Исследование корреляций в спектре сверхтяжелого водорода 5H тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

1 Введение

2 Теоретические исследования системы 5Н

2.1 Трёхчастичная t + n + n модель.

2.2 Расчёт 5Н "в коробке".

2.3 Рассеяние 3-+3.

2.4 Модель с источником.

3 Изучение реакции £(t,p)5H; качественные аспекты

3.1 Постановка эксперимента.

3.2 Экспериментальные данные.

3.3 Корреляции в реакциях передачи.•.

4 Анализ экспериментальных данных

4.1 Формализм.

4.2 Параметризация матрицы плотности.

4.3 Качественное обсуждение корреляций

4.4 Процедура анализа данных.

4.5 "Внутренние" распределения для 5Н.

4.6 Угловые распределения встемет. для 5Н.

4.7 Спектр отсутствующей массы для 5Н.

5 Обсуждение и выводы 41 5.1 Некоторые замечания.

5.2 Сравнение с предыдущим t{t,p) экспериментом

5.3 Расчёты в модели DWBA.

5.4 Прочие экспериментальные результаты.

Представленная работа посвящена весьма узкой теме: исследованию корреляций в спектре ядерно-нестабильного сверхтяжёлого водорода 5Н. Узость темы, как мне кажется, в достаточной степени компенсируется как сложностью и важностью вопроса, имеющего долгую историю, так и количеством усилий, потребовавшихся для его удовлетворительного разрешения. Даже основное состояние этой системы распадается по каналу t + n + n с шириной превышающей МэВ и для понимания этой задачи (и теоретического, и "практического" - в смысле анализа экспериментальных данных) требуется полноценное понимание динамики непрерывного спектра квантовомеханической задачи нескольких тел. Получение данных, позволяющих делать доказательные утверждения, потребовало проведения корреляционного эксперимента имеющего беспрецедентную в практике работы с радиоактивными пучками ядер сложность.

Свойства "сильно асимметричной" ядерной материи являются на сегодняшний день проблемой далёкой от окончательной ясности. Понимание свойств таких систем, как сверхтяжёлые изотопы водорода 4Н—7Н может стать важным этапом в развитии этой области ядерной науки. Интерес к сверхтяжёлым водородам и формулировки соответствующих проблем существуют уже давно [7]. С начала 90-х годов резко растёт интерес к ядрам вблизи (и за) границей ядерной стабильности. Быстро развивается техника работы с пучками радиоактивных ядер [38]. В последнее время наметилась активизация исследований сверхтяжёлых водородов уже на новом уровне экспериментальной техники: 4Е [50], 5Н [3, 41, 22, 44, 45, 29], 7Н [42, 24].

Таблица 1.1: Экспериментальные результаты по основному состоянию 5Н (энергия и ширина даны в MeV). Энергия Ет отсчитывается от t+n+n порога.

Paper Ет Г Method

Adelberger [1] >2.1 3He(3He,n)5Be

Young [55] 2.15 1.5 3E{t,p)5E

Gornov [27, 28] 7.4(7) 8 9Ве(тг-,pt or ddf H

Aleksandrov [3] 5.2(4) 4 7Li(6Li,8B)5H

Korsheninnikov [41] 1.7(3) 1.9(4) p(6He,2p)5H

Gornov [29] 5.5(2) 5.4(5) 9Ве(тr,pt or ddf H

Golovkov [22] 1.8(1) <0.5 3H(t,p)5H

Meister [44, 45] 3 6 12C(6He,5H)X

Несмотря на обилие экспериментальных работ ситуация с 5Н остаётся неопределённой. Данные из экспериментов, где были получены определённые результаты по 5Н [1, 55, 54, 8, 27, 28, 48, 3, 41, 22, 44, 45, 29], приводятся в таблице 1.1. Ещё в ряде экспериментов (в том числе здесь не упоминаемых) 5Н не был наблюдён или авторы заявили крайне низкий уровень уверенности. Пожалуй первая попытка определения энергии 5Н была предпринята в работе [1]. Из отсутствия острых пиков в "зеркальной" реакции 3Не(3Не,п)5Ве до энергии 4.2 MeV был сделан вывод, что 5Н не связан по крайней мере на 2.1 MeV. В работе [48] 5Н изучался в реакции поглощения пиона 6Li(7r",p)5H; были получены достаточно вялые спектры отсутствующей массы 5Н, близкие к "фазовому объёму", которые объяснялись взаимодействием двух нейтронов в конечном состоянии. Это объяснение критиковалось в работах [39, 49]. В работе [39] было показано, что спектр 5Н из [48] допускает различные интерпретации, в том числе и с состоянием в 5Н. Кроме того, в работе [49] было показано, что "динейтронная" эмиссия, правильно учтённая, должна гораздо меньше влиять на фазовый объём, чем это оценивалось в работе [48]. Состояние в 5Н с резонансными параметрами Ет = 7.4 ± 0.7 MeV, Г = 8±3 MeV было получено в реакции 9Ве(тт~ ,pt)5E [27, 28]. Новое измерение той же реакции (с лучшим разрешением и статистикой) дало пики при 5,10,18 и 26 MeV [29]. В реакции 7Li(6Li,8B)5H [3] наблюдался резонанс при Ет = 5.2 MeV, Г = 4 MeV. Узкие пики, соответствующие основному состоянию 5Н были получены в реакциях р(6Не,2р)5Н [41] и 3H(t,p)5H [22] при энергиях Ет = 1.7 ± 0.3 и Ет = 1.8 ± 0.1 MeV соответственно, в отличном согласии друг с другом. Напротив, в реакции 12С(6Не,5Н)Х [44, 45] (срыв протона из 6Не при высокой энергии) был получен широкий спектр с максимумом при примерно 3 MeV. Ситуация с 5Н остаётся, таким образом неопределённой.

Целью настоящей работы является разрешения существующей противоречивой ситуации с положением состояний 5Н. Для этого

1. Во второй главе предпринимается теоретическое исследование системы 5Н в трёхчастичной t+n+n модели. Рассматриваются свойства основного 1/2" состояния и дублета 5/2" — 3/2" нижних возбуждённых состояний. Демонстрируется, что, т.к. все состояния в спектре 5Н достаточно широкие, наблюдаемые свойства системы могут сильно зависеть от механизма реакции и для надёжного заключения о положении основного состояния 5Н и необходимы детальные корреляционные измерения.

2. В третьей главе описывается экспериментальная методика и рассматриваются основные качественные особенности данных полученных в реакции t(t,p)5Н (Ем = 57 MeV) при наблюдении протона отдачи под малыми углами.

3. В четвёртой главе развивается формализм для анализа корреляционных экспериментальных данных из распадов выстроенных трёхчастичных систем со спином. На основе этого формализма анализируются данные из реакции t(t,p)5Н. Показывается, что в этой реакции заселяется в основном низ-колежащий дублет 5/2" — 3/2". На основе анализа интерференционной картины устанавливается, что основное 1/2" состояние 5Н находится на ~ 1.8 MeV.

4. Обсуждение результатов и выводы содержатся в пятой главе.

Глава 2

Теоретические исследования системы 5Н

Сверхтяжёлый водород 5Н относится к так называемым "демократическим" рас-падчикам — системам, для описания которых требуется привлечение теоретического аппарата теории нескольких тел. Понятие демократического распада было введено в работе [10] для описания наблюдаемых распадных свойств состояний бВе. Демократичность определяется энергетическими условиями распада (недоступность последовательной бинарной моды распада через промежуточные стационарные или квазистационарные состояния); с теоретической точки зрения условия демократического распада те же самые, что и условия "чистой" или "истинной" двухпротонной радиоактивности, введенные В.И. Гольданским в классической работе [23].

Теоретическое изучение 5Н предпринималось в целом ряде работ (см. Таблицу 2.1). Нами система 5Н была изучена в рамках трёхтельной кластерной t+n+n модели [49, 35, 36]. Здесь мы не можем входить в детали этих исследований, и поэтому лишь кратко остановимся на теоретических аспектах, важных, как нам кажется, для понимания особенностей экспериментального изучения системы 5Н. Хотелось бы отметить следующие пункты i) Существует неопределённость в выборе потенциала в подсистеме кор-нуклон. Это происходит вследствие низкого качества данных по t+n рассеянию и неоднозначности их анализа. Результатом является неопределённость энергии основного состояния 5Н порядка 1 MeV [49]. Теоретические расчёты, та

Таблица 2.1: Свойства состояний в 5Н, полученные в разных теоретических моделях (энергии относительно t + n + n порога и ширины в MeV).

Method 1/2+3/2^5/2+

Е Г Е Г Е Г

Shell model [9] 5.5

Shell model [46] 10.5 7.4

HH, 5-body [26] 6 -6

RGM [20] ~6 >4

HH, 3->3 [49] ~2.7 ~3 ~6.6 ~8 ~4.8 ~5

GCM [18] ~3 1-4

HH, 5-body [52] ~2

HH, 3-»3, MWS [35] 1.5-5 1-6 ким образом не могут служить хорошим "подспорьем" в экспериментальной дискуссии о энергии 5Н. ii) Состояния в 5Н могут иметь весьма необычную природу. В соответствии с теоретическими расчётами, они образовываются в основном не вследствие отражения от некоего барьера, а скорее вследствие связи каналов и медленного движения над очень широким (в данном случае коллективным) барьером [35]. iii) Даже основное состояние 5Н получается достаточно широким, а время жизни малым, вследствие чего возникает возможность сильной чувствительности наблюдаемых свойств состояний к механизму реакции. При этом наблюдаемое положение основного состояния может "плавать" на 1 MeV и более. iv) Одно из определений состояния в ядерной физике состоит в том, что свойства состояния не должны зависеть от условий наблюдения (например, того, как состояние заселялось). Для достаточно узких состояний независимость строго доказывается в весьма общих предположениях. Случай 5Н является вероятно пограничным (а может и находится за гранью этой "достаточной узости"). Состояния 5Н в этом смысле более строго называть "структурами в континууме" или "откликом континуума" — т.е. свойствами, связанными со взаимодействием в конечном состоянии. v) Теоретические расчеты имеют и сильные стороны. К надёжно рассчитываемым относятся связь положения резонанса и его ширины, а также связь структуры и корреляций при распаде. В этой связи было указано, что корреляционные измерения могут вносить ясность в тех случаях, когда спектр инвариантной (отсутствующей) массы даёт информацию, допускающую неоднозначную интерпретацию.

2.1 Трёхчастичная t + п + п модель

Детальное описание метода гиперсферических гармоник (ГГ) и его приложения к исследованию ряда лёгких кластеризованных систем может быть найдено в работах [57, 17, 30, 31, 32, 49, 33, 34]. В методе ГГ уравнение Шрёдингера для трёх кластеров,

- Erj ф3 = (т3 + Vnin2 + vnit + Vnit -Ет}% = 0, (2.1) редуцируется до системы одномерных линейных дифференциальных уравнений для одной эффективной частицы движущейся в сильно "деформированном" поле d2 С(С +1) dp2 р2 2М {Ет - VKltKl(p)} хк-у(р) = Y, 2мукък'у {р)Хк>у>(р),

J XV

2.2) используя разложение волновой функции (ВФ) по гиперсферическим гармоникам. В зависимости от характера задачи эти разложения могут быть записаны несколько по разному: ВФ для связанного состояния или для задачи распада имеет вид фзЛр, Яр) = i £ XK,(p) , (2.3) р К-1 а для задачи рассеяния 3 —> 3 она записывается как

V ад=f- U Dl Е X&W) х ewims cjlmlSMs ^kllly ■ (2-4)

К — гипермомент (квантовое число обобщённого углового момента) и используются следующие сокращения

-Y = {L,ls,ly,S,Sx}t £lp = {6p,x,y}, П„ = {9„Х,ку} ■ , (2-5)

ГГ для трёх тел зависят от 5 углов и спиновых переменных j£lssxulv ш = ® *ssj jm , где Xssx связанная в полный спин S спиновая функция двух нейтронов с полным спином Sx и кора с S3,

XssxMs = [[Х5! ® Xs2]Si ® Xs3]

SM. '

Гиперугловые части гармоник в координатном и импульсном пространствах записывается как

45;0V) = kfe) ® r м .

L LMl где гиперугловые собственные функции ч/'кЧ^) выражаются через полиномы Якоби РпаЛ = (^n (cos e^P^liX)}^05 2B<) ■ (2-6)

В методе ГГ используются коллективные переменные. Для 5Н Якобиевские переменные X, Y в "Т" и "Y" системах выражаются через коллективные гиперрадиус р и гиперугол др как

Т": Х = у/2р*ха(в„) Y = у/ь/бр cos(0p), "Y": Х = у/Щряп{0р) У=у/Щрсо5(вр).

И аналогично в импульсном пространстве — через гипермомент х и гиперугол ет = х2/2м ex = etsm2(6>() еу = ет cos2(0„),

Т": кх = у/М/2Ех kv=yJm/5Ev, "Y": кх = ^ЗМ/АЕХ ку = yjАМ/ЬЕу,

Здесь М — это "шкалирующая" масса нуклона.

Эффективные потенциалы Vk~/,k'i'(p) являются матричными элементами от суммы всех парных взаимодействий по ГГ: w'Y (р) = / [ ei>;- ^м jk'Y (пр) • в (2-7)

В нуклон-нуклоном канале использовался квазиреалистический потенциал Гогни-Паерлса-ДеТурея имеющий центральные, Is, тензорные члены и расщепление по чётности и изоспину. В канале t-n используется Вудс-Саксоновский потенциал, подогнанный в работе [49] по данным t+n и 3Не+р рассеяния.

2.2 Расчёт 5Н "в коробке"

Простейшим подходом к системе 5Н является расчёт в котором мы полностью пренебрегаем правильной асимптотикой задачи рассеяния, и изучаем только поведение ВФ во внутренней области. Для этих целей распространённым подходом является решение задачи "в коробке": правое граничное условие — бесконечная стенка, а значит,

W/w) = 0. (2.8)

Энергия основного состояния 5Н, рассчитанная "в коробке", как функция размера коробки ртьх приводится на рисунке 2.1. Для сравнения тот же самый расчёт проделан и для хорошо определённого состояния 2+ в 6Не. Как ни странно расчёт в 6Не дает не только правильную энергию 2+ состояния (среднее положение "полки" на энергетической кривой), но и позволяет правильно определить ширину (как неопределённость энергии вследствие выбора размера коробки). Ничего подобного кривая для 5Н сделать не позволяет: на ней нет никаких особенностей, указывающих на то, что одна энергия более предпочтительна, чем другая. Здесь можно сделать два вывода: i) Постановка правильных граничных условий абсолютно необходима для разумного расчёта свойств 5Н. ii) В работах, где правильные граничные условия в t+n+n канале не были поставлены, были получены результаты более менее произвольные.

2.3 Рассеяние 3 —> 3

Сильной стороной метода гипергармоник для демократической задачи рассеяния или распада незаряженными частицами является то, что он предоставляет ана4

Г( 2+) О

10 15 20 25 30 35 40

РЬох

Рис. 2.1: Энергия основного состояния 5Н, рассчитанная "в коробке", как функция размера коробки рьох (сплошная кривая). Тоже самое для хорошо определённого состояния 2+ в 6Не показано штриховой кривой. литические выражения для граничных условий. В случае рассеяния 3 3: тотику ~ ехр[^ргхр], и описывающие сходящиеся и расходящиеся шестимерные

Рассеяние 3 —> 3 для 5Н рассматривалось в работе [49]. Некоторые результаты из неё приведены на Рис. 2.2. Легко видеть, что некоторые диагональные фазовые сдвиги в каналах с нижайшими квантовыми числами меняются при энергии порядка 2.7 MeV очень быстро. Характерная ширина структур, которые могли бы ассоциироваться с таким быстрым изменением фаз порядка 600 keV. Однако, асли мы посмотрим на поведение нижайшей собственной фазы, которая во многих работах используется как индикатор наличия резонанса для систем со связанными каналами, то оно достаточно гладкое, а максимальное её значение едва превосходит 60 градусов. Производная собственной фазы по энергии даёт широкую структуру примерно при 2.3 MeV (Рис. 2.2Ь). Если мы посмотрим на другую величину характеризующую непрерывный спектр — внутреннее норми

КЧЗ/2 сферические волны, s\L7 — 5-матрица для рассеяния 3 3.

SO 400 а ад

§ 200

W

5 10

Ет (MeV)

Рис. 2.2: (а) Диагональные фазовые сдвиги 6^ для 1/2+ состояния в 5Н нижайшая собственная фаза. (Ь) Внутренние нормировки для 1/2+, 5/2+ и 3/2+ состояний, полученные в 3 —> 3 расчётах. Производная по энергии от собственной фазы ддя состояния 1/2+ показана на рисунке (а) в произвольных единицах. ровки ВФ рассеяния iV^ — то тоже увидим широкие структуры. Однако, теперь максимум для 1/2+ состояния находится уже при 3.3 MeV. Внутренние нормировки ВФ — это упрощённая характеристика, поведение которой должно быть примерно подобно поведению вероятностей различных процессов с тремя частицами в конечном состоянии [17]. На этом основании в работе [49] мы пришли к заключению, что экспериментально наблюдаемые характеристики 5Н должны быть весьма широкими.

Здесь мы особенно хотели бы отметить, что разные величины, характеризующие непрерывный спектр 5Н дают весьма различные величины для его основного состояния. Отсутствие уникальной характеристики состояний 5Н говорит о том, что они слишком широкие чтобы быть "полноценными нормальными" состояниями и мы скорее имеем дело со "структурами в континууме" или "откликом континуума". В этом случае весьма вероятна сильная зависимость наблюдаемых свойств континуума от механизма реакции.

2.4 Модель с источником

Для исследования возможных масштабов зависимости наблюдаемых свойств непрерывного спектра 5Н от механизма реакции, его заселяющей, в работе (35] использовалась "модель с источником" (MWS). В ней вместо однородного рассматривается неоднородное уравнение Шрёдингера я3 - Ет) = ■ (2-Ю)

Значок (+) в обозначение ВФ указывает, что решение ищется в виде расходящейся шестимерной волны I хй(Ршах) = <(*) Н%/2(*ртах) . , (2.11)

Основания для рассмотрения такой модели интуитивно понятны: (i) в реальном эксперименте (за исключением условий подобных астрофизическим) формируются только расходящиеся шестимерные волны, и (и) "объём реакции", где формируются только расходящиеся волны имеет ограниченный размер, что и описывается пространственно ограниченным источником F^. Спектр возбуждения 5Н, формируемый в канале развала должен быть пропорционален потоку разлетающихся частиц на гиперсфере большого радиуса р — а з

2.12) р—а

Для достаточно большой гиперсферы, поток должен перестать зависеть от а и должен выражаться через асимптотические амплитуды А^(Ет): j(a) = ^ЩМ £к7 И*{Erf. (2.13)

Эта модель может быть строго обоснована (см. [35]) для высокоэнергетических реакций выбивания. Скажем, при заселении 5Н при выбивании протона из

Рис. 2.3: Чувствительность спектра J" = 1/2+ состояния в 5Н для модели с источником соответствующим внезапному срыву протона из 6Не, (а) Варьируется компонентный состав источника (полный и отдельные ГГ {К L S lx lv})- (Ь) Варьируется размер источника (нормальный размер плюс-минус 10%).

6Не, источник для трёхкластерной t+n+n модели будет представлять собой преобразование Фурье от интеграла перекрытия между ВФ 6Не с одной стороны и ВФ тритона и спин-изоспиновой частью ВФ "удалённого" протона Хр с другой по радиус-вектору между протоном и с.т. 5Н: л£ ~ = / <1геП%х№не) ■ (2.14)

Следует отметить, что даже для менее "рафинированных" (чем высокоэнергетическое выбивание) экспериментальных условий, модель такого типа является более "чистым" (с теоретической точки зрения) приближением, чем широко используемая для учёта взаимодействия в конечном состоянии (ВКС) модель Мигдала-Ватсона. Кроме того она обобщена для учёта ВКС в континууме трёх (а возможно и большего числа, см. случай тетранейтрона 4п в работе [35]), частиц.

-а 2 *с

S3 £ ю я 1 й) 1 *о

С и t U О

0.00 0.25 0.50 0.75 1.00

ЕХ!ЕТ

Рис. 2.4: Чувствительность корреляций из распада 1/2+ состояния 5Н к свойствам источника. Ех - энергия относительного движения двух нейтронов [энергия трития будет 2/5[Ет - Ех)\. Сплошная кривая показывает результат для полного источника. Штриховая, пунктирная и штрих-пунктирная кривые соответствуют одной ГГ с {К L S 1х 1У} в источнике. Каждый спектр вычислен при энергии пика соответствующей кривой на Рис. 2.3а.

Результаты расчётов для модели с источником показаны на Рис. 2.3. Видно, что даже весьма умеренная вариация размера источника приводит к сдвигу генерируемого спектра 5Н почти на 1 MeV (Рис. 2.3Ь). Чувствительность же к компонентному составу источника оказывается весьма велика: скажем в случае селективного заселения компоненты ВФ с Sx = 1 (штрих-пунктирная кривая) спектр 5Н совершенно размывается (пик получается при примерно 7 MeV). Эти исследования были проделаны в свете проявившегося в 2001-2003 гг. противоречия между весьма качественными экспериментами, с одной стороны [41] и [22] дающими энергию основного состояния 5Н примерно 1.7 - 1.8 MeV и довольно узкие пики, а с другой стороны [44, 45] где был получен широкий спектр с максимумом при примерно 3 MeV. Приведённые расчёты показывают, что данное противоречие находится вполне в пределах возможного влияния механизма реакции: с одном и тем же Гамильтонианом мы можем получить пик как на 2 так и на 3 MeV не делая абсолютно невозможных предположений.

Ситуация была бы совершенно тупиковой в плане перспектив изучения свойств 5Н, но механизм реакции по расчетам модифицирует не только спектр, но и импульсные распределения фрагментов распада. Масштаб этого изменения в зависимости от вариации источника показан на Рис. 2.4. На основании этих результатов в работе [35] был сделан вывод о необходимости дополнять измерения спектра 5Н корреляционной информацией для получения результатов поддающихся интерпретации.

Далее мы рассмотрим результаты кинематически полных экспериментальных исследований непрерывного спектра 5Н, заселявшегося в реакции t(t,p)5H вплоть до 5 MeV c.m. энергии. Программа исследования корреляций в 5Н оказалась весьма плодотворной, хотя и не в таком виде, как это предлагалось в теоретических работах.

Глава 3

Изучение реакции t(t:p)5Н; качественные аспекты

3.1 Постановка эксперимента

Эксперимент проводился на циклотроне U-400M Лаборатории Ядерных Реакций им. Г. Н. Флёрова. Тритиевый пучок с энергией 57.7 MeV транспортировался по модифицированной линии масс-сепаратора ACCULINNA [47] в реакционную камеру, где размещались тритиевая мишень и детекторы заряженных частиц. Линия масс-сепаратора также использовалась чтобы уменьшить угловое расхождение и энергетическую дисперсию исходного тритиевого пучка до 7 mrad и 0.3 MeV полной ширины на полувысоте (FWHM). Тритиевый пучок со средней интенсивностью 3 • 107 s-1, фокусировался в 5 mm пятно на газовой ячейке криогенной тритиевой мишени [56]. Газовая ячейка, толщиной 4 mm, заполнялась тритием под давлением 860 mbar и охлаждалась до 25° К.

Экспериментальная установка показана на Рис. 3.1. Медленные протоны, выходящие из мишени в направлении назад измерялись кольцевым 300 дт кремниевым детектором с активной зоной имеющей внешний и внутренний диаметры 82 mm и 32 mm, и 28 mm центральное отверстие. Детектор был установлен в 100 mm не доходя до мишени. Позиционная чувствительность обеспечивается сегментацией на 32 кольца с одной и 32 сектора с другой стороны. Порог детектирования для протонов был 1 MeV. Телескоп для заряженных частиц, движущихся в направлении вперёд был установлен в 150 и 220 mm после мишени в двух различных сериях измерений. Телескоп состоял из четырёх круговых кремниевых детекторов тако

Рис. 3.1: Схема экспериментальной установки для реакции t(t,p)bН. го же размера, как протонный детектор. Толщины детекторов, начиная от входа составляют 300 /яп 3x1 mm. Две стороны первого, 300 ^т детектора, сегментированы на 16 колец и 16 секторов. Идентификация частиц в передней! телескопе осуществлялась стандартным ДЕ — Е методом. Нейтроны детектировались 48-ю сцинцилляционными модулями времяпролётного спектрометра DEMON [51]. Модули DEMONa были установлены на расстоянии 2.5 m от мишени и покрывали угловой диапазон = 5° — 40°.

Интенсивность пучка мониторировалась ионизационными камерами низкого давления. Три камеры были распределены по пучку до мишени и одна установлена в 1 m после. Кроме того, 4 mm кремниевый детектор (не показан на Рис. 3.1) с диаметром 8 mm был установлен сразу после переднего телескопа. Его положение отвечало лабораторным углам 5.8° и 7.9° для первой и второй серий измерений. В последнем случае было возможно отличить пики упругого рассеяния тритонов на мишени и на материале окон. Это дало дополнительную возможность абсолютной нормировки данных по известным значениям сечений.

Порог регистрации для медленных протонов движущихся назад (см. Рис. 3.1) определяет диапазон доступных энергий 5Н. Чтобы поднять до 5.0 MeV верхний предел этого диапазона, АЕ - Е идентификация протонов не использовалась. К каким-либо проблемам это не приводит, т.к. вследствие кинематики t + t столкно

Q (MeV)

Рис. 3.2: Распределение событий по величине Q (разнице энергий во входном и выходном каналах) в реакции t(t,p)5H. Экспериментальные данные показаны ромбами, а МК симуляция, принимающая во внимание все детали экспериментальной установки — серой гистограммой. вений. только протоны и дейтроны могут быть испущены назад. Максимальная энергия дейтронов не может превышать 1 MeV, и все они должны быть остановлены в материале и окнах мишени. Поэтому только протоны из t + t могут достичь детектора, и другие частицы, доходящие до детектора, могут образоваться только в реакциях на материале окон. Подобный фон измерялся в специальном заходе на пустой мишени. Было определено, что фон от реакций на материале окон пренебрежим для тройных p-t-n совпадений. Анализ тройных протон-тритон-нейтронных совпадений даёт ещё одну возможность идентификации канала реакции. Для канала t + t —* p + t + 2n такие события дают возможность восстановить полную кинематику, т.к. параметры ненаблюдаемого нейтрона вычисляются из закона сохранения импульса. Сравнивая полную энергию в выходном канале с энергией пучка можно отличить события приходящие из канала t + t от фоновых событий. Рис. 3.2 показывает полный баланс энергии Q тройных совпадений:

Q = £ (МРП) + Я?п)) - £ И™0 + Sj^) = 0 •

3=1,2 j=1.4

Экспериментальные данные показаны ромбами, а Монте-Карло (МК) симуляция, принимающая во внимание все детали экспериментальной установки — серой гистограммой. Некоторая асимметрия Q-пика возможно связана с перерассеянием нейтронов. Влияние этого эффекта на конечный результат было найдено не значимым. Разрешение энергии 5Н, определяемой по отсутствующей массе, оценивается из этой МК симуляции как 0.4 MeV (FWHM).

Модули нейтронного детектора DEMON позволяют делать нейтрон-гамма разделение сравнивая полную и медленную компоненты светового сигнала жидкого сцинциллятора. Энергетическая калибровка DEMONa была проделана с использованием 7-источников 60Со и 137Cs. Нейтронные энергии определялись по времени пролёта. Для временной калибровки использовался времяпролётный спектр с триггером от совпадений с 7-событиями в DEMONe. Наличие полной кинематики для каждого тройного совпадения p-t-n, делает возможным вычисление импульсного распределения ненаблюдаемого нейтрона, испущенного в канале реакции t + t р + t + 2п. Тогда, детектирование четверных p-t-n-n совпадений даёт прямую информацию о эффективности детектирования нейтронов. Статистика событий с четырёхкратными совпадениями оказывается достаточна, чтобы определить энергетическую зависимость нейтронной эффективности во всём интересующем диапазоне.

3.2 Экспериментальные данные

Далее в этой работе речь, по умолчанию, идёт именно о тройных p-t-n совпадениях. Детектирование таких событий, как уже упоминалось, однозначно идентифицирует р+5Н выходной канал и делает возможной полную кинематическую реконструкцию. Представление данных в системе центра масс (c.m.) t+2n является наиболее подходящим для поиска резонансов в 5Н. Ось Z выбирается вдоль направления передачи импульса, (2/3)кьеат+кр (см. обозначения на Рис. З.ЗЬ). Этот выбор объясняется в разделе 4.2. 12 кинематических переменных полностью описывают 4 частицы (протон, тритон и два нейтрона), которые мы имеем в выходном канале реакции. Законы сохранения уменьшают число независимых переменных до 8. Использованная экспериментальная установка захватывает сравнительно узкий угловой диапазон для протонов в системе центра: 5° < вр(с.т.) < 10°. Можно предположить (и дальнейший анализ это подтверждает), что полярное угловое распределение протона однородно в этих пределах. Также, не должно быть зависимости от азимутального угла протона фр вследствие общей симметрии задачи.

Рис. 3.3: Кинематические переменные для реакции t(t,p)5Н. Переменные протона и 5Н показаны в лабораторной системе, а переменные для распада 5Н даны в системе покоя 5Н. Направление оси Z в системе 5Н выбрано совпадающим с направлением передачи импульса при предположении о прямом механизме реакции (см. врезки с диаграммами), (а) Динейтрон передаётся от пучкового к мишенному тритону. Переданный импульс q^ при этом равен импульсу 5Н в лабораторной системе. (Ь) Динейтрон передаётся от мишенного к пучковому тритону. Переданный импульс qAL равен импульсу 5Н в "анти-лабораторной" системе, где налетающая частица покоится. См. обсуждение в разделе 4.2.

Таким образом, экспериментальные данные могут быть представлены в виде 6-мерного массива независимых переменных: полярный и азимутальный углы тритона (0(, 0t) в c.m. системе 5Н, такие же переменные для одного из нейтронов (вп1, фпх), полная энергия 5Н = Епп + Et-nn и энергетическое распределение е = Епп/Еьн между подсистемами в 5Н.

Примеры того, как выглядят экспериментальные данные приводятся на рисунках 3.4 и 3.5. Данные показаны без какой-либо поправки на эффективность. Наиболее интересным здесь является наличие резких осцилляций в угловых расся +-> С

О >

Рис. 3.4: Распределение экспериментальных °Н событий для реакции t(t,p)5H на плоскости {£5НД}. Координатная система Рис. З.ЗЬ. пределениях тритонов и нейтронов.

В угловом распределении тритонов (см. Рис. 3.4) три острых пика наблюдаются в широком диапазоне энергий Еьц. Мы покажем, что эти пики связаны с заселением возбуждённых состояний в °Н, чья структура — в основном тритон в d-волне. Можно заметить, что при малых £sH "сателлитные" пики (направления вперёд и назад) исчезают и остаётся только пик при 90°. Мы покажем, что это изменение не связано с эффективностью, а является результатом интерференции возбуждённых состояний в 5Н с основным состоянием 1/2+.

Основной чертой нейтронных распределений, показанных на Рис. 3.5, является концентрация вероятности при низкой энергии Епп. Это, очевидно, связано с сильным п-п взаимодействием в конечном состоянии (ВКС). В этой части спектра угловое распределение также имеет три пика, напрямую связанных с тремя пиками в тритонном спектре. Действительно, в пределе Епп —> 0 индивидуальное движение нейтронов редуцируется до движения одного "динейтрона", который имеет такое же угловое распределение в с.т. системе 5Н, что и тритон. При больших Епп энергиях, нейтронное распределение имеет два пика. Это является проявлением р-волнового движения индивидуальных нейтронов, что является

Рис. 3.5: Распределение экспериментальных 5Н событий для реакции t(t,p)°H на плоскости Координатная система Рис. З.ЗЬ. ожидаемым свойством 5Н.

3.3 Корреляции в реакциях передачи

В принципе, сильно осциллирующие угловые распределения тритонов (три пика) и нейтронов (два пика) могут иметь два объяснения. Они могут возникнуть за счёт специфического механизма реакции, или они могут являться проявлением состояний в 5Н. Расчёты, выполненные для реакции t(t,p)5Н в модели Борнов-ского приближения с искажёнными волнами (DWBA) (см. обсуждение в разделе 5.3), показывают, что первое объяснение весьма не правдоподобно и заселение определённых состояний в 5Н требуется для объяснения данных. Качественное обсуждение корреляций в реакциях передачи в целом и их происхождение в нашем случае в частности приводятся в работе [25]. Необходимо отметить, что для получения таких сильных осцилляций, как на Рис. 3.4 требуется выполнение целого ряда условий. Здесь мы перечислим кратко эти условия: i) Осциллирующие картины угловых распределений могут наблюдаться в следующих случаях: a) Резонансные состояния заселяются в реакциях передачи при условии "нулевой геометрии" (см. например, [19]). Интересующее резонансное состояние испускается (примерно) при нулевом с.т. угле. Также, необходимо, чтобы только частицы с нулевым спином участвовали в заселении и распаде этого состояния. В работе [19] изучаются a-a корреляции для частиц, испущенных в двухступенчатом процессе. "Первая" испущенная а-частица детектируется под углом максимально близким к нулю, при этом угловое распределение "второй" а-частицы имеет простой сильно осциллирующий вид хорошо описываемый чистым полиномом b) Осциллирующие угловые распределения могут наблюдаться в случае прямых реакций. Как и в предыдущем случае, необходимо, чтобы только частицы с нулевым спином участвовали в заселении и распаде состояния. Но теперь корреляции наблюдаются относительно направления переданного импульса. c) Насколько нам известно, осциллирующие угловые распределения лишь один раз наблюдались в реакциях с ядрами, имеющими ненулевой спин: 13C(6Li, rf)170*(a)13Cg.s. [б]. В работе [14] было показано, что этот результат может быть объяснён только в случае энергетического вырождения и интерференции (по крайней мере) двух состояний с разным спином. ii) Система 5Н может рассматриваться как "протонная дырка" в 6Не (см. например, обсуждение в работе [49]). Теоретические расчёты предсказывают спин-чётность J* = 1/2+ для основного состояния 5Н, а в качестве первых возбуждённых состояний ожидается дублет 3/2+ и 5/2+. iii) Основное состояние 5Н плохо заселяется в реакции двухнейтронной передачи вследствие статистического фактора (2J + 1), а также как результат "нестыковки углового момента". Расчёты по модели DWBA, поддерживающие квазиклассический аргумент о нестыковке углового момента приводятся в разделе 5.3. iv) Передачей спина в реакции можно пренебречь. Передачей спина AS = 1 означает, что два нейтрона передаются в состоянии относительного движения с отрицательной чётностью. Существующий значительный опыт изучения реакций передачи показывает, что "передача динейтрона" (AS = 0) является гораздо более предпочтительным каналом реакции [21]. v) Для получения сильно осциллирующих угловых распределений, необходимо, чтобы состояния 3/2+ и 5/2+ были вырождены или близки к тому. Теоретические расчёты (например, [49]) показывают, что ожидаемое энергетическое расщепление между этими состояниями меньше, чем их ширины (условие вырождения удовлетворяется). vi) Для получения сильно осциллирующих угловых распределений, нужно, чтобы компонента ВФ {L = 2, Sx = 0,1Х = 0,1У = 2} доминировала в распаде 5Н (L — полный угловой момент, индексы хну относятся к спинам и угловым моментам подсистем пп и t-nn). Такая компонента ВФ соответствует d-волновому движению трития в 5Н. На то, что это требование удовлетворяется указывают теоретические расчёты 5Н [35] и 6Не [16] и экспериментальные результаты по распадам родственного состояния 2+ в 6Не [15,10,11,12,13].

Глава 4

Анализ экспериментальных данных

4.1 Формализм

Распределение частиц p+t+n+n в выходном канале изучаемой реакции описывается выражением: fN , « £ И2 т.т. - Епп - Et.nn - Esn.p), (4.1) где k„„ — относительный импульс двух нейтронов, кг.„„ — относительный импульс тритона центра масс двух нейтронов, ksH.p — относительный импульс протона и центра, масс системы t+2n. Этим импульсам отвечают энергии Enn, Et.nn и Ещ.р. В правой части Ур. (4.1), F — амплитуда реакции, а сумма пробегает по ненаблюдаемым проекциям спинов частиц, обозначенных и. Дельта-функция отвечает за закон сохранения энергии (Z?c.m. — полная энергия в выходном канале в системе центра). Уравнение (4.1) легко приводится к виду d7N

- QQ nn sin $5н-р^5н-р

ОС у/Ет{Е*я - Enn)(Ec.m. - ЕьЕ) J £ lFl2dcpsHp, (4.2) где Еья = Enn + Et-nn.

Анализируя |F|2, мы предполагаем, что внутренние степени свободы 5Н и движение 5Н как целого хорошо факторизуются в соответствии с двухступенчатым процессом, который имеет стадию формирования 5Н и стадию распада 5Н. В этом предположении асимптотическая часть ВФ системы p+t+n+n может быть записана как

JtMi где ipj+Jjm. — ВФ относительного движения системы р+5Н и Ф^] — ВФ внутреннего движения системы t + п + п. Верхний индекс "(+)" означает, что мы рассматриваем ВФ с расходящейся асимптотикой. J и М — полный спин системы 5Н и его проекция; j и rrij описывают полный угловой момент протона; Jt и Mt отвечают полному угловому моменту выходного p+t+n+n канала.

Асимптотическая форма ВФ относительного движения системы р+ъН даётся выражением:

Ьн-р) = еХР[^5Н"рГ]Е<л Ш***) ® Xl/2„W (4.4) I гДе Xi/2/i ~ спиновая функция протона.

Асимптотическая форма ВФ внутреннего движения системы f+n+n даётся выражением: й(ан, п.) = £ j»(n5) (4.5)

К7

Это выражение представляет собой разложение асимптотики t+n+n ВФ по гиперсферическим гармоникам. Детальное описание гиперсферических гармоник может быть найдено, например, в разделе 2.1 или в работе [34]. В итоге, мы получаем следующее выражение для величины

J а из Ур. (4.2):

W - Е Ху Е CjmjjM Cj'm-J'M (°Л Л) ^[J'V

JtJ'tMt JJ'M jj'm} U'mjj.

X P-(C0S^H-P)^(C0S^H-P) E E E C^LSMs CJL'MlSMs

SMsSx KLlxly K'L'l'J'y x (4-6)

В этом уравнении вторая половина левой части описывает распад 5Н по каналу t+n+n в терминах гиперсферических гармоник, а первая половина содержит информацию о деталях реакции f(f,p)5H. Для анализа экспериментальных данных с ш >

350,

-Anty-lab. system

3001- ° Beam system

60 90 120 О, (dgr)

Рис. 4.1: Распределение экспериментальных событий с е < 0.1 по углу 6t при различных выборах оси Z. Круги соответствуют выбору оси параллельно оси пучка, пустая гистограмма - параллельно направлению вектора qi ("лабораторная система") и серая гистограмма - параллельно направлению вектора qal ("анти-лабораторная система"). См. также Рис. 3.3. информацию о реакции t(t, р)5Н была представлена в виде матрицы плотности р:

W (х Рш (&Н-р, &Н-р) SEE CLMlSMs CL'MlSMS

JJ'M SMsSx КLlxly K'L'l'xl'y

E>h) faiXi^y (4.7) и параметры матрицы плотности подгонялись по экспериментальным данным.

4.2 Параметризация матрицы плотности

В общем случае можно произвольно выбирать направление оси Z в с.ш. системе 5Н и рассматривать параметры р-матрицы как свободные в процедуре подгонки. Однако, соответствующий выбор этой оси и вытекающие из него физические предположения могут значительно сократить число свободных параметров. В нашем эксперименте три направления являются выделенными в с.ш. системе: ось пучка и два направления передачи импульса для реакции t(t,p). Наличие двух направлений передачи импульса связано с идентичностью пучка и мишени и соответствует передаче динейтрона от пучка мишени и наоборот. Первое направление (qL = kbeam - Ц>) соответствует максимуму сечения для быстрых протонов движущихся вперёд и совпадает с импульсом 5Н в лаб системе; второе направление

4al — (2/3)kbeam — кр] соответствует протонам движущимся назад в лаб системе и совпадает с импульсом 5Н в "анти-лабораторной" системе (см. Рис. 3.3). На Рис. 4.1 представлены угловые распределения тритонов в с.т. системе 5Н для трёх выборов оси квантования: ql, kbeam и —qal- Только события с е < 0.1 (для них осцилляции в распределении должны быть наиболее выражены) показаны на рисунке. Разница при выборе этих трёх направлений не очень велика, т.к. средние углы между направлением пучка и векторами qь и —qal малы (примерно -3° и +5°, соответственно). Однако, различия между тремя распределениями статистически достоверны и хорошо видны на Рис. 4.1. Максимальная выстроенность (максимальное отношение пик/провал) соответствует передаче динейтрона с мишени на пучоковый тритон (см. Рис. З.ЗЬ) и, следовательно, максимуму сечения при малых с.т. углах для реакции t(t,p) (протоны летят назад в лаб системе). Это наблюдение позволяет нам рассматривать реакцию, ведущую к заселению резонансов в 5Н как прямую передачу динейтрона (однополюсное приближение в диаграммной технике) от мишени пучку и выбрать ось Z по направлению вектора -*\al = (2/3)kbeam + kp. Амплитуда реакции однополюсное приближение в диаграммном приближении должна быть аксиально симметрична относительно данного направления (так называемый критерий Треймана-Янга).

В случае аксиальной симметрии относительно выбранной оси квантования независимые ненулевые элементы матрицы плотности pj^f для 3/2+ - 5/2+ дублета в 5Н могут быть параметризованы пятью параметрами. Мы выбрали их следующим образом: г — относительный вес состояния 5/2+ в дублете 3/2+ - 5/2+, C2j — относительные веса компонент с М — ±1/2 для состояний с полным угловым моментом J, и — относительные фазы компонент с J и J' и разными М. В этой параметризации ненулевые матричные элементы р3^ запишутся как:

3/23/2 Рь/23/2 ех]

4.8)

Рис. 4.2: Распределение по углу 6t для интерференции 3/2+ и 5/2+ состояний как функция фазы Случай полной выстроенности, использовала одна {LSxlxly} = {2002} компонента и г == 3/5.

Для интерференции 3/2+ — 5/2+ дублета с основным 1/2+ состоянием 5Н, к матричным элементам Ур. (4.8) нужно добавить следующие матричные элементы: 1/21/2 f s/21/2 \ * 1/а-д/а /5/2-1/2У ехр[г(0д + 4У)]

5/21/2 ~ \^1/2\/2) ~ ^5/2-1/2 \r\/2-l/2) ~ ^ Vw 1 L5 ' 1/21/2 / 3/21/2\* 1/2-1/2 / 3/2-1/2\* exp^i] /---r

Рз/21/2 = у 1/21/2J =-P3/2-l/2 = -^l/2-l/2j =--— лМ C3 (1 " 1")

P!/2V2 = ^:!/2 = W2, (4.9) где ID! — вес состояния 1/2+ относительно дублета 3/2+-5/2+. р-матрица должна быть кроме того перенормирована относительно Sp[p] = 1.

Выбранная параметризация предполагается независимой от энергии Еън.р = Ес.т. - Еън (исключением является только фаза фу состояния 1/2+, см. далее), а зависимость от энергии Esн включена в параметризацию амплитуд распада AJKj.

4.3 Качественное обсуждение корреляций

В случае полного вырождения 3/2+ - 5/2+ дублета, амплитуды AJKLSSilxly в Ур. (4.7) не зависят от J, а корреляции описываются матрицей плотности, зависящей от углового момента L

L'Ml V V Гш rJ'M пгм (А 1Л1

PLMi - LMiSMs L'MiSM$ PjM ■ V^.IUJ

JJ'M Ms

Относительные фазы и </>%■ должны быть в этом случае положены нулями. Для параметризации (4.8) ненулевые матричные элементы матрицы плотности (4.10) с S = 1/2 и для полного спина двух нейтронов 5^ = 0 выражаются как:

Р% = Р\~1 = ^ ~ г)(1 - с3) + г(1 - с5) - 4 л/(1 - с3) (1 - с5) г(1 - г) ] Р2~1 = +3г + 2(1 - г)сз - 2ГС5 4 ~ с3) (1 - с5) г(1 - г) - 2 Уб с3с5 г(1 - г) ] I[2(1 -г)с3 + 3гс3 + 2^/6с3С5г(1 -г)] . (4.11)

Если мы предположим одну {Z-^Z^Zy} = {2002} компоненту в ВФ 5Н, то инклюзивный корреляционный спектр по углу 9t запишется как: 2

Ж* Т, Ail \P2ML(coset)fsm6t. (4.12) dBt Ml=-2

Если реакция происходит с нулевой передачей спина, то выстроенность состояний 5Н полная, и коэффициенты сз и % должны быть взяты единичными. Действительно, проекции полного момента М = ±3/2, ±5/2 не могут в этом случае заселяться при нулевой геометрии (или прямой реакции при правильном выборе Z). Это приводит к требованию рЦ — 0. Далее, может быть получено условие, при котором р\\ = 0. Оно состоит в требовании г = 3/5, что является просто комбинаторным значением для состояний 3/2+ и 5/2+ (результат о котором можно было догадаться из общих соображений).

Таким образом, предположения о нулевой геометрии (или прямой реакции при правильном выборе Z), вырождении 3/2+ и 5/2+ состояний и передача AS = 0 в реакции приводят матрицы плотности свободной от параметров. В предположении Ур. (4.12) это приводит к корреляционной функции dW cx[P2°(cos^)]2sm^. (4.13) dvt

Понятно, что уже в первом приближении, эта простая картина, полученная из очевидных физических соображений, качественно описывает основные черты экспериментальных данных (см. Рис. 3.4).

Поведение угловой корреляции по dt в уже рассмотренном случае одноком-понентной ВФ 5Н, но при более общем случае смешивания между 3/2t и 5/2+

0.8

0.6 <Л 5 3

0.4 гб ее

0.2

0.0

1.0

Рис. 4.3: Распределение по углу 9t для интерференции 3/2+ и 5/2+ состояний как функция отношения весов г состояний 5/2+ и 3/2+. Случай полной выстроенности, использована одна {LSxlxly} = {2002} компонента и ф^ = 0. состояниями, иллюстрируется на Рис. 4.2 и 4.3. Нужно отметить следующие особенности распределений: i) Картину с тремя острыми пиками не так просто получить: в значительных областях пространства параметров получаются качественно отличные распределения. ii) В случаях чистого 3/2+ (г = 0) или чистого 5/2+ (г = 1) сильно осциллирующая картина не формируется. В этих случаях два или три маленьких пика "сидят" на толстой "подложке". Значительное смешивание состояний с различными J требуется для получения сильных осцилляций. iii) В случае трёхпиковой корреляции пики имеют примерно равные высоты. Вариацией параметров р-матрицы не удаётся значительно варьировать отношение их высот при смешивании только двух 3/2+ и 5/2+ состояний.

Угловое распределение по 9t (Рис. 3.4) стабильно при £ьн > 2.5 MeV; при более низкой энергии центральный пик (9t = 90°) усиливается. Единственный физически обоснованный способ усилить центральный пик, который мы нашли, состоит в том, чтобы смешать дублет 3/2+-5/2+ с состоянием 1/2+. В этом случае '^долины"

Рис. 4.4: Распределение по углу 6t для интерференции о.с. 1/2+ с дублетом состояний 3/2+ и 5/2+ как функция фазы ф\з. Параметры смеси 3/2+ - 5/2+ подогнаны по экспериментальным данным при ~ 4.5 MeV. Относительный вес примеси основного 1/2+ состояния составляет wi = 0.7. между пиками становятся не такими выраженными, но центральный пик можно сделать гораздо больше сателлитов. Пример зависимости углового распределения от параметров смешивания приводится на Рис. 4.4 для одного выбранного отношения 1/2+/(3/2+ — 5/2+). Посредством такого анализа можно определить вклад основного состояния 5Н в низкоэнергетическую часть спектра.

4.4 Процедура анализа данных

В нашем анализе экспериментальных данных мы предположили, что амплитуды распада факторизуются [см. Ур. (4.7)] на члены описывающие внутреннее движение 5Н (описываются амплитудами AJ}<1) и члены отвечающие за движение 5Н как целого (описываются р-матрицей). Кроме того предполагается полное вырождение 3/2+ - 5/2+ дублета и заселение минимальных магнитных состояний (см. также раздел 5.1). После этого только w} и ф^ остаются свободными параметрами в Ур. (4.8) и (4.9). Относительные веса состояний 3/2+ и 5/2+ фиксируются коэффициентами векторного сложения давая г = 3/5 (см. предыдущий раздел, Сз и с5 должны быть взяты по единице, а относительные фазы фу} и (pfj — ро нулю.

Детали экспериментальной установки (геометрия, эффективности детектирования, пороги, параметры пучка и мишени, энергетическое и временное разрешения и т.д.) учитывались в МК симуляции. Из-за очень сложных поправок на эффективность прямое применение х-квадрат процедуры к анализу этого эксперимента едва ли возможно. Поэтому процедура подгонки была реализована итеративно с тремя шагами в каждой итерации:

1) "Внутренние" распределения по Епп подгонялись по отдельности в нескольких бинах по Еьп. Извлекаются коэффициенты разложения амплитуд по гипергармоникам. ii) Подгоняются угловые распределения частиц в системе 5Н (опять же, в бинах по Еьн). Извлекаются параметры р-матрицы. iii) Собирается информация по Еьн бинам и подгоняется профиль 5Н спектра по Еък.

4.5 "Внутренние" распределения для 5Н

Амплитуды AJKl параметризовались в виде произведения медленно и быстро меняющихся членов:

AJKl = aJK7(Em) Jj(E, н) ; EK«f=l. (4.14)

Ку

Предполагалось, что амплитуды 3/2+ и 5/2+ одинаковы. Для состояния 1/2+ энергетическая зависимость "медленных" членов а]К1{Еъц) не вводилась. Коэффициенты а^'5/'2 подгонялись отдельно в нескольких бинах по Еъ^. Т.к. в низкоэнергетической области вклады состояния 1/2+ и дублета 3/2+—5/2+ невозможно разделить, то коэффициенты были выбраны так, чтобы давать такое же Епп распределение, что и дублет 3/2+ -5/2+. Результаты подгонки приводятся в Таблице 4.1. Для МК симуляции коэффициенты линейно интерполировались между приведёнными значениями; вне диапазона Таблицы 4.1 они брались постоянными. Качество подгонки Епп распределения демонстрируется на Рис. 4.5.

Таблица 4.1: Гиперсферпческое разложение амплитуд распада а/^; коэффициенты умножены на 100- Веса различных компонент приводятся в последней колонке для основного состояния при Е$ц — 2 MeV и для возбуждённого дублета при Еьц = 5 MeV.

Еьи (MeV) 2 3 4 5 Weight (%)

J К L 1X 1у Re[o] Im[a] Re[a] Im[a] Re[aj Im[a] Re [a] Im[a]

3/2^/2 2 2 2 0 0 -48.26 0 -47.25 0 -48.61 0 -47.32 0 22.4

2 2 0 2 0 82.45 0 79.32 0 76.29 0 72.93 0 53.2

4 2 0 2 0 7.65 5.26 16.18 15.06 24.28 18.11 29.21 22.45 13.6

6 2 0 2 0 10.39 26.06 7.58 30.48 3.95 29.73 3.53 32.74 10.8

1/2 0 0 0 0 0 95.78 0 95.78 0 95.78 0 95.78 0 91.7

2 0 0 0 0 20.03 0 20.03 0 20.03 0 20.03 0 4.0

4 0 0 0 0 19.48 0 19.48 0 19.48 0 19.48 0 3.8

6 0 0 0 0 6.78 0 6.78 0 6.78 0 6.78 0 0.5 со СЛ

Рис. 4.5: Спектры относительной энергии нейтронов в 5Н для разных бинов по энергии Ещ. Панели (а), (Ь), (с) и (d) соответствуют бинам 0 — 2, 2 — 3,3 — 4и4 — 5 MeV. Ромбы — экспериментальные данные, а серые гистограммы — результаты МК расчётов.

Энергетические распределения задаваемые коэффициентами из Таблицы 4.1 показаны на Рис. 4.6 для нескольких энергий Еъц. Эти распределения используются в качестве входных для МК симуляции и могут считаться поправленными на эффективность экспериментальными спектрами. Распределения демонстрируют вполне систематическое изменение с энергией °Н. Это проявляется также в довольно слабой зависимости коэффициентов гиперсферического разложения от энергии. Интересной чертой этих распределений является поведение "динейтрон-ного" пика, который становится относительно уже с ростом Еьн (см. Рис. 4.5). Однако, если распределения построить как функции настоящей энергии Епп. то ширина динейтронного пика медленно увеличивается, становится сравнимой с шириной пика для "чистого" п-п ВКС только при Еьи ~ 5 MeV. Случай чистого п-п ВКС мы вводим посредством выражения Мигдал-Ватсоновского типа, dW sin260(Enn)

- rsj --- ^ dEnn Enn не ограниченного по максимальной n-n энергии (см. Рис. 4.6, серая кривая). Узкий (сравнивая с Мигдал-Ватсоном) динейтронный пик — это черта двухнейтрон-ного (двухнуклонного) распада легких ядер, которая уже отмечалась в литера

Рис. 4.6: Восстановленные (поправленные на эффективность) спектры Епп в зависимости от JSsH. Кривые нормированы по максимальному значению. Серая кривая отвечает случаю "чистого" п-п BKC. туре (см., например, [10,12]).

Гиперсферическое разложение амплитуд распада, приведённое в Таблице 4.1, с одной стороны, даёт полное и компактное представление сложных экспериментальных данных. С другой стороны, оно определённым образом отражает динамику распада. А именно, наибольшие веса соответствуют компонентам с наименьшим гипермоментом К, что отвечает меньшим трёхчастичным центробежным барьерам. Большие веса компонент с малыми К — свойство ожидаемое из теоретических расчётов. Что касается членов с более высокими К и, соответственно, с малыми весами, в Таблице 4.1, то они не могут напрямую сравниваться с теорией вследствие естественной квантовомеханической неоднозначности, которая имеет место при их получении (однозначное выражение амплитуд через вероятности возможно только в весьма ограниченном круге квантовомеханических задач).

Для полного описания внутреннего движения трёхчастичной системы с заданной полной энергией необходимо две переменные. Вместе с переменной Епп/Ещ, описывающей распределение энергии по подсистемам, удобно использовать угол между Якобиевскими импульсами cos(0jt) = (knnikt-nn) ■ (4.15)

Распределения по этой переменной показаны на Рис. 4.7 для нескольких (Зинов по cos(0t) cos^)

Рис. 4.7: Распределение по косинусу угла в 5Н [см. Ур. (4.15)] для разных бинов по энергии ЕьН. Панели (а), (Ь), (с) и (d) соответствуют бинам 0-2, 2-3, 3-4и4-5 MeV. Обозначения теже, что и на Рис. 4.5. энергии Ещ. Видно, что зависимость этого распределения от энергии малосущественна. Сама угловая зависимость сводится к тому, что Т-образная конфигурация вылетающих частиц (6^ ~ 90°) является несколько более предпочтительной, чем линейная конфигурация ~ 0°). Такое свойство распределения по этой переменной уже отмечалось в работе [44].

СЛ С

О > W

4.6 Угловые распределения в системе с.т. для 5Н

Рисунок 4.8 демонстрирует качество подгонки углового распределения по dt достижимое при использовании основного состояния и без него. Предположение о заселении дублета возбуждённых состояний хорошо описывает данные при энергии больше 2.5 MeV с безпараметрической р-матрицей (Рис. 4.8с). До 2.5 MeV усиленный центральный пик не удаётся подогнать и с полностью свободной р-матрицей. Предположение о заселении основного 1/2+ состояния резко улучшает ситуацию (см. Рис. 4.8Ь). Энергетическая зависимость фазы основного состояния ф\ здеси приближается R-матричным выражением для фазового сдвига, вблизи в, (dgr) 9{ (dgr)

Рис. 4.8: Распределение по углу 6t в 5Н для Еьц < 2 MeV (левая колонка) и £sH > 3.5 MeV (правая колонка). Строки соответствуют подгонке с включением (а,с) и без включения (b,d) основного состояния. Обозначения те же, что и на Рис. 4.5. резонанса где £g.s. = 1.8 MeV и Pg.s. = 1.3 MeV.

Энергетические профили fj приводятся в Таблице 4.2. Рисунки 4.9 и 4.10 показывают качество подгонки угловых распределений тритонов и нейтронов в нескольких бинах по энергии 5Н. Поправленные на эффективность спектры, полученные из данных показаны на Рис. 4.11. с

4.7 Спектр отсутствующей массы для °Н

Спектр отсутствующей массы 5Н показан на нижней панели Рис. 4.12 вместе с результатами МК симуляции. На верхней панели Рис. 4.12 показан реконструированный (поправленный на эффективность) спектр, а также вклады в него разных состояний.

В своей высокоэнергетической части приведённый реконструированный спектр заметно отличается от реконструированного спектра, полученного в работе (25]. Это связано с улучшенным в этой работе анализом эффективности регистрации

Таблица 4.2: Энергетические профили fj для различных состояний в 5Н.

Еьн (MeV) Л/2 /з/2,5/2 Еьн (MeV) Л/2 Уз/2,5/2

0.25 0.0276 0.0316 2.5 0.486 1.45

0.5 0.0781 0.0707 2.75 0.437 1.64

0.75 0.160 0.224 3.0 0.400 1.80

1.0 0.268 0.316 3.5 0.376 2.11

1.25 0.388 0.500 4.0 0.338 2.35

1.5 0.532 0.632 4.5 0.315 2.50

1.75 0.611 0.806 5.0 0.300 2.54

2.0 0.608 1.02 5.5 0.283 2.57

2.25 0.545 1.24 частиц. Улучшенный спектр отсутствующей массы 5Н показывает тенденцию к выходу на константу: максимальное значение спектра либо уже достигается вблизи 5 MeV, либо, возможно, будет достигнуто при чуть большей энергии. Мы не видим правого "склона" резонансной кривой и не можем сделать надёжного количественного утверждения о положении и ширине пика возбуждённых состояний. Положение пика при 5 MeV или чуть выше выглядит разумным. о, (dgr) 9t (dgr)

Рис. 4.9: Распределение по углу 6t в 5Н для разных бинов по энергии Еьц. Панели (а), (Ь), (с) и (d) соответствуют бинам 0-2, 2 — 3, 3-4 и 4-5 MeV. Обозначения те же, что и на Рис. 4.5.

Рис. 4.10: Распределение по углу вп в 5Н для разных бинов по е - Епп/Ещ. Панели (а), (Ь), (с) и (d) соответствуют бинам 0 - 0.1, 0.1 - 0.4, 0.4 - 0.6 и 0.6 - 1. Обозначения те же, что и на Рис. 4.5. (dgr) вп (dgr)

JD Я

30 60 90 120 150 180

0 (dgr)

Рис. 4.11: Восстановленные (поправленные на эффективность) спектры по 0t [панель (а)) и 9П [панель (b)j. Сплошная, штриховая, пунктирная и штрих-пунктирная кривые соответствуют панелям (а), (Ь), (с) и (d) на Рис. 4.9 и 4.10.

§ 1000 и > W

500 0

0 1 2 3 4 5 Es„ (MeV)

Рис. 4.12: Верхняя панель: восстановленный (поправленный на эффективность) спектр отсутствующей массы 5Н. Сплошная кривая — результат фитирования (входные данные для МК симуляции). Штриховая и пунктирная кривые показывают соответственно вклад состояния 1/2+ и дублета 3/2+, 5/2+. Нижняя панель: экспериментальный спектр отсутствующей массы 5Н. Обозначения те же, что и на Рис. 4.5.

РОССИЙСКАЯ ГОСУДАРСТВЕННАЯ БИБЛИОТЕКА

Глава 5

Обсуждение и выводы

5.1 Некоторые замечания i) Мы хотели бы ещё раз подчеркнуть, что возможность наблюдения яркой корреляционной картины в этом эксперименте определяется выполнением целого ряда очень специфических условий. Однако, многие из этих условий могут быть удовлетворены соответствующим выбором условий эксперимента. Поэтому метод развитый в данной работе не является уникальным и может быть адаптирован к другим экспериментам. ii) Экспериментальные данные представляют собой 6-мерный массив независимых переменных, демонстрирующий весьма сильные корреляции. Мы показали и обсудили лишь наиболее репрезентативные из них. Нужно отметить, что общее согласие в описании распределений по любой переменной и их корреляций имеет такое же качество как и для распределений проиллюстрированных на рисунках 4.5, 4.7, 4.9, 4.10 и 4.12. iii) Вес компоненты ВФ со спином двух нейтронов Sx = 1 (а именно, {LSxlxly} = {2111}) был определён как совместный с нулём. Это заключение связано с тем, что согласие подгонки с экспериментом для спектров на Рис. 4.10c,d резко падает, когда вес этой конфигурации превышает несколько процентов. Известно, что аналогичная компонента в ВФ 6Не имеет вес порядка 15%. Похожий вес данной компоненты предсказывается в теоретических расчётах 5Н. Отсутствие этой компоненты в нашем конкретном случае может быть связано с малым временем жизни 5Н и специфическим механизмом^реакции предположительно прямая передача динейтрона пп с AS — 0). iv) В продемонстрированной выше подгонке к экспериментальным данным возможным заселением высших магнитных подсостояний в /з-матрице пренебре-галось. Однако, мы определили, что некоторая примесь (но не более порядка ~ 10%) таких компонент возможна, хотя и не улучшает качества подгонки. v) Теоретический анзац, предложенный в разделе 3 и описанная выше процедура анализа дают прекрасный результат подгонке к экспериментальным данным. Мы можем однозначно утверждать, что реакции заселяется в основном 3/2+ - 5/2+ дублет, что его компоненты почти вырождены или близки к тому. Хотя, мы не можем сделать надёжного количественного утверждения о положении и ширине пика возбуждённых состояний, анализ показывает, что спектр отсутствующей массы (практически) максимального значения вблизи 5 MeV (см. Рис. 4.12). vi) Полный спектр отсутствующей массы 5Н сам по себе гладкий и не содержит никакого намёка на основное состояние. Однако, угловые корреляции не могут быть воспроизведены без предположения о наличии основного 1 /2+ состояния примерно при 1.8 MeV. Приведённое нами описание данных, возможно, не является уникальным (мы не можем доказать обратного), но мы не смогли найти удовлетворительного альтернативного объяснения всем наличным фактам. Здесь весьма уместно будет сравнения первого t(t,p) эксперимента [22] и более детальное рассмотрение спектра отсутствующей массы полученного в этой работе.

5.2 Сравнение с предыдущим t(t,p) экспериментом

Первый эксперимент по изучению t(t,p)bН реакции в работе [22] был проделан при той же энергии пучка, что и рассматриваемый здесь, но при других кинематических условиях. Протоны отдачи тогда регистрировались в направлении вперёд в лаб системе. Это позволяло измерять гораздо более широкий диапазон энергий 5Н, но механизм реакции при этом сложно идентифицировать. В работе [22] наблюдался пик при 1.8 MeV с весьма малой шириной (Г ~ 0.5 MeV, см.

Рис. 5.1: Панели (а) и (Ь) показывают спектры отсутствующей массы 5Н, полученные в данном эксперименте, для двух диапазонов угла 8t взятого в лабораторной системе. Панель (с) показывает спектр отсутствующей массы 5Н, полученный в работе [22]. Обозначения те же, что и на Рис. 4.5.

Рис. 5.1с). Столь малая ширина основного состояния необъяснима с точки зрения теоретических моделей. Было предположено, что ширина пика является в действительности результатом интерференции основного состояния ЭН с другими состояниями в континууме.

Действительно, для спектра отсутствующей массы вклад состояний с разными Р должны складываться некогерентно, т.к. измерение отсутствующей массы для некой системы эквивалентно интегрированию по всем угловым переменным для неё во всём угловом диапазоне. Интегрирование в полном угловом диапазоне обеспечивает ортогональность для разных В предыдущем эксперименте [22] спектр отсутствующей массы конструировался с использованием совпадений с продуктами распада 5Н, регистрировавшимися в ограниченном угловом диапазоне. А это приводит к тому, что ортогональность не обеспечивается и состояния с разными Jn могут интерферировать. В настоящем эксперименте регистрация продуктов распада 5Н проводилась в гораздо более широком угловом диапазоне. Это привело к значительному уменьшению интерференционных эффектов в спектре отсутствующей массы (см. Рис. 4.12).

Спектры отсутствующей массы 5Н показаны на Рис. 5.1а,Ь для двух диапазонов по углу $t(lab). Этот рисунок демонстрирует как достаточно резкая интерференционная картина возникает в экспериментальных данных при искусственном ограничении диапазона углового интегрирования. Диапазоны углов выбраны специально чтобы максимально проявить "быструю" энергетическую зависимость в области ожидаемой энергии основного состояния. Тот же спектр, но взятый во всём доступном угловом диапазоне, в области 1.8 MeV гладкий (Рис. 4.12). Спектр, показанный на Рис. 5.lb согласуется со спектром из работы [22], показанным на Рис. 5.1с. На рисунке 5.1а видно, что спектр полученный при других условиях обрезания по углам может иметь вместо пика провал в этом же месте, что ясно указывает на интерференционное происхождение данной структуры. МК симуляция очень хорошо воспроизводит особенности интерференционной картины в обоих случаях, показанных на Рис. 5.1а,Ь. Таким образом, результаты предыдущего и данного t(t,p) экспериментов согласуются, можно считать доказанным, что узкие структуры, наблюдаемые в спектре отсутствующей массы при определенных угловых обрезаниях, связаны с интерференцией основного состояния, а их положение по энергии и характерные ширины вполне отвечают параметрам основного состояния определённым в нашем анализе.

5.3 Расчёты в модели DWBA

В работе [25] подавление заселения основного состояния 5Н в реакции t(t,p)bН качественно объясняется "нестыковкой по угловому моменту". Это квазиклассический аргумент, суть которого состоит в том, что если мы предположим передачу точечного динейтрона при фиксированном прицельном параметре, то лёгкий протон не может унести из системы столько углового момента, сколько его вносит более тяжёлый тритон. По этой причине передача AL = 0, а, следовательно, и заселение основного состояния должно быть подавлено по сравнению с возбуждёнными. Расчёты по модели DWBA подтверждают эту качественную идею.

Обсуждаемые здесь DWBA расчёты были предоставлены А. С. Деникиным. Для них использовался адаптированный код DWUCK5 [43]. Для адаптации требовалось (i) рассмотреть резонансные состояния 5Н* как слегка связанные (Еьн = -0.1 MeV was taken), и (ii) предположить передачу двух нейтронов как "диней-тронного" кластера. ВФ относительного движения динейтронного кластера для случаев связанных состояний 3Н(= р + 2п) и 6Не(= а + 2п) параметризовалась глубиной, радиусом и диффузностью бинарного потенциала, так, чтобы давать правильные среднеквадратичные материальные радиусы и удовлетворительное асимптотическое поведение ВФ для этих ядер.

Модель была протестирована на родственных реакциях 4He(£,p)6He(g.s.) и 4He(f,j>)6He(2+,1.8 MeV), изученных в работе [2] при Eiab = 23 MeV. Потенциалы оптической модели (ОМ) для входного и выходного канала определялись следующим образом, (i) Т.к. мы не нашли экспериментальных данных по тритонному рассеянию на а-частицах при с.ш. энергии порядка 13 MeV, то вместо них использовались данные по упругому рассеянию 3Не+4Не при Ес,т, = 13.66 MeV [37]. (ii) Параметры ОМ для входного канала t+t при Ес,т, — 28.5 MeV' были получены подгонкой данных по рассеянию из эксперимента [56], см. Рис. 5.2b. (iii) Параметры ОМ для выходного р+6Не (Ес т, = 5.6 MeV) канала реакции 4He(f, р)6Не* были получены с использованием глобальной параметризации протон-ядерного взаимодействия оптическим потенциалом СН89 [53] (спин-орбитальной частью пренебре-галось). (iv) Параметры ОМ для выходного канала и формфакторы связанных состояний 3Н и 5Н* были выбраны аналогично случаю реакции 4He(t,p)6He(2+). Сводка использованных параметров ОМ даётся в Таблице 5.1.

Численные расчёты показывают (см. Рис. 5.2а), что модель хорошо воспроизводит данные по реакции 4Нe(t,p) в обоих каналах при использовании тех же ОМ параметров (варьируются только радиусы формфакторов 6He(g.s.) и 6Не(2+)). Согласие достигается если радиус формфактора 6Не(2+) берётся почти в два раза больше чем радиус формфактора 6He(g.s.). Полученные сечения реакции 3H(f,p)5H при лаб энергии 57 MeV показаны на Рис. 5.2с.

Таблица 5.1: Параметры оптической модели. Радиальная зависимость потенциалов имеет вид V(r) = Vq°1 fv(r), W(r) = WQ0lfw(j) где /i(r) = [1 + exp(x)]"1, x = (r - Я^/а* и gw{r) = 4\dfw(r)/dx\.

Reaction Ест (MeV) yvol (MeV) Rv (fm) ay (fm) (MeV) R\v (fm) aw (fm) Wsurf (MeV) R%rf (fm) surf aW (fm) Rc (fm)

4He + 3He 13.66 -125.0 2.58 0.177 -1.6 5.40 0.800 3.29

4 He + 3H 13.1 -100.0 2.58 0.177 -1.6 5.40 0.800 3.29 p + cHe 5.6 -56.0 2.05 0.690 -1.06 1.99 0.69 -7.70 1.99 0.69 2.36 p + 5H 20.1 -58.0 1.91 0.690 -2.53 1.85 0.69 -8.39 1.85 0.69 2.24 + t 28.5 -57.4 2.74 0.720 -15.0 3.21 0.326 2.74

Рис. 5.2: (а) Расчёты в модели DWBA калибровочной реакции i(4He,p)6H. Экспериментальные данные взяты из работы [2]. (Ь) Подгонка к данным по упругому t-t рассеянию в оптической модели. Экспериментальные данные взяты из работы [56]. (с) Расчёты в модели DWBA реакции t(t,p)5Н для разных величин переданного момента ДL.

Зависимость интегральных сечений от переданного углового момента AL, приводится на Рис. 5.3 для углового диапазона, доступного в нашем эксперименте. Эта зависимость хорошо иллюстрирует упомянутое свойство "нестыковки по угловому моменту" для реакций передачи. Сечение имеет сильный максимум при ненулевом переданном моменте (а именно, при AL = 3).

Из результатов расчётов можно сделать два важных вывода:

10 3

Ь 0.1 S 1 t+t->p + % Е= 57М,

0.01

I . I' IIIII

0 2 4 6 8 A L

Рис. 5.3: Зависимость сечения реакции t(t,p)5H от переданного углового момента AL в модели DWBA. Статистические факторы учтены. i) Сечение заселения основного состояния (переход с AL = 0) имеет сильный максимум в направлении вперёд. Однако, даже в узком диапазоне передних углов оно оказывается сильно подавлено по сравнению с переходом в возбуждённые состояния (AL = 2). Полученное расчётное отношение сг2/с0 = 44 хорошо согласуется с отношением заселённостей, оцениваемым из экспериментальных данных как примерно 30 (сто = 150 ± 50 pb/sr и сг2 = 4.6 ± 2 mb/sr; см. также, Рис. 4.12). ii) DWBA расчёты неспецифичны в том смысле, что они не предполагают, что одно состояние в спектре 5Н может быть более предпочтительно, чем другое (для всех учитываемых AL мы закладываем в расчёт 5Н как связанное состояние с соответствующими квантовыми числами не задаваясь вопросом о том, существует ли такое состояние в действительности). Из Рис. 5.3 видно, что состояния с AL = 2 - 6 в модели DWBA отлично заселяются. Это означает что заселение в 5Н только состояния с AL = 2, что и наблюдается на эксперименте, не может быть неким "кинематическим" эффектом, связанным только с механизмом реакции, а должно быть связано с динамикой системы 5Н, приводящей к усилению сечений для определённых наборов квантовых чисел.

5.4 Прочие экспериментальные результаты

Идея наблюдения выстроенности спина в распадах трёхчастичных состояний с полным угловым моментом J > 1/2 не является абсолютно новой. Формализм для анализа трёхчастичных распадов в случае выстроенности был представлен в работе [40]. Некоторые признаки выстроенности по спину наблюдались в распаде состояния 2+ в 6Не, заселённом в реакции передачи [12]. Три пика в угловом распределении а-частиц из распада 2+ состояния в 6Не были обнаружены в работе [4]. Состояние 2+ в этом случае заселялось ядерным возбуждением в высокоэнергетической реакции на пучке 6Не. Важные отличия упомянутых работ от нашей состоят в том, что i) мы рассматриваем систему с полуцелым спином, и ii) мы не изучаем проявления выстроенности для системы с известным спином, а определяем спин по наблюдаемой выстроенности.

Наша работа в определённом смысле подводит итог усилиям упомянутых работ, и в первые демонстрирует, что важный количественный результат может быть получен из анализа выстроенности трёхчастичной системы.

Система 5Н в последнее время изучалась в нескольких экспериментах, но результаты при этом были получены противоречивые.

Основное состояние 5Н наблюдалось при Еьц = 1.7(3) MeV с шириной Г = 1.9(4) MeV в реакции выбивания протона6Не(р,2Не)5Н [41]. Ожидается, что вследствие сходства структур 6Не и 5Н, в этой реакции заселяется в основном основное состояние 5Н. Извлечённое в этой работе угловое распределение "дипротона" (с.т. двух протонов) подтверждает, что действительно AL = 0 доминирует в данной реакции. Результаты нашей работы хорошо согласуются с полученными в [41] свойствами основного состояния 5Н. Выше основного состояния по энергии в работе [41] наблюдается широкая структура с максимумом около 5 MeV. Правый скат этой структуры формируется падением эффективности установки. Поэтому по результатам [41] нельзя надёжно установить свойства этого пика. Однако, сам факт наличия такой структуры, лежащей в "нужном" диапазоне энергии, обнадёживает в плане наличия здесь вклада возбуждённых состояний.

В работе Meister et al. [44] изучался непрерывный спектр системы 5Н заселяемый в высокоэнергетической реакции выбивания протона из 6Не на углеродной мишени. В спектре инвариантной массы 5Н наблюдалась достаточно широкая структура с максимумом при £*н = 3 MeV и характерной шириной около 6 MeV. Опять же, вследствие сходства структур 6Не и 5Н, в этой реакции ожидается заселение в основном основного состояния 5Н. Кроме того, передача AL = 0 — типичная черта этого класса реакций. Однако нужно отметить, что в данном конкретном случае этом момент не был проверен по экспериментальным данным. Теоретические оценки [36] показывают, что спектр инвариантной массы 5Н, полученный в этой работе, может быть объяснён в предположении о заметном вкладе возбуждённых состояний. В работе [36] было также продемонстрировано, что картина внутренних корреляций для 5Н, полученная в [44], не противоречит предположению о заселении возбуждённых состояний. Результаты настоящей работы подтверждают, что внутренние корреляции не меняются качественно при переходе от области, где важен вклад основного состояния к области где возбуждённые состояния абсолютно доминируют [например, сравните панели (а) и (d) на Рис. 4.5 и 4.7]. Таким образом, по крайней мере в случае 5Н, только внутренние корреляции не могут дать надежного доказательства по поводу углового момента состояния в интересующем энергетическом диапазоне.

В реакции поглощения пиона 9Be(n~ ,pt/dd)5E, изученной в работе [29], у нас нет оснований ожидать селективности по угловому моменту, и, таким образом, все низколежащие состояния могут быть представлены в экспериментальных данных. В этом эксперименте первый пик в спектре отсутствующей массы 5Н был наблюдён при Еьц = 5.5 MeV с шириной Г = 5.4 MeV. Ни идентификация углового момента, ни измерения корреляций не проводились в данном эксперименте. Не является невозможным, что первый наблюдаемый пик в действительности образован перекрывающимися возбуждёнными состояниями в 5Н. Основное же состояние 5Н может быть "потеряно" на левом склоне хорошо заселяемого дублета возбуждённых состояний, как это имеет место в в спектре отсутствующей массы полученном в данной работе (см. Рис. 4.12).

5.5 Заключение

Сверхтяжёлый водород 5Н относится к так называемым демократическим распад-чикам — системам, для описания которых требуется привлечение теоретического аппарата теории нескольких тел. Теоретическое изучение 5Н в рамках трёхтель-ной модели показало, что при изучении данной системы возникают значительные трудности, (i) Неопределённость в выборе потенциала в подсистеме кор-нуклон1 приводит к неопределённости энергии 5Н не менее 1 MeV. (ii) Даже основное состояние 5Н получается широким, а время жизни малым, вследствие чего возникает возможность сильной чувствительности наблюдаемых свойств состояний к механизму реакции (наблюдаемое положение основного состояния может "плавать" на 1 MeV и более), (iii) В этой связи было указано на корреляционные эксперименты, как правильный подход к разрешению существовавших на тот момент (2001-2003 гг.) противоречий в экспериментальных данных.

Программа исследования корреляций в 5Н оказалась весьма плодотворной, хотя и не в таком виде, как это предлагалось в теоретических работах. Нами был экспериментально исследован непрерывный спектр ядра 5Н вплоть до 5 MeV с.т. энергии. Он заселялся в реакции t(t,p)5Н при использовании 57.7 MeV тритон-ного пучка. Эксперимент был кинематически полным. Поправки на эффективность вводились при использовании всей корреляционной информации о данной реакции. Результаты анализа были представлены в аналитическом виде, дающем возможность прямого сравнения результатов эксперимента с теорией.

Спектр отсутствующей массы 5Н полученный в этом эксперименте гладкий и не содержит указаний на наличие узких состояний. Однако, благодаря весьма высокой статистике стало возможным детальное исследование структуры полученных данных. Была получена сложная корреляционная картина, зависящая от энергии 5Н. В настоящей работе мы объясняем её сочетанием определённых структурных и динамических факторов: (i) сравнительно малые с.т. углы вылетающего 5Н, (ii) прямой одноступенчатый характер реакции в выбранных кинематических условиях, (iii) доминирование передачи динейтрона и следователь

1 Вследствие низкого качества данных по t+n рассеянию и неоднозначности их анализа. но AS = 0 в данной реакции, (iv) заселение одновременно основного и первых возбуждённых состояний в 5Н, (v) доминирование в реакции AL = 2, и, соответственно, заселение в основном возбуждённых состояний, (vi) вырождение дублета возбуждённых состояний 3/2+ и 5/2+ по энергии.

Спектр отсутствующей массы 5Н полученный в этой работе демонстрирует наличие широкой структуры при энергии свыше 2.5 MeV. Наблюдаемая корреляционная картина позволяет нам однозначно идентифицировать эту структуру как смесь состояний 3/2+ и 5/2+ (почти) вырожденных по энергии. Однозначная идентификация спина трёхчастичной системы по корреляционной информации является результатом полученным впервые в данной работе. Понимание механизмов формирования корреляций и разработанная методика анализа открывают дорогу для дальнейшего изучения подобных процессов.

Корреляционная картина при Еъц < 2.5 MeV является сильным свидетельством интерференции между низкоэнергетическим "крылом" 3/2+ - 5/2+ дублета и 1/2+ основным состоянием 5Н. Полученные для основного состояния параметры Es.s. ~ 1.8 MeV и rg s ~ 1.3 MeV согласуются с предыдущим исследованием реакции в работе [22]. Теперь окончательно установлено, что малая ширина (Г ~ 0.5 MeV) пика основного состояния 5Н при 1.8 MeV, полученная в [22], является результатом интерференции с другими состояниями в 5Н в условиях ограниченной эффективности регистрации экспериментальной установки. Настоящий результат для основного состояния 5Н находится, также, в хорошем согласии с результатами работы [41], где основное состояние 5Н было найдено при 1.7(3) MeV.

Даже если результаты настоящей работы не разрешают окончательно все проблемы связанные с 5Н, они точно дают сильную поддержку утверждению, что основное состояние 5Н находится при ~ 1.8 MeV (при ширине порядка 1.3 MeV), а дублет практически вырожденных первых возбуждённых состояний расположен при 5-6 MeV. На настоящий момент мы также не видим непреодолимых противоречий с другими наличными экспериментальными результатами по 5Н. В тех из результатов, которые не согласуются с нашими, остается возможность объяснения расхождения, как связанного с интерпретацией данных.

5.6 Результаты, выносимые на защиту

• Впервые в трёхчастичной t + n + n модели был теоретически изучен непрерывный спектр ядра 5Н. Использовался метод гиперсферических гармоник, правильно работающий с существенно трёхчастичной асимптотикой в непрерывном спектре 5Н. Были предсказаны свойства основного 1/2" состояния и дублета 5/2" — 3/2" нижних возбуждённых состояний.

• Было показано, что, т.к. все состояния в спектре 5Н достаточно широкие, наблюдаемые свойства системы могут сильно зависеть от механизма реакции.

• Анализ имевшихся экспериментальных данных показал, что они не достаточны для надёжного заключения о положении основного состояния 5Н и необходимы детальные корреляционные измерения.

• Был развит формализм (на основе метода гиперсферических гармоник и р-матрицы) для анализа корреляционных экспериментальных данных из распадов выстроенных трёхчастичных систем со спином.

• На основе этого формализма были проанализированы данные из реакции t(t,p)5E при Eiab = 57 MeV. Было показано, что в этой реакции заселяется в основном низколежащий дублет 5/2" — 3/2". На основе анализа интерференционной картины было установлено, что основное 1/2- состояние 5Н находится на ~ 1.8 MeV.

Материалы, вошедшие в диссертацию докладывались на семинарах в ЛЯР и ЛТФ ОИЯИ, CRC (Лувен ла Нёв, Бельгия), GSI (Дармштадт, Германия), а также на следующих конференциях:

• Международная конференция 3rd International Conference on Exotic Nuclei and Atomic Masses, ENAM 2001, July 2-8, 2001, Hameenlinna, Finland.

• Международная конференция Joint Study Weekend HALO'2002, June 14-16, 2002, Chalmers University of Technology, Goteborg, Sweden.

• Международная конференция Nucleus-Nucleus Collisions, 17-23 июля 2003, Москва.

• Международная конференция International Nuclear Physics Conference INPC 2004, June 27 - July 2, 2004, Goteborg, Sweden

• Международная конференция EXON-2004, 5-12 июля 2004, Петергоф. Полученные результаты были опубликованы в следующих работах:

1. N. В. Shul'gina, В. V. Danilin, L. У. Grigorenko, М. V. Zhukov, and J. М. Bang, Nuclear structure of 5H in a three-body sH+n+n model,

Phys. Rev. C62 (2000) 014312 (4 pages).

2. L. V. Grigorenko, N. K. Timofeyuk, and M. V. Zhukov,

Broad states beyond the neutron dripline. Examples of 5H and 4n, Eur. Phys. J. A 19 (2004) 187-201.

3. L. V. Grigorenko,

Experimental puzzle of 5H,

Eur. Phys. J. A 20 (2004) 419-427.

4. M. S. Golovkov, L. V. Grigorenko, A. S. Fomichev, S. A. Krupko, Yu. Ts. Oganessian, A. M. Rodin, S. I. Sidorchuk, R. S. Slepnev, S. V. Stepantsov, G. M. Ter-Akopian,

R. Wolski, M. G. Itkis, A. A. Bogatchev, N. A. Kondratiev, E. M. Kozulin, A.

A. Korsheninnikov, E. Yu. Nikolskii, P. Roussel-Chomaz, W. Mittig, R. Palit, V.

Bouchat, V. Kinnard, T. Materna, F. Hanappe, O. Dorvaux, L. Stuttge, A. A.

Yukhimchuk, V. V. Perevozchikov, Yu. I. Vinogradov, S. K. Grishechkin, S. V.

Zlatoustovskiy, V. Lapoux, R. Raabe, L. Nalpas,

Observation of excited states in 5H,

Phys. Rev. Lett. 93 (2004) 262501 (4 pages).

5. M. S. Golovkov, L. V. Grigorenko, A. S. Fomichev, S. A. Krupko, Yu. Ts. Oganessian, A. M. Rodin, S. I. Sidorchuk, R. S. Slepnev, S. V. Stepantsov, G. M. Ter-Akopian,

R. Wolski, M. G. Itkis, A. S. Denikin, A. A. Bogatchev, N. A. Kondratiev, E.

M. Kozulin, A. A. Korsheninnikov, Е. Yu. Nikolskii, P. Roussel-Chomaz, W. Mittig, R. Palit, V. Bouchat, V. Kinnard, T. Materna, F. Hanappe, 0. Dorvaux, L. Stuttge, A. A. Yukhimchuk, V. V. Perevozchikov, Yu. I. Vinogradov, S. K. Grishechkin, S. V. Zlatoustovskiy, V. Lapoux, R. Raabe, L. Nalpas, Correlation studies of the 5 Я spectrum, Phys. Rev. С 72 (2005) 064612 (17 pages).

5.7 Благодарности

Я не могу не принести благодарности всем своим соавторам участвовавшим в данной работе на протяжении ряда лет на разных её этапах. Особо следует упомянуть моих научных руководителей - профессора М.В. Жукова и доктора М.С. Головкова. Я признателен профессору Г.М. Тер-Акопьяну за постоянный интерес к работе и создание творческой научной атмосферы в коллективе. Всем членам группы ACCULINA я благодарен за гостеприимство в мои прошлые приезды и за сотрудничество с тех пор как я в ней работаю.

Литература

1] Е. G. Adelberger, А. В. McDonald, Т. A. Tombrello, F. S. Dietrich, А. V. Nero, A Lower Limit on the Mass of 5Be,

Phys. Lett. B25 (1967) 595-598.

2] F. Ajzenberg-Selove, E. R. Flynn and 0. Hansen, t,p) Reactions on 4He, 6Li, 7Li, 9Be, WB, nB, and 12C, Phys. Rev. С 17 (1978) 1283-1293.

3] D. V. Aleksandrov, E. Yu. Nikol'skii, B. G. Novatskii, and D. N. Stepanov, Studies of 4H and 5#,

Proc. Int. Conf. on Exotic Nucl. and At. Masses, Aries, France, June 19-23, (1995) 329-335.

4] D. V. Aleksandrov, T. Aumann, L. Axelsson, T. Baumann, M.J.G. Borge, L.V. Chulkov, J. Cub, W. Dostal, B. Eberlein, Th.W. Elze, H. Emling, H. Geissel, V.Z. Goldberg, A. Grunschloss, M. Hellstrom, J. Holeczek, R. Holzmann, B. Jonson, J.V. Kratz, G. Kraus, R. Kulessa, Y. Leifels, A. Leistenschneider, T. Leth, K. Markenroth, M. Meister, I. Mukha, G. Munzenberg, F. Nickel, T. Nilsson, G. Nyman, B. Petersen, M. Pfutzner, V. Pribora, A. Richter, K. Riisager, C. Scheidenberger, G. Schrieder, W. Schwab, H. Simon, M.H. Smedberg, J? Stroth, A. Surowiec, 0. Tengblad, M.V. Zhukov,

Halo Excitations in Fragmentation of 6He at 240 MeV'/u on Carbon and Lead Targets,

Nucl. Phys. A669 (2000) 51-64.

5] K. Arai,

Resonance states of ЬН and ъВе in a microscopic three-cluster model, Phys. Rev. С 68 (2003) 034303 (7 pages).

6] K. P. Artemov, V. Z. Goldberg, I. P. Petrov, V. P. Rudakov, I. N. Serikov, V. A. Timofeev, R. Wolski, J. Szmider, a-Cluster States in 170 Observed in the Reaction 13С(6Li, d)uO(ce)13C, Yad. Fiz. 28 (1978) 288-296. [Sov. J. Nucl. Phys. 28 (1978) 145-153].

7] A. I. Baz', V. I. Goldansky, V. Z. Goldberg, and Ya. B. Zeldovich, Light and intermediate nuclei near the border of nuclear stability, ("Nauka", Moscow, 1972, in Russian).

8] A. V. Belozerov, C. Borcea, Z. Dlouhy, A. M. Kalinin, R. Kalpakchieva, Nguyen Hoai Chau, Yu. Ts. Oganessian and Yu. E. Penionzhkevich,

Search for 4H, bH and 6H nuclei in the nB-induced reaction on gBe , Nucl. Phys. A460 (1986) 352-360.

9] J. J. Bevelacqua,

Shell-model calculations in the A =5 system, Nucl. Phys. A357 (1981) 126-138.

10] О. V. Bochkarev, A. A. Korsheninnikov, E. A. Kuz'min, I. G. Mukha, L. V. Chulkov, G. B. Yan'kov,

Democratic Decay of 6Be States, Nucl. Phys. A505 (1989) 215-240.

11] О. V. Bochkarev, A. A. Korsheninnikov, E. A. Kuz'min, I. G. Mukha, L. V. Chulkov, G. B. Yan'kov,

Proton and alpha-Particle Spectra from 6Be Three-Particle Decay, Yad. Fiz. 49 (1989) 1521-1526 [Sov. J. Nucl. Phys. 49 (1989) 941-946].

12] О. V. Bochkarev, A. A. Korsheninnikov, E. A. Kuz'min, I. G. Mukha, L. V. Chulkov, G. B. Yan'kov,

Experimental Study of Three-Particle Decays of 6Be(0+) and 6Be(*)(2+), Yad. Fiz. 55 (1992) 1729-1733 [Sov. J. Nucl. Phys. 55 (1992) 955-959|.

13] О. V. Bochkarev, A. A. Korsheninnikov, Е. A. Kuz'min, I. G. Mukha, L. V. Chulkov, G. В. Yan'kov,

Spectrum of Neutrons from the Three-Particle Decay of 6He(2+) and Its Structure,

Yad. Fiz. 57 (1994) 5-15 [Sov. J. Nucl. Phys. 57 (1994) 1281-1291].

14] G. Cardella, A. Cunsolo, A. Foti, G. Imme, G. Pappalardo, G. Raciti, F. Rizzo, N. Alamanos, B. Berthier, N. Saunier,

Interference effects between 17О states populated in the nC(6Li,d)170* —* a+13C reaction,

Phys. Rev. С 36 (1987) 2403-2408.

15] В. V. Danilin, M. V. Zhukov, A. A. Korsheninnikov, L. V. Chulkov, V. D. Efros, Three-Particle Decays of Nuclei 6Be and 6He and Energy Spectra of alpha Particles and Nucleons,

Yad. Fiz. 46 (1987) 427-438. [Sov. J. Nucl. Phys. 46 (1987) 225-236].

16] В. V. Danilin and M. V. Zhukov,

Resonance 3 —* 3 Scattering and Structure of the Excited States of A = 6 Nuclei, Yad. Fiz. 56 (1993) 67-76 [Phys. Atomic Nuclei 56 (1993) 460-469].

17] В. V. Danilin, I. J. Thompson, J. S. Vaagen and M. V. Zhukov, Three-body continuum structure and response functions of halo nuclei (I): 6He Nucl. Phys. A632 (1998) 383-416.

18] P. Descouvemont and A. Kharbach, Microscopic cluster study of the 5H nucleus, Phys. Rev. С 63 (2001) 027001 (4 pages).

19] L. K. Fifield, R. W. Zurmuhle, and D. P. Balamuth, High-Spin States in the Continuum. II. uMg, Phys. Rev. С 8 (1973) 2217-2231.

20] G. F. Filippov, A. D. Bazavov, and K. Kato, Resonance States in the 6He and 6Be Nuclear Systems,

Yad. Fiz. 62 (1999) 1763-1771. [Phys. Atomic Nuclei 62 (1999) 1642-1650.]

21] N. Glendenning, Direct Nuclear Reactions (Academic Press, New York, 1983).

22] M. S. Golovkov, D. D. Bogdanov, A. S. Fomichev, Yu. Ts. Oganessian, A. M. Rodin, S. I. Sidorchuk, R. S. Slepnev, S. V. Stepantsov, G. M. Ter-Akopian, R. Wolski, V. A. Gorshkov, M. L. Chelnokov, M. G. Itkis, E. M. Kozulin, A. A. Bogatchev, N. A. Kondratiev, I. V. Korzyukov, A. A. Korsheninnikov, E. Yu. Nikolskii, I. Tanihata, P. Roussel-Chomaz, W. Mittig, N. Alamanos, V. Lapoux, E. C. Pollacco, L. Nalpas,

Evidence for resonance states in bH, Phys. Lett. B566 (2003) 70-75.

23] V. I. Goldansky,

On neutron-deficient isotopes of light nuclei and the phenomena of proton and two-proton radioactivity, Nucl. Phys. 19 (1960) 482-495.

24] M. S. Golovkov, L. V. Grigorenko, A. S. Fomichev, Yu. Ts. Oganessian, Yu. I. Orlov, A. M. Rodin, S. I. Sidorchuk, R. S. Slepnev, S. V. Stepantsov, G. M. Ter-Akopian, R. Wolski,

Estimates of the 7H width and lower decay energy limit, Phys. Lett. B588 (2004) 163-171.

25] M. S. Golovkov, L. V. Grigorenko, A. S. Fomichev, S. A. Krupko, Yu. Ts. Oganessian, A. M. Rodin, S. I. Sidorchuk, R. S. Slepnev, S. V. Stepantsov, G. M. Ter-Akopian, R. Wolski, M. G. Itkis, A. A. Bogatchev, N. A. Kondratiev, E. M. Kozulin, A. A. Korsheninnikov, E. Yu. Nikolskii, P. Roussel-Chomaz, W. Mittig, R. Palit, V. Bouchat, V. Kinnard, T. Materna, F. Hanappe, O. Dorvaux, L. Stuttge, A. A. Yukhimchuk, V. V. Perevozchikov, Yu. I. Vinogradov, S. K. Grishechkin, S. V. Zlatoustovskiy, V. Lapoux, R. Raabe, L. Nalpas, Observation of excited states in 5H,

Phys. Rev. Lett. 93 (2004) 262501 (4 pages).

26] А. М. Gorbatov, V.L.Skopich, P.Yu.Nikishov, Yu.E.Penionzhkevich, Microscopic Calculations for H and He Isotopes,

Yad. Fiz. 50 (1989) 1551-1565.

27] M. G. Gornov,, Yu. B. Gurov, V. P. Koptev, P. V. Morokhov, K. 0. Oganesyan, B. P. Osipenko, V. A. Pechkurov, V. I. Savelev, F. M. Sergeev, A. A. Khomutov, B. A. Chernyshev, R. R. Shafigullin, A. V. Shishkov,

Detection of Superheavy Hydrogen Isotopes in the Reaction for the Absorption of n" Mesons by 9Be Nuclei,

Pisma Zh. Eksp. Teor. Fiz. 45 (1987) 205-207 [JETP Lett. 45 (1987) 252-254].

28] M. G. Gornov, M. G. Gornov, Yu. B. Gurov, P. V. Morokhov, V. A. Pechkurov, V. I. Savelyev, F. M. Sergeev, B. A. Chernyshev, R. R. Shafigullin, A. V. Shishkov, V. P. Koptev, K. 0. Oganesyan, B. P. Osipenko,

Search for Superheavy Hydrogen Isotopes and Multineutrons in Absorption on 9I?e,

Nucl. Phys. A531 (1991) 613-622.

29] M. G. Gornov, M. N. Ber, Yu. B. Gurov, S. V. Lapushkin, P. V. Morokhov, V. A. Pechkurov, N. 0. Poroshin, V. G. Sandukovsky, M. V. Tel'kushev, B. A. Chernyshev,

Spectroscopy of the bH Superheavy Hydrogen Isotope,

Pis'ma Zh. Eksp. Teor. Fiz. 77 (2003) 412-414 [JETP Lett. 77 (2003) 344-346].

30] L. V. Grigorenko, В. V. Danilin, V. D. Efros, N. B. Shul'gina, and M. V. Zhukov, Structure of the bLi and BB nuclei in an extended three-body model and astrophysical Sn factor,

Phys. Rev. С 57 (1998) R2099 (5 pages).

31] L. V. Grigorenko, В. V. Danilin, V. D. Efros, N. B. Shul'gina, and M. V. Zhukov,

Extended three-cluster model with two-cluster long-range correlations:

Application to the 8Li, 8B nuclei,

Phys. Rev. С 60 (1999) 044312 (15 pages).

32] L. V. Grigorenko, R. С. Johnson, I. G. Mukha, I. J. Thompson, and M. V. Zhukov,

Theory of Two-Proton Radioactivity with Application to 19Mg and 48Ni, Phys. Rev. Lett. 85 (2000) 22-26.

33] L. V. Grigorenko, R. C. Johnson, I. G. Mukha, I. J. Thompson, and M. V. Zhukov,

Two-proton radioactivity and three-body decay: General problems and theoretical approach,

Phys. Rev. С 64 (2001) 054002 (12 pages).

34] L. V. Grigorenko and M. V. Zhukov,

Two-proton radioactivity and three-body decay. II. Exploratory studies of lifetimes and correlations,

Phys. Rev. 68 С (2003) 054005 (15 pages).

35] L. V. Grigorenko, N. K. Timofeyuk, and M. V. Zhukov, Broad states beyond the neutron dripline. Examples of 5H and Eur. Phys. J. A 19 (2004) 187-201.

36] L. V. Grigorenko, Experimental puzzle of 5H,

Eur. Phys. J. A 20 (2004) 419-427.

37] C. G. Jacobs and R. E. Brown,

Elastic Scattering of He* by He4 from 17.8 to 30.0 MeV, Phys. Rev. С 1 (1970) 1615-1621.

38] В. Jonson,

Light Dripline Nuclei, Phys. Rep. 389 (2004) 1-59.

39] A. A. Korsheninnikov, E. Yu. Nikolsky, A. A. Ogloblin, Was 5H Observed in the Reaction 6Li(ir)p)(Question),

Pis'ma Zh. Eksp. Teor. Fiz. 46 (1987) 306-309. [JETP Lett. 46 (1987) 384-387].

40] A. A. Korsheninnikov,

41th conference on Nuclear Spectroscopy and Structure of Atomic Nuclei, Minsk, 16-19 April 1991, Book of abstracts [Leningrad, Nauka, (1991)] p385.

41] A. A. Korsheninnikov, M. S. Golovkov, I. Tanihata, A. M. Rodin, A. S. Fomichev, S. I. Sidorchuk, S. V. Stepantsov, M. L. Chelnokov, V. A. Gorshkov, D. D. Bogdanov, R. Wolski, G. M, Ter-Akopian, Yu. Ts. Oganessian, W. Mittig, P. Roussel-Chomaz, H. Savajols, E. A. Kuzmin, E. Yu. Nikolsky, A. A. Ogloblin, Superheavy Hydrogen 5H,

Phys. Rev. Lett. 87 (2001) 092501 (4 pages).

42] A. A. Korsheninnikov, E. Yu. Nikolskii, E. A. Kuzmin, A. Ozawa, K. Morimoto, F. Tokanai, R. Kanungo, I. Tanihata, N. K. Timofeyuk, M. S. Golovkov, A. S. Fomichev, A. M. Rodin, M. L. Chelnokov, G. M. Ter-Akopian, W. Mittig, P. Roussel-Chomaz, H. Savajols, E. Pollacco, A. A. Ogloblin, M. V. Zhukov, Experimental Evidence for the Existence of 7H and for a Specific Structure of 8#e,

Phys. Rev. Lett. 90 (2003) 082501 (4 pages).

43] P. D. Kunz, (unpublished) DWUCK5 tecnical description, http://spot.Colorado.edu/~kunz/DWBA.html

44] M. Meister, L. V. Chulkov, H. Simon, T. Aumann, M.J.G. Borge, Th. W. Elze, H. Emling, H. Geissel, M. Hellstrom, B. Jonson, J. V. Kratz, R. Kulessa, Y. Leifels, K. Markenroth, G. Munzenberg, F. Nickel, T. Nilsson, G. Nyman, V. Pribora, A. Richter, K. Riisager, C. Scheidenberger, G. Schrieder, O. Tengblad, M. V. Zhukov,

Searching for the 5H Resonance in the t-f-n+n System, Nucl. Phys. A723 (2003) 13-31.

45] M. Meister, L. V. Chulkov, H. Simon, T. Aumann, M.J.G. Borge, Th. W. Elze, H. Emling, H. Geissel, M. Hellstrom, B. Jonson, J. V. Kratz, R. Kulessa, Y. Leifels, K. Markenroth, G. Munzenberg, F. Nickel, T. Nilsson, G. Nyman, V.

Pribora, A. Richter, К. Riisager, С. Scheidenberger, G. Schrieder, О. Tengblad,

M. V. Zhukov,

The t+n+n System and bH

Phys. Rev. Lett. 91 (2003) 162504 (4 pages).

46] N.A.F.M. Poppelier, L. D. Wood, and P.W.M. Glaudemans, Properties of Exotic p-Shell Nuclei,

Phys. Lett. B157 (1985) 120-122.

47] A. M. Rodin, S. I. Sidorchuk, S. V. Stepantsov, G. M. Ter-Akopian, A. S. Fomichev, R. Wolski, V. B. Galinskiy, G. N. Ivanov, I. B. Ivanova, V. A. Gorshkov, A. Yu. Lavrentev, Yu. Ts. Oganessian,

High resolution beam line of the Щ00М cyclotron and a possibility of RIB accumulation and cooling in the Щ storage ring, Nucl. Instr. Meth. A391 (1997) 228-232.

48] K. Seth and B. Parker,

Evidence for Dineutrons in Extremely Neutron-Rich Nuclei, Phys. Rev. Lett. 66 (1991) 2448-2451.

49] N. B. Shul'gina, В. V. Danilin, L. V. Grigorenko, M. V. Zhukov, and J. M. Bang, Nuclear structure of 5H in a three-body 3H+n+n model,

Phys. Rev. C62 (2000) 014312 (4 pages).

50] S. I. Sidorchuk, D. D. Bogdanov, A. S. Fomichev, M. Golovkov, Yu. Ts. Oganessian, A. M. Rodin, R. S. Slepnev, S. V. Stepantsov, G. M. Ter-Akopian, R. Wolski, V. A. Gorshkov, M. L. Chelnokov, M. G. Itkis, E. M. Kozulin, A. A. Bogatchev, N. A. Kondratiev, I. V. Korzyukov, A. A. Korsheninnikov, E. Yu. Nikolskii, I. Tanihata, P. Roussel-Chomaz, W. Mittig, N. Alamanos, V. Lapoux, E. C. Pollacco, L. Nalpas,

Resonance states of hydrogen nuclei AH and 5H obtained in transfer reactions with exotic beams,

Phys. Lett. B588 (2004) 163-171.

51] I. Tilquin, Y. El Masri, M. Parlog, Ph. Collon, M. Hadri, Th. Keutgen, J. Lehmann, P. Leleux, P. Lipnik, A. Ninane, F. Hanappe, G. Bizard, D. Durand, P. Mosrin, J. Peter, R. Regimbart, B. Tamain,

Detection efficiency of the neutron modular detector DEMON and related characteristics,

Nucl. Instr. Meth. A 365 (1995) 446-461.

52] N. K. Timofeyuk,

Shell model approach to construction of a hyperspherical basis for A identical particles: Application to hydrogen and helium isotopes, Phys. Rev. С 65 (2002) 064306 (11 pages).

53] R. L. Varner, W. J. Thompson, T. L. McAbee, E. J. Ludwig, and Т. B. Clegg, A global nucleon optical model potential,

Phys. Rep. 201 (1991) 57-119.

54] R. B. Weisenmiller, N. A. Jelley, D. Ashery, К. H. Wilcox, G. J. Wozniak, M. S. Zisman, Joseph Cerny,

Very light neutron-rich nuclei studied via the f Li, SB) reaction, Nucl. Phys. A280 (1977) 217-227.

55] P. G. Young, R. H. Stokes, and G. G. Ohlsen,

Search for the Ground State ofbH by Means of the zH(t,p) Reaction, Phys. Rev. 173 (1968) 949-951.

56] A. A. Yukhimchuk, V. V. Perevozchikov, V. A. Apasov, V. S. Aryutkin, Yu. I. Vinogradov, M. D. Vikharev, N. S. Ganchuk, A. N. Golubkov, S. K. Grishechkin, A. M. Demin, S. V. Zlatoustovsky, G. I. Karyakin, V. A. Klisch, A. A. Kononenko, A. A. Kukolkin, A. V. Kuryakin, V. N. Lobanov, I. L. Malkov, S. S. Matveev, V. Ya. Rozhkov, V. A. Safronov, V. M. Solyankin, V. V. Travkin, D. P. Tumkin, S. V. Filchagin, Yu. Ts. Oganessian, A. M. Rodin, D. D. Bogdanov, M. S. Golovkov, A. S. Fomichev, S. I. Sidorchuk, R. S. Slepnev, S. V. Stepantsov, G. M. Ter-Akopian, R. Wolski,

Tritium target for research in exotic neutron-excess nuclei, Nucl. Instrum. Meth. A 513 (2003) 439-447.

57] M. V. Zhukov, В. V. Danilin, D. V. Fedorov, J. M. Bang, I. J. Thompson, and J. S. Vaagen,

Bound state properties of Borromean halo nuclei:6He and nLi, Phys. Rep. 231 (1993) 151-199.

Сверхтяжёлый водород ^Н относится к так называемым демократическим распад чикам — системам, для описания которых требуется привлечение теоретического

аппарата теории нескольких тел. Теоретическое изучение ^Н в рамках трёхтель ной модели показало, что при изучении данной системы возникают значительные

трудности, (i) Неопределённость в выборе потенциала в подсистеме кор-нуклон^

приводит к неопределённости энергии ^Н не менее 1 MeV. (ii) Даже основное

состояние ^Н получается широким, а время жизни малым, вследствие чего воз никает возможность сильной чувствительности наблюдаемых свойств состояний

к механизму реакции (наблюдаемое положение основного состояния может "пла вать" на 1 MeV и более). (Ш) В этой связи было указано на корреляционные экспе рименты, как правильный подход к разрешению суш,ествовавших на тот момент

(2001-2003 гг.) противоречий в экспериментальных данных. Программа исследования корреляций в ^Н оказалась весьма плодотворной, хо тя и не в таком виде, как это предлагалось в теоретических работах. Нами был

экспериментально исследован непрерывный спектр ядра ^Н вплоть до 5 MeV cm. энергии. Он заселялся в реакции t{t,p)^B. при использовании 57.7 MeV тритон ного пучка. Эксперимент был кинематически полным. Поправки на эффектив ность вводились при использовании всей корреляционной информации о данной

реакции. Результаты анализа были представлены в аналитическом виде, даюш,ем

возможность прямого сравнения результатов эксперимента с теорией. Спектр отсутствующей массы ^Н полученный в этом эксперименте гладкий

и не содержит указаний на наличие узких состояний. Однако, благодаря весьма

высокой статистике стало возможным детальное исследование структуры полу ченньк данных. Была получена сложная корреляционная картина, зависящая

от энергии ^Н. В настоящей работе мы объясняем её сочетанием определённых

структурных и динамических факторов: (i) сравнительно малые с.ш. углы вы летающего ^Н, (ii) прямой одноступенчатый характер реакции в выбранных ки нематических условиях, (iii) доминирование передачи динейтрона и следователь ^ Вследствие низкого качества данньк по t+n рассеянию и неоднозначности их анализа.5.5 Заключение 52

но AS = О в данной реакции, (iv) заселение одновременно основного и первых

возбуждённых состояний в ^Н, (v) доминирование в реакции AL = 2, и, соответ ственно, заселение в основном возбуждённых состояний, (vi) вырождение дублета

возбуждённых состояний 3/2"'' и 5/2"^ по энергии. Спектр отсутствующей массы ^Н полученный в этой работе демонстрирует

наличие широкой структуры при энергии свыше 2.5 MeV. Наблюдаемая корре ляционная картина позволяет нам однозначно идентифицировать эту структуру

как смесь состояний 3/2"*" и 5/2''' (почти) вырожденных по энергии. Однозначная

идентификация спина трёхчастичной системы по корреляционной информации

является результатом полученным впервые в данной работе. Понимание меха низмов формирования корреляций и разработанная методика анализа открывают

дорогу для дальнейшего изучения подобных процессов. Корреляционная картина при Еъ-ц < 2.5 MeV является сильным свидетель ством интерференции между низкоэнергетическим "крылом" 3/2''' - 5/2+ дублета

и 1/2'*' основным состоянием ^Н. Полученные для основного состояния параметры

Eg,s. 1.8 MeV и PgB. ^ 1.3 MeV согласуются с предыдуш,им исследованием реак ции в работе [22]. Теперь окончательно установлено, что малая ширина (Г 0.5

MeV) пика основного состояния ^Н при 1.8 MeV, полученная в [22], является ре зультатом интерференции с другими состояниями в ^Н в условиях ограниченной

эффективности регистрации экспериментальной установки. Настояп1,ий результат

для основного состояния ^Н находится, также, в хорошем согласии с результатами

работы [41], где основное состояние ^Н было найдено при 1.7(3) MeV. Даже если результаты настоящей работы не разрешают окончательно все про блемы связанные с ^Н, они точно дают сильную поддержку утверждению, что

основное состояние ^Н находится при '^1.8 MeV (при ширине порядка 1.3 MeV),

а дублет практически вырожденных первых возбуждённых состояний располо жен при 5 — 6 MeV. На настоящий момент мы также не видим непреодолимых

противоречий с другими наличными экспериментальными результатами по ^Н.

В тех из результатов, которые не согласуются с нашими, остается возможность

объяснения расхождения, как связанного с интерпретацией данных. 5.6 Результаты, выносимые на защиту

• Впервые в трёхчастичной t + n + n модели был теоретически изучен непре рывный спектр ядра ^Н. Использовался метод гиперсферических гармоник,

правильно работающий с существенно трёхчастичной асимптотикой в непре рывном спектре ^Н. Были предсказаны свойства основного 1/2" состояния

и дублета 5/2" — 3/2- нижних возбуждённых состояний. • Было показано, что, т.к. все состояния в спектре ^Н достаточно широкие,

наблюдаед№1е свойства системы могут сильно зависеть от механизма реак ции. • Анализ имевшихся экспериментальных данных показал, что они не доста точны для надёжного заключения о положении основного состояния ^Н и

необходимы детальные корреляционные измерения. • Был развит формализм (на основе метода гиперсферических гармоник и р матрицы) для анализа корреляционных экспериментальных данных из рас падов выстроенных трёхчастичных систем со спином. • На основе этого формализма были проанализированы данные из реакции

t{t,p)^E при Elab = 57 MeV. Было показано, что в этой реакции заселяется

в основном низколежащий дублет 5/2" — 3/2. На основе анализа интер ференционной картины было установлено, что основное 1/2" состояние ^Н

находится на 1.8 MeV. Материаль1, вошедшие в диссертацию докладывались на семинарах в ЛЯР и

ЛТФ ОИЯИ, CRC (Лувен ла Нёв, Бельгия), GSI (Дармштадт, Германия), а также

на следующих конференциях:

• Международная конференция 3rd International Conference on Exotic Nuclei

and Atomic Masses, ENAM 2001, July 2-8, 2001, Hameenlinna, Finland. • Международная конференция Joint Study Weekend HALO'2002, June 14-16,

2002, Chalmers University of Technology, Goteborg, Sweden.5.6 Результаты, выносимые на защиту 54

• Международная конференция Nucleus-Nucleus Collisions, 17-23 июля 2003,

Москва. • Международная конференция International Nuclear Physics Conference INPC

2004, June 27 - July 2, 2004, Goteborg, Sweden

• Международная конференция EXON-2004, 5-12 июля 2004, Петергоф. Полученные результаты были опубликованы в следующих работах:

1. N. В. Shul'gina, В. V. Danilin, L. V. Grigorenko, М. V. Zhukov, and J. М. Bang,

Nuclear structure of ^H in a three-body ^H+n+n model,

Phys. Rev. C62 (2000) 014312 (4 pages). 2. L. V. Grigorenko, N. K. Timofeyuk, and M. V. Zhukov,

Broad states beyond the neutron dripline. Examples of ^H and \

Eur. Phys. J. A 19 (2004) 187-201. 3. L. V. Grigorenko,

Experimental puzzle of ^H,

Eur. Phys. J. A 20 (2004) 419-427. 4. M. S. Golovkov, L. V. Grigorenko, A. S. Fomichev, S. A. Krupko, Yu. Ts. Oganessian,

A. M. Rodin, S. I. Sidorchuk, R. S. Slepnev, S. V. Stepantsov, G. M. Ter-Akopian,

R. Wolski, M. G. Itkis, A. A. Bogatchev, N. A. Kondratiev, E. M. Kozulin, A. A. Korsheninnikov, E. Yu. Nikolskii, P. Roussel-Chomaz, W. Mittig, R. Palit, V. Bouchat, V. Kinnard, T. Materna, F. Hanappe, 0. Dorvaux, L. Stuttge, A. A. Yukhimchuk, V. V. Perevozchikov, Yu. I. Vinogradov, S. K. Grishechkin, S. V. Zlatoustovskiy, V. Lapoux, R. Raabe, L. Nalpas,

Observation of excited states in ^H,

Phys. Rev. Lett. 93 (2004) 262501 (4 pages). 5. M. S. Golovkov, L. V. Grigorenko, A. S. Fomichev, S. A. Krupko, Yu. Ts. Oganessian,

A. M. Rodin, S. I. Sidorchuk, R. S. Slepnev, S. V. Stepantsov, G. M. Ter-Akopian,

R. Wolski, M. G. Itkis, A. S. Denikin, A. A. Bogatchev, N. A. Kondratiev, E. М. Kozulin, А. А. Korsheninnikov, Е. Yu. Nikolskii, P. Roussel-Chomaz, W. Mittig, R. Palit, V. Bouchat, V. Kinnard, T. Materna, F. Hanappe, 0. Dorvaux,

L. Stuttge, A. A. Yukhimchuk, V, V. Perevozchikov, Yu. I. Vinogradov, S. K. Grishechkin, S. V. Zlatoustovskiy, V. Lapoux, R. Raabe, L. Nalpas,

Correlation studies of the ^H spectrum,

Phys. Rev. С 72 (2005) 064612 (17 pages). 5.7 Благодарности

я не могу не принести благодарности всем своим соавторам участвовавшим в

данной работе на протяжении ряда лет на разных её этапах. Особо следует упо мянуть моих научных руководителей - профессора М.В. Жукова и доктора М.С.

Головкова. Я признателен профессору Г.М. Тер-Акопьяну за постоянный интерес

к работе и создание творческой научной атмосферы в коллективе. Всем членам

группы ACCULINA я благодарен за гостеприимство в мои прошлые приезды и

за сотрудничество с тех пор как я в ней работаю.

1. Oganesyan, B. P. Osipenko, Search for Superheavy Hydrogen Isotopes and Multineutrons in тг" Absorption on Be, Nucl. Phys. A531 (1991) 613-622. [29] M. G. Gornov, M. N. Ber, Yu. B. Gurov, S. V. Lapushkin, P. V. Morokhov, V. A. Pechkurov, N.

2. Tengblad, M. V. Zhukov, Searching for the H Resonance in the t+n-tn System, Nucl. Phys. A723 (2003) 13-31. [45] M. Meister, L. V. Chulkov, H. Simon, T. Aumann, M.J.G. Borge, Th. W. Elze, H. Emling, H. Geissel, M. Hellstrom, B. Jonson, J. V. Kratz, R. Kulessa, Y. Leifels, K. Markenroth, G. Munzenberg, F. Nickel, T. Nilsson, G. Njman, V.