ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2023, том 86, № 1, с. 57-64

ЯДРА

ИССЛЕДОВАНИЕ МОД ДЕЛЕНИЯ ЯДЕР²⁴⁸Cf И254,256Fm,

ОБРАЗОВАННЫХ В РЕАКЦИЯХ С ТЯЖЕЛЫМИ ИОНАМИ

А. А. Богачев¹⁾, К. Б. Гикал¹⁾, Ю. М. Иткис^1),2), Г. Н. Княжева¹⁾,

Т. Н. Квочкина²⁾, Е. С. Мухамеджанов^1),2),3), К. В. Новиков¹⁾, А. Н. Пан²⁾

Поступила в редакцию 21.09.2022 г.; после доработки 21.09.2022 г.; принята к публикации 22.09.2022 г.

Исследована роль замкнутых и деформированных протонных и нейтронных оболочек в делении ядер

²⁴⁸Cf и254,256Fm с энергией возбуждения от 40 до 56 МэВ. Массово-энергетические распределения

осколков деления этих ядер,образованных в реакциях¹⁶O+²³²Th и16,18O +²³⁸U, были измереныпри

энергиях налетающих ионов вблизи кулоновского барьера с помощью времяпролетного спектрометра

CORSET. Показано, что во всех исследованных реакциях повышенный выход осколков в районе

массы 100 а.е.м. связан с влиянием деформированной протонной оболочки Z ∼ 38. Обнаружено

проявление SuperShort-моды в делении²⁵⁶Fm при энергии возбуждения составного ядра 40 МэВ.

DOI: 10.31857/S0044002723010427, EDN: RGELER

1. ВВЕДЕНИЕ

асимметричного) было выдвинуто в 1950-х гг. Тур-

кевичем и Нидаем [4] при анализе массовых рас-

В настоящее время массовые и энергетиче-

пределений осколков деления²³²Th быстрыми ней-

ские распределения (МЭР) осколков спонтанного

тронами. Но из-за ряда неудачных попыток приме-

и низкоэнергетического деления актинидных ядер

нения двухкомпонентного описания к другим ядрам

хорошо изучены [1-3]. Было обнаружено, что мас-

интерес к этому подходу упал. Гипотеза модаль-

совые распределения осколков деления в этой

ного деления получила физическое обоснование

области асимметричны и определяются влиянием

в теоретических работах Пашкевича и Брозы с

замкнутых и деформированных ядерных оболочек.

соавторами [5-7], где было показано, что жидко-

С увеличением энергии возбуждения делящихся

капельные и оболочечные эффекты в делящемся

ядер влияние оболочек уменьшается, и при энергии

ядре приводят к появлению нескольких долин на

возбуждения более 40-50 МэВ свойства осколков

поверхности потенциальной энергии деформации,

каждая из которых подходит к точке разрыва на

деления становятся близкими к предсказанным мо-

осколки со своей характерной основной делитель-

делью жидкой капли (МЖК).

ной и масс-асимметричной деформацией и отвечает

На рис. 1 схематично представлены массовые

за формирование массово-энергетических распре-

распределения осколков для области ядер Cf-Hs.

делений независимых мод.

Как видно из рисунка, форма массового распре-

Броза [7] предложил свою классификацию, где

деления может значительно изменяться в зависи-

выделил несколько мод деления: симметричные

мости от числа протонов и нейтронов делящегося

SuperLong (S) и SuperShort (SS), асимметричные

ядра, а при числе нейтронов N ≥ 156 и Z ≥ 100,

Standard 1 (S1) и Standard 2 (S2), а также супера-

помимо симметричного и асимметричного деления,

симметричную Standard 3 (S3). Симметричная мо-

может проявляться узкая высокоэнергетическая

да S определяется жидкокапельными свойствами

симметричная компонента.

ядра, поэтому наиболее вероятные значения масс

осколков M = A_CN/2, а их среднюю полную кине-

Впервые предположение о существовании двух

тическую энергию можно оценить из систематики

независимых способов деления (симметричного и

Вайолы [8]. Мода SS объясняется влиянием обо-

лочечных эффектов. Она связана с возможностью

¹⁾Лаборатория ядерных реакций им. Г. Н. Флерова, ОИЯИ,

иметь одновременно в обоих осколках околомаги-

Дубна, Россия.

ческие значения чисел протонов и нейтронов Z ∼ 50

²⁾Институт ядерной физики, Алматы, Казахстан.

³⁾Казахский национальный университет им. Аль-Фараби,

и N ∼ 82. Распределение кинетической энергии

Алматы, Казахстан.

SS-моды характеризуется более высоким средним

^*E-mail: ostroukhov@jinr.ru

значением (на ∼20 МэВ) и меньшей дисперсией по

ОСТРОУХОВ и др.

Количество протонов

Асимметричное деление

Симметричное деление (МЖК)

113

Симметричное

высокоэнергетическое деление

110

108

106

104

102

100

148

150

152

154

156

158

160

162

164

166

168

170

172

174

Количество нейтронов

Рис. 1. Вид массовых распределений осколков деления в зависимости от нуклонного состава для области тяжелых ядер

Cf-Hs.

сравнению с S-модой. Мода S1, характеризующа-

2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА

яся более высокой по сравнению с S-модой кине-

Измерения МЭР осколков деления ядер²⁴⁸Cf

тической энергией, формируется за счет влияния

магических оболочек в тяжелом осколке Z_H ∼ 50

и254,256Fm проводились на ускорителе У-400М

и N_H ∼ 82 (средняя масса тяжелого фрагмента

Лаборатории ядерных реакций им. Г.Н. Флерова

M_H ≈ 132-134 а.е.м.). Моду S2, для которой также

в реакциях¹⁶O +²³²Th при энергии налетающих

характерна повышенная кинетическая энергия, а

ионов 84 и 96 МэВ,¹⁶O +²³⁸U — 89 и 101 МэВ и

средняя масса тяжелого фрагмента M_H ≈ 138-

¹⁸O +²³⁸U при энергии ионов 85 МэВ. Энергети-

140 а.е.м., связывают с влиянием деформирован-

ческое разрешение пучка составляло ∼2%.

ной оболочки N = 88 [9, 10]. Суперасимметричная

В эксперименте использовались мишени, изго-

мода S3 со средней массой легких фрагментов

M_L ≈ 70 а.е.м. обусловлена проявлением оболочек

товленные путем напыления²³²Th и²³⁸U (200 и

Z ∼ 28 и N ∼ 50. Впервые суперасимметричная

150 мкг см-2 соответственно) на углеродные плен-

мода была обнаружена при делении составных ядер

ки толщиной 40 мкг см-2. Мишени были помещены

в области Pb [11]. Для ядер²¹⁰Po и²¹³At выход

в центр реакционной камеры под углом 45^◦ к оси

пучка.

этой моды составил около 10-2%. Эта мода также

наблюдалась в делении ядер-актинидов тепловыми

Массы и энергии бинарных продуктов ре-

нейтронами, где ее вклад не превышает 10-4% [12].

акций были измерены с помощью двухплече-

вого времяпролетного спектрометра CORSET

Суперасимметричное деление возбужденных

[14]. Спектрометр состоит из двух идентичных

актинидных ядер²⁴⁸Сf, 254,256Fm при энергиях

времяпролетных плеч для измерений скоростей

вблизи кулоновского барьера было исследовано в

бинарных фрагментов реакции. Каждое плечо

работе [13], однако на уровне выхода масс 10-5%

включает в себя стартовый детектор и позиционно-

его вклад не был обнаружен.

чувствительный стоповый детектор, изготовленные

Цель настоящей работы состояла в более глу-

на основе микроканальных пластин с тонкими

боком изучении мультимодального деления воз-

углеродными (40 мкг см-2) на стартовом детекторе

бужденных актинидных ядер²⁴⁸Сf и254,256Fm, по-

и майларовыми

(170

мкг см-2) пленками на

лученных в реакциях¹⁶O +²³²Th и16,18O +²³⁸U

стоповом детекторе. Расстояние между мишенью

при энергиях вблизи кулоновского барьера.

и стартовым/стоповым детектором составляло

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ИССЛЕДОВАНИЕ МОД ДЕЛЕНИЯ ЯДЕР

5/25 см, а размеры составили 2 × 3/7 × 9 см соот-

38 в легком фрагменте. Поэтому проявление асим-

ветственно. Плечи спектрометра устанавливались

метричной моды в области масс легкого осколка

под углами ±78^◦, что соответствует ±90^◦ в системе

∼100 а.е.м. в делении актинидов можно объяснить

центра масс (СЦМ). Временное разрешение спек-

влиянием протонной оболочки Z = 38 в легком

трометра составляет 180 пс. Угловое разрешение

фрагменте.

составляет ±0.3^◦. В данных условиях массовое и

При исследуемых в данной работе энергиях

энергетическое разрешения составили 2-3 а.е.м. и

возбуждения вклад симметричной жидкокапель-

±5 МэВ соответственно.

ной компоненты значительно выше, чем асиммет-

МЭР первичных бинарных фрагментов реакций

ричных мод, вследствие чего структуры в МЭР

были получены из измеренных координат и вре-

осколков выражены слабо и проведение мультимо-

мен пролета с помощью метода двух скоростей.

дального анализа является сложной процедурой. В

Обработка данных проводилась исходя из законов

связи с этим для разложения экспериментальных

сохранения импульса и энергии, а также массового

распределений M-TKE матрицы были разбиты на

числа в предположении, что масса составной си-

три области: область масс A_CN/2 ± 6 а.е.м., где

стемы равна сумме масс взаимодействующих ядер.

ожидается наибольший выход симметричных мод,

Эмиссия нейтронов не принималась во внимание,

область с максимальным выходом асимметричных

так как в исследуемых реакциях вероятность ис-

мод (∼100-120 а.е.м.), связанных с влиянием обо-

парения трех и более предразрывных нейтронов

лочек Z = 50, 56 и N = 82, 88, и сильно асим-

крайне мала, поэтому, учитывая массовое разре-

метричная область масс (∼60-100 а.е.м.), где наи-

шение спектрометра, это не оказывает существен-

больший вклад вносят суперасимметричные мо-

ного влияния на МЭР осколков. При обработке

ды, образованные под влиянием оболочек Z = 28

были учтены потери энергии фрагмента в мишени

и Z = 50. Для каждой области были построены

и фольгах детекторов.

и проанализированы распределения TKE. Выход

каждой моды описывался функцией Гаусса:

3. АНАЛИЗ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ

-M-Mi

ДАННЫХ

Y_i (M) = A_ℑ ∗ e2∗σℑ

Массово-энергетические распределения оскол-

-TKE-TKE_i

2∗σ²

ков деления исследуемых реакций показаны на

Y_i (TKE) = AiTKE ∗ e

iTKE

⎧

рис. 2. Видно, что при близких энергиях возбужде-

∑

⎨Ytot (M) = Y_i (M) ,

ния составных ядер МЭР для всех реакций очень

похожи. Как было сказано выше, при высоких

ⁱ ∑

⎩Ytot (TKE) = Y_i (TKE),

энергиях возбуждения свойства МЭР фрагментов

хорошо описываются в рамках жидкокапельной

модели: массовые распределения можно описать

где Y_i — выход моды, A_iM и AiTKE — высота (ам-

одним гауссианом, распределения полной кинети-

плитуда) пика моды в массовом спектре и спек-

ческой энергии (TKE) также имеют близкую к гаус-

тре TKE, M_i и TKE_i — позиция пика в массовом

совой форму, а зависимость средней TKE (〈TKE〉)

спектре и спектре TKE, σ_iM и σiTKE — средне-

от массы осколка — параболическую. Сплошные

квадратические отклонения массового и энергети-

линии на рис. 2 соответствуют расчетам по МЖК.

ческого распределений. В процедуре разложения

Как видно из рисунка, в области асимметричных

измеренных спектров на моды положения пиков их

масс наблюдаются отклонения от МЖК, которые

амплитуды и ширины варьировались таким обра-

уменьшаются с ростом энергии возбуждения. Эти

зом, чтобы вклад каждой моды имел одинаковый

отклонения объясняются проявлением оболочеч-

вес в массовом и энергетическом распределени-

ных эффектов в этих реакциях.

ях. Положения пиков в массовых распределениях

Очевидно, что влияние ядерных оболочек про-

были зафиксированы на значениях, полученных

является наиболее ярко в спонтанном и низко-

для этих оболочек в предположении неизменной

энергетическом делении. В работе [15] модаль-

зарядовой плотности. Дисперсии массового рас-

пределения для S-моды были зафиксированы на

ный анализ спонтанного деления²⁵⁴Fm выявил

значениях, полученных из систематики для деления

наличие асимметричной моды в области масс лег-

нагретых ядер в соответствии с МЖК [18]. В ра-

кого осколка ∼100 а.е.м. Исходя из гипотезы о

неизменной зарядовой плотности, этим массам со-

боте по исследованию модальной структуры МЭР

ответствуют Z_L ≈ 39. Недавние систематические

осколков деления актинидных ядер²³²Th и²³⁵U

исследования образования и распада изотопов Pt,

протонами низких энергий [19] было показано, что

Hg и Pb [16, 17] показали, что при формировании

кинетическая энергия моды S1 выше, чем моды S2,

осколков деления предактинидных ядер стабили-

а ее дисперсия, наоборот, меньше. Это также было

зирующую роль играют протонные числа Z ≈ 36,

учтено нами в процедуре разложения.

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ОСТРОУХОВ и др.

250

200

150

100

0.1

0.01

220

200

180

160

140

120

100

140

180

100

140

180

100

140

180

100

140

180

100

140

180

Масса, а.е.м.

Рис. 2. Сверху вниз: двумерные распределения выходов осколков в зависимости от их массы и полной кинетической

энергии (TKE), массовые распределения осколков деления (выход), зависимости средней 〈TKE〉 от массы осколка

деления. a —²⁴⁸Cf при E^∗ = 42 МэВ, б — E^∗ = 53 МэВ, в —²⁵⁶Fm при E^∗ = 40 МэВ, г —²⁵⁴Fm при E^∗ = 45 МэВ,

д —при E^∗ = 56 МэВ.

Пример такого разложения для реакции¹⁸O +

распределений потребовалось введение еще одной

+²³⁸U продемонстрирован на рис. 3.

моды (в дальнейшем называемой S3^∗) с массой

легкого осколка в районе 100 а.е.м., связанной с

Результаты разложений массовых распределе-

возможным проявлением деформированной обо-

ний осколков деления¹⁶O +²³²Th и¹⁶O +²³⁸U

лочки Z = 38. TKE этой моды приблизительно на

показаны на рис. 4. Полученные значения наиболее

10 МэВ ниже, чем моды S. С увеличением энергии

вероятных энергий и вклады каждой моды для всех

возбуждения в случае реакций¹⁶O +²³⁸U и¹⁶O +

исследованных реакций приведены в табл. 1-3.

+²³²Th выход этой моды уменьшился с 9% до

Для реакций¹⁶O +²³²Th и¹⁶O +²³⁸U с уве-

5-7%. Эта оболочка также проявилась в реакции

личением энергии налетающего иона вклад сим-

¹⁸O +²³⁸U, где ее вклад составил ∼12%.

метричной моды S вырос на ∼10—15%. В случае

¹⁸O +²³⁸U при E_lab = 85 МэВ ее вклад составил

На рис. 5 показаны распределения TKE сим-

61%. TKE этой моды в пределах ошибки соот-

метричных осколков деления с массами A_CN/2 ±

ветствует значению систематики Вайолы [8]. TKE

± 10 а.е.м., полученных в реакциях¹⁶O + ²³²Th

моды S1 на ∼20 МэВ больше, чем S-моды. В реак-

и16,18O +²³⁸U при самых низких из измеренных

циях с ионами¹⁶O с увеличением энергии возбуж-

энергиях возбуждения. Как видно из рисунка, для

дения выход S1-моды понизился с 3-4 до 1%. TKE

ядер²⁴⁸Cf (рис. 5a) и²⁵⁴Fm (рис. 5б) мода SS

моды S2 примерно на 10-15 МэВ выше, чем моды

не была обнаружена. Вклад этой моды, обуслов-

S. В реакциях¹⁶O +²³²Th,²³⁸U с ростом энергии

ленной влиянием замкнутых оболочек Z = 50, N =

возбуждения вклад этой моды упал с 16% до 8-

= 82 одновременно в обоих осколках деления, был

9%. Для реакции¹⁸O +²³⁸U при E_lab = 85 МэВ ее

обнаружен только в реакции¹⁸O +²³⁸U, ведущей

вклад составил 22%.

к образованию ²⁵⁶Fm при начальной энергии воз-

Во всех исследуемых реакциях вклад моды S3,

буждения 40 МэВ (рис. 5в). Это связано с тем,

обусловленной влиянием сферических оболочек

что, во-первых, для этого ядра получаются более

Z = 28, N = 50, на уровне выхода масс 10-5%

благоприятные условия для формирования двух

обнаружен не был. Однако для описания массовых

сферических осколков с Z = 50 и N ∼ 82 (ядро

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ИССЛЕДОВАНИЕ МОД ДЕЛЕНИЯ ЯДЕР

Выход, %

80 100 120 140 160 180

120

160

200

240

120

160

200

240

120

160

200

240

Масса, а.е.м.

TKE, МэВ

Рис. 3. Массовые и энергетические распределения осколков деления²⁵⁶Fm и результаты их разложения на моды.

a —Массовое распределение ²⁵⁶Fm, б— энергетическое распределение ²⁵⁶Fm в области масс 122-134 а.е.м., в —

энергетическое распределение²⁵⁶Fm в области масс 102-122 а.е.м., г — энергетическое распределение²⁵⁶Fm в

области масс 62-102 а.е.м. Точки: экспериментальные распределения. Кривые: сумма всех кривых (сплошная),

результаты разложения на делительные моды — S (штрихштрихпунктирная), SS (Z = 50) (тонкая сплошная), S2 (Z =

= 56) (штриховая), S3* (Z = 38) (штрихпунктирная).

Выход, %

100

120

140

160

100

120

140

160

Масса, а.е.м.

Рис. 4. Массовые распределения осколков деления. a —²⁴⁸Cf при E_lab = 84 МэВ, б — E_lab = 96 МэВ, в —²⁵⁴Fm при

E_lab = 89 МэВ, г — E_lab = 101 МэВ. Кривые: сумма всех кривых (сплошная), результаты разложения на моды — S

(штрихштрихпунктирная), S1 (Z = 52) (тонкая сплошная), S2 (Z = 56) (штриховая), S3* (Z = 38) (штрихпунктирная).

²⁵⁶Fm содержит 100 протонов и 156 нейтронов),

на ∼25 МэВ больше, чем моды S, а ее вклад

а во-вторых, в этом случае начальная энергия

составил порядка 4%. Проявление SS-моды было

возбуждения составного ядра самая низкая из ис-

обнаружено в работе [20] при делении ядер²⁵⁷Md,

следуемых в данной работе, и оболочечные эф-

полученных в реакции¹⁹F +²³⁸U вплоть до E^∗ =

фекты должны проявляться ярче. TKE этой моды

= 48 МэВ, тогда как для ядер ²⁵⁶Fm и ²⁵¹Es, полу-

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ОСТРОУХОВ и др.

Выход, %

-60 -40 -20

80 -60 -40 -20

TKE-TKE_Viola, МэВ

Рис. 5. РаспределенияTKE симметричных(с массами ACN/2 ± 10 а.е.м.) осколков деления.a —²⁴⁸Cfпри E^∗ = 42 МэВ,

б — ²⁵⁴Fm при E^∗ = 45 МэВ, в — ²⁵⁶Fm при E^∗ = 40 МэВ, г — ²⁵¹Es при E^∗ = 47.6 МэВ, д — ²⁵⁶Fm при E^∗ =

= 36.3 МэВ, e —²⁵⁷Md при E^∗ = 37.5 МэВ. Точки: экспериментальные данные. Заштрихованная область — вклад

SS-моды, заполненная область — вклад симметричной жидкокапельной компоненты (S-мода).

Таблица 1. Результаты разложения МЭР осколков на делительные моды для реакции¹⁶O +²³²Th; E_lab — энергия

налетающей частицы, E^∗ — начальная энергия возбуждения составного ядра, Z, M — заряд и масса осколка

соответствующей моды, TKE — полная кинетическая энергия моды

E_lab (E^∗), МэВ

Мода

M, а.е.м.

TKE, МэВ

Вклад, %

84 (42)

124

186 ± 2

130

207 ± 2

140

202 ± 2

S3^∗

180 ± 2

96 (53)

124

186 ± 2

130

207 ± 2

140

202 ± 2

S3^∗

180 ± 2

ченных в реакциях¹⁸O +²³⁸U и¹⁹F +²³²Th, мода

SS-моды как в делении²⁵⁷Md, так и²⁵⁶Fm. Прове-

денный нами анализ данных из работы [20] показал,

SS не была найдена. Однако следует отметить, что

что для корректного описания распределений TKE

в работе [20] дисперсии распределений TKE для

необходимо зафиксировать дисперсию S-моды на

ядер²⁵⁶Fm и²⁵⁷Md совпадают, а для²⁵¹Es ее

значениях, полученных из МЖК, и ввести SS-

значение заметно ниже, что указывает на наличие моду. Результаты такого анализа для ядер²⁵¹Es при

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ИССЛЕДОВАНИЕ МОД ДЕЛЕНИЯ ЯДЕР

Таблица 2. То же, что и в табл. 1, но для¹⁶O +²³⁸U

E_lab (E^∗), МэВ

Мода

M, а.е.м.

TKE, МэВ

Вклад, %

89 (45)

127

193 ± 2

132

215 ± 2

140

206 ± 2

S3^∗

182 ± 2

101 (56)

127

193 ± 2

132

214 ± 2

140

207 ± 2

S3^∗

180 ± 2

Таблица 3. То же, что и в табл. 1 , но для¹⁸O +²³⁸U

E_lab (E^∗), МэВ

Мода

M, а.е.м.

TKE, МэВ

Вклад, %

85 (40)

128

191 ± 2

128

215 ± 2

143

206 ± 2

S3^∗

180 ± 2

E^∗ = 47.6 МэВ,²⁵⁶Fm при E^∗ = 36.3 МэВ и²⁵⁷Md

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

при E^∗ = 37.5 МэВ показаны на рис. 5.

1. F. Goennenwein, The Nuclear Fission Process (CRC

Press, Boca Raton, 1991), Chap. 8, p. 287.

2. K.-H. Schmidt, S. Steinh ¨auser, C. B ¨ockstiegel,

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

A. Grewe, A. Heinz, A. R. Junghans, J. Benlliure,

H.-G. Clerc, M. de Jong, J. M ¨uller, M. Pf ¨utzner, and

B. Voss, Nucl. Phys. A 665, 221 (2000).

Были измерены МЭР осколков деления ядер

3. C. B ¨ockstiegel, S. Steinh ¨auser, K.-H. Schmidt,

²⁴⁸Cf и254,256Fm, полученных в реакциях¹⁶O +

H.-G. Clerc, A. Grewe, A. Heinz, M. de Jong,

+²³²Th и16,18O +²³⁸U при энергиях возбужде-

A. R. Junghans, J. M ¨uller, and B. Voss, Nucl. Phys.

ния 40-56 МэВ. Анализ экспериментальных дан-

A 802, 12 (2008).

ных показал, что оболочечные эффекты оказывают

4. A. Turkevich and J. B. Niday, Phys. Rev. 84, 52

влияние на формирование осколков деления при

(1951).

таких энергиях. Вклад симметричного деления со-

5. V. V. Pashkevich, Nucl. Phys. A 169, 175 (1971).

ставил 60-70% в зависимости от энергии возбуж-

6. V. V. Pashkevich, Nucl. Phys. A 477, 1 (1988).

дения.

7. U. Brosa, S. Grossmann, and A. Muller, Phys. Rep.

197, 167 (1990).

Для всех исследованных ядер проявления

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

суперасимметричной моды деления S3 обнаружено

Rev. C 31, 1550 (1985).

не было. Проведенный мультимодальный анализ

9. B. D. Wilkins, E. P. Steinberg, and R. R. Chasman,

показал, что для описания измеренных МЭР

Phys. Rev. C 14, 1832 (1976).

необходимо введение асимметричной делительной

10. V. A. Rubchenya, W. H. Trzaska, I. M. Itkis,

моды в районе массы легкого осколка 100 а.е.м.,

M. G. Itkis, J. Kliman, G. N. Kniajeva,

возможно, обусловленной влиянием деформиро-

N. A. Kondratiev, E. M. Kozulin, L. Krupa,

ванной протонной оболочки Z = 38. В зависимости

I. V. Pokrovski, V. M. Voskressenski, F. Hanappe,

от системы и энергии возбуждения вклад этой

T. Materna, O. Dorvaux, L. Stuttge, G. Chubarian,

моды составил порядка 5-12%. В делении²⁵⁶Fm

et al., Nucl. Phys. A 734, 253 (2004).

при энергии возбуждения E^∗ = 40 МэВ было

11. M. G. Itkis, V. N. Okolovich, A. Ya. Russanov, and

обнаружено проявление SS-моды.

G. N. Smirenkin, Z. Phys. A 320, 433 (1985).

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ОСТРОУХОВ и др.

12. D. Rochmann, I. Tsekhanovich, F. G ¨onnenwein,

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

V. Sokolov, F. Storrer, G. Simpson, and O. Serot,

et аl., Phys. Rev. C 104, 024623 (2021).

Nucl. Phys. A 735, 3 (2004).

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

13. K. B. Gikal, E. M. Kozulin, I. M. Itkis, M. G. Itkis,

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

G. N. Knyazheva, K. V. Novikov, and A. N. Pan, Bull.

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

Russ. Acad. Sci.: Phys. 82, 716 (2018).

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

14. E. M. Kozulin, A. A. Bogachev, M. G. Itkis,

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

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

Rev. C 105, 014607 (2022).

L. Krupa, I. V. Pokrovsky, and E. V. Prokhorova,

Instrum. Exp. Tech. 51, 44 (2008).

18. S. I. Mulgin, S. V. Zhdanov, N. A. Kondratiev,

15. T. Banerjee, E. M. Kozulin, N. T. Burtebayev,

K. V. Kovalchuk, and A. Ya. Rusanov, Nucl. Phys. A

K. B. Gikal, G. N. Knyazheva, I. M. Itkis,

824, 1 (2009).

K. V. Novikov, T. N. Kvochkina, Y. S. Mukhamejanov,

19. M. G. Itkis and A. Ya. Rusanov, Phys. Part. Nucl. 29,

and A. N. Pan, Phys. Rev. C 105, 044614 (2022).

160 (1998).

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

20. A. Pal, S. Santra, P. C. Rout, R. Gandhi, A. Baishya,

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

T. Santhosh, R. Tripathi, and T. N. Nag, Phys. Rev. C

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

104, L031602 (2021).

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

INVESTIGATION OF FISSION MODES OF²⁴⁸Cf AND254,256Fm FORMED

IN THE REACTIONS WITH HEAVY IONS

А. А. Ostroukhov¹⁾, E. M. Kozulin^1),2), N. T. Burtebayev²⁾, A. A. Bogachev¹⁾, K. B. Gikal¹⁾,

I. M. Itkis^1),2), G. N. Knyazheva¹⁾, T. N. Kvochkina²⁾, Y. S. Mukhamejanov^1),2),3),

K. V. Novikov¹⁾, A. N. Pan²⁾

¹⁾Flerov Laboratory of Nuclear Reactions, Joint Institute for Nuclear Research, Dubna, Russia

²⁾Laboratory of Fission Physics, Institute of Nuclear Physics, Almaty, Kazakhstan

³⁾Al-Farabi Kazakh National University , Almaty, Kazakhstan

The role of closed proton and neutron shells in the fission of²⁴⁸Cf and254,256Fm nuclei at excitation energies

from 40 to 56 MeV was studied. Mass-energy distributions of fragments formed in the¹⁶O +²³²Th and

16,18O +²³⁸U reactions at energies near the Coulomb barrier have been measured using the double-arm

time-of-flight CORSET spectrometer. In all the studied reactions, the increased yield of fragments in the

region of mass 100 a.m.u. is associated with the influence of the deformed proton shell Z ∼ 38. In the fission

of²⁵⁶Fm at the compound nucleus excitation energy of 40 MeV the SuperShort mode was observed.

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023