ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2004, том 67, № 5, с. 906-913
= ЯДРА
ВОЗБУЖДЕНИЕ ДИСКРЕТНЫХ УРОВНЕЙ ЯДЕР И
В (е, е')-РЕАКЦИИ
© 2004 г. В. В. Деняк*, В. М. Хвастунов, В. П. Лихачёв1), А. А. Немашкало, С. П. Пащук2), У. Р. Счелин2)
Национальный научный центр "Харьковский физико-технический институт", Украина
Поступила в редакцию 13.03.2003 г.
Проведено исследование возбуждения дискретных уровней ядер 54Ре и 56Ре в (е, е')-реакции при энергии возбуждения до 8 МэВ в диапазоне переданных импульсов от 0.6 до 1.7 Фм-1. При обработке экспериментальных данных применена нетрадиционная методика мультипольного анализа. Получены сведения о приведенной вероятности и мультипольности переходов для 12 низкорасположенных состояний ядра 54 Ре и 10 состояний ядра 56Ре. Пять уровней в ядре 54 Ре и три уровня в ядре 56Ре были впервые идентифицированы в (е, е')-реакции. Информация о двух из них отсутствует в современной компиляции данных по дискретным уровням.
ВВЕДЕНИЕ
В настоящей работе представлены результаты исследования статических и динамических характеристик возбуждения дискретных уровней ядер 54Fe и 56Fe в (e,e')-реакции при начальной энергии электронов ^225 МэВ. Диапазон исследуемых энергий возбуждения — от 0 до 8 МэВ. Аналогичные исследования проводились в работах [1—7].
Анализ этих работ указывает на существование ряда противоречий в полученных ранее результатах. Так, в ядре 56Fe состояния 2+ с энергиями ^3.5 и ^5.0 МэВ наблюдались в работе [2], но не были обнаружены в работе [1], в то же время состояния 3"(3.1 МэВ) и 4+(5.05 МэВ) наблюдались в [1] и отсутствовали в [2]. В ядре 54Fe состояния 2+ и 3" одинаково хорошо идентифицировались двумя экспериментальными группами (работы [1] и [5, 6] соответственно), тогда как для состояний 4+ ими получены совершенно разные результаты. Так, в работе [1] обнаружены уровни 4.1 и 7.2 МэВ, а в работах [5, 6] эти уровни не видны, но зато хорошо изучен не замеченный в [1] уровень 2.5 МэВ.
Анализ данных работ не позволяет объяснить эти разногласия существованием каких-либо недостатков в применявшейся экспериментальной методике. Что может вызвать сомнение, так это способ определения в работах [1—7] положения конкретного возбужденного уровня. Дело в том,
'-'Университет Сан-Паулу, Бразилия.
2)Центр технологического образования штата Парана, Куритиба, Бразилия.
E-mail: denyak@kipt.kharkov.ua
что дискретный уровень в этих работах выделялся непосредственно в спектре рассеянных электронов. Далее для определения мультипольности перехода и его приведенной вероятности использовалась зависимость формфактора отдельного уровня от переданного импульса. Теоретический формфактор для одной отдельной мультипольности подгонялся к экспериментальным значениям формфактора каждого выделенного возбужденного состояния. По результатам подгонки 4—5 формфакторов выбирался формфактор с одной мультипольностью, который лучше других согласовывался с экспериментальными данными, и таким образом определялись спин и четность возбужденного состояния ядра.
При таком подходе в случае, если энергетическое разрешение не позволяет разделить возбужденные уровни непосредственно в спектре рассеянных электронов, они интерпретируются как один уровень. Приписываемая этому уровню муль-типольность соответствует наиболее сильному из неразделенных по энергии уровней. Обычно это мультипольность более низкого порядка, так как более высокие мультиполи проявляются при больших переданных импульсах, т.е. при меньших сечениях (е,е')-реакции. Таким образом, в результате обработки уровни с высокой мультипольностью непреднамеренно удаляются. Эта тенденция должна проявляться особенно сильно, когда измерения проводятся при небольших переданных импульсах, как в работах [1—7].
В настоящей работе использовался другой подход. Измеренный диапазон энергий возбуждения разбивался на интервалы по ^0.2 МэВ. Для
каждого интервала строилась зависимость форм-фактора от переданного импульса. Теоретическая зависимость, представленная в виде суммы форм-факторов с мультипольностями от 2 до 6, подгонялась к полученным экспериментальным значениям формфактора. В результате получали зависимость вклада в спектр рассеянных электронов каждой отдельной мультипольности как функцию энергии возбуждения ядра. По этому спектру идентифицировали уровни возбуждения и определяли их характеристики. Диапазон переданных импульсов был расширен в сторону больших значений до 1.7 Фм"1. Это дало возможность более точно исследовать состояния с высокой мультипольностью.
МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА И
ОБРАБОТКА ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ДАННЫХ
Эксперимент был проведен на пучке электронов ЛУЭ-300 ННЦ ХФТИ. Подробное описание основных узлов установки можно найти в работах [8].
Применение системы энергетического сжатия [9] дало возможность повысить монохроматичность до 0.33%. В данном диапазоне энергий это составляет 0.7—0.8 МэВ.
В качестве многоканального детектора использовалась система регистрации заряженных частиц на основе 30-канальной двухрядной пропорциональной камеры и черенковского детектора. Для подавления фона использовали систему совпадений между двумя рядами камеры и черенковским детектором. Загрузка детектирующей системы не превышала одного импульса в посылку ускорителя. Временное разрешение — порядка 25 нс, "мертвое" время — 200 нс.
Мишени представляли собой диски изотопно обогащенного железа (99.7% для мишени 56Ре; 94.6% 54Реи5.1% 56 Ре для мишени 54 Ре)толщи-ной 0.411 г/см2 (56Ре) и 0.349 г/см2 (54Ре). Неоднородность дисков по толщине не превышала 1 %.
В результате измерений получены 14 спектров рассеянных электронов для каждого из исследуемых изотопов. Спектры охватывают диапазон энергий возбуждения е = 0—8 МэВ и измерены при углах рассеяния в = 30°—90°, что соответствует переданным импульсам д' = 0.6—1.7 Фм"1.
Одновременно со спектрами рассеяния на 54Ре и 56Ре измеряли упругое и квазиупругое рассеяние на 12С. Так как рассеяние на 12С хорошо изучено, то оно использовалось для абсолютизации эффективности регистрации при измерении спектров на 54Реи 56Ре.
Точное значение начальной энергии электронов вычислялось из положения упругого пика на ядре 12С. При этом учитывали потери энергии на ионизацию атомов мишени и сдвиг упругого пика за счет кинематики столкновений. Уточненное таким образом значение начальной энергии электронов составило Ее = 226.0 ± 0.1 МэВ.
Определение относительной эффективности каналов счетчика электронов проводилось по квазиупругому континууму спектра рассеяния на 12С.
Абсолютная эффективность регистрации определялась как отношение экспериментального формфактора упругого рассеяния на 12С к теоретическому. Теоретический формфактор вычисляли по хорошо совпадающей с экспериментом оболочечной модели с гауссовым распределением заряда в протоне. Параметры распределения брали из работы [10].
После поправок на эффективность и энергетической калибровки спектры рассеянных электронов на 54Ре и 56Ре подвергались процедуре радиационной расшифровки. При этом учитывались поправки на швингеровское излучение, радиационные потери и на потери из-за взаимодействия с атомными электронами согласно выкладкам рабо-ты[11].
Упругий пик аппроксимировался гауссовой функцией и вычитался из радиационно расшифрованных спектров. Подгоночными параметрами были полуширина, положение и амплитуда пика. Полученный после вычитания спектр линейно интерполировался в интервале ^0.2 МэВ.
На рис. 1 приведен пример спектра, полученного в результате проведения процедуры радиационной расшифровки, вычитания и интерполяции при угле рассеяния в = 50° для 54Ре.
Из полученных после интерполяции спектров строились зависимости формфакторов полос от переданного импульса для каждой энергии возбуждения. Анализ полученных формфакторов проводился с применением феноменологической модели Хелма [12]. Параметры распределения заряда в основном состоянии определялись из упругого рассеяния. Все расчеты велись с учетом кулоновского искажения волны налетающего электрона (т.е. в улучшенном борновском приближении). Экспериментальный формфактор был представлен суммой теоретических с мультипольностями Л = 2, 3, 4, 5, 6. Варьируемыми параметрами при этом были величины приведенных вероятностей для каждой мультипольности. Пример такой подгонки для 54Ре представлен на рис. 2. Мультиполь с Л = 1 не использовался при обработке, так как диапазон переданных импульсов в нашем эксперименте не захватывает область максимума Е 1-мультиполя.
d2o/dQ.dEe, см2/cp МэВ
0.41-
x 10-29 0.30.20.1-
0.50.4 0.3 0.2 0.1
0.2 0.1
/ V-Л
V/
A
A
/ 4
F V)
10
0
5 e, МэВ
Рис. 1. Дифференциальное сечение рассеяния электронов на 54Ре как функция энергии возбуждения при угле рассеяния в = 50°: а — измеренное в эксперименте; б — после радиационной расшифровки; в — после вычитания упругого пика и интерполяции.
10
10
10
10
e = 6.5 МэВ
1.0 1.5
1.0 1.5
q', Фм-1
Рис. 2. Квадрат формфактора ядра 54Fe в зависимости от переданного импульса для отдельных энергетических полос. Кривыми представлены теоретические формфакторы: сплошными — для конкретной мультипольности, штриховыми — суммарные.
что соответствует энергетическому разрешению эксперимента.
РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
В результате мультипольного анализа были получены зависимости приведенных вероятностей переходов от энергии возбуждения ядра для каждой мультипольности (рис. 3 и 4). Полученная структура возбужденных состояний оказалась богаче, чем в более ранних исследованиях. Особенно это касается переходов с мультипольностями выше E2. В табл. 1 и 2 представлено сравнение полученных нами данных с известными до настоящего времени результатами. Определение приведенной вероятности отдельного уровня в нашей работе осуществлялось путем подгонки функций Гаусса к экспериментальным данным по методу наименьших квадратов. Свободными подгоночными параметрами при этом были положение, амплитуда и полуширина пиков. Полуширина пиков варьировалась в диапазоне 0.35—0.45 МэВ,
Состояния ядра 56Ре
В распределении Е2-силы нами обнаружено четыре состояния с энергиями 0.8, 2.4, 3.4 и 4.9 МэВ. В (е,е')-реакции ядр
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.