Исследование когерентной диссоциации релятивистских ядер 9C тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

ОБЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

1-2011-38

На правах рукописи 4В40а,, УДК 539.172.17

КРИВЕНКОВ Дмитрий Олегович

ИССЛЕДОВАНИЕ КОГЕРЕНТНОЙ ДИССОЦИАЦИИ РЕЛЯТИВИСТСКИХ ЯДЕР 9С

Специальность: 01.04.16 — физика атомного ядра и элементарных частиц

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

1 2 МАЙ 2011

Дубна 2011

4845971

Работа выполнена в Лаборатории физики высоких энергий им.В.И.Векслера и А. М. Балдина Объединенного института ядерных исследований

Научные руководители:

кандидат физико-математических наук ЗАРУБИН

Павел Игоревич

кандидат физико-математических наук АРТЕМЕНКОВ

Денис Александрович

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, ГЛАГОЛЕВ

профессор Виктор Викторович

кандидат физико-математических наук, ЧЕРНЫШЕВ

доцент Борис Андреевич

Ведущее научно-исследовательское учреждение: Российский научный центр «Курчатовский институт», г. Москва.

Защита состоится« » 2011 г. в« »часов на заседании

диссертационного совета Д 720.001.02 при Объединенном институте ядерных исследований (141980, г. Дубна, ул. академика А. М. Балдина, д. 4, корп. 3, конференц-зал ЛФВЭ)

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Лаборатории физики высоких энергий по вышеуказанному адресу.

Автореферат разослан« » 2011г.

Ученый секретарь диссертационного совета, кандидат физико-математических наук / В. А. Арефьев

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Диссертационная работа посвящена исследованию особенностей когерентной диссоциации в ядерной эмульсии ядра 9С, считающегося одним из ключевых элементов в анализе структурных особенностей ядерной материи вблизи границы протонной стабильности [1-3]. Она является развитием недавних работ сотрудничества БЕККЕРЕЛЬ на нуклотроне ОИЯИ по изучению кластерной структуры ядер 7Ве, 9Ве [4] и 8В [5]. Облучение стопки было выполнено во вторичном пучке нуклотрона ОИЯИ в 2006 г., сформированном во фрагментации первичных ядер 12С с энергией 1.2 А ГэВ.

Благодаря рекордному пространственному разрешению при регистрации заряженных частиц, составляющему 0.5 мкм, метод ядерной эмульсии обеспечивает полное наблюдение ансамблей фрагментов релятивистских ядер. Структура а-кластерных состояний ряда легких ядер уже исследовалась достаточно детально при релятивистской фрагментации в ядерной эмульсии. Уникальные возможности этого метода в идентификации релятивистских фрагментов позволили исследовать кластеризацию изотопов 6'71Л, 7Ве и В на основе дейтронов, тритонов и ядер Не. Наибольшая полнота анализа достигается для событий когерентной диссоциации, не сопровождающихся образованием фрагментов мишени и рождением мезонов, получивших наименование «белые» звезды. При всем этом ядерная эмульсия сохраняет исключительное положение в отношении проблем релятивистской фрагментации, поскольку другие методы не могут приблизиться к подобным наблюдениям. Указанный экспериментальный метод позволяет не только решать актуальные проблемы изучения структуры ядерной материи релятивистской фрагментации, но и обнаружить новые явления в физике релятивистских кластерных систем - ядер с избытком протонов.

Актуальность диссертационной работы. Значительные усилия на современном этапе физики атомного ядра сосредоточены на изучении структуры и механизмов взаимодействия радиоактивных ядер. Создание пучков таких ядер позволяет разнообразить исследования кластерных ансамблей, возникающих при их фрагментации. Нуклонные корреляции в изотопах от 1л до С с заполнением /»-оболочки проявляются в кластеризации нуклонов в легчайшие ядра и нуклонные пары. Представляется, что эволюция теоретического описания структуры ядерной материи состоит в переходе от кластерной картины в случае ядра б1Л к оболочечному описанию. Спины ядер и, как правило, магнитные дипольные и электрические квадрупольные моменты их основных состояний следуют предсказаниям оболочечной модели о заполнении нейтронной и протонной ¿»-оболочки. Существуют успешные описания этих параметров и в кластерных моделях. При кластеризации небольшие группы нуклонов, соответствующие лег-

1

чаишим ядрам 4Не, 3Не, 2Н и Н, ведут себя как целостные образования, что, прежде всего, проявляется в малой энергии отделения кластеров, меньшей, чем отделение отдельных нуклонов. Таким образом, для р-оболочечных ядер оболочечная и кластерная картина являются взаимодополняющими. Ядра, с заполняющейся /^-оболочкой и выраженными кластерными особенностями, играют роль «лабораторий» для проверки моделей описывающих структуру ядер. В частности, структуры из кластерной основы и слабосвязанных внешних нуклонов в соседних ядрах 8В и 9С могут иметь магнитные моменты отличные от предсказаний оболочечной модели. Ядра на границах стабильности позволяют изучать эффекты нарушения изоспиновой симметрии. Их сильная изотопическая асимметрия требует включения 3Не, так и нуклонов как элементов кластерной структуры ядер. Своеобразие структуры ядер 8В и 9С возможно определяет сценарий и скорость протекания ключевых процессов нуклеосинтеза.

Целью диссертационной работы является извлечение сведений о кластерной структуре и возбужденных состояниях малоизученного ядра 9С и исследовании динамики процесса когерентной диссоциации 9С —> 33Не, ставшей центральной проблемой данного исследования.

Рис. 1. Схематичная диаграмма перехода 9С 33Не

Научная новизна и значимость диссертационной работы. Несмотря на более чем полвека, прошедшие со времени открытия, и в настоящее время ядро 9С остается малоизученным. Это обстоятельство связано с особой сложностью исследования нейтронодефицитных ядер при низких энергиях. Релятивистская фрагментация ядра 9С, опирающееся на возможности метода ядерной эмульсии, качественно расширяет возможности исследования его кластерных особенностей.

Считается, что в целом характеристики ядра 9С определяются связью основы 7Ве с парой внешних протонов. Поэтому для когерентной диссоциации ядра 9С следует ожидать лидирования каналов 8В + р (порог 1.3 МэВ), 7Ве + 2р (1.4 МэВ), а также каналов, связанных с диссоциацией основы 7Ве (свыше 3 МэВ). В последнем случае можно ожидать сходства с уже установленной топологией диссоциации ядер 7Ве и 8В.

Качественно новой особенностью для ядра 9С становится возможным заселение ранее не наблюдавшегося состояния над порогом 16 МэВ, состоящее из трех кластеров - ядер 3Не. Это может происходить в результате виртуальной перегруппировки нейтрона из а-частичного кластера в формирующийся кластер 3Не (рис. 1). Обнаружение перехода ядра С в 33Не могло бы указать на примесь состояния 33Не в основном состоянии 9С. Экспериментальная оценка вероятности возникновения конфигурации 33Не в когерентной диссоциации ядра 9С укажет на ее вес в волновой функции основного состояния 9С. Эта величина представляет ценность при вычислении магнитного момента 9С на основе кластерных волновых функций. Тем самым проявится роль глубоко связанных кластерных состояний в основных состояниях ядер.

Научно-практическая ценность работы состоит в подтверждении формирования вторичного пучка с доминированием релятивистского изотопа 9С на нуклотроне ОИЯИ и получении обзорной информации по зарядовой топологии и кинематическим характеристикам фрагментов в периферической диссоциации изотопа 9С. Результаты исследования вносят новый вклад в представления о структуре одного из ключевых ядер на границе протонной стабильности и расширяют основу для проведения исследований с релятивистскими радиоактивными ядрами на нуклотроне ОИЯИ и других ускорителях ядер. Они становятся промежуточным этапом к исследованию структуры следующих ядер 10С и 12Ы , а вслед за ними - несвязанных ядер бВе, 7В, 8С и ПЫ.

Личный вклад диссертанта При исследовании взаимодействий ядра 9С в эмульсии необходимо было преодолеть две практические проблемы. Во-первых, это доминирование в сформированном пучке ядер 3Не, имеющих ту же магнитную жесткость, как и С. Этот фактор резко усложнил сканирование и ограничил использованный поток ядер 9С величиной 2000 следов (ядер 3Не порядка 20000 следов). Требование приемлемого уровня статистики их взаимодействий сделало необходимым полный просмотр облученных слоев эмульсии. На этом этапе диссертант участвовал в поиске взаимодействий и координировал работу по накоплению их статистики. Во-вторых, необходимо было убедиться в доминировании ядер 9С над возможным вкладом других изотопов, в особенности 1011С, которые могли бы быть захвачены при облучении. Сравнительный анализ особенностей диссоциации исследуемого изотопа углерода и соседних ядер позволил решить и эту проблему. Таким образом, решение методических и физических задач оказалась связанным. Диссертантом был выполнен необходимый объем измерений на микроскопах и выполнен последующий анализ.

Основные положения, выносимые автором на защиту, состоят в следующем.

1. Доказательство облучения ядерная эмульсия релятивист-

скими ядрами 9С.

2. Распределение по вероятностям каналов когерентной диссоциации релятивистких ядер ядра 9С и наблюдение нового канала когерентной диссоциации в три ядра 3Не.

3. Определение вклада компоненты 33Не в основное состояния ядра 9С.

4. Определение ядерного дифракционного взаимодействия как механизма когерентной диссоциации ядра 9С.

5. Получение указания на возможность существования резонансного состояния в системе 23Не вблизи порога образования.

Апробация работы. Основные результаты работы были представлены соискателем лично на следующих конференциях и совещаниях - «Progress in High-Energy Physics and Nuclear Safety», Ялта, Украина, 2008; «Relativistic Nuclear Physics: from Hundreds MeV to TeV» Словакия, Стара Лесна, 2009; «Сессия-конференция секции ядерной физики отделения физических наук РАН » ИТЭФ, Москва, Россия, 2009; «Hadrons Structure and QCD: from Low to High energies», Гатчина, Россия, 2010; «XX International Baldin Seminar on High Energy Physics Problems «Relativistic Nuclear Physics and Quantum Chromodynamics» Дубна, Россия, 2010, а с его соавторством на «2nd Workshop on «State of the Art in Nuclear Cluster Physics» Брюссель, Бельгия, 2010; «The 21st European Conference on Few-Body Problems in Physics», Саламанка. Испания, 2010.

Публикации. По материалам диссертации опубликовано 6 печатных работ, приведенных в списке литературы (в том числе, в реферируемых научных журналах).

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения, приложения и списка литературы, содержащего 45 наименований. Работа изложена на 88 страницах машинописного текста, включающих 46 рисунков, 9 таблиц и 14 микрофотографий взаимодействий релятивистских ядер с ядрами фотоэмульсии.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во Введении дается описание известных структурных особенностей ядра 9С и перспективные вопросы его дальнейшего исследования (В. 1). На основе данных сотрудничества БЕККЕРЕЛЬ представлен обзор зарядовой топологии когерентной диссоциации соседних изотопов - 10'ПВ, 7'9Ве, 8В, 10'"',2С и 12N (В.2). Этот обзор описывает подходы к исследованию и создает основу для сравнительного анализа изучаемого ядра. На этой основе сформулирован план исследования, которому следует дальнейшее изложе-

4

ние (В.З).

В Главе I представлен первичный анализ облучения ядерной эмульсии во вторичном пучке С - Не. В исследованиях с использованием эмульсии, облученной во вторичных пучках, необходимо обеспечить простоту идентификации изучаемых ядер. Обсуждаются особенности данного облучения (§1.1). С 2002 г. сотрудничеством БЕККЕРЕЛЬ ведутся облучения ядерной эмульсии в впервые создаваемых на нуклотроне ОИЯИ пучках легких ядер, в том числе радиоактивных. Для формирования вторичных пучков радиоактивных ядер используются магнитооптические каналы транспортировки в зал выведенных пучков. Тем самым возникают возможности актуальных и оригинальных экспериментов по ядерной физике. К началу настоящей работы эмульсионные стопки облучены в пучках релятивистских изотопов 7'9Ве и Х'|0'"В. Физический анализ этих облучений, представленный во Введении, дал основу для новых облучений в более сложных вторичных пучках нейтронодефицитных изотопов углерода, формируемых при фрагментации ускоренных ядер |2С. Неустранимой примесью при магнитной сепарации изотопа 9С являются ядра 3Не, имеющие то же отношение заряда Ърг к массовому числу Арг, что и 9С. Однако, благодаря 9-кратно большей удельной ионизации ядер 9С по сравнению с ионизацией релятивистских 3Не следы 3Не можно отбросить при начальном сканировании пучковых следов, вошедших в эмульсию.

Описан первичный поиск и отбор событий, определение среднего пробега X, зарядовый состав пучка (§1.2). Для поиска взаимодействий в эмульсионных слоях использовались микроскопы МБИ-9. Поиск вершин взаимодействий осуществлялся прослеживанием первичных следов. Для отбора этих следов эмульсия сканировалась со стороны входа пучка, затем отобранные пучковые следы просматриваются от входа в пластинку до взаимодействия или выхода из слоя. Прослеживание по следам дает возможность зарегистрировать все типы взаимодействия без дискриминации, что позволяет определить средние длины пробега ядер X с приемлемой точностью.

Отношение интенсивностей ядер Zp!>2u Zpr = 2 составило примерно 0.1. Этот фактор определил длительность облучения, составившую около 100 циклов и, как следствие, статистику. Подчеркнем еще раз, что данное облучение носило опытный характер, и при его проведении было важно избежать переоблучения эмульсии ядрами 3Не. Кроме того, было обнаружено присутствие частиц с = 1 в примерно равном соотношении с ядрами с зарядами 2рг > 2.

На просмотренной длине треков 253.7 м было обнаружено 1746 неупругих взаимодействий (в основном ядер С), что дает средний пробег Х(9С) = 14.5 ± 0.5 см. Из-за того, что среди отобранных треков доминируют треки ядер 9С, можно считать это значение X является оценкой именно их пробега. Оно соответствие общей картине сечений неупругого взаимо-

5

действия легких ядер со слабой связью кластеров. Данные по А.(А), как и данные по сечениям неупругих взаимодействий легких ядер, указывают на то, что ядро 9С не имеет увеличенного размера.

Присутствие в составе пучка ядер 3Не оказалось полезным для дополнительной проверки правильности настройки пучка и, в то же время, для подстройки процедуры измерения многократного кулоновского рассеяния (§1.3). Этот метод является важным для идентификации событий С 33Не.

0123456789

р|5с, веУ

Рис. 2. Распределение измеренных величин рДс для следов ядер 3Не из состава пучка (3Не, заштрихованная гистограмма) и однозарядных фрагментов «белых» звезд = 5 + 1и4+1 + 1(р) (открытая гистограмма); указаны ожидаемые распределения для дейтронов (с!) и ядер4Не

Распределение по измеренным значениям р(3с для 30 ядер Не, произвольно выбранных из состава вторичного пучка, представлено на рис. 2. Гистограмма соответствует нормированному распределению величины рРс для двухзарядных частиц первичного пучка. Это распределение хорошо описывается единственной функцией Гаусса средним значением <рРс>Не = (5.1 ±0.1) ГэВ при среднеквадратичном отклонении Оцс = 0.8 ГэВ. Среднее значение равно <рРс>не близко к ожидавшемуся для ядер 3Не значению 5.4 ГэВ (для 4Не - 7.2 ГэВ). Можно заключить, что в потоке ядер Не в сформированном пучке доминирует изотоп 3Не. Значение оНе является приемлемым для разделения изотопов 3Не и 4Не, в особенности, внутри коррелированных групп.

Представлена зарядовая топология периферической фрагментации ядра 9С (§1.4). Среди найденных событий имеется 167 «белых» звезд-

6

событий когерентной диссоциации ядер с зарядами Zpr = Их распределение по зарядовым конфигурациям с = 4-7 представлено в таблице 1. Для сравнения приведена статистика событий с образованием фрагментов мишени.

Таблица 1. Распределение числа «белых» звезд для первичных следов с за-

N

6 5 4 3 2 1

7 £„ = 7) - 1 - - - 2 1

6&„ = 6) - 1 - - - 1 15

6(грг = 6) - - 1 - - 2 16

- - - - 3 - 16

6 - - 1 - 1 - 4

6 - - - 1 1 1 2

6 - - - 1 - 3 2

6 - - - - 1 4 28

6 - - - - 2 2 24

6 6 6

5&т = 5) - - 1 - - 1 2

5&т = 5) - - - 1 - 2 3

5 5 2

5 * - - - - 1 3 -

5* - - - - 2 1 3

4(грг = 4) - - - - 1 2 -

4(^ = 4) - - - - 2 - -

4 - - - - 1 2 5

Основная ветвь событий когерентной диссоциации представлена 108 «белыми» звездами с = 6, что следовало ожидать при доминировании ядер углерода среди многозарядных частиц пучка при принятых условиях отбора. Среди многообразия каналов фрагментации наиболее ценными для настоящего исследования являются каналы, соответствующие каналам диссоциации ядра 9С с самыми низкими порогами 8В + р и 7Ве + 2р, а также канал диссоциации ЗНе, являющийся экзотическим для данного ней-тронодефицитного ядра. События в последнем канале мо1ут считаться кандидатами для когерентной диссоциации 9С —» 33Не с порогом 16 МэВ. Примеры событий такого типа взаимодействий представлены на фотографиях П.1, П.2 и П.З приложения. Отмечается приблизительное равенство статистики в этих каналах.

В «белых» звездах изотопы С, Ве и В разделялись по зарядовым

конфигурациям вторичных фрагментов и последующим измерениям зарядов первичных следов 2рг. Заряды ядер пучка ZpI и фрагментов Ъ^ > 2 определялись подсчетом плотности 5-электронов N5 на следах. Результаты определения зарядов первичных ядер и фрагментов из событий когерентной диссоциации ^¿ь = 5 + 1 и 4 + 1 + 1 позволяют заключить, что все события образованы ядрами 2рг = 6 (рис. 3). Для измеренных зарядов фрагментов наблюдается ожидаемое смещение по отношению к распределению для ядер пучка.

О 10 20 30 40

N5

Рис. 3. Распределения числа 5-электронов N5 на 1 мм длины для следов пучковых частиц (открытая гистограмма) и релятивистских фрагментов с зарядами > 2 (заштрихованная гистограмма) в «белых» звездах \ = 5 + 1 и 4 + 1 + 1

Благодаря отсутствию стабильных изотопов 9В и 8Ве, события с фрагментами с зарядами 2Ь= 5 и 4 и идентифицированными зарядами 2рх= 6, могут быть сразу интерпретированы как 9С —> 8В + р и 7Ве + 2р. Результат идентификации фрагментов 2^ = 1 из этой группы событий методом многократного рассеяния представлен на рис. 2 (не заштрихованная гистограмма). Распределение имеет <рРон = (1.5 ± 0.1) ГэВ и он = 0.4 ГэВ, что соответствует протонам. По существу, идентификация в данных случаях не является необходимой, и эти протоны служат для тестирования и калибровки. Таким образом, процедура измерения многократного рассеяния релятивистских изотопов Н еще раз подтверждает правильность формирования первичного пучка. С другой стороны, она расширяет основу для идентификации ядер Не, рожденных при диссоциации ядер С.

Анализ данных таблицы 1 свидетельствует о доминировании множественных каналов фрагментации 2Не + 2Н и Не + 4Н. В случае ядра 9С события с такой топологией должны возникать при когерентной диссоциации ядра-основы 7Ве. Их соотношение соответствует случаю когерентной диссоциации пучкового ядра 7Ве. Кроме того, присутствуют взаимодействия с развалом ядра С на 1л + ЗН, что также ожидается при диссо-

8

диссоциации ядра-основы 7Ве. Следует отметить образование шести «белых» звезд С —» 6Н, микрофотографии примеров таких событий также приведены в приложения (рис. П.6, П.7) (табл. 1.1). В случаях изотопов 10,11Л2С события такого типа требуют одновременных развалов двух или трех кластеров 4Не. Связанные с преодолением очень высоких порогов, они практически не могли бы протекать без образования фрагментов мишени. Напротив, схожие процессы, связанные с развалом только пары кластеров Не, наблюдались для «белых» звезд 7Ве —> 4Н и 8В —* 5Н. Таким образом, статистика множественных событий = 6 не противоречит выводу о доминировании изотопа 9С в составе пучка и указывает на пренебрежимо малый вклад соседних изотопов углерода.

тиях с фрагментацией мишени (слева) и в «белых» звездах (справа)

Соотношение событий и N„5 для группы событий = 6, представлено на круговой диаграмме (рис. 4). Приблизительное равенство долей каналов в обоих случаях определяется «холодным» механизмом, обоих типов периферической фрагментации, протекающей при минимальной передаче возбуждения спектаторам. Заметное отличие проявляется только в 3-частичном канале Х^а = 2 + 2 + 2. Его доля резко возрастает при отборе «белых» звезд - с 4 % в случае наличия фрагментов мишени до 15 % для «белых» звезд. Таким образом, когерентный механизм оказывается более эффективным для заселения состояний ЗНе. Сформулирован вывод (§1.5), о том, что совокупность данных по измерению зарядов пучковых следов, зарядовой топологии фрагментов в периферических столкновениях ядер углерода, а также по идентификации релятивистских изотопов 3Не указывает на то, что в пучке, использованном для облучения эмульсии, доминируют именно ядра 9С. Таким образом, получено подтверждение того, что на нуклотроне ОИЯИ впервые успешно решена задача создания пучка ядер 9С. Облученные в этом пучке слои ядерной эмульсии могут служить экспе-

риментальной основой для изучения взаимодействий ядра 9С.

Глава II посвящена исследованию каналам когерентной диссоциации ядер 9С с отделением протонов. Фрагменты релятивистского ядра вылетают в узком переднем конусе, угол раствора которого может быть приблизительно оценен по формуле <9fl> ~ <sin 9fl> = PF/Po, где PF — средний импульс Ферми-движения нуклонов в ядре снаряде, а Р0 — импульс на нуклон ядра-снаряда. При импульсе ядра-снаряда 2.0 А ГэВ/с и Ферми-импульсе PF = 200 МэВ/с <0fr> равен 0.1 (или 6°). Интерес вызывают угловые распределения релятивистских фрагментов и их угловые корреляции (§11.1). Измерения углов вылета вторичных частиц производились координатным методом. Измерение координат точек треков проводилось последовательно в одном направлении (слева направо и от поверхности слоя к стеклу) по ходу пучка начиная с первичного трека и далее для всех треков фрагментов одновременно. На треке первичного ядра 9С и треках фрагментов измерялись по 6 троек (x,y,z) координат точек. Шаг измерений составлял 200 мкм, при общей длине трека, используемой для измерения 1.2 мм. Предполагая линейную зависимость (у=аух+Ьу и z=azx+bz) координат точек трека, методом наименьших квадратов находились коэффициенты а и b аппроксимирующего полинома первой степени зависимостей координат z(x), у(х). По найденным коэффициентам ау, az, определялись углы (а, ср) для трека ядра 9С и треков фрагментов. На рис. 5 приведен пример восстановленных направлений вылета (углов а, ф) фрагментов в процессах 9С —> 8В + р (рис. 5 (а)), 9С -* 7Ве + 2р (рис. 5 (б)) и 9С -> 33Не (рис. 5 (в)) по измеренным координатам точек на треках.

При определении величин углов экспериментальные точки, полученные при измерениях аппроксимировались полиномом первой степени. Коэффициенты полинома определялись по методу наименьших квадратов. На рис. 6 приведены распределения величин отклонений Ду, Az координат экспериментальных точек от соответствующих координат точек, определяемых аппроксимирующими полиномами (у=аух+Ьу и z=azx+bz). При значениях <Ду> и <Az> близких к нулю, значения величин среднеквадратиче-ских отклонений для выборки из 42 измеренных треков фрагментов составили оДу=(1.14±0.013)х10"1 мкм, ctAz=(6.6±0.18)x10"' мкм. Разброс величин Ау и Az отличается, приблизительно в 10 раз, но не превышает более чем в 2-3 раза толщину измеряемого трека. Различие объясняется тем, что при измерении координат точек треков z-координата определяется менее точно.

Представление особенностей фрагментации, основанное на измерениях полярных углов 0 вылета фрагментов, недостаточно универсально для сравнения экспериментальных данных при различных, пусть и близких значениях энергий. Более универсальным является сравнение результатов по величинам поперечных импульсов фрагментов

PT~AfrP0sine (1)

Ъ, [1П1

V, цш

-60-1-

"60-1

Рис. 5. Пример восстановленных направлений вылета (углов а, ср) фрагментов образующихся в процессах а) 9С —> 8В + р; б) 9С —> 7Ве + 2р и в) 9С > 33Не

Рис. 6. Распределения величин отклонений Ду (слева), Дг (справа) координат экспериментальных точек от соответствующих координат точек, определяемых аппроксимирующими полиномами

Очевидно, что наибольшее значение имеет разрешение по углу 0, распределение по которому «прижато» к нулю. При анализе распределений Рт а-кластерных ядер предполагается, что все фрагменты с зарядом Zfr = 2 являются изотопом 4Не, что наиболее вероятно. Поскольку значения Рт складываются из импульсов, получаемых фрагментами при распаде ядра-снаряда и суммарного импульса отдачи, получаемого при столкновении с мишенью (эффект «bounce off»), то можно перейти к Рт в с. ц. м. системы N а-фрагментов согласно

• V Рп

Рп=РТ7-2^7 (2)

Рассмотрение корреляций между частицами, составляющими многочастичные конечные состояния ядерных реакций при высоких энергиях, позволяет установить закономерности исследуемых процессов и осуществить выбор между многочисленными модельными подходами, которые нередко приводят к удовлетворительному описанию одночастичных распределений.

Энергия возбуждения системы фрагментов может быть приближенно определена как разница между инвариантной массой фрагментирующей системы и массой первичного ядра и составляет величину порядка нескольких МэВ на нуклон фрагмента Q = М - М, где М - масса основного состояния ядра, соответствующего заряду и весу анализируемой системы, М* - инвариантная масса системы фрагментов М*2 = (£Р,)2 = 'Pk)> а Р^ - 4-импульсы фрагментов i и к.

В данном исследовании энергия возбуждения Q определялась как функция угла раскрытия Q(0). Напрямую в эксперименте измерялись только координаты точек треков для восстановления прямых. Т.к. Q измеряется косвенно, для определения абсолютной и относительной погрешности необходимо воспользоваться следующими соотношениями (3):

А0(©):= Г—0(0) А©) 80(0):= |Г—1п(д(©))-Д0Ч

А*® ) ^и©

Где А0 абсолютная квадратичная ошибка косвенного измерения соответствующего угла раскрытия фрагментов, вычисленная таким же способом.

Каналы 9С 8В + р и Ве + 2р имеют наиболее низкие пороги 1.3 и 1.43 МэВ и составляют около 30 % статистики событий когерентной диссоциации с ^сг = 6. Угловые распределения фрагментов в этих каналах, а также угловые корреляции фрагментов, содержат сведения связи внешних протонов и их пары в ядре С. Из-за новизны исследования ядра 9С, представляет интерес даже на малой статистике выявить по параметрам угловых распределений особенности его структуры (§11.2). На рис. 7 представлены распределения по полярному углу 0 релятивистских фрагментов В, Ве и р. На их основе в табл. 2 приведены простые оценки для поперечного импульса Рт в приближении Рт ~ АГгРозт0.

--в

............... р

20

40

60

80 100

8, х 10"3 гад

Рис. 7. Распределения по полярному углу 0 релятивистских фрагментов с зарядами в «белых» звездах = 5 + 1 и 4 + 1 + 1

Таблица 2. Параметры распределений поперечного импульса Рт переданного

8В +р 7Ве + 2р 7Ве + р

<РТ2>2> МэВ/с 217 ± 36 207 ± 24 97 ± 13

а <РТ2>2> МэВ 1с 130 ± 26 115 ± 17 64

<Р/> МэВ/с 77 ± 14 74 ±9 66 ± 12

а <Р/> МэВ/с 51 ± 10 44 ±6 58

Таблица 3. Параметры распределений суммарного поперечного импульса УРт

9 8 9 7 Я 7

переданного системе в событиях С—» В+/7, С—> Ве+р а также для событий В—>Ве+р.

8В+р 7Ве + 2р 7Ве + р

£РТ МэВ/с 246 ± 44 280 ± 53 95 ± 15

<т£Рт МэВ/с 165 ±31 191 ±37 73

<РТ*> МэВ/с 76 ± 12 76 ±7 62 ± 11

С7<РТ> МэВ/с 46 ±9 43 + 5 54.2

Распределение суммы поперечных импульсов системы фрагментов Рт (Pz, Ру) (или полный переданный импульс) отражает механизм когерентной диссоциации. В табл. II.3 представлены средние значения <РТ(8В + р)> и <Рт(7Ве + 2р)> и соответствующие о. Можно заключить, что оба распределения находятся в области, которая характерна для ядерной дифракционной диссоциации. Величина поперечного импульса системы фрагментов определяется рассеянием ядра основы 7Ве, имеющим большую вероятность, чем рассеяние протона.

Поскольку значения вектора Рт (Pz, Ру) складываются из импульсов, получаемых фрагментами при распаде ядра-снаряда и суммарного импульса отдачи, получаемого при столкновении с мишенью (эффект «bounce off»), то его векторным вычитанием можно перейти к Рт фрагментов в их системе центра масс. Соответствующие средние значения и о, приведенные в табл. 3, указывают на незначительность такой коррекции. Таким образом, величины средних поперечных импульсов <РТ > протонов в каналах В + р и 7Ве + 2р в пределах ошибок равны я 70 МэВ/с. Эта величина приблизительно совпадает с импульсами в случаях 9Ве —> 8Ве + п и В —* 7Ве + р и соответствует нерелятивистскому движению внешнего нуклона.

Приведенные энергетические спектры Q канала 9С—► 7Ве + 2р указывают на возможную диссоциацию по каскадному каналу 9С —► 8В (—> 7Ве + р) + р. Корреляция по азимутальному углу ерве, обнаруженная в когерентной диссоциации 8В —► 7Ве + р, отсутствует, и развал изотопа 9С определяется ядерным дифракционным рассеянием на тяжелых ядрах из состава эмульсии (§11.3-5).

ГЛАВА III посвящена изучению образования состояний 33Не - центральной проблеме настоящего исследования. В табл. 1.1 отмечается образование 16 «белых» звезд, имеющих конечные состояния ЗНе. Вероятность диссоциации по этому каналу сравнима с вероятностью наиболее ожидавшихся каналов диссоциации. Обращает на себя внимание значительный вес канала с высоким порогом 9С —> 33Не (15.88 МэВ), сравнимый

с каналами отделения одного или пары нуклонов, имеющими наиболее низкие пороги диссоциации (1.30 и 1.43 МэВ). Это обстоятельство может указывать на заметную примесь виртуальной компоненты 33Не в структуре основного состояния ядра 9С.

Мв»

■ фрагменты Не

■ 3 3Не 'Не

Л

/ \ / \ / \ / \

7-

\

0 2 4 6 8 10

ррс, ГэВ

Рис. 8. Распределение измеренных величин ррс для двухзарядных фрагментов из «белых» звезд ЗНе и из полностью идентифицированных событий 33Не (точечная гистограмма); пунктиром условно представлено ожидаемое распределение для 4Не

Калибровочные измерения рРсНе 30 следов пучковых ядер 3Не, представленные в Главе I, и измерения рРсИе 75 следов Не, выполненные методом многократного рассеяния, позволяют сделать более надежной идентификацию событий 9С —> 33Не. Измерения удалось выполнить только на 22 следах Не из «белых» звезд (рис. 8). Получено среднее значение <рРсЗНе> = (4.9 ± 0.3) ГэВ при стзне = 0-9 ГэВ, что соответствует результатам калибровки на ядрах пучка 3Не. Доля фрагментов, которые можно было бы определить как ядра 4Не, является незначительной по сравнению с 3Не.

В качестве дополнительного теста в эмульсии, облученной в смешанном пучке 7Ве - 10С - 12К с тем же импульсом на нуклон, измерены величины рРсНе на 23 следах Не в «белых» звездах ,0С —>■ 2Не + 2Н. Использовались события диссоциации через основное состояние 0+ ядра 8Ве, распад которого происходит на два ядра 4Не [6].

Определение рРс всех фрагментов удалость выполнить только в трех «белых» звездах ЗНе (рис. 8). Полученные значения позволяют интерпретировать эти 22 события как тройное образование ядер 3Не. Интерпретация этих событий как |0С —► 33Не + п маловероятна, так как в этом случае потребовалась бы модификация не одного, а пары кластеров 4Не с преодолением порога как минимум 37 МэВ при требовании периферического взаимодействия без образования фрагментов мишени. Микрофотографии двух из идентифицированных событий 9С —► 33Не представлены на рис. П.1 и

рис. П.2 приложения, а также на рис П.З приведен пример события, в котором удалось идентифицировать только один из трех гелиевых фрагментов.

Основная часть статистики по полярному углу 0Не фрагментов Не сконцентрирована в конусе 0цс < 10"2 рад (§111.2). Распределение по азимутальному углу между фрагментами е2не(рис. III.4) не указывает на эффекты асимметрии. Угловые измерения следов позволяют для каждого ансамбля 33Не получить непосредственно связанные с ними значения его полной энергии Q(33He) над массой 33Не и полного поперечного импульса Рт(33Не).

Распределение по энергии системы Q(33He), представленное ограничено в основном областью Q(33He) < 40 МэВ, где среднее значение составляет <Q(33He)> = (12 ± 2) МэВ при ст =8 МэВ. Распределение по полному переданному импульсу для конфигурации 33Не находится в области ядерной дифракционной диссоциации. Его параметры имеют не значения <Рт(33Не)> = (335 ± 79) МэВ/с при а =294 МэВ/с.

Значительная вероятность процесса 9С —» 33Не делает его эффективным источником состояний 23Не вблизи порога (§111.3). Прежде всего, интерес представляет поиск аналогов распада ядра 8Ве из основного состояния 0+ в спектре Q(23He). Распределение по углу разлета в паре фрагментов 02це представлено на рис. 9. Основная его часть, соответствующая 30 парам 2Не описывается распределением Гаусса с параметрами <©2Не> = (46 ± 3)10"3 рад и а = 16 ТО'3 рад. Соответствующее распределение по энергии Q(23He) ограничено в основной части областью Q(23He) < 20 МэВ. Эта же особенность - образование узких пар - проявляется также в распределении по азимутальному углу между фрагментами £ 2не в системе центра масс в «белых» звездах 9С—>33Не. Распределение для событий, содержащих узкие пары, проявляет характерную корреляцию в области малых и больших углов в 2Не-

Одновременно, благодаря превосходному пространственному разрешению эмульсионного метода, наблюдаются восемь узких пар 2Не, угол разлета которых ограничен @2не < Ю"2 рад (рис. III.8). Эти пары выделяются в особую группу со средним значением © (23Не) = (6 ± 1)х 10"3 рад при о = 3 рад. Распределение этих пар по энергии Q(23He) имеет среднее значения <Q(23He)> = (142 ± 35) кэВ при а = 100 кэВ. Таким образом, несмотря на невысокую статистику, данное распределение указывает на интригующую возможность существования резонансного состояния 23Не практически над самым массовым порогом 23Не.

Рис. 9. Распределение по парному углу 02не> между фрагментами в «белых» звездах С —> ЗНе; линия - фит функцией Гаусса

<л с

О °20

15

10

0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100

в;нр, хЮ'5 гас)

Рис. 10. Суммарное распределение по парному углу ©гпе, между релятивистскими ядрами фрагментами Не в событиях 8В —> 2Не + Н с образованием фрагментов ядра мишени или мезонов и в «белых» звездах 9С —» 33Не; пунктиром указан вклад «белых» звезд

Для проверки возможного существования резонанса в системе 23Не проводится анализ данных сотрудничества Беккерель 8В —► 2Не + Н. Для усиления эффекта образования узких пар 23Не в этом канале отбирались взаимодействия сопровождаемые фрагментами ядра мишени или мезонами. При таком условии происходит эффективный отбор событий с выбы-

4 8

ванием нейтрона из кластера Не в ядре В в результате неупругого взаимодействия. Тогда распределение 0(23Не) для ядра 8В приобретает вид схожий с рис. 9 и проявляется от- отдельная группа узких пар с

параметрами <0(23Не)> = (4.5 ± 0.5) 10"3 рад при ст 1.510"3 рад, соответствующими случаю в «белых» звездах 9С —» 33Не, описанному выше. Суммарное распределение по парному углу 02не, между релятивистскими ядрами фрагментами Не в событиях 8В —> 2Не + Н с образованием фрагментов ядра мишени или мезонов и в «белых» звездах 9С —» 33Не представленное на рис. 10, усиливает указание на существование околопорогового резонанса 23Не. Более того, возникает вопрос о природе широкого пика с максимумом в районе @(23Не) ~ (40 - 50) 10"3 рад. Конечно, эта важная находка заслуживает проверки и изучения на значительно большей статистике. Одним из ее технически более простых вариантов может оказаться события диссоциации 7Ве —> 23Не с выбиванием нейтрона и образованием фрагментов ядра мишени или мезонов. Таким образом, ядерная эмульсия, облученная релятивистскими ядрами 9С, проявляет себя как эффективный источник «широкополосного» поиска резонансов в системе 23Не, позволяющего сориентировать исследования возможно одного из ключевых процессов ядерной астрофизики.

В ЗАКЛЮЧЕНИИ сформулированы основные результаты диссертационной работы, которые состоят в следующем

1. Ядерная эмульсия облучена в пучке релятивистских ядер 9С, впервые сформированном на нуклотроне ОИЯИ при фрагментации ядер 12С с энергией 1.2 А ГэВ/с. Доминирование в пучке среди вторичных легких ядер именно изотопа 9С подтверждается измерениями ионизации ядер вторичного пучка, особенностями зарядовой топологии их фрагментации, а также измерениями импульсов сопровождающих ядер 3Не.

2. Изучено распределение по вероятностям каналов когерентной диссоциации релятивистких ядер ядра 9С, которое вписывается в данные для более легких нейтронодефицитных ядер с добавлением двух или одного протонов. Особенностью диссоциации ядра 9С является новый канал когерентной диссоциации в три ядра 3Не.

3. Вероятность канала когерентной диссоциации с высоким порогом 33Не, составляет 14 %, что приблизительно совпадает со значениями для каналов с отделением одного или пары нуклонов, имеющим низкие пороги. Это наблюдение указывает на значительный вклад компоненты 33Не в основное состояния ядра 9С.

4. Физическим механизмом когерентной диссоциации ядра 9С является ядерное дифракционное взаимодействие, что установлено на основе измерений полных поперечных импульсов (несколько сот МэВ/с), переданных ансамблям фрагментов в каналах с отделением нуклонов и канале 33Не.

5. В канале 9С —* 33Не, обнаружены коррелированные пары, состоящих из ядер 23Не с относительными углами разлета до 10"2 рад. Это наблюдение указывает на возможность существования

18

Рис. 11. Событие фрагментации С —> В + р типа «белая» звезда. На фотографии отмечены вершина взаимодействия (I.V.) и струя осколков ядра снаряда, состоящая из массивного осколка (8В) и протона (Н)

резонансного состояния в системе 23Не вблизи порога образования и выдвигает проблему его поиска при энергии распада (142 ± 35) кэВ.

Диссертацию завершает Атлас макрофотографий взаимодействий релятивистских ядер 9С с ядрами фотоэмульсии. Задача данного приложения состоит в наглядной демонстрации полноты и доказательного характера наблюдений в эмульсии. На рисунках 11, 12 и 13 представлены примеры обсуждавшихся процессов.

Н:

—i *>.

Рис. 12. Событие фрагментации 'С —► 'Ве + 2р типа «белая» звезда. На фотографии отмечены вершина взаимодействия (I.V.), которая попала под маркировочную сетку, и струя осколков ядра снаряда, состоящая из массивного осколка (7Ве) и двух протонов (Н)

Рис. 13. Макрофотография «белой» звезды 9С —>• 33Не при энергии 1.2 А ГэВ. На верхней фотографии видна вершина диссоциации (I.V.) и струя фрагментов в узком конусе; при продвижении вдоль струи различаются три релятивистских фрагмента (Не) (нижняя фотография)

Список работ опубликованных по теме диссертации

1. Д. О. Кривенков, Д. А. Артеменков, В. Браднова, С. Вокал П. И. Зарубин, И. Г. Зарубина, Н. В. Кондратьева, А. И. Малахов, А. А. Моисе-енко, Г. И. Орлова, Н. Г. Пересадько, Н. Г. Полухина, П. А. Рукояткин, В.

B. Русакова, В. Р. Саркисян, Р. Станоева, М. Хайдук, С. П. Харламов «Когерентная диссоциация релятивистских ядер 9С» Ядерная физика, 73, 21592165,2010.

2. D. О. Krivenkov, D. A. Artemenkov, V. Bradnova, M. Haiduc, S. P. Kharlamov, N. V. Kondratieva, A. I. Malakhov, A. A. Moiseenko, G. I. Orlova, N. G. Peresadko, N. G. Polukhina, P. A. Rukoyatkin, V. V. Rusakova, V. R. Sarkisyan, R. Stanoeva, T. V. Shchedrina, S. Vokâl, P. I. Zarubin, I. G. Zarubina. «First results on the interactions of relativistic 9C nuclei in nuclear track emulsion» Progress in High Energy Physics Nuclear Safety, Springer, 149-156, 2008; e-Print: arXiv: 0811.1880.

3. D. O. Krivenkov, D. A. Artemenkov, V. Bradnova, S. Vokâl, P. I. Zarubin, I. G. Zarubina, N. V. Kondratieva, A. I. Malakhov, A. A. Moiseenko, G. I. Orlova, N. G. Peresadko, N. G. Polukhina, P. A. Rukoyatkin, V. V. Rusakova, V. R. Sarkisyan, R. Stanoeva, M. Haiduc, S. P. Kharlamov «Coherent dissociation of relativistic 9C nuclei» American Institute of Physics Conference Proceedings, 1224, 224-233, 2009.

4. D. A. Artemenkov, D. O. Krivenkov, T. V. Shchedrina, R. Stanoeva, and P. I. Zarubin «Detailed Study of Relativistic 9Be —> 2He Fragmentation in Peripheral Collisions in a Nuclear Track Emulsion» Few Body Systems, 273276, 2008.

5. P. Станоева, Д. А. Артеменков, В. Браднова, С. Вокал, JI. А. Гончарова, П. И. Зарубин, И. Г. Зарубина, Н. А. Качалова, А. Д. Коваленко, Д. О. Кривенков, А. И. Малахов, Г. И. Орлова, П. А. Рукояткин, В. В. Русакова, Н. Г. Полухина, Н. Г. Пересадько, М. Хайдук, С. П. Харламов, M. М. Чернявский, Т. В. Щедрина «Электромагнитная диссоциация релятивистских ядер 8В в ядерной эмульсии» Ядерная физика, 72, 4, 731-742, 2009.

6. Р. Р. Каттабеков, К. 3. Маматкулов, Д. А. Артеменков, В. Браднова,

C. Вокал, Д. М. Жомуродов, П. И. Зарубин, И. Г. Зарубина, 3. А. Игамку-лов, Н. В. Кондратьева, Н. К. Корнегруца, Д. О. Кривенков, А. И. Малахов, Г. И. Орлова, Н. Г. Пересадько, Н. Г. Полухина, П. А. Рукояткин, В. В. Русакова, Р. Станоева, М. Хайдук, С. П. Харламов «Облучение ядерной эмульсии в смешанном пучке релятивистских ядер 12N, 10С и 7Ве» Ядерная физика, 73,2159-2165,2010.

Получено 12 апреля 2011 г.

Отпечатано методом прямого репродуцирования с оригинала, предоставленного автором.

Подписано в печать 13.04.2011. Формат 60 х 90/16. Бумага офсетная. Печать офсетная. Усл. печ. л. 1,44. Уч.-изд. л. 1,69. Тираж 100 экз. Заказ № 57304.

Издательский отдел Объединенного института ядерных исследований 141980, г. Дубна, Московская обл., ул. Жолио-Кюри, 6. E-mail: publish@jinr.ru www.jinr.ru/publish/

1.6 МэВ), по 10 % составляют каналы 4Не + с? + р (6.9 МэВ) и б1л + р (5.

МэВ), связанные с расщеплением кластера Не. Такое соотношение содержания изотопов Не, наблюдаемое во взаимодействиях ядер Ве, объясняется двухкластерной структурой ядра 7Ве, в которой нуклоны ядра, не входящие в а-частичный остов, образуют кластер Не. Зарегистрировано два события в трехчастичных каналах Не + t + р (21.2 МэВ) и Не + с1 + с

25.3 МэВ), для которых необходимо преодоление высокого порога расщепления ядра 4Не.

Таблица В.2. Распределение событий диссоциации 8В по зарядовым модам = 5 при различном сопровождении* фрагментами мишени

Не + ЗН 12: 6 8 3 2 3 —

2Не.+ Н 14 3 8 2 4 —

Ве + Н 25 1 3 3 1 — - —

В 1 1 8 1 — 1 — п - О

В; В эмульсии, облученной; пучком, обогащенным изотопом В найдено 320 взаимодействий: с зарядом 'первичного ядра = 5 и суммарным? зарядом частиц > 2, вылетающих внутри конуса фрагментации! 8°

5,25,39]. Основной вклад дают события с Х^гт= 5. В табл. В.2 представлено распределение событий с Х^гг — 5 ядер 8В по числу сопровождающих фрагментов ядер мишени пё и пь. Главное отличие в статистике событий, с рождением фрагментов Л^ и. без N«5 проявляется в, двухчастичном канале 4 + 1, который интерпретируется, как В —> Ве + р. Его доля резко возрастает для «белых» звезд - с 13 % среди ^ до 48 % для Это связано с когерентной диссоциацией ядра В по. каналу с наиболее низким порогом (135 кэВ). Доля белых звезд в канале 2Не + Н составляет 27 %, а в канале Не + ЗН составляет 23 %.

10С и 121Ч. Ядро 1()С является единственным примером системы, которая обладает супербороминовскими свойствами- (зирег-Ьогошеап), поскольку удаление из него любого из четырех кластеров в структуре 2а + 2р (порог 3.

МэВ); ведет к несвязанному состоянию. Особенность ядра N состоит в низком пороге отделения протона (600 кэВ). Поэтому для «белых» звезд, образованных ядрами; можно было бы ожидать лидирования канала ПС + р. Кроме того, диссоциация может происходить по' каналам а + В (порог

МэВ), р + 7Ве + а, а также и в более сложные ансамбли с развалом основы 7Ве.

Генерация ядер 12Ы и 10С осуществлена путем перезарядки и фрагментации ускоренных ядер 12С [6,39]. Для этих ядер отношения зарядов к весам Zpr/Apr отличаются всего на 3 %. Импульсный аксептанс сепарирующего канала составляет 2 - 3 %. В таких условиях сепарация этих ядер невозможна, и ядра 10С и 12Ы одновременно присутствуют во вторичном пучке, образуя так называемый пучковый «коктейль». Вклад ядер 12Ы мал по отношению к ядрам 10С, в соответствии с большой разницей сечений перезарядки и фрагментации. Пучок также содержит ядра Ве, отличающиеся по 2рг/Арг от ядер N только на 2 %.

Из-за разброса по импульсу в канал могут проникать ядра Не. Для соседних ядер В, Си С отличие по Zpr/Apr от N оказывается около 10 %, что обуславливает их подавление в данном облучении. Идентификация зарядов ядер может осуществляться счетом 5-электронов на пучковых следах. В случае 10С необходимо убедиться в малом вкладе соседних изотопов С по зарядовой топологии «белых» звезд. Эти соображения легли в

19 1П основу облучения ядернойэмульсии в смешанном пучке ядер Ы, Си Ве.

Для «белых» звезд с = 6 наиболее вероятный канал представлен 91 событием 2Не + 2Н, что и следовало ожидать для изотопа 10С.

Канал Не + 4Н оказался подавленным (14 событий), поскольку в случае 10С требуется преодоление высокого порога развала а-кластера. В распределении по зарядовой топологии 20 найденных событий с Zpr = 7 и = 7, отвечающих диссоциации ядра 1М, половина событий содержит фрагмент Zfr > 2, что явно отличает эту картину от случаев ядер [17] и 10С [6].

Таким образом, каждое из представленных ядер обладает собственным «автографом» в наиболее вероятном распределении по зарядовой топологии релятивистских, в том числе и присутствии или отсутствии, фрагментов Zfr > 4. Для когерентной диссоциации ядра 9С следует ожидать лидирования состояний с зарядами Zfr (5 + 1) и (4 + 1 + 1). Заметный эффект от диссоциации ядра-основы Ве, определяемый его большим размером, должен проявиться в примерно равной вероятности каналов 2Не + 2Н и Не + 4Н. В соответствии с зарядовой топологией для 7Ве может присутствовать небольшая примесь событий (3 + 1 + 1 + 1) и (1 + 1 + 1 + 1 + 1+ 1). Такая зарядовая топология, в силу высоких порогов, совершенно не характерна для изотопа 10С, являющегося наиболее близким источником фона.

В.З. Задачи и план исследования

Основными задачами настоящей работы являются:

1. Доказательство правильности формирования вторичного пучка с доминированием релятивистского изотопа 9С;

2. Получение обзорной информации по зарядовой топологии фрагментов в периферической диссоциации изотопа 9С, включая когерентные процессы и процессы с рождением фрагментов мишени и мезонов;

3. Изучение динамических особенностей диссоциации ядра 9С с отделением протонов;

4. Поиск, идентификация и исследование динамики процесса* когерентной диссоциации С —> 3 Не, ставшие центральной проблемой исследования.

Глава I. Первичный анализ облучения ядерной эмульсии во вторичном пучке С — Не

§1.1. Облучение эмульсий в пучке 9С

С 2002 г. сотрудничеством БЕККЕРЕЛЬ ведутся облучения ядерной эмульсии во впервые создаваемых на нуклотроне ОИЯИ пучках легких ядер, в том числе радиоактивных. Для формирования вторичных пучков радиоактивных ядер используются магнитооптические каналы транспортировки в зал выведенных пучков [39] (рис. 1.1). Тем самым возникают возможности актуальных и оригинальных экспериментов по ядерной физике. К началу настоящей работы эмульсионные стопки облучены в пучках релятивистских изотопов 7'9Ве и 8,10'пв, сформированных по схемам, предложенным П. А. Рукояткиным и доказавшим свою эффективность [39]. Физический анализ полученных данных, представленный во Введении, дал основу для новых облучений в более сложных вторичных пучках нейтронодефицитных изотопов углерода, формируемых при фрагментации ускоренных ядер 12С.

В исследованиях с использованием эмульсии, облученной во вторичных пучках, необходимо обеспечить простоту идентификации изучаемых ядер. Оптимальным выбором является использование перезарядки первичных ядер с наиболее близким весом и зарядом, отличающимся от первичного ядра. Тогда упрощается сепарация исследуемых ядер, и становится эффективной их идентификация по зарядовой топологии «белых» звезд. Однако в случае ядра 9С столь удобного решения не существует, и единственным вариантом является отбор продуктов фрагментации ядер первичного пучка С. Основную проблему представляет возможная примесь соседних изотопов 10,1 сечение генерации которых существенно больше. Поэтому при анализе облученной эмульсии требуется особенно точно убедиться в достаточной чистоте пучка изотопа 9С. площади входного окна стопки. На рис. 1.3 представлен полученный на нем амплитудный спектр, указывающий на основной вклад ядер С во вторичный пучок. Основной фон представлен ядрами Не. Пучок содержит и малую примесь ядер 7Ве и 8В, обладающих большей магнитной жесткостью, чем 9С на 15 % и 7 % соответственно. Ядра 1л, Ве и В могут быть продуктами фрагментации уже ядер 9С. Таким образом, пучок представляет собой своего рода пучковый «коктейль». В целом, особенности спектра указывают на правильность настройки сепарирующего канала. Пучком описанного состава была облучена стопка, состоявшая из 19 слоев ядерной эмульсии БР-2 с размерами 10 х 20 см и толщинами 600 мкм. При облучении стопка устанавливалась горизонтально с ориентацией длинной стороной по пучку. Проявка облученных слоев выполнена в химической группе ЛВЭ ОИЯИ.

QDC channels

Рис. 1.3. Зарядовый спектр ядер от фрагментации ,2С —► 9С при настройке вторичного пучка на кратность Zpr/Apr = 2/3 [39]

Присутствие ядер 7Ве и 8В, а также открытый вопрос о возможной примеси ядер 10С, определили необходимость анализа состава следов пучка в облученной эмульсии. Уверенность в чистоте изотопного состава пучка дает возможность полноценного анализа взаимодействий ядер 9С с ядрами

I . I I—.—' I I I I 1 ■ I I I . I I I I I I I . I I . I I I

Рис 1.13. Распределения числа событий по среднему числу 8-электронов N5 на 1 мм длины следов пучковых частиц в каналах (2 + 1 + 1 + 1) и (2 +2+1)

Эта проблема была снята измерением зарядов пучковых следов для проверки условия' Ъ^ = Были, проанализированы взаимодействия, помеченные в табл. 1.2 знаком «*». Данные по измерению зарядов первичных треков в этих событиях, представленные на рис. 1.13 соответствуют в основном = 4 с N5= 16 при о = 3.1 Средние значения числа 8-электронов N5 на 1 мм длины для левого и правого пика равны < N5 > = 15.7+0.2 и < N5 > = 25.5+0.2 соответственно. Результат фильтрации = представлен в табл. 1.2. Из 31 события только 3 остались на своем месте. Доля ядер В резко упала и не превышает 10 %, а соотношение каналов в группе событий = 5 вполне удовлетворяет ранее полученным данным [25]. Аналогичным образом снизился вклад, интерпретируемый как ядра 12ТчГ. Появление «лишних» событий в табл. 1.1 может объясняться когерентным-образованием заряженных мезонов ядрами Ве и С. Фактически, дополнительные измерения зарядов пучковых частиц снизили предполагаемый вклад ядер С меньшими отношениями /Арг, чем у 9С (или с большей магнитной жесткостью) в 5 раз. Напомним, что ядра 14, С и Ве имеют в пределах 2 % одинаковую магнитную жесткость, отличающуюся от 9С примерно на 10 %, а ядро 8В по.этому параметру находится посередине. Эти, факты указывают на получаемого приолкновениимишенью (эффект «bounce off»), то можно перейти к Рт* в ц. м.стемы N а-фрагментовгласно V P'/v

Рп=Рл-2/^г (10)

Рассмотрение корреляций между частицами, составляющими многочастичные конечные состояния ядерных реакций при высоких энергиях, позволяет установить закономерности исследуемых процессов и осуществить выбор между многочисленными модельными подходами, которые нередко приводят к удовлетворительному описанию одночастичных распределений. Характеристикой 2-частичных азимутальных корреляций является азимутальный угол \|/га между векторами поперечных импульсов пары а-частиц у/2а = arccos(pnPr2 / РпРТ2) (11)

Энергия возбуждения системы фрагментов может быть приближенно определена как разница между инвариантной массой фрагментирующей системы и массой первичного ядра и составляет величину порядка нескольких МэВ на нуклон фрагмента

Q = М* - М (12), где М - масса основного состояния ядра, соответствующего заряду и весу анализируемой системы, М* - инвариантная масса системы фрагментов м+2 = (ZPj)2 = Z(Pi-рк) (13), a Pi,к - 4-импульсы фрагментов i и к, определяемые в уже описанных приближениях.

В данном исследовании энергия возбуждения Q определялась как функция угла раскрытия Q(@). Напрямую в эксперименте измерялись только координаты точек треков для восстановления прямых. Т.к. Q измеряется косвенно, для определения абсолютной и относительной погрешности необходимо воспользоваться следующими соотношениями (14): ядра 9С, представляет интерес даже на малой статистике выявить по параметрам угловых распределений особенности его структуры.

0, х 10"3 гас!

- 7Ве

Рис. П.4 Распределения по полярному углу 0 релятивистских фрагментов с зарядами в «белых» звездах =5+1и4+1+

На рис. ІІ.4 представлены распределения по полярному углу 9 релятивистских фрагментов В, Ве и р. Сводка параметров распределений по углу 0 дана в табл. II. 1.

Таблица II. 1. Параметры распределений по углу 0 для событий 9С —>

С О 7Я *

В +р и С —> Ве + р, а также для событий В —> Ве +р из работы [25].

8В +р 7Ве + 2р 7Ве + р

0Р> мрад 43 ±7 34 ±4 32.8 ± а <0Р> мрад 26 ±5 18 ± 3 29 ±

02>2> мрад 15 ± 3 18 ± 3 6.9 ± 1. о <0г>2> мрад 9.6 ± 1.8 11 ±2 4.5 ±1.

Таблица ІІ.2. Параметры распределений поперечного импульса Рт

МэВ/с), переданного фрагментам в событиях С —► В + и С —> Ве + 2р, а также для событий В —> В е+р из работы [25].

8В 7Ве + 2р 7Ве+/?

РТ2>2> 217 ± 36 207 ± 24 97 ± а <Рт2>2> 130 ±26 115 ±

Р/> 77 ± 14 74 ±9 66 ± а <Р/> 51 ± 10 44 ±

Для фрагментов с Ъ^ = 5 и — 4 средние значения <0в> и <0ве> и величины среднеквадратичного рассеяния в пределах ошибок не отличаются друг от друга, как и в случаях фрагментов Zfr = 1 в событиях Х^г = 5 + 1 и = 4 + 1 + 1. Отличие в средних значениях <0> для тяжелых фрагментов и протонов отражает разницу их- масс. Несколько большее значение су для распределения-протонов изканала Ве + 2р приблизительно отвечает сумме независимых распределений для протонов. Далее в табл. П.2 приведены некоторые оценки для поперечного импульса Рт в приближении Рт ~ АйРоэтВ.

Таблица П.З. Параметры распределений суммарного поперечного импульса £Рт (МэВ/с), переданного системе в событиях 9С —»• 8В + р, 9С

Ве + 2р, а также для событий В —»• Ве + р из работы [25].

8В +р 7Ве + 2р 7Ве + р

1Рт 246 ± 44 280 ±53 95 ± аЕРт 165 ± 31 191 ±

РТ"> 76 ± 12 76 ±7 62 ± а <РТ*> 46 ±9 43 + 5 54.

Распределение суммы поперечных импульсов системы фрагментов Рт (Рх, Ру) (или полный переданный импульс) отражает механизм когерентной диссоциации. На рис. ІІ.5 представлены распределения Рт( В + р) и Рт( Ве + 2р), а в табл. И.З средние значения <РТ(8В + р)> и <Рт(7Ве + 2р)> и соответствующие значения а. Можно заключить, согласно [24], что оба распределения находятся в области, которая характерна для ядерной дифракционной диссоциации. Величина поперечного импульса системы фрагментов определяется рассеянием ядра основы Ве, имеющим большую вероятность, чем рассеяние протона.

Z 3 ■

500 600 Рт, MeV/c

500 600 Рт, MeV/c

Рис. II.5. Распределение по полному поперечному импульсу Рт

Л О Q !-f событий когерентной диссоциации С —> В +р (а) и С —> Ве + 2р (б)

Поскольку значения вектора Рт (РХ5 Ру) определяются импульсами, получаемыми фрагментами при распаде ядра-снаряда и суммарного импульса отдачи, получаемого при столкновении с мишенью (эффект «bounce off»), то его векторным вычитанием можно перейти к Рт* фрагментов в их системе центра масс. Соответствующие- средние значения и ст, приведенные в табл. П.З, указывают на незначительность такой коррекции. Попутно можно сделать вывод о правильности оценки среднего поперечного импульса нейтрона в белых звездах 9Ве—> 2а, где среднее значение импульса составляет приблизительно 70 МэВ/с [16].

Таким образом, величины средних поперечных импульсов <Рт > протонов в каналах 8В + р и 7Ве + 2р в пределах ошибок равны ~ 70 МэВ/с. Эта величина приблизительно совпадает с импульсами в случаях 9Ве —> 8Ве + п [16] и В —> Be + р [25] и соответствует нерелятивистскому движению внешнего нуклона с р ~ 0.07. Вывод, сделанный на основе большего значения' о для 7Ве + 2р, о некоррелированном, поведении протонов заслуживает проверки по распределениям углов разлета, являющихся чувствительными к коррелированной диссоциации. Такая сильная корреляция проявилась уже при исследовании 9Ве —> 8Ве —> 2а.

§11.3. Угловые корреляции в канале 9С —> 8В + р

События С °В р являются удобными для корреляционного анализа и сравнения с когерентной диссоциацией 8В —► 7Ве + р [25]. При когерентной диссоциации могла бы проявляться антикорреляция в паре В + р по азимутальному углу е^в. В картине мгновенного разрушения ядра 9С фрагменты 8В и р должны иметь противоположные импульсы в системе летящего ядра. Однако ядерное дифракционное рассеяние может разрушать эту тенденцию к, сохранению направления внутренних поперечных импульсов.

Действительно, антикорреляция по азимутальному углу грве ярко выявилась при электромагнитной диссоциации В —> Be + р [16], протекающей при значениях суммарного поперечного импульса Рт (8В*) < 150 МэВ/с (рис. II.3). В распределении єрВс наблюдается явная асимметрия относительно угла тс/2 равная АрВс ~ 0.7. Из-за рекордно низкой энергии отделения протона, ядро В является наиболее чувствительным пробником электромагнитных взаимодействий. Снятие критерия по Рт ( В ) удваивает статистику, однако ведет к снижению асимметрии АрВе ~ 0.5. Таким образом, ядерное дифракционное взаимодействие не сохраняет импульсные корреляции внешнего нуклона и ядра-остатка.

Л і - -

2 ■ ерве> de9

Рис. II.6. Распределение по азимутальному углу єрВе между 7Ве и р в белых звездах 8В —► 7Ве + р в событиях с РТ(8В*) <150 МэВ/с (18 событий) с 6-

S в' deg

Рис. II.7. Распределение по азимутальному углу ЕрВ между 8В и р в белых звездах С —> В + р

На рис. П.7 представлено распределение по азимутальному углу ерВ между фрагментами 8В и р в «белых» звездах 9С —» 8В + р. Асимметрия относительно угла 7г/2 отсутствует, что указывает на отсутствие антикорреляции импульсов В и р. Таким образом, развал ядра С определяется ядерным дифракционным рассеянием на тяжелых ядрах из состава эмульсии, оказывающимся «грубым» процессом разрушающим антикорреляцию. Ядра и Вг оказываются слишком легкими, чтобы обеспечить существенную интенсивность электромагнитных взаимодействий с преодолением порога диссоциации ядра свыше 1 МэВ. Это наблюдение указывает на ограничение возможностей используемого подхода и потенциальную ценность исследований структуры ядер при электромагнитной диссоциации на ядрах свинца. Макрофотографии событий такого типа приведены в приложении на рис. П.8, П.9 и П. 10.

-)> 10°. rad

Рис. II.8. Распределение по углу разлета фрагментов @рВ в белых звездах 9С —> 8В + р

Как следующий шаг анализа событий получено распределение по углу разлета ©рВ в парах В + р (рис. II.8) со средним значением <0рВ> = (43 ± 7) 10~3 рад. при с = 27'10"3 рад. Эти величины существенно не отличаются от случая белых звезд 8В —* 7Ве + р, где <0рве> = (36 ± 6) 10"3 рад при а = 31 10" рад. Энергетический спектр В + р энергии пары QpB (рис. II.9) имеет среднее значение (5.5 ± 1.2) МэВ при а = 4.6 МэВ.

Ор6в, МеУ

Рис. П.9. Распределение энергии возбуждения С2рВ в белых звездах С

§11.4. Угловые корреляции в канале 9С —► 7Ве + 2р

Основой интерес при исследовании событий С —» Ве + 2р (макрофотография одного из таких событий приведена в приложении (рис. П.11)) представлял поиск эффекта корреляции в разлете пары протонов. Другой проблемой был поиск каскадной диссоциации 9С 8В* (^ 7Ве + р) + р и сравнение с диссоциацией 8В 7Ве + р [25]. На рис. 11.10 представлено распределение углов между протонами ©2р в канале С—» Ве -ь 2р, имеющее среднее значение <©> = (42 ± 4)'10' рад при а = 2510" рад. В распределении углов между протонами в азимутальной плоскости ерр в канале 9С—► 7Ве + 2р рис. 11.11) асимметрии не наблюдается. По-видимому, возникает препятствие, описанное выше — доминирование ядерной дифракции, разрушающей тонкие эффекты корреляций.

250 300 0х1о"3, гай

Рис. 11.10. Распределение углов между протонами ®2р в канале С 7Ве + 2р по парному углу разлета ©

О 0.5 1 1.5 2 2. ерр, тай

Рис. 11.11. Распределение углов между протонами в азимутальной плоскости Ерр в канале С —> Ве + 2р

На рис. 11.12 представлен энергетический спектр (3Ве2р канала 9С—> 7Ве + 2р для троек фрагментов. Его среднее значение составляет < С>ве2р > = (8.6 ± 1.5) МэВ при а = 5 МэВ. Эта величина, большая, чем < >, отражает рост множественности. Обе величины существенно больше энергии единственного известного уровня 2.2 МэВ над порогом диссоциации 9С.

О -п , МеУ р.'Ве

Рис. 11.14. Энергетический спектр <3вер пары Ве + р с наименьшим значением парного угла &2р в канале С—► Ве + 2р

§11.5. Резюме

Результаты расчетов, приведенные в

§ II. 1, показали, что методы обработки угловых измерений выбраны корректно. Распределение по вероятностям каналов когерентной диссоциации релятивистского ядра 9С, соответствует данным для более легких нейтронодефицитных ядер. Приведенные энергетические спектры <3 канала 9С—* 7Ве + 2р указывают на возможную диссоциацию по каскадному каналу 9С —> 8В* (—> 7Ве + р) + р. Антикорреляция по азимутальному углу е^вс, обнаруженная в когерентной диссоциации 8В —> 7Ве + р, отсутствует, и развал изотопа 9С определяется ядерным дифракционным рассеянием на тяжелых ядрах из состава эмульсии. с преодолением порога как минимум 37 МэВ при требовании периферического взаимодействия без образования фрагментов мишени. Макрофотографии двух из идентифицированных событий 9С —» 33Не представлены на рис. П.1 и рис. П.2 приложения, а также на рис П.З приведен пример события, в котором удалось идентифицировать только один из трех гелиевых фрагментов.

§2°- П

9 10 ррс, веУ

Рис. 1П.2. Суммарное распределение всех измеренных величин р(3с для всех измеренных ядер пучка Не и фрагментов из белых звезд ЗНе (сплошная гистограмма) и двухзарядных фрагментов из белых звезд 10С —» 8Ве(0+) —> 24Не + 2Н (пунктирная гистограмма)

§111.2. Угловые измерения событий ЗНе

Основная часть статистики по полярному углу 6Не фрагментов Не сконцентрирована в конусе 6Не < 10" рад (рис. Ш.З). Распределение по азимутальному углу между фрагментами е2не (рис. Ш.4) не указывает на эффекты асимметрии. Угловые измерения следов позволяют для каждого ансамбля 3 Не получить непосредственно связанные с ними значения его энергии <3(3 Не) над массой 3 Не и полного поперечного импульса Рт(3 Не).

Распределение по энергии системы Q(3 Не), представленное на рис.

III.5, ограничено в основном областью Q(3 Не) < 40 МэВ, где среднее значение составляет

Q(3 Не)> = (12 ± 2) МэВ при ст = 8 МэВ. Распределение по полному переданному импульсу для конфигурации 33Не (рис. III.6), как и в случае, представленном на рис. II.5, находится в области ядерной дифракционной диссоциации [12]. Его параметры имеют несколько более высокие значения <Рт(33Не)> = (335 ± 79) МэВ /с при а = 294 МэВ /с.

Значения в полностью идентифицированных событиях С—> 3 Не не противоречат этим величинам. На рис. III. 7 приведено совместное распределение Q(3 Не) и Рх(3 Не). Основной вывод состоит в том, что пучок релятивистских ядер 9С оказывается достаточно эффективным источником систем 33Не вблизи порога образования.

Nev10-

6 -4

2 -

9Не, х 10" рад

Рис. ІІІ.З. Распределение по полярному углу фрагментов 9не в белых звездах С —» ЗНе

Q(33He),

МэВ leo

Рт(3 Не), МэВ/с

Рис. III.7. Совместное распределение величин Q(3 Не) и Рт(3 Не)

§Ш.З. Узкие угловые пары 2 Не

Значительная вероятность процесса 9С —> 33Не делает его и эффективным источником состояний 2 Не вблизи порога. На этой основе могут решаться поисковые задачи, решение которых методами ядерной физики низких энергий крайне затруднительно. Прежде всего, интерес представляет поиск аналогов распада ядра 8Ве из основного состояния 0+ в спектре Q(23He).

Распределение по углу разлета в паре фрагментов 02не представлено на рис. III.8. Основная его часть, соответствующая 30 парам 2Не, описывается распределением Гаусса с параметрами <©2Не> = (46 ± 3) 10" рад и а = 1610" рад. Соответствующее распределение по энергии Q(2 Не) представлено на рис. III. 10. Оно ограничено в основной части областью Q(2 Не) < 20 МэВ. Эта же особенность: образование узких пар, проявляется также в распределении по азимутальному углу между фрагментами г*2не в системе центра масс в белых звездах С—>3 Не (рис. III.9). Распределение для событий, содержащих узкие пары, проявляет характерную корреляцию в области малых и больших углов е*2не- Схожее поведение установлено при образовании ядер Ве в процессах фрагментации ближайших кластерных ядер [10,11,16]. При отсутствии в событиях узких пар корреляция по углу

8+2Не ОТСуТСТВуеТ.

Рис. Ш.8. Распределение по парному углу @2Не, между фрагментами в белых звездах С —» ЗНе; линия - аппроксимация функцией Гаусса

Одновременно, благодаря превосходному пространственному разрешению эмульсионного метода, уверенно наблюдаются восемь узких пар

2Не, угол разлета которых ограничен 02не <10" рад (рис. III.8). Эти пары выделяются в особую группу со средним значением 0 (2 Не) = (6 ± 1)х рад при с = 3x10" рад, которая явно не соответствует предыдущему описанию Гаусса. Указанные параметры близки к данным для диссоциации 9Ве —> 8Ве (0+) —> 2а при той же начальной энергии ядер на нуклон.

Распределение этих пар по энергии С2(2 Не), соответствующих первой ячейке гистограммы на рис. 111.10, имеет среднее значения <С)(23Не)> = (142 ± 35) кэВ при а = 100 кэВ. Таким образом, несмотря на невысокую статистику, данное распределение указывает на интригующую возможность существования резонансного состояния 23Не практически над самым массовым порогом 2 Не. Оно может служить аналогом основного состояния 0+ ядра 8Ве. е* , аед

Рис. Ш.9. Распределение по азимутальному углу между фрагментами 8*2не в системе центра масс в белых звездах 9С—>33Не, не содержащих узких гелиевых пар (сплошная гистограмма) и для событий их содержащих (пунктирная гистограмма)

Из-за потенциальной важности представленного наблюдения узких пар 23Не детально опишем их идентификацию по величине ррс. Эти восемь пар обнаружены в шести событиях, в пяти из которых имеется одна узкая пара, а в шестом фрагменты образуют три узких пары. Из 18 следов ядер Не величину рРс удалось измерить для 9 следов. Для этих следов среднее значение <рРс> = (5.0 ± 0.3) МэВ при а = 0.9 МэВ, то есть параметры этого ансамбля находятся в соответствии с калибровочными данными для пучкового ядра Не. Для одной пары не удалось провести идентификацию фрагментов методом многократного кулоновского рассеяния. В двух парах удалось идентифицировать один изотоп 3Не. В остальных парах удалось полностью идентифицировать гелиевые фрагменты.

I . I .11 I . I . I . I

Рис. 111.10. Распределение по энергии пары фрагментов <3(2 Не) в белых звездах С —> 3 Не

В «золотом» событии с тремя узкими парами удалось надежно измерить и идентифицировать все три фрагмента Не как ядра 3Не (табл. III. 1). Макрофотография этого события приведена на рис. П.2. Энергия возбуждения над утроенной массой Не в этом событии составляет С)(3 Не) = 245.0 кэВ. Ансамбль 3 Не получил значительный отскок, на что указывает значительный полный импульс ~ 196 МэВ/с. Необычно малое значение

2 Не) для пары второго и третьего следов может носить случайный характер и не противоречит на два порядка большим значениям <С>(2 Не)> и а, приведенным выше. В целом, значения С)(23Не) как и поперечных импульсов Рт (с. ц. м. 3 Не) указывают на соответствие термоядерному диапазону энергии внутренних параметров образующейся системы.

Таблица П1.1. Параметры события 3 Не с тремя узкими угловыми парами рР С, е, Рт, Рт, р.* ° <3(23Не), фрагмента ГэВ рад рад МэВ /с МэВ /с кэВ

1 (1-2) 6.2 0.0075 0.013 78 30 35.56 167.

2(1-3) 5.0 0.0076 0.010 61 15 35.59 167.

3 (2-3) 5.2 0.00111 0.011 68 16 0.032 25.0 3.

2Нв'Х10 гасі

Рис. 111.11. Суммарное распределение по парному углу ®2Не> между релятивистскими фрагментами Не в событиях В —> 2Не + Н с образованием фрагментов ядра мишени или мезонов и в белых звездах С —> 3 Не; пунктиром указан вклад белых звезд

Для проверки возможного резонанса в системе 23Не проводится анализ данных сотрудничества Беккерель В —» 2Не + Н [8]. Для усиления эффекта образования узких пар 2 Не в этом канале отбирались взаимодействия, сопровождаемые фрагментами ядра мишени или мезонами. Предполагается что при таком условии происходит эффективный отбор событий с выбыванием нейтрона из кластера 4Не в ядре 8В в результате неупругого взаимодействия. Тогда распределение 0(2 Не) для ядра В приобретает вид схожий с рис. Ш.8, и проявляется отдельная группа узких пар с параметрами