Badanie kolektywnych własności jąder atomowych w funkcji temperatury i spinu - wybrane aspekty Maria Kmiecik.

Prezentacja na temat: "Badanie kolektywnych własności jąder atomowych w funkcji temperatury i spinu - wybrane aspekty Maria Kmiecik."— Zapis prezentacji:

1 Badanie kolektywnych własności jąder atomowych w funkcji temperatury i spinu - wybrane aspekty
Maria Kmiecik

2 Obszary badań własności kolektywnych jąder
GDR energia wzbudzenia yrast + Bn yrast PDR moment pędu M. Kmiecik

3 Plan Jądro złożone – temperatura, kręt
Gigantyczny rezonans dipolowy – GDR a kształt jądra Pomiar szerokości GDR w funkcji temperatury dla 132Ce i 88Mo Zależność kształtu jądra od krętu dla 216Rn i 46Ti Wzbudzenia jąder o niskich energiach - pigmejski rezonans dipolowy - PDR Pomiar PDR w 68Ni oraz 208Pb Podsumowanie M. Kmiecik

4 Układ HECTOR Do pomiarów z szybkimi wiązkami z układem RISING
Kolaboracja detektora HECTOR: Mediolan-Kraków 8 dużych det. BaF2 (+ 8 dużych det. LaBr3) oraz filtr krotności HELENA (38 małych det. BaF2) Ge Cluster-EUROBALL BaF2 HECTOR Do pomiarów z szybkimi wiązkami z układem RISING BaF2 HECTOR HELENA (filtr krotności małych BaF2) Układ do pomiarów GDR stosowany w konfiguracjach z różnymi detektorami M. Kmiecik

5 Rozpad gorącego jądra złożonego – widmo gamma
widmo kwantów g GDR przejścia statystyczne n a GDR g energia wzbudzenia moment pędu M. Kmiecik

6 Gigantyczny Rezonans Dipolowy GDR – Giant Dipole Resonance
s(Eg) G EGDR funkcja Lorentza: Kolektywne wzbudzenie jądra Makroskopowo przedstawiane poprzez oscylacje neutronów względem protonów W podejściu mikroskopowym opisywane jako superpozycja wzbudzeń cząstka – dziura Nasilenie (SGDR) s0=1 (maksymalna wartość oznacza 100% nukleonów uczestniczących w oscylacjach, – gigantyczne wibracje, duża kolektywność) Energia – centroida (EGDR) energia oscylacji~ 1/R Szerokość (GGDR) G ~ -1/t (T=0 GGDR =  ↑ +  ↓ ) T>0 termiczne fluktuacje M. Kmiecik

7 Efektywna szerokość GDR
M. Kmiecik

8 Termiczne fluktuacje kształtu
Model LSD E(x,y) kształty jąder przy określonych temperaturach i krętach I = 10 h I = 60 h oblate efektywne funkcje nasilenia GDR I=10h T=2MeV I=60h T=0.5MeV prolate P(x,y)  exp(-F(x,y)/T) F=E-TS, T= 2MeV T= 0.5MeV zespół kształtów M. Kmiecik

9 Temperatura jądra 𝑇= 𝑑 ln 𝜌 𝑑𝑈 −1 𝑇𝐺𝐷𝑅= 𝑈 /𝑎(𝑇) 1/2
Obliczenia za pomocą kodu statystycznego GEMINI++ dla 48Ti + 40Ca → 88Mo 𝑇𝐺𝐷𝑅= 𝑈 /𝑎(𝑇) 1/2 𝑈=𝐸 ∗ − 𝐸 𝑟𝑜𝑡 − 𝐸 𝐺𝐷𝑅 Ewiązki= 300MeV, <TCN> = 3 MeV Ewiązki= 600MeV, <TCN> = 4.5 MeV <TGDR > = 2.0 (0.6) MeV <TGDR > = 3.1 (1.0) MeV <TGDR > temperatura efektywna temperatura jądra, w którym wzbudzony był GDR (po emisji kwantu g ) M. Kmiecik

10 mierzony fold (krotność zarejestrowanych kwantów)
Po zastosowaniu warunków wymaganych w eksperymencie: rejestracji residuów w detektorach umieszczonych pod odpowiednimi kątami oraz detekcji wysokoenergetycznych kwantów gamma Kręt jądra Obliczenia z wykorzystaniem kodu statystycznego GEMINI++ (dla 48Ti + 40Ca → 88Mo) Pomiar za pomocą filtru krotności Foldy → rozkłady krętu mierzony fold (krotność zarejestrowanych kwantów) M. Kmiecik

11 Czy szerokość GDR ulega wysyceniu dla wysokich temperatur?
wytworzenie jąder złożonych o różnych energiach wzbudzenia (temperaturach) lecz takich samych średnich krętach wyjaśnienia: G. Enders et al., PRL 69 (1992) 249 T=2.5 T=3.5 A. Bracco et al., PRL 62 (1989) 2080 wysycenie momentu pędu wnoszonego w reakcji wpływ multifragmentacji emisja przedrównowagowa P.M.Kelly et al. PRL82 (1999) 3404 M. Kmiecik

12 Pomiar szerokości GDR dla 132Ce
takie same wartości średnich krętów <I> = 45 h zależność od temperatury O. Wieland et al., Phys. Rev. Lett. 97, (2006) Wzrost szerokości GDR dla temperatury do około 4 MeV. zgodność z obliczeniami modelu termicznych fluktuacji kształtu z uwzględnieniem czasu życia jądra złożonego Brak wysycenia szerokości GDR dla 132Ce M. Kmiecik

13 Szerokość GDR dla 88Mo Michał Ciemała, praca doktorska
M. Kmiecik

14 Zależność szerokości GDR dla 88Mo od temperatury
zgodność z obliczeniami obu modeli: PDM „tłumienia fononowego” TSFM - termicznych fluktuacji kształtu Porównanie z wynikami innych pomiarów dla jąder Mo (o różnych krętach) możliwe wysycenie szerokości GDR dla 88Mo przy T = 3MeV M. Kmiecik

15 Szerokość GDR w funkcji krętu jądra
nieznaczny wzrost szerokości GDR dla wysokiego spinu dane z eksperymentu, w którym widma GDR bramowano rozpadem wysoko spinowych izomerów (w 212Rn i 211Rn). niewielka deformacja aż do rozszczepienia Porównanie zależności szerokości GDR od krętu dla jąder o różnych masach większy wzrost dla lżejszych jąder – efekt rotacji M. Kmiecik et al. Phys.Rev. C 70, (2004) M. Kmiecik

16 Przejście Jacobiego przewidywane teoretycznie kształty
obiektów grawitujących kształty McLaurina: sferyczny → oblate → spłaszczony oblate przejście Jacobiego: oblate → trójosiowy → prolate przejście Poincare: trójosiowy → kształt o symetrii oktupolowej podobne zachowanie przewidywane dla szybko rotujących jąder atomowych M. Kmiecik

17 Przewidywania przejścia Jacobiego dla 46Ti
K. Mazurek – obliczenia LSD GDR I=10h I=20h I=26h I=38h I=34h I=30h energia potencjalna kształty Jacobiego funkcja nasilenia GDR charakteryzuje się występowaniem składowej niskoenergetycznej M. Kmiecik

18 Pomiar przejścia Jacobiego w 46Ti
P(b,g)  exp(-F(b,g)/T) termiczne fluktuacje kształtu + rozszczepienie pod wpływem siły Coriolisa Obserwacja po raz pierwszy przejścia Jacobiego oraz działania siły Coriolisa powodującej rozszczepienie składowych GDR A. Maj et al., Nucl. Phys. A731, 319c (2004) M.Kmiecik et al.,Acta Phys.Pol. B38, 1437 (2007) M. Kmiecik

19 Przejście Jacobiego dla 88Mo – przewidywania
Energia - LSD K. Mazurek – obliczenia LSD G0= 5 MeV <I> = 42 h GDR – LSD + termiczne fluktuacje kształtu M. Kmiecik

20 Badanie przejścia Jacobiego w 88Mo
T = 2 MeV T = 3.1 MeV taki sam średni kręt <I> = 42 h wzrost względnego udziału niskoenergetycznej składowej z 4 % do 11 % wyniki pomiaru dobrze odtwarzane przez obliczenia (LSD+ fluktuacje termiczne + siła Coriolisa) większy względny udział składowej niskoenergetycznej dla wyższej temperatury spowodowany większymi fluktuacjami kształtu obserwacja kształtów Jacobiego ? M. Kmiecik

21 Wzbudzenia kolektywne jąder zimnych (o niskich energiach) na przykładzie PDR
yrast yrast + Bn energia wzbudzenia moment pędu reakcje wzbudzenia PDR: rozpraszanie (g,g’), (p,p’), (a,a’) na jądrach tarczy wzbudzenie kulombowskie w reakcji rozpraszania ciężkich jonów w jądrach egzotycznych – reakcje rozpraszania wirtualnego fotonu PDR M. Kmiecik

22 PDR – pigmejski rezonans dipolowy
PDR – Kolektywna (koherentna) oscylacja skórki neutronowej względem rdzenia przewidywania teoretyczne Pygmy Richter NPA 731(2004)59 GDR PDR Nasilenie E1 przesuwa się do niskich energii (centroida zależy od grubości skóry neutronowej) Nasilenie E1 zależy liniowo od parametru energii symetrii, która zależy od grubości skórki neutronowej M. Kmiecik

23 Przewidywania teoretyczne PDR dla 68Ni
PHYSICAL REVIEW C 75, (2007) Jun Liang, Li-Gang Cao and Zhong-Yu Ma 68Ni D. Vretnar et al. NPA 692(2001)496 M. Kmiecik

24 PDR w 68Ni - wzbudzenie kulombowskie 68Ni @ 600 AMeV na tarczy 197Au
Fragmentacja 86Kr przy 900 MeV/u na tarczy Be (4g/cm2) → 68Ni (600 MeV/u) Przekrój czynny na różne rodzaje wzbudzeń w procesie wzbudzenia kulombowskiego C.A. Bertulani, G. Baur, Nucl. Phys. A 458, 725 (1986); Wzbudzane stany E1 o energii do ok. 15 MeV – głównie poniżej GDR T. Glasmacher, Annu. Rev. Nucl. Part. Sci. 48, 1 (1998) M. Kmiecik

25 Widma kwantów g po raz pierwszy
Struktura ≈ 11 MeV we wszystkich detektorach po raz pierwszy zbadano PDR w reakcji o energii relatywistycznej za pomocą pomiaru kwantów gamma Pik związany z emisją z jąder pocisku Statystyczna emisja kwantów  z jąder tarczy (197Au) Statystyczna emisja kwantów  z jąder pocisku (68Ni) M. Kmiecik

26 Pomiar PDR w 208Pb Reakcja nieelastycznego rozpraszania 20 MeV/u na tarczy 208Pb 17O – niska energia separacji neutronu (Sn = 4.1 MeV) odrzucenie przypadków wzbudzenia jąder pocisku Detektory:- HPGe (AGATA Demonstrator) - LaBr3 (3.5” x 8”) - DE-E –Si GQR energia wzbudzenia jąder tarczy TKEL (total kinetic energy loss) - różnica energii kinetycznej jądra rozproszonego elastycznie i rozproszonego nieelastycznie ~ 10 MeV 17O strata energii DE całkowita energia kinetyczna rozproszonych jonów M. Kmiecik

27 Widma przejść gamma dla 208Pb
LaBr3 18O 17O 16O AGATA M. Kmiecik R. Nicolini et al., Acta Phys. Pol. B42, 653 (2011)

28 PDR w 208Pb wiele potwierdzonych przejść PDR dość dobra zgodność rezultatów z wynikiem wcześniejszego eksperymentu dla reakcji (g,g’) N. Ryezayeva et al., Phys. Rev. Lett. 89, (2002) po raz pierwszy pomiar PDR w reakcji rozpraszania ciężkich jonów M. Kmiecik

29 Perspektywy reakcje z wiązką protonów (CCB)
- (p,p’) – rozpraszanie (p,CN) – reakcja z utworzeniem jądra złożonego (mały kręt wnoszony w reakcji – zależność tylko od temperatury) reakcje z wiązką protonów (CCB) wiązki radioaktywne (jądra egzotyczne) nowe układy detekcyjne (PARIS, AGATA) laboratoria z wiązkami ciężkich jonów (LNL Legnaro, ŚLCJ Warszawa) M. Kmiecik

30 Podsumowanie Zaobserwowano wzrost szerokości GDR wraz z temperaturą świadczący o istotnym znaczeniu w opisie jąder gorących termicznych fluktuacji kształtu. Dla jąder 88Mo jest on jednak słabszy, co może sugerować początek obszaru wysycenia szerokości GDR dla TGDR = 3MeV w tym jądrze. Wraz ze wzrostem krętu jądro może zmieniać swój kształt, co zostało zaobserwowane w przypadku przejścia Jacobiego (46Ti, 88Mo) lub zachować niewielką deformację aż do rozszczepienia (216Rn). Zmierzono pigmejski rezonans dipolowy (PDR) dla jądra 68Ni za pomocą kwantów gamma w reakcji wzbudzenia kulombowskiego przy energii relatywistycznej oraz dla 208Pb z wykorzystaniem reakcji nieelastycznego rozpraszania ciężkich jonów. M. Kmiecik

31 Podziękowania IFJ PAN: Adam Maj, Michał Ciemała, Kasia Mazurek, Witek Męczyński, Mirek Ziębliński, ……. Mediolan: Angela Bracco, Franco Camera, Oliver Wieland, Silvia Leoni, ………. ……… M. Kmiecik

32 Dziękuję za uwagę M. Kmiecik

33 M. Kmiecik

34 Theoretical shapes of rotating gravitating body
Colin MacLaurin (1742) showed that, as the angular momentum increases, the spherical body (Earth) will become more flat (oblate). It changes its shape to an ellipsoid with two equal long axes, rotating around the short axis. McLaurin shapes: spherical → oblate → more flat oblate oblate → triaxial → prolate Jacobi shapes: Poincare shapes: triaxial → pear shape Carl Gustav Jacob Jacobi in 1834 calculated that at certain angular velocity the rotating body (gravitating mass rotating synchronously) may change abruptly the shape from MacLaurins oblate shape to triaxial and then more elongated. (Jacobi bifurcation). Henri Poincare (1885) described new shapes that could be obtained by rotating mass at the Jacobi path at given angular velocity. The body having Jacobi elongated triaxial shape can change it at multiple bifurcation point to a pear shape M. Kmiecik

35 Zmiana kształtu jąder gorących wraz ze zmianą krętu - przewidywania teoretyczne
Energia potencjalna jądra – obliczenia w oparciu o model LSD (Lublin-Strasbourg Drop): Dudek & Pomorski Phys. Rev. C67 (2003) T = 1.2 MeV T = 0.75 MeV zmiana deformacji wraz ze wzrostem krętu: oblate – triaxial – prolate (przejście Jacobiego) niewielka deformacja typu oblate - rozszczepienie K. Mazurek, M. Kmiecik, A. Maj, J. Dudek and N. Schunck, Acta Phys. Pol. B38, 1455 (2007). M.Kmiecik et al., Phys.Rev. C 70, (2004) M. Kmiecik

36 Badanie kształtu jąder o najwyższych krętach
Pomiar rozpadu jąder 216Rn do stanów izomerycznych w 212Rn i 211Rn najwyższe kręty tuż przed rozszczepieniem M. Kmiecik et al. Phys.Rev. C 70, (2004) M. Kmiecik

37 Pomiary PDR 140Ce reakcje (p,p’) i (e,e’) struktura subtelna
D. Savran et al., PRL97(2006)172502 Shevchenko PRL93(2004) T. Hartmann PRL85(2000)274 140Ce wzbudzenie izoskalarne charakter izowektorowy, taki sam jak GDR reakcje (p,p’) i (e,e’) struktura subtelna reakcje (g,g’) i (a,a’g) M. Kmiecik

38 PDR dla 68Ni Funkcja odpowiedzi Przekrój czynny na fotoreakcje (s)
Widmo wirtualnych fotonów (VP x s) Rozgałęzienia rozpadu gamma do stanu podstawowego (R x VP x s) Funkcja odpowiedzi O.Wieland et al., Phys.Rev.Lett. 102, (2009) M. Kmiecik