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17F+p 弹性共振散射的厚靶实验与分析
摘 要：利用17F 次级束轰击 (CH2)n 厚靶，通过17F+p 弹性道布居18Ne 质子发射阈之上的能级，得到了Ec.m.=0.5~1.7 MeV 区间弹性共振散射1H(17F, p)17F 的激发函数。利用R-矩阵理论程序MULTI7 对实验的激发函数进行分析，导出了18Ne 能级的质子宽度等信息。
关键字：18Ne 能级；弹性共振散射；激发函数；厚靶技术
1 引 言
目前的星体演化理论认为，宇宙中比氢和氦更重的元素基本上是在恒星的演化过程中合成的。初始质量不同的恒星所经历的演化阶段大不相同，因此所涉及的核合成路径以及元素丰度等都有很大的差别[1]。一些大质量的恒星，在其演化的末端，温度和密度等很快上升，进入爆发性燃烧阶段，如快速的质子俘获过程(rp-过程)等[2,3]，其突出特点是在很短的时间尺度内释放出大量的能量，如X 射线爆等。由于这个演化阶段很短，核合成主要是在远离稳定线的核区范围内展开。14O(α, p)17F 和17F(p, γ)18Ne 是高温CNO 循环泄露到rp-过程的两个关键反应。当温度、密度条件满足T9 > 0.4，ρ > 105 g/cm3 时，等待点上的α 俘获将迅速超越其自身的β 衰变，经14O(α, p)17F(p, γ)18Ne(α, p)21Na 等反应快速过渡到rp-过程。X 射线爆模型计算给出，从14O(α, p)17F 开始，在10 s ~ 100 s 之内即能合成到甚至更重元素[3]。因此，涉及18Ne 相关能级的信息对精确验算14O(α, p)17F，17F(p, γ乃至其它后续反应的反应率具有至关重要的意义。
近年来，次级束的厚靶实验方法在国际上颇受重视。该方法的优点是在次级束流强相对较弱的情况下，采用单一能量点的次级束入射，可以一次得到较大能量范围的激发函数[5]。
近年来该实验方法在质量较轻的丰质子核区已得到广泛应用[6-8]，其可靠性和有效性得到了大量验证，成为不稳定核反应研究中颇受关注的新方向。自2005 年起，我们陆续开展了，13N+p 以及17F+p 等弹性共振散射的厚靶实验研究[9-11]。其中17F+p 弹性共振散射的部分结果已在文献[12,13]中有所报道，本文将着重介绍前文未深入涉及的实验和数据分析环节。
2 实验方法
2.1 17F次级束
在 HI-13 串列加速器的次级放射性核束装置上[14]，利用96 MeV 的16O 束轰击长度为，压强为1.5 atm的氘气靶，通过16O(d, n)17F 反应产生17F。氘气靶的前后窗均为的 Havar 膜。17F 粒子经二极磁铁和四极透镜分离聚焦后进入下游的速度选择器进一步纯化。
次级束的二维粒子鉴别谱如图1 所示。除17F 外，次级束中还包含少量16O，14N 和12C
2.2 实验设计
反应靶室内的探测器设置如图2 所示。17F 次级束经φ 9?φ 5 mm 准直器准直以减小束斑尺寸。经准直后次级束的流强约6000 pps，其中17F 的纯度好于70%。在反应靶前，用一块厚度为13.2 μm 的面垒型硅探测器甄别并记录17F 次级束。此外，在靶架上还安装了一块厚度为300 μm 的硅探测器。调束时与前面的面垒型硅探测器一道组成ΔE-E 系统。 中的右上方给出了ΔE 的单维谱，其中的阴影区是将17F 从二维谱上卡窗投影到ΔE 的结果。两者的峰型和峰面积基本吻合，表明在ΔE 单谱上17F 峰附近的杂质含量较少，可以近似认为ΔE 单维谱后一个计数峰即代表着17F。
实验所使用的(CH2)n 靶的厚度为6.0 mg/cm2，用于本底测量的纯碳靶厚度为7.6 mg/cm2，两者都可以完全阻止入射的17F 粒子。在考虑反应运动学及能量损失后，计算出打到靶上的能量为55.5±1.2 MeV。在反应靶的下游，我们选用了一套由63 μm 的16×16 路双面硅条探测器(DSSSD)和982 μm的四象限硅探测器(MSQ)组成的ΔE-E 系统测量出射的轻粒子产物。两者的有效探测面积均为50 mm×50 mm。由于次级束中包含少量较高能量的16O 可以透射(CH2)n 反应靶，我们将ΔE-E 探测器组合放置于实验室系15°角，以避免泄露成分的直接辐照。
其中：d0 为靶中心到DSSSD 中心的距离:155.4 mm；x，y 是以DSSSD 的几何中心为坐标原点，各个方格单元所对应的坐标值；以靶到DSSSD 中心轴为界，靠近束流方向取“+”，反之取“－”。利用(1)式计算得到探测器在实验室系覆盖的角度范围为5°~25°。对于1H(17F, p)17F 散射，对应的质心系角度θc.m.=180°－2θlab=130°~170°。在实验的前后，我们用两套α 标准源对 DSSSD 和MSQ 探测器分别做了刻度。这两套源及其能量分别为148Gd 单能源 (3.183 MeV)、239Pu-241Am 混合源(5.157 MeV, 5.486 MeV)，另外还用精密脉冲产生器校验了电子学的线性，同时交叉检验了刻度源的能量。
2.3 双面硅条探测器
双面硅条探测器一般由正反各若干的独立条构成，在空间结构上就形成众多个相对独立的单元。这样的布局使得探测器的颗粒度大幅度降低，有效地提高了空间分辨。因此特别适用于超重核鉴别，双质子发射等[15]。此外，因为成熟的半导体工艺，DSSSD 的厚度可以从几十微米到毫米不等。对于厚靶实验，需探测的质子能量一般从数百keV 到十几MeV，并需要精确的位置信息和粒子分辨能力，因此几十微米厚度的DSSSD 无疑是充作望远镜探测系统中ΔE 路的首选。
从 DSSSD 制作工艺来看[16]，其各条之间并不是“物理绝缘”。因此，当粒子入射到两条之间的分隔部分上时，相邻两条都将有感应脉冲输出，习惯上将这一现象称为“cross-talk”。例如用α源刻度DSSSD时。，“cross-talk”占两相邻条平均计数的1.5%左右，与分割部分和关联独立条的面积比(1.7%)基本一致。如果以条为单位对DSSSD 进行精确刻度，然后对各独立条求和。从中可以看到，采用幅度求和的办法，可以将“cross-talk”事件还原。需要留意的是，如某一条或几条噪声幅度较大，则噪声叠加到真实信号上会使谱形失真，如图中箭头所指的部分。此种情况下，也可以在舍弃“cross-talk”事件真实幅度的基础，始终挑选信号幅度最大的条输出作为DSSSD 的真实值，由于噪声幅度一般都远小于真实信号幅度，所以这样操作又可以一定程度上避免对噪声的叠加。
3 数据处理
3.1 运动学重构
由于束流在厚靶中连续损失能量，任一出射角的粒子能谱都是连续分布的。同时由于探测器覆盖的角度范围较大，因此逐角度的运动学重构是数据分析的关键。在1H(17F, p)17F 反应点处，容易得到质子能量与质心系能量的关系满足其中，m1 和m17 分别代表质子和17F 的质量。这里Ep=ΔEp+Et，即实际探测到的质子能量Et 与质子在靶中的能量损失ΔEp 之和。
结合反应运动学和能量损失，并考虑17F 次级束的能量歧离(±1.5 MeV)、角度歧离(±°)，逐角度对厚靶的1H(17F, p)17F 运动学过程进行了Monte Carlo 模拟。作为一个例子，θlab=10.5°出射质子在靶中的能量损失ΔEp 和探测器实际探测的能量Et 的关系。可以看到二者的不确定性随质子能量减小而显著增大，因此很难找到能精确反映ΔEp 和的函数关系。图4 中的实线代表一个能大致反映整体趋势的拟合关系，但精确度只有0.83。
此外如果直接考虑Ec.m.对Et 的依赖关系，如图5 所示。可以看到在Ec.m. > 0.4 MeV 的情况下，和Ec.m. 基本呈线性关系，拟合的精确度可达0.99。
3.2 本底扣除
为了得到质子的净产额，需要扣除(CH2)n 靶中C 原子上所产生的本底事件。需要考虑两个因素：一是(CH2)n 与C 轮的 17F 粒子总数；其次是相同Ec.m.能量间隔内，(CH2)n 与C 靶中原子数目的比例关系。后者可通过计算17F 相同Ec.m.能量间隔内在二者中的射程差而得到的有效靶厚中得出[18]。此外对于(CH2)n 靶，通过M-C 模拟得到Ec.m.与反应靶厚的实际关系，利用拟合的办法得出它们之间的函数关系，据此计算出每个Ec.m.点的对应靶厚。
我们将计算射程差的办法与M-C 模拟的办法得出的有效靶厚作了对比，相互之间的平均偏差约1.5%，因此采取计算射程差的办法理应可行。，实线是R-矩阵理论程序MULTI7[19]的拟合计算结果。在范围内出现的空隙是由DSSSD 和MSQ 之间的“死层”引起的。图中给出的误差来源于两方面：统计误差和系统误差。后者由束流归一(3%)和探测器立体角的不确定性引入，但相对统计误差影响较小。从图7 可以看到，在Ec.m.=0.60 MeV 和处出现共振峰，分别对应于18Ne Ex=4.52 MeV(Jπ=3+)和Ex=5.11 MeV(Jπ两条能级。根据R-矩阵拟合计算的结果，这两条激发态的质子衰变宽度分别为18(2) keV、，与Gómez del Campo 等人的结果[20]一致。
3.3 总结与讨论
我们用厚靶方法对17F+p 弹性共振散射进行了测量，观测到了18Ne 质子分离阈上的两条能级，给出了激发能、质子宽度等信息。
激发函数测量是获得复合核的能级结构和性质的一个有效实验手段。在核天体物理领域，氢、氦等各种不同的燃烧过程是星体演化、元素合成的主导机制，因此有大量(p,γ)，(α,γ和(α,p)反应亟待研究。由于天体物理感兴趣的能区很低，复合核粒子发射阈附近的能级就尤为重要。这无疑是极具挑战性的一类实验，对于入射道包含不稳定核的体系，实验难度更大。
在后加速的高品质放射性束成为现实之前，利用厚靶技术开展弹性共振散射类的实验，以最大可能地了解感兴趣的能级性质无疑是有积极意义的。
由于厚靶实验的特点，解谱环节尤为关键。借助于M-C 模拟，可以最大可能地实现逐角度的反应运动学重构。从模拟中可以看到，由于采用逆运动学，实验探测到的质子能量与质心系能量之间有大约4 倍的放大关系，因此质子能量分辨的影响也相应缩小。除统计误差外，主要的不确定性来源于重粒子的射程误差，及在其射程末端所产生的角度岐离和能量岐离等。
4 致谢
感谢 ΗΙ-13 串列加速器运行人员在实验过程中给予的帮助。
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参考文献
王友宝,王宝祥,白希祥,等. 弹性共振散射反应的厚靶实验设计[J]. 高能物理与核物理,2006, 30(增刊Ⅱβ
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