Экспериментальные исследования статистических и динамических характеристик процесса вынужденного деления тяжелых ядер

Платонов, Сергей Юрьевич.
Экспериментальные исследования статистических и динамических характеристик процесса вынужденного деления тяжелых ядер [Электронный ресурс] : дис. ... д-ра физ.-мат. наук : 01.04.16. - Москва: РГБ, 2007. - (Из фондов Российской Государственной Библиотеки).
Физико-математические науки — Физика - Физика атомного ядра - Радиоактивный распад ядер. Ядерные излучения - Деление ядер - Ядра с 220 < А
Физика атомного ядра и элементарных частиц
Полный текст:
http://diss.rsl.ru/diss/07/0884/070884007.pdf
Текст воспроизводится по экземпляру, находящемуся в
фонде РГБ:
Платонов, Сергей Юрьевич
Экспериментальные исследования статистических и динамических характеристик процесса вынужденного деления тяжелых ядер
Москва 2006
Российская государственная библиотека, 2007 (электронный текст)
71:07-1/216
МОСКОВСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ им. М. В. ЛОМОНОСОВА НАУЧНО-ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКИЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНОЙ ФИЗИКИ
им. Д.В.СКОБЕЛЬЦЫНА
На правах рукописи УДК 539.173
ПЛАТОНОВ Сергей Юрьевич
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ СТАТИСТИЧЕСКИХ И ДИНАМИЧЕСКИХ ХАРАКТЕРИСТИК ПРОЦЕССА ВЫНУЖДЕННОГО ДЕЛЕНИЯ ТЯЖЕЛЫХ ЯДЕР
(01.04.16 - физика атомного ядра и элементарных частиц)
Диссертация на соискание ученой степени —доктора'-физико-математических наук
і.ірвзиди^м ВАК России
(решение от".
о степень ДОКТОРА
присудил учену
ОАРЬ,- ЛЛОни
наук
Нач&и>:жх '''правления ВАК России Х Москва 2006
11
ОГЛАВЛЕНИЕ
Стр.
ВВЕДЕНИЕ...........................................................4
Глава 1. ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ СОВРЕМЕННЫХ МЕТОДОВ ИЗМЕРЕНИЯ ВРЕМЕНИ ПРОТЕКАНИЯ ЯДЕРНЫХ РЕАКЦИЙ............................15
Глава 2. ИССЛЕДОВАНИЕ ЯВЛЕНИЯ ДОПОЛНИТЕЛЬНОЙ ВРЕМЕННОЙ ЗАДЕРЖКИ ПРОЦЕССА ВЫНУЖДЕННОГО ДЕЛЕНИЯ ТЯЖЕЛЫХ ЯДЕР.............................•............................41
§ 1. Временные характеристики распада ядер, имеющих два класса возбужденных состояний......................................... 41
§ 2. Измерение длительности вынужденного деления в реакциях под
действием легких заряженных частиц...................... 56
§ 2.1. Методика эксперимента и процедура предварительной обработки экспериментальных данных. .........................56
§ 2.2. Анализ экспериментальных данных по длительности процесса вынужденного деления...............................82
§ 3. Анализ энергетической зависимости плотности уровней во второй
потенциальной яме.......................................122
§ 4. Эмпирические систематики дополнительной временной задержки
процесса вынужденного деления тяжелых ядер..............135
Глава 3. ИССЛЕДОВАНИЕ ТЕМПЕРАТУРНОЙ ЗАВИСИМОСТИ ЭФФЕКТОВ ОБОЛОЧЕЧНОЙ ПРИРОДЫ..........................................145
§ 1. Измерение длительности процесса вынужденного деления в реак-
ции 283'1+ "а,Р1........................................147
§ 2. Постадийный теоретический анализ полной длительности процесса
вынужденного деления....................................159
§ 2.1. Анализ влияния процессов предравновесной природы на
длительность протекания исследуемой реакции.......162
§ 2.2. Статистический анализ времени жизни составных ядер,
образующихся на различных ступенях нейтронно-испарительного каскада 174
§ 2.3. Анализ динамических стадий процесса вынужденного деления.....................................................179
§ 2.4. Анализ влияния процессов девозбувдения осколков деления на
параметры тени. Эффект "вторичного" времени жизни 182
§ 3. Обсуждение полученных результатов....................190
Глава 4. ИССЛЕДОВАНИЕ ЕДИНОЙ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОЙ ЗАВИСИМОСТИ ДЛИТЕЛЬНОСТИ ВЫНУЖДЕННОГО ДЕЛЕНИЯ ЯДЕР С Z =
91-94................................................. 194
Глава 5. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЙ МЕТОД ИЗМЕРЕНИЯ ДЛИТЕЛЬНОСТИ ПРОТЕКАНИЯ ЯДЕРНЫХ РЕАКЦИЙ, ОСНОВАННЫЙ НА
ЯВЛЕНИИ ТОРМОЖЕНИЯ.....................................213
§ 1. Основные физические принципы метода торможения.......213
§ 2. Использование метода торможения для определения времени жизни резонансных состояний легких ядер: методика эксперимента и процедура предварительной обработки экспериментальных
данных................................................224
§ 3. Результаты измерения времени жизни возбужденных состояний
ядер 19F и 20Ne.......................................234
Глава 6. ИСПОЛЬЗОВАНИЕ МЕТОДА ТОРМОЖЕНИЯ ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ СТАТИСТИЧЕСКИХ И ДИНАМИЧЕСКИХ ХАРАКТЕРИСТИК ПРОЦЕССА ВЫНУЖДЕННОГО ДЕЛЕНИЯ ТЯЖЕЛЫХ
ЯДЕР....................................................244
§ 1. Исследование длительности вынужденного деления тяжелых ядер
в околобарьерной области энергий......................246
§ 2. Исследование процессов образования и распада спонтанно делящихся изомерных состояний тяжелых ядер....................259
§ 3. Исследование процессов распада сверхтяжелых ядер.....262
§ 4. Методика исследования угловых корреляций осколков деления как
модификация метода торможения.........................271
ЗАКЛЮЧЕНИЕ.....................................................275
ЛИТЕРАТУРА.....................................................279
ВВЕДЕНИЕ
4
Изучение процесса деления атомных ядер как физического явления имеет уже более чем полувековую историю. Однако, несмотря на такой солидный для научной проблемы возраст, деление ядер в течение всего этого периода и до настоящего времени изучается очень интенсивно и с неослабевающим интересом. Кроме вполне естественных потребностей прикладной физики, техники и энергетики, не меньшее значение имеют также чисто фундаментальные исследования всех вопросов, связанных с физикой деления. Вынужденное деление сопровождается целым рядом разнообразных физических процессов, происходящих в ядре от момента образования составной ядерной системы до момента эмиссии у-квантов конечными ядрами - осколками деления. Изучение всей совокупности подобных явлений представляет уникальный инструмент для исследований свойств ядерной материи в широком спектре их проявлений. Кроме того, исследование процесса вынужденного деления дает уникальную возможность, не достигаемую никакими другими способами, исследовать свойства атомных ядер в аномально деформированном состоянии.
Несмотря на значительные усилия в изучении процесса деления атомных ядер и действительно колоссальный объем накопленного экспериментального материала, в настоящее время не существует адекватной целостной теории, которая бы давала единообразное и последовательное описание всех сопутствующих делению физических явлений. В связи с этим, детальное изучение даже какой-либо одной стороны процесса деления неизбежно приносит новую ценную информацию.
Исходя из вышесказанного, особое значение приобретает изучение такой, все еще пока нетрадиционной, характеристики процесса вынужденного деления как длительность его протекания. Длительность распада ядра по делительному каналу несет в себе качественно новую информацию по сравнению с традиционными экспериментальными данными
по сечениям, энергетическим спектрам и угловым распределениям осколков деления, которые являются интегральными по времени характеристиками процесса.
Длительность процесса вынужденного деления может служить источником информации по абсолютным вероятностям распада возбужденных состояний и, в сочетании с данными по сечениям, по абсолютным значениям парциальных вероятностей распада ядра по различным каналам. Кроме того, длительность деления, отражающая динамику развития этого процесса во времени, чувствительна к различным структурным особенностям делящихся ядер и может служить уникальным инструментом для их исследования.
Характерным примером в этом смысле является анализ длительности распада возбужденных ядер в рамках модели двугорбого барьера деления [1, 2].
В последние десятилетия существенный прогресс в физике деления атомных ядер связан с созданием В.М. Струтинским и последующим интенсивным использованием модели двугорбого барьера деления. Так наличие второго глубокого минимума потенциальной энергии ядра при больших деформациях позволило с единых позиций объяснить природу спонтанно делящихся ядерных изомеров, подбарьерных делительных резонансов и др. [3 - 5]. В рамках модели двугорбого барьера деления, спонтанно делящиеся изомеры связываются с нижайшими состояниями во второй потенциальной яме (изомеры формы), а резонансная структура энергетической зависимости сечения подбарьерного деления интерпретируется как проявление возбужденных состояний второй ямы. Детальное изучение этих явлений служит средством исследования низколежащих возбужденных состояний ядер во второй потенциальной яме.
С увеличением энергии возбуждения исследуемого ядра и переходом в надбарьерную область проницаемость барьера деления приближается к единице, и структура возбужденных состояний во второй потенциальной яме уже практически не проявляется в энергетической зависимости интегральных
по времени характеристик распада возбужденного делящегося ядра, таких как сечения. Однако при этом существование у тяжелых ядер двух классов квазистационарных состояний, реализующихся в первой и второй потенциальных ямах, приводит к значительному изменению динамики прохождения делящимся ядром барьера деления [3,4].
В работе [6] O.A. Юминовым данный подход был распространен на такую характеристику процесса деления как его длительность. Было предсказано, что наличие второго, дополнительного класса состояний делящегося ядра во второй потенциальной яме должно проявляться во временных характеристиках распада возбужденных ядер. Действительно, в процессе вынужденного деления последовательно заселяются оба класса состояний, тогда как девозбуждение ядра по каналам, связанным с эмиссией нейтронов, легких заряженных частиц или у-квантов, происходит, в основном, из состояний при равновесной деформации; Это связано с тем, что ядро во второй потенциальной яме оказывается более "холодным”, чем в первой. Следовательно, длительность распада возбужденного ядра по каналу деления должна превышать длительность его распада по любому другому каналу на величину времени жизни возбужденных состояний второй потенциальной ямы.
Характерные значения времени протекания реакции вынужденного деления - типичного ядерного процесса, идущего через стадию образования составного ядра, лежат в диапазоне от 10'15 до 10‘20 сек. Из множества предложенных еще в начале 60-х годов экспериментальных методик, которые позволяют измерять времена протекания ядерных реакций в области < 10’14 сек, одним из немногих практически реализованных, действительно хорошо методически разработанных и широко используемых является метод, основанный на эффекте теней.
Идея метода измерения длительности ядерных реакций на основе эффекта теней была выдвинута в 1965 г. А.Ф. Тулиновым [7, 8] и независимо Д. Геммелом и Р. Холландом [9]. Этот метод, позволяющий прямым образом измерять временные интервалы в диапазоне от 10‘15 до 10‘19 сек, был
детально отработан в НИИЯФ МГУ и применен для исследования широкого круга ядерных реакций, в том числе и процесса вынужденного деления.
Вышеуказанная дополнительная временная задержка процесса вынужденного деления может быть определена с помощью экспериментального метода, основанного на эффекте теней. Величина данной задержки определяется характеристиками делящегося ядра в сильно деформированных возбужденных состояниях второй потенциальной ямы, такими как плотность уровней, значения оболочечной поправки и т.п. Исследование дополнительной временной задержки процесса вынужденного деления тяжелых ядер позволяет получать информацию о статистических, статических (тип симметрии формы ядра) и динамических характеристиках процесса деления в широком диапазоне энергии возбуждения и ядерной деформации [10,11].
Настоящая диссертация посвящена использованию метода, основанного на эффекте теней, для исследования статистических и динамических характеристик процесса вынужденного деления тяжелых ядер, а также созданию новых экспериментальных методик измерения длительности протекания ядерных реакций.
В ходе выполнения диссертационной работы был проведен цикл экспериментальных исследований явления дополнительной временной задержки процесса вынужденного деления в широком круге ядерных реакций, протекающих как под действием легких заряженных частиц, так и тяжелых ионов. В рамках данных исследований были развиты методы анализа величины дополнительной временной задержки, а также полной длительности процесса вынужденного деления, с использованием которых была получена новая экспериментальная информация о параметрах двугорбых барьеров деления; энергетических зависимостях плотности уровней и типе симметрии формы ИССЛедуехМЫХ ядер во второй потенциальной яме; абсолютных значениях и энергетической зависимости оболочечных поправок.
Диссертация состоит из введения, 6-ти глав и заключения.
В Главе 1 дан краткий обзор современных экспериментальных методик определения длительности протекания ядерных реакций, анализируются их физические основы, обсуждаются области их применения, а также основные достоинства и недостатки каждого из методов. Более подробно описан метод измерения длительности ядерных реакций, основанный на использовании эффекта теней. Анализируются возможности применения различных экспериментальных методик для исследования временных характеристик распада возбужденных ядерных состояний, а также для исследования динамических аспектов реакций взаимодействия тяжелых ионов, и, в частности, реакций типа слияния-деления.
В Главе 2 представлены результаты цикла экспериментальных исследований явления дополнительной временной задержки процесса вынужденного деления тяжелых ядер, образующихся в реакциях под действием легких заряженных частиц. Здесь же изложены теоретические основы метода анализа длительности вынужденного деления на базе статистической теории ядерных реакций и модели двугорбого барьера деления с учетом двух классов возбужденных состояний, реализующихся в первой и второй потенциальной яме. Представлены результаты экспериментов по измерению длительности вынужденного деления в ядерных реакциях р + 232ТЬ, 235'238и при Ер = (6.8 - 7.8) МэВ; с! + 232ТЬ, 235,238и при Ни = (7.5 - 15.6) МэВ; 3Не + 232ТЬ, при ЕЗНе = (20.8 - 23.4) МэВ; и а + 232П1 при Еа = (21.5 - 31.2) МэВ. Дано описание экспериментальной установки, детально рассмотрена методика проведения экспериментов по измерению эффекта конечного времени жизни возбужденных делящихся ядер, а также процедура первичной обработки получаемых экспериментальных данных. Подробно рассмотрены методы теоретического анализа экспериментальных значений дополнительной временной задержки процесса вынужденного деления, с использованием которых была получена новая экспериментальная информация о статистических, статических (тип симметрии формы ядра) и
динамических характеристиках возбужденных состояний исследуемых
/232,233г» 232Д34.235тт 235,236,238,239хт \
делящихся ядер ( ’ Ра, ’ и, тчр) во второй потенциальной
яме. Здесь же описан комплекс компьютерных программ вРОТ, позволяющий проводить анализ экспериментальных данных по длительности вынужденного деления ядер, образующихся в каскадных реакциях, в рамках формализма статистической теории ядерных реакций и модели двугорбого барьера деления с учетом времени жизни двух классов возбужденных состояний, реализующихся в первой и второй потенциальных ямах. Представлены результаты теоретического анализа энергетических зависимостей плотности уровней во второй потенциальной яме исследуемых ядер, выполненный в рамках формализма феноменологической модели, позволяющей проводить корректный учет оболочечных эффектов, корреляционных эффектов сверхпроводящего типа и когерентных эффектов коллективной природы. Показано, что описание абсолютных значений и энергетической зависимости плотности уровней во второй потенциальной яме исследуемых ядер возможно в предположении о нарушении аксиальной и зеркальной симметрии формы делящегося ядра в данных состояниях. Приведены полученные экспериментальные систематики величины дополнительной временной задержки для различных делящихся изотопов и различных энергий возбуждения. Обнаружена зависимость значений дополнительной временной задержки от глубины второй потенциальной ямы, что свидетельствует о связи исследуемого явления с временем жизни состояний делящегося ядра во второй потенциальной яме.
Глава 3 диссертации посвящена экспериментальному исследованию температурной зависимости эффектов оболочечной природы. Дано описание экспериментов по измерению длительности процесса вынужденного деления в реакции 28Б1 + па1Р1 и разработанной методики постадийного теоретического анализа полной длительности процесса вынужденного деления тяжелых ядер, учитывающей время установления термодинамического равновесия на начальной стадии образования составной ядерной системы; время жизни составных ядер, образующихся на различных ступенях испарительных каскадов; динамических.времен установления стационарного тока в седловой точке барьера деления и времени «спуска» делящейся ядерной системы от
седловой точки до точки разрыва; а также времени девозбуждения образующихся в исследуемой реакции осколков деления. Получена новая информация о температурной зависимости оболочечной поправки, которая может быть описана функцией Ферми со значением параметра затухания То = 1.85 МэВ. Показано, что двугорбая структура барьеров деления сохраняется вплоть до энергий возбуждения ~ (50 - 70) МэВ.
В Главе 4 диссертации анализируется полученная единая энергетическая зависимость длительности вынужденного деления для ядер с Ъ - 91 - 94 в диапазоне начальной энергии возбуждения от 5 до 250 МэВ. Выделены области энергии возбуждения делящегося ядра, в которых может быть получена экспериментальная информация различного сорта: о структурных характеристиках конкретных делящихся ядер (при энергиях возбуждения ниже - 30 МэВ); об энергетической зависимости эффектов оболочечной природы (в области энергий возбуждения вблизи 50 - 70 МэВ); о величине и механизмах ядерной вязкости (область энергий возбуждения > 100 МэВ).
В Главе 5 диссертации описаны физические принципы, лежащие в основе предлагаемого нового метода определения длительности протекания ядерных реакций, основанного на использовании явления торможения заряженных частиц - продуктов исследуемой реакции в веществе (метод торможения). Дано описание экспериментов по апробации метода торможения путем измерения времен жизни резонансных состояний (5.47 МэВ, 7/2*) ядра 19Б и (5.62 МэВ, 3’) ядра 20Ые, заселяемые в реакциях 71Л(!бО,
П 1 £ *5
а) и 1Л( О, Н) соответственно, при энергии бомбардирующих ионов кислорода 120 МэВ.
В Главе 6 диссертации показано, что метод торможения, а также его модификация, основанная на исследовании угловых корреляций осколков вынужденного деления, позволяет проводить экспериментальные исследования статистических и динамических характеристик процесса вынужденного деления тяжелых ядер, в частности, явления дополнительной временной задержки, неэкспоненциальность законов распада ядер с двумя
классами возбужденных состояний, реализующихся в первой и второй потенциальной ямах. Кроме того, показана возможность применения метода торможения для поиска неизвестных ранее короткоживущих (К)'10 * 10‘15 сек) спонтанно делящихся изомеров (изомеров формы), а также для исследования процессов образования и распада сверхтяжелых ядер.
В заключении сформулированы основные выводы диссертации.
Материалы диссертации докладывались и обсуждались на научных семинарах НИИЯФ МГУ, ЛЯР ОИЯИ, ИТЭФ, Института ядерных исследований АН Украины (г. Киев), университетов г. Болонья и г. Мессина (Италия), Ускорительной Лаборатории Леньяро (Италия), а также на международных конференциях: 15-21 Всесоюзных совещаниях по физике взаимодействия частиц с кристаллами (Москва, ежегодно в 1985 - 1991 г.г.); 11 - 13, 16, 18 - 21 Международных конференциях по атомным столкновениям в твердом теле (1CACS) - (Вашингтон, США, 1985 г.; Окаяма, Япония, 1987 г.; Орхус, Дания, 1989 г.; Линц, Австрия, 1995 г.; Оденсе, Дания, 1999 г.; Париж, Франция, 2001 г.; Пури, Индия, 2003 г.; Генуя, Италия, 2004 г.); 36 - 55 Международных совещаниях по ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра (ежегодно в 1986 - 2005 г.г.); Международной школе-семинаре по физике тяжелых ионов (Дубна, Россия, 1986, 1989, 1993, 1997, 2002 г.г.); Международной конференции по ядерно-ядерным столкновениям (Таормина, Италия, 1994 г., Страсбург, Франция, 2000 г., Москва, Россия, 2003 г.); Международной конференции «50 лет исследованиям деления ядер» (Берлин, Германия, 1989 г.); Международной конференции «50 лет делению ядер» (Ленинград, СССР, 1989 г.); Международном симпозиуме по современным достижениям в ядерной физике (Новосибирск, СССР, 1987 г.); Международном симпозиуме по ядерной физике «Физика и химия деления» (Гауссиг, ГДР, 1988 г.); II Международном симпозиуме по временным характеристикам ядерных реакций (Москва, Россия, 1993 г.); II и III Международном семинаре по взаимодействию нейтронов с ядрами (Дубна, Россия, 1994, 1995 г.г.); Международном симпозиуме «Крупно масштабное коллективное движение в
12
атомных ядрах» (Мессина, Италия, 1996 г.); Международной конференции «Ядерные данные для науки и технологии» (Триест, Италия, 1997 г.); Международном симпозиуме «Оболочечная модель 1997» (Стокгольм, Швеция, 1997 г.); Международной конференции по ядерной физике (Париж, Франция, 1998 г.); Международном рабочем семинаре по физике деления ядер (Обнинск, Россия, 1998 г.); Международной конференции «50 лет модели ядерных оболочек» (Гейдельберг, Германия, 1999 г.);
Международной конференции «Болонья - 2000. Структура ядер в конце столетия» (Болонья, Италия, 2000 г.); Международной конференции «Фундаментальные проблемы физики» (Саратов, Россия, 2000 г.); Международной конференции «Ядерная физика на границах стабильности» (Липари, Италия, 2001 г.); Международной конференции «Ядерная физика в 21-ом столетии» (Беркли, США, 2001 г.); Международном симпозиуме «Новые проекты и направления исследований в ядерной физике (Мессина, Италия, 2002 г.); Международном симпозиуме по ядерной физике «Тур 2003» (Тур, Франция, 2003 г.).
Исследования, результаты которых вошли в настоящую диссертацию, были поддержаны Российским Фондом Фундаментальных Исследований в 1998 - 2000 гг. (грант № 98-02-16911 «Исследование энергетической зависимости оболочечных эффектов в реакциях слияния-деления под действием тяжелых ионов») и в 2002 - 2004 гг. (грант № 02-02-17077 «Исследование динамики процесса вынужденного деления тяжелых ядер»).
Основные материалы диссертации опубликованы в следующих работах [12-51].
На защиту выносятся:
1. Результаты цикла экспериментальных исследований явления дополнительной временной задержки процесса вынужденного деления в реакциях р + 232ТЪ, 235Д38и при Ер = (6.8 - 7.8) МэВ; ё + 232ТЬ, 235'238и при Е* = (7.5 - 15.6) МэВ; 3Не + 232ТЪ, при ЕЗНе = (20.8 - 23.4) МэВ; и а + “ТЬ при Еа = (21.5 - 31.2) МэВ; а также ^ + па1Рр при Е28* = (140 - 170) МэВ.
2. Методики теоретического анализа дополнительной временной задержки, с использованием которых получена новая экспериментальная информация о статистических, статических (тип симметрии формы ядра) и динамических характеристиках возбужденных состояний исследуемых делящихся ядер (232,233Ра, 232*234>235и, 235,236,238,239^ во второй потенциальной яме: абсолютные значения оболочечной поправки, а также энергетические зависимости плотности уровней во второй потенциальной яме.
3. Вывод о нарушении аксиальной и зеркальной симметрии формы делящегося ядра в возбужденных состояниях второй потенциальной ямы.
4. Экспериментальные систематики величины дополнительной временной задержки для различных делящихся изотопов и различных значений энергии возбуждения.
5. Методика постадийного теоретического анализа полной длительности процесса вынужденного деления тяжелых ядер, учитывающая время установления термодинамического равновесия на начальной стадии образования составной ядерной системы; время жизни составных ядер, образующихся на различных ступенях испарительных каскадов; динамические времена - установления стационарного тока в седловой точке барьера деления и «спуска» делящейся ядерной системы от седловой точки до точки разрыва; а также время девозбуждения образующихся осколков деления.
6. Информация о температурной зависимости оболочечной поправки, которая может быть описана функцией Ферми со значением параметра затухания Т0 = 1.85 МэВ.
7. Результаты анализа единой энергетической зависимости длительности вынужденного деления для ядер с Ъ = 91 - 94 в диапазоне начальной энергии возбуждения от 5 до 250 МэВ.
8. Метод измерения длительности протекания ядерных реакций, основанный на использовании явления торможения заряженных частиц
в веществе (метод торможения) и применяемый для определения времени жизни составных ядерных систем, распадающихся по каналам с вылетом заряженных частиц, во временном диапазоне от 10'15 до Ю*10 сек, а также его апробация путем измерения времен жизни резонансных состояний (5.47 МэВ, 7/2*) ядра 19¥ и (5.62 МэВ, 3’) ядра 20Ые, заселяемые в реакциях 71Л(|бО, а) и 7Ы(160, 3Н) соответственно, при энергии бомбардирующих ионов кислорода 120 МэВ.
9. Результаты анализа возможностей применения метода торможения, а также его модификации, основанной на исследовании угловых корреляций осколков деления, для исследований статистических и динамических характеристик процесса околобарьерного деления тяжелых ядер, для поиска неизвестных ранее короткоживущих (Ю*10 -г 10‘15 сек) спонтанно делящихся изомеров (изомеров формы), а также для исследования процессов образования и распада сверхтяжелых ядер.
Работа выполнена в Отделе ядерных реакций НИИЯФ МГУ. Экспериментальные исследования в ходе выполнения данной диссертационной работы были проведены на циклотроне НИИЯФ МГУ, а также на тандемном электростатическом ускорителе в Национальной ускорительной лаборатории Леньяро (Италия).
ГЛАВА I.
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ СОВРЕМЕННЫХ МЕТОДОВ ИЗМЕРЕНИЯ ВРЕМЕНИ ПРОТЕКАНИЯ ЯДЕРНЫХ
РЕАКЦИЙ.
(Обзор)
Исследование динамики ядерных превращений является мощным средством получения информации как о свойствах ядер, так и о механизмах ядерных взаимодействий. Экспериментальные данные о времени протекания ядерных процессов, под которым обычно понимают среднее время жизни соответствующей нестабильной ядерной системы, создают основу для их теоретического описания.
Как известно, способы распада возбужденной ядерной системы существенным образом зависят от величины энергии возбуждения. В случае, когда энергия возбуждения не превышает энергию связи нуклона в ядре, основным механизмом снятия возбуждения являются электромагнитные переходы, для которых характерны времена 10‘15 + 10‘7 сек. Применительно к этому диапазону времен в настоящее время разработан обширный арсенал экспериментальных методик [52].
К числу наиболее традиционных методов прямого определения времени жизни ядерных состояний относятся методы непосредственного измерения спадания активности, а также метод, основанный на сравнении числа возбужденных ядер с числом актов распада возбужденного состояния [53].
Так, если время жизни уровня достаточно велико, и он не питается переходами (а, (5 или у) с еще более долгоживущего состояния, то оказывается возможным непосредственное измерение временной зависимости выхода продуктов распада. При этом измерения могут производиться с использованием достаточно долгоживущих специально приготовленных мишеней или устройств для быстрого переноса активированных образцов из ускорителя (или реактора) к детектору излучений ("пневмопочта”), а также непосредственно в камере облучения. В последнем варианте, позволяющем снизить величину измеряемого периода полураспада на много порядков
16
(вплоть до 10’9 Ю'10 сек) (см., например, [54]), необходимо применять либо
модулированный пучок, либо постоянный, прерываемый быстродействующим периодическим затвором. Импульс, связанный с модуляцией пучка частиц в ускорителе (или синхронизированный с механическим затвором), открывает "ворота" электронного устройства детектора, регистрирующего излучение через заданные изменяющиеся промежутки времени.
Сущность второго метода, применяемого в случае очень больших времен жизни, вытекает из основного соотношения между числом ядер - НАГ, претерпевающих распад из некоторого возбужденного состояния в течение интервала времени - А^ и общим числом N распадающихся возбужденных ядер:
ш = -тл, (1.1)
представляющего дифференциальную форму закона радиоактивного распада. Величины АИ и Аг подлежат непосредственному измерению. Величина N
может быть экспериментально определена по эффективному сечению
возбуждения исследуемого состояния - а, плотности потока частиц - 15, инициирующих исследуемую реакцию, приводящую к возбуждению уровня, а также исходя из количества облучаемых атомов -п и времени облучения - /:
N -а 18М. (1.2)
Если изучаемое долгоживущее состояние образовалось при распаде другого радиоактивного элемента, то величина N может быть вычислена на базе числа распадов исходного элемента и относительной интенсивности ветвей, приводящих к образованию исследуемого состояния.
Большой диапазон времен жизни уровней, которые могут быть исследованы методом задержанных совпадений (10‘12 * 10*4 сек), а также универсальность данного метода, независимость от положения исследуемого состояния в схеме уровней ядра и от мультипольности перехода, обусловили его широкое распространение и большой объем полученной с его помощью информации.
Метод задержанных (запаздывающих) совпадений имеет огромное число вариантов реализации (см., например, [55 - 57]). Однако, общим во всех данных вариантах является измерение временной задержки между двумя последовательными актами излучения, из которых первый соответствует моменту образования исследуемого возбужденного состояния (например, 13-распад материнского ядра), а второй - моменту его распада (например, за счет испускания у-кванта). Излучения регистрируются с помощью детекторов, на выходах которых появляются два электрических импульса, подаваемых на различные электронные устройства, регистрирующие эффект задержки, вызванный двумя скоррелированными импульсами.
При определении времен жизни методом задержанных совпадений существуют ограничения как со стороны больших, так и со стороны малых времен.
Ограничения со стороны больших времен связаны со статистической природой метода совпадений. Так, для получения достаточно большого значения отношения числа истинных и случайных совпадений - Ыист./Ыс^ необходимо уменьшать интенсивность исследуемого источника излучений и разрешающее время измерительной аппаратуры, что приводит к уменьшению скорости счета истинных совпадений. Сохранять удовлетворительное отношение Nист/Исяуч. и приемлемую скорость счета (которая не делала бы измерения слишком продолжительными) удается вплоть до времен жизни масштаба Ю'3 сек или несколько выше [52].
Граница области измерений со стороны малых времен жизни ставится как достижимой величиной разрешающего времени измерительной электронной аппаратуры, определяемой статистической природой процессов в детекторах излучений, так и трудно контролируемыми систематическими аппаратурными неопределенностями (см., например, [58,59]).
Если ядро в возбужденном состоянии испускает не только у-кванты, но и а-частицы, то радиационный период полураспада может быть оценен с помощью методики, основанной на использовании отношения интенсивностей
а- и у-ветвей распада исследуемого состояния и значения периода а-распада, полученного из соответствующей систематики по методу Перлмана, Гиорсо и Сиборга [60]. Так, если экспериментальные интенсивности а- и у-излучения с возбужденного уровня равны соответственно -Иа и Ыр то
где 0)1 и Г//2/ - вероятность перехода и период полураспада для соответствующего канала. Следовательно,
Однако, следует отметить, что точность данного метода весьма невелика, главным образом ввиду неточности применения систематики периодов а-распада, полученной на базе экспериментальных данных по распаду основных состояний, к возбужденным состояниям ядер.
Этим методом были оценены периоды полураспада возбужденных уровней ядер 212Ро и 214Ро в диапазоне 10‘10 * Ю'12 сек [61,62].
Методы, основанные на наблюдении возбужденных состояний в ядрах отдачи, образующихся в ядерных реакциях или при а-распаде, позволяют значительно продвинуться в область малых времен жизни, недоступных для исследования, например, с помощью метода задержанных совпадений. В течение последних десятков лет в связи с успехами в технике детектирования излучений полупроводниковыми детекторами, а также в технике ускорения тяжелых ионов, обеспечивающей хорошую моноэнергетичность пучков и большие импульсы отдачи, данные методы нашли широкое применение и позволили получить большой объем информации по временам жизни возбужденных ядер.
Область времен, доступных для измерения с помощью экспериментальных методик, основанных на использовании свойств ядер отдачи, весьма велика. Она охватывает диапазон от 10'7 до 10’15 сек, причем особую ценность представляет измерение времен, меньших 10’п - 10‘12 сек,
Яд = а)а _ Т1/2у Л/у (Оу Т1/2а ’
(1.3)
Т1/2у = Т1/2д~Г
1\у
(1.4)
19
когда перестает работать метод задержанных совпадений. Методы ядер отдачи не накладывают никаких ограничений на тип ядра-мишени (стабильное или радиоактивное), на положение изучаемого перехода в схеме уровней ядра, или на мультипольность у-перехода.
Центральное место среди методов ядер отдачи занимает большой класс экспериментальных методик, основанных на измерении времени пролета распадающегося ядра [52]. Если использовать достаточно тонкую мишень при бомбардировке пучком частиц или тонкий источник в случае а-распада, то ядра отдачи получают возможность вылета в вакуум за пределы мишени. Изучая зависимость числа распадов исследуемого ядра от пройденного ядром отдачи расстояния в вакууме, можно определить среднее расстояние, проходимое ядром до высвечивания. При этом, зная из кинематики реакции скорость ядра отдачи, можно определить среднее время жизни исследуемой ядерной системы.
При скоростях ядер отдачи порядка 109 см/сек, которые можно получить в реакциях с тяжелыми ионами, принимая что возможно зафиксировать изменение пролетного расстояния на уровне 10' см, получаем значение минимального измеряемого время-пролетными методиками времени равное 10'12 сек.
К основным недостаткам время-пролетных методик можно отнести трудности, связанные с необходимостью точной фиксации положения мишеней, с применением эффективных и перемещаемых вдоль пучка коллиматоров излучения (для точного определения координат ядер отдачи), с необходимости учета потерь энергии ядра отдачи в мишени и обеспечения хорошей эффективности и энергетического разрешения регистрации излучения.
Важным усовершенствованием методики времени пролета является так называемый плунжерный метод (см., например, [63]). В данном методе исследуется ядерная реакция на тонкой мишени. Ядра отдачи, вылетающие из мишени, пройдя некоторое расстояние в вакууме, тормозятся в металлическом тормозном слое - плунжере. При этом сопоставляется энергия у-квантов,
20
испущенных движущимися и затормозившимися ядрами под углом в (большим 90°) к направлению движения ядер отдачи. Энергия у-кванта, испущенного движущимся со скоростью - V ядром, дается хорошо известным выражением:
Е = Е0(1 + -со5в), (1.5)
с
справедливым при V « с. Спектры у-квантов измеряются для случая различных расстояний - £ между плунжером и источником. Если интенсивность несмещенных линий у-квантов, испущенных ядрами, затормозившимися в плунжере, обозначить через - 10, а интенсивность смещенных линий - //, то отношение интенсивностей:
1о --г " (1.6)
10+11
убывает по мере удаления плунжера (т - время жизни исследуемого возбужденного состояния).
Использование плунжерного метода весьма эффективно в случае реакций с тяжелыми ионами. При этом достигаются большие значения импульсов ядер отдачи, а высокая монохроматичность пучка бомбардирующих ионов, ускоренных, например, с помощью тандем-генераторов, дает возможность точно определить скорость ядер отдачи. С помощью плунжерного метода была получена обширная экспериментальная информация по времени жизни ядерных состояний в интервале 10‘10 * 10*12 сек.
1 ^ 1 ^
Для измерения времен жизни возбужденных ядер в области 10* -МО сек широко применяются экспериментальные методы, основанные на явлении доплеровского смещения или доплеровского уширения линий у-излучения при торможении ядер отдачи в твердом веществе, причем временная шкала дается временем торможения - а = /2/у, где Я - пройденное ядром расстояние в веществе (пробег), а V - его скорость (см., например, [64]).
Если наблюдать Доплер-эффект при торможении в нескольких веществах различной плотности, то в случае, когда время жизни т значительно меньше времени торможения, величина Доплер-эффекта будет наибольшей; если же
21
наоборот, время жизни значительно превосходит время торможения, Доплер-эффект будет отсутствовать. Среднюю энергию излучения, измеренную под углом в к направлению скорости ядер отдачи, можно получить, если в выражение (1.5) вместо V подставить значение средней скорости у. Вводя отношение Е ~ у /уя, получим
Ё = Е0(1 + — Р созв). (1.7)
С
Если пренебречь рассеянием ядер отдачи, то величина 7% характеризующая ослабление Доплер-эффекта при торможении, вычисляется согласно выражению:
1 СО 1 .
F = — \9(г)-е~г/хЛ. (1.8)
Ч О т
Хорошо известно, что для не слишком малых скоростей ядер отдачи удельная потеря энергии пропорциональна скорости:
с1Е
В этом случае
л =~kv(t). (1.9)
at
v(t) = v0-exp(~). (1.10)
а
Поскольку чувствительность определения т исходя из данных по отношению F сильно меняется для различных значений отношения т/а, обычно F измеряется для двух различных материалов:
AF
Р 1~ ^2 ~ (1-11)
Eg—COS 9
с
или для двух различных значений углов:
F =------------- —---------. (1.12)
Eg— (cos в I - COS 92 ) с
Для эндотермических реакций, где отдача обусловлена главным образом импульсом падающей частицы, применяется метод, в котором торможение ядер отдачи, вылетающих из тонкой мишени (10‘5 - КГ6 см), происходит в
22
веществе подложек из различных материалов с сильно отличающимися плотностями и, следовательно, временами торможения. В случае экзотермических реакций, в которых отдача обусловлена главным образом импульсом вторичной частицы, возникают осложнения, связанные с тем, что не существует выделенного направления отдачи. Это затруднение преодолевается различными способами, в частности выделением совпадений у-квантов с вторичными частицами или с ядрами отдачи.
Точность результатов, получаемых с использованием Доплер-эффекта, определяется знанием кинематики исследуемой реакции, времени замедления ядер отдачи, а также точностью измерения доплеровского смещения.
Большим преимуществом указанных методов является возможность одновременного измерения времен жизни нескольких уровней, возбуждаемых в ядре отдачи, поскольку можно сразу наблюдать смещение многих у-линий спектра. К числу недостатков методики можно отнести тот факт, что с ее помощью невозможно исследовать распад ядер в области сильно перекрывающихся резонансов, а также распад по каналам с вылетом заряженных частиц.
В работе [65] был предложен экспериментальный метод прямого определения времени жизни возбужденных ядер путем сравнения с временем торможения ядра отдачи, вылетающего из тонкой мишени и тормозящегося в слое вещества, в котором распадающееся ядро отдачи теряет часть своей кинетической энергии. При фиксированном направлении вылета легкой частицы угловое распределение ядер отдачи будет определяться временем жизни распадающегося уровня. Метод был применен для определения времени жизни первого возбужденного уровня ядра 10В с энергией 3.17 МэВ. Была получена верхняя граница для времени жизни т < 8 * 10*14 сек.
Кроме прямых экспериментальных методов измерения времени жизни возбужденных резонансных состояний ядер существует также большой набор косвенных методик, основанных на измерении сечений различных процессов, приводящих к образованию возбужденных состояний. Среди последней группы
23
методов можно выделить: метод резонансной флуоресценции у-излучения (рассеяние, пропускание, самопоглощение); метод возбуждения резонансных состояний ядер кулоновским полем тяжелых частиц; а также методы, основанные на исследовании неупругого рассеяния электронов и тяжелых частиц. В качестве основного недостатка данных методик можно отметить существенную связь получаемых экспериментальных результатов с модельными предположениями о механизмах процессов возбуждения и точностью методов теоретического расчета.
В методе резонансного рассеяния у-излучения время жизни ядерного состояния определяется косвенным путем по радиационной ширине, которая в свою очередь находится из исследования зависимости сечения резонансного рассеяния от энергии. При этом обычно в качестве источника у-квантов используется переход в тех же ядрах и с того же уровня, который возбуждается в ядрах рассеивателя. Ввиду того, что сечение резонансного рассеяния растет с увеличением ширины уровня (и, следовательно, с уменьшением времени жизни), данный метод позволяет продвинуться в область весьма малых времен
7 17
и охватывает диапазон от 10' до 10' сек [52].
Основные трудности наблюдения резонансного рассеяния на ядрах сводятся к следующему. Радиационные переходы между нижайшими уровнями ядер, как правило, относятся к запрещенным переходам и поэтому характеризуются малой шириной, что накладывает жесткие требования на энергетическое разрешение используемой измерительной аппаратуры. Так, например, электрические дипольные переходы, для которых ширина велика, практически отсутствуют. Кроме того, потеря энергии на отдачу ядра при испускании и поглощении у-кванта вызывает необходимость компенсации потерянной энергии для наблюдения резонанса. Традиционно для этого используются методы, основанные на использовании доплеровского смещения линий у-излучения путем механического движения источника или поглотителя (см., например, [66]); либо расширения эмиссионной линии при нагревании источника (см., например, [67]).
24
Диапазон времен жизни ядерных состояний, измеряемых методом резонансной флуоресценции, существенно может быть расширен в область
-у
больших времен (вплоть до 10' сек) благодаря использованию эффекта
Мессбауэра, позволяющего наблюдать резонансное рассеяние у-квантов без
<
отдачи на ядрах атомов кристаллической решетки (см., например, [68]).
К числу трудностей исследования процессов резонансного рассеяния относится присутствие высокого фона многочисленных нерезонансных процессов: комптоновского рассеяния, релеевского рассеяния на связанных электронах, томсоновского рассеяния на заряде ядра, дельбрюковского рассеяния при виртуальном образовании пар в поле ядра.
При бомбардировке мишени тяжелыми заряженными частицами ядерные уровни могут возбуждаться не только за счет чисто ядерного взаимодействия, но и в результате кулоновского взаимодействия частицы и ядра. Последний процесс может оказаться превалирующим, если энергия налетающей частицы достаточно мала по сравнению с высотой кулоновского барьера. Определение вероятностей радиационных переходов с помощью кулоновского возбуждения уровней основано на связи, существующей между сечением кулоновского возбуждения и приведенной вероятностью перехода ядра из основного состояния в возбужденное (см., например, [69]).
Сечение кулоновского возбуждения может быть определено экспериментально различными способами: путем измерения выхода у-квантов или электронов конверсии, испускаемых при разрядке возбужденного состояния; либо путем измерения выхода неупруго рассеянных частиц при кулоновском возбуждении исследуемого уровня. В последнем случае измерение спектра рассеянных частиц, например, с помощью магнитного спектрометра с высоким разрешением, и сравнение выхода определенной группы неупруго рассеянных частиц (соответствующих возбуждению определенного уровня) с выходом упруго рассеянных частиц дает непосредственное сравнение сечений кулоновского возбуждения и резерфордовского рассеяния.
25
Определение сечения кулоновского возбуждения по неупругому рассеянию частиц представляет наиболее точный метод в связи с тем, что извлекаемая таким образом прямая информация по сечению возбуждения получается просто сравнением интенсивностей двух пиков и не зависит от данных о коэффициентах конверсии и интенсивностях ветвей распада исследуемого уровня, а также от возможности каскадного перехода.
Вероятность электромагнитных переходов и соответственно времена жизни или ширины уровней связаны не только с сечениями электромагнитного возбуждения уровней заряженными частицами (кулоновское возбуждение) или у-квантами (резонансная флюоресценция), но и с сечениями таких процессов, как неупругое рассеяние электронов (электромагнитное возбуждение) или неупругое (ядерное) рассеяние тяжелых частиц. Исходя из этого, сведения о временах жизни ядерных уровней могут быть получены из данных по сечениям этих процессов.
Изучение неупругого рассеяния электронов, когда дискретные количества энергии расходуются на возбуждение ядерных уровней, дает возможность получить информацию о свойствах этих уровней (энергии, спинов, четности, а также ширин) [70]. Хотя точность определения радиационных ширин уровней этим методом невелика, в частности, вследствие приближенного характера принятых предположений о распределении заряда, однако достоинство метода состоит в возможности достижения достаточно высоких энергий возбуждения (до нескольких МэВ).
В последние годы весьма широкое распространение получили методы определения ширины возбужденных ядерных состояний, основанные на исследовании процессов неупругого ядерного рассеяния тяжелых частиц: (р, р’), (а, а'), (с!, (Г) и (п, п') реакции. В отличие от электромагнитного возбуждения уровней полем налетающих частиц (кулоновское возбуждение, неупругое рассеяние электронов) или в процессе резонансного рассеяния у-квантов в этих методиках уровни ядра возбуждаются в результате ядерного взаимодействия налетающей частицы и ядра. Если энергия частиц значительно превосходит
26
величину кулоновского барьера (для случая заряженных частиц), то интерференция с кулоновским возбуждением уровней не играет заметной роли. При использовании указанных методов измеряется угловое распределение неупруго рассеянных частиц, отвечающих возбуждению исследуемого резонансного ядерного состояния.
Теоретическая основа данных методик, базирующаяся на оптической модели ядра, развита в работах [71, 72]. Методики, основанные на исследовании реакций неупругого рассеяния тяжелых частиц, оказались весьма эффективными при изучении времени жизни коллективных уровней положительной и отрицательной четности в дважды магических ядрах [73].
В области энергий возбуждений выше энергии связи нуклона в ядре, когда открываются каналы распада составного ядра с испусканием нуклонов или сложных частиц, вероятность распада ядерных состояний резко возрастает, а время их жизни соответственно падает. Именно такая ситуация характерна для ядерных реакций под действием нуклонов и более тяжелых частиц. При этом в большинстве случаев конкретная ядерная реакция, определенная данным набором начальных и конечных частиц, может протекать посредством различных механизмов. В конечном счете, тот или иной механизм ядерной реакции отличается от других числом возбуждаемых степеней свободы в ядре, то есть вовлечением в реакцию большего или меньшего числа нуклонов. Непосредственным следствием различной степени диссипации энергии налетающей частицы среди нуклонов ядра-мишени должны быть различные времена протекания реакции, характерные для разных механизмов. Известными крайними случаями здесь являются прямые ядерные реакции,
время протекания которых сравнимо с временами пролета частицы через ядро
00 00
(10’ 10' сек), и реакции, протекающие через стадию образования
составного ядра, для которых характерны времена Ю’20 + 10'14 сек. Временной диапазон 10*22 * Ю’20 сек заполняют различные стадии предравновесного распада.