低本底高分辨測量技術在16N衰變的出射α粒子測量中的應用

南威克，蘇 俊，郭 冰,*，諶陽平，楊彥云，王建松，許世偉，馬軍兵，馬 朋，白 真，李鑫悅，韓志宇，李云居，曾 晟，顏勝權，馬田麗，蘇 毅，茹龍輝，柳衛平,*

(1.中國原子能科學研究院，北京 102413；2.北京師范大學 核科學與技術學院，北京 100875；3.中國科學院 近代物理研究所，甘肅 蘭州 730000)

12C(α,γ)16O的反應是恒星氦燃燒階段關鍵核反應。其反應率不但直接決定碳和氧的豐度比，也對之后的恒星演化過程有重要影響[1-2]。氦燃燒階段的12C(α,γ)16O反應的伽莫夫窗口在Ec.m.≈0.3 MeV處，該能區12C(α,γ)16O反應截面極小，直接測量極其困難，目前直接測量的最低能量點為Ec.m.≈0.89 MeV，且該能點處截面的誤差大于50%[3]，遠未達到天體物理計算要求的10%的精度要求。

為得到12C(α,γ)16O反應在伽莫夫窗口的反應截面，需利用高能區直接測量數據及間接測量結果向低能點進行外推。實驗上對16N的β延遲α衰變進行測量是研究12C(α,γ)16O的E1組分的有效間接方法之一。16N β衰變到7.12 MeV，1-和9.58 MeV，1-態延遲發射α粒子，相干引起Eα≈800 keV處有一小峰，對其進行R矩陣擬合可對12C(α,γ)16O的E1部分貢獻進行有效約束。

對16N的β延遲α衰變譜的測量存在各種實驗測量誤差，其來源主要包括探測器分辨、探測器效率和各種可能的本底[4]。時至今日，已進行了若干對于16N β延遲α譜測量的實驗[5-10]。其中加拿大TRIUMF國家實驗室[9]和美國阿貢國家實驗室研究團隊[10]在Ec.m.≈1.2 MeV處測得了明顯的小峰。以下介紹這兩個工作是如何對其進行測量的。

在20世紀90年代初，Buchmann帶領的團隊在加拿大粒子與核物理國家實驗室(TRIUMF)進行了一系列針對16N β延遲α衰變譜的高統計測量實驗[9]。TRIUMF回旋加速器產生的能量為500 MeV、強度為2 μA的質子束轟擊在厚度為13.1 g/cm2的沸石靶上。經TISOL同位素分離器分離純化后，得到12 keV、質量數為30的16N14N+形態的次級束流，傳輸到實驗終端進行測量。首先，利用1個直徑8 mm的準直孔對其進行準直，再注入到厚度為10 μg/cm2、直徑為1 cm的碳膜上。4塊這樣的碳膜被安置在與束線垂直的能旋轉的輪子上[8]。當一塊碳膜收集16N時，其他3塊旋轉到了面壘型硅探測器中間，以探測16N β延遲α衰變產生的α粒子，最終得到S因子的電偶極分量為(79±21) keV·b(1 b=10-28m2)。

阿貢國家實驗室研究團隊的實驗設置與前者有較大的不同。82 MeV的15N初級束轟擊在液氮冷卻的氘氣體靶(壓強為0.14 MPa)上，通過d(15N,16N)p反應生成16N次級束。次級束經超導螺線管匯聚后，依靠22°偏轉磁鐵與15N初級束分離，最終得到61 MeV、3×106s-1的16N束流。16N束經降能單元后，被注入到17 μg/cm2的碳膜上。3塊碳膜以120°為間隔安置在轉輪上。每注入15 s，束流停止100 ms，并在間隔內旋轉120°。當1塊碳膜在收集16N時，其他2塊碳膜正對電離室的中心，以探測出射的α和12C。3塊碳膜中有1塊不注入16N，以測量本底。對實驗測得的出射α能譜進行R矩陣擬合，給出S因子的電偶極分量為(86±22) keV·b。

由于得到的16N束流能量較低，以上這兩個實驗均采用了轉輪法，將低能16N束流注入到碳膜，再用后續探測器測量出射粒子。轉輪法雖能降低束流誘發本底的干擾，但旋轉過程的事件損失會造成16N探測效率的下降。為提高16N束流利用效率，考慮將高能16N束直接注入到硅探測器進行實驗測量。注入法進行實驗測量不僅能簡化實驗裝置，且是對16N衰變的全立體角測量，有效提高了探測效率。2016年，Refsgaard等[11]率先利用注入法對16N β延遲α粒子能譜進行測量。荷蘭格羅寧根核物理加速器研究所的超導回旋加速器產生了105 MeV的15N束流，直接轟擊在6 mg/cm2的CD2氣體靶上，通過(d,p)反應生成包含16N的各個同位素，并利用磁力分離器篩選出能量為80 MeV的16N7+離子。探測系統由1塊60 μm厚的硅探測器和78 μm厚的雙面硅微條探測器(DSSD)構成，DSSD的厚度足以沉積16N的全部能量。束流分為注入-停束兩種模式，每個模式持續時間為15 s。在停束期間測得了α能譜，由于統計數不夠，該實驗并沒有測得1.2 MeV處的小峰。

基于目前對于12C(α,γ)16O的S因子電偶極分量測量誤差較大的現狀，有必要進行一個新的實驗對16N β延遲α能譜上干涉形成的1.2 MeV處的小峰進行測量，以限制得到更好的S因子E1分量。從探測器的選擇考慮，針對16N β延遲α衰變能譜測量主要分為氣體探測器和硅探測器。氣體探測器本身對于電子十分不敏感，能有效降低16N衰變發射的電子的干擾，但其對于α粒子的探測效率較硅探測低。在低統計下，Refsgaard等[11]用雙面硅微條探測器對衰變α譜進行測量，并成功將電子本底壓制在0.8 MeV以下?；谝陨蠋讉€方面的分析，以提高統計為首要目標，選擇硅探測器，并采用注入法進行16N β延遲α衰變能譜測量。

實驗在蘭州重離子加速器國家實驗室RIBLL1放射性束流線上完成。RIBLL1束流線能產生高能16N次級束，這是利用注入法進行實驗測量的必要條件。實驗通過采用薄的硅微條探測器、限制探測器點火數和正反面能量符合等技術，保證目標α峰基本不受電子本底干擾，驗證用注入法測量16N β延遲α衰變譜上1.2 MeV處小峰的可行性。

1 實驗設置與測量

利用能量為8 MeV/u的15N初級束流轟擊液氮冷卻的D2氣體靶，通過2H(15N,16N)1H轉移反應產生16N放射性束流。16N放射性束流經過RIBLL1束流線分離純化后，傳輸到實驗終端進行測量。最終得到的16N束流純能量為86 MeV，純度為95%，雜質核素主要為匹配磁剛度過來的15N初級束流。實驗采用注入法測量16N的β延遲α衰變能譜，即將16N重離子注入到硅探測器中，利用硅探測器探測在其內部發生的β延遲α衰變。實驗的探測設置如圖1所示，與Refsgaard等2016年的工作[11]類似。首先利用一個φ15 mm的準直孔對16N放射性束流進行準直，確保通過準直孔的16N全部注入到硅探測器中。在準直孔的下游設置了ΔE-E探測器望遠鏡系統對16N進行鑒別測量。ΔE探測器為厚度66 μm、每面16個硅條、面積50 mm×50 mm的雙面硅微條探測器，E探測器采用的雙面硅微條探測器厚度為65 μm，每面有40條硅條，硅條寬度為1 mm，相鄰硅條間距為0.1 mm。在硅探測器的周圍還設置了3臺clover型高純鍺探測器來測量16N的β延遲γ射線。

圖1 探測器設置示意圖Fig.1 Drawing of detector setup

16N在經過ΔE探測器后剩余37.2 MeV的能量，這些能量全部沉積在E探測器上，該能量較16N的β延遲α衰變能量(1～3) MeV大很多，為避免16N在E探測器上產生的信號對β衰變信號產生干擾，實驗采用束流注入-停束測量模式交替進行，具體做法是：16N束流注入10 s后，利用在離子源出口處的束流偏轉設備將束流偏開，停止16N束流注入，然后對16N的β延遲α衰變進行10 s測量，如此以20 s為周期進行交替測量。

2 數據分析與結果

圖2顯示了本工作利用硅望遠鏡系統探測到的ΔE-E譜，其中紅框顯示了模擬計算16N在ΔE-E譜的分布位置，從中取出的16N離子數占總譜計數的95%，說明16N的束流純度達95%。

圖2 16N放射性束流的ΔE-E二維譜Fig.2 Energy signal from ΔE detector vs. energy signal from E detector

本實驗選用的E探測器的每個探測單元很小，尺寸為1 mm×1 mm，厚度為65 μm。對于注入到E探測器中的16N離子，其β延遲衰變產生的α粒子最大能量約為3 MeV，在硅中的射程小于13 μm，根據LISE++模擬，16N在E探測器中的射程分布為20～35 μm，距探測器前后表面均大于13 μm，因此E探測器可將16N的β延遲衰變產生的α全部能量探測到。

在注入法測量β延遲質子、α衰變的實驗中，除質子、α和反沖核會在硅探測器中沉積能量外，衰變產生的β也會在探測器中沉積能量，在能譜上造成1個指數拖尾的本底，該本底會對低能的質子或α峰造成很大的干擾。本工作采用3種方法降低β本底。

選用65 μm厚度的E探測器，由于厚度很薄，16N的衰變的β粒子若朝探測器的兩側發射，穿過的探測器厚度很小，損失的能量很低，因此不會造成干擾。

當β粒子朝硅微條探測器的橫向發射時，在探測器上穿過厚度將很長，損失的能量較大，但此時一般β粒子會穿出重離子衰變所在的硅條，進入隔壁的硅條，觸發兩條以上的硅條產生信號，因此可通過限制x和y兩側的硅條點火數，即只要僅1條硅條被觸發的信號，可降低這種情況的β干擾。

雖然β粒子穿到隔壁的硅條上，但由于角度的原因，在隔壁硅條上留下的信號很小，沒有超過電子學閾值，導致未觸發2條硅條。此時可采用硅條正反面能量符合的方法，即要求正反面的能量差要小于某一數值，可進一步去除這種β干擾。

圖3顯示了本實驗利用上面所述的方法得到的16N的β延遲α衰變能譜，可看出，通過限制點火數和能量符合關系，明顯去除β粒子在高能區的拖尾，將β粒子對能譜的干擾壓低到0.8 MeV以內。

藍色線是原始能譜；綠色線是限制了點火數為1后的能譜；紫色線是采用了正反面能量符合|Efront-Eback|<0.25 MeV條件后得到的能譜

為進一步確認對β粒子干擾的壓制是否有效，將最終得到的16N和之前的工作進行了比較，如圖4所示。為方便比較3個結果，通過2.4 MeV的α峰進行了歸一。通過比較發現，本工作的α能譜形狀和之前的兩個工作形狀基本符合。對于12C(α,γ)16O反應研究最關心的1.2 MeV的α峰，從本工作得到的α能譜上可被清楚地觀測到，但由于本工作的16N總注入量較低，該α峰的統計雖遠不如之前的工作，但證明了利用注入法可有效測得β粒子干擾很小的小峰。

藍色點是本工作結果；黑色點是Tang等[7]的測量結果；紅色線是對Tang等[7]結果的R矩陣擬合；綠色點是加拿大Buchmann等[9]的結果

對于16N β延遲α粒子發射的實驗，國際上主要采用轉輪法以及近年來興起的注入法測量。用轉輪法進行β延遲α粒子或質子發射實驗測量，受實驗裝置的限制，難以用硅探測器組成的粒子望遠鏡系統進行全立體角測量，并只能對秒級以上半衰期的粒子衰變實驗進行測量。就現有的測量方法而言，用注入法對16N β延遲α能譜進行測量是探測效率最高的一種測量方法，對于提高1.2 MeV處小峰的統計至關重要。本實驗在Refsgaard等的基礎上，用注入法對該小峰進行了測量，成功測得了1.2 MeV處的小峰，這充分證明了用注入法進行該小峰測量的可行性。在對16N β延遲α能譜進行R矩陣分析時，1.2 MeV處干涉形成的小峰對S因子E1分量十分敏感，對S因子E1分量的確定起主要貢獻。相較于其他12C(α,γ)16O相關的輻射俘獲反應對于SE1(300)的微弱影響，16N β延遲α能譜對于S因子E1的確定直接相關[10]，是目前對12C(α,γ)16O反應SE1(300)的E1組分提供限制的最有效手段[8]。

3 總結與展望

本工作利用注入法測量了16N的β延遲α能譜，并通過選用采用條寬窄、厚度小的雙面硅微條探測器減少衰變產生的β粒子在探測器的能量損失，再通過限制硅條點火數和進行正反面能量符合，進一步去除了β粒子橫穿硅微條留下的較高能量的信號，將β本底干擾降低到0.8 MeV以下。采用了以上措施后，本工作測到的16N的β延遲α能譜可看到1.2 MeV的α峰，其形狀和相對高度與現有的工作[7-9]基本一致。這表明用注入法測量16N的β延遲α能譜是可行的。在今后的工作中，將提高16N的注入量，得到高統計的β延遲α能譜，為12C(α,γ)16O反應研究提供實驗數據。