-
选用60Co、137Cs、133Ba和152Eu四个标准放射源对高纯锗探测器进行能量刻度。同时,选取次级束流中有较高统计量且有可靠文献数据的25Si、26P和22Al三个核作为内放射源,选用了它们在
$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 衰变中绝对强度较高的9个$ \gamma $ 跃迁,对$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 射线的绝对探测效率进行了刻度[29]。具体选用了四个来自25Si的$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 跃迁,其能量和相应的绝对强度为452 keV [18.4(42)%]、493 keV [15.3(34)%]、945 keV [10.4(23)%]和1 612 keV [15.2(32)%][33],两个来自26P的988 keV [5.7(3)%]和1 796 keV [58(3)%]的$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 跃迁[19],以及三个来自22Al的1 248.5(20) keV [38.2(69)%]、1 985.6(13) keV [31.1(54)%]、2 062.3(15) keV [34.1(58)%]的$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 跃迁[34]。 -
将高纯锗探测器探测到的
$ \gamma $ 射线与DSSD3内28S衰变发射的$ \beta $ 粒子进行符合,最终得到的$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 射线谱如图3所示,这是首次获得的28S的$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 射线谱。图中共有10个$ \gamma $ 峰可以被清晰地分辨,每个峰的中心能量值标注在上方,单位为keV。其中,三个没有以$ \gamma $ 符号标记的峰分别是已知的能量为511 keV的正负电子湮灭峰以及两个污染$ \gamma $ 峰。从图1中可以看见,在通过RIBLL-1分离后的次级束中,同时存在着27P、26Si、25Al、24Mg等核素。其中统计量高过目标核28S百倍的26Si,在发生$ \beta $ 衰变布居26Al的1 057.7 keV激发能级后,退激产生了能量为827 keV的$ \gamma $ 射线[35],该$ \gamma $ 跃迁表现为一个污染峰出现在谱中。而另一个具有很高统计的中心能量为1 779 keV的污染$ \gamma $ 峰,对应28Si 1 779 keV的第一激发态退激到基态的$ \gamma $ 跃迁,它由目标核28S衰变到子核28P后,再次发生$ \beta $ 衰变到28Si后产生[36]。图3中以
$ \gamma $ 符号标注的中心能量值分别为107, 435, 769, 1 206, 1 266, 1 463, 2 037 keV的$ \gamma $ 峰对应7条$ \gamma $ 射线,由衰变子核28P的激发态退激产生。由于统计数量较少,且每个Clover型高纯锗探测器的绝对探测效率极低,并没有进行$ \gamma $ -$ \gamma $ 的符合分析。但是发生$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 衰变的质子束缚态,通常是能量相对较低的激发态,且Clover型高纯锗探测器具有极高的分辨率,每条$ \gamma $ 射线的跃迁过程可以参考已知的28P的能级纲图得到[36]。确定各个$ \gamma $ 射线的发射能级后,再对比理论计算结果,得到能量为107(2) keV和769(2) keV的$ \gamma $ 射线由级联发射产生。107 keV的$ \gamma $ 射线由28P的107(2) keV第一激发态退激到基态产生,769 keV的$ \gamma $ 射线由28P的876(3) keV第二激发态退激到107(2) keV的第一激发态产生。$ \gamma_{1-5} $ 是五条$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 射线,均由28S发生$ \beta $ 延迟衰变布居28P的激发态后退激产生。各个
$ \gamma $ 跃迁的绝对强度$ I_{\gamma} $ 可以用下式算出:$$ I_{\gamma} = \frac{N_{\gamma}}{N_{\rm impl} \cdot \varepsilon_{\beta\gamma}},$$ (1) 式中
$ N_{\gamma} $ 为对应$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 射线的统计数量。$ N_{\rm impl} $ 是注入DSSD3的重离子总数。$ \varepsilon_{\beta\gamma} $ 则是$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 射线的绝对探测效率,该绝对探测效率等同于双面硅条探测器对$ \beta $ 粒子的探测效率乘以高纯锗探测器对$ \gamma $ 射线的绝对探测效率。在整个分析过程中,能量和绝对强度的误差均是按照标准不确定度传递公式,考虑了由分析程序在拟合中给出的统计误差以及整个实验过程中所包含的系统误差,最终给出了对应的结果。所有$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 射线的能量($ E_{\gamma} $ )、绝对强度($ I_{\gamma} $ )和$ \gamma $ 跃迁的初末态能级,以及对应的误差范围均列在表1中。表 1 28S
$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 射线的能量、绝对强度和初末态能级$ \gamma $峰 能量
$ E_{\gamma} $/keV绝对强度
$ I_{\gamma} $/%初态能级
$ E^*_{\rm i} $/keV末态能级
$ E^*_{\rm f} $/keV$ \gamma_1 $ 435(2) 8.0(8) 1 313(3) 876(3) $ \gamma_2 $ 1 206(2) 9.6(14) 1 313(3) 107(2) $ \gamma_3 $ 1 266(2) 6.6(10) 2 144(3) 876(3) $ \gamma_4 $ 1 463(2) 20.5(31) 1 570(3) 107(2) $ \gamma_5 $ 2 037(2) 19.5(44) 2 144(3) 107(2) -
提取实验测量得到的
$ \gamma $ 射线的能量、绝对强度和初末态能级等信息,可以获得28P衰变布居能级的能量和$ \beta $ 衰变分支比,其数据结果见表2。28S衰变布居到28P的2 144(3) keV激发能级的$ \beta $ 衰变分支比为26.1 (45)%,由该能级退激产生的能量为1 266 和2 037 keV的两个$ \gamma $ 跃迁的绝对强度相加给出。该激发能级的能量值,可以选择2 037 和107 keV$ \gamma $ 跃迁的组合或是1 266 , 769和107 keV$ \gamma $ 跃迁的组合给出,在考虑相对强度的大小和级联发射关系后,选择第一个组合以相加的方式计算得到2 144(3) keV的结果。28S衰变布居到28P的1 570(3) keV激发能级的$ \beta $ 衰变分支比为20.5 (31)%,由1 463 keV的$ \gamma $ 跃迁给出。该激发能级的能量值则是通过1 463 和107 keV的$ \gamma $ 跃迁计算所得。能量为435 和1 206 keV的两条$ \gamma $ 射线由28S衰变布居到28P的1 313(3) keV激发能级退激产生,故考虑这两条$ \gamma $ 射线的绝对强度,得到该激发能级的分支比为17.6 (16)%,激发能级的能量值则是由1 206 和107 keV的$ \gamma $ 跃迁计算给出。选择1 206 而非435 keV的$ \gamma $ 跃迁进行计算,同样是考虑了其较简单的退激过程,并且都同样参考了28P的107 keV第一激发态的能量值。分析结果给出的所有激发能级的能量和分支比的误差范围,均按照标准不确定度传递公式传递得到。对比此结果中的28P各能级的能量值与表2中Nuclear Data Sheets(NDS)[36]给出的结果,其数值在误差范围内是一致的。表 2 28S
$ \beta $ 衰变布居能级的能量和分支比本次实验E /keV 分支比$ I_{\beta} $/% NDS[36] E*/keV 1 313(3) 17.6(16) 1 313(2) 1 570(3) 20.5(31) 1 567(3) 2 144(3) 26.1(45) 2 143(5) 依据壳模型计算结果,位于
$ 0^+ $ 基态的28S发生$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 衰变后,将主要布居到28P的$ 1^+ $ 激发态上。通过所获得的数据结果,最终推得28S发生$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 衰变并布居到28P低激发态的部分衰变纲图如图4所示。图中,5条$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 射线用蓝色箭头线表示,2条级联发射的$ \gamma $ 射线则用紫色箭头线表示,$ Q_{\mathrm{EC}} \!=\! 11\,221(160) $ keV的结果参考AME2016[37]给出。
-
摘要: 在兰州重离子研究装置上,依托兰州放射性束流线,产生、分离和鉴别了同位旋第三分量
$ T_{Z}=-2 $ 的近质子滴线核28S,并通过使用包括双面硅条探测器和高纯锗探测器在内的探测阵列,开展了28S的$\beta$ 延迟$\gamma$ 衰变测量。实验准确测量了28S衰变中的5条$\beta$ 延迟$\gamma$ 射线,得到了子核28P相应能级的能量。首次提取出了$\beta$ 衰变布居到28P低激发态的衰变分支比,并构筑了28S的全新部分衰变纲图。本工作为将来进一步比较28S和28Mg间的镜像不对称性提供了精确的实验数据。-
关键词:
- $\beta $衰变 /
- 双面硅条探测器 /
- $\gamma $射线谱 /
- $\beta $衰变分支比
Abstract: The nucleus 28S (isospin projection$ T_{Z}=-2 $ ) near the proton drip-line was produced, separated and purified by HIRFL-RIBLL1 facility and the measurement of$\beta$ -delayed$\gamma$ decay of 28S was performed using a detector array consisted of double-sided silicon detectors and Clover-type high purity germanium detectors. Five$\gamma$ transitions from$\beta$ decay of 28S were precisely measured and the corresponding energies of the states of daughter 28P were obtained. The branch ratios of low-lying states of 28P populated by$\beta$ decay were extracted for the first time and the new partial 28S$\beta$ -decay scheme was deduced. This work provides accurate data for the further study of mirror asymmetry in 28S/28Mg. -
表 1 28S
$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 射线的能量、绝对强度和初末态能级$ \gamma $峰 能量
$ E_{\gamma} $/keV绝对强度
$ I_{\gamma} $/%初态能级
$ E^*_{\rm i} $/keV末态能级
$ E^*_{\rm f} $/keV$ \gamma_1 $ 435(2) 8.0(8) 1 313(3) 876(3) $ \gamma_2 $ 1 206(2) 9.6(14) 1 313(3) 107(2) $ \gamma_3 $ 1 266(2) 6.6(10) 2 144(3) 876(3) $ \gamma_4 $ 1 463(2) 20.5(31) 1 570(3) 107(2) $ \gamma_5 $ 2 037(2) 19.5(44) 2 144(3) 107(2) 表 2 28S
$ \beta $ 衰变布居能级的能量和分支比本次实验E /keV 分支比$ I_{\beta} $/% NDS[36] E*/keV 1 313(3) 17.6(16) 1 313(2) 1 570(3) 20.5(31) 1 567(3) 2 144(3) 26.1(45) 2 143(5) -
[1] BLANK B, BORGE M. Progress in Particle and Nuclear Physics, 2008, 60(2): 403. doi: 10.1016/j.ppnp.2007.12.001 [2] BORGE M J G. Physica Scripta, 2013, T152: 014013. doi: 10.1088/0031-8949/2013/t152/014013 [3] PFÜTZNER M, KARNY M, GRIGORENKO L V, et al. Rev Mod Phys, 2012, 84: 567. doi: 10.1103/RevModPhys.84.567 [4] ROBERTS R B, MEYER R C, WANG P. Phys Rev, 1939, 55: 510. doi: 10.1103/PhysRev.55.510.2 [5] MCPHERSON R, HARDY J C. Canadian Journal of Physics, 1965, 43(1): 1. doi: 10.1139/p65-001 [6] SUN L J, LIN C J, XU X X, et al. Chin Phys Lett, 2015, 32(1): 012301. doi: 10.1088/0256-307x/32/1/012301 [7] SUN L J, XU X X, FANG D Q, et al. Phys Rev C, 2017, 95: 014314. doi: 10.1103/PhysRevC.95.014314 [8] WANG Y T, FANG D Q, WANG K, et al. Eur Phys J A, 2018, 54(6): 107. doi: 10.1140/epja/i2018-12543-1 [9] LIANG P F, SUN L J, LEE J, et al. Phys Rev C, 2020, 101: 024305. doi: 10.1103/PhysRevC.101.024305 [10] SUN L, XU X, HOU S, et al. Phys Lett B, 2020, 802: 135213. doi: 10.1016/j.physletb.2020.135213 [11] CABLE M D, HONKANEN J, PARRY R F, et al. Phys Rev Lett, 1983, 50: 404. doi: 10.1103/PhysRevLett.50.404 [12] MIERNIK K, DOMINIK W, JANAS Z, et al. Phys Rev C, 2007, 76: 041304. doi: 10.1103/PhysRevC.76.041304 [13] XU X, LIN C, SUN L, et al. Phys Lett B, 2017, 766: 312. doi: 10.1016/j.physletb.2017.01.028 [14] ORRIGO S E A, RUBIO B, FUJITA Y, et al. Phys Rev Lett, 2014, 112: 222501. doi: 10.1103/PhysRevLett.112.222501 [15] LEE J, XU X X, KANEKO K, et al. Phys Rev Lett, 2020, 125: 192503. doi: 10.1103/PhysRevLett.125.192503 [16] BORGE M, DEDING J, HANSEN P. Phys Lett B, 1993, 317(1): 25. doi: 10.1016/0370-2693(93)91564-4 [17] TILLEY D, WELLER H, CHEVES C. Nuclear Physics A, 1993, 564(1): 1. doi: 10.1016/0375-9474(93)90073-7 [18] WEISSMAN L, LISETSKIY A F, ARNDT O, et al. Journal of Physics G: Nuclear and Particle Physics, 2005, 31(7): 553. doi: 10.1088/0954-3899/31/7/002 [19] PÉREZ-LOUREIRO D, WREDE C, BENNETT M B, et al. Phys Rev C, 2016, 93: 064320. doi: 10.1103/PhysRevC.93.064320 [20] GRINYER G F, SVENSSON C E, ANDREOIU C, et al. Phys Rev C, 2005, 71: 044309. doi: 10.1103/PhysRevC.71.044309 [21] LAM Y H, SMIRNOVA N A, CAURIER E. Phys Rev C, 2013, 87: 054304. doi: 10.1103/PhysRevC.87.054304 [22] SMIRNOVA N A, BLANK B, BROWN B A, et al. Phys Rev C, 2017, 95: 054301. doi: 10.1103/PhysRevC.95.054301 [23] KANEKO K, SUN Y, MIZUSAKI T, et al. Phys Lett B, 2017, 773: 521. doi: 10.1016/j.physletb.2017.08.056 [24] KANEKO K, SUN Y, MIZUSAKI T, et al. Nuclear Physics A, 2019, 986: 107. doi: 10.1016/j.nuclphysa.2019.03.002 [25] POUGHEON F, BORREL V, JACMAR J, et al. Nuclear Physics A, 1989, 500(2): 287. doi: 10.1016/0375-9474(89)90424-7 [26] ZHAN W, XIA J, ZHAO H, et al. Nuclear Physics A, 2008, 805(1): 533c. doi: 10.1016/j.nuclphysa.2008.02.292 [27] SUN Z, ZHAN W L, GUO Z Y, et al. Nucl Instr and Meth A, 2003, 503(3): 496. doi: 10.1016/S0168-9002(03)01005-2 [28] SUN L, XU X, LIN C, et al. Nucl Instr and Meth A, 2015, 804: 1. doi: 10.1016/j.nima.2015.09.039 [29] SUN L J, XU X X, LIN C J, et al. Phys Rev C, 2019, 99: 064312. doi: 10.1103/PhysRevC.99.064312 [30] TARASOV O, BAZIN D. Nucl Instr and Meth B, 2008, 266(19): 4657. doi: 10.1016/j.nimb.2008.05.110 [31] XU X X, TEH F C E, LIN C J, et al. Nuclear Science and Techniques, 2018, 29(5): 73. doi: 10.1007/s41365-018-0406-0 [32] BAO P F, LIN C J, YANG F, et al. Chinese Physics C, 2014, 38(12): 126001. doi: 10.1088/1674-1137/38/12/126001 [33] THOMAS J C, ACHOURI L, ÄYSTö J, et al. The European Physical Journal A - Hadrons and Nuclei, 2004, 21(3): 419. doi: 10.1140/epja/i2003-10218-8 [34] ACHOURI N L, DE OLIVEIRA SANTOS F, LEWITOWICZ M, et al. The European Physical Journal A - Hadrons and Nuclei, 2006, 27(3): 287. doi: 10.1140/epja/i2005-10274-0 [35] BASUNIA M, HURST A. Nuclear Data Sheets, 2016, 134: 1. doi: 10.1016/j.nds.2016.04.001 [36] BASUNIA M S. Nuclear Data Sheets, 2013, 114(10): 1189. doi: 10.1016/j.nds.2013.10.001 [37] WANG M, AUDI G, KONDEV F G, et al. Chinese Physics C, 2017, 41(3): 030003. doi: 10.1088/1674-1137/41/3/030003