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

geo.rf.gd

   

Сверхтяжелые ядра

    Ограничения на существование атомных ядер есть и со стороны сверхтяжелых элементов. Элементы с Z > 92 в естественных условиях не обнаружены. Расчеты по жидкокапельной модели предсказывают исчезновение барьера деления для ядер с Z2/A~46 (примерно 112 элемент). В проблеме синтеза сверхтяжелых ядер следует выделить два круга вопросов.

  1. Какими свойствами должны обладать сверхтяжелые ядра? Будут ли существовать магические числа в этой области Z и N. Каковы основные каналы распада и периоды полураспада сверхтяжелых ядер?
  2. Какие реакции следует использовать для синтеза сверхтяжелых ядер, типы бомбардирующих ядер, ожидаемые величины сечений, ожидаемые энергии возбуждения компаунд-ядра и каналы снятия возбуждения?

    Так как образование сверхтяжелых ядер происходит в результате полного слияния ядра мишени и налетающей частицы необходимо создание теоретических моделей, описывающих динамику процесса слияния двух сталкивающихся ядер в компаунд-ядро.
    Проблема синтеза сверхтяжелых элементов тесно связана с тем фактом, что ядра с Z = 8, 20, 28, 50, 82 (магические числа) обладают повышенной стабильностью по отношению к различным модам радиоактивного распада. Это явление интерпретируется в рамках оболочечной модели. Магические числа соответствуют заполненным оболочкам. Естественно возникает вопрос о существовании следующих магических чисел по Z и N. В случае, если они существуют в области N-Z-диаграмм атомных ядер N > 150, Z . 101, должны наблюдаться сверхтяжелые ядра, имеющие повышенные периоды полураспада, т.е. должен существовать второй остров стабильности. В работе [F.A. Gareev, B.N. Kalinkin, A. Sobiczewski Phys Lett 22 (1966), 500] на основе расчетов, выполненных с использованием потенциала Вудса-Саксона с учетом спин-орбитального взаимодействия, было показано, что повышение стабильности ядер следует ожидать для ядра с Z = 114, то есть следующая заполненная протонная оболочка соответствует Z = 114. Замкнутые оболочки могут существенно увеличить высоту барьера деления и соответственно увеличить время жизни ядра. Таким образом в этой области ядер (Z = 114, N~184) следует искать следующих остров стабильности. Этот же результат был независимо получен в работе [H. Meldner Ask Phys 36, 9,1967, 593].
    Ядра с Z = 101-109 были открыты до 1986 года [G. Munzenberg Rep. Prog. Phys. 51, 1998, p.57] и получили названия: 101 - Md (Menelevium), 102 - No (Nobelium), 103 - Lr (Lawrencium), 104 - Rf (Rutherfordium, 106 - Sg (Seaborgium), 107 - Ns (Nielsborium), 108 - Hs (Hassium), 109 - Mt (Meitnerium). Учитывая заслуги исследователей из Дубны в открытии большого числа изотопов тяжелых элементов (102-105), в 1997 году решением Генеральной Ассамблеи чистой и прикладной химии элементу с Z = 105 было присвоено имя Dubnium (Db). Этот элемент ранее назывался Ha (Hannium).
    Новый этап в исследовании сверхтяжелых ядер начался в 1994 году, когда была существенно повышена эффективность регистрации и усовершенствована методика наблюдения сверхтяжелых ядер. Как результат были обнаружены изотопы 110, 111 и 112 элементов [S. Hofmann et al. Z. Phys A350, 1995, p.277; S. Hofmann et al. Z. Phys A350, 1995, p.281; S. Hofmann et al. Z. Phys A354, 1996, p.229].
    Для получения сверхтяжелых ядер использовались ускоренные пучки 50Ti, 51V, 58Fe, 62Ni, 64Ni, 70Zn и 82Se. В качестве мишеней применялись изотопы 208Pb и 209 Bi. Различные изотопы 110 элемента были синтезированы в Лаборатории ядерных реакций им. Г.Н. Флерова с помощью реакции 244Pu(34S,5n)272110 и в GSI (Дармштадт) в реакции 208Pb(62Ni,n)269110. Изотопы 269110, 271110, 272111 и 277112 регистрировались по их цепочкам распада (рис. 11.6).

Рис.11.6
Рис. 11.6. Цепочки распадов новых элементов

    На рис. 11.7 показана верхняя часть N-Z диаграммы атомных ядер. Это изотопы Z = 110, 111, 112, 114, 116, 118. Самый тяжелый, полученный в лабораторных условиях элемент с Z=118, был синтезирован в реакции

86Kr + 208Pb -----> 294118 -----> 293118 + n.

Рис.11.7
Рис. 11.7. Открытые сверхтяжелые изотопы. Md (Mendelevium) – Менделевий, No (Nobelium) – Нобелий, Lr (Lawrencium) – Лоуренсий, Rf (Rutherfordium) – Резерфордий, Db (Dubnium) – Дубний, Sg (Seaborgium) – Сиборгий, Bh (Bohrium) – Борий, Hs (Hassium) – Хассий, Mt (Meitnerium) – Мейтнерий, Ds (Darmstadtium) – Дармштадтий, Rg (Roentgenium) – Рентгений

    При энергии ионов криптона вблизи кулоновского барьера наблюдалось три случая образования 118 элемента [V. Nilov et al Phys Rev Lett 83, 1104 (1999)]. Ядра 293118  имплантировались в кремниевый детектор и наблюдалась цепочка шести последовательных альфа-распадов, которая заканчивалась на изотопе 269Sg. Сечение образования 118 элемента составляло ~2 пикобарна. Период полураспада изотопа 293118 равен 120 мс. На рис. 11.8 показана цепочка последовательных альфа-распадов изотопа 293118 и приведены периоды полураспада дочерних ядер, образующихся в результате альфа-распадов.

Рис.11.8
Рис. 11.8. Цепочка последовательных  альфа-распадов изотопа 293118. Приведены средние времена жизни дочерних ядер, образующихся в результате альфа-распадов

    На основе различных теоретических моделей были рассчитаны распадные характеристики сверхтяжелых ядер. Результаты одного из таких расчетов показаны на рис. 11.9. Приведены периоды полураспада четно-четных сверхтяжелых ядер относительно спонтанного деления (а), альфа-распада (б), бета-распада (в) и для всех возможных процессов распада (г). Наиболее устойчивым ядром по отношению к спонтанному делению (рис. 11.9а) является ядро с Z = 114 и N = 184. Для него период полураспада по отношению к спонтанному делению ~1016 лет. Для изотопов 114-го элемента, отличающихся от наиболее устойчивого на 6-8 нейтронов, периоды полураспада уменьшаются на 10-15 порядков. Периоды полураспада по отношению к альфа-распаду приведены на рис. 11.9б. Наиболее устойчивое ядро расположено в области Z < 114 и N = 184 (T1/2 = 1015 лет). Для изотопа 298114 период полураспада составляет около 10 лет.

Рис.11.9
Рис. 11.9. Периоды полураспада, вычисленных для четно-четных сверхтяжелых ядер (числа обозначают периоды полураспада в годах): а - относительно спонтанного деления, б - альфа-распада, в -е-захвата и бета-распада, г - для всех процессов распада

Стабильные по отношению к бета-распаду ядра показаны на рис. 11.9в темными точками. На рис. 11.9г приведены полные периоды полураспада. Для четно-четных ядер, расположенных внутри центрального контура, составляют ~105 лет. Таким образом, после учета всех типов распада оказывается, что ядра в окрестности Z = 110 и N = 184 образуют "остров стабильности". Ядро 294110 имеет период полураспада около 109 лет. Отличие величины Z от предсказываемого оболочечной моделью магического числа 114 связано с конкуренцией между делением (относительно которого ядро с Z = 114 наиболее стабильно) и альфа-распадом (относительно которого устойчивы ядра с меньшими Z). У нечетно-четных и четно-нечетных ядер периоды полураспада по отношению к альфа-распаду и спонтанному делению увеличиваются, а по отношению к бета-распаду уменьшаются. Следует отметить, что приведенные оценки сильно зависят от параметров, использованных в расчетах, и могут рассматриваться лишь как указания на возможность существования сверхтяжелых ядер, имеющих времена жизни достаточно большие для их экспериментального обнаружения.

Рис.11.10
Рис. 11.10. Зависимость энергии равновесной деформации (указана в МэВ рядом с кривыми) от количества протонов и нейтронов

    Результаты еще одного расчета равновесной формы сверхтяжелых ядер и их периодов полураспада показаны на рис. 11.10, 11.11 [R. Smolan'czuk Phys. Rev C56, 1997, p.812]. На рис. 11.10 показана зависимость энергии равновесной деформации от количества нейтронов и протонов для ядер с Z = 104-120. Энергия деформации определяется как разность энергий ядер в равновесной и сферической форме. Из этих данных видно, что в области Z = 114 и N = 184 должны располагаться ядра, имеющие в основном состоянии сферическую форму. Все обнаруженные на сегодня сверхтяжелые ядра (они показаны на рис. 11.10 темными ромбами) деформированы. Светлыми ромбами показаны ядра стабильные по отношению к бета-распаду. Эти ядра должны распадаться в результате альфа-распада или деления. Основным каналом распада должен быть альфа-распад.

Рис.11.11
Рис. 11.11. Периоды полураспада для четно-четных бета-стабильных изотопов

    Периоды полураспада для четно-четных бета-стабильных изотопов показаны на рис. 11.11. Согласно этим предсказаниям для большинства ядер ожидаются периоды полураспада гораздо большие, чем наблюдались для уже обнаруженных сверхтяжелых ядер (0.1-1 мс). Так например, для ядра 292110 предсказывается время жизни ~ 51 год.
    Таким образом, согласно современным микроскопическим расчетам, стабильность сверхтяжелых ядер резко возрастает по мере приближения к магическому числу по нейтронам N = 184. До недавнего времени единственным изотопом элемента с Z = 112 был изотоп 277112, имеющий период полураспада 0.24 мс. Более тяжелый изотоп 283112 был синтезирован в реакции холодного слияния 48Ca + 238U. Время облучения 25 дней. Полное число ионов 48Ca на мишени - 3.5·1018. Зарегистрированы два случая, которые были интерпретированы как спонтанное деление образовавшегося изотопа 283112. Для периода полураспада этого нового изотопа получена оценка T1/2 = 81 c. Таким образом видно, что увеличение числа нейтронов в изотопе 283112 по сравнению с изотопом 277112 на 6 единиц увеличивает время жизни на 5 порядков.
    Прямым указанием на заполненность ядерных оболочек является повышенные энергии отделения двух нейтронов (S2n) и двух протонов (S2p). В работе [GSI. Scientific Report, 1997, 41] были выполнены расчеты энергии отделения двух нуклонов и деформации (предполагалась элипсоидальная квадрупольная деформация) для ядер в диапазоне Z = 102-124, N = 142-198 в рамках двух моделей: релятивистской многочастичной модели (RMF) с силами PL-40 и приближении Хартри-Фока (SHF) с силами Скирма (SkI4). Результаты показаны на рис. 11.12. Различными оттенками на левом и центральном рисунках соответственно показаны энергии отделения двух протонов и двух нейтронов в МэВ. Граница существования ядер Ep = 0 показана жирной линией. Кроме заполненной сферической оболочки N = 184, воспроизводимой в обоих расчетах, RMF+PL-40 предсказывает заполнение подоболочки в районе 174. В обеих моделях предсказывается заполнение деформированной нейтронной подоболочки при N = 162, обнаруженной экспериментально.

Рис.11.12
Рис. 11.12. Результаты расчетов энергии отделения двух нуклонов и деформации

Значительные различия в предсказаниях имеются для протонных оболочек. В расчетах по RMF+PL-40 это деформированная оболочка с Z = 104 и сферическая с Z = 120, SHF+ SkI4 предсказывают деформированную оболочку с Z = 108 и сферическую с Z = 114 и Z = 120. Обе модели предсказывают в области Z < 110 и N < 170 деформацию ядер в основном состоянии и сферическую форму при бОльших N и Z.

Рис.11.13
Рис. 11.13. Парциальные периоды полураспада по отношению к спонтанному делению и альфа-распаду

   На рис. 11.13 показано измеренное время жизни изотопов сиборгия Sg (Z = 106) в сравнении с предсказаниями различных теоретических моделей [Z. Patyk et al. Nucl. Phys. A533, 1991, p.132; R. Smolanczuk et al. Phys. Rev. C52, 1995, p.1871]. Обращает на себя внимание уменьшение почти на порядок времени жизни изотопа с N = 164 по сравнению с временем жизни изотопа с N = 162.
    Наибольшего приближения к острову стабильности можно достичь в реакции 76Ge + 208Pb. Сверхтяжелое почти сферическое ядро может образоваться в реакции слияния с последующим испусканием гамма-квантов или одного нейтрона. Согласно оценкам образующееся ядро 284114 должно распадаться с испусканием альфа-частиц с периодом полураспада ~ 1 мс. Дополнительную информацию о заполненности оболочки в районе N = 162 можно получить, изучая альфа-распады ядер 271108 и 267106. Для этих ядер предсказываются периоды полураспада 1 мин. и 1 час. Для ядер 263106, 262107, 205108, 271,273110 ожидается проявление изомерии, причиной которой является заполнение подоболочек с j = 1/2 и j = 13/2 в районе N = 162 для ядер деформированных в основном состоянии.

Рис.11.14
Рис. 11.14. Функции возбуждения реакции образования элементов Rf (Z = 104) и Hs (Z = 108)для реакций слияния налетающих ионов 50Ti и 56Fe с ядром мишенью 208Pb

    На рис. 11.14 показаны экспериментально измеренные функции возбуждения реакции образования элементов Rf (Z = 104) и Hs (Z = 108)для реакций слияния налетающих ионов 50Ti и 56Fe с ядром-мишенью 208Pb.
   Образовавшееся компаунд-ядро охлаждается испусканием одного или двух нейтронов. Информация о функциях возбуждения реакций слияния тяжелых ионов особенно важны для получения сверхтяжелых ядер. В реакции слияния тяжелых ионов необходимо точно сбалансировать действие кулоновских сил и сил поверхностного натяжения. Если энергия налетающего иона недостаточно большая, то расстояние минимального сближения будет недостаточно для слияния двойной ядерной системы. Если энергия налетающей частицы будет слишком большой, то образовавшаяся в результате система будет иметь большую энергию возбуждения и с большой вероятностью произойдет развал ее на фрагменты. Эффективно слияние происходит в довольно узком диапазоне энергий сталкивающих частиц.

Рис.11.15
Рис.11.15. Схема потенциалов при слиянии 64Ni и 208Pb

    Реакции слияния с испусканием минимального числа нейтронов (1-2) представляют особый интерес, т.к. в синтезируемых сверхтяжелых ядрах желательно иметь максимально большое отношение N/Z. На рис. 11.15 показан потенциал слияния для ядер в реакции 64Ni + 208Pb----->272110. Простейшие оценки показывают, что вероятность туннельного эффекта для слияния ядер составляет ~ 10-21, что существенно ниже наблюдаемой величины сечения. Это можно объяснить следующим образом. На расстоянии 14 Фм между центрами ядер первоначальная кинетическая энергия 236.2 МэВ полностью компенсируется кулоновским потенциалом. На этом расстоянии находятся в контакте только нуклоны, расположенные на поверхности ядра. Энергия этих нуклонов мала. Следовательно существует высокая вероятность того, что нуклоны или пары нуклонов покинут орбитали в одном ядре и переместятся на свободные состояния ядра-партнера. Передача нуклонов от налетающего ядра ядру-мишени особенно привлекательна в случае, когда в качестве мишени используется дважды магический изотоп свинца 208Pb. В 208Pb заполнены протонная подоболочка h11/2 и нейтронные подоболочки h9/2 и i13/2. Вначале передача протонов стимулируется силами притяжения протон-протон, а после заполнения подоболочки h9/2 - силами притяжения протон-нейтрон. Аналогично нейтроны перемещаются в свободную подоболочку i11/2, притягиваясь нейтронами из уже заполненной подоболочки i13/2. Из-за энергии спаривания и больших орбитальных моментов передача пары нуклонов более вероятна, чем передача одного нуклона. После передачи двух протонов от 64Ni 208Pb кулоновский барьер уменьшается на 14 МэВ, что способствует более тесному контакту взаимодействующих ионов и продолжению процесса передачи нуклонов.
    В работах [В.В. Волков. Ядерные реакции глубоконеупругих передач. М. Энергоиздат, 1982; В.В. Волков. Изв. АН СССР серия физич., 1986 т. 50 с. 1879] был детально исследован механизм реакции слияния. Показано, что уже на стадии захвата формируется двойная ядерная система после полной диссипации кинетической энергии налетающей частицы и нуклоны одного из ядер постепенно оболочка за оболочкой передаются другому ядру. То есть оболочечная структура ядер играет существенную роль в образовании компаунд-ядра. На основе этой модели удалось достаточно хорошо описать энергию возбуждения составных ядер и сечение образования 102-112 элементов в реакциях холодного синтеза.
    В Лаборатории ядерных реакций им. Г.Н. Флерова (Дубна) синтезирован элемент с Z = 114. Была использована реакция

    Идентификация ядра 289114 проводилась по цепочке альфа-распадов. Экспериментальная оценка периода полураспада изотопа 289114 ~30 с. Полученный результат находится в хорошем согласии с ранее выполненными расчетами [Cherepanov E.A. Sub to Proc. Int VI Int. Conf on Dynamical Aspects on Nuclear Fission. Slovac Respublic. 1998].
   При синтезе 114 элемента в реакции 48Cu + 244Pu максимальный выход дает канал с испарением трех нейтронов. При этом энергии возбуждения составного ядра 289114 была 35 МэВ.
    Теоретически предсказываемая последовательность распадов, происходящих с ядром 296116, образующемся в реакции , приведена на рис.11.16

Рис.11.16
Рис. 11.16. Схема распада ядра 296116

Ядро 296116 охлаждается испусканием четырех нейтронов и превращается в изотоп 292116, который далее с 5% -ой вероятностью в результате двух последовательных e-захватов превращается в изотоп 292114. В результате альфа-распада (T1/2 = 85 дней) изотоп 292114 превращается в изотоп 288112. Образование изотопа 288112 происходит и по каналу

.

    Конечное ядро 288112, образующееся в результате обеих цепочек, имеет период полураспада около 1 часа и распадается в результате спонтанного деления. Примерно с 10%-ой вероятностью в результате альфа-распада изотопа 288114 может образовываться изотоп 284112. Приведенные выше периоды и каналы распада получены расчетным путем.
    Анализируя различные возможности образования сверхтяжелых элементов в реакциях с тяжелыми ионами нужно учитывать следующие обстоятельства.

  1. Необходимо создать ядро с достаточно большим отношением числа нейтронов к числу протонов. Поэтому в качестве налетающей частицы надо выбирать тяжелые ионы, имеющие большое N/Z.
  2. Необходимо, чтобы образующееся компаунд-ядро имело малую энергию возбуждения и небольшую величину момента количества движения, так как в противном случае будет снижаться эффективная высота барьера деления.
  3. Необходимо, чтобы образующееся ядро имело форму близкую к сферической, так как даже небольшая деформация будет приводить к быстрому делению сверхтяжелого ядра.

    Весьма перспективным методом получения сверхтяжелых ядер являются реакции типа 238U + 238U, 238U + 248Cm, 238U + 249Cf, 238U + 254Es. На рис. 11.17 приведены оценочные сечения образования трансурановых элементов при облучении ускоренными ионами 238U мишеней из 248Cm, 249Cf и 254Es. В этих реакциях уже получены первые результаты по сечениям образования элементов с Z > 100. Для увеличения выходов исследуемых реакций толщины мишеней выбирались таким образом, чтобы продукты реакции оставались в мишени. После облучения из мишени сепарировались отдельные химические элементы. В полученных образцах в течение нескольких месяцев регистрировались продукты альфа-распада и осколки деления. Данные, полученные с помощью ускоренных ионов урана, ясно указывают на увеличение выхода тяжелых трансурановых элементов по сравнениюю с более легкими бомбардирующими ионами. Этот факт чрезвычайно важен для решения проблемы синтеза сверхтяжелых ядер. Несмотря на трудности работы с соответствующими мишенями прогнозы продвижения к большим Z выглядят довольно оптимистично.

Рис.11.17
Рис. 11.17. Оценки сечений образования трансурановых элементов в реакциях 238U с 248Cm, 249Cf и 254Es

    Продвижение в область сверхтяжелых ядер в последние годы оказалось ошеломляюще впечатляющим. Однако, пока все попытки обнаружить остров стабильности не увенчались успехом. Поиск его интенсивно продолжается.

[Содержание] [Тяжелые и сверхтяжелые ядра (3)]

На головную страницу
Top.Mail.Ru