Analysis of the ¹²C(³He,d)¹³N proton stripping reaction to the resonant state.pdf Введение Изучению реакций, приводящих к образованию резонансных состояний (РС) конечных ядер и, в частности, реакции срыва протона в РС посвящено большое количество работ (см., например, работы [1-6] и приведенные в них ссылки). Большой интерес к этим реакциям связан с тем фактом, что они позволяют получить надежную информацию о механизмах ядерных реакций и свойствах РС ядер путем комбинирования анализа данных по реакциям срыва протона в РС [2, 6]. Как правило, для расчета реакций срыва протона в РС используется метод искаженных волн (МИВ) [2] и полюсная периферийная модель [3-6]. В МИВ в выражении для амплитуды вместо волновой функции связанного состояния захватываемого протона в конечном ядре берется волновая функция непрерывного спектра, описывающая резонансное состояние протона в ядре и являющаяся решением уравнения Шредингера с одночастичным потенциалом - волновой функцией Гамова с расходящейеся асимптотикой на бесконечности. Параметры этого потенциала подгоняются так, чтобы получить РС с требуемыми характеристиками. В этом случае для расчета радиальных интегралов используется, как правило, метод Абеля - Зельдовича путем введения регуляризационного фактора exp(-εr2). Полученный интеграл вычисляется при ε > 0 и затем численно экстраполируется к пределу ε→0. Хотя этот метод позволяет преодолеть формальные трудности, возникающие при расчете радиальных интегралов в МИВ, тем не менее численные расчеты амплитуды реакции срыва в РС в рамках МИВ довольно сложны. В работах [3-6] была развита полюсная периферийная модель реакции срыва (A(x,y)B* заряженной частицы a в РС , где x = y + a и B* = A + a), отвечающая механизмам, описываемым диаграммами рис. 1. Согласно работе [6], реакция A(x,y)B* последовательно протекает в два этапа: сначала происходит срыв заряженной частицы в РС ядра В*, а затем распад РС на две частицы a и A (рис. 1, а). Если рассматриваются узкие изолированные состояния, распад которых происходит Рис. 1. Полюсные диаграммы для реакции срыва заряженной частицы a в резонансное состояние только по упругому каналу (B*→A+a), то дифференциальное сечение (ДС) реакции, проинтегрированное по всем кинематическим переменным (кроме угла вылета частицы y), совпадает с ДС бинарной реакции A(x,y)B*, описываемой механизмом рис. 1, б. Поэтому можно сразу рассмотреть амплитуду этой реакции. Достоинством этой модели является ее простота. Кроме того, в дисперсионном подходе ДС параметризуется непосредственно через ширину резонанса Г, являющуюся экспериментально измеряемой величиной. Кроме того, при известной из эксперимента величине Г путем сравнения рассчитанных ДС с экспериментальными можно получить спектроскопическую информацию о РС - его орбитальном моменте, спине и четности. Но в работе [6] учет вершинных кулоновских эффектов в вершинах полюсной диаграммы осуществлялся лишь в вершине A+a→B и без учета трехчастичной кулоновской динамики в механизме передачи. В рамках данной работы предусмотрено обобщение результатов работы [6] с учетом вершинных кулоновских эффектов в обеих трехлучевых вершинах полюсной диаграммы (рис. 1, б) и трехчастичной кулоновской динамики в механизме передачи [7]. В настоящей работе мы представляем результаты сравнения ДС, рассчитанного в рамках обобщенной периферийной модели, с экспериментальными данными реакции 12C(3He,d)13N при различных энергиях падающих ионов 3He и оцениваем влияние трехчастичной кулоновской динамики в механизме передачи протона на извлекаемое значение ширины РС уровня 2.365 МэВ ядра 13N. Всюду ниже используется система единиц ћ = c = 1. Дифференциальное сечение реакций срыва заряженных частиц в резонансное состояние В работах [3-6] развита периферийная полюсная модель и приведен математический формализм для реакции срыва в РС. В этом разделе для ясности изложения кратко приведем основные выражения для ДС реакций срыва заряженной частицы А(х,у)В* в резонансное состояние В*. В рамках этой модели дифференциальное сечение можно записать в виде (1) где - ядерная вершинная константа (ЯВК) для y+a→x, пропорциональная соответствующему асимптотическому нормировочному коэффициенту [8]; Гa - ширина РС ядра В* в (A+a)-канале, где a в нашем случае есть протон; - перенормировочный фактор, который появляется при учете трехчастичных кулоновских эффектов. При этом Ra появляется в виде множителя в периферийных парциальных амплитудах, как показано в работах [7, 9]. В (1) - известная функция [4, 5], зависящая от свободных подгоночных параметров обрезания Li и Lf угловых моментов во входном и выходном каналах реакции и определяющая форму углового распределения рассчитываемых ДС в области главного максимума углового распределения. Оптимальные значения параметров и определяются путем наилучшего описания рассчитываемой функцией формы углового распределения экспериментального ДС. В этом случае, если в правой части выражения (1) известны спин РС и значение ЯВК , то соотношение (1) позволяет определить величину ширины Гa путем нормировки рассчитанной функции к экспериментальному сечению в области главного максимума углового распределения. Функция имеет следующий вид: (2) где , ; ki и Ei (kf и Ef) - импульс и кинетическая энергия относительного движения частиц х и А (у и B); lx и jx (lB и jB) - орбитальный и полный угловые моменты передаваемой частицы a в ядре x (B*) соответственно; Jj(Mj) - спин (его проекция) частицы j; и - кулоновские параметры связанного (ya) и резонансного (Aa)* состояний соответственно. Согласно [4-6], в окрестности узкого изолированного РС (Г/2Ео

Скачать электронную версию публикации