ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2020, том 83, № 4, с. 349-355

ЯДРА

ЗАВИСИМОСТЬ РАСПРОСТРАНЕННОСТИ ЯДЕР, ОБРАЗУЮЩИХСЯ

В r-ПРОЦЕССЕ, ОТ СКОРОСТИ НУКЛЕОСИНТЕЗА

Поступила в редакцию 22.12.2019 г.; после доработки 22.12.2019 г.; принята к публикации 22.12.2019 г.

Скорость нуклеосинтеза тяжелых ядер под действием нейтронов определяется астрофизическим

сценарием и скоростью бета-распада ядер, вовлеченных в r-процесс. В результате моделирования

выходов тяжелых ядер в r-процессе и определения их чувствительности к входным данным проанали-

зировано влияние скоростей бета-распадов, рассчитанных на основе разных теоретических моделей,

на распространенность тяжелых ядер. Показано, что заметное изменение скорости протекания r-

процесса сильно влияет на процесс формирования третьего пика в распространенности ядер на его

размер и положение.

DOI: 10.31857/S0044002720040170

1. ВВЕДЕНИЕ

скорости бета-распада и ее роль в формировании

основной структуры кривой распространенности в

Процесс нуклеосинтеза, поддерживаемый быст-

области среднетяжелых ядер, и особенно пиков

рым захватом нейтронов (r-процесс), отвечает

A₂, A₃, которые образуются во многом благодаря

за образование в природе более половины всех

более длительным периодам полураспада ядер с

элементов тяжелее железа. Он происходит в

заполненными оболочками.

результате быстрого захвата нейтронов и после-

дующих бета-распадов образующихся короткожи-

Хотя деление ядер исключительно важно для

вущих нейтронно-избыточных ядер, а область его

понимания протекания r-процесса в основном сце-

протекания на карте ядер лежит вблизи границы

нарии образования тяжелых элементов и отвечает

нейтронной стабильности [1-3].

в том числе за зацикливание нуклеосинтеза и фор-

мирование не только третьего, но и второго пика

Одним из важнейших вопросов в исследовании

на кривой распространенности [4, 5], роль бета-

r-процесса является понимание характера разви-

тия нуклеосинтеза, в том числе в области трансура-

распадов, особенно ядер тяжелее свинца, также

новых ядер, где на движение волны нуклеосинтеза

важна как для скорости продвижения волны нук-

леосинтеза, так и для определения продолжитель-

действуют дополнительные факторы, вызванные

делением тяжелых ядер и сильно влияющие на

ности r-процесса [6]. Скорости бета-распада фор-

конечную структуру наблюдаемой кривой распро-

мируют не только продолжительности этапов r-

страненности тяжелых элементов.

процесса, но и наряду с делением также ответ-

ственны за форму и положение пиков на кривой

Поскольку в астрофизический нуклеосинтез во-

распространенности.

влечены нестабильные ядра, неизученные и даже

не полученные экспериментально, все значения их

При моделировании процесса быстрого нукле-

характеристик должны браться из теоретических

осинтеза — r-процесса, в котором образуются яд-

расчетов, в том числе и скорости бета-распадов,

ра от железного пика вплоть до самых тяжелых, —

определяющие скорость распространения нукле-

приходится решать системы уравнений, включа-

осинтеза. Параметрами, необходимыми для расче-

ющие ядерные данные для тысяч ядер и десятки

тов вынужденного и запаздывающего деления, яв-

тысяч параметров ядерных реакций. Большинство

ляются, в первую очередь, энергии реакций, энер-

реакций при r-процессе происходит с участием

гия связи нейтрона и барьеры деления. Действие

короткоживущих и поэтому не изученных экспери-

этих параметров коллективно, но тем не менее важ-

ментально нейтронно-избыточных ядер, и ядерные

но определить величину модельной зависимости

данные для делящихся и часто деформированных

ядер — сечения деления, барьеры деления, энергии

¹⁾НИЦ “Курчатовский институт”— ИТЭФ, Москва, Рос-

связи нейтрона, массы ядер — продуктов деления

сия.

и скорости бета-распада, — могут быть получены в

²⁾Национальный исследовательский центр “Курчатовский

институт”, Москва, Россия.

настоящее время только (за единичными исключе-

^*E-mail: panov_iv@itep.ru

ниями) расчетными методами.

349

350

ПАНОВ, ЛЮТОСТАНСКИЙ

После появления результатов наблюдений рас-

неоднократно [13, 14, 19, 20]. Один из наиболее

пространенности химических элементов в очень

последовательных [12] был развит на основе функ-

старых звездах низкой металличности (см., напри-

ционала плотности DF3 [21], но расчеты пока про-

мер, [7]) стало очевидным, что, по крайней мере, в

ведены только для небольшой части ядер, участ-

одном из реализующихся в природе сценариев r-

вующих в r-процессе и объем известных данных

процесса характерное время протекания быстрого

недостаточен для использования их в расчетах r-

нуклеосинтеза τ_r больше времени достижения вол-

процесса. Наиболее широко используются QRPA-

ной нуклеосинтеза области делящихся ядер — τ_f ,

расчеты скоростей бета-распада [22], которые ис-

и за счет высоких скоростей деления происходит

пользовались и в данной работе наравне c прогно-

возвращение r-процесса в область ядер-продуктов

зами [17-19], полученными в расчетах по модифи-

деления с установлением квазистационарного тока

цированной модели [10], основанной на ТКФС [23].

ядер при τ_r - τ_f > 0. Мерой установления квази-

При исследовании влияния нейтронов деления

стационарного тока может быть число циклов n_c =

на распространенность тяжелых ядер [24] на ста-

= log 2(Σ_iY_i(r))/(Σ_iY_i(0)) — время цикла, необхо-

дии окончания r-процесса была отмечена силь-

димое для удвоения абсолютных концентраций тя-

ная модельная зависимость распространенности от

желых ядер. Для моделирования такого нуклеосин-

скорости бета-распадов, что подтверждает необ-

теза, кроме скоростей бета-распада, нужны расче-

ходимость дальнейшего развития моделей бета-

ты скоростей деления большинства трансурановых

распада сильно нейтронно-избыточных ядер.

ядер.

Для расчетов r-процесса мы использовали код

С момента создания Э. Ферми теории слабого

SyntheR [25], включающий все существующие изо-

взаимодействия [8] было предложено много разных

топы всех известных химических элементов вплоть

моделей, от феноменологических до микроскопиче-

до Z = 110. Использованные скорости термоядер-

ских, позволяющих прогнозировать периоды бета-

ных реакций были рассчитаны по статистической

распада — T1/2.

модели [26] для ядер с Z > 83 и основаны на

прогнозах ядерных масс, сделанных по капель-

Необходимые для астрофизических и дру-

ной модели (FRDM [27]) или обобщенной модели

гих приложений такие характеристики тяжелых

с коррекцией оболочечной структуры (ETFSI-Q

нейтронно-избыточных ядер, как периоды полу-

[28, 29]).

распада и вероятности запаздывающих процессов,

Скорости нейтронного захвата,как и вынужден-

рассчитываются на основе силовой функции бета-

ного деления, для ядер с Z > 82 взяты из работы

распада S_β(E), получаемой из разных микроскопи-

[30], а скорости спонтанного и запаздывающего де-

ческих моделей, например, QRPA [9] или в ТКФС

ления — из [31]. Расчетные скорости бета-распада

[10] и [11, 12], решением уравнения для эффектив-

были взяты из [22] и [17-19]. Экспериментальные

ного поля ядра и определяемой в основном коллек-

данные основаны на базе данных NuDat2 (2009)

тивными зарядово-обменными возбуждениями, в

[32] и более поздних публикациях.

том числе гигантским гамов-теллеровским (GTR)

Расчеты r-процесса выполнялись на усред-

и пигми-резонансами (PR) [13].

ненных траекториях, полученных при параметри-

Развитие моделей, позволяющих рассчитывать

ческом моделировании слияния двух нейтронных

времена жизни, характеристики запаздывающих

звезд массой 1.4M⊙ [33]. Все сравнения были

процессов для изотопов вблизи пути r-процесса

проведены только для одной типичной траектории,

[11, 14-16], привело к появлению расширенных

со средним значением Y_e = 0.1. Расчеты нукле-

таблиц этих важных характеристик, позволяющих,

осинтеза стартовали после начала расширения вы-

с одной стороны, определить устойчивость резуль-

брошенного вещества, когда температура падала

татов моделирования процесса нуклеосинтеза к

ниже T₉ = 7.

ядерным данным, а с другой, попытаться оценить

При расчетах деления в настоящей работе мы

с помощью наблюдений надежность той или иной

использовали модель, описанную ранее в работе

ядерно-физической модели в отсутствие экспери-

[31], главное отличие которой от других моделей

ментально измеренных ядерных характеристик.

состоит в том, что учтены 1) все три основные типа

В настоящей работе мы использовали разные

деления — вынужденное, запаздывающее и спон-

расчеты периодов полураспада, как широко ис-

танное, и 2) модель массового распределения [31],

пользующиеся [14, 15], так и сделанные недавно

которая полагает деление ядер асимметричным при

[17-19].

A < 260, а при A > 260 — симметричным, на два

осколка равной массы, и учитывает рост числа

мгновенных нейтронов деления при увеличении

2. РАСЧЕТЫ НУКЛЕОСИНТЕЗА

нейтронного избытка. Влияние разных массовых

Прогнозы значений периодов полураспада ядер

распределений продуктов деления было показано

T1/2 для астрофизических приложений делались

ранее [4, 24].

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 83

№4

2020

ЗАВИСИМОСТЬ РАСПРОСТРАНЕННОСТИ ЯДЕР

351

R_exp

нений, приводящих к переходу от интегральных

уравнений к алгебраическим. При этом не проис-

10³

ходит существенной потери точности при расчетах

величин T1/2, поскольку погрешность расчетов для

10²

ядер в области интенсивного r-процесса уменьша-

ется практически на порядок (см. рис. 1). На рис. 2

10¹

это показано в сравнении экспериментальных и

прогнозируемых значений периодов бета-распада.

10⁰

Результаты расчетов [17-19] показали значи-

10^-1

тельное увеличение скоростей реакций преимуще-

ственно для области ядер, в которой, согласно

10^-2

нашей систематике, они были завышены (Z > 80),

однако и для ядер с Z < 80 скорости реакций [18]

10^-3

оказались б ´ольше ранее использовавшихся скоро-

стей бета-распада (см. подпись к рис. 2).

10^-4

Q_β, МэВ

3. РАСПРОСТРАНЕННОСТЬ

Рис. 1. Отношения Rexp =

1/2

/Texp1/2 прогнозируемых

ТЯЖЕЛЫХ ЯДЕР

Tffst1/2 и экспериментально измеренных Texp1/2 значений

[32] (треугольники вершиной вниз), [34] (треугольники

Влияние модели расчета T1/2 на образование

вершиной вверх) периодов бета-распада для ядер с

тяжелых ядер рассматривалось в рамках сценария

атомным номером Z от 36 до 82 и значениями T1/2 <

слияния нейтронных звезд в рамках модели [33],

100 мс в области r-процесса.

которая хорошо описывает основные физические

параметры выбрасываемого вещества, что под-

Заметим также, что мгновенные нейтроны де-

тверждается более подробными и сложными мо-

ления и запаздывающие нейтроны могут играть

делями, воспроизводящими процесс слияния ком-

важную роль на поздней стадии замораживания r-

пактных объектов [33, 35, 36]. Расчеты нуклеосин-

процесса при захвате высвобождающихся в про-

теза были сделаны off-line, с разными скоростями

цессе деления нейтронов, возможно происходящим

бета-распада, полученными как на основе разных

после замораживания (n, γ)-(γ, n)-равновесия.

моделей [18, 22], так и измененных феноменологи-

Ключевой физической величиной, определяю-

чески (подробнее см. ниже).

щей как скорость нуклеосинтеза, так и наблюда-

Результаты расчетов нуклеосинтеза тяжелых

емую распространенность тяжелых ядер, является

ядер в сценарии слияния двух нейтронных звезд,

скорость бета-распадов. Роль бета-распадов (осо-

проведенные с новыми скоростями реакций [18],

бенно наиболее тяжелых ядер) важна для скорости

оказались отличны от предыдущих результатов (см.

образования тяжелых (делящихся) ядер, также как

рис. 5 в работе [31]). Заметно выросла распростра-

и время, в течение которого делящиеся ядра суще-

ствуют.

ненность ядер с A ∼ 90, вплоть до значений, близ-

ких к наблюдениям. Но платиновый пик заметно

Систематика скоростей реакций и скоростей

сдвинулся в область б ´ольших атомных номеров,

бета-распада для ядер тяжелее свинца, проведен-

показав рассогласование с наблюдениями на кри-

ная нами ранее [31], показала, что существую-

вой распространенности.

щие прогнозы скоростей бета-распада [22] имеют

тенденцию к завышению их величины для сильно

При феноменологическом увеличении скорости

нейтронно-избыточных ядер химических элемен-

бета-распада для ядер тяжелее свинца, сделанном

тов тяжелее висмута. Феноменологическое уве-

в 2008 г. [31], ликвидировались недооценки скоро-

личение скоростей бета-распада изотопов данной

сти бета-распада ядер из этой области, получен-

области и их использование в расчетах r-процесса

ные на основе моделей QRPA + FRDM [22] (см.

показало [30], что после коррекции данных согла-

рис. 2), и заметно улучшалось согласие расчетных

сие результатов расчетов с наблюдениями заметно

распространенностей с наблюдениями (см. рис. 3).

улучшилось для области ядер с 140 < A < 180.

Но полная замена скоростей бета-распада [22]

на новые данные [18] для всех участвующих в r-

В настоящей работе при расчетах нуклеосинтеза

процессе элементов, вместо ожидавшегося резуль-

тяжелых элементов мы использовали расчеты пе-

тата, близкого к показанному на рис. 3 (штриховая

риодов полураспада [17-19], в которых при расче-

кривая), привела к несколько другим эффектам.

тах силовой функции S_β(E) использовался упро-

щенный подход, развитый в рамках микроскопиче-

Рассчитанные на основе ТКФС скорости бета-

ской ТКФС [23] за счет использования ряда усред-

распада были применены для всех ядер, а не только

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 83

№4

2020

352

ПАНОВ, ЛЮТОСТАНСКИЙ

R_calc

10²

10¹

10⁰

10^-1

10^-2

10^-3

100

Рис. 2. Сравнение значений периодов бета-распада T1/2, рассчитанных на основе разных теоретических моделей:

настоящей [10] и квази-RPA с учетом запрещенных переходов [22]. Отношения R_calc = Tffst1/2/TQRPA1/2 (треугольники)

рассчитаны с использованием массовой модели FRDM [27].

logY_A

-3

-4

-5

-6

120

150

180

210

240

Рис. 3. Распространенности тяжелых ядер, рассчитанные с использованием различных прогнозов скоростей бета-

распада: 1) Мёллера и др. [22] (тонкая кривая); 2) то же [22], но скорости бета-распада для всех изотопов с Z > 82

увеличены в 4 раза (штриховая кривая); 3) расчеты скорости бета-распада на основе модифицированной ТКФС-модели

[10, 17-19] (жирная кривая).

для тех, по которым была выявлено систематиче-

T1/2 (ТКФС) < T1/2 (QRPA), скорость волны нук-

ское расхождение скоростей (Z > 81). В резуль-

леосинтеза вырастает в несколько раз, приводя,

тате такой смены данных скорость бета-распада

во-первых, к более быстрому преобразованию ядер

в актиниды и трансактиниды, и, во-вторых, к уве-

ядер, формирующих третий пик на кривой распро-

страненности, также уменьшилась в несколько раз,

личению показателя индекса числа циклов (fission

соответственно увеличилась и скорость прохожде-

cycling) n_c, что особенно важно для формирования

ния волной нуклеосинтеза пути от области продук-

выходов ядер с 140 < A < 180, когда n_c > 1.

тов деления до области деления. Из-за того, что

В результате расчетов оказалось (см. рис. 3),

в области интенсивно происходящего r-процесса

что распространенность ядер с 90 < A < 110 вы-

для нейтронно-избыточных ядер с S_n < 3 МэВ,

росла в разы за счет резкого увеличения вклада

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 83

№4

2020

ЗАВИСИМОСТЬ РАСПРОСТРАНЕННОСТИ ЯДЕР

353

logY_A

-3

-4

-5

-6

-7

120

150

180

210

240

Рис. 4. Влияние величины скорости бета-распада ln2/T1/2 на формирование ядер с A > 100. λnormβ = λcalcβ/k

< k < 6), k = 1 (жирная сплошная кривая), k = 4.8 (тонкая сплошная), k = 6 (штриховая). Точки —наблюдаемая

распространенность r-элементов в Солнечной системе.

logY_A

-3

-4

-5

-6

-7

120

150

180

210

240

Рис. 5. То же, что и на рис. 4, но расчеты распространенности были получены как с использованием периодов

бета-распада, рассчитанных на основе модели [22] (жирная сплошная кривая), так и с одинаковым изменением

всех расчетных данных λnormβ = λcalcβ/k, где k = 2.8 (штриховая), k = 0.3 (тонкая сплошная) и k = 4.7 (штриховая с

длинными штрихами). Точки — наблюдаемая распространенность r-элементов в Солнечной системе.

запаздывающего деления с асимметричным рас-

заметному смещению пика в область б ´ольших зна-

пределением ядер продуктов деления по массе,

чений A, при этом не изменяя числа нейтронов для

улучшилось описание распространенности в обла-

ядер, формирующих пик. Для выявления “чисто-

сти редких элементов, но произошел сдвиг пика

го” влияния скорости бета-распада на формиро-

A₃ в сторону более тяжелых ядер (на ΔA ≈ 4-

вание второго и третьего пиков на кривой распро-

5). Основное объяснение сдвига пика A₃ в том,

страненности были проведены несколько расчетов

что прогнозируемые скорости реакций, в отличие

с параметрически-измененными скоростями бета-

от систематики 2008 г. [31], увеличились и для

распада для ядер за железным пиком со скоро-

ядер с числом нейтронов N ∼ 126, что привело к

стями бета-распада, основанными на расчетах по

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 83

№4

2020

354

ПАНОВ, ЛЮТОСТАНСКИЙ

модели на основе ТКФС [10, 17-19] (см. рис. 4) и

другого пакета скоростей бета-распада, основан-

широко используемых в моделировании r-процесса

ного на QRPA-прогнозах периодов бета-распада

расчетах на основе метода QRPA [22] (рис. 5).

[22]. Сдвиг пика A₃ влево при замедлении протека-

В этих расчетах скорости бета-распада определя-

ния нуклеосинтеза происходит, приводя к смеще-

лись как λ_β ∼ ln 2/Tparam1/2, где Tparam1/2 = k × Tcalc1/2,

нию пика A₃ из области с A ∼ 198 в область A ∼

∼ 188, вправо пик сдвигается при ускорении нукле-

а k менялось от 0.3 до 5. При параметрическом

осинтеза (k = 0.3). За счет более высокой скорости

увеличении Tparam1/2 движение волны нуклеосинтеза

бета-распада волна нуклеосинтеза при той же дли-

замедлялось, и r-процесс при максимальном за-

тельности процесса продвинется дальше в область

медлении не успевал войти в область актинидов

ядер с большими Z и A, что эффективно приведет

и образовать источник новых зародышевых ядер.

к увеличению температуры на фронте волны нук-

При систематическом увеличении времени жизни

леосинтеза, сдвигу пути в сторону долины стабиль-

всех участвующих в нуклеосинтезе ядер, форми-

ности за счет роста скоростей фотодиссоциации и

рующих, в частности, пик с A = 130, третий пик

соответствующему сдвигу пика распространенно-

A₃ перемещался на расчетной кривой из области

сти A₃ вправо. Возможно, это объяснение физи-

A ∼ 200 к наблюдаемой позиции с максимумом

ки процесса неполно и относится к конкретному

в A ∼ 196. Обе серии параметрических расчетов

сценарию, траектории и ядерным моделям, и может

показали, что при значительном увеличении ско-

зависеть еще от других факторов. Однако ускоре-

рости бета-распада (в 5 раз) третий пик смещает-

ние или замедление движения фронта волны нук-

ся примерно на ΔA ≈ 10 в область более легких

леосинтеза — одна из причин, влияющих на форму

ядер, что логично, поскольку путь r-процесса при

и положение пика A₃, в дополнение к описанному

ускорении бета-распада лежит ближе к границе

нами ранее [24] процессу сдвига теоретического

нейтронной стабильности, и совпадает качественно

пика за счет мгновенных нейтронов деления в конце

с результатами, полученными с использованием

r-процесса.

скоростей бета-распада, рассчитанных в рамках

Таким образом, настоящие расчеты показали,

ТКФС [18]. И на основании этих результатов ясно,

что прогнозы периодов бета-распада T1/2 могут

что существующие расчеты периодов бета-распада

существенно влиять на положение платинового пи-

в целом или переоценивают значения бета-распада

ка A₃ даже сильнее, чем нейтроны деления, а ре-

[22], или недооценивают [18], что и является одной

зультаты моделирования нуклеосинтеза указывают

из причин расcогласования расчетных и наблюда-

на небольшое завышение периодов бета-распада

емых распространенностей, что хорошо видно по

существующими моделями [18, 22] для ядер из

положениям и величине как пиков A₃ и A₂, так и

области r-процесса. И очевидно, что развитие но-

пика редкоземельных элементов.

вых вариантов микроскопических моделей [37, 38]

глобального прогнозирования T1/2 исключительно

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

важно для совершенствования моделей быстрого

нуклеосинтеза.

Анализ положения пика A₃ и зависимости его

Работа выполнена при поддержке грантов РФ-

положения и формы от модельного и парамет-

ФИ № 18-29-21019 мк (расчеты периодов полу-

рического изменения скорости бета-распадов по-

распада и распространенности тяжелых ядер) и

казывает, что при расчетах r-процесса с новыми

№ 18-02-00670 (расчеты силовой функции бета-

периодами бета-распада [18], которые системати-

чески меньше использовавшихся ранее [22] пре-

распада S(E) для ряда ядер с учетом резонансной

имущественно в области ядер с Z > 80, сравнение

структуры).

теоретических распространенностей тяжелых ядер

с наблюдениями для средневзвешенной траектории

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

(Y_e = 0.10) стало лучше между пиками (см. рис. 3),

но описание пика A₃ несколько ухудшилось за счет

1. E. M. Burbidge, G. R. Burbidge, W. A. Fowler, and

немного более заниженных периодов полураспада

F. Hoyle, Rev. Mod. Phys. 29, 547 (1957).

для ядер с 60 < Z < 80.

2. A. G. W. Cameron, Astron. Soc. Pac. 69, 201 (1957).

3. P. A. Seeger, W. A. Fowler, and D. D. Clayton,

При ускорении r-процесса, когда используются

Astrophys. J. Suppl. 11, 121 (1965).

более короткие периоды бета-распада (соответ-

4. I. V. Panov, C. Freiburghause, and F.-K. Thielemann,

ственно более высокие скорости бета-распада),

Nucl. Phys. A 688, 587 (2001).

волна нуклеосинтеза проходит ближе к границе

5. I. V. Panov and F.-K. Thielemann, Nucl. Phys. A 718,

нейтронной стабильности и пик A₃ формируется в

647 (2003).

области ядер с массовым числом A ∼ 200.

6. Ю. С. Лютостанский, И. В. Панов, Письма в Аст-

Этот эффект проявляется и при расчетах r-

рон. журн. 14, 70 (1988) [Sov. Astron. Lett. 14, 168

процесса в том же сценарии, но с использованием

(1988)].

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 83

№4

2020

ЗАВИСИМОСТЬ РАСПРОСТРАНЕННОСТИ ЯДЕР

355

C. Sneden, J. J. Cowan, I. I. Ivans, G. M. Fuller,

N. T. Zinner, and F.-K. Thielemann, Astrophys. J.

S. Burles, T. C. Beers, and J. E. Lawler, Astrophys.

808, 30 (2015).

J. Lett. 533, L139 (2000).

25.

И. Ю. Корнеев, И. В. Панов, Письма в Астрон.

E. Fermi, Z. Phys. 88, 161 (1934).

журн. 37, 930 (2011) [Astron. Lett. 37, 864 (2011)].

J. Krumlinde and P. M ¨oller, Nucl. Phys. A 417, 419

26.

T. Rauscher and F.-K. Thielemann, At. Data Nucl.

(1984).

Data Tables 75, 1 (2000).

10.

В. Г. Алексанкин, Ю. С. Лютостанский, И. В. Па-

нов, ЯФ 34, 1451 (1981) [Sov. J. Nucl. Phys. 34, 804

27.

P. M ¨oller, J. R. Nix, W. D. Myers, and W. J. Swiatecki,

(1981)].

At. Data Nucl. Data Tables 59, 185 (1995).

11.

I. N. Borzov, S. A. Fayans, and E. L. Trykov, Nucl.

28.

Y. Aboussir, J. M. Pearson, A. K. Dutta, and

Phys. A 584, 335 (1995).

F. Tondeur, At. Data Nucl. Data Tables 61, 127

12.

I. N. Borzov, Nucl. Phys. A 777, 645 (2006).

(1995).

13.

Ю. С. Лютостанский, ЯФ 82, 440 (2019) [Phys. At.

29.

J. M. Pearson, R. C. Nayak, and S. Goriely, Phys.

Nucl. 82, 528 (2019)].

Lett. B 387, 455 (1996).

14.

P. M ¨oller, J. R. Nix, and K.-L. Kratz, At. Data Nucl.

30.

I. V. Panov, I. Yu. Korneev, T. Rauscher, G. Mart´ınez-

Data Tables 66, 131 (1997).

Pinedo, A. Keli ´c-Heil, N. T. Zinner, and F.-K. Thie-

15.

K.-L. Kratz, K. Farouqi, and B. Pfeiffer, Prog. Part.

lemann, Astron. Astrophys. 513, A61 (2010).

Nucl. Phys. 59, 147 (2007).

16.

G. Mart´ınez-Pinedo and K. Langanke, Phys. Rev.

31.

I. V. Panov, Iu. Y. Korneev, and F.-K. Thielemann,

Lett. 83, 4502 (1999).

Astron. Lett. 34, 189 (2008).

17.

I. Panov, Yu. Lutostansky, and F.- K. Thielemann,

32.

NuDat2-8, 2009, National Nuclear Data Center,

J. Phys.: Conf. Ser. 940, 012053 (2018).

Information Extracted from the NuDat 2 Database,

18.

I. V. Panov, Yu. S. Lutostansky, and F.-K. Thie-

http://www.nndc.bnl.gov/nudat2/

lemann, Nucl. Phys. A 947, 1 (2016).

33.

S. Rosswog, M. Liebendorfer, F.-K. Thielemann,

19.

И. В. Панов, Ю. С. Лютостанский, Ф.-К. Тилеманн,

M. B. Davies, W. Benz, and T. Piran, Astron.

Изв. РАН. Сер. физ. 79, 478 (2015) [Bull Russ.

Astrophys. 341, 499 (1999).

Acad. Sci. Phys. 79, 437 (2015)].

34.

G. Lorusso, S. Nishimura, Z. Y. Xu, A. Jungclaus,

20.

A. Staudt, E. Bender, K. Muto, and H. V. Klapdor-

Y. Shimizu, G. S. Simpson, P.-A. S ¨oderstr ¨om,

Kleingrothaus, At. Data Nucl. Data Tables 44, 79

H. Watanabe, F. Browne, P. Doornenbal, G. Gey,

(1990).

H. S. Jung, B. Meyer, T. Sumikama, J. Taprogge, Zs.

21.

I. N. Borzov, S. A. Fayans, E. Kr ¨omer, and

Vajta, et al., Phys. Rev. Lett. 114, 192501 (2015).

D. Zawischa, Z. Phys. 355, 117 (1996).

22.

P. M ¨oller, B. Pfeiffer, and K.-L. Kratz, Phys. Rev. C

35.

D. Martin, A. Perego, A. Arcones, F.-K.Thielemann,

67, 055802 (2003).

O. Korobkin, and S. Rosswog, J. Phys.: Conf. Ser.

23.

А. Б. Мигдал, Теория конечных фермисистем и

940, 012047 (2018).

свойства атомных ядер (Наука, Москва, 1983)

36.

S. Rosswog, U. Feindt, O. Korobkin, M.-R. Wu,

[A. B. Migdal, Theory of Finite Fermi Systems and

J. Sollerman, A. Goobar, and G. Martinez-Pinedo,

Applications to Atomic Nuclei (Nauka, Moscow,

Class. Quantum Grav. 34, 104001 (2017).

1983)].

37.

T. Marketin, L. Huther, and G. Mart´ınez-Pinedo,

24.

M. Eichler, A. Arcones, A. Kelic, O. Korobkin,

Phys. Rev C 93, 025805 (2016).

K. Langanke, T. Marketin, T. Martinez-Pinedo,

I. Panov, T. Rauscher, S. Rosswog, C. Winteler,

38.

И. Н. Борзов, ЯФ 83 (2020) (направлено в ЯФ).

DEPENDENCE OF NUCLEI ABUNDANCE, FORMED IN THE r PROCESS,

ON NUCLEOSYNTHESIS RATE

I. V. Panov^1),2), Yu. S. Lutostansky²⁾

¹⁾NRC “Kurchatov Institute” — ITEP, Moscow, Russia

²⁾National Research Center “Kurchatov Institute”, Moscow, Russia

Nucleosynthesis rate of heavy nuclei formed during multiple neutron captures is defined by nucleosynthesis

scenario and beta-decay rates of nuclei involved into the r-process. In the result of the r-process

calculations: abundance of heavy nuclei and definition of their dependence on input data, the role of

beta-decay rates, calculated by different models, was analyzed as well as their influence on the abundance

of heavy nuclei. It was shown that the change of the r-process rate influences strongly the third abundance

peak formation, on its size and position.

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 83

№4

2020