CC BY
11
ИЗВЕСТИЯ
ТОМСКОГО ОРДЕНА ОКТЯБРЬСКОЙ РЕВОЛЮЦИИ И ОРДЕНА ТРУДОВОГО КРАСНОГО ЗНАМЕНИ ПОЛИТЕХНИЧЕСКОГО ИНСТИТУТА
им. С. М. КИРОВА
Том 278 1975
ФОТООБРАЗОВАНИЕ я-МЕЗОНОВ НА УГЛЕРОДЕ С12
В. Д. ЕПАНЕШНИКОВ, В. М. КУЗНЕЦОВ, О. И. СТУКОВ
(Представлена научно-техническим семинаром лаборатории высоких энергий НИИ ЯФ)
Введение
Фотообраэоваиие пианов на свободных нуклонах интенсивно изучается в настоящее время и достаточно хорошо известно кж теоретически, так и экспериментально. С другой стороны, экспериментальных данных по фоторождению пионов на сложных ядрах недостаточно. Кроме того, реакции, в которых удалось измерить интегральное сечение фоторождения, трудны для теоретического рассмотрения из-за неопределенности спектра возбуждения остаточного ядра. Более доступны для теоретического анализа парциальные переходы, соответствующие отдел ьн ьвм дар ед ел енн ьш уровн ям остаточного ядр а. Д анн ы е т а к о го сорта могли бы послужить серьезным пробным камнем для теории. Изучение парциальных -переходов, хотя и выделение одного определенного перехода потребует значительного совершенствования экспериментальной методики, позволило бы вплотную подойти к построению количественной теории фоторождения на сложных ядрах и решению целого ряда актуальных проблем [1]: к выяснению точности импульсного приближения, уточнению сведений об «элементарной» амплитуде фоторождения на нуклоне и др.
Измерение полной вероятности парциального перехода в представляемой работе необходимо для проверки теоретического предсказания [2] и является первой попыткой в этом направлении.
Краткий обзор теории и экспериментальных данных по фоторождению заряженных л -мезонов на легких ядрах
Анализ накопленного к настоящему времени экспериментального материала [3—7] качественно подтверждает выдвинутое еще в пятидесятых годах предположение о том, что процесс фоторождения происходит на отдельных нуклонах ядра. Существует ряд работ [8, 9], в которых вычислены интегральные сечения нескольких конкретных реакций типа 7+А-»-л+'В в предположении объемного и поверхностного фотообразования пионов. Однако при сравнении теоретических предсказаний с экспериментальными данными наблюдается большое, особенно для случая объемного рождения, расхождение теории с экспериментом, которое не удивительно, так как известно, что данные, касающиеся вариаций полных сечений с энергией, их зависимостью от А, можно использовать лишь для качественной проверки теории. Большой трудностью количественной интерпретации таких данных явля-
ется неопределенность спектра возбуждения остаточного ядра, особенно когда речь идет о его надпорошвых состояниях.
Рассмотрение общих вопросов теории парциальных переходов при фоторождееии заряженных л-мезонов на легких ядрах [2] строится в настоящее время на следующих исходных положениях.
1. Амплитуда фоторождения на ядре строится в импульсном приближении без учета членов, зависящих от импульсов нуклона в ядре.
2. Поглощение и рассеяние мезонов ядром в конечном состоянии не учитывается, что для летних ядер может быть оправдано в весьма широкой области энергий у-ашантов вблизи порога фоторождения, когда длина свободного пробега мезона в ядерном веществе значительно больше радиуса ядра [10].
Дифференциальное сечение 'фоторождения на ядре с переходом его из основного состояния ^ в конечное выражается (в с. ц. м.) через Т-матрицу перехода [2]:
Здесь К*, <*>% и кт, шт — импульс и энергия мезона и ^-кванта;
<Е| и Ег — ¡полная энершя ядра в начальном и конечном состояниях;
I—плотность потока сталкивающихся частит:
1=1 + (Ь = С = 1) .
В импульсном приближении матричный элемент Тц выражается через 1>матрицу фоторождения на свободном нуклоне и после преобразований записывается ка«
Та = 4« «Ч" О"
Х1кх
кх У\
(2Т, + I)1/'
Здесь Т{Ш1 и TtN\.í — значения спинов и их проекций для начального и конечного состояний ядра;
<Т\М1кх|ТгМг> •—коэффициент Клебша-Гордана;
;[Я1к] —приведенный »матричный элемент оператора [2].
Ядерные матричные элементы, входящие в формулу (2), характеризуются тремя индексами Я, к, /, определяющими правила в парциальных переходах по четности и полному моменту, а также по орбитальному и спиновому моментам: Дя= (—I)1, |Т1—Тг | и т.д. Наличие в матричном элементе оператора т± определяет правило отбора по изоюпину: ДТ=0, ±1-
При применении теории к реальному процессу в -особом положении находится реакция С12+7-^л~+№2. Ядро №2 имеет только одно связанное состояние (1+) [11] так, что по его р-рас паду можно выделить вполне определенный парциальный переход 0+-Я+. В таком переходе отличны от нуля только ядерные матричные элементы (101) (121) [2], поэтому в сечение входит только векторная часть амплитуды фоторож-дения на нейтроне. Ядро С12 хорошо изучено, модель промежуточной связи позволяет построить весьма надежные волновые функции его состояний, хорошо объясняющие обычные экспериментальные характеристики этого ядра. Это дает возможность рассчитать с высокой степенью точности матричные элементы перехода С12(0+)->№2 (1+), а следовательно, и полную вероятность образования №2 при фоторождении. Полное сечение парциального перехода 0+-И+ в зависимости от энергии фотона рассчитано в работе [12], где для сравнения приведены результаты расчета при использовании оболочечной модели с )—j связью, а также величина спин-з-авидамой части сечения фоторождения на свободном нуклоне.
Уникальная возможность выделить единственный парциальный переход при измерении интегрального сечения была использована нами при разработке экспериментального оборудования для исследования реакции С12+у—на у-пучке синхротрона «Сириус».
Методика измерений
Трудность экспериментального измерения интегральных сечений реакций типа у+А-^л+В состоит в там, что редко удается выделить активное ядро В среди сопутствующей наведенной фоновой активности.
Проведенное изучение конечного продукта реакции С12+7->л~+]М12 ядра №2 показало, что этот изотоп имеет очень короткий, но зато отличающийся на несколько порядков от всех возможных сопутствующих изотопов период полураспада. Именам) эта особенность позволяет отделить его от фона. Действительно,-рассмотрим основные типы реакций при прохождении 7-пучка через мишень:
7 + С52 -> + ]М12 Т = 0,011 с.
* + р + С11 * = 1200 с.
+ Р + р + В10 стабилен 7Г+ + В12 р- - распад х = 0,027 с
г.+ п т|- В11 стабилен
и т. д.
Возможны также фотоядерные реакции С12 (7, п)Сп, С12(у, р)Ви, С12 (у, р, п)!В10, С12 (7, 1;)1л9, С12 (7, а) Ве8 и т. д. Источником трудно от-делимого фона могут быть лишь ядра, имеющие позитронный распад [13].
С11 С10 В8
I I
•с - 1200 с X = 19,1 с I т = 0,7 с
~ 0,968 МэВ р+ ~ 2,2 МэВ | ~ 13,7 МэВ
В11 — 99,8% В10 — 98 % Ве8 ~ 100 %
При рассмотрении вероятности фото образования на С12 этих ядер ясно, что вклад от С10 и В8 будет пренебрежительно мал в то время, как С11, обладая периодом -полураспада меньшим временем измерения, будет .накапливаться в мишени и в силу большого сечения реакции С12(у, п)Сп сделает неразличимым распад ядер ]М12. Отделить С11 можно, только используя разницу спектров распада №2 и С11.
На основании изучения характеристик №2 и возможных источников фона нами была выбрана методика эксперимента, основанная на измерении числа активных ядер №2, образовавшихся в реакции С12+7-*--^я~+]М12. Позитрон, испущенный при распаде Ы12, аннигилировал при остановке на два 0,5 МэВ 7-кванта, регистрируемых в совпадении. Для отделения фона был использован (З-счетчик, регистрировавший позитроны только с энергией, большей максимальной энергии спектра распада С11. Так как период полураспада №2 составляет 11 м/сек, измерения проводились непосредственно на пучке после мгновенного сброса электронов на мишень синхротрона, в промежутках между импульсами излучения.
Для надежной идентификации ¡выделяемого процесса с исследуемым во время измерения проводился амплитудный анализ регистрируемых 7кантов и снималась кривая распада активных ядер мишени.
Экспериментальное оборудование
Схема жаперимшта представлена на рис. 1. Материалом мишети служит спектрально чистый порошкообразный углерод, запрессованный в алюминиевую трубку с толщиной стенки 2 мм. Размеры углеродной мишени 0. 30X30 мм взяты из соображения достаточно большого выхода №2 (расчетный выход порядка 100 событий на 5-107 экв. кв) и малых размеров. Позитроны от С11 поглощаются в алюминиевой трубке.
* Рис. 1..Схема эксперимента.
■^счетчик, выполненный на основе двух пластических сдаштиллято-ров 80X80X^0 мм, расположенных на разные стороны от мишени, проем атрив а етс я одним фотоу множ ите лем ФЭУ-30. 3 а енрнтил л ятор ами перед ^-датчиками были установлены алюминиевые поглотители толщиной 20 мм, достаточной для остановки всего спектра позитронов при распаде N12. у-|Дат'ч™> выполненный на основе кристалла Nal(Tl) 0100X100 мм, просматривается фотоумножителем ФЭУ-13. Использованы два ^-датчика с идентичными* характеристиками. AnnepTyipa кристалла Nal(Tl) 0100X100 мм вырезает большой телесный угол; 0,5 МэВ y-кванты полностью теряют в Nal энергию и, следовательно,, регистрируются в пике .полного поглощения. ФЭУ-13 сохраняет хорошие спектрометрические характеристики в условиях больших загрузок. Анализируемый сигнал снимается с анода, а временной—с динода ФЭУ-13. Амплитудные разрешения обоих датчиков порядка 25% по линии 0,5 МэВ -^квантов от Na22.
Измерения непосредственно на пучке в промежутках между импульсами сброса в условиях больших фановых загрузок потребовали использования методики быстро-медленных совпадений для надежного выделения исследуемой реакции. Для этого временные сигналы с ФЭУ-13 усиливаются и подаются на быструю схему у-у-оовпадений GC1 (разрешающее время 30 нсек). Быстрые у-у-савпадения приводятся далее в совпадение с импульсами от р и подаются на управление линейных ворот J1B1 и ЛВ2, пропускающих импульсы с анодов ФЭУ-13 на 4096-ка-нальный амплитудный анализатор (Тензор). Причем один управляющий импульс пропускает другой импульс на анализ. «Тензор» работает в режиме амплитуда-таймер. При этом все 40.96 каналов разбиваются на несколько групп (в нашем случае 16 групп по 256 каналов) и регистрация ведется в каждой группе от первой до последней. Время анализа в одной группе задается (в нашем случае 4,1 м-сек). Таким образом, синхронизировав запуск «Тензора» с моментом сброса электронов,, можно проследить распад активных ядер мишени.
Измерения и экспериментальные результаты
Необходимым и достаточным условием надежного выделения реакции С12+7-кгг-+№2 является совпадение периода' отбираемых электронной логикой активных ядер мишени с известным периодом полураспада №2. На рис. 2 представлена кривая распада активных ядер мишени, полученная при Еутах = 600 МэВ и мгновенном сбросе электронов на мишень синхротрона. Полученный период полураспада
Рис. 2. Кривая распада активных ядер мишени. Е^ - 600 МэВ.
Рис. 3. Экспериментальные данные.
I0,8dz0,5 моек удовлетворительно согласуется с ожидаемым. На рис. 3 представлены теоретические значения полного сечения парциального перехода с (использованием волновых функций оболочечной модели с промежуточной связью (нижняя кривая) [12]. Для сравнения приведены р езульт аты расчет а при меда льаов алии оболочечной модел и с j-j -связью.
Экспериментальные значения находятся в согласии с теоретическими предсказаниями для случая оболочечной модели с промежуточной связью.
ЛИТЕРАТУРА
1. А. М. Бал дин. Труды ФИАН, 39, 3, 1963.
2. В. В. Балашов, Г. Я. Коренман, Т. С. Мачарадзе. «Ядерная физика», т. 1. вып. 4, 1965.
3. I. S. Hughes, P. V. March. Ргос. Phys. Sac., 72, 259, (1958).
4. P. D у a 1 and J. P. Hummel. Phys. Rev., 127, 2217, (1962).
5. A. M. Nydahl and B. Forkman. Nucl. Phys., B7, 97, (1968).
6. P. V. March, T. G. Walker. Proc. Phys. Soc., A77, 293, (1961).
7. W. M. McClelland. Phvs. Rev., 123, 1423, (1961).
8. E. W. Laing. R. G. M o o r h о u s e. Proc Phys. Soc., 70, 629, (1957).
9. G. Ramachandran, V. Devanathan. Nucl. Phys., 66, 595, (1965).
10. F. H. Jenney, J. T i n 1 о t. Phys. Rev., 92, 974, (1953).
11. F. Ajzenberg-Selove, T. Lauritsen. Nucl. Phys., 11, 1 (1959).
12. Г. Я. Коренман, JI. JI. M a p ь я н о в с к a я. Вестник Моековского университета, «Физика», 6, 117, 1967.
13. В. П. Джелепов. Схемы распадов радиоактивных ядер. Атомиздат, 1962.
