научная статья по теме ПРОСТРАНСТВЕННАЯ ПЕРИФЕРИЯ ИЗОТОПОВ ЛИТИЯ И БЕРИЛЛИЯ Физика

Текст научной статьи на тему «ПРОСТРАНСТВЕННАЯ ПЕРИФЕРИЯ ИЗОТОПОВ ЛИТИЯ И БЕРИЛЛИЯ»

ЯДРА

ПРОСТРАНСТВЕННАЯ ПЕРИФЕРИЯ ИЗОТОПОВ ЛИТИЯ И БЕРИЛЛИЯ

© 2014 г. Л. И. Галанина , Н. С. Зеленская

Научно-исследовательский институт ядерной физики им. Д.В. Скобельцына Московского государственного университета им. М.В. Ломоносова, Россия Поступила в редакцию 18.07.2013 г.; после доработки 29.10.2013 г.

Пространственная структура периферии изотопов лития и бериллия изучена с помощью реакции перезарядки, реакций (Ь,р) и (¿,р) на этих ядрах. Показано, что возбужденное изобар-аналоговое состояние 6Li (0+, 3.56 МэВ) имеет гало-структуру, образованную протоном и нейтроном, в ядре ^ в основном состоянии нейтронное гало практически не проявляется, а ядро 11 Li имеет боромиевскую гало-структуру, сформированную двумя нейтронами относительно остова проявляющуюся в сигарообразной и динейтронной конфигурациях. Ядро 10 Ве имеет заметную двухнейтронную периферию в обеих конфигурациях и в основном, и в возбужденном (2+, 3.37 МэВ) состояниях.

DOI: 10.7868/80044002714050079

1. ВВЕДЕНИЕ

В настоящее время спектроскопия и распады легких нейтронно-избыточных ядер подробно изучены в различных процессах (см. [1—9]). В то же время пространственная структура избыточных нейтронов — нейтронного гало — в этих ядрах исследована явно недостаточно. Хорошо известно, что нейтронно-избыточные ядра характеризуются расположением нейтронов во внешней периферийной области ядра на расстояниях, гораздо ббльших, чем его радиус, определяемый соотношением R = 1.3А1/3, т.е. наличием нейтронного гало, компактным кором и двумя периферийными нейтронами.

В настоящее время установлено существование двух типов гало-ядер (см., например, [4, 10]). Первый тип определяется общим увеличением материального радиуса ядра. Гало-ядра второго типа (6He, 11 Be и 11 Li) являются трехчастичными связанными системами. Ни одна бинарная подсистема в них не имеет связанных состояний. Такие ядра называются боромиевскими [11, 12].

В теоретических работах по исследованию периферии нейтронно-избыточных ядер было предсказано существование двух пространственных конфигураций, различающихся расположением нейтронов относительно остова (рис. 1). Первая — динейтронная — имеет сильно сближенные нейтроны с центром масс, достаточно удаленным от остова. Вторая — сигарообразная — состоит из

E-mail: galan_lidiya@mail.ru

некоррелированных нейтронов, расположенных по разные стороны остова. Наличие таких конфигураций в рамках модели трех тел с ортогональным проектированием впервые предсказано и рассчитано теоретически в ядрах ^ [13], 6Не—6Be [14]. В ядре 6Не их наличие установлено в рамках метода К-гармоник с К = К0 + 2 [11, 12]. В этом же ядре наличие таких конфигураций вместе с оценкой их относительного вклада в периферию ядра и геометрических размеров было экспериментально подтверждено и подробно исследовано теоретически в работах [15—18].

Изобар-аналоговым состоянием (ИАС) боро-миевского ядра является возбужденное состояние ядра ^ (0+, 3.56 МэВ). В основном состоянии ^ имеет кластерную структуру (а +

а б

Я >> г Я << г

О

© 'К ®

Рис. 1. Возможные пространственные конфигурации двух избыточных нейтронов в легких ядрах: а — динейтронная, б — сигарообразная.

+ й). Априори неизвестно, будет ли структура ИАС в 6Li подобна двухчастичной структуре основного состояния или трехчастичной структуре гало-ядра.

Первые эксперименты по изучению (р, п)-реакции на ядре 6Не относятся к 1990-м годам и связаны с появлением радиоактивных пучков 6Не [19, 20]. В работе [21] с помощью рассматриваемой реакции изучалась спектроскопия нейтронно-избыточного ядра 7He. Более того, реакция р(6Не, п7)^ является чрезвычайно важной в астрофизическом аспекте для понимания механизма образования легких элементов во Вселенной [22]. При нуклеосинтезе большое сечение реакций с участием слабосвязанных ядер (6Не, 7Ве и др.) может изменить цепочки ^-распадов, приводящих к образованию различных элементов, а следовательно, и весь сценарий нуклеосинтеза.

Исследование изотопов лития от ^ до 11 Li в принципе позволяет проследить изменение их структуры при последовательном добавлении двух нейтронов по мере приближения к границе нейтронной стабильности. Основное состояние ^ в оболочечной модели [23] имеет три нейтрона в подоболочке 1р3/2, так что его полный спин Л = 3/2, изоспин Т = 1/2, схема Юнга для р-оболочечных нуклонов f = [3] и орбитальный момент Ь = 1. Для 8 и - Л = 2, Т = 1, f = [31], Ь = = 1, 2, а для 9и - Л = 3/2, Т = 3/2, f = [32], Ь = = 1, 2. Материальные радиусы указанных изотопов практически совпадают с зарядовыми и мало отличаются друг от друга [24]: Ке,и = 2.54 Фм, Кти[ = = 2.41 Фм, Язи = 2.20 Фм, Еи = 2.25 Фм. Ядро 11 Li резко выделяется из этой группы изотопов [25]. Оно имеет малую энергию связи (около 300 кэВ), большой материальный радиус Книг = 3.12 Фм и разваливается при возбуждении на три фрагмента. Простейшее объяснение этому следует уже из оболочечной модели. Последние два нейтрона в 11 Li должны занимать подоболочку 1р1/2, а не 1р3/2, и силы Майорана, "расталкивающие" различные подоболочки, вытесняют эти нейтроны на периферию ядра. Более того, было установлено [26], что волновая функция 11 Li является суперпозицией состояний (1р1/2)2 и (1«1/2)2 с весами 45% и 31%, что еще более усиливает тенденцию к удаленности двух нейтронов от центра ядра.

При анализе нейтронной периферии ядра 10Ве необходимо учитывать характерные структурные особенности ядер середины 1р-оболочки. Квантовых чисел модели оболочек с промежуточной связью для ядер с А =10 недостаточно для однозначной классификации базисных конфигураций [23]. Исследование корреляционных характеристик ядра 10Ве(2+), образованного в реак-

ции 9Ве(й,р1 )10Ве(2+, 3.37 МэВ) с помощью р^-угловых корреляций [27], показало их сильную зависимость от величины и знака параметра квадру-польной деформации и большую чувствительность этих характеристик к структуре волновой функции ядер 9'10Ве. Это позволило определить квадру-польную деформацию ядер 9Ве (¡в2 = +0.5) и 10Ве (+0.5 < в2 < +1).

Основное состояние 9Ве характеризуется полным спином Л = 3/2, изоспином Т = 1/2, схемой Юнга для р-оболочечных нуклонов f = [41], орбитальным моментом Ь = 1 и основными конфигурациями нейтронов в схеме ''-связи (1р3/2)5, (1р3/2)4(1р1/2), (1р3/2)3(1р1/2)2. По-видимому, только конфигурация (1р3/2)3(1р1/2)2 может соответствовать большой деформации 9Ве. Далее, в реакции 9Ве(й,р)10Ве(2+) при срыве 1р-нейтрона его полный переданный момент ' может иметь значения 1/2, 3/2. Примесь ' = 1/2, практически не сказываясь на дифференциальном сечении, меняет форму компонент спин-тензоров матрицы плотности на противофазную по сравнению с экспериментом [27]. Передача нуклона с ' = = 3/2 в реакции 9Ве(й,р1)10Ве(2+) приводит к образованию деформированного ядра 10Ве(2+) с конфигурацией (1р3/2)4(1р1/2)2, соответствующей двухнейтронной компоненте гало-ядра.

Цель настоящей работы — определение пространственной структуры изотопов лития и бериллия. В качестве индикаторов, способных обнаружить каждую из двух пространственных конфигураций, мы использовали угловые зависимости сечений ядерных реакций с образованием нейтронно-избыточных ядер: реакции перезарядки, реакций (¿,р) и (й,р). Особенно интересно понять, проявляются ли специфические свойства ядра 11 и^ когда оно образуется в реакциях передачи двух нуклонов.

В следующем разделе обсуждается теоретический метод, позволяющий рассчитывать сечения этих реакций. В разд. 3 мы рассматриваем (р, п)-реакцию перезарядки на ядре 6Не с образованием конечного ядра ^ в ИАС (0+, 3.56 МэВ). В разд. 4 и 5 приводятся рассчитанные сечения реакции (¿, р) на ядрах ^ и ^ и (й,р) на ядре 9Ве в сравнении с экспериментальными данными (если они имеются). В разд. 6 обсуждается пространственная структура изотопов лития и бериллия. Полученные результаты суммируются в Заключении.

для верхней и нижнеи половины четырехугольной диаграммы. Формулы для расчета матричных элементов реакций (р,п), (¿, и (й,р) [28], имеют вид:

МВТ (Оу ) + АИвл(ву)= (1)

= (-1)

2 Jx +2 J у - Ji - Aíi ^л/^Г kxky

Рис. 2. Четырехугольная диаграмма независимой передачи частиц с "разрезанием" по промежуточным виртуальным состояниям.

2. ТЕОРЕТИЧЕСКИМ МЕТОД ДЛЯ РАСЧЕТА СЕЧЕНИЯ РЕАКЦИЙ С ОБРАЗОВАНИЕМ НЕЙТРОННО-ИЗБЫТОЧНЫХ ЯДЕР

Кластерная структура ядер позволяет рассматривать бинарные реакции A(x, y)B с частицами умеренных энергий (до 10 МэВ/нуклон) на легких ядрах 1р-оболочки в приближении задачи трех и четырех тел. В [28] нами предложен теоретический метод рассмотрения характеристик бинарных реакций, основанный на использовании интегральных уравнений задачи четырех тел в версии AGS [29] и моделей, учитывающих структуру ядер. В рамках этого метода первые члены итерационных рядов интегральных уравнений задачи четырех тел связаны с одноступенчатыми механизмами. Они соответствуют приближению задачи трех тел (когда два виртуальных кластера передаются как сложная частица), иллюстрируются полюсными и треугольными диаграммами, и для вычисления их амплитуд используется метод искаженных волн с конечным радиусом взаимодействия (МИВОКОР) [30, 31]. Следующие члены итерационных рядов дают поправки второго порядка, связанные с механизмами независимой последовательной передачи виртуальных кластеров. Их вклад в характеристики ядерной реакции следует ожидать существенным, если разность энергий передаваемых кластеров велика и их волновые функции перекрываются незначительно.

Поправки второго порядка — двухступенчатые механизмы реакции — иллюстрируются четырехугольными диаграммами (рис. 2). Аналитическое выражение для расчета матричных элементов таких механизмов можно получить разложением функции Грина виртуальной кластерной системы по сферическим функциям с моментом Л, что соответствует разрезанию полной четырехугольной диаграммы на два независимых координатных подпространства (r и Г на рис. 2). В результате матричный элемент двухступенчатой передачи является сверткой матричных элементов МИВОКОР

х V('2Ji + 1)(2J2 + 1)(21 + 1) х J1J21

х {JxMxJ2M2\JBMB) (JyMyJIMI\JAMA) X x(Ji - MxJ2M2\lm) Y^ iLx+Ly х

I1I2A1A2 LxLyЛ х (lmLy

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.

Показать целиком

Пoхожие научные работыпо теме «Физика»