Фрагментация легких экзотических ядер при релятивистских энергиях тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

Оглавление

1. Введение

2. Экспериментальная установка

2.1. Сепаратор Фрагментов Института Тяжелых Ионов

2.2. Индикатор интенсивности вторичных электронов

2.3. Время-проекционная камера

2.4. Многослойная ионизационная камера

2.5. Схема эксперимента

3. Сечение образования фрагментов

3.1. Методика измерения сечений образования фрагментов

3.2. Результаты по сечениям образования фрагментов

3.3. Обсуждение результатов

3.3.1. Сечение образования фрагментов

3.3.2. Ядерная нестабильность

4. Сечение взаимодействия и изменения заряда

4.1. Измерение сечения взаимодействия

4.2. Теория Глаубера-Ситенко

4.3. Измерение полных сечений изменения заряда

4.4. Измерение парциальных сечений изменения заряда

4.5. Механизм процессов изменения заряда.

4.6. Результаты измерения сечений взаимодействия и изменения заряда

4.7. Совместный анализ сечений взаимодействия и сечений изменения заряда

4.8. Сечение отделения нейтронов

4.9. Результаты измерения парциальных сечений изменения заряда

В последние пятнадцать лет во многих ведущих научных центрах были проведены обширные исследования ядер, удаленных от линии (З-стабильности.

Так чем же интересны эти экзотические ядра? Надо сказать, что ядра с числом нейтронов большим, чем число протонов привлекали внимание теоретиков очень давно: так в середине 50-х в работах [1][2] предсказывалось наличие нейтронной «кожи» у таких ядер. Переизбыток нейтронов на поверхности вызван большей энергией Ферми у нейтронов. Это приводит к тому, что быстрые нейтроны могут проникать дальше в поверхностную область. Так в [2] приведена оценка разницы между эффективными нейтронными и протонными радиусами, сделанная в предположении, что ядерный Ферми-газ(Т0-энергия Ферми) ограничен линейно возрастающим потенциалом: где х0= 7 фм - расстояние, на котором потенциал изменяется на Т0.

В дальнейшем, для получения толщины нейтронной «кожи» использовались различные методы. Так в [3] приведены результаты расчетов по методу Хартри-Фока и проведено сравнение с существующими на тот момент экспериментальными данными. В работе [4] была получена, на основе капельной модели, формула для разности среднеквадратичных радиусов распределений нейтронов и протонов: л.-л, = ?[(*-Л/¿К о'

1.1)

А ЯМ5 =

1.2)

Л- сх2Л>

- расстояние между диффузными поверхностями 3 протонного и нейтронного распределений в ядре, второе слагаемое в формуле (1.2) учитывает диффузность нейтронного и протонного распределений, Ъ-среднеквадратичное отклонение для плотности вероятности принадлежности частицы к поверхности ядра, называемая шириной Зюсмана. Эта плотность вероятности является производной от распределения ядерной плотности[5]. Последний член в формуле (1.2) связан с перераспределением нейтронов и протонов из-за электростатического отталкивания. У- коэффициент симметрии N-г ядерной энергии (-36.8 МэВ), /-избыток нейтронов 1 = ----, ()А коэффициент жесткости ядерной поверхности (-17 МэВ). С] учитывает электростатическую энергию протонов с, = Ъе~ / 5г0 ~ 0.7322(МэВ), при этом го = 1.18 фм.

Рассмотрим таблицу 1.1, в ней приведены расчеты по методу Хартри-Фока, капельной модели и экспериментальные данные.

Стоит отметить, что все приведенные выше результаты относятся к ядрам, расположенным в долине (3-стабильности. А что будет, если мы приблизимся к границе нуклонной стабильности? Этот вопрос изучался теоретически давно. Еще в середине 60-х [8] предсказывалось, существование стабильного по отношению к испусканию нуклонов 8Не, аномально большой радиус (~20 фм) у нейтронных ядер. Также существуют расчеты[9], показывающие, что возможна ядерная структура вида кор+динейтрон. Эти гипотезы смогла проверить только в середине 80-х группа Танихаты в Беркли[ 10,11 ], которая провела первый в мире эксперимент со вторичными пучками - эксперимент по измерению сечения взаимодействия изотопов Не, 1л, Ве с ядрами Ве, С, А1. (сечение взаимодействия^) - это сечение всех процессов, которые приводят к изменению числа нуклонов в налетающей частице).

Таблица 1.1 Результаты расчетов по методу Хартри-Фока[3] и по капельной модели[4] и экспериментальные значения ARMS - разницы между среднеквадратичными радиусами распределения нейтронов и протонов в ядре (в фм).

Ядро Экспериментальные оценки ARMS Оценки ARMS по Хартри-Фоку Оценки ARMS по капельной модели б0 -0.02±0.04 -(0.02-0.03) -0.0088

4иСа -0.03±0.04 -(0.04-0.05) -0.0205

48Са 0.16±0.04 0.18-0.23 0.1911

116Sn 0.12±0.06 0.12 0.1579 l24Sn 0.20±0.06 0.21 0.2440

Экспериментальные данные для 160 и изотопов Са взяты из [6], для 8п из [7].

Таблица 1.2. Среднеквадратичные радиусы распределения материи в изотопах гелия и лития

Ядро »Фм

4Не 1.72±0.06

6Не 2.73±0.04

8Не 2.69±0.03

6Li 2.54±0.03

7Li 2.50±0.03

8Li 2.51±0.03

9Li 2.43±0.02

Li 3.27±0.24

Так, в частности, результаты среднеквадратичных радиусов распределения материи в ядре для изотопов гелия и лития приведены в таблице 1.2.

Несколько позже была опубликована работа [12], в которой было установлено соотношение между сечением взаимодействия и сечением срыва нуклонов в рамках теории Глаубера для свободно связанных систем в предположении, что 6Не представляет собой кор-4Не и два нейтрона, и получена формула: сг (6 Не + Г) = <7, С Не + Т)-ет1СНе + Т) (1.3).

Это выражение позволило легко проверить гипотезу о существовании кора в изотопах гелия.

Таблица 1.3. Сечения взаимодействия и срыва нейтронов для изотопов гелия при столкновении с ядрами углерода при энергии 800 МэВ/'нуклон, сечения в мб.

СТ-4П а,(А)-ст,(А-2) С>-2п+С>-4„ ст,(А)-ст,(А-4)

4Не 503±5

6Не 722±5 189+14 219±7

Не 817±6 202+17 95±9 95±8 297+19 3 14+8

Данные взяты из [10] и [13].

Из данных, представленных в таблице 1.3, видно, что для 6Не экспериментальные результаты удовлетворяют выражению (1.3), в то время как

X 6 8 для 'Не - не удовлетворяют. Это означает, что волновая функция Не в Не

6 8 сильно изменилась и ядро Не не может являться кором в Не. В то же время, выражение: а^СНе + Т) + а4пСНе + Т) = а1СНе + Т)-ст1СНе + Т),

1.4)

8 4 в котором предполагается, что кором в Не является Не, хорошо связывает экспериментальные данные.

Таким образом, было получено экспериментальное подтверждение о о кластерной структуре ядер Не и Не.

Другой важным шагом в исследовании экзотических ядер надо признать теоретическую работу Хансена и Йонсона[14] о структуре пЬь Аномально большое значение радиуса этого изотопа было объяснено протяженным

9Т • нейтронным распределением и экзотической структурой в виде кора ы и динейтрона. Авторы опирались на результаты эксперимента по измерению спина и магнитного момента ПЫ, из которого был сделан вывод о недеформированности этого ядра, и на результаты И.Танихаты [11], который получил значение для среднеквадратичного радиуса распределения материи в этом ядре 3.27±0.24 фм.

Результаты проведенных в последующие годы многочисленных экспериментов дали ключ к пониманию поведения ядерной материи в экзотических условиях, ряд величин, необходимых для понимания процессов, происходящих в звездах. Так в работе Кобаяши и др. [13], впервые применившими импульсное распределение фрагментов к исследованию структуры экзотических ядер и открывшим тем самым одно из направлений в современных исследованиях; наблюдение 10Не - ядра, наиболее обогащенного нейтронами[15]; наблюдение явления выстраивания спина фрагментов экзотических ядер[16], которое позволило решить одну из задач последних нескольких лет - определить структуру волновой функции ядра !01л; и многие другие.

В теории, тем временем, наблюдался переход от двухчастичных методов к трехчастичным (многочастичным), которые дали более надежные предсказания экспериментальных наблюдений. Так было развито несколько методов расчета экзотических ядер, например, уравнение Фаддеева[17], метод гиперсферических функций[18], метод резонирующих групп[19], и ряд других, которые были проверены на результатах экспериментальных исследований бтт 11т • ядер Не и ы.

В рамках метода гиперсферических функций[18] было найдено, что валентные нейтроны обладают таким интересным свойством, как корреляции. Например, волновая функция 6Не представляет собой смесь двух конфигураций - альфа-частица и вращающиеся вокруг нее два нейтрона, расположенных рядом (т.н. динейтронная конфигурация) и альфа-частица и 2 нейтрона, расположенные по разные стороны от нее (т.н. сигарообразная конфигурация).

Еще одним интересным свойством ядер на границе нуклонной стабильности является нарушение порядка заполнения оболочек, характерного для стабильных ядер. Например, основное состояние ядра мВе имеет спин-четность 1/2+ (вместо 1/2"), что говорит об з-уровне-интрудере со следующей бс!-о6олочки. Подобные эффекты наблюдаются для ядер 'Тк "и, Ве, ьВе[20]. Таким образом, исследователи наталкивались на все новые эффекты, ставили перед собой и решали все новые задачи, как в теории, так и в эксперименте.

Не менее важным стимулом к исследованию экзотических ядер являются задачи, которые ставит астрофизика и теории первичного нуклеосинтеза. Одной из волнующих проблем является проблема солнечных нейтрино, заключающаяся в различных значениях измеренного и предсказанного потока нейтрино, испущенных Солнцем. Для того чтобы решить эту проблему, о проводятся исследования В, так как основным процессом образования солнечных нейтрино является (3+-распад В. С другой стороны, стоит упомянуть, что 1В является кандидатом на ядро с протонным гало.

Стандартная модель Большого Взрыва хорошо описывает образование нуклидов

1, 3Не, 4Не и 7Ы из астрофизических наблюдений. Однако, 8 модель испытывает трудности с объяснением большого избытка изотопов В и Ве, найденного в старых звездах. Эта проблема была решена введением неоднородности в барионную плотность.

12

Время образования элементов тяжелее, чем С на ранних стадиях развития Вселенной является важной проблемой в первичном нуклеосинтезе. В неоднородной модели Большого Взрыва основная цепочка реакций следующая:

4Не(1,у)7Ь1(п,у)8Ь1(а,п)11В(п,у),2В(^"^)12С. (1.5)

Так как время жизни 81л очень мало (Т 1/2=0.8 с), то определяющей 8 11 является реакция 1л(а,п) В. измерить ее сечение очень сложно, поэтому был

11 8 проведен эксперимент по изучению обратной реакции В(п,а) 1л [21]. Однако в исходном взаимодействии ПВ может образовываться в возбужденном состоянии и затем переходить в основное, поэтому, попытки извлечь сечение из обратной реакции, ненадежны. Действительно, прямой эксперимент, о проведенный в ИЖЕЫ с радиоактивным пучком 1л[22], показал усиление выхода по сравнению с данными полученными из обратной реакции.

Таким образом, мы видим, что исследования экзотических ядер открывают перед нами новые, ранее неизвестные, интересные области физики ядра. Естественно возникает вопрос, о расширении списка исследуемых ядер, о поиска новых изотопов с нейтронным или протонным протяженным распределением.

Если измерить радиусы плотности распределения нейтронов и протонов в ядре, то можно получить четкий и однозначный ответ о наличие в ядре нейтронной или протонной «кожи».

На практике, вместо нейтронной плотности получают плотность распределения материи в ядре, которую извлекают из измеренных сечений взаимодействия при релятивистских энергиях. Данное сечение при релятивистских энергиях хорошо описываются теорией Глаубера-Ситенко[23], в которую, в качестве параметра, входит радиус распределения материи в ядре.

Для измерения плотности протонов в стабильных ядрах обычно используются методики измерения изотопического сдвига атомарных уровней, рассеяния электронов на ядрах или исследования уровней мезоатомов.

Основным источником сведений о распределении заряда ядра является рассеяние электронов на ядрах. Электроны малой энергии рассеиваются главным образом кулоновским полем вне ядра. При более высоких энергиях, о когда длина волны электрона е ^ , сравнима с размерами ядра или е меньше их, рассеяние начинает зависеть от пространственного распределения заряда внутри ядра.

Изучение спектра излучения мезоатомов (системы, состоящей из атомного ядра и отрицательного мю-мезона) опирается на то, что из-за большей массы мюона, его орбиты расположены ближе к поверхности ядра и, соответственно, переходы с одной на другую лучше отражают особенности распределения заряда в ядре.

Метод измерения изотопического сдвига основан на том, что при изменении числа нейтронов в ядре происходит смещение атомных уровней. Эти изменения вызваны несколькими причинами. Одна из них связана с движением ядра относительно центра инерции атома (эффект массы). В системе центра инерции импульс ядра Р равен сумме импульсов электронов I-р\. Учет движения ядра приводит к появлению в гамильтониане атома члена:

Р: т р2 „ р р 1 +Х К (1-6)

2 А/ М ["Т 2т ТГк 2т \ где т-масса электрона, М-масса ядра. Изотопический сдвиг равен квантовомеханическому среднему от этой величины. Вклад в энергию атома, соответствующий первому слагаемому (1.6), называется нормальным или боровским сдвигом. Вклад от второго слагаемого называется специфическим сдвигом. Он имеет чисто квантовый характер и связан с обменным взаимодействием атомных электронов. Сдвиг уровней за счет эффекта массы особенно важен для легких элементов с массовым числом А<60, для тяжелых ядер он незначителен.

В случае тяжелых ядер (А=100) основной вклад в изотопический сдвиг вносит эффект объема. Внутри ядра конечного размера поле существенно отличается от поля точечного заряда. Поэтому для электрона, проникающего в ядро, наблюдается сдвиг уровня энергии, возрастающий с ростом радиуса ядра. В этом случае изотопический сдвиг называется сдвигом за счет эффекта объема. Такой изотопический сдвиг разделяют на нормальный (связанный с увеличением радиуса) объемный сдвиг и деформационный. Объемный изотопический сдвиг наиболее важен в случае конфигураций, содержащих б-электроны, для которых максимум электронной плотности достигается на ядре. Для электронов с не равным нулю орбитальным моментом он значительно меньше. Исследование эффекта объема позволяет получить ряд сведений о структуре ядра.

Таким образом, в изотопический сдвиг входят 3 основные компоненты -нормальный массовый сдвиг, специфический массовый сдвиг и объемный сдвиг. Объемный сдвиг несет информацию о зарядовом распределении в ядре. Для тяжелых ядер, как уже говорилось, массовый сдвиг незначителен и измерение изотопического сдвига позволяет извлечь зарядовый радиус ядра. Для легких ядер все эффекты вносят сравнимый вклад, но если нормальный массовый сдвиг достаточно точно рассчитывается, надежных методов расчета специфического вклада не существует.

К сожалению, подобные методики измерения радиусов протонных распределений экзотических ядер либо недоступны сегодня по техническим причинам (электронное рассеяние и мезоатомы), либо неприменимы (атомарный сдвиг), как уже говорилось, к исследованию легких ядер.

В тоже время именно легкие экзотические ядра привлекают

11 пристальное внимание ученых со всего мира.

Предлагается, для решения этой проблемы, измерять сечение изменения заряда. Сечение изменения заряда(асс)-это сечение всех процессов, которые приводят к изменению числа протонов в налетающем ядре. К сожалению, извлечь радиус распределения зарядов по сечению изменения зарядов не удается - слишком сложны процессы, происходящие в сталкивающихся ядрах при релятивистских энергиях. Однако, как было впервые показано в [24], совместный анализ сечения взаимодействия и сечения изменения заряда может дать информацию о различиях в нейтронной и протонной плотностях у экзотических ядер. Более подробно этот метод описан в Главе 4.

Кроме того, измерение сечений взаимодействия и сечений изменения заряда для легких экзотических ядер крайне важно для расчетов прохождения космических лучей через межзвездное пространство.

На сегодняшний день эти сечения измерены только для изотопов находящихся в долине стабильности.

Таким образом, предлагается измерить сечения взаимодействия и сечения изменения заряда легких экзотических ядер с целью получения информации о разнице в распределении нейтронной и протонной плотностей в ядрах, получения радиуса распределения материи в ядре и получения информации, необходимой для астрофизических расчетов прохождения частиц во Вселенной.

Кроме того, дополнительная информация о распространении частиц через межзвездное пространство и, следовательно, о составе первичных космических лучей может быть получена из данных по парциальным сечениям изменения заряда.

Теперь необходимо сказать несколько слов о технологии получения радиоактивных пучков.

Со времени первого использования в Веуа1ас[10][11], было запланировано и построено много установок, предназначенных для получения радиоактивных пучков в диапазоне энергий от 1 МэВ/нуклон до 1

12

ГэВ/нуклон. При этом используется два метода. В одном случае полученные в результате реакции радиоактивные ядра направляются в ионный источник и затем ускоряются. В другом, используется фрагментация тяжелого ядра с дальнейшим отделением необходимых фрагментов при помощи магнитной системы.

Многие установки с ускорением экзотических ядер используют реакции развала ядер мишени под действием протонов высокой энергии. Преимуществом протонных пучков является их высокая интенсивность. Однако последующее ускорение радиоактивных ядер ставит серьезные технические задачи при проектировании мишеней, ионных источников, ускорителей. Кроме того, этим методом трудно получить ядра со временем жизни менее 1 секунды с достаточной интенсивностью. Тем не менее, радиоактивные пучки, полученные данным методом, обладают хорошим энергетическим и пространственным разрешениями.

Получение радиоактивных ядер с использованием реакций фрагментации налетающих тяжелых ядер обладает теми преимуществами, что сечение образования экзотических ядер велико, а распределение фрагментов по скоростям достаточно узкое. Так как скорости фрагментов практически одинаковы, разделение по магнитной жесткости дает распределение по к!Ъ. Для некоторых экспериментов этого достаточно, потому что налетающие частицы могут быть идентифицированы перед мишенью. Однако, если необходимо отделить фрагменты с одинаковым к1Ъ, используют деградер (клиновидную или плоскую пластинку). В этом случае, из-за того, что энергетические потери пропорциональны Ъ2, результирующее разделение отличается от А !Ъ. Недостатком данного метода является широкое пространственное распределение экзотических ядер на мишени.

Поэтому возникает одна очень важная задача - измерение сечения фрагментации тяжелых ионов с выходом экзотических ядер. Эта задача важна с точки зрения планирования будущих экспериментов. Достоверно предсказать эти сечения при помощи существующих моделей не удается.

Другой способ - использование эмпирической параметризации, как, например ЕРАХ[25][26](см. также Приложение А). Качество подобной параметризации зависит от надежных экспериментальных данных.

Ядро Аг представляет большой интерес для получения пучков экзотических ядер, так как это наиболее нейтронноизбыточный изотоп аргона, к тому же он очень широко распространен(99.6%). Немаловажным фактором является технологичность при его использовании в ионных источниках. Таким образом, измерение сечения образования легких фрагментов для 40Аг является важной практической задачей. К сожалению, для ядра 40Аг было измерено очень мало сечений образования легких фрагментов, и то только в области долины стабильности[27].

Структура данной диссертации следующая: В Главе 2 описывается экспериментальная установка и основные детекторы; в Главе 3 будет описана методика получения радиоактивных пучков и будут представлены результаты эксперимента по измерению сечений образования легких ядер при фрагментации 40Аг. В Главе 4 описывается методика измерения сечений взаимодействия и описывается способ извлечения радиусов распределения материи по теории Глаубера, а также описывается методика измерения сечения изменения заряда. Затем в Главе 4 будут изложены результаты по измерениям сечений взаимодействия и изменения заряда и их обсуждение. И, наконец, Глава 5 является завершающей в данной диссертации. В ней будут сформулированы основные результаты и положения, выносимые на защиту.

5. Заключение.

Одним из самых важных направлений в сегодняшней ядерной физике является исследование экзотических изотопов с избытком нейтронов или протонов. Ядра, находящиеся на границе нуклонной стабильности не перестают удивлять исследователей своими загадочными свойствами. Поэтому стоит вопрос о расширении направлений поиска новых эффектов, увеличении числа исследуемых ядер. Кроме того, для получения информации о структуре ядер, удаленных от линии (3-стабильности, необходимо получить радиус распределения протонов и нейтронов в ядре. Для этой цели и была проведена данная работа, в которой были решены несколько задач:

Сначала было проведено измерение сечения образования различных ядер при фрагментации 40Аг на бериллиевой мишени при энергии ~1ГэВ/нуклон.

Эта задача важна с точки зрения планирования будущих экспериментов. При этом была достигнута граница нейтронной стабильности для изотопов бора, углерода, азота и кислорода, а для изотопов фтора значительно приблизились к ней. Показано, что эмпирическая параметризация сечений фрагментации ЕРАХ достаточно хорошо описывает измеренные сечения.

В этих измерениях было получено дополнительное доказательство ядерной нестабильности 2бО с большей статистической значимостью, чем в предыдущих экспериментах.

Следующей задачей являлось измерение сечений взаимодействия и сечений изменения заряда легких экзотических ядер. Эти исследования важны как источник информации о распределении протонов и нейтронов в ядре. К тому же, измеренные сечения могут найти астрофизическое приложение и необходимы для расчетов процессов, идущих при прохождении космических лучей через межзвездное пространство. В работе представлены результаты измерений сечений взаимодействия для изотопов 14Ве, 1719В, т4-16-20с? а также результаты измерений сечений изменения заряда для изотопов 14Ве, 10~15'17'19в,

12-20С, 14-2Ч 16-19-2|-240 и 18Л9'2,-27Р при энергиях ~1ГэВ/нуклон на

102 углеродной мишени. По теории Глаубера-Ситенко были рассчитаны радиусы распределения материи в ядрах 14Ве, 17,19В, |2"20С.

Установлено, что сечение изменения заряда связано с зарядовым радиусом ядра. Это было обосновано возможностью аппроксимации этих сечений степенной функцией заряда ядра, корреляцией между флуктуациями в измеренных сечениях и энергиях кулоновского взаимодействия протона в ядре. Вместо существовавшей прежде параметризации сечения изменения заряда как функции массы ядра (А) предложено описание этого сечения как функции атомного номера {Т). Эта параметризация описывает с 5% точностью сечения изменения заряда легких ядер вплоть до линии нейтронной стабильности, для углеродной мишени. Также, при помощи этой параметризации, описываются сечения изменения зарядов для стабильных изотопов на водородной и гелиевой мишенях, измеренные в других экспериментах. Данная систематика улучшает предсказательную силу формул, используемых для расчетов неизвестных сечений, что важно для астрофизических приложений.

Был проведен совместный анализ сечений взаимодействия и сечений изменения заряда в рамках модели внутриядерного каскада в допущении равной плотности нейтронного и протонного распределений. В этом анализе пренебрегалось вкладом в сечение изменения заряда процессами испускания заряженных частиц сильно возбужденным остатком налетающего ядра. Сравнение рассчитанных и экспериментальных величин также говорит в пользу того, что сечение изменения заряда при релятивистских энергиях определяется, в основном, геометрическими параметрами плотностного распределения протонов в налетающем ядре.

Было показано, что |9С возможно представляет собой ядро с однонейтронным гало с кором |8С, которое само по себе имеет ярко выраженную нейтронную «кожу».

Показано, что сечение отделения нейтронов очень чувствительно к структуре налетающего ядра, так как определяется процессами, происходящими на поверхности. Экспериментальные данные, сравненные с расчетами по модели внутриядерного каскада, показали, что нейтронная «кожа» постепенно растет с ростом числа нейтронов для изотопов 16С-19С.

Заключительной частью диссертации являются результаты измерения парциальных сечений изменения заряда для изотопов l2"20C, 14"2IN, 16"240,

18 19 ' 1 7">-25т- л г- г-, / - т-т г при энергии ~11эВ/нуклон на углеродной мишени. Показано, что при изменении заряда налетающего ядра на 2 или более единицы, сечение не зависит от структуры исследуемого изотопа, а определяется статистическими процессами. При выбивании одного протона, в сечение вносят свой вклад, как статистические механизмы, так и процессы, зависящие от структуры ядер. Получено указание, что явление страгглинга сечений связано с альфа-кластерной структурой ядер, и как следствие, повышенным выходом альфа-частиц при фрагментации.

На защиту выдвигаются приведенные выше результаты. Они были опубликованы в работах:

1. A.Ozawa, O.Bochkarev, L.Chulkov, D.Cortina, H.Geissel, M.Hellstrom, M.Ivanov, R.Janik, K.Kimura, T.Kobayashi, A.A.Korsheninnikov, G.Munzenberg, F.Nickel, A.A.Ogloblin, M.Pfutzner, V.Pribora, H.Simon, B.Sitar. P.Strmen, K.Summerer, T.Suzuki, I.Tanihata, M.Winkler, K.Yoshida.

Production Cross-Sections of Light Neutron-Rich Nuclei from 40Ar Fragmentation at About 1 GeV/nucleon

Nucl.Phys. A673, p.411-422 (2000)

2. A.Ozawa, O.Bochkarev, L.Chulkov, D.Cortina, H.Geissel, M.Hellstrom, M.Ivanov, R.Janik, K.Kimura, T.Kobayashi, A.A.Korsheninnikov, G.Munzenberg, F.Nickel, Y.Ogawa, A.A.Ogloblin, M.Pfutzner, V.Pribora, H.Simon, B.Sitar, P.Strmen, K.Summerer, T.Suzuki, I.Tanihata, M.Winkler, K.Yamashita, K.Yoshida

Measurements of Interaction Cross-Sections for Carbon Isotopes at Relativistic Energies and the Halo Structure in l9C

Preprint RIKEN-AF-NP-294 (1998) p. 13

3. T.Suzuki, R.Kanungo, O.Bochkarev, L.Chulkov, D.Cortina, M.Fukuda, H.Geissel, M.Hellstrom, M.Ivanov, R.Janik, K.Kimura, T.Kobayashi, A.A.Korsheninnikov,

G.Munzenberg, F.Nickel, A.A.Ogloblin, A.Ozawa, M.Pfiitzner, V.Pribora,

H.Simon, B.Sitar, P.Strmen, K.Sumiyoshi, K.Summerer, I.Tanihata, M.Winkler, K.Yoshida.

Nuclear Radii of i719B and l4Be Nucl.Phys. A658, p.313-326 (1999)

4. О.В.Бочкарев, М.Винклер, Х.Гайсель, К.Зюммерер, М.Иванов, К.Йошида, К.Кимура, Т.Кобаяши, Д.Кортина, А.А.Коршенинников, Г.Мюнценберг, Ф.Никель, А.А.Оглоблин, А.Озава, В.Н.Прибора, М.Пфюцнер, М.В.Рожков, Х.Симон, Б.Ситар, П.Стрмен, Т.Сузуки, И.Танихата, Л.В.Чулков,

М.Хеллстрем, Р.Яник

Сечение процессов изменения заряда легких релятивистских ядер Известия Академии Наук, серия физическая ,63, стр. 145-147 (1999)

5. L.V.Chulkov, O.V.Bochkarev, D.Cortina-Gil, H.Geissel, M.Hellstrom, M.Ivanov, R.Janik, K.Kimura, T.Kobayashi, A.A.Korsheninnikov, G.Munzenberg, F.Nickel,

A.A.Ogloblin, A.Ozawa, M.Pfutzner, V.N.Pribora, M.V.Rozhkov, H.Simon,

B.Sitar, P.Strmen, K.Summerer, T.Suzuki, I.Tanihata, M.Winkler, K.Yoshida.

Total Charge-Changing Cross Sections for Neutron-Rich Light Nuclei Nucl.Phys. A674, p.330-342 (2000)

Данные результаты представлялись соавторами на следующих конференциях:

1) Structure of Nuclei under Extreme Conditions, SNEC-98, March 31-April 4, 1998, Padova, Italy

2) Joint Study Weekend HALO'98, 3-5 April 1998, Lisbon, Portugal

3) 48ая Ежегодная Конференция по Ядерной Спектроскопии и Структуре Атомного Ядра, Москва, 1998

4) Conference on Exotic Nuclei and Atomic Masses, Bellaire, Michigan, June 2327, 1998

В заключение выражаю сердечную признательность коллегам, без которых выполнение данной работы было бы невозможно. В первую очередь искренне благодарен своему научному руководителю Леониду Владимировичу Чулкову. Большое спасибо хочется сказать Алексею Алексеевичу Оглоблину за организацию сотрудничества и постоянный интерес к развитию данной работы. Невозможно оценить помощь О.В.Бочкарева в обработке результатов и подготовке работы. Ценные обсуждения с Е.А.Кузьминым помогли в понимании ряда вопросов. Большую благодарность выражаю людям, организовавшим и проводившим представленные здесь эксперименты: G.Muenzenberg, I.Tanihata, A.Ozawa, T.Suzuki. D.Cortina. H.Geissei, M.Hellstrom, M.Ivanov, R.Janik, K.Kimura, T.Kobayashi, А.А.Коршенинникову, F.Nickel, M.Pfuetzner, H.Simon, B.Sitar, P.Strmen, K.Summerer, M.Winkler, K.Yoshida.

Хочется произнести слова признательности Т.Baumann за помощь в освоении программы MOCADI.

Расчеты второй стадии реакции фрагментации были бы невозможны без терпеливых консультаций профессора К.-Н.Schmidt.

Особенно хочется поблагодарить сотрудников ускорительного комплекса Института Тяжелых Ионов.

1. Jonson М.Н. and Teller E. Proton Distribution in Heavy Nuclei, Phys.Rev. 1954, 93, p.357-358

2. Swiatecki W.J. Average Nuclear Potentials and Densities. Phys.Rev., 1955, 98, p.204-205

3. Negele J.W., Zamick L. and Varma G.K. High-energy Proton Scattering and Neutron Distribution. Comments Nucl. Part. Phys., 1979, 8, p. 135-142

4. Myers W.D., Swiatecki W.J. Droplet-Model Theory of the Neutron Skin. -Nucl.Phys., 1980, A336, p.267-278

5. Suessmann G., Description of the Nuclear Surface by Moments. Z.Phys, 1975, A274, p. 145-159

6. Chaumeaux A., Layly V., Schaeffer R. Neutron Densities from 1 GeV Proton Scattering. Phys.Lett. 1977, 72, p.33-36

7. Зельдович Я.Б. О существовании новых изотопов легких ядер и уравнении состояния нейтронов. Журнал Эксп. и Теор. Физики, 1960, т38, стр. 11231131

8. Мигдал А.Б. Две Взаимодействующие Частицы в Потенциальной Яме. -Ядерная физика, 1972, т16, вып. 2, стр.427-434

9. Tanihata I., Hamagaki H., Hashimoto O., Shida Y., Yoshikawa N., Sugimoto K.,

10. Yamakawa O., Kobayashi Т., Takahashi N. Measurements of Interaction Cross115

11. Sections and Nuclear Radii in the Light p-Shell Region. Phys.Rev.Lett., 1985, 55, p.2676-2679

12. Ogawa Y., Yabana K., Suzuki Y. Glauber Model Analysis of the Fragmentation Reaction Cross Sections of nLi. Nucl.Phys., 1992, A543, p.722-750

13. Kobayashi T., Yamakawa O., Omata K., Sugimoto K., Shimoda T., Takahashi N., Tanihata I. Projectile Fragmentation of the Extremely Neutron-Rich Nucleus "Li at 0.79 GeV/Nucleon. Phys.Rev.Lett., 1988, 60, p.2599-2602

14. Hansen P.G., Jonson B. The Neutron Halo of Extremely Neutron-Rich Nuclei. -Europhys.Lett. 1987, 4, p.409-414

15. Fedorov D.V., Jensen A.S., Riisager K. Three-Body Halos. II. From Two- to Three-Body Asymptotics. Phys.Rev., 1994, C50, p.2372-2383

16. Zhukov M.V., Danilin B.V., Fedorov D.V., Bang J.M., Thompson I.J. and Vaagen J.S. Bound State Properties of Borromean Halo Nuclei: 6He and "Li. -Phys.Rep., 1993, 231, p. 151-199

17. Csoto A. Proton Skin of 8B in a Microscopic Model. Phys.Lett., 1993, 315B,p.24-28

18. Thompson I.J., Al-Khalili J.S., Bang J.M., Danilin B.V., Efros V.D., Nunes F.M., Vaagen J.S., Zhukov M.V. Structure and Reactions of the Li and Be Halo Nuclei. Nucl.Phys. 1995, A588, p.59c-64c

19. Paradellis Т., Kossionides S., Doukellis G., Aslanoglou X., Assimakopoulos P., Pakou A., Rolfs C., Langanke К. Astrophysical S(E) Factor of 8Li(alpha,n- 0)nB and Inhomogeneous Big Bang Nucleosynthesis. Z.Phys., 1990, A337, p.211-220

20. Ситенко А.Г. Теория Ядерных Реакций. М.: Энергоатомиздат, 1983. -352с.

21. Summerer K., Bruchle W., Morrissey D.J., Schädel M., Szweryn В., Yang W. Target Fragmentation of Au and Th by 2.6 GeV Protons. Phys.Rev., 1990, C42, p.2546-2561

22. Summerer K., Blank B. Modified Empirical Parametrization of Fragmentation Cross Sections. Phys.Rev., 2000, C61, p.034607

23. Ziegler C., Brohm Т., Clerc H.-G., Geissei H., Schmidt K.-H., Suemmerer K., Vieira D.J., Voss B.Performance of the Secondary-Electron Transmission Monitor at the FRS. GSI Scientific Report GSI91-1, 1991, p.291

24. Iwasa N., Geissei H., Muenzenberg G., Scheidenberger C., Schwab Th, Wollnik H. MOCADI: a Universal Monte-Carlo Code for the Transport of Heavy Ions Through Matter within Ion-Optical Systems. NIM, 1997, В126, p.284-289

25. Goldhaber A.S. Statistical Models of Fragmentation Processes. Phys.Lett., 1974, B53, p.306-308

26. C.Tull, PhD thesis, LBL, 1990, unpublished

27. Fauerbach M., Morrissey D.J., Benenson W., Brown B.A., Hellstrom M., Kelley J.H., Kryger R.A., Pfaff R., Powell C.F., Sherrill B.M. New Search for 260. -Phys.Rev., 1996, C53, p.647-651

28. Karol P.J. Nucleus-Nucleus Reaction Cross Sections at High Energies: Soft-Spheres Model. Phys.Rev., 1975, CI 1, p.1203-1209118

29. Tanihata I. Structure of Neutron-Rich Nuclei Studied by Radioactive Beams (Neutron Halo and Soft El Excitation). Nucl.Phys., 1991, A522, p.275c-292c

30. Serber R., Nuclear reactions at high energy. Phys.Rev., 1947, 72, p. 1114-1115

31. Ozawa A., Tanihata I., Kobayashi T., Sugahara Y., Yamakawa O., Omata K., Sugimoto K., Olson D., Christie W., Wieman H. Interaction Cross Sections and Radii of Light Nuclei. Nucl.Phys., 1996, A608, p.63-76

32. Webber W.R., Kish J.C., Schrier D.A. Total Charge and Mass Changing Cross Sections of Relativistic Nuclei in Hydrogen, Helium, and Carbon Targets. -Phys.Rev., 1990, C41, p.520-532

33. Ajzenberg-Selove F. Energy Levels of Light Nuclei A=18-20. Nucl.Phys., 1987, A475, p.1-198

34. Ajzenberg-Selove F. Energy Levels of Light Nuclei A=11-12. Nucl.Phys.,1990, A506, p.1-158

35. Ajzenberg-Selove F. Energy Levels of Light Nuclei A=13-15. Nucl.Phys.,1991, A523, p.1-196

36. Endt P.M. Energy Levels of A=21-24 Nuclei . Nucl.Phys., 1990, A521, p.l-830

37. Tilley D.R., Weller H.R., Cheves C.M. Energy Levels of Light Nuclei A=16-17. -Nucl.Phys., 1993, A564, p.1-184

38. Buck B., Pilt A.A. Alpha-Particle and Triton Cluster States in 19F.- Nucl.Phys.,1977, A280, p.133-160 >^.119

39. Yariv Y., Fraenkel Z. Intranuclear Cascade Calculation of High Energy Heavy Ion Collisions: Effect of Interactions between Cascade Particles. Phys.Rev., 1981, C24, p.488-494

40. Krappe H.J. Coulomb Energy of Diffuse Nuclear Charge Distributions.-Ann.Phys.(NY), 1976, 99,p.l42-163

41. Bazin D., Benenson W., Brown B.A., Brown J., Davids B., Fauerbach M., Hansen P.O., Mantica P., Morrissey D.J., Powell C.F., Sherrill B.M., Steiner M. Probing the Halo Structure of l9J715C and 14B. Phys.Rev., 1998, C57, p.2156-2164

42. Lassaut M., Lombard R.J. Bounds to the Size of Halo Nuclei. Eur.Phys.J., 1999, A4, p. 111-113

43. Kidd J.M., Lindstrom P.J., Crawford H.J., Woods G. Fragmentation of Carbon Ions at 250 MeV/Nucleon. Phys.Rev., 1988, C37, p.2613-2623

44. Bertulani C.A., Sagawa H. Probing the Ground-State and Transition Densities of Halo Nuclei. Nucl.Phys., 1995, A588, p.667-69212 12

45. Faldt G., Ingemarsson A. Coupled-Channel Effects in Elastic 'X ,ZC Scattering at 1016 MeV. - J.Phys.(London), 1983, G9, L191-LI93

46. Webber W.R., Kish J.C., and Schrier D.A. Individual Charge Changing Fragmentation Cross Sections of Relativistic Nuclei in Hydrogen, Helium, and Carbon Targets. Phys.Rev., 1990, C41, p.533-546

47. Gaimard J.-J. and Schmidt K.-H. A Reexamination of the Abrasion-Ablation Model for the Description of the Nuclear Fragmentation Reaction. Nucl.Phys.,1201991, А531, р.709-745

48. Campi X. and Huefner J. Nuclear Spallation-Fragmentation Reactions Induced by High-Energy Projectiles. Phys.Rev., 1981, C24, p.2199-2209

49. Бор О. и Моттельсон Б. Структура Атомного Ядра, т1 М. Мир, 1971 , 456с.

50. Benlliure J., Grewe A., de Jong M., Schmidt K.-H., Zhdanov S. Calculated Nuclide Production Yields in Relativistic Collisions of Fissile Nuclei. Nucl.Phys., 1998, A628, p.458-478