ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2023, том 86, № 1, с. 65-71

ЯДРА

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ

МАССОВО-ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ФРАГМЕНТОВ

РЕАКЦИИ⁹⁰Zr +⁹⁰Zr, ВЕДУЩЕЙ К ОБРАЗОВАНИЮ¹⁸⁰Hg,

ПРИ ЭНЕРГИИ ВБЛИЗИ КУЛОНОВСКОГО БАРЬЕРА

Г. Н. Княжева^1),2), Ю. М. Иткис¹⁾, К. В. Новиков^1),2), И. В. Воробьев¹⁾,

И. В. Пчелинцев¹⁾, Н. С. Бубликова¹⁾, М. Г. Воронюк¹⁾

Поступила в редакцию 20.09.2022 г.; после доработки 20.09.2022 г.; принята к публикации 22.09.2022 г.

С помощью двухплечевого времяпролетного спектрометра CORSET были измерены массово-

энергетические распределения бинарных фрагментов, образующихся в реакции⁹⁰Zr +⁹⁰Zr, при энер-

гии налетающего иона 378 МэВ. Из сравнительного анализа массово-энергетических распределений,

измеренных в данной работе, с распределениями фрагментов, образующихся в реакциях³⁶Ar +¹⁴⁴Sm

и⁶⁸Zn +¹¹²Sn, ведущих к образованию такой же составной системы¹⁸⁰Hg, было установлено, что

вклад процесса слияния-деления составного ядра составляет менее 20% в общее распределение

делительноподобных фрагментов.

DOI: 10.31857/S0044002723010324, EDN: REVJXQ

1. ВВЕДЕНИЕ

зависит также от входного канала реакции. Чем

больше кулоновское отталкивание во входном ка-

Одной из основных задач современной ядерной

нале, тем больше вероятность того, что составная

физики является изучение свойств ядер, далеких

система, минуя стадию образования составного

от линии бета-стабильности. Для получения таких

ядра (CN), сразу пойдет в канал разделения на два

ядер в зависимости от их заряда и массового числа

фрагмента в процессе квазиделения (QF) [3, 4]. В

используют различные реакционные механизмы.

зависимости от высоты барьера деления образо-

В настоящее время нейтронодефицитные тяжелые

ванного CN, его энергии возбуждения и углового

ядра можно получать только в реакциях с тяжелы-

момента составное ядро может девозбудиться за

ми ионами. Однако при взаимодействии тяжелых

счет испарения легких частиц (n, p, α) с образова-

ядер механизм реакции зависит от свойств вход-

нием остатков испарения (ER) или поделиться на

ного канала, таких как энергия взаимодействия,

два фрагмента (CN-fiss).

прицельный параметр (или угловой момент), ку-

Деление CN, квазиделение, реакции глубоконе-

лоновский фактор (Z₁Z₂), массовая асимметрия,

упругих и малонуклонных передач, квазиупругое и

деформация и т.д. При увеличении углового мо-

упругое рассеяние являются бинарными процес-

мента центробежные силы препятствуют контакту

сталкивающихся ядер, отклоняя траекторию нале-

сами с полной передачей импульса. Эксперимен-

тальное разделение этих процессов по свойствам

тающего иона. Процесс захвата взаимодействую-

щих ядер возможен только при угловых моментах,

фрагментов реакции (масса, энергия, угол вылета)

меньших значения критического углового момента

может представлять довольно нетривиальную за-

дачу из-за сильного перекрытия по наблюдаемым

L_cr [1]. При угловых моментах вблизи L_cr глав-

характеристикам.

ным образом протекают реакции глубоконеупругих

передач (DIС) [2], при более высоких — реакции

События упругого рассеяния имеют массы

малонуклонных передач и квазиупругие процессы.

фрагментов, равные массам взаимодействующих

ядер, и полную кинетическую энергию, равную

После захвата сталкивающихся ядер образует-

энергии взаимодействия в системе центра масс.

ся составная система. Дальнейшая ее эволюция

Квазиупругие фрагменты также локализуются

вблизи масс партнеров реакции, но характеризуют-

¹⁾Объединенный институт ядерных исследований, Дубна,

Россия.

ся незначительными потерями начальной энергии

²⁾Государственный университет “Дубна”, Дубна, Россия.

(∼10 МэВ). Как правило, для большинства реак-

^*E-mail: kulkov@jinr.ru

ций эти процессы легко выделяются по своим ха-

КУЛЬКОВ и др.

TKE, МэВ

225

200

175

150

125

100

120

140

Масса фрагмента, а.е.м.

Отсчет

10⁶

10⁵

10⁴

10³

10²

10¹

10⁰

100

125

150

175

200

225

TKE, МэВ

Рис. 1. а — Массово-энергетическое распределение бинарных фрагментов, образующихся в реакции

⁹⁰Zr +⁹⁰Zr, при

энергии налетающих ионов 378 МэВ; б — энергетическое распределение всех бинарных событий для реакции⁹⁰Zr +

+⁹⁰Zr.

рактеристикам от всех зарегистрированных бинар-

налетающего ядра и ядра-мишени, при этом выход

ных событий. Сложнее дело обстоит с процессами

более легких или тяжелых ядер уменьшается

CN-fiss, QF и DIС из-за значительной диссипации

экспоненциально. В свою очередь QF характери-

начальной энергии и передачи большого числа

зуется более равномерным угловым распределе-

нуклонов между взаимодействующими ядрами,

нием, характерное время данного процесса может

типичных для этих каналов реакции. Угловые

достигать десятков зептосекунд [6]. Как правило,

распределения DIС сфокусированы преимуще-

оболочечные эффекты оказывают сильное влияние

ственно вблизи углов касательного столкновения,

на выход продуктов квазиделения, приводя к асим-

характерное время такого процесса составляет

метричным массовым распределениям с максиму-

несколько зептосекунд [5]. Массовые распреде-

мами вблизи замкнутых нейтронных и протонных

ления фрагментов имеют максимумы вблизи масс

оболочек [3]. Несмотря на то, что в последние

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ

θ_lab, град

lab

Рис. 2. Экспериментальное распределение корреляции “угол-угол” в лабораторной системе для комплементарных пар

фрагментов, образованных в реакции⁹⁰Zr +⁹⁰Zr при энергии 378 МэВ. Кривые: сплошная — расчетная корреляция для

упругого рассеяния, точечная — для симметричных фрагментов с TKE = 160 МэВ, штриховая — для симметричного

деления CN.

годы был достигнут значительный прогресс в

сравнение свойств фрагментов деления и квазиде-

теоретическом описании взаимодействия тяжелых

ления, образующихся в этих реакциях.

ионов, особенно для реакций многонуклонных

передач [7, 8], современные теоретические модели

2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА

не позволяют однозначно предсказать механизмы

реакции. Особенно сложной задачей является

Эксперимент проводился в Лаборатории ядер-

описание конкурирующих процессов слияния-

ных реакций им. Г.Н. Флёрова (ОИЯИ, Дубна) на

деления и квазиделения. Следует отметить, что

циклотроне У-400 при энергии налетающих ионов

соотношение между процессами образования CN

⁹⁰Zr 378 МэВ. Энергетическое разрешение пучка

и QF чрезвычайно важно для планирования

составляло ∼1%. Интенсивность пучка на мишени

экспериментов по синтезу сверхтяжелых ядер [9].

∼16-21 нА. Мишень изготавливалась путем на-

Настоящая работа посвящена эксперименталь-

пыления⁹⁰Zr толщиной 200 мкг см-2 на углерод-

ному исследованию механизмов, протекающих

ную подложку (50 мкг см-2). Обогащение мишени

в реакции

⁹⁰Zr +⁹⁰Zr, ведущей к образованию

-99.8%.

¹⁸⁰Hg, при энергии вблизи кулоновского барьера.

Бинарные продукты реакции измеряли в сов-

Выбор этой реакции обусловлен большим числом

падении с помощью двухплечевого времяпролет-

возможных выходных бинарных каналов, а именно,

ного спектрометра CORSET [15]. Каждое плечо

CN-fiss, QF, DIC, реакции малонуклонных пере-

спектрометра состоит из компактного стартового

дач, квазиупругое и упругое рассеяние. Массовая

детектора и позиционно-чувствительного стопово-

асимметрия входного канала этой реакции равна

го детектора на основе микроканальных пластин.

нулю, что ведет к сильному перекрытию фрагмен-

Угловой захват плеч спектрометра в плоскости ре-

тов реакции, возникающих в вышеперечисленных

акции составлял ±7^◦ и ±15^◦. Плечи спектрометра

процессах. В этой реакции угловые моменты,

располагались под углами +38^◦ и -45^◦ относи-

вносимые в систему, могут достигать больших

тельно оси пучка. Такое положение плеч спектро-

значений. Кроме того, ранее были измерены

метра позволило измерять продукты реакций CN-

массово-энергетические распределения бинарных

fiss, QF, DIC, квазиупругого и упругого рассеяния

фрагментов, образующихся в реакциях

³⁶Ar +

с соотношением масс фрагментов M_H /M_L от 1

+¹⁴⁴Sm [10-13] и 68Zn +112Sn [14], которые

до 2.7. Угловое разрешение стоповых детекторов

также ведут к образованию¹⁸⁰Hg. Во всех трех

составляло 0.3^◦, временное разрешение каждого

комбинациях внесенный угловой момент и энергия

плеча — 180 пс.

возбуждения образующегося CN имеют близкие

При обработке данных предполагалась стан-

значения, что делает возможным более детальное

дартная двухтельная кинематика [15]. Первичные

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

КУЛЬКОВ и др.

TKE, МэВ

180

160

140

120

Выход, %

10²

10¹

10⁰

10^-1

10^-2

100

110

120

130

Масса фрагмента, а.е.м.

Рис. 3. a — Массово-энергетическое распределение фрагментов для долгоживущих составных систем, образующихся

в реакции⁹⁰Zr +⁹⁰Zr при энергии 378 МэВ; б — экспериментальное массовое распределение для этих фрагментов

(открытые точки), компонента для CN-fiss, вписанная с максимально возможным вкладом (серая заполненная область),

высокоэнергетическая симметричная компонента c TKE > 140 МэВ (сплошная жирная кривая), широкая симметричная

компонента с TKE ≈ 140 МэВ (штрихпунктирная кривая).

массы, скорости, энергии и углы продуктов ре-

[15]). Массовое и энергетическое разрешения уста-

акции в системе центра масс рассчитывались по

новки CORSET определялись по полной ширине

измеренным скоростям и углам с использованием

на половине высоты массового и энергетического

законов сохранения импульса и массы, принимая

спектров упруго рассеянных частиц соответствен-

во внимание, что масса составной системы равна

но. Разрешение спектрометра по массе и полной

сумме масс налетающего иона и ядра мишени.

кинетической энергии (ТКЕ) в этих условиях со-

Также учитывались поправки на потери энергии

ставляло ±2 а.е.м. и ±8 МэВ соответственно.

осколков в материале мишени и фольгах детек-

торов. Выделение бинарных каналов реакции с

3. РЕЗУЛЬТАТЫ ИЗМЕРЕНИЙ

полной передачей импульса было основано на ана-

Измеренные в работе массово-энергетические

лизе кинематических диаграмм (подробности см. в распределения бинарных фрагментов, образую-

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ

щихся в реакции⁹⁰Zr +⁹⁰Zr, при энергии 378 МэВ

что эта компонента была вписана с максимальной

представлены на рис. 1а. Основная часть собы-

амплитудой и соответствует верхнему пределу

тий в этой матрице концентрируется вокруг мас-

вклада процесса слияния-деления

¹⁸⁰Hg для

сы фрагмента 90 а.е.м. и кинетической энергии

этой реакции. Хорошо известно, что в отличие

189 МэВ, т.е. вокруг массы взаимодействующих

от DIC, процесс деления характеризуется полной

ядер и энергии взаимодействия в системе центра

диссипацией начальной энергии, а кинетическая

масс. Фрагменты с кинетической энергией больше

энергия осколков главным образом определяется

175 МэВ имеют очень узкое массовое распределе-

кулоновскими силами между фрагментами в точке

ние c пиком при массе 90 а.е.м. При уменьшении

разрыва [17]. Из рис. 1б видно, что компонента

полной кинетической энергии фрагментов наблю-

CN-fiss соответствует событиям с наибольшими

дается уширение массового распределения, а при

потерями энергии. Значительная часть экспери-

энергиях ниже 150 МэВ массовое распределение

ментально измеренных событий

(∼95%) имеет

имеет дисперсию (σ_M ≈ 11 а.е.м.), сопоставимую с

более высокое TKE.

дисперсией массового распределения для осколков

На рис. 2 приведены измеренные корреляции

деления возбужденного ядра¹⁸⁰Hg.

“угол-угол” в лабораторной системе для компле-

На рис. 1б приведено энергетическое распре-

ментарных фрагментов, образующихся в реакции

деление для всех бинарных событий (квадраты на

⁹⁰Zr +⁹⁰Zr. Также показаны расчеты для этой же

рис. 1б). Основная часть бинарных фрагментов

корреляционной зависимости для упругого рас-

соответствует упругому рассеянию⁹⁰Zr и хорошо

сеяния, для симметричных фрагментов реакции с

описывается гауссовым распределением (сплош-

TKE = 160 МэВ и для симметричного деления

ная кривая на рис. 1б). Остальные события (звез-

¹⁸⁰Hg. Угол касательных столкновений для⁹⁰Zr +

дочки на рис. 1б) характеризуются диссипаци-

+⁹⁰Zr при E_lab = 378 МэВ равен θ_gr = 69^◦. Чем

ей начальной энергии взаимодействия и являют-

больше угол фрагмента отклоняется от угла каса-

ся фрагментами реакций малонуклонных передач,

тельного столкновения, тем больше время жизни

DIC, QF и CN-fiss. Энергетическое распределение

образованной в реакции двойной ядерной системы

имеет точку перегиба при TKE ≈ 160 МэВ, что свя-

[6], а чем больше потери энергии, тем меньше уг-

зано с изменением основных механизмов реакции:

ловой момент составной системы [18]. Для отбора

от реакций малонуклонных передач к QF и СN-

фрагментов, возникающих при распаде составных

fiss. В настоящей работе измерения фрагментов

систем с временем жизни более 5 зс и относительно

реакции проводились при углах на ∼20^◦ меньше,

небольшим внесенным угловым моментом, отби-

чем угол касательных столкновений, что позволило

рались только события внутри заштрихованного

существенно уменьшить вклад фрагментов DIC в

контура на рис. 2. Эти события имеют TKE <

массово-энергетические распределения.

< 160 МэВ и угол отклонения по сравнению с θ_gr

Свойства массово-энергетических распределе-

более 30^◦. Такие свойства фрагментов характерны

ний фрагментов деления ядра¹⁸⁰Hg в зависимо-

для процессов QF и CN-fiss (делительноподобные

сти от его энергии возбуждения хорошо изучены

фрагменты). Массово-энергетическое распределе-

[10-13]. При низких энергиях возбуждения (E^∗ ≤

ние для этих фрагментов показано на рис. 3.

≤ 10 МэВ) массовое распределение имеет асим-

Как видно из рис. 3, значительная часть событий

метричную форму с максимальным выходом при

имеет довольно большую кинетическую энергию

массе 80 а.е.м. легкого фрагмента и 100 а.е.м. для

(TKE > 140 МэВ) и довольно узкое массовое рас-

тяжелого фрагмента, средняя кинетическая энер-

пределение (σ_M ≈ 3 а.е.м.). Серая заштрихованная

гия осколков деления составляет приблизительно

область на этом рисунке соответствует массово-

135 МэВ [16]. С увеличением энергии возбуждения

му распределению для фрагментов деления ядра

делящегося ядра¹⁸⁰Hg увеличивается вклад сим-

¹⁸⁰Hg, получаемого в реакции³⁶Ar +¹⁴⁴Sm при

метричной моды, соответствующей жидкокапель-

энергии возбуждения 34 МэВ из работы [12]. В

ной компоненте деления [12, 13]. При энергии воз-

изучаемой нами реакции энергия возбуждения об-

буждения 34 МэВ массовое распределение все еще

разующегося CN равна 31 МэВ. Следует отме-

остается двугорбым. Кинетическая энергия оскол-

ков деления увеличивается по сравнению с низко-

тить, что угловой момент в реакции⁹⁰Zr +⁹⁰Zr

энергетическим делением этого ядра и составляет

значительно выше по сравнению с реакцией³⁶Ar +

примерно 137 МэВ со стандартным отклонением

+¹⁴⁴Sm. Как было показано в [19], увеличение

σ_TKE ≈ 12 МэВ.

углового момента приводит к уширению массового

Исходя из вышесказанного, в энергетическое

распределения. Заметим, что массовое распреде-

распределение фрагментов реакции

⁹⁰Zr +⁹⁰Zr

ление осколков деления¹⁸⁰Hg при E^∗ = 34 МэВ

была вписана компонента для CN-fiss (штрих-

довольно широкое. Чтобы выход асимметричных

пунктирная кривая на рис. 1б). Следует отметить,

фрагментов реакции⁹⁰Zr +⁹⁰Zr (M_H /M_L > 1.8)

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

КУЛЬКОВ и др.

соответствовал выходу асимметричных фрагмен-

осколков деления ядра

¹⁸⁰Hg, полученного в

тов деления¹⁸⁰Hg, вклад компоненты CN-fiss в

реакции

³⁶Ar +¹⁴⁴Sm, было обнаружено, что

реакции с ионами⁹⁰Zr не должен превышать 20%

вклад фрагментов, образующихся в результате

от всех выделенных событий.

деления составного ядра, составляет менее 20%

Для полного описания массового спектра необ-

от всех делительноподобных фрагментов реакции.

ходимо ввести еще одну симметричную компоненту

Максимальный выход QF в реакции⁹⁰Zr +⁹⁰Zr

с более широкой дисперсией (σ_M ≈ 9 а.е.м.). Та-

наблюдается для фрагментов с массами 90 а.е.м.,

кая форма массового распределения существенно

что соответствует замкнутой нейтронной оболочке

отличается от распределения фрагментов QF, об-

N = 50. Такое поведение полностью противопо-

разованных в реакции⁶⁸Zn +¹¹²Sn →¹⁸⁰Hg, при

ложно массовому распределению QF в реакции

энергии вблизи кулоновского барьера [14]. В ре-

⁶⁸Zn +¹¹²Sn, где максимумы выхода фрагментов

акции с ионами Zn массовое распределение фраг-

квазиделения локализуются вокруг протонных

ментов имеет выраженную асимметричную фор-

оболочек Z = 28 и 50. Следовательно, форма мас-

му с максимумами при массах фрагментов 70 и

сового распределения фрагментов квазиделения

100 а.е.м., что соответствует протонным оболоч-

для реакций, ведущих к образованию составной

кам с Z = 28 и 50. В реакции⁹⁰Zr +⁹⁰Zr макси-

системы¹⁸⁰Hg, зависит от входного канала реак-

мальный выход для фрагментов QF наблюдается

ции, и, вероятно, фрагменты формируются вокруг

при массе 90 а.е.м., что соответствует нейтронной

замкнутых нейтронных и/или протонных оболочек,

оболочке N = 50. Т.е. фрагменты квазиделения для

ближайших к протонным и нейтронным числам

взаимодействующих ядер.

составных систем с Z = 80 и N = 100 (¹⁸⁰Hg)

формируются главным образом вокруг замкнутых

нейтронных или протонных оболочек, ближайших

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

к протонным и нейтронным числам взаимодейству-

R. Bass, Nuclear Reactions with Heavy Ions

ющих ядер. Как было показано в работах [12, 13],

(Springer-Verlag, New York, 1980).

массовое распределение осколков деления ядра

V. V. Volkov, Phys. Rep. 44, 93 (1977).

¹⁸⁰Hg определяется стабилизирующей ролью чис-

M. G. Itkis, E. Vardaci, I. M. Itkis, G. N. Knyazheva,

ла протонов Z ≈ 36 в легком фрагменте, Z ≈ 46 и

and E. M. Kozulin, Nucl. Phys. A 944, 204 (2015).

52 в тяжелом фрагменте, при этом нейтронная обо-

E. Vardaci, M. G. Itkis, I. M. Itkis, G. N. Knyazheva,

лочка при N = 50 не оказывает никакого влияния

and E. M. Kozulin, J. Phys. G. Nucl. Part. Phys. 46,

на формирование осколков, так же как и в делении

103002 (2019).

актинидов [20].

E. M. Kozulin, E. Vardaci, G. N. Knyazheva,

Сечение образования остатков испарения в ре-

A. A. Bogachev, S. N. Dmitriev, I. M. Itkis,

A. G. Knyazev, T. A. Loktev, K. V. Novikov,

акции 90Zr +90Zr было измерено ранее и при

E. A. Razinkov, O. V. Rudakov, S. V. Smirnov,

E_c.m. = 189.85 МэВ составляет для всех возмож-

W. Trzaska, and V. I. Zagrebaev, Phys. Rev. C 86,

ных каналов испарения (n, p, α) 7.0 ± 0.7 мбн [21].

044611 (2012).

При описании каналов испарительных остатков в

W. Q. Shen, J. Albinski, A. Gobbi, S. Gralla,

реакции⁹⁰Zr +⁹⁰Zr методом связанных каналов,

K. D. Hildenbrand, N. Herrmann, J. Kuzminski,

выполненном в работе [21], было обнаружено, что

W. F. J. M ¨uller, H. Stelzer, J. T ¨oke, B. B. Back,

вычисления переоценивают сечения эксперимен-

S. Bjørnholm, and S. P. Sørensen, Phys. Rev. C 36,

тально измеренных p и xn каналов в 5-50 раз, хотя

115 (1987).

V. I. Zagrebayev, A. V. Karpov, I. N. Mishustin, and

для реакции⁴⁰Ar +¹⁴⁴Sm, ведущей к образованию

W. Greiner, Phys. Rev. C 84, 044617 (2011).

близкого составного ядра¹⁸⁴Hg, эти расчеты хоро-

V. V. Saiko and A. V. Karpov, Phys. Rev. C 99, 014613

шо согласовались с экспериментально измеренным

(2019).

сечением слияния [22]. Этот факт также указывает

Yu. Ts. Oganessian and V. K. Utyonkov, Nucl. Phys.

на возможный большой вклад QF в данной реак-

A 944, 62 (2015).

ции.

10.

D. Kumar, E. M. Kozulin, M. Cheralu,

G. N. Knyazheva, I. M. Itkis, M. G. Itkis,

K. V. Novikov, A. A. Bogachev, N. I. Kozulina,

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

I. N. Diatlov, I. V. Pchelintsev, I. V. Vorobiev,

T. Banerjee, Y. S. Mukhamejanov, A. N. Pan,

Впервые были проведены измерения массово-

V. V. Saiko, et al., Bull. Russ. Acad. Sci.: Phys. 84,

энергетических распределений продуктов реак-

1001 (2020).

ции⁹⁰Zr +⁹⁰Zr при энергии налетающих ионов

11.

А. А. Богачев, Э. М. Козулин, Г. Н. Княжева,

378 МэВ. Из анализа свойств полученных рас-

Ю. М. Иткис, К. В. Новиков, Т. Банерджи, М. Че-

пределений в реакции⁹⁰Zr +⁹⁰Zr и их сравне-

ралу, М. Г. Иткис, Е. Мухамеджанов, Д. Кумар,

ния с массово-энергетическими распределениями

А. Н. Пан, И. В. Пчелинцев, И. В. Воробьев,

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ

В. Х. Трзаска, Э. Вардачи, А. Ди Нитто и др., Изв.

V. Fedoseev, S. Franchoo, J. A. Heredia, O. Ivanov,

РАН. Сер. физ. 85, 1399 (2021) [Bull. Russ. Acad.

U. K ¨oster, et al., Phys. Rev. Lett. 105,

252502

Sci.: Phys. 85, 1080 (2021)].

(2010).

12.

A. A. Bogachev, E. M. Kozulin, G. N. Knyazheva,

17. V. E. Viola, K. Kwiatkowski, and M. Walker, Phys.

I. M. Itkis, M. G. Itkis, K. V. Novikov,

Rev. C 31, 1550 (1985).

D. Kumar, T. Banerjee, I. N. Diatlov, M. Cheralu,

18. W. W. Wilcke, J. R. Birkelund, A. D. Hoover,

V. V. Kirakosyan, Y. S. Mukhamejanov, A. N. Pan,

J. R. Huizenga, W. U. Schr ¨oder, V. E. Viola,

I. V. Pchelintsev, R. S. Tikhomirov, I. V. Vorobiev, et

K. L. Wolf, and A. C. Mignerey, Phys. Rev. C 22, 128

al., Phys. Rev. C 104, 024623 (2021).

(1980).

13.

E. M. Kozulin, G. N. Knyazheva, I. M. Itkis,

19. G. N. Knyazheva, E. M. Kozulin, R. N. Sagaidak,

M. G. Itkis, Y. S. Mukhamejanov, A. A. Bogachev,

A. Yu. Chizhov, M. G. Itkis, N. A. Kondratiev,

K. V. Novikov, V. V. Kirakosyan, D. Kumar,

V. M. Voskressensky, A. M. Stefanini, B. R. Behera,

T. Banerjee, M. Cheralu, M. Maiti, R. Prajapat,

L. Corradi, E. Fioretto, A. Gadea, A. Latina,

R. Kumar, G. Sarkar, W. H. Trzaska, et al., Phys.

S. Szilner, M. Trotta, S. Beghini, et al., Phys. Rev.

Rev. C 105, 014607 (2022).

C 75, 064602 (2007).

14.

E. M. Kozulin, E. Vardaci, W. H. Trzaska,

20. G. Scamps and C. Simenel, Nature (London) 564,

A. A. Bogachev, I. M. Itkis, A. V. Karpov,

382 (2018).

G. N. Knyazheva, and K. V. Novikov, Phys. Lett.

21. J. G. Keller, K.-H. Schmidt, G. M ¨unzenberg,

B 819, 136442 (2021).

W. Reisdorf, H. G. Clerc, and C. C. Sahm, Nucl. Phys.

15.

Э. М. Козулин, А. А. Богачев, М. Г. Иткис,

A 452, 173 (1986).

Ю. М. Иткис, Г. Н. Княжева, Н. А. Кондратьев,

Л. Крупа, И. В. Покровский, Е. В. Прохорова,

22. W. Reisdorf, F. P. Hessberger, K. D. Hildenbrand,

ПТЭ, No. 1, 51 (2008).

S. Hofmann, G. M ¨unzenberg, K.-H. Schmidt,

16.

A. N. Andreyev, J. Elseviers, M. Huyse,

J. H. R. Schneider, W. F. W. Schneider, K. Summerer,

G. Wirth, J. V. Kratz, and K. Schlitt, Nucl. Phys. A

P. Van Duppen, S. Antalic, A. Barzakh, N. Bree,

438, 212 (1985).

T. E. Cocolios, V. F. Comas, J. Diriken, D. Fedorov,

EXPERIMENTAL STUDY OF MASS-TOTAL KINETIC ENERGY

DISTRIBUTION OF FRAGMENTS FORMED IN THE⁹⁰Zr +⁹⁰Zr

REACTION LEADING TO THE FORMATION OF¹⁸⁰Hg AT ENERGY

NEAR THE COULOMB BARRIER

K. A. Kulkov1),2), E. M. Kozulin1),2), A. A. Bogachev¹⁾, G. N. Knyazheva1),2), I. M. Itkis¹⁾,

K. V. Novikov1),2), I. V. Vorobiev¹⁾, I. V. Pchelintsev¹⁾, N. S. Bublikova¹⁾, M. G. Voronyuk¹⁾

¹⁾Joint Institute for Nuclear Research, Dubna, Russia

²⁾Dubna State University, Dubna, Russia

The mass-total kinetic energy distributions of binary fragments were measured using double-arm time-

of-flight spectrometer CORSET in the⁹⁰Zr +⁹⁰Zr reaction at the incident energies 378 MeV. From

the comparative analysis of measured in the current work mass-total kinetic energy distributions with

distributions of fragments formed in reactions³⁶Ar +¹⁴⁴Sm and⁶⁸Zn +¹¹²Sn, leading to the formation of

the same¹⁸⁰Hg compound system, it was found that the contribution of the process of fusion-fission of the

compound nucleus is less than 20% in the total distribution of fission-like fragments.

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023