©hoo$e ЛAнg?Age©///?Ang?Age® Ekohomei©A TALKiNg ?.?.м.?.

geo.rf.gd

   

Нейтроноизбыточные ядра

    С правой стороны N-Z диаграммы за стабильными ядрами располагаются нейтроноизбыточные ядра. Эта область недостаточно исследована. 3 тысячи ядер, возможность существования которых предсказывают ядерные модели, но которые пока не обнаружены располагаются в этой области.

Граница нейтронной стабильности

    Граница нейтронной стабильности Bn = 0 в настоящее время относительно хорошо известна лишь для самых легких ядер. На рис. 10.1 показан полученный методом времени пролета спектр масс ядер с Z = 4-7.

Рис.10.1
Рис. 10.1. Времяпролетный спектр масс ядер

    Граница нейтронной стабильности достигнута для изотопов с Z = 4 с обнаружением 11Be. На пучке 56Fe был синтезирован самый тяжелый связанный изотоп с Z = 5 - 19B. В совместных экспериментах Дубна - GANIL на пучках 40Ar и 48Ca c энергией ~50 МэВ/нуклон были обнаружены связанные нейтроноизбыточные ядра 22C, 23N, 29F, 29,30,32Ne.
   В области легчайших ядер были обнаружены нейтрононестабильные ядра, проявляющиеся в виде резонансов (табл. 10.1).Несмотря на то, что обнаружено большое количество нейтроноизбыточных изотопов с Z>10, для подавляющего большинства элементов граница нейтронной стабильности пока не установлена. Для этого требуются довольно экзотические комбинации налетающих ядер и мишеней. Теоретические оценки границы нейтронной стабильности сильно модельно зависимы - они зависят от используемых приближений для описания среднего поля и параметров N-N взаимодействия. Основная проблема состоит в том, насколько надежно можно экстраполировать параметры моделей, полученные для описания ядер вблизи долины стабильности, в область ядер с большим избытком нейтронов.

Таблица 10.1. Нейтрононестабильные ядра

Ядро (N-Z)/A Канал распада Энергия распада, МэВ Ширина Г, МэВ
4H 0.50 3H + n 3.4 3
6H 0.67 3H + 3n 2.7(4) 1.3(5)
5He 0.20 4He + n 0.89 0.60(2)
7He 0.42 6He + n 0.44 0.16(3)
9He 0.56 8He + n 1.14 <1.0
10He 0.60 8He + 2n 1.07(7) 0.3(2)
10Li 0.40 6Li + n 0.24(6) 0.17
13Be 0.39 12Be + n 0.80(9) ~1.0
16B 0.38 15B + n 0.40(6) <0.10

    Граница нейтронной стабильности не описывается гладкой линией. Это связано с проявлением эффектов спаривания. В некоторых случаях энергия спаривания составляет 2-3 МэВ и превышает энергию связи нейтрона в ядре, что приводит к четно-нечетному эффекту. Добавление одного нейтрона к нестабильному ядру с нечетным числом нейтронов может привести к значительному увеличению энергии связи и даже к смене знака энергии связи.

Рис.10.2
Рис. 10.2. Энергия связи одного и двух нейтронов в изотопах He ("гелиевая аномалия")

    Различие в величинах энергии отделения одного нейтрона Bn и энергии отделения двух нейтронов, обнаруженное для легких ядер, свидетельствует о том, что следует говорить о нейтронном drip-line Bn = 0 и двух нейтронном drip-line B2n = 0. Эти линии не совпадают и в настоящее время трудно предсказать, какое различие между ними может быть для средних и тяжелых ядер. Практически для всех легких ядер стабильность уменьшается при добавлении двух нейтронов. Для изотопов He это правило не соблюдается (так называемая "гелиевая аномалия" (рис. 10.2). Наибольшее увеличение энергии связи с увеличением числа нейтронов (~1.2 МэВ) наблюдается для изотопов 6He - 8He. Аналогичная ситуация имеет место для изотопов 5He - 7He (~0.5 МэВ). Даже добавление четырех нейтронов к ядру 5He существенно не меняет энергию связи.
    Спектроскопия ядра 7He изучалась в реакции передачи p(8He,d)7He. Эксперимент выполнен на фрагмент-сепараторе RIPS в RIKEN. Пучок 8He имел энергию 50 МэВ/нуклон. Наряду с дейтронами регистрировались и другие частицы, образующиеся при распаде ядра 7He. Хорошо известно, что основное состояние 7He является несвязанным (см. табл. 9.1) резонансным состоянием и распадается по каналу 6He + n. Впервые было обнаружено возбужденное состояние ядра 7He. Проведенный анализ показал, что обнаруженное возбужденное состояние имеет сложную структуру - нейтрон в возбужденном состоянии над кором 6He, который в свою очередь находится в возбужденном состоянии. Необычная структура этого возбужденного состояния проявляется в довольно экзотическом канале распада 7He*-----> 4He + 3n.
    Получение нейтроноизбыточных ядер вблизи границы нейтронной стабильности представляет сложную проблему. В первую очередь это связано с тем, что нейтронная граница (Bn = 0) отстоит гораздо дальше от долины стабильности, чем протонная (Bp = 0). Поэтому граница нейтронной стабильности не установлена за исключением легчайших ядер. Так например, самый тяжелый изотоп олова, обнаруженный на сегодняшний день 137Sn , в то время как теория предсказывает существование дважды магического изотопа 176Sn (Z = 50, N = 126). При продвижении к границе нейтронной стабильности необходимо использовать экспериментальные методы, обладающие высокой селективностью, высокой скоростью анализа продуктов и высокой эффективностью для того, чтобы было возможно отделить короткоживущие изотопы, образующиеся с очень малым сечением. Так например, широко используемый метод кремниевых детекторов непригоден для этих целей, т.к. несмотря на свою быстроту он не обеспечивает требуемой селективности продуктов реакции и имеет малый телесный угол.
    Метод расщепления мишеней протонами годится лишь для очень легких ядер. Он был использован для обнаружения нейтронной границы для Z < 10.
    Для получения более тяжелых ядер используется метод ISOL, метод деления тяжелых ядер. Большое количество новых нейтроноизбыточных изотопов было получено методом обратной кинематики - фрагментации тяжелой налетающей частицы на мишени из легких ядер.
    Особый интерес представляют легкие нейтроноизбыточные ядра, т.к. для них получено наибольшее отношение N/Z: для 9He N/Z = 3.5, для 34Na - 2.1, а для 252Cf - 1.6. Исследования легких нейтроноизбыточных ядер позволяют получить информацию о свойствах нейтронного вещества и малонуклонных экзотических систем. Некоторые из полученных результатов были неожиданными. Так изотоп 8He оказался более связанной системой по отношению к эмиссии одного и двух нейтронов, чем 6He, а энергия отделения нейтрона у 7He больше, чем у 5He (см. рис. 10.2).
    Существенную роль в области легких нейтроноизбыточных ядер играют силы n-n спаривания. Как правило все легкие ядра, по которым проходит граница нейтронной стабильности (за исключением Z = 1) имеют четное число нейтронов. Так например, изотоп 14Be имеет связанное состояние, в то время как 13Be не имеет. Аналогичная ситуация с 22C и 21C. Нестабильными по отношению к испусканию нейтронов являются изотопы 16B и 18B, в то время как 17B и 19B стабильны.

Рис.10.3
Рис. 10.3. Экспериментальная установка для производства и идентификации нейтроноизбыточных изотопов на спектрометре RIKEN-RIPS

    Наиболее нейтроноизбыточными изотопами в области 10 < Z < 13 являются 32Ne, 35Na, 37Mg и 39Al и экспериментально граница стабильности относительно нейтронного распада на сегодня не достигнута. Попытка продвинуться к более нейтроноизбыточным изотопам в этой области была предпринята в RIKEN [D. Guillemand-Mueller et al. Phys. Rev. C41, 1990, p.937]. Для получения нейтроноизбыточных ядер использовалась фрагментация пучка 48Ca с энергией 70 МэВ/нуклон на мишени 181Ta. Фрагменты отбирались и накапливались с помощью RIKEN-RIPS спектрометра (рис. 10.3). Идентификация радиоактивных частиц проводилась с помощью измерения магнитной жесткости, времени пролета, измерения потерь энергии deltaE и полной кинетической энергии.

Рис.10.4
Рис. 10.4. Двумерное распределение A/Z - Z, полученное с помощью реакции ионов пучка 48Ca на танталовой мишени

    На рис. 10.4 показано двумерное распределение A/Z - Z [H. Sakurai et al. Nucl. Phys. A616, 1997, p.311]. Приведенные данные получены в результате их накопления в течение одного дня. Было обнаружено 3 новых нейтроноизбыточных изотопа - 38Mg (18 случаев),40Al (34 случая), 41Al (4 случая). Обнаружение новых нейтроностабильных ядер свидетельствует о том, что энергии отделения одного нейтрона (Sn) и двух нейтронов (S2n) для этих ядер положительны. В табл. 10.2 приведены результаты расчетов величин Sn и S2n, полученных с использованием различных массовых формул.

 

Таблица 10.2. Энергии связи одного Sn и двух S2n нейтронов

Изотоп

MMST

CKZ

TUYY

JM

MNMS

Sn
38Mg 1.90 2.91 3.34 2.76 2.89
40Al 1.12 1.30 1.50 1.43 -0.02
41Al 2.99 3.11 3.12 3.09 5.79

S2n
38Mg 3.06 2.87 3.95 2.53 2.56
40Al 3.44 4.48 5.11 4.50 3.17
41Al 4.11 4.41 4.62 4.52 5.77

    Из представленных данных видно, что величины Sn и S2n для большинства расчетов положительны. Результаты расчетов в сочетании с экспериментальным открытием изотопов 38Mg, 40Al и 41Al свидетельствуют о том, что граница нейтронной стабильности Bn = 0 для ядер с Z = 12, 13 пока не достигнута.
    Ситуация с Z = 10 (Ne) более сложная. В 2800 случаях был идентифицирован изотоп 30Ne, в 90 -31Ne, в 70 - 32Ne и ни разу изотоп 33Ne, хотя менялись параметры детектирующей системы и увеличивался ток пучка. Это по-видимому свидетельствует, что граница нейтронной стабильности проходит за ядром 32Ne.
    Для получения максимального выхода исследуемых изотопов большое значение имеет подбор ядер для мишеней и пучков. Сравнение результатов экспериментов, выполненных с мишенями 64Ni и 181Ta, показывает, что из-за большего сечения фрагментации для получения нейтроноизбыточных ядер в области Z = 10-13 предпочтительно использование 181Ta. Сравнение результатов экспериментов с пучками 48Ca и 50Ti показало, что предпочтительно использование пучков 48Ca. Так в измерениях на пучке ионов 50Ti за 4 дня было зарегистрировано 9 ядер 32Ne и 3 ядра 37Mg, измерения с тем же током на пучке 48Ca всего за 1 день дало 70 ядер 32Ne и 30 ядер 37Mg.
    Несмотря на большие усилия, на карте атомных ядер попрежнему остается большое число неисследованных нейтроноизбыточных изотопов средней массы. Заметный прогресс в свое время в исследованиях в этой области был достигнут в экспериментах на реакторе высокой интенсивности в Гренобле. Однако несмотря на улучшение спектрометров, детектирующих систем, методик получения мишеней прямая сепарация и исследование свойств продуктов деления покоящихся ядер под действием тепловых нейтронов остается довольно сложной проблемой. Это в частности связано с тем, что

  1. продукты деления имеют широкое зарядовое распределение, что затрудняет их магнитный анализ;
  2. возникают трудности с детектированием тяжелых фрагментов деления из-за больших потерь энергии в мишени;
  3. малая угловая аппертура детектирующей системы ограничивает возможности регистрации редких каналов деления, т.к. продукты деления распределены изотропно.

[Содержание] [Нейтроноизбыточные ядра (2)]

На головную страницу
Top.Mail.Ru