= ЯДРА
Д-ИЗОБАРНЫЕ КОНФИГУРАЦИИ В ЯДРАХ 12 C И 16 O
© 2014 г. И. В. Главанаков , Ю. Ф. Кречетов, А. Н. Табаченко
Физико-технический институт Томского политехнического университета, Россия
Поступила в редакцию 06.11.2013 г.
Измерен дифференциальный выход реакции 160(7, р) при максимальной энергии фотонов 450 МэВ в области больших импульсов, переданных остаточной ядерной системе. Результаты эксперимента на ядре 16О, а также ранее измеренное сечение реакции 12 С(7,п+р) анализировались в рамках модели, учитывающей примесь изобарных состояний в волновой функции ядра. Получены эмпирические оценки вероятности Д-изобарных конфигураций в основном состоянии ядер углерода и кислорода в расчете на один нуклон, равные 0.012 ± 0.003 ± 0.002 и 0.019 ± 0.003 ± 0.003 соответственно.
DOI: 10.7868/S0044002714060063
1. ВВЕДЕНИЕ
Нетривиальная структура нуклона предполагает существование в ядрах его возбужденных состояний — нуклонных резонансов (изобар). Одно из возможных проявлений изобарных степеней свободы в ядрах связано с изобарными конфигурациями в основном состоянии атомных ядер (см. обзоры [1, 2]). В современных моделях ядра допускается, что часть связанных нуклонов посредством процессов NN — AN или NN — ДА может перейти с вероятностью Рд от долей до нескольких процентов в виртуальное А-состояние. Учет вероятности таких переходов является важным для описания как статических параметров ядер, так и ядерных реакций.
Эффективным инструментом экспериментального изучения изобарных степеней свободы в основном состоянии ядер служат ядерные реакции, которые невозможно объяснить в рамках модели, предполагающей однократное взаимодействие налетающей частицы со связанными нуклонами ядра. Примером может служить реакция (п+, п-р), в которой зарядовое состояние рассеиваемой частицы изменяется на 2е, или реакции (p,p'n+p) и (Y, п-n), сопровождающиеся образованием частиц с суммарным электрическим зарядом +2 или — 1. Поскольку основной модой распада нестранных нуклонных резонансов является распад на пионы и нуклон, то перечисленные процессы наиболее чувствительны к проявлениям изобарных степеней свободы. Это обстоятельство использовалось в работах [3—8] для оценки вероятности изобарных конфигураций Рд. Экспериментальные данные таких реакций интерпретируются обычно как
E-mail: glavanakov@tpu.ru
результат прямого выбивания изобары частицей высокой энергии. В качестве фоновых механизмов реакции рассматриваются процессы, идущие в два этапа, включающие зарядово-обменное перерассеяние частиц в промежуточном состоянии.
Для теоретических оценок вероятности изобарных конфигураций используются модели ядер с различными вариантами барион-барионного взаимодействия, которые дают значительный разброс величины Рд. Большинство теоретических оценок сделано для легчайших ядер [1, 2, 9—11]. В частности, последние оценки для дейтрона дают значительный разброс величины Рдд = 0.25—0.62% [9—11]. Для ядер тяжелее дейтрона величина Рд оценивается в несколько процентов [2, 9, 12—15]. Несмотря на длительную историю изучения изобарных конфигураций в ядрах, столь малая величина Рд и большое количество фоновых механизмов реакции делают экспериментальное изучение изобарных конфигураций весьма непростой задачей. Имеется только четыре экспериментальные работы [4, 5, 7, 8], где оценивается величина примеси изобарных состояний в волновой функции р-оболочечных ядер, причем в трех из них данные получены при изучении реакций, которые инициируются адронами. При промежуточной энергии взаимодействие адронов с ядрами носит периферийный характер, существенны эффекты многократного рассеяния. С ростом атомного номера ядра влияние этих факторов увеличивается, что затрудняет интерпретацию данных. В связи с этим более перспективными для изучения изобарных конфигураций являются процессы взаимодействия реальных или виртуальных фотонов с ядрами.
Процессы взаимодействия фотонов и электронов с ядрами как тест для примеси Д-изобар в ядрах тяжелее дейтрона были впервые рассмотрены
в работе [16]. Первый эксперимент был проведен на микротроне в Майнце по изучению реакции 3Не(е, е'п±) [17]. Было отмечено, что результаты этого эксперимента не противоречат предположению, что Д++ -изобары могут давать вклад в выход данной реакции. В работе [18] Лаже предложил совместно изучить реакции (е, е'Д++) и (е, е'Д0) с разделением поперечного и продольного вкладов в сечение электророждения пионов на 3Не.
Эксперименты с реальными фотонами по оценке Рд в ядрах были проведены на Токийском и Томском синхротронах. В эксперименте на Токийском синхротроне Коллаборацией TAGX измерено сечение реакции 3Не(7, п±р) на пучке меченых фотонов [6]. Анализ данных эксперимента одним методом дал величину вероятности Рд = (1.5 ± ± 0.5 ± 0.5)%, другой метод дал верхний предел около 2.6%. Второй эксперимент проведен нами на Томском синхротроне [8]. Было измерено дифференциальное сечение реакции (7, п+р) на ядре 12Св области больших импульсов, переданных остаточному ядру, которое в этой кинематической области практически полностью обусловлено проявлением изобарных конфигураций. Анализ полученных данных в рамках модели прямого фотовыбивания Д-изобары из ядра дал величину Рд = (1.7 ± 0.5 ± ± 0.2)% [19].
В настоящей работе приводятся результаты эксперимента по измерению выхода реакции (7, п+р) на ядре 16О. Предварительные результаты анализа эксперимента опубликованы в работе [20]. Данные эксперимента анализируются с использованием модели, учитывающей вклад фотообразования пионов, обусловленного изобарными конфигурациями в основном состоянии ядра, сопровождающегося эмиссией одного и двух нуклонов. В рамках этой же модели в настоящей работе выполнен анализ ранее измеренных сечений реакции 12 С(7, п+р) [19].
2. ЭКСПЕРИМЕНТ
Измерения дифференциального выхода реакции 16О(7, п+р) выполнены на пучке тормозного излучения электронов Томского синхротрона. Пучок электронов с энергией 450 МэВ и энергетическим разбросом 0.2% сбрасывался на танталовую мишень толщиной 0.4 мм. Пучок фотонов формировался двумя свинцовыми коллиматорами, очищался от заряженных частиц двумя постоянными магнитами и после вакуумного тракта падал на мишень, которая представляла собой кассету с тонкими лавсановыми окнами, заполненную дистиллированной водой. Массовая толщина мишени 2.4 х 1022 ядер 16О/см2. Средняя интенсивность
пучка с коэффициентом заполнения 6% за время эксперимента составила величину около 108 эквивалентных фотонов в секунду. Полная энергия фотонов в пучке измерялась гаусс-квантометром с точностью 3%.
Экспериментальная установка включала каналы регистрации положительного пиона и протона в совпадении. Измерения проведены в компланарной геометрии.
Положительные пионы со средним импульсом 181 МэВ/с регистрировались под углом 54° относительно оси пучка фотонов с помощью магнитного спектрометра, который включал магнитный анализатор с сильной фокусировкой и телескоп сцин-тилляционных счетчиков. Импульсный и угловой аксептансы магнитного спектрометра составляли ±12% и 3 х 10"3 ср соответственно. Импульс пиона измерялся с точностью ^2% с помощью сцинтилляционного годоскопа, расположенного в фокальной плоскости магнитного анализатора. Приведенные значения аксептанса и импульсного разрешения спектрометра включают поправки на многократное кулоновское рассеяние пионов в мишени, лавсановых окнах вакуумной камеры магнита и детекторах, а также на распад пионов.
Протоны с энергией в диапазоне 50—130 МэВ регистрировались под углом 75° ± 19° относительно оси пучка фотонов с помощью сцинтилляцион-ного ДЕ, Е-спектрометра. Телесный угол протонного канала, определяемый ДЕ-счетчиком, равен 0.25 ср.
Тонкий пластический сцинтиллятор ДЕ-счет-чика размерами 1 х 22 х 40 см просматривался с малых граней через плексигласовые световоды двумя фотоумножителями ФЭУ-30. Е-детектор протонного спектрометра состоял из трех расположенных друг над другом счетчиков. Размеры пластического сцинтиллятора одного счетчика составляли 10 х 10 х 72 см. Сцинтилляторы просматривались с торцов фотоумножителями ХР2020 через плексигласовые световоды. Изучение характеристик телескопа и его абсолютная калибровка проводились на вторичном пучке протонов с помощью магнитного спектрометра. Точности измерения энергии протона, полярного и азимутального углов вылета протона были соответственно 4 МэВ, 3° и 2°. Порог регистрации протонов определялся толщинами мишени и ДЕ-счетчика и составлял около 40 МэВ.
Для непрерывного контроля стабильности работы (ДЕ, Е)-спектрометра параллельно с регистрацией п+р-пар измерялись спектры амплитуд импульсов ДЕ- и Е-счетчиков, триггером для которых служило совпадение сигналов от спектрометра и двух узких дополнительных счетчиков, расположенных за спектрометром.
Для уменьшения влияния фона космического излучения над детекторами пионного канала располагался сцинтилляционный счетчик большой площади, работающий в режиме антисовпадений. С этой же целью окончательный триггер формировался только во время импульса излучения ускорителя. Это позволило снизить уровень космического фона до величины менее 2%. Анализ амплитуд импульсов со счетчиков (ДЕ, Е)-спектрометра в процессе обработки данных позволил провести дополнительную режекцию вклада космического фона в выход реакции до уровня менее 1 %.
Более подробное описание экспериментальной установки приведено в работе [19].
С каждым событием регистрации совпадения сигналов от пионного и протонного каналов измерялись следующие величины:
интервал времени между моментами регистрации пиона и протона;
амплитуды импульсов ДЕ - и Е-счетчиков; кодированный сигнал с годоскопа, характеризующий координату частицы в фокальной плоскости магнитного спектрометра и, следовательно, импульс частицы.
При определении выхода реакции были учтены следующие поправки:
уровень фона случайных совпадений, который зависел от энергии регистрируемых протонов и определялся по интенсивности событий вне временного корреляционного пика (пр)-совпадений. Его величина в области пика менялась от 10% при энергии протона Тр = 50 МэВ до 3% при Тр > 70 МэВ;
поп
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.