Поиск экзотических состояний пионных атомов ксенона

Поиск экзотических состояний пионных атомов ксенона
В.Н. ГРЕБЕНЕВ, Ю.Б. ГУРОВ, Б.А. ЧЕРНЫШЕВ, Р.Р. ШАФИГУЛЛИН
Национальный исследовательский ядерный университет «МИФИ»
ПОИСК ЭКЗОТИЧЕСКИХ СОСТОЯНИЙ ПИОННЫХ АТОМОВ КСЕНОНА
Представлены результаты экспериментального поиска низколежащих состояний пионных атомов ксенона, образующихся в реакции подхвата (d,3He) на натуральном ксеноне. Эксперимент выполнен на дейтронном пучке накопительного кольца CELSIUS с энергией 500 МэВ. Выбор энергии пучка определялся кинематическим условием отсутствия
отдачи образующейся в реакции пион-ядерной системы. Приведено описание экспериментальной установки и ее характеристик. Уровни пионных атомов идентифицировались по пикам в энергетическом спектре 3He, измеренном под нулевым углом к пучку с помощью многослойного полупроводникового спектрометра с детекторами из сверхчистого германия. Два пика, обнаруженных в энергетическом спектре 3He, отвечают 1s-состояниям пионных атомов соответственно с
четным и нечетным числом нейтронов в изотопах ксенона.
Пионный атом – уникальный источник информации о динамике пионов в ядерной среде
(эффективная масса пиона, изменение константы распада fπ) и о пион-ядерной системе в состояниях с определенными квантовыми числами в области энергий вблизи порога (ω ≈ mπ). С этих позиций наибольший интерес представляют измерения энергии связи и ширины низколежащих 1s- и
2p-состояний тяжелых пионных атомов. Возможности метода гамма-спектроскопии пионных атомов, образованных при захвате ядрами мишени термализованных пионов, ограничены легкими и
средними элементами. В тяжелых элементах (А~100 и более) из-за сильного ядерного взаимодействия, приводящего к поглощению пиона ядром, переходы на 1s- и 2p-уровни полностью подавлены. Информацию о состояниях, лежащих ниже 3d-уровня, традиционным методом получить не
удается.
Вместе с тем теоретически показано [1], что эффективное s-волновое пион-ядерное отталкивание частично компенсирует кулоновское притяжение, вследствие чего относительно узкие 1s- и
2p-состояния с шириной, меньшей расстояний между уровнями, должны существовать и проявляться в реакциях, в которых рожденный пион захватывается непосредственно в низколежащее
состояние. В качестве претендентов на обнаружение низколежащих состояний пионных атомов
рассматривались и исследовались реакции (n, p), (p, 2p), (p, 2He), (p, ), (d, 3He). Первый успех был
достигнут в GSI (Германия), где в измеренном спектре ядер 3He, образующихся в реакции 208Pb(d,
3
He)X, был обнаружен пик, отвечающий образованию 2p-состояния пионного атома 207Pb, и получены указания на возможное проявление 1s-состояния [2]. Впоследствии те же авторы выполнили
измерения на изотопе 206Pb, на котором эффект образования 1s-состояния пионного атома 205Pb
проявился более отчетливо [3]. Однако статистическая обеспеченность 1s-пика оказалась значительно хуже, чем 2p-пика, что не позволило достичь точности в определении энергии и ширины
1s-состояния пионного атома, приемлемой для нахождения параметров локальной (s-волновой)
части оптического потенциала.
В силу того, что максимальный выход реакции ZAN(d, 3He)ZA-1(N-1)π– достигается при малых
переданных импульсах q и нулевом переданном угловом моменте 4, при q0 заселяются преимущественно те уровни пионного атома, для которых l = jn, где l и jn – угловые моменты пионного состояния и подхватываемого нейтрона. Это правило отбора показывает, что поиск 1s- и 2руровней пионных атомов предпочтителен на ядрах с числом нейтронов вблизи “магических” чисел
82 и 126 соответственно.
В экспериментах на свинце, в ядрах которого периферическими (валентными) являются
нейтроны р-подоболочек, наиболее надежно определены энергии и ширины 2р-состояний пионных атомов. В то же время, из-за отсутствия в ядрах s-валентных нейтронов, выход основного 1sсостояния пионного атома свинца подавлен. Поэтому измеренные в экспериментах [2, 3] пики в
спектрах 3He, ответственные за образование 1s-состояния пионного атома Pb
π–, оказались
статистически менее обеспеченными.
В предложенном нами эксперименте на ксеноне 5, в ядрах которого нейтроны 3sподоболочки являются валентными, ожидается повышенный выход именно 1s-состояний пионного атома Xe
π–. Согласно расчетам, выполненным в работе 6, при энергии дейтронов, равной 500 МэВ, выход реакции на 136Xe с образованием 1s-состояния пионного атома 135Xe является
основным, превосходящим в несколько раз выход пионных атомов в других состояниях.
Поиск экзотических состояний пионных атомов ксенона
Ниже приводится описание установки, созданной на накопительном кольце CELSIUS (Швеция), и выполненного на ней эксперимента. Для формирования низколежащих состояний пионных
атомов ксенона использовалась реакция natXe(d, 3He)X при энергии Ed = 500 МэВ, отвечающей
условию отсутствия отдачи образующейся пион-ядерной системы. Образование пионных атомов
идентифицировалось по пикам в энергетическом спектре ядер 3Не. Основная цель эксперимента –
наблюдение 1s-состояния пионного атома ксенона и отработка методов определения его характеристик (энергии связи и ширины уровня).
Установка, необходимая для проведения таких исследований, должна обладать следующими
характеристиками: широким энергетическим диапазоном регистрации 3He (300400 МэВ); энергетическим разрешением, сопоставимым с ожидаемой шириной энергетического уровня (< 1 МэВ
[6]); возможностью идентификации продуктов реакции в условиях значительного уровня фоновых
частиц.
В эксперименте указанные требования были реализованы с помощью прецизионного
(рр  10–4) дейтонного пучка с электронным охлаждением [7], внутренней газовой мишени [8] и
многослойного полупроводникового спектрометра [9] с детекторами из сверхчистого германия
(HpGe-телескоп). Наряду с высоким энергетическим разрешением HpGe-телескоп характеризуется
малыми размерами, позволяющими поместить его внутри вакуумной камеры накопительного
кольца. Использование многослойной телескопической структуры с несколькими регистрирующими детекторами существенно улучшает возможности идентификации частиц и обеспечивает
надежное выделение 3He в условиях физического эксперимента на ускорителе.
Схема эксперимента представлена на рис. 1. Дейтронный пучок накопительного кольца
CELSIUS с энергией 500 МэВ пересекает поток атомов ксенона, формируемый внутренней мишенью. Ядра 3He, летящие из мишени под малыми углами (≤ 1°) к пучку, регистрируются детекторами Д1–Д4 HpGe-телескопа, установленными внутри вакуумной камеры накопительного кольца в
области действия второго поворотного магнита. Поворотные магниты накопительного кольца
обеспечивают пространственное разделение вторичных частиц и пучка. Расположенный за мишенью дуплет квадрупольных линз фокусирует 3He в области максимально приближенной к детекторам телескопа.
Для контроля светимости
используется сцинтилляционный
монитор, расположенный вблизи
газовой мишени. Он включает в
себя времяпролетную систему из
двух тонких пластиковых детекторов M1 и M2 с пролетной базой 1
м и детектор полного поглощения
Mз из кристалла NaI. Монитор регистрирует вторичные частицы,
летящие из мишени под углом 30
к направлению дейтонного пучка,
обеспечивая контроль относительРис. 1. Схема экспериментальной установки
ной величины светимости в течедля поиска пионных атомов ксенона
ние всего цикла измерений.
Основным регистрирующим элементом спектрометра является полупроводниковый телескоп, детекторы которого охлаждаются с помощью прокачки жидкого азота. Спектрометр снабжен механизмом, осуществляющим автоматический ввод/вывод детекторов телескопа в область
оптимальной регистрации 3He. Внутри ионопровода детекторы перемещаются синхронно с ускорительным циклом накопительного кольца. Точность позиционирования детекторов не хуже
0,1 мм. Во время измерений детекторы располагались на расстоянии 151 мм от оси пучка, перекрывая область регистрации ядер 3He, отвечающую образованию пионных атомов ксенона. На
этапах формирования и сброса пучка они находились на расстоянии ~600 мм от пучка.
Телескоп состоит из четырех HpGe-детекторов (Д1Д4) диаметром 32 мм и толщиной от 5 до
10 мм. Последние детекторы телескопа Д3 и Д4 объединены в пару, образуя составной детектор
Поиск экзотических состояний пионных атомов ксенона
. Их толщины подобраны так, чтобы пробеги ядер 3Не, отвечающих образованию пионных атомов ксенона, полностью укладывались в первом детекторе пары, а второй детектор обеспечивал измерение энергии 3Не вплоть до 420 МэВ, позволяя тем самым определить физический
фон от каналов реакции подхвата без рождения пионов. Описание конструкции полупроводникового телескопа и характеристик детекторов дано в работе [10].
Электронная система установки состоит из предусилителей, каналов быстрой электроники,
реализующих функцию быстрого триггера, и блоков спектрометрической электроники для обработки сигналов и записи информации на внешний носитель. Логика отбора событий (Д1  Д2) соответствовала регистрации частиц останавливающихся в детекторах Д2–Д3*. Подавление быстрых
пролетных частиц (протонов и дейтронов) обеспечивалось подбором порогов на Д2 и Д3. При этом
регистрировались ядра 4Не, останавливающиеся в детекторе Д2, 3Не и дейтроны, останавливающиеся в Д3*.
Энергия регистрируемой телескопом заряженной частицы определялась суммированием потерь энергии частицы во всех детекторах с учетом средних энергетических сбросов в «мертвых»
слоях. Методика идентификации частиц и отбраковки событий с нарушением ионизационной зависимости потерь энергии вследствие выхода частиц из детектирующего объема, краевых эффектов и ядерных реакций подробно описана в работе [11].
Энергетическое разрешение (ширина аппаратурной линии) спектрометра измерялось с
помощью реакции 14N(d, 3He)X. Вблизи кинематической границы в энергетическом спектре 3He
должны наблюдаться пики, соответствующие
образованию ядер стабильного изотопа 13C в основном и первом возбужденном состояниях,
сдвинутые относительно друг друга на величину,
равную 3.09 МэВ. В силу нулевого значения
естественной ширины основного состояния ядра
13
C, ширина отвечающего ему пика в спектре 3He
позволяет точно определить собственное разрешение спектрометра. Эксперимент выполнялся
на дейтронном пучке с энергией Ed = 362 МэВ.
Время экспозиции ~20 часов. Измеренный энерРис. 2. Экспериментальный спектр 3He
гетический спектр 3He представлен на рис. 2.
из реакции 14N(d, 3He)X; Ed = 362 МэВ
В спектре хорошо выделяются пики, соответствующие образованию изотопа 13C в основном (E  358 МэВ) и возбужденных состояниях:
пик в области 355 МэВ отвечает первому возбужденному состоянию, два более широких и
хорошо выраженных пика (Е  347, 351 МэВ)
являются результатом суперпозиции двух групп
высоковозбужденных состояний 13C. Величина
энергетического разрешения оценивалась по ширине пика, соответствующего образованию основного состояния 13C. Экспериментальное значение разрешения составило 85060 кэВ, что
сопоставимо с ожидаемым значением ширины
1s-состояния пионного атома ксенона. Детали
эксперимента и подробный анализ полученных
результатов приведены в работе [10].
Для калибровки шкалы спектрометра исРис. 3. Энергетический спектр ядер 3Не
пользовалась реакция p(d, 3He)π0. Положение
из реакции p(d, 3He)π0; Ed = 500 МэВ
пика в энергетическом спектре образующихся
ядер гелия служит реперной отметкой на шкале энергии связи пионного атома. Основным досто-
Поиск экзотических состояний пионных атомов ксенона
инством этого метода калибровки является возможность выполнения измерений на водородной
мишени и на ксеноне без изменения энергии пучка.
Полученный в ходе калибровки энергетический спектр 3Не показан на рис. 3. Максимум пика
отвечает энергии 368.4 МэВ, его ширина (FWHM)
2.5 ± 0.1 МэВ. Обработка экспериментальных данных с привлечением результатов численного моделирования обеспечили точность привязки энергетической шкалы спектрометра на уровне ~500 кэВ.
Эксперимент на ксеноновой мишени выполнялся после калибровочных экспозиций на водородной мишени. Переход с одной мишени на другую
проводился без перенастройки ускорителя. Полученный после обработки экспериментальных данных
энергетический спектр 3He из реакции natXe(d, 3He)X
приведен на рис. 4.
Рис. 4. Экспериментальный спектр
Для идентификации особенностей в измерен3
ядер He
ном спектре было выполнено численное моделиров области возможного образования
вание эксперимента. Энергетический спектр 3He попионных
лучен суммированием вкладов от шести основных по содержанию изотопов Xe, входящих состав
129
природного атомов
ксенона:ксенона
Xe (26.4 %), 130Xe (4.1 %), 131Xe (21.2 %), 132Xe (26.9 %), 134Xe (10.4 %),
136
Xe (8.9 %) (числа в скобках – процентное содержание изотопа в природном ксеноне). При моделировании вклада реакции образования пионного атома использовались дифференциальные сечения из работы [6]. Результаты численного моделирования показали, что на натуральном ксеноне
эффект от образования 1s-состояний пионных атомов может проявиться в виде двух пиков с энергией вблизи 362 и 364 МэВ. Эти пики являются суперпозицией сигналов от изотопов ксенона с
четным и нечетным числом нейтронов соответственно. Из рис. 4 видно, что указанные пики (на
рисунке помечены стрелками) наблюдаются в экспериментальном распределении. Равномерная
правая часть спектра (E  370 МэВ) отвечает области реакций без образования пионов, а характерный рост событий в левой его части (E  360 МэВ) обусловлен каналом свободного пионообразования.
В результате выполненных исследований обнаружены 1s-состояния пионных атомов ксенона. Их образованию отвечает сечение реакции natXe(d, 3He)X величиной ~25 мб ∙ ср–1. Показана
реальность эксперимента по наблюдению и определению параметров глубоколежащих состояний
пионных атомов изотопов ксенона (135Xeπ–, в первую очередь). Созданная установка и разработанные методы исследования прошли этап тестирования в физическом эксперименте и продемонстрировали свою эффективность.
Работа выполнена при поддержке Шведской Королевской Академии наук, CRDF (грант
МО–011–0) и содействии руководителей Сведбергской лаборатории (г. Уппсала, Швеция).
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1.
Toki H., Yamazaki T.// Phys. Lett. B. 1988. V. 213. P. 129.
2.
Yamazaki T., Hayano R.S., Itahashi K.et al.// Z. Phys. A. 1996. V. 355. P. 219.
3.
GeisselH., Gilg H., Gillitzer A.et al.//Phys. Rev. Lett. 2002. V. 88. P. 122301.
4.
Hienzaki S., Toki H., Yamazaki T. // Phys. Rev. C. 1991. V. 44. P. 2472.
5.
Chernyshev B.A., Dovgun S.V., Gornov M.G. et al. // Communication of the JINR. E1394-198. Dubna. 1994.
6.
Umemoto Y., Hienzaki S., Kume K. et al. // Progr. Theor. Phys. 2000. V.103. P. 337.
7.
Reistad D. // Phys. Scr. 1993. V. 48. P. 37.
8.
Ekström C. // Nucl. Instrum. and Methods in Phys. Res. 1995. V. A362. P. 1.
9.
Горнов М.Г., Гребенев В.Н., Гуров Ю.Б. и др. // ПТЭ. 1999. № 4. С. 65.
10.
Bargholtz Chr., Gerén L., Гребенев В.Н. и др. // ПТЭ. 2006. № 3. С. 14.
11.
Gornov M.G., Gurov Yu.B., Morokhov P.V. et al. // Nucl. Instr. and Meth. A. 1984. V.
225. P. 42.