1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Известия РАН. Серия физическая
  4. T. 86, № 8, 2022

Известия РАН. Серия физическая, 2022, T. 86, № 8, стр. 1070-1076

Сечения образования изотопов ртути и радона в реакциях полного слияния с тяжелыми ионами 36, 40Ar и 40, 48Ca

Е. В. Чернышева 1, *, А. М. Родин 1, В. Ю. Веденеев 1, А. В. Гуляев 1, А. В. Гуляева 1, М. Голик 2, С. Н. Дмитриев 1, Д. Камас 1, 3, Я. Климан 3, А. Б. Комаров 1, Л. Крупа 1, 2, П. Когоут 1, 4, А. Когоутова 1, 4, А. С. Новоселов 1, Ю. Ц. Оганесян 1, А. Опихал 1, 4, Й. Пехоушек 4, А. В. Подшибякин 1, В. С. Саламатин 1, С. В. Степанцов 1, С. А. Юхимчук 1

1 Международная межправительственная организация Объединенный институт ядерных исследований, Лаборатория ядерных реакций имени Г.Н. Флерова
Дубна, Россия

2 Чешский технический университет, Институт экспериментальной и прикладной физики
Прага, Чехия

3 Физический институт Словацкой академии Наук
Братислава, Словакия

4 Университет имени Палацки
Оломоуц, Чехия

* E-mail: ElenaChernysheva@jinr.ru

Поступила в редакцию 14.03.2022
После доработки 08.04.2022
Принята к публикации 22.04.2022

Полный текст (PDF)

Аннотация

Абсолютные сечения xn-испарительных каналов реакций полного слияния 144Sm(40Ar, xn)184– xHg, 148Sm(36Ar, xn)184– xHg, 144Nd(40Ca, xn)184– xHg, 142Nd(48Ca, xn)190– xHg и 166Er(40Ar, xn)206– xRn были измерены с помощью модифицированного метода подвижных поглотителей. Для учета влияния энергетического разброса налетающего пучка тяжелых ионов на функции возбуждения испарительных остатков применялся метод деконволюции. Проведено сравнение измеренных функций возбуждения с теоретическими расчетами, полученными в модели связанных каналов.

ВВЕДЕНИЕ

В последнее время достигнуты значительные успехи в ядерно-физических экспериментах, посвященных синтезу новых сверхтяжелых элементов и изучению их свойств. Сверхтяжелые ядра с атомными номерами до Z = 118 (Og) были синтезированы в реакциях полного слияния дважды магических ядер 48Ca с актиноидными мишенями [1, 2]. В настоящее время широко обсуждается вопрос перехода к синтезу более тяжелых элементов с Z > 118 на новых экспериментальных установках [3]. Среди установок для исследования короткоживущих радиоактивных ядер, важную роль играют кинематические сепараторы, работающие как фильтры скоростей/энергий и отделяющие синтезированные ядра от фоновых продуктов. Идентификация синтезированных ядер проводится на них по цепочкам α-распадов без прямого измерения масс. Поэтому в ЛЯР ОИЯИ был создан масс-сепаратор MASHA [4], объединивший ISOL-метод [5] для синтеза и сепарации радиоактивных ядер с классической масс-спектрометрией и позволяющий проводить прямое измерение масс синтезированных нуклидов.

Для определения быстродействия и эффективности масс-сепаратора MASHA при регистрации короткоживущих нуклидов были выбраны реакции полного слияния, ведущие к образованию изотопов ртути, как гомолога Cn (Z = 112), и инертного газа радона. Эффективность масс-сепаратора предполагается определять в последующих экспериментах через отношение измеренных сечений получения нуклидов, к соответствующим абсолютным сечениям. Однако, поскольку информация об абсолютных сечениях реакций, о которых идет речь в данной работе, в настоящее время отсутствует в литературе, мы провели специальный эксперимент по измерению сечений образования испарительных остатков составных ядер, образованных в реакциях: 40Ar + 144Sm, 36Ar + + 148Sm, 40Ca + 144Nd, 48Ca + 142Nd и 40Ar + 166Er. Характеристики входного канала исследуемых реакций представлены в табл. 1.

Таблица 1.

Характеристики входного канала исследуемых реакций: Elab – энергия налетающих ионов в лабораторной системе; ZpZt – произведение ядерных зарядов налетающего тяжелого иона и ядра мишени; Vc – кулоновский барьер реакции [6] в системе центра масс; Qgg – энергия реакции в основном состоянии ядер [7]; E* – энергия возбуждения составного ядра, соответствующая кулоновскому барьеру реакции

Реакция Elab, МэВ ZpZt Vc, МэВ Qgg, МэВ E*, МэВ
40Ar + 144Sm →184Hg 154–232 1116 129.57 –90.66 38.91
36Ar + 148Sm → 184Hg 144–233 1116 130.95 –83.22 47.73
40Ca + 144Nd → 184Hg 145–216 1200 140.11 –92.25 47.87
48Ca + 142Nd → 190Hg 202–264 1200 136.53 –98.80 37.73
  40Ar + 166Er → 206Rn 156–202 1224 138.90 –90.85 48.05

ПОСТАНОВКА ЭКСПЕРИМЕНТА

Эксперименты проводились на циклотроне У400M ЛЯР ОИЯИ в Дубне. Использовались пучки ионов 36, 40Ar и 40, 48Ca с энергиями в диапазоне 270–330 МэВ и интенсивностями не более 1.2 · · 109 частиц/c. Для непрерывного измерения энергии пучка во время эксперимента методом времени пролета использовались два пикап-детектора, расположенных на расстоянии 2 м друг от друга, что обеспечивало разрешение по энергии ~0.5%.

Изменение энергии пучка на мишени с шагом 3 МэВ осуществлялось посредством никелевых фольг-поглотителей толщиной 2.7, 4.95, 10.3 и 16.9 мкм, установленных на вращающемся механическом приводе перед мишенью.

В качестве мишеней использовались слои 144Sm, 166Er, 148Sm, 142Nd и 144Nd толщиной 280–330 мкг/см2, осажденные электрохимическим способом на титановые подложки толщиной 680 мкг/см2.

В измерениях применялся усовершенствованный метод подвижного поглотителя [8] c использованием стопки из пяти тонких алюминиевых фольг диаметром 20 мм и толщиной 0.8 мкм каждая. Стопка фольг располагалась на расстоянии 18.2 мм за мишенью. Исследуемые продукты реакции останавливались в соответствующих фольгах в зависимости от их энергии, в то время как ионы пучка и быстрые продукты реакций проходили через них и останавливались в цилиндре Фарадея. Для того, чтобы получить максимальный выход продуктов реакции в середине стопки фольг, сразу за мишенью были добавлены две дополнительные алюминиевые фольги толщиной 0.8 мкм каждая. Использование стопки из пяти тонких фольг, вместо одной толстой фольги [8], улучшило энергетическое разрешение, которое в наших экспериментах составляло от 70 до 100 кэВ (ШПВ) для используемых пяти кремниевых детекторов.

Во время эксперимента фольги периодически находились в двух положениях (рис. 1). В режиме облучения, в течение интервала времени tB, фольги располагались друг за другом позади мишени. Затем, с помощью специально смонтированного пневмопривода линейного передвижения, рамки с фольгами перемещались к соответствующим кремниевым детекторам, и, в течение интервала времени tD, проводилась регистрация α-распадов продуктов реакции. В зависимости от периодов полураспада исследуемых испарительных остатков, длительности времен облучения tB и измерения tD выбирались в диапазоне ∼10–30 с. Время перемещения фольг между этими двумя положениями составляло не более 0.3 с, и было синхронизировано с электростатическим прерывателем пучка и с системой сбора данных.

Рис. 1.

Схема эксперимента с движущимися поглотителями. В режиме накопления (положение I) продукты реакции накапливаются в фольгах-поглотителях во время облучения мишени пучком ионов; в режиме детектирования (положение II), α-частицы, продукты распада накопленных нуклидов, детектируются кремниевыми детекторами.

Расстояние от фольг до соответствующих кремниевых детекторов увеличивалось монотонно с 21.9 мм для первого детектора до 32.7 мм для пятого детектора. Геометрические эффективности детекторов 1–5 составляли 4.90, 3.95, 3.37, 2.84 и 2.43%, соответственно.

ИДЕНТИФИКАЦИЯ ИЗОТОПОВ И ИЗМЕРЕНИЕ ПОПЕРЕЧНЫХ СЕЧЕНИЙ

Идентификация продуктов реакций производилась по энергетическим спектрам регистрируемых α-частиц, их периодам полураспада, а также по форме функций возбуждения. При идентификации нуклидов анализировались также цепочки дочерних ядер (рис. 2а), оценивалась вероятность их регистрации в выбранных диапазонах времен tD и tB.

Рис. 2.

Цепочка α- и β-распадов 179Hg с соответствующими вероятностями в процентах и периодами полураспадов (а). Экспериментальный спектр α-частиц испарительных остатков реакции 40Ar + 144Sm, накопленный в четвертой фольге, при энергии пучка Elab = 187 МэВ для циклов измерения–накопления 10–10 с (б). Цветными линиями показано разложение экспериментального спектра на гауссианы, соответствующие выходам α-радиоактивных продуктов реакции с цепочками их распадов.

Экспериментальные спектры энергий α-частиц фитировались гауссовыми кривыми с помощью программы ORIGIN [9]. Для выделенных областей энергий, соответствующих этим кривым, анализировались временные зависимости распадов нуклидов и определялись их периоды полураспада. Площади под гауссовыми кривыми, соответствующие выходам различных α-радиоактивных нуклидов (рис. 2б), суммировались для всех пяти детекторов с учетом их геометрической эффективности. Сечения реакций рассчитывались с учетом времен накопления и измерения, периодов полураспада и вероятностей α-распада нуклидов по формуле:

$\sigma = \frac{{N_{{run}}^{\alpha }\lambda {{t}_{B}}\left( {1 - {\text{exp}}\left( { - \lambda T} \right)} \right)}}{{g{{\varepsilon }_{\alpha }}~{{N}_{{at}}}J\left( {1 - {\text{exp}}\left( { - \lambda {{t}_{B}}} \right)} \right)\exp \left( { - \lambda {{t}_{m}}} \right)\left( {1 - \exp \left( { - \lambda {{t}_{D}}} \right)} \right)}},$
где σ – поперечное сечение образования испарительных остатков, $N_{{run}}^{\alpha }$ – количество α-распадов выбранного изотопа за время измерения, g – геометрическая эффективность детектора, εα – вероятность α-распада, Nat – число атомов мишени (ат/см2), λ – постоянная распада исследуемого изотопа, J – интеграл с цилиндра Фарадея, tm – время перемещения рамки с фольгами из области облучения до места измерения, tB – время облучения, tD – время измерения, T – длительность одного цикла измерения T = tB + tD + 2tm.

Погрешность определения сечений включала в себя статистическую погрешность, а также погрешности определения толщины мишени (±15%) и дозы пучка (±5%).

В работе [10] обсуждалось влияние дисперсии энергии пучка ионов на форму функций возбуждения испарительных остатков. Этот эффект проявляется наиболее сильно вблизи кулоновского барьера, где есть резкое падение сечений с понижением энергии. Для учета этого нежелательного эффекта мы применили метод деконволюции [11]. Был проведен дополнительный эксперимент по определению экспериментальной дисперсии энергий пучков ионов при прохождении ими никелевых поглотителей различной толщины. Применение метода деконволюции в данной работе привело к значительному понижению сечений в области кулоновского барьера и незначительно повлияло на их величину в области максимумов функций возбуждения.

РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТА

На рис. 3 показаны абсолютные сечения испарительных остатков в зависимости от энергии возбуждения составных ядер для реакций 40Ar + + 144Sm, 36Ar + 148Sm, 40Ca + 144Nd, 48Ca + 142Nd и 40Ar + 166Er. Символами обозначены экспериментальные значения сечений, а пунктирными линиями – расчеты теоретических сечений xn-испарительных каналов, выполненные в модели связанных каналов и статистической модели распада возбужденных ядер (программа NRV [6, 12, 13]). Теоретические расчеты сечений полного слияния показаны сплошными линиями.

Рис. 3.

Сечения xn-каналов испарения для реакций 40Ar + 144Sm (а); 36Ar + 148Sm (б); 40Ca + 144Nd (в); 48Ca + 142Nd (г); 40Ar + 166Er (д) в зависимости от энергии возбуждения составного ядра. Экспериментальные сечения показаны сплошными символами: 2n − круги, 3n − квадраты, 4n − треугольники, 5n − ромбы, 6n − звезды, 7n − пятиугольники. Открытыми символами показаны сечения полного слияния в реакции 40Ar + 144Sm [15] (а) и сечения испарения xn‑каналов реакции 36Ar + 148Sm из работы [16] (б). Теоретические расчеты сечений слияния показаны черной жирной линией, xn-каналов – пунктирными линиями.

В реакции 40Ar + 144Sm (рис. 3а) с энергией возбуждения, соответствующей кулоновскому барьеру реакции VC = 39 МэВ (здесь и далее величина кулоновского барьера приводится в терминах энергии возбуждения составного ядра), доминируют каналы 2n и 3n, имеющие близкие максимальные значения поперечных сечений: σ(2n)max = = 13 ± 2.9 мб, σ(3n)max = 12.4 ± 3.5 мб. Сечения испарительных каналов с более высоким числом нейтронов (4n–6n) плавно уменьшаются из-за увеличения вероятности деления с повышением энергии возбуждения составного ядра.

Подобное поведение сечений характерно и для реакции 36Ar+148Sm (рис. 3б), также ведущей к образованию компаунд-ядра 184Hg. Однако, в отличие от реакции 40Ar + 144Sm, протекающей на двух сферических ядрах во входном канале, в данной реакции налетающее ядро и ядро мишени деформированы (с параметром статической квадрупольной деформации β2 равным, соответственно, –0.148 и 0.175 [14]). При этом высота кулоновского барьера зависит от взаимной ориентации взаимодействующих ядер: VP = 42 МэВ для полярной и VEq = 49 МэВ для экваториальной конфигураций во входном канале. Расчеты для реакции 36Ar + 148Sm были сделаны с учетом возбуждения двух квадрупольных и одного октупольного фононов в обоих ядрах. В случае реакции 40Ar + + 144Sm предполагалось возбуждение в ядре 144Sm двух квадрупольных фононов, а в ядре 40Ar – только одного квадрупольного.

В реакции полного слияния дважды магического ядра 40Ca (N = Z = 20) с немагическим ядром 144Nd (N = 84, Z = 60) (рис. 3в) также образуется составное ядро 184Hg, как и в реакции немагического ядра 40Ar (N = 22, Z = 18) c магическим ядром 144Sm (N = 82, Z = 62). В обоих случаях во входном канале реакции взаимодействуют два сферических ядра, но отличающиеся по степени близости к значениям нейтронной и протонной оболочек (N = 20, Z = 20) для налетающего ядра, и нейтронной (N = 82) для ядра мишени. При переходе от реакции между ядрами аргона и самария к реакции ядер кальция с ядрами неодима, произведение ядерных зарядов во входном канале Z1Z2 увеличивается с 1116 до 1200, что приводит, как видно из рис. 3а и 3в, к сдвигу кулоновского барьера VC с 39 до 48 МэВ. Этот сдвиг оказывает влияние на положение и максимальное значение сечения 2n-испарительного канала, которое, в данном случае ниже, чем для 3n-канала (σ(2n)max = = 2.7 ± 0.8 мб, σ(3n)max = 6.7 ± 2.2 мб). Следует отметить, что измеренные значения хn-каналов в реакции 40Ca + 144Nd, также, как и в реакции 36Ar + 148Sm, получились несколько выше предсказаний теории. В теоретических расчетах для данной реакции учитывалось возбуждение одного квадрупольного и одного октупольного фонона ядра 40Ca и двух квадрупольных и одного октупольного фонона для 144Nd.

В реакции дважды магического ядра 48Ca(N = 28, Z = 20) с магическим ядром 142Nd(N = 82, Z = 60), при энергии возбуждения составного ядра, соответствующей VC = 38 МэВ, (рис. 3г), наблюдались изотопы 183–185Hg (5n–7n испарительные каналы). Каналы с меньшим количеством испаряющихся нейтронов не были зарегистрированы, поскольку образующиеся в них изотопы ртути не испытывают α-распад. При вычислении теоретических сечений предполагалось возбуждение одного квадрупольного фонона в 48Ca и двух квадрупольных и одного октупольного фонона в 142Nd. Существенное превышение сечения 5n-канала этой реакции с аналогичным каналом в реакции дважды магического 40Ca(N = 20, Z = 20) с немагическим ядром 144Nd(N = 84, Z = 60) связано, по всей видимости, с более высоким сечением слияния в первой реакции.

На рис. 3д показаны функции возбуждения xn-испарительных каналов реакции 40Ar + 166Er. В этом случае, энергия возбуждения составного ядра, соответствующая кулоновскому барьеру в полярной конфигурации ядер (VP) во входном канале, составляет 39 МэВ, и 52 МэВ в экваториальной конфигурации (VEq). Максимальное сечение наблюдалось для 3n-канала. Сечения образования испарительных остатков в этой реакции в 5–10 раз меньше, по сравнению с реакциями 36, 40Ar и 40, 48Ca на лантаноидных мишенях 144, 148Sm и 142, 144Nd. В теоретических расчетах учитывалось возбуждение двух квадрупольных фононов в 40Ar и статическая квадрупольная деформация 166Er. Как и в предыдущих реакциях, сечения каналов с большим количеством испаряющихся нейтронов плавно уменьшаются.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Сечения образования испарительных остатков реакций 144Sm (40Ar,xn) 184 –xHg, 148Sm (36Ar,xn) 184 –xHg, 144Nd (40Ca,xn) 184 –xHg, 166Er (40Ar,xn) 206 –xRn и 142Nd (48Ca,xn) 190 –xHg были измерены с помощью модифицированного метода подвижного поглотителя. В трех первых реакциях, ведущих к образованию составного ядра 184Hg, исследовалось влияние высоты кулоновского барьера на положение максимума сечения 2n канала.

Для всех реакций, ведущих к образованию изотопов ртути, экспериментальные значения сечений xn-каналов были выше расчетных, в отличие от реакции 40Ar + 166Er → 206Rn. Понижение сечений xn-испарительных каналов в этой реакции может быть вызвано относительно высокими значениями сечений 1рхn-каналов испарения. Сечения xn-каналов реакций 40Ar + 144Sm, 40Ca + 144Nd, 48Ca + + 142Nd и 40Ar + 166Er измерены впервые.

Авторы благодарят сотрудников циклотрона У400M ЛЯР ОИЯИ за предоставленные пучки тяжелых ионов, а также инженерные службы за обеспечение условий, необходимых для выполнения данных экспериментов.

Работа выполнена при поддержке гранта IGA Университета им. Палацки (IGA_PrF_2020_011) и проекта № 2/0181/21 Агентства грантов VEGA.

Список литературы

  1. Oganessian Yu.Ts., Abdullin F.Sh., Bailey P.D. et al. // Phys. Rev. C. 2004. V. 70. No. 6. Art. No. 064609.

  2. Oganessian Yu.Ts., Utyonkov V.K., Lobanov Yu.V. et al. // Phys. Rev. C. 2006. V. 74. Art. No. 044602.

  3. Оганесян Ю.Ц. // Вестн. РАН. 2019. Т. 89. № 6. С. 563.

  4. Родин А.М., Белозеров А.В., Ванин Д.В. и др. // ПТЭ. 2014. № 4. С. 14; Rodin A.M., Belozerov A.V., Dmitriev S.N. et al. // Instrum. Exp. Tech. 2014. V. 57. No. 4. Р. 386.

  5. Kofoed-Hansen O., Nielsen K.O. // Phys. Rev. 1951. V. 82. P. 96.

  6. http://nrv.jinr.ru.

  7. Myers W.D., Swiatecki W.J. // Phys. Rev. C. 1999. V. 60. Art. No. 014606.

  8. Vermeulen D., Clerc H.G., Sahm C.C. et al. // Z. Phys. A. 1984. V. 318. P. 157.

  9. https://www.originlab.com.

  10. Sagaidak R.N., Andreyev A.N. // Int. J. Mod. Phys. E. 2014. V. 23. Art. No. 1450001.

  11. Morhac M., Kliman J., Matousek V. et al. // Nucl. Instr. Meth. Phys. Res. A. 1997. V. 401. P. 385.

  12. Karpov A.V., Denikin A.S., Naumenko M.A. et al. // Nucl. Instr. Meth. Phys. Res. A. 2017. V. 859. P. 112.

  13. Zagrebaev V.I., Samarin V.V. // Phys. Atom. Nucl. 2004. V. 67. P. 1462.

  14. http://cdfe.sinp.msu.ru/cgi-bin/muh/radcard.cgi.

  15. Reisdorf W., Hessberger F.P., Hildenbrand K.D. et al. // Nucl. Phys. A. 1985. V. 438. P. 212.

  16. Schädel M., Brüchle W., Jäger E. et al. // GSI Sci. Rep. 2003. Art. No. 20.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска содержание выпуска

Известия РАН. Серия физическая

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал