Известия РАН. Серия физическая, 2020, T. 84, № 4, стр. 599-603

ВВЕДЕНИЕ

Ранее мы обсуждали [1–3] проявления нового оригинального эффекта, возникающего при пересечении металлических фольг осколками деления (ОД) тяжелых атомных ядер. Наблюдался значительный массовый дефицит в общей массе ${{M}_{{sum}}}$ осколков деления, зарегистрированных в совпадении с выбитыми из фольги ионами. Показано, что при больших углах вылета по отношению к направлению скорости осколка выбитых ионов происходит преимущественно обычное упругое резерфордовское рассеяние осколка деления на ядре фольги при энергиях ниже кулоновского барьера. В результате ${{M}_{{sum}}}$ соответствует средней массе материнской системы после испускания нейтронов деления (отсутствие потерянной массы). Напротив, при почти лобовых столкновениях осколок деления теряет существенную часть своей массы, а тяжелые продукты развала являются магическими ядрами. Здесь мы представляем один из новых результатов, полученных с использованием толстой углеродной фольги в качестве замедлителя (дегрейдера).

ЭКСПЕРИМЕНТ

Эксперимент проводился на спектрометре LIS (Light Ions Spectrometer) в ЛЯР ОИЯИ. Схема установки показана на рис. 1. Установка LIS в текущей модификации представляет собой двух плечевой время-пролетный спектрометр, который включает в себя пять временных детекторов на микроканальных пластинах 1–5 и два PIN-диода 6, 7. По сравнению с предыдущей версией спектрометра [1–3] все времена пролета измеряются с использованием только временных детекторов на микроканальных пластинах, чтобы исключить влияние эффекта плазменной задержки в PIN-диоде. Каждый PIN-диод дает информацию для оценки как энергии ОД, так и времени пролета. Твердотельные фольги (дегрейдеры) различной толщины могут быть размещены в детекторе 2. Апертура для осколков деления, регистрируемых в совпадении в противоположных PIN-диодах, не превышает 3°.

Рис. 1.

Схема двух плечевого время-пролетного спектрометра LIS. В представленной модификации он включает пять детекторов временной отметки с 1 по 5, два PIN-диода 6, 7 и источник ²⁵²Cf (sf) 8. Дополнительная металлическая фольга (дегрейдер) 9 может быть размещена в детекторе 2. Пролетные базы с a по d не превышают 140 мм каждая. Расстояния g и d между PIN диодами и ближайшими временными детекторами составляют около 15 мм. Плечо спектрометра слева от стартового детектора 1 будет называться ниже как “плечо-1”, а противоположное как “плечо-2”.

Система сбора данных состоит из быстрого цифрового преобразователя CAEN DT5742 и персонального компьютера. Для дальнейшей off-line обработки получаются цифровые изображения всех сигналов. Используемая процедура реконструкции массы ОД представлена в [4]. Конструкция спектрометра позволяет измерять массу ${{M}_{{tt}}}$ ОД с использованием двух скоростей, рассчитанных по времени пролета на базах а и с, и закона сохранения импульса. Таким образом находится масса фрагмента ${{M}_{{{\text{1}}tt}}}$ до того, как фрагмент проходит через дегрейдер 9 в первом плече спектрометра. Масса ${{M}_{{{\text{1}}te}}}$ того же фрагмента после прохождения дегрейдера вычисляется с использованием метода “скорость–энергия”, который включает измерение времени пролета ОД на базе b и его энергии с использованием PIN-диода 6. Таким образом, мы знаем массу каждого ОД до и после того, как он пересекает фольгу дегрейдера для их сравнения событие за событием. В эталонном втором плече спектрометра дегрейдер отсутствует и оно служит для демонстрации обычного спектра масс ОД, полученного в том же эксперименте.

РЕЗУЛЬТАТЫ

В обсуждаемом эксперименте использовался углеродный дегрейдер толщиной 9.6 мкм, размещенный в плече-1 спектрометра. Как видно из рис. 2, дегрейдер достаточно толстый, так что отрезается низкоэнергетическая часть тяжелого массового пика ОД. На рисунке показана энергия ${{E}_{{{\text{1}}lin}}}$ без поправки на дефект амплитуды импульса.

Рис. 2.

Массово-энергетическое распределение фрагментов после прохождения толстого замедлителя (дегрейдера) из углерода. Обрезана низкоэнергетическая часть тяжелого массового пика.

Массы ОД до и после прохождения дегрейдера сравниваются по событийно на рис. 3. По крайней мере, в легком массовом пике ОД, хорошо видна некоторая линейная структура. При большей статистике более сложная структура наблюдается и в тяжелом пике (рис. 4). На рис. 5 показана проекция распределения масса–масса ОД (рис. 4) на ось ${{M}_{{{\text{1}}te}}}$ для демонстрации статистической значимости наиболее выраженных пиков.

Рис. 3.

Распределение масс ОД до (${{M}_{{{\text{1}}tt}}}$) и после (${{M}_{{{\text{1}}te}}}$) его прохождения через дегрейдер. Пунктирной линией (1) отмечены точки с одинаковыми массами ${{M}_{{{\text{1}}tt}}} = {{M}_{{1te}}}.$ Специфическая линейная структура, отмеченная стрелками, видна в легком массовом пике. Линия 2 предположительно соответствует магическому изотопу ⁸⁵As, а линия 3 – магическому изотопу ⁷⁷Zn. Детальное описание дано в тексте.

Рис. 4.

Распределение масс осколков деления тяжелого массового пика до (${{M}_{{{\text{1}}tt}}}$) и после (${{M}_{{{\text{1}}te}}}$) прохождения фрагмента через дегрейдер. Пунктирной линией 1 отмечены точки с одинаковыми массами ${{M}_{{{\text{1}}tt}}} = {{M}_{{1te}}}.$ Наблюдается структура, состоящая из нескольких прямоугольников, ограниченных магическими изотопами. Стороны прямоугольников отмечены пронумерованными стрелками и соответствуют, по-видимому, следующим магическим изотопам: ¹²¹Ag, ¹²³Cd – 2, ¹⁰⁸Mo – 3, ⁹⁸Sr – 4, ⁸²Ge, ⁸⁴Se – 5, ¹³⁰Sn – 6, ¹³⁸I – 7, ¹⁵⁰Ce – 8. Детальное описание дано в тексте.

Рис. 5.

Проекция распределения массы–массы, показанного на рис. 4, на ось ${{M}_{{{\text{1}}te}}}.$ Наиболее выраженные пики, центрированные на массовых числах A ~ 100 и A ~ 108, соответствуют линиям 3, 4 на рис. 4.

ОБСУЖДЕНИЕ

В обсуждаемом эксперименте впервые наблюдалась фрагментация ОД из легкого массового пика при прохождении им твердотельной фольги (рис. 3). Линия (2) ${{M}_{{{\text{1}}te}}}$ = 85 а. е. м. начинается с точки ${{M}_{{{\text{1}}tt}}}$ = 85 а. е. м., где ${{M}_{{{\text{1}}te}}} = {{M}_{{1tt}}},$ т.е. потерянная масса в этой точке отсутствует. Линия продолжается до массового разделения по ${{M}_{{{\text{1}}tt}}}$ равного 120/132. Совокупность наблюдаемых фактов можно трактовать следующим образом. Существует мода деления ядра ²⁵²Cf с предразрывной конфигурацией делящейся системы, состоящей из легкого (⁸⁵As) и тяжелого (¹³²Sn) магических кластеров, соединенных шейкой, включающей остальные нуклоны. Магичность ⁸⁵As обусловлена сильно деформированной нейтронной оболочкой N ~ 52 [4], а тяжелый кластер представляет собой сферическое дважды магическое ядро ¹³²Sn [5]. При обычном бинарном делении разрывы происходят по всей длине шейки, что приводит к образованию легкого ОД в диапазоне масс 85–120 а. е. м. При прохождении фольги легкий ОД теряет нуклоны за пределами магического кора (⁸⁵Аs). Ключевым моментом в сценарии является то, что магическое ядро должно быть уже сформировано в легком фрагменте после его образования, и “память” об этом обстоятельстве сохраняется не менее четырнадцати наносекунд (среднее время пролета между источником Cf и дегрейдером) до момента попадания ОД в дегрейдер. Другими словами, обсуждаемый легкий ОД, по-видимому, рождается в состоянии изомера формы со временем жизни, по меньшей мере, в наносекундном диапазоне.

Аналогичный сценарий стоит и за линией 3 на рис. 3. Предположительно, это проявление моды деления, построенной на магических изотопах ⁷⁷Zn и ¹⁴⁸Ce [6] в качестве боковых кластеров, соединенных шейкой. В обычном бинарном делении разрывы могут происходить по всей шейке. Проходя дегрейдер, легкий ОД испытывает бинарный развал, в результате чего высвобождается его магический кор.

В тяжелом массовом пике наблюдаются более сложные прямоугольные структуры (рис. 4). Обсудим наиболее выраженную структуру, а именно прямоугольник, ограниченный линиями, отмеченными пронумерованными стрелками 3, 4, 7, 8. Наблюдаемые массовые корреляции могут быть объяснены в рамках следующего сценария. На некотором этапе спуска с барьера деления в долине симметричных ядерных форм [7] заранее формируется цепочка кластеров, показанная на рис. 6, с крайними кластерами 1, 2, являющимися деформированными магическими ядрами ⁹⁸Sr и ¹³⁸I [5, 6]. Разрывы вдоль шейки приводят к образованию тяжелого ОД с ${{M}_{{{\text{1}}tt}}}$ = 154–138 а. е. м. Все эти фрагменты испытывают развал в дегрейдере, а зарегистрированным продуктом в любом случае является ядро ⁹⁸Sr. Для объяснения этого факта разумно предположить, что кластер Sr был предварительно сформирован в объеме ядра ¹³⁸I (рис. 6). По-видимому, ⁴⁰S и ⁹⁸Sr являются наиболее предпочтительными компонентами для кластеризации ядра ¹³⁸I, в то время как он деформируется в процессе удлинения ядра ²⁵²Cf непосредственно перед делением. Вертикальная линия ${{M}_{{{\text{1}}tt}}}$ = 138 а. е. м., которая ограничивает обсуждаемый прямоугольник слева, обусловлена переносом нуклонов из кластера 4 в кластер 5 после того, как они становятся свободными вследствие развала ядра ¹³⁸I в дегрейдере. Другими словами, мы наблюдаем, как магическое ядро ⁹⁸Sr “достраивается” до следующей магической оболочки в более тяжелых магических ядрах ¹⁰⁶Nb и ¹⁰⁸Mo [6] линия 3 на рис. 4.

Рис. 6.

Предполагаемая предразрывная конфигурация делящейся системы, проявляющаяся в эксперименте как прямая 4 на рис. 5. Кластерные компоненты конфигурации 1 – ⁹⁸Sr, 2 – ¹³⁸I, 3 – шейка ¹⁶C, 4 –⁴⁰S, 5 – ⁹⁸Sr. E_1lin, M_1te, а. е. м., M_1tt, а. е. м.

Подобный же процесс ответственен за формирование вертикальных линий ${{M}_{{{\text{1}}tt}}}$ = 146–154 а. е. м. Эти массы соответствуют ядрам от ¹⁴⁶Ce до ¹⁵⁴Nd с числом протонов Z = 58–60 из области на карте оболочечных поправок с заметной отрицательной оболочечной поправкой при параметре квадрупольной деформации β₂ ≈ 0.4 [6]. Массы изотопов оценивались в рамках гипотезы неизменной зарядовой плотности.

Снова кластер ⁹⁸Sr играет роль акцептора нуклонов из более легких кластеров, аналогичных ⁴⁰S (рис. 6). Возникает вопрос, почему мы не наблюдаем подобные вертикальные линии, начинающиеся от всех ${{M}_{{{\text{1}}tt}}}$ = 138–154 а. е. м.? Вероятно, существенно, что массы только на концах этого интервала соответствуют магическим ядрам, как отмечалось выше. Сразу после формирования деформированный тяжелый фрагмент с магическим составом нуклонов уже кластеризован на ⁹⁸Sr и дополнительный легкий кластер. Благодаря такому составу, фрагмент испытывает бинарный развал в дегрейдере. Напротив, в не магическом тяжелом фрагменте предварительно сформированы три кластера (рис. 6), а именно, некоторая часть шейки 3, кластер 4 и кластер 5. В этом случае в дегрейдере может произойти развал на три куска с кинематикой процесса, препятствующей дальнейшему переносу нуклонов между ядрами-партнерами распада.

Подобный же сценарий может стоять и за менее выраженными прямоугольниками выше и ниже анализируемого. Они различаются по магическим кластерам (кластеры перечислены в подписи к рис. 4).

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Обсуждаемые результаты свидетельствуют о том, что осколки обычного бинарного деления рождаются в состояниях изомеров формы как в делительной долине масс-симметричных, так и в долине масс-асимметричных форм. Это обстоятельство отражает основную особенность многомодального ядерного деления: предварительное образование двух магических коров в теле делящегося ядра, что определяет его дальнейшую эволюцию вплоть до деления. Эти модообразующие коры обнаруживаются из-за развала ОД в дегрейдере. Описываемый эффект наблюдается впервые.

Работа поддержана Российским фондом фундаментальных исследований (проект № 18-32-00538) и, частично, Российским научным фондом (проект академического отличия МИФИ, контракт № 02.a03.21.0005 от 27.08.2013), а также Департаментом науки и технологии Республики Южная Африка.