эти характеристики легких фрагментов анизотропной компоненты позволяют утверждать, что легкий фрагмент в таких распадах образуется в области шейки делящегося ядра.

Анализ полной кинетической энергии фрагментов тройного деления по казал, что изотропная и анизотропная компоненты принадлежат двум су щественно разным зависимостям TKE(ZL ). При этом полная кинетическая энергия, выделяющаяся при асимметричных распадах в изотропной компо ненте, хорошо согласуется с предположением о последовательном распаде со ставной системы с образованием легкого фрагмента в первом акте распада.

Анизотропная компонента характеризуется сильно пониженным значением TKE, которые могут быть воспроизведены в расчетах лишь в предположе нии распада сильно деформированной системы. Удовлетворительное согласие экспериментальных данных и результатов расчетов было получено для этой компоненты в рамках модели тройного коллинеарного распада. Аналогичное свойство – низкие TKE – характерно для всех событий масс-симметричных распадов. Сближение зависимостей TKE(ZL ) для анизотропной и изотроп ной компонент с ростом ZL позволяют предполагать, что масс-симметричные распады и распады из анизотропной компоненты имеют единый механизм.

Глава Исследование тройного и четверного спонтанного деления ядра 252Cf с помощью 4 установки NESSI Настоящая глава посвящена изучению характеристик тройного и четверно го спонтанного деления ядра 252Cf с помощью экспериментальной установки NESSI. Глава построена следующим образом. В первой части дается описание устройства и приводятся основные характеристики установки, существенные для выполняемых исследований. Вторая часть посвящена описанию мето дики идентификации частиц тройного деления на основе измерения кине тических энергий и относительных времен пролета фрагментов распада. В третьей части анализируются различные характеристики тройного деления.

Проводится сравнение характеристик длиннопробежных -частиц с хорошо известными литературными данными, имеющего двоякую цель. С одной сто роны, таким образом проверяется отсутствие каких-либо методических оши бок, связанных с новой экспериментальной методикой. С другой стороны, подтверждение ранее полученных данных в рамках методически независимо го эксперимента является хорошей проверкой на отсутствие в них методиче ских ошибок. В четвертой части анализируются характеристики четверного деления. Предпринимается попытка установить механизм четверного деле ния.

Рис. 5.1: Схематическое изображение устройства детектора NESSI.

5.1 Устройство установки NESSI Детектор NESSI (NEutron Scintillator tank and SIlicon ball) представляет со бой комбинацию двух независимых 4 детекторов, предназначенных для ре гистрации заряженных частиц, нейтронов и -квантов – нейтронного болла BNB (Berlin Neutron Ball) и кремниевого болла BSiB (Berlin Silicon Ball).

Общий вид детектора NESSI схематично изображен на рис. 5.1. В настоящее время детектор NESSI установлен на протонном пучке ускорителя COSY (Ис следовательский центр Юлих, Германия) и интенсивно используется для изу чения характеристик реакций спалляции, индуцированных релятивистскими протонами.

устройство детектора BNB BNB представляет собой шар диаметром 1400 см, внутри которого находится реакционная камера сферической формы диаметром 40 см. Полость меж ду внутренней и внешней оболочками объемом 1500 л. заполнена жидким сцинтиллятором NE343 (1,2,4 триметилбензол C9 H12 ) активированным га долинием ( 0.4% по весу). Сцинтилляционные вспышки регистрируются rB©h qp i §    `f g ¦&% $  '# # "  ! ©¦¤   §   ¦1 0  $ &) "( !

'$ 2 ' Рис. 5.2: Схематическое изображение принципа регистрации нейтронов де 5U G) RP T SQ V 7&¦C B@ 64D A "¦¦¦C GE@ 64IH F C ) ¦C A 5"( C U TW ! W C A 5"( H TW ¦) 2 4 ' d( c¦1 ¦b¦`Y! D ' ! ) ' a W 1 X %$ C тектором BNB.

¦¦% $ e '# 24-мя быстрыми фотоумножителями, равномерно распределенными по по верхности внешней оболочки. Для настройки усиления фотоумножителей используются 8 светодиодов, расположенных в точках симметрии BNB и эмитирующих в объем BNB свет равной интенсивности. На внутреннюю по верхности BNB нанесено покрытие с оптимальными для сцинтилляционных вспышек ( 425 нм) и спектральной чувствительности фотоумножителей (max = 400 ± 30 нм) светоотражающими характеристиками. Для поддержа ния постоянных температурных условий аппаратуры организовано водяное охлаждение верхней полусферы BNB. Это необходимо для подавления эф фекта зависимости эффективности регистрации нейтронов от температуры.

Предусмотрена возможность установки внутри реакционной камеры до 10-ти мишеней на одном мишенном узле, позиционирование которых осуществля ется при помощи моторного привода.

принцип действия и эффективность регистрации Процесс регистрации нейтронов схематично изображен на рис. 5.2. Нейтроны, попадающие в рабочий объем детектора BNB, в результате упругих столкно вений с атомами H или C термализуются и захватываются ядрами гадолиния.

Время термализации нейтрона составляет порядка 10 мкс. Возбуждение ядра Gd снимается путем эмиссии -квантов (в среднем испускается три -кванта).

В результате комптоновского рассеяния энергия -квантов передается элек тронам, торможение которых в веществе сцинтиллятора приводит к обра зованию сцинтилляционных вспышек, регистрируемых фотоумножителями.

1. efficiency n 0. 0. 0. 0. 0. 0. 0. 0. Рис. 5.3: Эффективность регистрации 0. нейтронов детектором BNB как функ 0. 0 20 40 60 ция кинетической энергии нейтрона.

neutron energy (MeV) Рисунок из работы [97].

Таким образом, весь процесс от момента образования нейтрона до момента его регистрации занимает десятки микросекунд. Сигналы от регистрируемых нейтронов составляют так называемую медленную компоненту полного сиг нала BNB. Наряду с этой компонентой существует еще и быстрая компонен та с характерным временем 0.1 мкс, связанная с регистрацией -квантов ядерной реакции, а также с прохождением любых высокоэнергетических за ряженных частиц (p, ±,K± ) через рабочий объем BNB. Эта компонента ис пользуется для измерения полного сечения ядерной реакции, а также может использоваться в качестве стартового сигнала. Способность BNB регистри ровать -кванты в настоящем эксперименте использовалась для измерения энергии мгновенных -квантов из осколков деления.

Эффективность регистрации нейтронов зависит от их кинетических энер гий. Эта зависимость, рассчитанная при помощи программы DENIS [96] при ведена на рис. 5.3, из которого видно, что испарительные нейтроны (с кине тическими энергиями в несколько МэВ) регистрируются с эффективностью n 85%.

устройство детектора BSiB BSiB (рис. 5.4) состоит из 160 кремниевых полупроводниковых детекторов толщиной 500 мкм, составляющих сферу с внутренним диаметром 20 см (рис. 5.4). Всего в состав BSiB входит четыре типа детекторов, различающих ся по форме (рис. 5.5): 12 правильных пятиугольников, 30 правильных шести угольников и две группы по 60 детекторов, имеющих форму неправильных шестиугольников. Максимальный угол раствора в зависимости от формы де тектора составляет от 18.4 (для пятиугольников) до 21.8 (для неправильных шестиугольников). Для минимизации площади мертвых зон и количества ис пользуемого материала, могущего повлиять на эффективность регистрации нейтронов, устройство BSiB было спроектировано таким образом, что крем ниевые детекторы образуют самоподдерживающую конструкцию с миниму мом вспомогательных элементов. Для этого каждый детектор смонтирован на тонкой (толщиной 0.64 мм) керамической подложке. Крепление детекторов осуществляется при помощи тонких алюминиевых пластинок, приклеенных к обратной стороне керамических подложек. Кремниевые детекторы являют ся пассивированными ионно-имплантированными детекторами с толщиной обедненной зоны 500 мкм. Основные характеристики детекторов приведены в таблице 5.1. BSiB располагается в центре реакционной камеры BNB как изображено на рис. 5.1.

Таблица 5.1: Некоторые характеристики кремниевых детекторов, составляющих BSiB.

Вид пассивированный ионно-имплантированный кремние вый детектор Тип IPT 750-500 HMI-D Активная площадь 750 мм Толщина обедненного слоя 500 мкм Удельное сопротивление 13330 Ом/см Напряжение смещения 75 В Макс. напряженность поля 3.2 кВ/см Энергетическое разрешение 100 кэВ (-частицы 5.5 МэВ) Временное разрешение (- 250 пс частицы 5.5 МэВ) детали эксперимента Для изучения характеристик тройного и четверного спонтанного деления ядра 252 Cf использовался слабый ( 30 делений в секунду) источник, нане сенный на тонкую (111 мкг/см2 ) никелевую подложку. Система сбора данных была организована таким образом, что стартовый сигнал генерировался вто -20 -10 0 10 20 -20 -10 0 10 20 Y, mm a) b) 10 0 -10 - -20 - 20 d) c) 10 0 -10 - -20 - -20 -10 0 10 20 -20 -10 0 10 X, mm Рис. 5.4: Общий вид детектора BSiB. Рис. 5.5: Формы кремниевых детекторов, составляющих Si-ball: a) правильный пяти угольник;

b),c) неправильные шестиуголь ники;

d) правильный шестиугольник.

рой по счету зарегистрированной частицей. Таким образом, в эксперименте измерялись лишь относительные времена пролета продуктов распада. Наряду с этим измерялась кинетическая энергия каждого фрагмента. При помощи детектора BNB в каждом событии измерялась множественность нейтронов и энергия мгновенных -квантов из осколков деления. Записывались лишь события с кратностью совпадений два и более. В течении четырех недель измерений было накоплено 4 107 событий бинарного деления.

Энергетическая калибровка кремниевых детекторов осуществлялась при помощи источников -частиц 242Am (E = 5.49 МэВ), ThC+ThC (E = 6.06 МэВ и 8.78 МэВ). Стабильность энергетического тракта в течении экс перимента контролировалась по положению пика от -частиц спонтанного -распада ядра 252Cf. 18 из 160 кремниевых детекторов BSiB в измерениях не использовались (отсутствовали 2 детектора для размещения мишенного узла + 2 детектора для ввода-вывода пучка + 1 детектор для размещения телекамеры + 6 детекторов были замещены E-E-E телескопами для ре шения специальных задач в пучковых экспериментах + часть дефектных детекторов).

Для калибровки временного тракта использовались калибровочные коэф фициенты, полученные в предыдущем эксперименте “на пучке”.

Эффективность регистрации нейтронов определялась по множественно сти нейтронов в бинарном делении. В качестве калибровочного значения при этом использовалась величина = 3.77. Полученное значение эффективно сти регистрации нейтронов составило n = 0.85. Нейтронные множествен ности поправлялись на значение фона, измеряемого непосредственно в ходе эксперимента. Измеренное значение средней множественности нейтронов фо на составило = 0.237 ± 0.002. Энергетическая калибровка BNB для изме рения энергии -квантов также осуществлялась с помощью событий бинар ного деления. В качестве калибровочного значения использовалась величина E = 7 МэВ.

5.2 идентификация продуктов распада Итак, первая важная задача состоит в идентификации продуктов распада по измеренным значениям их относительных времен пролета и кинетических энергий. В преобладающем большинстве случаев фрагменты деления обла дают наибольшей кинетической энергией среди прочих продуктов распада.

Поэтому отсортируем фрагменты в каждом событии согласно измеренным значениям их кинетических энергий: E 1 E2 · · ·. Тогда частицы 1 и 2 с наибольшей вероятностью являются фрагментами деления. Их массы могут быть восстановлены по значениям измеренных кинетических энергий с уче том закона сохранения импульса и массового числа в делении, а также делая определенные предположения относительно массы тройной частицы. В пре обладающем большинстве случаев тройной частицей в тройном делении явля ется -частица. Поэтому в качестве начального приближения будем полагать, что в событии эмитировалась -частица. Впоследствии справедливость этого предположения будет проверятся и если окажется, что предположение бы ло неверным, то массовый анализ будет повторен с другим значением массы тройной частицы. По полученным таким образом значениям масс и кинети ческих энергий фрагментов деления можно рассчитать значения их времен пролета T OF1 и T OF2. Тогда параметр, пропорциональный времени пролета тройной частицы, можно построить с использованием измеренных значений относительных времен пролета T DCi следующим образом:

(T OF1 T DC1) + (T OF2 T DC2 ) (5.1) T OF3 = T DC3 +.

Корреляция между кинетической энергией тройной частицы E 3, измерен ной в эксперименте, и ее временем пролета, рассчитанным по формуле (5.1), приведена на рис. 5.6a. Из рисунка отчетливо видно, что в координатах E3 T OF3 частицы различных типов хорошо разделяются. Частицы легко можно идентифицировать при помощи графических условий отбора, показанных на рис. 5.6b. И это как раз тот самый момент, когда можно проверить справед ливость сделанного ранее предположения относительно массы тройной ча стицы. Если теперь окажется, что тройная частица попадает в неправильное графическое окошко, то процедуру восстановления масс фрагментов деления можно повторить с другим предположением как относительно массы трой ной частицы, так и относительно выбора фрагментов деления. Спектр, при веденный на рис. 5.6a, является конечным результатом такой итерационной самосогласованной процедуры.

Абсолютная калибровка параметра T OF3 осуществлялась с помощью длиннопробежных -частиц. Для этого была построена корреляция между параметром T OF3 и временем пролета T OFE, рассчитанным по измеренно му значению кинетической энергии -частиц (рис. 5.7a). Искомые калибро вочные коэффициенты были получены путем линейной регрессии данных (сплошная линия на рис. 5.7a). Распределение разности между откалибро ванным таким образом параметром T OF3 и параметром T OFE приведено на рис. 5.7b. Ширина этого распределения характеризует временное разреше ние, достигнутое в рамках предложенного подхода. Эта величина составляет 570 пс (FWHM), что является достаточно хорошим результатом с учетом того, что в это значение дает вклад помимо временных разрешений кремние вых детекторов еще и процедура восстановления масс и кинетических энергий фрагментов деления, на основании которых вычислялся параметр T OF3.

Для учета амплитудного дефекта в кремниевых детекторах при измерении кинетических энергий фрагментов деления использовалась параметризация полного амплитудного дефекта в зависимости от массы и энергии фрагмента, предложенная в работе [98].

E3, MeV TOF3, a.u.

a) 30 - a) 0 5 10 15 20 - TOF3, ns E3, MeV 2.5 3 3.5 4 4.5 5 5.5 Ni TOFE, ns b) counts b) He FWHM=570ps 30 t p 0 5 10 15 20 25 -1 -0.5 0 0.5 TOF3, ns TOFE-TOF3, ns Рис. 5.6: a) Корреляция между кинетиче- Рис. 5.7: a) Корреляция между временем ской энергией тройной частицы E3, измерен- пролета тройной -частицы T OF3, рассчи ной в эксперименте, и ее временем пролета, танным по формуле (5.1), и временем про рассчитанным по формуле (5.1). b) Графи- лета этой же частицы T OFE, определенным ческие условия отбора для идентификации по измеренному в эксперименте значению тройной частицы. ее кинетической энергии. b) Распределение разности (T OFE T OF3).

5.3 тройное деление Как уже было сказано, продукты тройного деления идентифицировались при помощи графических условий отбора, изображенных на рис. 5.6b. Изотопы водорода удается разделить лишь в тех случаях, когда частица полностью тормозится в кремниевом детекторе. Значения прострельных энергий для протонов, дейтронов, тритонов и -частиц составляют 8, 11, 13 и 33 МэВ, со ответственно. Изотопы He разделить таким образом не удается, но посколь ку в тройном делении среди изотопов He преобладают -частицы, то при помощи окошка “He” на рис. 5.6b отбираются главным образом -частицы.

Отчетливо выделяющаяся компонента, обозначенная окошком “Ni”, соответ ствует событиям упругого рассеяния фрагментов бинарного деления на ядрах Ni из подложки мишени. По интенсивности этой компоненты можно судить на сколько большой фон создают процессы упругого рассеяния для собы тий тройного деления. И тот факт, что в рамках предлагаемого эксперимен тального подхода оказалось возможным надежно исключить такие фоновые события, свидетельствует в пользу предлагаемого метода для изучения ха рактеристик редких распадов.



Pages:     | 1 | 2 || 4 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.