低本底高分辨测量技术在16N衰变的出射α粒子测量中的应用

南威克，苏 俊，郭 冰,*，谌阳平，杨彦云，王建松，许世伟，马军兵，马 朋，白 真，李鑫悦，韩志宇，李云居，曾 晟，颜胜权，马田丽，苏 毅，茹龙辉，柳卫平,*

(1.中国原子能科学研究院，北京 102413；2.北京师范大学 核科学与技术学院，北京 100875；3.中国科学院 近代物理研究所，甘肃 兰州 730000)

12C(α,γ)16O的反应是恒星氦燃烧阶段关键核反应。其反应率不但直接决定碳和氧的丰度比，也对之后的恒星演化过程有重要影响[1-2]。氦燃烧阶段的12C(α,γ)16O反应的伽莫夫窗口在Ec.m.≈0.3 MeV处，该能区12C(α,γ)16O反应截面极小，直接测量极其困难，目前直接测量的最低能量点为Ec.m.≈0.89 MeV，且该能点处截面的误差大于50%[3]，远未达到天体物理计算要求的10%的精度要求。

为得到12C(α,γ)16O反应在伽莫夫窗口的反应截面，需利用高能区直接测量数据及间接测量结果向低能点进行外推。实验上对16N的β延迟α衰变进行测量是研究12C(α,γ)16O的E1组分的有效间接方法之一。16N β衰变到7.12 MeV，1-和9.58 MeV，1-态延迟发射α粒子，相干引起Eα≈800 keV处有一小峰，对其进行R矩阵拟合可对12C(α,γ)16O的E1部分贡献进行有效约束。

对16N的β延迟α衰变谱的测量存在各种实验测量误差，其来源主要包括探测器分辨、探测器效率和各种可能的本底[4]。时至今日，已进行了若干对于16N β延迟α谱测量的实验[5-10]。其中加拿大TRIUMF国家实验室[9]和美国阿贡国家实验室研究团队[10]在Ec.m.≈1.2 MeV处测得了明显的小峰。以下介绍这两个工作是如何对其进行测量的。

在20世纪90年代初，Buchmann带领的团队在加拿大粒子与核物理国家实验室(TRIUMF)进行了一系列针对16N β延迟α衰变谱的高统计测量实验[9]。TRIUMF回旋加速器产生的能量为500 MeV、强度为2 μA的质子束轰击在厚度为13.1 g/cm2的沸石靶上。经TISOL同位素分离器分离纯化后，得到12 keV、质量数为30的16N14N+形态的次级束流，传输到实验终端进行测量。首先，利用1个直径8 mm的准直孔对其进行准直，再注入到厚度为10 μg/cm2、直径为1 cm的碳膜上。4块这样的碳膜被安置在与束线垂直的能旋转的轮子上[8]。当一块碳膜收集16N时，其他3块旋转到了面垒型硅探测器中间，以探测16N β延迟α衰变产生的α粒子，最终得到S因子的电偶极分量为(79±21) keV·b(1 b=10-28m2)。

阿贡国家实验室研究团队的实验设置与前者有较大的不同。82 MeV的15N初级束轰击在液氮冷却的氘气体靶(压强为0.14 MPa)上，通过d(15N,16N)p反应生成16N次级束。次级束经超导螺线管汇聚后，依靠22°偏转磁铁与15N初级束分离，最终得到61 MeV、3×106s-1的16N束流。16N束经降能单元后，被注入到17 μg/cm2的碳膜上。3块碳膜以120°为间隔安置在转轮上。每注入15 s，束流停止100 ms，并在间隔内旋转120°。当1块碳膜在收集16N时，其他2块碳膜正对电离室的中心，以探测出射的α和12C。3块碳膜中有1块不注入16N，以测量本底。对实验测得的出射α能谱进行R矩阵拟合，给出S因子的电偶极分量为(86±22) keV·b。

由于得到的16N束流能量较低，以上这两个实验均采用了转轮法，将低能16N束流注入到碳膜，再用后续探测器测量出射粒子。转轮法虽能降低束流诱发本底的干扰，但旋转过程的事件损失会造成16N探测效率的下降。为提高16N束流利用效率，考虑将高能16N束直接注入到硅探测器进行实验测量。注入法进行实验测量不仅能简化实验装置，且是对16N衰变的全立体角测量，有效提高了探测效率。2016年，Refsgaard等[11]率先利用注入法对16N β延迟α粒子能谱进行测量。荷兰格罗宁根核物理加速器研究所的超导回旋加速器产生了105 MeV的15N束流，直接轰击在6 mg/cm2的CD2气体靶上，通过(d,p)反应生成包含16N的各个同位素，并利用磁力分离器筛选出能量为80 MeV的16N7+离子。探测系统由1块60 μm厚的硅探测器和78 μm厚的双面硅微条探测器(DSSD)构成，DSSD的厚度足以沉积16N的全部能量。束流分为注入-停束两种模式，每个模式持续时间为15 s。在停束期间测得了α能谱，由于统计数不够，该实验并没有测得1.2 MeV处的小峰。

基于目前对于12C(α,γ)16O的S因子电偶极分量测量误差较大的现状，有必要进行一个新的实验对16N β延迟α能谱上干涉形成的1.2 MeV处的小峰进行测量，以限制得到更好的S因子E1分量。从探测器的选择考虑，针对16N β延迟α衰变能谱测量主要分为气体探测器和硅探测器。气体探测器本身对于电子十分不敏感，能有效降低16N衰变发射的电子的干扰，但其对于α粒子的探测效率较硅探测低。在低统计下，Refsgaard等[11]用双面硅微条探测器对衰变α谱进行测量，并成功将电子本底压制在0.8 MeV以下。基于以上几个方面的分析，以提高统计为首要目标，选择硅探测器，并采用注入法进行16N β延迟α衰变能谱测量。

实验在兰州重离子加速器国家实验室RIBLL1放射性束流线上完成。RIBLL1束流线能产生高能16N次级束，这是利用注入法进行实验测量的必要条件。实验通过采用薄的硅微条探测器、限制探测器点火数和正反面能量符合等技术，保证目标α峰基本不受电子本底干扰，验证用注入法测量16N β延迟α衰变谱上1.2 MeV处小峰的可行性。

1 实验设置与测量

利用能量为8 MeV/u的15N初级束流轰击液氮冷却的D2气体靶，通过2H(15N,16N)1H转移反应产生16N放射性束流。16N放射性束流经过RIBLL1束流线分离纯化后，传输到实验终端进行测量。最终得到的16N束流纯能量为86 MeV，纯度为95%，杂质核素主要为匹配磁刚度过来的15N初级束流。实验采用注入法测量16N的β延迟α衰变能谱，即将16N重离子注入到硅探测器中，利用硅探测器探测在其内部发生的β延迟α衰变。实验的探测设置如图1所示，与Refsgaard等2016年的工作[11]类似。首先利用一个φ15 mm的准直孔对16N放射性束流进行准直，确保通过准直孔的16N全部注入到硅探测器中。在准直孔的下游设置了ΔE-E探测器望远镜系统对16N进行鉴别测量。ΔE探测器为厚度66 μm、每面16个硅条、面积50 mm×50 mm的双面硅微条探测器，E探测器采用的双面硅微条探测器厚度为65 μm，每面有40条硅条，硅条宽度为1 mm，相邻硅条间距为0.1 mm。在硅探测器的周围还设置了3台clover型高纯锗探测器来测量16N的β延迟γ射线。

图1 探测器设置示意图Fig.1 Drawing of detector setup

16N在经过ΔE探测器后剩余37.2 MeV的能量，这些能量全部沉积在E探测器上，该能量较16N的β延迟α衰变能量(1～3) MeV大很多，为避免16N在E探测器上产生的信号对β衰变信号产生干扰，实验采用束流注入-停束测量模式交替进行，具体做法是：16N束流注入10 s后，利用在离子源出口处的束流偏转设备将束流偏开，停止16N束流注入，然后对16N的β延迟α衰变进行10 s测量，如此以20 s为周期进行交替测量。

2 数据分析与结果

图2显示了本工作利用硅望远镜系统探测到的ΔE-E谱，其中红框显示了模拟计算16N在ΔE-E谱的分布位置，从中取出的16N离子数占总谱计数的95%，说明16N的束流纯度达95%。

图2 16N放射性束流的ΔE-E二维谱Fig.2 Energy signal from ΔE detector vs. energy signal from E detector

本实验选用的E探测器的每个探测单元很小，尺寸为1 mm×1 mm，厚度为65 μm。对于注入到E探测器中的16N离子，其β延迟衰变产生的α粒子最大能量约为3 MeV，在硅中的射程小于13 μm，根据LISE++模拟，16N在E探测器中的射程分布为20～35 μm，距探测器前后表面均大于13 μm，因此E探测器可将16N的β延迟衰变产生的α全部能量探测到。

在注入法测量β延迟质子、α衰变的实验中，除质子、α和反冲核会在硅探测器中沉积能量外，衰变产生的β也会在探测器中沉积能量，在能谱上造成1个指数拖尾的本底，该本底会对低能的质子或α峰造成很大的干扰。本工作采用3种方法降低β本底。

选用65 μm厚度的E探测器，由于厚度很薄，16N的衰变的β粒子若朝探测器的两侧发射，穿过的探测器厚度很小，损失的能量很低，因此不会造成干扰。

当β粒子朝硅微条探测器的横向发射时，在探测器上穿过厚度将很长，损失的能量较大，但此时一般β粒子会穿出重离子衰变所在的硅条，进入隔壁的硅条，触发两条以上的硅条产生信号，因此可通过限制x和y两侧的硅条点火数，即只要仅1条硅条被触发的信号，可降低这种情况的β干扰。

虽然β粒子穿到隔壁的硅条上，但由于角度的原因，在隔壁硅条上留下的信号很小，没有超过电子学阈值，导致未触发2条硅条。此时可采用硅条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数值，可进一步去除这种β干扰。

图3显示了本实验利用上面所述的方法得到的16N的β延迟α衰变能谱，可看出，通过限制点火数和能量符合关系，明显去除β粒子在高能区的拖尾，将β粒子对能谱的干扰压低到0.8 MeV以内。

蓝色线是原始能谱；绿色线是限制了点火数为1后的能谱；紫色线是采用了正反面能量符合|Efront-Eback|<0.25 MeV条件后得到的能谱

为进一步确认对β粒子干扰的压制是否有效，将最终得到的16N和之前的工作进行了比较，如图4所示。为方便比较3个结果，通过2.4 MeV的α峰进行了归一。通过比较发现，本工作的α能谱形状和之前的两个工作形状基本符合。对于12C(α,γ)16O反应研究最关心的1.2 MeV的α峰，从本工作得到的α能谱上可被清楚地观测到，但由于本工作的16N总注入量较低，该α峰的统计虽远不如之前的工作，但证明了利用注入法可有效测得β粒子干扰很小的小峰。

蓝色点是本工作结果；黑色点是Tang等[7]的测量结果；红色线是对Tang等[7]结果的R矩阵拟合；绿色点是加拿大Buchmann等[9]的结果

对于16N β延迟α粒子发射的实验，国际上主要采用转轮法以及近年来兴起的注入法测量。用转轮法进行β延迟α粒子或质子发射实验测量，受实验装置的限制，难以用硅探测器组成的粒子望远镜系统进行全立体角测量，并只能对秒级以上半衰期的粒子衰变实验进行测量。就现有的测量方法而言，用注入法对16N β延迟α能谱进行测量是探测效率最高的一种测量方法，对于提高1.2 MeV处小峰的统计至关重要。本实验在Refsgaard等的基础上，用注入法对该小峰进行了测量，成功测得了1.2 MeV处的小峰，这充分证明了用注入法进行该小峰测量的可行性。在对16N β延迟α能谱进行R矩阵分析时，1.2 MeV处干涉形成的小峰对S因子E1分量十分敏感，对S因子E1分量的确定起主要贡献。相较于其他12C(α,γ)16O相关的辐射俘获反应对于SE1(300)的微弱影响，16N β延迟α能谱对于S因子E1的确定直接相关[10]，是目前对12C(α,γ)16O反应SE1(300)的E1组分提供限制的最有效手段[8]。

3 总结与展望

本工作利用注入法测量了16N的β延迟α能谱，并通过选用采用条宽窄、厚度小的双面硅微条探测器减少衰变产生的β粒子在探测器的能量损失，再通过限制硅条点火数和进行正反面能量符合，进一步去除了β粒子横穿硅微条留下的较高能量的信号，将β本底干扰降低到0.8 MeV以下。采用了以上措施后，本工作测到的16N的β延迟α能谱可看到1.2 MeV的α峰，其形状和相对高度与现有的工作[7-9]基本一致。这表明用注入法测量16N的β延迟α能谱是可行的。在今后的工作中，将提高16N的注入量，得到高统计的β延迟α能谱，为12C(α,γ)16O反应研究提供实验数据。