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

geo.rf.gd

   

Ю. Э. Пенионжкевич
Московский государственный инженерно-физический институт, Объединенный институт ядерных исследований

Ядерные реакции с тяжелыми ионами и синтез новых ядер

Опубликовано в Соросовском образовательном журнале, N 3, 2001 г.

    С появлением в конце 50-х - в начале 60-х годов XX века пучков ускоренных ядер возникло новое направление ядерной физики - физика тяжелых ионов. Важнейшая проблема, решаемая с помощью физики тяжелых ионов, - это исследование крупномасштабных процессов в ядрах, которые характеризуются сильной перестройкой ядерных систем, содержащих сотни нуклонов. Это происходит при взаимодействии двух сложных ядер, в результате которого образуются новые ядра или ядерные системы. Физика тяжелых ионов позволяет изучать коллективные ядерные процессы, характеризуемые предельно большими изменениями ядерной формы, сильным перераспределением энергии между различными степенями свободы систем. Только реакции с тяжелыми ионами предоставляют уникальную возможность получить ядра вблизи границ стабильности и проникнуть в область химических элементов второй сотни.
    В статье рассмотрены некоторые вопросы, касающиеся этой интересной области науки.

Современные ускорители тяжелых ионов

Для того чтобы произошла ядерная реакция между двумя ядрами, их необходимо столкнуть с энергией, которая определяется энергией их кулоновского расталкивания:

где Z1 и Z2 - заряды двух ядер, Rl и R2 - их радиусы и ro -расстояние между их поверхностями. При контакте иона с ядрами (ro = 0) кулоновская энергия отталкивания, например, для реакции Ag + Аг составляет 100 МэВ, а для взаимодействия двух ядер урана 700 МэВ. Соответствующую энергию ядра получают после их разгона на ускорителях тяжелых ионов. Тяжелыми ионами называют положительно заряженные ионизованные атомы элементов тяжелее гелия. Ионизация атомов осуществляется в специальных ионных источниках, куда подают пары веществ тех элементов, которые хотят ускорить. При высокой температуре (несколько тысяч градусов) в источнике вещество превращается в плазму, частично ионизируется, а затем инжектируется в ускорительную систему.
    Ускорители тяжелых ионов бывают нескольких типов. Первые попытки ускорения тяжелых ионов были предприняты Л. Альваресом (Alvarez) (США) в 1940 году на циклотроне с диаметром магнитных полюсов 37 дюймов (93 см). Ему удалось получить пучок ионов углерода с интенсивностью всего лишь 104 частиц в секунду. Быстрый прогресс в ускорении тяжелых ионов начался в послевоенные годы. Уже в начале 50-х годов XX века были получены интенсивные пучки тяжелых ионов (до 1011 частиц в секунду) с энергиями до 10 МэВ на нуклон на циклотронах в Беркли и Ок-Ридже (США), Бирмингеме (Англия) и Стокгольме (Швеция). В нашей стране исследования с тяжелыми ионами были начаты по инициативе И.В. Курчатова в Институте атомной энергии (ИАЭ) (Москва) группой физиков под руководством Г.Н. Флерова. На 1.5-метровом циклотроне в 50-е годы XX века были ускорены ионы углерода, азота и кислорода и проведены эксперименты по исследованию ядерных реакций с тяжелыми ионами и по синтезу трансурановых элементов. Впоследствии эти исследования были продолжены в Объединенном институте ядерных исследований (ОИЯИ) в Дубне в Лаборатории ядерных реакций, руководимой академиком Г.Н. Флеровым, где в 1959 году был создан самый мощный в мире 300-сантиметровый циклотрон тяжелых ионов. В настоящее время в Лаборатории ядерных реакций им. Г.Н. Флерова ОИЯИ функционируют два уникальных ускорителя тяжелых ионов У-400 и У-400М, последний из которых запущен в 1993 году и по своим параметрам является одним из лучших ускорителей тяжелых ионов.
    Параметры пучков ионов (энергия и интенсивность) в значительной мере определяются их начальным зарядом. Отсюда следуют требования к ионным источникам ускорителей - они должны обеспечивать высокую интенсивность ионов с максимальным зарядом. Большой успех в создании источников многозарядных ионов был достигнут в ИАЭ группой специалистов под руководством академика Л.А. Арцимовича. Разработанный ими мощный дуговой источник с подогревным катодом позволил получить почти полностью лишенные электронов ионы вплоть до неона с интенсивностями до 1014 частиц в секунду (сила ионного тока - сотни микроампер). Этот тип источников (PIG) развивали и дальше, и сейчас с их помощью на ускорителях получают интенсивные пучки многозарядных ионов вплоть до ксенона. Однако в последние годы появился новый тип ионных источников, основанных на использовании электронного циклотронного резонанса (ECR), которые дают пучки сильноионизованных атомов вплоть до урана.
    Основные направления, по которым шло развитие ускорительной техники тяжелых ионов, связаны с созданием тандем-генераторов, линейных ускорителей, синхротронов и циклических ускорителей - циклотронов. Каждый их этих типов ускорителей имеет свои преимущества и недостатки и, следовательно, свою область применения. Действие тандем-генераторов основано на прохождении ионами двух ускоряющих промежутков, к которым приложено высокое постоянное напряжение (до 30 MB), и на изменении знака заряда иона между промежутками. Основными преимуществами тандем-генераторов являются высокое энергетическое разрешение пучка ионов (deltaЕ/Е ~ 10-4), а также постоянство потока частиц во времени, отличающее этот ускоритель от машин более высоких энергий. Тандем-генераторы используют для прецизионных измерений, где можно ограничиться интервалом энергий в несколько десятков мегаэлектронвольт (энергия такого порядка характерна для ядерного вещества, и поэтому нет необходимости использовать частицы с высокой энергией), а расстояние между энергетическими уровнями ядер составляет несколько килоэлектронвольт (поэтому и нужен пучок с высоким разрешением). Однако интенсивность пучка ионов в тандем-генераторах невелика (не превышает 1011 частиц в секунду), а энергия выше кулоновского барьера достигается лишь для сравнительно легких ионов.
    В линейных ускорителях ионы приобретают энергию при последовательном прохождении большого числа ускоряющих промежутков, к которым приложено переменное электрическое поле. Изменение его синхронизовано с движением ионов так, что в каждом промежутке ион попадает в ускоряющее поле (резонанс). В линейных ускорителях используют перезарядную систему ионов, которые после ускорения до определенной энергии проходят через обдирающую фольгу и увеличивают свой заряд. В результате этого происходит более эффективное ускорение ионов с большим зарядом. Линейные ускорители позволяют получать достаточно интенсивные пучки ионов практически всех элементов таблицы Менделеева с энергией до 10-20 МэВ на нуклон. Высокие энергии заряженных частиц достигаются путем многократного прохождения ими ускоряющих секций, на которые с определенной частотой подается высокое напряжение. Между тем увеличение напряжения на каждой ускоряющей секции ограничено электрическими пробоями, а увеличение линейных размеров приводит к значительному усложнению и удорожанию линейного ускорителя. Эти проблемы решаются в циклотронах.

Рис.1

Рис. 1. а - общий вид ускорительной камеры циклотрона с двумя ускоряющими секторами (дуантами) (D1, D2) и электростатическим дефлектором; б- схема синхротрона: 1 - вакуумная камера; 2 - ускоряющий электрод; 3 - источник ионов; 4,5- предускорители; 6 - линейный ускоритель; 7- ахроматический магнитный дефлектор; 8 - электростатический дефлектор; 9 - инжектированный пучок ионов; 10 -круговая траектория, на которой ионы удерживаются магнитным полем

    Упрощенная схема циклотрона представлена на рис. 1. После инжекции заряженного тяжелого иона из источника в центр вакуумной камеры циклотрона магнитное поле с индукцией В заставляет ионы с зарядом q и массой m двигаться по круговой траектории. Ускоряются они при каждом прохождении через зазор между двумя (или четырьмя) секторами (дуантами), на которые подается переменное напряжение. Частота переменного напряжения на дуантах подбирается так, чтобы за время пролета полуокружности полярность напряжения изменилась на противоположную. В промежутках между ускорением частицы описывают полуокружность радиусом R = mv/(qB) с угловой скоростью omega = v/R = qB/m, и поэтому в нерелятивистском приближении (когда т считается постоянным) ускорение будет обеспечено на каждом промежутке, если частота генератора

nu = ω/2pi1.gif (61 bytes)= qB/2πm

Энергия же, приобретаемая частицей при достижении радиуса R, определяется выражением

E = p2/2m = q2B2R2/2m,

где р - импульс частицы, q - заряд иона, выраженный в элементарных зарядах и совпадающий с числом сорванных с атома электронов, m - масса ядра, В - магнитная индукция, R - радиус, с которого ускоренные ионы выводятся из циклотрона. Вывод в циклотронах осуществляется в основном с использованием электростатического поля, создаваемого специальными пластинами (дефлекторами) и отклоняющего ускоряемые частицы от спиральной траектории.
    Циклотроны в настоящее время являются оптимальными и по размерам и по стоимости ускорителями тяжелых ионов, которые используются во многих научных центрах мира: Дубна (ОИЯИ), Кан (Франция, ГАНИЛ), Мичиган (США, Университет), Токио (Япония, РИКЕН), Яваскало (Финляндия, Университет) и др. Однако в случае, когда энергия ускоряемых тяжелых ионов достигает уровня, при котором релятивистскими эффектами пренебречь нельзя, принцип циклотронного ускорения становится непригодным. В этом случае масса m растет с увеличением скорости частицы (согласно формуле m = m0/(l - β2)1/2, где β = v/с - отношение скорости частицы к скорости света), и если мы хотим, чтобы движение частиц оставалось в фазе с колебаниями электрического поля, то должны в процессе ускорения менять либо v, либо В. Первый вариант лежит в основе фазотрона (синхроциклотрона), второй - синхротрона. В этих двух типах машин ускорение тяжелых ионов происходит в соответствии с определенной программой: частицы движутся сгустками, разделенными в пространстве в зависимости от длительности ускорения.
   Фазотрон можно рассматривать как циклотрон с моделируемой в процессе ускорения частотой. Его основной недостаток в соревновании за высокие энергии - необходимость в больших полюсных наконечниках магнита. Так, диаметр фазотрона в Дубне равен 600 см, и тем не менее энергия протонов составляет всего 600 МэВ. При более высоких энергиях размеры становятся неприемлемыми. Выход из этого трудного положения - синхротрон, который хотя и имеет более внушительные размеры, но не требует мощных магнитов. В синхротроне в процессе ускорения меняется магнитное поле. Тяжелые ионы, предварительно слегка разогнанные с помощью небольшого ускорителя (инжектора), инжектируются внутрь синхротрона, магнитное поле которого действует лишь в кольце с фиксированным радиусом R (см. рис. 1.б). В начале цикла ускорения повышают напряженность магнитного поля, увеличивая частоту электрических колебаний для того, чтобы частицы постоянно находились в фазе. Затем меняется частота колебаний nu = omega/2pi1.gif (61 bytes) так, чтобы в кольце радиусом R при движении частиц со скоростью v выполнялось соотношение v = omegaR. После того как энергия заряженных частиц достигнет нескольких гигаэлектронвольт (~3 ГэВ), они становятся существенно релятивистскими и их скорость почти равна скорости света. После этого частота колебаний фиксируется, так как теперь omega= c/R. До последнего времени синхротроны использовались лишь для ускорения протонов и электронов (протонные синхрофазотроны в Дубне - 10 ГэВ, Брукхейвен (США) - 33 ГэВ, Серпухов (Россия) - 76 ГэВ, Батавия (США) - 500 ГэВ, ЦЕРН (Швейцария) - 400 ГэВ, электронные синхротроны - ДЕЗИ (ФРГ) - 30 ГэВ, Ереван (Армения) - 6.1 ГэВ, Корнелл (США) - 12.2 ГэВ, СЕБАФ (США) - 5 ГэВ). Однако в конце 80-х годов XX века появились первые синхротроны тяжелых ионов в ЦЕРНе (Швейцария) и ГСИ (Дармштадт, ФРГ), позволившие ускорять тяжелые ионы до энергий несколько сотен мегаэлектронвольт на нуклон.

Ообенности реакций с тяжелыми ионами

Характер взаимодействия между сложными ядрами определяется теми же силами - ядерными и электромагнитными, которые действуют в области ядерных реакций с легкими частицами. Однако большие электрический заряд и масса тяжелого иона приводят к некоторым особенностям как в механизме реакции, так и свойствах образующихся ядер.
    Основной особенностью взаимодействия тяжелых ионов с ядрами является возможность использования для его описания представления классической механики. Длина волны частицы с импульсом p определяется выражением

lambdar.gif (70 bytes) = /p.

Для ионов с маcсовым числом А и энергией Е (в МэВ/нуклон) это выражение имеет вид

(Фм) = 4.55·A-1·E-1/2.

    Из этого выражения видно, что длина волны иона 86Кг с Е = 15 МэВ/нуклон составляет 0.014 Фм (1 Фм = 10-15 м). Эта величина во много раз меньше радиуса ионов криптона (5.3 Фм), а также ядер, с которыми эти ионы взаимодействуют (например, для 238U R = 7.4 Фм). Для этого случая А значительно меньше и толщины поверхностного слоя ядра (1.5-2.0 Фм), и радиуса большой и малой полуосей у деформированных ядер (1.0 - 1.5 Фм), и амплитуды колебаний ядерной поверхности (1 - 2 Фм).
    Малые значения длины волны иона по сравнению с указанными ядерными параметрами позволяют пользоваться представлениями классической механики при описании столкновения тяжелого иона с ядром. Так, например, можно рассматривать движение иона по классической траектории под действием электромагнитных и ядерных сил. Критерием применимости классических представлений о движении иона в поле ядра обычно служит безразмерный параметр eta, представляющий отношение максимального расстояния между ионом и ядром при их столкновении к длине волны ионом и ядром при их столкновении к длине волны иона:

eta = a/lambdar.gif (70 bytes) = Z1Z2l2/splank.gif (65 bytes)v,

где l - угловой момент, определяемый соотношением параметра столкновения b к длине волны иона:

l = b/lambdar.gif (70 bytes).

Классические представления применимы при eta>> 1.
    Взаимодействие тяжелых ионов с ядрами является наиболее сложным ядерным процессом, который может приводить к полной перестройке двух взаимодействующих ядер. При этом открываются ядерные реакции, которые могут приводить к образованию качественно новых ядер. Реакции с тяжелыми ионами являются наиболее эффективным способом получения ядер, удаленных от линии стабильности (с большим избытком протонов или нейтронов).

Границы ядерной стабильности

В настоящее время известно около 2000 нуклидов, многие из которых производятся в больших количествах в промышленном масштабе. Однако задача синтеза новых радиоактивных ядер далеко не исчерпана, так, согласно существующим оценкам, число ядерно-стабильных изотопов достигает 5000. Эта цифра может быть недостаточно точной, так как границы стабильности ядер, то есть их устойчивость по отношению к радиоактивному распаду, пока экспериментально не определены.
    Достигнуть границы стабильности в области средних и тяжелых ядер непросто. Например, чтобы дойти до урана-302, лежащего на границе ядерной стабильности, надо открыть примерно 60 новых изотопов урана. В настоящее время ближе всего к границам стабильности подошли экспериментаторы в области легких ядер. Здесь большой прогресс в синтезе новых ядер связан с использованием реакций с пучками тяжелых ионов. Так, в реакциях фрагментации удалось подойти вплотную к границе ядерной стабильности в области нейтроноизбыточных легких ядер и получить последние ядерно-стабильные изотопы бор-19, углерод-22, азот-23, фтор-31, кислород-24 и т.д.
    В области легких ядер существуют три основных типа нестабильности ядер: нестабильность к испусканию гамма-квантов, нестабильность по отношению к бета-распаду и нестабильность, связанная с испусканием из ядра частиц (нейтрон, протон, альфа-частицы и даже тяжелые кластеры). Если время жизни нестабильного ядра много больше характерного ядерного времени, равного времени прохождения нуклона через ядро (10-22 с), то во многих случаях эти ядра можно также рассматривать как стабильные и их свойства будут подчиняться тем же законам, каким подчиняются истинно стабильные ядра. Из всех трех названных выше типов распада ядер только распад с испусканием частиц может происходить мгновенно даже в масштабах характерного ядерного времени. Поэтому при отсутствии факторов запрета на испускание частиц в случае нестабильных состояний, неустойчивых ко всем трем названным видам распада, преобладает испускание нуклонов. При нуклонной нестабильности ядер возможно также их продолжительное существование, которое может объясняться различными причинами. Можно классифицировать различные состояния ядер, нестабильных к нуклонному распаду, тремя категориями в зависимости от времени:

  1. радиоактивные ядра - ядра, живущие tau > 10-12 с;
  2. квазистационарные состояния ядер - ядерные состояния, энергетически неустойчивые к нуклонному распаду и живущие достаточно долго в ядерных масштабах (10-22 < tau < 10-12 с);
  3. при tau < 10-22 с ядра не существуют.

    У стабильных ядер отношение числа нейтронов к числу протонов меняется от N/Z = 1.0 в начале Периодической системы до N/Z = 1.6 в конце. Отклонение от этого отношения понижает устойчивость ядер: вначале они становятся бета-радиоактивными, а потом распадаются с вылетом нуклонов. Появление границы стабильности с увеличением числа протонов связано с ростом вклада кулоновской энергии, в результате чего ядро становится неустойчивым к испусканию протона или спонтанному делению. Из расчетов следует, что спонтанный вылет нейтронов из ядер ожидается при отношении N/Z = 2.0 - 2.2. Однако все расчеты стабильности ядер с большой точностью предсказывают энергии связи нуклонов в ядрах только вблизи долины стабильности. Любой расчет пределов существования ядер является экстраполяцией известных их свойств на область с сильно отличающимся отношением N/Z. Структура таких ядер может оказаться совершенно другой, и в принципе не исключено, что нейтронной границы стабильности не будет вообще или окажется возможным существование второй области устойчивости ядер с аномально большим значением N/Z. Возможность существования стабильных чисто нейтронных ядер подтверждается теоретическими работами. Выводы этих работ чрезвычайно важны не только для нашего понимания свойств ядерной материи, но и для объяснения некоторых явлений макромира, в частности астрофизики (проблема существования нейтронных звезд). Таким образом, очевидно, что вопрос о стабильности и структуре ядерных систем с большим избытком нейтронов очень сложен и его следует решать экспериментально путем поиска и изучения новых ядер.

Рис.2
Рис. 2. Нейтрон-протонная диаграмма для легких элементов. Коричневыми квадратами представлены стабильные ядра, красными - радиоактивные, сиреневыми - ядра в квазистанционарном состоянии, желтые квадраты - нестабильные ядра

    На рис. 2 представлена часть нейтронно-протонной диаграммы для самых легких ядер. Как видно, здесь уже синтезированы последние ядра у предсказываемой границы нуклонной стабильности и, как отмечалось выше, несколько ядер в квазистационарных состояниях. Таким образом в этой области уже синтезируются ядра за границей бета-стабильности. Исследования свойств сильно нейтроноизбыточных ядер легчайших элементов за границами бета-стабильности позволили получить интересные закономерности. Так, исследования свойств тяжелых изотопов гелия (5Не, 6Не, 7Не, 8Не, 9Не, 10Не) показали, что четные по числу нейтронов ядра являются стабильными по отношению к нуклонному распаду, нечетные - нестабильными. В отличие от всех известных ядер увеличение нейтронного избытка в изотопах гелия не уменьшает, а увеличивает их стабильность. Энергия связи нейтрона в ядре 8Не оказалась почти на 1.5 МэВ выше, чем у 6Не. Такая же ситуация наблюдается при переходе от ядра 5Не к 7Не. Этот эффект, так называемая гелиевая аномалия, дает основание предположить, что в области легчайших ядер может существовать область повышенной стабильности для сильно нейтроноизбыточных ядер. Принципиальным вопросом в этой проблеме был вопрос поиска ядра 10Не. Недавнее обнаружение его квазистационарного состояния показало, что оно не связано всего лишь на 1.5 МэВ.
    Проведенное большое число экспериментальных исследований не обнаружило ни одного нуклонностабильного изотопа водорода с массовым числом А > 4. Между тем не так давно экспериментально обнаружены квазистационарные состояния в системах, состоящих из одного протона и трех и пяти нейтронов (4Н и 6Н). Открытие квазистационарного состояния ядра 6Н представляет интерес уже потому, что впервые наблюдалась ядерная система с таким большим отношением числа нейтронов и протонов N/Z = 5. Второй важный результат состоит в том, что ядро 6Н оказалось более стабильным, чем ядро 4Н. В этом отношении ядра 4Н- 6Н ведут себя как и аномальные ядра 5Не - 7Не и 6Не - 8Не. Для подтверждения этой тенденции повышения стабильности изотопов водорода по мере увеличения числа нейтронов необходимо продвинуться дальше и измерить массу ядер 7Н и 8Н. Теоретические работы некоторых авторов предсказывают стабильность ядер с большим избытком нейтронов (в частности, магического ядра 8n) и даже существование нейтронных капель. Вопрос о свойствах таких ядер является одним из важнейших вопросов не только ядерной физики, но и астрофизики и требует дальнейшего экспериментального и теоретического развития. Экспериментальная задача получения ядер у границ ядерной стабильности успешно решается с использованием реакций с тяжелыми ионами.

Синтез новых нуклидов в реакциях с тяжелыми ионами

Рис.3
Рис. 3. Схематическое представление некоторых реакций взаимодействия тяжелых ионов различных энергий с ядрами. Zи, Аи - заряд и масса тяжелого иона; Zм, Ам- заряд и масса ядра мишени; Yр и Xn -число протонов и число нейтронов, испущенных ядрами в реакции; Zч, Ач - заряд и масса тяжелой частицы, испущенной в реакции

Классификация реакций с тяжелыми ионами может быть основана на их прицельном параметре столкновения (расстояние наименьшего сближения) и кинетической энергии. Не останавливаясь на их подробном рассмотрении, отметим лишь те ядерные реакции, которые являются наиболее эффективными для синтеза новых нуклидов. На рис. 3 схематически представлены эти реакции. Для синтеза новых ядер в основном используются четыре типа реакций с тяжелыми ионами: реакции слияния с образованием составного ядра, реакции передачи нуклонов как бомбардирующему ядру, так и ядру мишени, прямые реакции, сопровождаемые выбиванием нуклонов и отдельных кластеров из ядер мишени и тяжелого иона, и, наконец, реакции фрагментации. В реакциях слияния происходит образование составного ядра (компаунд-ядра). Слияние ядер бомбардирующих ионов и мишени представляет один из вероятных каналов взаимодействия в диапазоне энергий, который простирается от кулоновского барьера до энергий 25-30 МэВ на нуклон. Большая масса тяжелых ионов позволяет получать компаунд-ядра, отличающиеся большой величиной энергии возбуждения (температурой ядра) и углового момента. Энергия возбуждения образующегося составного ядра определяется разностью его массы по отношению к массе двух взаимодействующих ядер (дефектом масс), а центробежная энергия будет определяться выражением

где мю= МиМм/(Ми + Мм) - приведенная масса системы (Ми и Мм - соответственно массы иона и ядра мишени); R - радиус ядерной системы, l - угловой момент в единицах h/. Значение l в реакциях с тяжелыми ионами может достигать 100- 150h/, а величина центробежной энергии Ец - более 100 МэВ. Все это естественно сказывается на распаде горячего, вращающегося компаунд-ядра.
    Переход от входного состояния к конечному осуществляется различными путями. Основным каналом распада для сравнительно легких составных ядер (А < 150) является испускание нейтронов или заряженных частиц, число которых пропорционально температуре компаунд-ядра, и гамма-квантов, которые уносят энергию вращения, охлаждая компаунд-ядро. Для тяжелых ядер (А > 200) основным каналом распада является их деление на два осколка. Все возможные распады составного ядра - испарение нейтронов, испускание гамма-квантов, деление - происходят сравнительно медленно. Этим и объясняется относительно большое время жизни составного ядра, причем это время настолько велико, что ядро как бы забывает способ своего образования. По порядку величины это время значительно больше характерного ядерного времени, которое необходимо нуклону, чтобы пересечь ядро (~10-22 с). Реакции слияния с тяжелыми ионами используются для синтеза сильно нейтронодефицитных ядер с разными зарядами и массами (см. рис. 3).

Рис.4

Рис. 4. Схематическое представление образования и распада составного ядра 278110 в реакции слияния 244Pu + 34S, используемой в Дубне для синтеза 110-го элемента. В результате испарения 4 и 5 нейтронов из возбужденного составного ядра образуются изотопы 274110 и 273110 в основном состоянии, которые затем в результате цепочек альфа-распадов переходят в соответствующие изотопы 108, 106 и 104-го элементов

    В этих реакциях удалось получить нейтронодефицитные ядра, удаленные от области стабильности и испытывающие новые виды радиоактивного распада (протонный или двухпротонный распад, запаздывающее деление, кластерный распад). Наиболее эффективно эти реакции используют для синтеза новых трансфермиевых элементов. Все элементы второй сотни Периодической системы элементов Менделеева от 101 до 118 синтезированы в реакциях с тяжелыми ионами. На рис. 4 схематически показана реакция синтеза 110-го элемента, используемая в Дубне, в которой было получено несколько ядер этого нового элемента. В 1998 году в реакции слияния ядер 48Са + 244Рu, обладающих максимальным избытком нейтронов, в Лаборатории ядерных реакций им. Г.Н. Флерова ОИЯИ в Дубне группой физиков под руководством Ю.Ц. Оганесяна были синтезированы ядра, которые идентифицированы как два изотопа 114-го элемента - 288 и 289 с периодом полураспада 0.8 и 30 с соответственно. В 1999 году в реакции 48Са + 242Рu в Дубне был синтезирован еще один изотоп 114-го элемента -287, испытывающий альфа-распад с периодом полураспада 5.5 с. Его период полураспада оказался меньше того, что наблюдалось для более тяжелого изотопа 114-го элемента - 289. Подобная тенденция ожидалась теоретически с уменьшением числа нейтронов и удалением от дважды магического по протонам и нейтронам изотопа 114-го элемента - 298, который должен обладать высокой стабильностью (предсказывается время его жизни до нескольких десятков лет). Таким образом физики вплотную подошли к так называемой области стабильности сверхтяжелых элементов. В прошлом году в Дубне та же группа физиков в реакции 48Са + 248Сm синтезировала одно ядро, испытывающее альфа-распад с периодом полураспада 47 мс, которое идентифицировано как изотоп нового 116-го элемента с массовым числом 292. В 2000 году на одной из международных конференций был доложен результат группы физиков Берклиевской национальной лаборатории (США), который по мнению авторов свидетельствовал о синтезе в реакции 86Кг + 208Рb самого тяжелого из известных элементов - 118-го. Однако проведенные недавно в других научных центрах эксперименты по синтезу 118-го элемента в той же реакции не дали положительного результата.
    В 1997 году бюро Международного союза чистой и прикладной химии утвердило название новых химических элементов, синтезированных в реакциях с тяжелыми ионами (табл. 1).

Таблица 1

Элемент Символ Название
101 Md Менделеевий Mendelevium
102 No Нобелий Nobelium
103 Lr Лоуренсий Lawrencium
104 Rt Резерфордий Rutherfordium
105 Db Дубний Dubnium
106 Sg Сиборгий Seaborgium
107 Bh Борий Bohrium
108 Hs Хассий Hassium
109 Mt Майтнерий Meitnerium

    Другой класс реакции успешно используется для синтеза новых ядер - ядерные реакции передачи нуклонов (см. рис. 3). В реакциях передачи с тяжелыми ионами сталкиваются и вступают во взаимодействие две сложные ядерные системы. Высокая энергия возбуждения и интенсивный обмен нуклонами между ядрами открывают множество выходных каналов, и в качестве продуктов реакций образуются десятки и даже сотни различных нуклидов. Реакции передачи ведут к образованию нейтроноизбыточных изотопов легких элементов. В экспериментах, проведенных в Лаборатории ядерных реакций ОИЯИ в Дубне, было также показано, что в реакциях с очень тяжелыми ионами с массой А > 40 существенно увеличивается дисперсия продуктов по массе и заряду, что превышает вероятность образования ядер, удаленных от линии стабильности. Этот тип реакций получил название глубоконеупругих реакций многонуклонных передач. Он занимает промежуточное место между реакциями слияния и реакциями передачи. Таким образом, в области легких элементов экспериментаторам удалось достичь границы стабильности ядер. Однако ненаблюдение тех или иных ядер в прямом эксперименте еще не означает их несуществования. Необходимо измерить степень их стабильности (энергию связи нуклонов, которая должна быть положительной в случае существования ядра или отрицательной в случае его нестабильности). Энергия связи определяется измерением энергии одного из ядер, образующегося в результате двухчастичной реакции передачи и сопряженного искомому ядру.
   Двухчастичные реакции - это такие процессы взаимодействия налетающей частицы с ядром мишени, в результате которого в выходном канале реакции образуются два ядра. В этом случае свойства исследуемого ядра определяют на основании свойств второго ядра, сопряженного искомому. Наличие пиков в энергетических спектрах сопряженных ядер свидетельствует об образовании конечных ядер в некотором энергетическом состоянии. На основании законов сохранения находят массу и энергию связи нуклонов в ядрах. Ширина наблюдаемого пика дает значение времени жизни образующейся ядерной системы. Такой подход принципиален в случае определения нуклонной стабильности неизвестных ядер и изучения их квазистационарных состояний, когда регистрация самого исследуемого ядра невозможна. Таким образом удалось получить информацию о стабильности таких ядерных систем, как водород-4, водород-5, водород-6, гелий-9, гелий-10. Между тем изотопы более тяжелых элементов, расположенные у границ ядерной стабильности, получают в реакциях фрагментации тяжелого иона на ядрах мишени. Эти многочастичные реакции идут при энергиях выше 30 МэВ на нуклон, и выход изотопов в них существенно зависит от соотношения числа нейтронов и протонов в бомбардирующем ядре. Так, для получения супернейтроноизбыточных ядер легких элементов с 4 < Z < 20 была использована реакция фрагментации пучка ионов кальция-48, одного из самых нейтроноиз-быточных стабильных ядер, существующих в природе (0.2% его содержится в естественной смеси изотопов кальция), при энергии 50 МэВ на нуклон. В этих экспериментах удалось получить более 30 новых нейтроно-избыточных изотопов. В настоящее время с этой целью используют также редкий и чрезвычайно дорогой изотоп серы-36 (0.02% содержания серы-36 в естественной смеси изотопов серы). Совсем недавно в Дармштадте (ФРГ) на ускорителе тяжелых ионов был проведен эксперимент по синтезу новых изотопов в реакциях фрагментации ядер урана, ускоренных до энергии нескольких десятков гигаэлектронвольт. В этих экспериментах получены новые нуклиды, в том числе и новое экзотическое ядро никель-78. Таким образом, в настоящее время с использованием различных реакций с тяжелыми ионами ведется массированное продвижение к границам ядерной стабильности, которое, несомненно, поможет в ближайшее время получить качественно новую информацию о свойствах ядерной материи и обнаружить новые области стабильности ядер.

Список рекомендованной литературы

  1. Пенионжкевич Ю. Э. Физика экзотических ядер // Соросовский Образовательный Журнал. 1995. № 1. С. 92-98.
  2. Гангрский Ю.П., Оганесян Ю.Ц., Пенионжкевич Ю.Э., Тер-Акопъян Г.М. Ядерные реакции с тяжелыми ионами. М.: Изд-во МГИФИ, 1995.
  3. Волков В.В. Ядерные реакции глубоконеупругих передач. М.: Энергоиздат, 1982.
  4. Валантэн Л. Субатомная физика: Ядра и частицы. М.: Мир, 1986.
  5. Базь А.И., Гольданский В.И., Гольдберг В.З., Зельдович Я.Б. Легкие и промежуточные ядра вблизи границ нуклонной стабильности. М.: Наука, 1972.

Юрий Эрастович Пенионжкевич, доктор физико-математических наук, профессор МИФИ и Учебно-научного центра при Объединенном институте ядерных исследований в Дубне, начальник сектора Лаборатории ядерных реакций им. Г.Н. Флерова. Область научных интересов - экспериментальная ядерная физика, физика тяжелых ионов, ядерные реакции с заряженными частицами, синтез и исследование свойств ядер у границ стабильности. Автор более 200 научных работ, монографий, учебных пособий, соавтор научного открытия.

На головную страницу

Top.Mail.Ru