ИЗВЕСТИЯ РАН. СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ, 2015, том 79, № 7, с. 945-949
УДК 539.1.08;539.14;539.17
ИЗМЕРЕНИЯ ДИФРАКЦИОННЫХ УГЛОВЫХ РАСПРЕДЕЛЕНИЙ НА ЯДРАХ 59Co, 197Au, 209Bi ПРИ ЭНЕРГИИ АЛЬФА-ЧАСТИЦ 29 МэВ
© 2015 г. Н. Буртебаев1, В. В. Дьячков2, А. В. Юшков2, М. К. Бактыбаев1, Б. А. Дуйсебаев1,
Т. К. Жолдыбаев1, Е. Мухамеджанов1
E-mail: slava_kpss@mail.ru
Были выполнены измерения дифференциальных сечений упругого рассеяния альфа-частиц на 59Co 197Au, 209Bi при энергии налетающих частиц 29 МэВ. Экспериментальные данные описаны различными дифракционными методами в "освещенной" области (френелевская ядерная дифракция) и в области "тени" (фраунгоферовская ядерная дифракция). Сопоставлены пространственные характеристики ядер, получаемые из этих двух типов ядерных дифракций.
DOI: 10.7868/S0367676515070078
Измерения сечений процессов рассеяния выполнялись на выведенном пучке альфа-частиц четвертого отвода ионопровода полутораметрового изохронного циклотрона У-150М ИЯФ РК. Схема транспортировки пучка ускоренных ионов от камеры циклотрона до камеры рассеяния четвертого отвода ионопровода приведена на рис. 1. Она включает в себя систему квадрупольных линз, поворотные, разводящий и два нацеливающих магнита и систему пассивных коллиматоров. Описание всех элементов ионопровода циклотрона приведено в [1]. Камера рассеяния позволяет проводить прецизионные измерения в области малых углов рассеяния (от 3° до 30°) в одном режиме настройки, а в широком диапазоне углов (10° < 9 < 170°) — при другом. Описание камеры рассеяния, в которой выполнялась регистрация рассеянных альфа-частиц, и ее детектирующих элементов подробно приведено в [1]. Схема геометрии камеры рассеяния и полный расчет угловой разрешающей способности экспериментальной установки приведены в [2]. В табл. 1 даны результаты расчетов угловой разрешающей способности при тех диафрагмах коллиматоров для ближнего телескопа АЕ-Е-детектора (БТ) и дальнего телескопа АЕ-Е-детектора (ДТ), при которых выполнялись эксперименты. Все обозначения определены в [1, 2]. Для экспериментов использовались мишени из изотопически обогащенных материалов (табл. 2) там же даны их характеристики.
В основу системы регистрации и идентификации альфа-частиц положена стандартная АЕ-Е-ме-тодика, основанная на одновременном измерении
1 Институт ядерной физики, Алматы, Казахстан.
2 Научно-исследовательский институт экспериментальной и теоретической физики Казахского национального университета имени аль-Фараби, Алматы, Казахстан.
удельных потерь энергии заряженной частицы в веществе полупроводника и ее полной кинетической энергии. Полное энергетическое разрешение при регистрации вторичных частиц ~2%.
Для наблюдения дифракционных картин в угловых распределениях упругого рассеяния заряженных частиц необходимо выполнение условий [3, 4]:
кЯ ~ 1, резерфордовское рассеяние, кЯ ^ 1, дифракция фраунгоферовского типа, (1)
n ~ 1 [kR > 1 n > 1
, дифракция френелевского типа,
, -ЛШ ZlZ2e2 где k =--волновое число; n = 1 2--па-
h hv
раметр Зоммерфельда; R — радиус взаимодей-
Рис. 1. Изохронный циклотрон с регулируемой энергией ионов У-150М и схема транспортировки пучка ионов к исследовательской камере рассеяния. А, В, С, Б, Е — характерные точки и точки поворота пучка ускоренных ионов; 1 — камера рассеяния; 2 — исследуемая мишень; 3 — поворотный детектор рассеянных частиц; 4 — цилиндр Фарадея.
946 БУРТЕБАЕВ и др.
Таблица 1. Геометрия эксперимента и его угловая разрешающая способность
Камера йх, мм й2, мм Ь, мм 1, мм Ьмд, мм йсп, мм ём, мм ©Дк, град ®Дмд, град ®Дсп, град
БТ ДТ 3.0 3.0 3.0 3.0 700.0 700.0 630.0 630.0 189.0 849.0 3.0 3.0 8.40 8.40 0.49 0.49 3.45 0.77 3.49 0.91
Таблица 2. Ядерные мишени
Изотоп Характеристика мишени Толщина, мг ■ см 2 Изотопическое обогащение, %
59Со Металлич. фольга ~2 100
197Аи Металлич. фольга ~1 100
209В1 Металлич. фольга ~2 100
ствия альфа-частиц с ядром. Условия (1) соответствуют разным дифракционным областям, зависящим от заряда ядра мишени, заряда ядра и энергии налетающей частицы. Такие области впервые определены в [5] в виде "дифракцион-
Ар
110
50
30 20
10
10
20
50
100 Ап
Рис. 2. Дифракционная поверхность при энергии налетающих частиц 29 МэВ. Лр — массовое число налетающей частицы; Лп — массовое число ядер мишеней; 1 — область резерфордовского рассеяния; 2 — область дифракции фраунгоферовского типа; 3 — область дифракции френелевского типа; темная область — область, в которой наблюдаются интерференция от дифракции двух типов.
ной диаграммы". На рис. 2 показаны дифракционные области различных ядерных дифракционных явлений для налетающих частиц с энергией 29 МэВ. Для наблюдения осцилляций ядерной дифракции френелевского типа необходимо, чтобы граничный угол между френелевской и фраун-гоферовской ядерными дифракциями соответ-
ствовал 0С > 0.1, где 0с = 2аг^
10 + 0.5
В [1, 6]
получены граничные углы в широком диапазоне энергий, массовых чисел налетающих частиц и массовых чисел мишеней. На основании выбранных условий выполнены измерения по упругому рассеянию альфа-частиц на 59Со 197Аи, 209В1.
На рис. 3—5 представлены экспериментальные результаты измерений, которые обработаны дифракционной теорией, разработанной в [7, 8], в рамках которой амплитуда рассеяния описывается выражением
/ (9) =
О (9) + (9с -9)
ехр (-¡X - т/4)
2
х (9) + /(+) (9) + /(9),
(2)
где все обозначения определены в работах Котля-ра—Шебеко [7, 8]. При этом фазовый сдвиг в ос-цилляциях френелевского типа определялся выражением [8]
Ф(±) = ^иР2 {аг^ [ )/С (у±|)] - ±|у±}, (3) где через С(х) и S(x) обозначены интегралы Фре-
неля; у± = —
> 15
1Уп
Л
р2^(9с ±9), где - радиус
области сильного взаимодействия; Ь = 10 + 1/2.
1
1
ИЗМЕРЕНИЯ ДИФРАКЦИОННЫХ УГЛОВЫХ РАСПРЕДЕЛЕНИЙ
947
а/ак
10
20
30
40
50
9, град
а/ак 10 г
0 10 20 30 40 50 60 70
80 90 100 9, град
Рис. 3. Угловое распределение упруго рассеянных альфа-частиц с энергией 29 МэВ на 59Со. Точки — эксперимент; сплошная линия — дифракционная теория (2).
Рис. 4. Угловое распределение упруго рассеянных альфа-частиц с энергией 29 МэВ на 197Аи. Точки — эксперимент; сплошная линия — дифракционная теория (2).
1
0
При сопоставлении теоретических и экспериментальных кривых в области фраунгоферовской дифракции видно их удовлетворительное согласие, при этом в области френелевской дифракции экспериментальные данные отсутствуют. Наибольший интерес в данной работе представляет сопоставление фитирования методами параметризованного фазового анализа и Котляра—Шебеко, так как классический параметризованный анализ хотя и дает детальное описание экспериментальной кривой, но не содержит такой важной ядерной характеристики, как знак квадрупольной ядерной деформации. В результате этого возникает сдвиг фаз между соответствующими максимумами и минимумами огибающих осцилляций дифракционных картин. Вторая ценность метода Котляра— Шебеко (в отличие от теорий фраунгоферовской дифракции [3]) состоит в том, что знак деформации ядра (эффект сплюснутости или вытянутости ядра-сфероида) по френелевской дифракции упруго рассеянных частиц в области малых углов можно определить как для четно-четных так и нечетных ядер. Последнее обстоятельство оказалось выполнимым только с созданием теории Котляра—Шебеко.
Из выполненного выше анализа френелевской дифракции следует, что ядро 59Со сплюснутое, а ядра 197Аи, 209В1 вытянутые. В табл. 3 представлены знаки и значения параметров квадрупольной ядерной деформации для некоторых нечетных ядер, полученные в данной работе по дифракционной теории Котляра—Шебеко. Фазовый сдвиг осцилляций френелевского типа был вычислен
по (3). Из рис. 6, 7 видно, что прямое сопоставление результатов по знакам ядерной деформации изученных ядер невозможно ввиду отсутствия в мировой литературе данных по нечетным ядрам. Значения электрических квадрупольных моментов и ядерных квадрупольных деформаций взяты
а/ак 10
0 10 20 30 40 50 60 70
80 90 100 9, град
Рис. 5. Угловое распределение упруго рассеянных альфа-частиц с энергией 29 МэВ на 209Б1. Точки — эксперимент; сплошная линия — дифракционная теория (2).
948 БУРТЕБАЕВ и др.
Таблица 3. Параметр квадрупольной ядерной деформации
Ядро Оболочка Еа, МэВ п ес 10 Фазовый сдвиг при 9С = 9, ф, град Наши данные Р2 в*
59СС27 (п1/ 7/2)-1 25 3.29 29.08 12.20 +0.44 <-0.1 +0.195
64№28 25 3.43 29.04 12.72 +2.13 -0.32 -(0.116-0.398)
63Сп29 (П2Р3/2)1 25 3.55 36.66 10.2 -1.9 +0.30 -0.189
65С„ Си29 (П2Р3/2)1 25 3.55 32.948 11.5 +0.31 <0.17 -0.171
89^ *39 (П2Р1/2)1 25 4.81 40.04 12.7 -2.0 <+0.21
197Аи79 (лШ1/2)-3 43 7.52 40.91 19.66 -1.9 +0.12 +0.096
209В18З (лШ/2)1 29.0 9.62 75.00 12.04 -4.55 +0.14 -0.027
50.0 7.33 36.40 21.79 -2.74 +0.14
69.5 6.22 24.61 28.00 -1.22 +0.14
* Параметры квадрупольной ядерной деформации взяты из [11], которые в свою очередь были рассчитаны с использованием экспериментальных значений приведенной вероятности перехода В(Е2) (0+ ^ 2+).
из [9—11]. Сопоставление же полученных в дан- тальным взаимодействием форма ядра определя-
ной работе знаков квадрупольной ядерной де- ется валентными нуклонами. При этом для изото-
формации для нечетных ядер со знаками элек- пических рядов могут заполняться состояния 1/7/2,
трического квадрупольного момента показывает 2р3/2, которые, в соответствии со схемой Нильсона,
их удовлетворительное совпадение, хотя наблю- могут перемешиваться, поэтому корректное сопо-
даются и интригующие расхождения. Это связано ставление р2, которые в свою очередь рассчитаны
с тем, что в одночастичной модели со спин-орби- с использованием экспериментальных значений
е, е ■ б
0.5 0.4 0.3 0.2 0.1 0 0.1 0.2
0.4 0.3 0.2 0.1
0
-0.1 -0.2
20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 Число протонов
Рис. 6. Зависимость электрического квадрупольного момента (крестики) и параметра квадрупольной ядерной деформации (точки) от заполнения протонами уровня 1/7/2 для различных изотопов.
0.3
е, е ■ б
0.5 0.4 0.3 0.2 0.1 0 0.1 0.2 0.3
28 29 30 31
Число нейтронов
32
ЫР, Z) 0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0
-0.1 -0.2
-0.3
33
Рис. 7. Зависимость эле
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.