Известия РАН. Серия физическая, 2021, T. 85, № 10, стр. 1405-1409

ВВЕДЕНИЕ

Деление ядра – один из основных каналов распада возбужденных и нестабильных ядер. В настоящее время хорошо изучены свойства спонтанного и низкоэнергетического деления ядер вплоть до элемента с Z = 104 [1]. Систематика результатов ранее проведенных экспериментальных исследований показывает, что для ядер актинидов с Z = 90–102 и A = 226–256 асимметричное деление, обусловленное сильным влиянием сферических протонной Z = 50 и нейтронной N = 82 оболочек и деформированной нейтронной оболочки N = 88, преобладает как в спонтанном, так и в вынужденном делении при энергиях возбуждения до 30–40 МэВ [2, 3].

Для спонтанного и низкоэнергетического деления ядер с A > 256 наблюдается явление бимодального деления (область Fm–Rf) [4]. Бимодальность означает сосуществование двух разных мод деления с симметричной массой, но с двумя разными характеристиками полной кинетической энергии (TKE) в одном и том же ядре. Важно отметить, что бимодальное деление возникает для изотопов Fm (Z = 100) и более тяжелых элементов, когда два осколка деления находятся рядом со сферическими протонными (Z = 50) и/или нейтронной (N = 82) оболочками. Экспериментальные данные о массовых распределениях для спонтанного и низкоэнергетичного деления ядер c Z > 98 схематично показаны на рис. 1. Бимодальное деление было обнаружено для спонтанного и низкоэнергетического деления некоторых изотопов ядер Fm, Md, No, Rf, Db, Sg [5] и Hs [6].

Рис. 1.

Тип массового распределения осколков спонтанного и низкоэнергетического деления в зависимости от нуклонного состава делящегося ядра для области ядер Cf–Hs. Двумя треугольниками обозначено асимметричное деление (моды SI + SII), вытянутым прямоугольником – симметричное деление (S мода), узким треугольником – высокоэнергичное симметричное деление (SuperShort мода).

Вышеупомянутое разнообразие свойств массового распределения осколков деления было объяснено в рамках теоретической концепции мультимодального деления ядер, в основе которой лежит представление о долинной структуре поверхности потенциальной энергии в многомерном пространстве деформированного делящегося ядра. В соответствии с классификацией, предложенной Брозой [7], выделяют следующие моды деления: Superlong (S) симметричная мода, соответствующая жидкокапельной модели ядра; Standard I (SI) мода, обусловленная влиянием протонной Z = 50 и нейтронной N = 82 оболочек; Standard II (SII) мода, определяемая деформированными ядерными оболочками с Z ≈ 54–56 и N ≈ 86; и SuperShort мода (SS), проявляющаяся только тогда, когда легкие и тяжелые осколки деления близки по своему нуклонному составу к двойному магическому олову с Z = 50 и N = 82.

Возникает вопрос, будут ли те же самые моды определять свойства деления более тяжелых ядер? К сожалению, экспериментальные данные по делению ядер с Z > 104 очень скудны как для спонтанного, так и для вынужденного деления. Это связано с трудностями получения этих ядер.

Целью данной работы было изучения свойств деления возбужденного ядра ²⁶⁴Sg (Z = 106), в частности проявление SuperShort моды в делении этого ядра. При симметричном делении этого ядра осколки будут иметь 53 протона и 79 нейтронов, т.е. близки по своему составу к магическому олову. Возбужденное составное ядро ²⁶⁴Sg было образовано в реакции ³²S + ²³²Th. Были изучены массово-энергетические распределения фрагментов реакции при энергиях вблизи кулоновского барьера с помощью двухплечевого времяпролетного спектрометра CORSET.

ЭКСПЕРИМЕНТ

Эксперимент был проведен в ускорительной лаборатории университета Ювяскюля (Финляндия) на пучках ионов ³²S ускорителя K-130 при энергиях E_lab, равных 165, 181, 200 МэВ. Энергетическое разрешение пучка составило 1%, интенсивность пучка на мишени ~10–30 нА. В качестве мишени был использован слой ThF₄ 100 мкг/см² (обогащение ²³²Th 99.9%), напыленный на тонкую углеродную подложку (~32 мкг/см²).

Продукты реакции регистрировались с помощью двухплечевого времяпролетного спектрометра CORSET [8]. Каждое плечо спектрометра состоит из стартового и позиционно-чувствительного стопового детекторов, изготовленных на основе микроканальных пластин. Расстояние между стартовым и стоповым детектором каждого плеча – 30 см. Угол захвата каждого плеча составил ±15° в плоскости реакции и ±9° вне плоскости реакции. Плечи спектрометра были установлены симметрично относительно оси пучка под углами ±66°, что соответствует углам ±90° в системе центра масс. Такое расположение детекторов позволило регистрировать осколки с массовой асимметрией вплоть до соотношения масс тяжелого осколка к легкому M_H/M_L = 4.

В данном эксперименте массовое разрешение спектрометра (ширина на полувысоте) составило ±2 а. е. м, а энергетическое разрешение составило ±5 МэВ.

АНАЛИЗ ДАННЫХ И РЕЗУЛЬТАТЫ

На рис. 2 представлены измеренные массово-энергетические распределения продуктов реакций ³²S + ²³²Th при энергиях налетающего иона ³²S, равных 165, 181 и 200 МэВ, что соответствует энергиям возбуждения образующегося составного ядра $E_{{CN}}^{*}$ = 45, 59 и 75 МэВ.

Рис. 2.

Двухмерные распределения выходов фрагментов реакций ³²S + ²³²Th в зависимости от их массы и полной кинетической энергии (M, TKE) (а–в); массовые распределения фрагментов (г–е); зависимости средней кинетической энергии 〈TKE〉 (M) (ж–к) при энергии взаимодействия 165 (а, г, ж), 181 (б, д, з) и 200 МэВ (в, е, и).

На представленных двумерных матрицах (М; ТКЕ) (см. рис. 2а–2в) события упругого и квазиупругого рассеяния вблизи масс налетающего иона и ядра мишени и энергий вокруг энергии взаимодействия в системе центра масс хорошо отделяются от других каналов реакции. Значительная часть событий, расположенная между этими пиками, характеризуется большой передачей нуклонов и диссипацией энергии (события внутри контурной линии), что характерно для фрагментов, возникающих в процессах деления и квазиделения [9, 10].

Массовые распределения, а также значение средней кинетической энергии в зависимости от массы фрагмента для делительноподобных событий, образующихся в этой реакции, представлены на рис. 2г–2е и 2ж–2и, соответственно. Из рис. 2г–2е хорошо видно, что форма массового распределения делительноподобных фрагментов сильно изменяется при увеличении энергии взаимодействия от широкого плоского распределения при энергии 165 МэВ (на 15 МэВ ниже кулоновского барьера реакции) до симметричного распределения, близкого по форме к гауссовому, при энергии 200 МэВ (на 16 МэВ выше барьера). Однако, даже при E_lab = 200 МэВ для асимметричных фрагментов с массами 44–80 а. е. м. и 184–220 а. е. м., наблюдается повышенный выход по сравнению с симметричным гауссовым распределением. Эти асимметричные фрагменты формируются вблизи замкнутых магических оболочек Z = 28 и N = 50 для легких фрагментов и Z = 82 и N = 126 для тяжелых фрагментов. Как было показано в работе [6] для очень близкой к изучаемой в данной работе реакции ³⁶S + ²³⁸U, ведущую к образованию ²⁷⁴Hs, эти фрагменты формируются в процессе асимметричного квазиделения. В этой работе также было показано, что процесс квазиделения доминирует даже при энергиях выше кулоновского барьера (~70%).

Для того, чтобы оценить вклад деления составного ядра, образующегося в реакции ³²S + ²³²Th, в общее сечение реакции, были проанализированы энергетические распределения симметричных фрагментов с массами A_CN/2 ± 20 а. е. м. Также, как и в работе [6], мы предположили, что симметричные фрагменты могут образовываться в трех процессах – при делении составного ядра, а также при асимметричном и симметричном квазиделении. Поэтому энергетическое распределение было описано суммой из трех гауссовых распределений, соответствующих этим трем процессам. Для компоненты, описывающей деление составного ядра, было зафиксировано среднее значение энергии согласно систематике Вайолы [11] и дисперсии согласно экспериментальной систематике для деления нагретых ядер [12]. На рис. 3а–3в показаны экспериментальные энергетические распределения фрагментов реакции при E_lab = 200, 181 и 165 МэВ, а также разложение этих распределений на три составляющих. Также, как и для реакции ³⁶S + ²³⁸U, вклад симметричного квазиделения растет, а асимметричного – падает с увеличением энергии взаимодействия. Такое поведение квазиделения в зависимости от энергии взаимодействия является типичным для реакций с деформированными ядрами [10]. Вклад процесса деления составного ядра ²⁶⁴Sg в область симметричных фрагментов с массами A_CN/2 ± 20 а. е. м. составляет ∼72, 80 и 88% для энергии взаимодействия 165, 181 и 200 МэВ, соответственно.

Рис. 3.

Экспериментальные распределения полной кинетической энергии симметричных фрагментов с массами A_CN/2 ± 20 а. е. м., полученных в реакции ³²S + ²³²Th при энергии взаимодействия 200 (а), 181 (б) и 165 МэВ (в), а также разложения на компоненты, соответствующие процессам асимметричного квазиделения (пунктирная линия), симметричного квазиделения (штрих-пунктирная линия) и деления составного ядра (точечная линия).

Однако вопрос о проявлении SuperShort моды в делении ²⁶⁴Sg все еще остается открытым. Следует отметить, что при энергии взаимодействия 165 МэВ составное ядро имеет возбуждения 45 МэВ. При такой энергии оболочечные эффекты начинают разрушатся, но все еще оказывают влияние на формирование осколков деления. Следовательно, если имеется SuperShort мода в делении ²⁶⁴Sg, то она должна проявится в энергетическом распределении осколков.

Как уже было отмечено выше, SuperShort мода была обнаружена в делении ²⁷⁴Hs (Z = 108) при энергии возбуждения 35 МэВ, полученного в реакции ²⁶Mg + ²⁴⁸Cm. В энергетическом распределении симметричных фрагментов деления была обнаружена высокоэнергетическая компонента со средней энергией на ~16 МэВ выше, чем для симметричного деления, и дисперсией ~8 МэВ (дисперсия для симметричной моды ~20 МэВ) [6]. Вклад этой компоненты (SuperShort моды) составляет ~25%. При энергии возбуждения 49 МэВ при делении ²⁷⁴Hs высокоэнергетичной компоненты обнаружено не было.

Мы проанализировали энергетические распределения фрагментов деления ²⁶⁴Sg на наличие SuperShort моды при энергии возбуждения 45 и 59 МэВ более детально. Из экспериментальных распределений мы вычли компоненты, описывающие асимметричное и симметричное квазиделение. Полученные энергетические распределения для фрагментов деления ²⁶⁴Sg при энергии возбуждения 45 и 59 МэВ показаны на рис. 4. Из рис. 4 хорошо видно, что при энергиях 10–20 МэВ наблюдается повышенный выход при энергии возбуждения 45 МэВ по сравнению с 59 МэВ. Эта высокоэнергетичная компонента, показанная штрих-пунктирной линией на рис. 4, характеризуется средним значением на ~14 МэВ выше, чем для симметричной моды и дисперсией ~7 МэВ, т.е. по своим свойствам очень похожа на компоненту, обнаруженную в делении ²⁷⁴Hs при энергии возбуждения 35 МэВ. Вклад этой компоненты при энергии 45 МэВ составляет ~3% и уменьшается с увеличением энергии возбуждения делящегося составного ядра. Такое поведение характерно для проявления оболочечных эффектов в делении составного возбужденного ядра. Таким образом эта высокоэнергичная компонента может быть обусловлена проявлением SuperShort моды в делении ²⁶⁴Sg. Как видно из рис. 1, SuperShort мода также была обнаружена в делении более нейтронообогащенных изотопов ^270,272Sg [5].

Рис. 4.

Экспериментальные распределения полной кинетической энергии симметричных фрагментов с массами A_CN/2 ± 20 а. е. м после вычитания компоненты, описывающей процесс квазиделения, при энергии возбуждения образованного составного ядра ²⁶⁴Sg $E_{{CN}}^{*}$ = 45 (закрытые кружки) и 59 МэВ (открытые кружки). Вклад SuperShort моды обозначен штрих-пунктирной линией (закрашенная область).

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Массово-энергетические распределения фрагментов реакции ³²S + ²³²Th → ²⁶⁴Sg при энергиях ниже и выше кулоновского барьера были измерены с помощью двухплечевого времяпролетного спектрометра CORSET. Было установлено, что значительная часть делительноподобных событий образуется в процессе квазиделения. Однако анализ энергетических распределений для симметричных фрагментов с массами A_CN/2 ± 20 а. е. м. показал, что вклад процесса деления составного ядра ²⁶⁴Sg в симметричную область составляет ~72, 80 и 88% для энергии взаимодействия 165, 181 и 200 МэВ, соответственно. В энергетическом распределении фрагментов деления ²⁶⁴Sg при энергии возбуждения 45 МэВ была обнаружена высокоэнергичная компонента, которая исчезает при более высокой энергии возбуждения. Эта высокоэнергетичная компонента может быть обусловлена проявлением SuperShort моды в делении ²⁶⁴Sg.

Работа выполнена при поддержке лаборатории ядерных реакций имени Г.Н. Флерова, ОИЯИ; фонда Академии Финляндии; Национального института ядерной физики Италии; Немецкого исследовательского фонда DFG (proj. nos. HE 5469/3-1; DE 2946/1-1).