-
18Mg比自然界中稳定存在的最轻Mg同位素24Mg少6个中子,位于质子滴线外两个中子处,在产生之后会迅速发射出四个质子,衰变为更稳定的14O原子核。对18Mg的研究,一方面有助于人们深入了解极端条件下原子核的形成和稳定机制,理解宇宙中重元素的起源,同时也为发展和完善现有的衰变和结构理论模型提供重要的实验判据。在本工作之前,实验上没有任何关于18Mg的信息,仅有不同理论模型给出的一系列预言。在2013年,Fortune和Sherr使用势模型[61]、Tian等[62]使用ImKG质量关系(Improved Kelson-Garvey mass relations),分别计算了18Mg基态的两质子分离能。2016年,Fortune又使用与镜像核能量差相关的参数化方法[63]进行了计算。2021年,Michel等[64]使用Gamow壳模型计算了18Mg基态和2+态的四质子衰变能和衰变宽度。各理论计算的结果列在表1中。
对于18Mg衰变可能经过的中间态17Na,目前实验上仅观测到一个宽度为1.15 MeV的共振峰,给出17Na单质子分离能的范围为−3.45 MeV≤S1p≤1.4 MeV[5, 43]。多个理论模型得到的17Na基态能量分别为S1p = −1.03 MeV[65]、−2.40 MeV[66]、−2.71 MeV[67]、−3.02 MeV[68]。对于18Mg衰变可能经过的1p和2p中间态15F和16Ne,实验上已有比较准确的测量结果[29-30, 69-70]。
除了18Mg的四质子发射,其第一个2+态的位置也是非常受关注的。在对18Mg的镜像核18C的研究中,发现从18C第一个2+态到基态跃迁的B(E2)值显著偏低[71-72]。为了解释实验测得的B(E2)值,Ong等[72]提出18C中可能存在Z = 6质子闭壳。另一方面,Randhawa等[73]通过氘核非弹性散射布居了20Mg的能级,将20Mg第一激发态的实验微分散射截面与扭曲波玻恩近似(Distorted Wave Born Approximation, DWBA)的计算结果相比较,发现Mg同位素在质子滴线附近可能出现N = 8壳减弱的迹象,18Mg中第一个2+激发态的确切位置将提供N = 8壳是否减弱的直接证据。
-
本实验中的18Mg通过20Mg放射性束流与9Be 靶的双中子敲出反应产生,实验在美国密歇根州立大学的国家超导回旋加速器实验室(National Superconducting Cyclotron Laboratory, NSCL)完成。实验使用的20Mg放射性束流由NSCL实验室的耦合回旋加速器设施(Coupled Cyclotron Facility, CCF)和A1900放射性次级束流线(A1900 fragment separator)提供,其中CCF 包括K500和K1200两个回旋加速器,关于束流线的详细信息可以参考文献[74]。初级束24Mg经过K500和K1200加速后,能量达到170 MeV/u,流强83 pnA。24Mg初级束从K1200引出后,轰击一块厚度约为7 mm的9Be初级靶,通过弹核破裂反应产生20Mg次级束,利用A1900放射性次级束流线对其进行鉴别和纯化。在本次实验中,从A1900焦平面引出的20Mg次级束能量为103 MeV/u,纯度为20%,强度为142 pps/pnA。
20Mg次级束在到达1 mm厚的9Be次级靶前,经过了A1900和S800之间的束流管线和S800分析线,其强度降低到94 pps/pnA,纯度提高到31%。20Mg在9Be靶中发生双中子敲出反应,生成目标核18Mg。由于18Mg的寿命极短,会迅速在9Be次级靶内发生衰变,因此实验中采用不变质量法来研究18Mg的衰变能、衰变宽度以及衰变模式。18Mg衰变测量的实验装置如图11所示。
18Mg的衰变产物14O和4个质子同时从9Be次级靶里发射出来后,使用由一块环形双面硅微条探测器(Annular Double-sided Silicon Strip Detector, ADSSD)和一个环形CsI(Tl)阵列组成的ΔE-E望远镜探测系统,对衰变出射的质子进行探测,给出质子的位置和能量信息。实验使用的ADSSD为1 014
${\text{μm}}$ 厚的S4型环形双面硅微条探测器[77],覆盖实验室系下1.2°~10.1°的测量角度。ADSSD的正背面各分割为128条,提供了很好的质子位置分辨,有利于多个质子的符合测量。环形CsI(Tl)阵列由20个5 cm厚的CsI(Tl)晶体组成,其中内环有4个CsI(Tl)晶体, 外环有16个CsI(Tl)晶体,紧凑组装为两层同心圆环结构。实验中望远镜探测系统测得的轻带电粒子鉴别如图12所示。从下往上统计较高的三组带子分别对应的是1,2,3H、3,4He、6,7Li。14O主要集中在零度角附近出射,在穿过望远镜阵列中心的小孔后,首先经过一个位置灵敏的闪烁光纤阵列。闪烁光纤阵列由两条相互垂直的闪烁光纤带(圣戈班BCF-10 [78])构成,每一条闪烁光纤带包含64 根方形截面的光纤,截面尺寸为0.25 mm×0.25 mm。每条光纤带的末端耦合到一个8×8位置灵敏光电倍增管(滨松H8500C [79]),光纤带中的每一根独立的光纤分别与光电倍增管的一个像素相对应,通过光电倍增管的信号可以确定14O在闪烁光纤阵列上的入射位置。闪烁光纤阵列放在硅探测器后面约7.6 cm的位置,使得14O位置的测量平面与质子位置的测量平面距离足够近,可以精确地给出出射道所有末态粒子之间的相对角度,从而改善不变质量谱的能量分辨,而不需要对束流在靶上的精确入射点进行径迹追踪。
14O从实验靶室出射之后,由S800磁谱仪进行粒子鉴别[80-81],并提供14O的能量信息。如图11(d)所示,在S800焦平面,14O核首先穿过两个阴极读出漂移室(CRDC),给出14O入射到焦平面的位置和角度。穿过CRDC后,14O进入电离室(IC),在其中损失一部分能量。电离室测量的能损将用于粒子鉴别。电离室后紧接着是一个塑料闪烁体(E1),为整个探测系统提供触发信号,同时与S800分析线入口处的OBJ闪烁体一道用于粒子的飞行时间测量。在焦平面探测系统的最末端是一个4×8 的CsI(Na)闪烁体阵列(hodoscope),测量入射粒子的总动能以区分不同的电荷态,也可以探测注入离子的长寿命同质异能态发射的γ射线。本实验中剩余核质量较轻,不存在电荷态或长寿命同质异能态的问题,因此未使用该阵列。S800磁谱仪测得的粒子鉴别如图13所示。从图中可以看到,18Mg的衰变产物14O可以很好地鉴别出来。
-
由测得的14O + 4p的符合事件,依据不变质量法构建了18Mg总的衰变能谱[9],如图14所示。这里需要强调的一点是,由于18Mg的4p衰变剩余核14O,其第一激发态(1−态)在质子分离阈之上,因此实验探测到的所有14O都是处于基态的,在分析不变质量谱时不需要考虑剩余核激发态的问题。由图14可以看到,18Mg的不变质量谱具有两个清晰的峰结构和一个平滑的本底,每个峰对应18Mg的一个共振态,本底可能来自非共振连续谱或高能共振态的拖尾。通过拟合实验能谱,得到18Mg两个共振态的能量及其宽度信息。18Mg基态的衰变能量和衰变宽度分别为4.865(34) MeV和115(100) keV;第二个共振态的衰变能量为6.71(14) MeV,衰变宽度为266(150) keV。
本实验观测到的第二个共振态对应的激发能为1.84(14) MeV。通过与镜像核18C和20,22Mg同位素中
$2_1^ + $ 态激发能的比较,我们认为这个共振态很可能是18Mg的$2_1^ + $ 态。其中,镜像核18C的$E(2_1^ + )$ = 1.588(8) MeV[5],这比18Mg低250 keV左右,表现出明显的同位旋对称性破缺效应。图14中的内插图显示了三个丰质子Mg偶偶同位素中第一2+态激发能,从22Mg (N = 10),经过22Mg (N = 8),到18Mg (N = 6),$E(2_1^ + )$ 一直增加,表明Mg同位素中N = 8的壳能隙比作为幻数时预期的弱。为了进一步研究该质量区壳演化的特点,图15展示了Z(N) = 10, 12, 14的同位素(同中子素)中第一2+态激发能的系统性变化。在图15(b)所示的同中子素系统性中,三个同中子素链的
$E(2_1^ + )$ 最大值都出现在Z= 8处。其中,N = 14的同中子素链在Z = 8处的高激发能很好地反映了22O原子核的双幻特性[82-83]。除了最轻的两个硅同位素20,22Si目前还没有实验数据,图15(a)中已知核的同位素系统性的演化趋势和图15(b)的同中子素趋势整体上是相似的,反映了良好的镜像对称性。例如,在氖同位素(Z = 10)中,N = 8的最大值仍然存在。将图15(a)和(b)的镜像核系统性进行对比,最明显的反常出现在本实验测得的18Mg新数据点处。18Mg (N = 6)的$2_1^ + $ 态激发能稍微高于20Mg (N = 8)的激发能,这与镜像核18C和20Mg中的趋势相反,并且与传统幻数N = 8的规律相悖,直观地显示了N = 8壳的减弱。当然,除了壳演化之外,质子滴线外原子核的能级结构还会受到同位旋破缺的库仑相互作用和连续谱耦合效应的影响。一方面,N = 8中子闭壳的减弱可能会导致从20Mg到18Mg的
$E(2_1^ + )$ 增大;另一方面,库仑力和连续谱耦合也会导致具有较大质子s轨道占据几率的滴线外共振态的能量变化,即Thomas-Ehrman shift[84-85]。如图15(a)中的黑色短横线所示,Gamow壳模型(Gamow Shell Model, GSM)[64]在考虑了连续谱耦合对质子1s1/2轨道的影响后,仍然没有重现实验测量的$2_1^ + $ 态演化趋势,表明N = 8壳的减弱可能是其主要原因。为了更好地区分壳演化和Thomas-Ehrman效应对滴线原子核结构的影响,未来还需要进一步的理论和实验研究,特别是对22Si的研究将有助于我们理解滴线区N = 8壳的演化规律和机制。 -
如图16所示,通过分析18Mg 基态质子衰变后四种末态粒子的子系统(14O+p, 14O+2p, 14O+3p, p+p)的相对能谱,可以了解18Mg基态的衰变模式。18Mg基态的衰变事件从图14所示的G1能量范围内挑选,这个范围内峰下的本底比例仅有11%,因此基本可以忽略本底对中间态能谱中主要特征的影响。
以图16(b)所示的第二种子系统14O+2p为例,从4个质子中挑选2个,一共有6种可能的组合方式。图16(b)中的能谱是用所有6 种组合计算的14O+2p子系统相对能得到的。如果18Mg基态经过2p中间态16Neg.s.进行衰变,那么6种组合中将有一个正确组合可以给出16Ne基态的双质子衰变能,而其他5种错误组合将形成相对能谱中的本底。考虑到18Mg基态第一步2p衰变的能量(3.44 MeV)大于第二步(1.4 MeV),5种错误组合形成的Erel(14O+2p)本底应该大部分位于较高能量处。在图16(b)中可以清楚地观察到这一现象,即在粉色箭头所指示的1.4 MeV处有一个峰,并且在较高能量处存在大量的本底。
图16(a)的Erel(14O+1p)能谱中,在ET ≈ 1.7 MeV、0.7 MeV处可以看出比较明显的峰结构,其分别对应18Mgg.s.→16Neg.s.+2p和16Neg.s.→14Og.s.+2p过程中衰变能Q2p = 3.44 MeV、1.401 MeV的一半,即在这两步衰变过程中分别发射的两个质子都倾向于平分衰变能量,说明18Mg基态的2p衰变模式很可能和16Ne基态相同,都是直接双质子发射。
对于图16(d)所示的Erel(14O+3p)能谱,可以看出在3 MeV和4 MeV附近有较明显的峰结构,分别对应挑选了两个0.7 MeV质子和一个1.7 MeV质子,以及挑选了两个1.7 MeV质子和一个0.7 MeV质子和14O重建的相对能。根据图16(d)基本可以排除18Mg基态经过一个很窄的17Na中间态级联衰变到16Ne基态的可能性,否则我们应该在图16(d)中看到一个与17Na的Q3p值对应的峰。另一方面,如果18Mg基态通过一个非常宽的17Na中间态进行衰变,那么这基本上等价于直接的双质子衰变过程,因为共振宽度大意味着这个中间共振态存在的时间非常短暂,以致于我们从实验上无法判断是否形成了这个中间态。当然,我们不能完全排除18Mg基态经过多个17Na中间态衰变而产生与图16(d)相似的关联结果的可能性。到目前为止,仅有2017年的一篇文章[43]报道了17Na的实验结果,在Q3p = 4.85(6) MeV观测到了一个峰,作者认为它可能是一个非常宽的共振态或者可能是三个共振态的混合,这个峰位给出了17Na三质子分离阈的上限。这一能量与本次实验测得的18Mg基态的四质子衰变能Q4p = 4.865(34) MeV非常接近,处于18Mg衰变到17Na允许的能量极限。如果18Mg经过17Na中一个Q3p = 4.85(6) MeV的态发生级联衰变,两个出射质子的动能会有较大的差异,其中一个低能质子穿过库仑势垒的发射概率极低,将导致这种衰变路径的分支比远小于直接双质子发射。
图16(c)计算了四个质子两两之间的相对能Erel(p+p),这个能谱对18Mg的不同衰变路径不太敏感,因此无法用于判断衰变模式,但它反映了质子与质子之间的关联信息。在发射过程中由于末态粒子之间的库仑相互作用会部分抹消原子核内部的核子关联信息,如果要从图16(c)能谱中正确提取原子核内部的核子关联信息,需要结合理论(如含时Gamow耦合道模型[52])进行分析,值得将来进一步研究。
为了对18Mg基态的衰变模式有更深入的了解,我们对18Mg基态的衰变过程进行了蒙特卡洛模拟。在模拟中,假设18Mg基态通过两步连续的直接双质子发射过程进行衰变,第一步为18Mgg.s.→16Neg.s.+2p,第二步为16Neg.s.→14Og.s.+2p,模拟这两步衰变过程都是从之前实验测得的16Ne基态衰变关联[29]中进行抽样,16Ne基态的衰变过程由两个1s1/2质子发射占主导[27]。模拟中考虑了探测系统的实验分辨和探测效率,并按照与实验数据相同的处理方法,得到了模拟的四个子系统能谱。用这些模拟谱形同时对图16的四个谱进行了拟合,仅使用一个共同的拟合参数,即能谱高度的缩放系数。图16中的红色曲线为模拟谱形,可以看出实验测量的四个子系统相对能谱与模拟谱形很好符合,这说明18Mg基态的衰变路径和衰变关联与模拟假设一致,为此可以给出两点结论:1) 18Mg基态通过两步连续的直接双质子发射进行衰变,衰变过程经过了16Ne基态;2) 18Mg基态和16Ne基态的2p衰变过程相似,都是由两个1s1/2质子发射占主导。需要说明的是,这并不意味着18Mg基态四个质子同时占据1s1/2轨道,18Mg基态的质子组态实际上是1s1/2和0d5/2的混合。它在发射两个质子(主要是s波)后形成了完整的16Ne基态波函数(图16(b)中的16Ne基态峰是直接证据),理论和实验已经表明16Ne基态具有较长的寿命(Γ ~ keV)[29, 86],因此在第一步2p过程发射了2个s波质子后,内部的核子轨道占据有足够长的时间进行重组,因而重新形成了具有较大质子1s1/2组分的16Ne基态波函数,它通过第二步2p过程发射2个s波质子。
另一个引人关注的问题是18Mg是否可能直接发射四个质子产生14O+4p,而不经过任何中间态。目前暂时还没有合适的理论可以很好地描述五体关联,因此我们在模拟中很难对五体衰变进行合理的运动学抽样,但可以从衰变能的角度简单地考虑直接四质子发射过程。我们知道,在直接双质子衰变中两个core+p子体系的相对能近似相等,各分得总2p衰变能的一半[23, 27, 29, 38],因为这会使它们的势垒穿透因子之积最大化。类似地,如果18Mg基态具有较大的直接四质子衰变分支,我们应该期望在图16(a)的14O+p子体系中蓝色箭头标示的衰变能
${Q_{{\text{4p}}}}/4$ 处看到明显的峰结构。目前的实验结果可以排除直接四质子衰变作为主要衰变机制的可能性,但不能完全排除存在较小的四质子衰变分支的可能性。
Decay Studies of Exotic Nuclei Beyond the Proton Dripline
doi: 10.11804/NuclPhysRev.40.2022132
- Received Date: 2022-12-17
- Rev Recd Date: 2023-01-28
- Publish Date: 2023-09-20
-
Key words:
- dripline /
- proton decay /
- 18Mg /
- invariant mass method /
- shell evolution
Abstract: Proton decay of nuclei beyond the proton dripline provides a key spectroscopic tool to investigate the nuclear structures and nuclear stabilities under extreme isospin conditions. Recent experimental studies on the nuclear proton decay are first summarized, followed by the brief introduction of the major approaches of producing nuclei beyond the proton dripline, the main experimental methods of studying their proton decays, and the understanding of the decay mechanisms of dripline nuclei. On this basis, our recent experimental research on the four-proton decay of 18Mg is presented. The new isotope 18Mg, which is located two neutrons beyond the proton dripline, has been experimentally observed for the first time by using the invariant mass method. The decay energies and decay widths of the ground and first 2+ states in 18Mg have been determined. As the measured excitation energy of the
Citation: | Yu JIN, Lei NI, Hui HUA, Zhihuan LI, Chenyang NIU, Hongyi WU. Decay Studies of Exotic Nuclei Beyond the Proton Dripline[J]. Nuclear Physics Review, 2023, 40(3): 327-340. doi: 10.11804/NuclPhysRev.40.2022132 |