Реакции деления в кулоновском поле

    Получение ускоренных пучков ²³⁸U с релятивистскими энергиями открывает новые возможности в исследовании редких каналов деления, расширяет диапазон изотопов, которые могут быть получены и зарегистрированы. Использование реакции деления ускоренных ядер ²³⁸U в кулоновском поле рассеивающей частицы с большим зарядом дает следующие преимущества.

1. Продукты деления фокусируются в узком конусе в направлении движения ускоренных ионов ²³⁸U.
2. Осколки деления имеют практически одинаковые скорости, что создает хорошие условия для их сепарации.
3. Осколки полностью ионизированы, что позволяет избежать сложностей с разделением осколков, находящихся в разных зарядовых состояниях.
4. Высокие энергии осколков позволяют использовать комбинированную
   (магнитный анализ + (E-E) + время пролета) технику разделения фрагментов.

    Скорости осколков деления, испущенных по направлению движения первичного иона и против, различны (рис. 10.5), поэтому меняя величину магнитной жесткости можно различать частицы, вылетающие из мишени в различных направлениях.

Рис. 10.5. Импульсная диаграмма деления ядер в релятивистской обратной кинематике

Рис. 10.6. Выход осколков, образующихся в результате деления в кулоновском поле ядра Pb, ускоренных ядер 238U. Наверху E- A/Z распределение для этих же измерений

    Нейтроноизбыточные изотопы с отношением N/Z равным или большим, чем в исходном ядре ²³⁸U, могут образовываться в том случае, если в процессе деления испаряется небольшое число нейтронов, т.е. в случае малой энергии возбуждения ядра ²³⁸U.
    На рис. 10.6 показан выход осколков, образующихся в результате деления в кулоновском поле ядра Pb, ускоренных до энергии 750 МэВ/нуклон ядер ²³⁸U [M. Bernas et al. Nucl. Phys. A616, 1997, p.352]. Магнитная жесткость для регистации продуктов распада была на 4% больше (1.04B₀), чем для налетающих ядер ²³⁸U. Наблюдается характерное для низкоэнергетического деления двугорбое распределение осколков. Величина сечения низкоэнергетического деления ²³⁸U в кулоновском поле ядра Pb составляет ~ 2.1+0.2 б или 70% от полного сечения деления.

Рис. 10.7. Двумерное распределение изотопов, образовавшихся при делении ускоренных ионов 238U в поле Pb

    На рис. 10.7 показан спектр изотопов, образующихся в результате деления на лету ²³⁸U на мишени из Pb. Магнитная жесткость фрагмент-сепаратора FRS составляет 0.96B₀. Легко видеть как изменяется число различных изотопов с изменением Z. На рисунке стрелками показан диапазон изотопов Pd (¹⁰⁵Pd - ¹¹⁹Pd).
   На рис. 10.8 показана часть карты нейтроноизбыточных ядер (Z = 20-60), которые были получены в экспериментах по делению ядер ²³⁸U в кулоновском поле ядер Pb и Bi. Впервые обнаружено большое количество нейтроноизбыточных изотопов, что позволило вплотную приблизиться к линии r-процесса в звездах. Было зарегистрировано 3 дважды магических ядра ⁷⁸Ni (Z = 28, N = 50).
   Полученные результаты приведены на рис. 10.9. Они получены в одной экспозиции продолжительностью 132 часа для различных элементов в диапазоне от Ti (Z = 22) до Nb (Z = 41). За время экспозиции на мишень из Bi толщиной 1 г/см² упало 10¹³ядер ²³⁸U. Как видно из приведенных данных, достижение границы нейтронной стабильности в этой области Z потребует больших усилий и новых подходов.

Рис. 10.8. Карта изотопов, показаны новые изотопы полученные при делении на лету 238U

Рис. 10.9. Спектры масс. Для изотопов, открытых в делении 238U на лету, указаны массовые числа

    В GSI методика исследования фрагментов деления была усовершенствована и приспособлена для электромагнитного деления ядер легче урана (Pa, Th, Ac). Используется двухступенчатая схема. Ускоренные до энергии 1 ГэВ/нуклон ядра ²³⁸U фрагментируются на бериллиевой мишени толщиной 680 мг/см², нанесенной на ниобиевую подложку. Подложка необходима для полной ионизации фрагментов. Затем фрагменты сепарируются с помощью FRS.

Рис. 10.10. Экспериментальные устройства на выходе сепаратора

   Экспериментальная аппаратура, расположенная после FRS, показана на рис. 10.10.
   Фрагменты с энергией ~ 620 МэВ/нуклон после прохождения сцинтиллятора попадают в активную мишень, состоящую из тонких свинцовых фольг (3.03 г/см²), расположенных в газонаполненной ионизационной камере. С помощью этого устройства можно определить, в какой из фольг произошло деление. Энергетические потери каждого осколка деления измеряются с помощью ионизационной камеры, разделенной на две части (Twin-MUSIC). Проходящие через камеру осколки затем детектируются с помощью системы сцинтилляторов размером 1м х 1м.

    На рис. 10.11 показана область ядер с Z > 74 для которых было исследовано низкоэнергетическое деление. (E* < B_F + 10 МэВ, где B_F - барьер деления).

Рис. 10.11. Область ядер, для которых было исследовано низкоэнергетическое деление

    Экспериментальные результаты были получены двумя методами:

1. делением под действием тепловых нейтронов,
2. делением на лету высокоэнергетичной частицы при рассеянии в кулоновском поле ядра-мишени. Возбуждение в налетающей частице гигантского дипольного резонанса (E* ~ 10 МэВ) приводит к делению ядер.

    Ядра, для которых имеется информация о зарядовом распределении продуктов низкоэнергетического деления, показаны на рис. 10.11 затемненными кружочками.
    В результате исследования низкоэнергетического деления ядер был обнаружен ряд интересных закономерностей. Оказалось, что зарядовое распределение осколков деления сильно зависит от комбинации чисел нейтронов и протонов(N, Z) в исходном ядре, что связано с существенным влиянием оболочечной структуры атомных ядер на процесс деления. Так ядро ²¹³At делится в основном симметрично, в то время как ядро ²²⁷Ra делится на три осколка. Изменения в зарядовых распределениях осколков могут проходить достаточно резко при добавлении небольшого числа нуклонов. Пример этого - деление изотопов ^256,258Fm. Добавление двух нейтронов приводит к переходу от асимметричного деления к симметричному.
    На рис. 10.12 систематизированы зарядовые распределения осколков электромагнитного деления Ac (Z = 89), Th (Z = 90), Pa (Z = 91) и U (Z = 92) в поле ядра Pb.
    На примере изотопов Th видно, как происходит переход от асимметричного деления к симметричному при уменьшении числа нейтронов в ядре. При делении ядер с четным числом протонов наблюдается различие в сечении образования осколков с четным и нечетным Z. Впервые этот эффект был обнаружен при делении изотопов U (Z = 92) и Th (Z = 90).

Рис. 10.12. Зарядовые распределения осколков электромагнитного деления

Рис. 10.13. Зарядовые распределения осколков, образующихся при электромагнитном делении и делении под действием тепловых нейтронов ядер U

    На рис. 10.13 сравниваются зарядовые распределения осколков, образующихся при электромагнитном делении ядра ²³⁴U и делении под действием тепловых нейтронов ²³³U(n,f).
   В целом наблюдается хорошее согласие в зарядовых распределениях. Однако следует отметить, что в случае электромагнитного деления различие в выходах четно-нечетных заряженных фрагментов составляет 12%, в делении под действием тепловых нейтронов - 20%. Кроме того, в электромагнитном делении наблюдается большее отношение асимметричного деления к симметричному. Эти различия, по-видимому, могут быть объяснены за счет большей энергии возбуждения осколков в электромагнитном делении.