Обоснование характеристик пучка-мишени для изучения реакций слияния при глубоконеупругих столкновениях тяжелых ионов
Проанализирована динамика переходов нуклонов во фрагментах двойной ядерной системы (ДЯС), которая направляется потенциальной энергией системы, в трех вариантах разрешенных переходов – [±n, ±p], [±n, ±p, ±(n+p)] и [±n, ±p, ±(n+p), ±α]. Показано, что переходы нуклонов осуществляются, в основном, по (n...
Збережено в:
| Дата: | 2010 |
|---|---|
| Автор: | |
| Формат: | Стаття |
| Мова: | Russian |
| Опубліковано: |
Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України
2010
|
| Теми: | |
| Онлайн доступ: | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/17035 |
| Теги: |
Додати тег
Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
|
| Назва журналу: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Цитувати: | Обоснование характеристик пучка-мишени для изучения реакций слияния при глубоконеупругих столкновениях тяжелых ионов / К.В. Павлий // Вопросы атомной науки и техники. — 2010. — № 3. — С. 150-154. — Бібліогр.: 11 назв. — рос. |
Репозитарії
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| id |
nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-17035 |
|---|---|
| record_format |
dspace |
| spelling |
nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-170352025-02-09T09:56:09Z Обоснование характеристик пучка-мишени для изучения реакций слияния при глубоконеупругих столкновениях тяжелых ионов Обґрунтування характеристик пучка-мішені для вивчення реакцій злиття при глибоконеупружних зіткненнях важких іонів Characteristics justification of the beam-target for studying reactions of fusion at deep nonelastic collisions of heavy ions Павлий, К.В. Применение ускорителей Проанализирована динамика переходов нуклонов во фрагментах двойной ядерной системы (ДЯС), которая направляется потенциальной энергией системы, в трех вариантах разрешенных переходов – [±n, ±p], [±n, ±p, ±(n+p)] и [±n, ±p, ±(n+p), ±α]. Показано, что переходы нуклонов осуществляются, в основном, по (n+p), «нейтронному» и «протонному» каналам передач. Для [±n, ±p, ±(n+p)±α]-разрешенных переходов преобладает α-канал. Количество нейтронов в тяжелом фрагменте практически не влияет на динамику переходов. Следовательно, для увеличения количества нейтронов в составном ядре необходимо легкий фрагмент выбирать нейтронодефицитным, тяжелый – нейтроноизбыточным. Показана необходимость учета эмиссии нуклонов из фрагментов ДЯС. Проаналізовано динаміку переходів нуклонів у фрагментах подвійної ядерної системи, що направляється потенційною енергією системи, у трьох варіантах дозволених переходів – [±n, ±p], [±n, ±p, ±(n+p)] и [±n, ±p, ±(n+p), ±α]. Показано, що переходи нуклонів здійснюються, в основному, по (n+p), «нейтронному» і «протонному» каналах передач. Для [±n, ±p, ±(n+p)±α]-дозволених переходів переважає α-канал. Кількість нейтронів у важкому фрагменті практично не впливає на динаміку переходів. Отже, для збільшення кількості нейтронів в складеному ядрі необхідно легкий фрагмент вибирати нейтронодефіцітним, важкий – нейтрононадлишковим. Показано необхідність обліку емісії нуклонів з фрагментів ПЯС. Dynamics of transitions of nucleons in dinuclear system fragments which goes potential energy of system, in three variants of the resolved transitions is analysed – [±n, ±p], [±n, ±p, ±(n+p)] and [±n, ±p, ±(n+p), ±α]. It is shown, that transitions of nucleons are carried out basically on (n+p), "neutron" and "proton" channels of transfers. For [±n, ±p, ±(n+p)±α] the resolved transitions prevails α the channel. The quantity of neutrons in a heavy fragment practically does not influence dynamics of transitions. Hence, for increase quantity of neutrons in a compound nuclei, it is necessary to choose an easy fragment neutron-deficient, heavy – neutron-excess. It is shown necessity of the nucleon emission accountancy from fragments DNS. 2010 Article Обоснование характеристик пучка-мишени для изучения реакций слияния при глубоконеупругих столкновениях тяжелых ионов / К.В. Павлий // Вопросы атомной науки и техники. — 2010. — № 3. — С. 150-154. — Бібліогр.: 11 назв. — рос. 1562-6016 https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/17035 539.17.01 ru application/pdf Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України |
| institution |
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| collection |
DSpace DC |
| language |
Russian |
| topic |
Применение ускорителей Применение ускорителей |
| spellingShingle |
Применение ускорителей Применение ускорителей Павлий, К.В. Обоснование характеристик пучка-мишени для изучения реакций слияния при глубоконеупругих столкновениях тяжелых ионов |
| description |
Проанализирована динамика переходов нуклонов во фрагментах двойной ядерной системы (ДЯС), которая направляется потенциальной энергией системы, в трех вариантах разрешенных переходов – [±n, ±p], [±n, ±p, ±(n+p)] и [±n, ±p, ±(n+p), ±α]. Показано, что переходы нуклонов осуществляются, в основном, по (n+p), «нейтронному» и «протонному» каналам передач. Для [±n, ±p, ±(n+p)±α]-разрешенных переходов преобладает α-канал. Количество нейтронов в тяжелом фрагменте практически не влияет на динамику переходов. Следовательно, для увеличения количества нейтронов в составном ядре необходимо легкий фрагмент выбирать нейтронодефицитным, тяжелый – нейтроноизбыточным. Показана необходимость учета эмиссии нуклонов из фрагментов ДЯС. |
| format |
Article |
| author |
Павлий, К.В. |
| author_facet |
Павлий, К.В. |
| author_sort |
Павлий, К.В. |
| title |
Обоснование характеристик пучка-мишени для изучения реакций слияния при глубоконеупругих столкновениях тяжелых ионов |
| title_short |
Обоснование характеристик пучка-мишени для изучения реакций слияния при глубоконеупругих столкновениях тяжелых ионов |
| title_full |
Обоснование характеристик пучка-мишени для изучения реакций слияния при глубоконеупругих столкновениях тяжелых ионов |
| title_fullStr |
Обоснование характеристик пучка-мишени для изучения реакций слияния при глубоконеупругих столкновениях тяжелых ионов |
| title_full_unstemmed |
Обоснование характеристик пучка-мишени для изучения реакций слияния при глубоконеупругих столкновениях тяжелых ионов |
| title_sort |
обоснование характеристик пучка-мишени для изучения реакций слияния при глубоконеупругих столкновениях тяжелых ионов |
| publisher |
Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України |
| publishDate |
2010 |
| topic_facet |
Применение ускорителей |
| url |
https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/17035 |
| citation_txt |
Обоснование характеристик пучка-мишени для изучения реакций слияния при глубоконеупругих столкновениях тяжелых ионов / К.В. Павлий // Вопросы атомной науки и техники. — 2010. — № 3. — С. 150-154. — Бібліогр.: 11 назв. — рос. |
| work_keys_str_mv |
AT pavlijkv obosnovanieharakteristikpučkamišenidlâizučeniâreakcijsliâniâpriglubokoneuprugihstolknoveniâhtâželyhionov AT pavlijkv obgruntuvannâharakteristikpučkamíšenídlâvivčennâreakcíjzlittâpriglibokoneupružnihzítknennâhvažkihíonív AT pavlijkv characteristicsjustificationofthebeamtargetforstudyingreactionsoffusionatdeepnonelasticcollisionsofheavyions |
| first_indexed |
2025-11-25T14:45:09Z |
| last_indexed |
2025-11-25T14:45:09Z |
| _version_ |
1849773965140033536 |
| fulltext |
УДК 539.17.01
ОБОСНОВАНИЕ ХАРАКТЕРИСТИК ПУЧКА-МИШЕНИ ДЛЯ
ИЗУЧЕНИЯ РЕАКЦИЙ СЛИЯНИЯ ПРИ ГЛУБОКОНЕУПРУГИХ
СТОЛКНОВЕНИЯХ ТЯЖЕЛЫХ ИОНОВ
К.В. Павлий
Национальный научный центр «Харьковский физико-технический институт»,
Харьков, Украина
E-mail: kvint@kipt.kharkov.ua
Проанализирована динамика переходов нуклонов во фрагментах двойной ядерной системы (ДЯС), кото-
рая направляется потенциальной энергией системы, в трех вариантах разрешенных переходов – [ ],
[ ] и [
,n p± ±
, , (n p n p± ± ± + ) , , ( ),n p n p α± ± ± + ± ]. Показано, что переходы нуклонов осуществляются, в основ-
ном, по ( n ), «нейтронному» и «протонному» каналам передач. Для [p+ , , ( ),n p n p α± ± ± + ± ]-разрешенных
переходов преобладает α-канал. Количество нейтронов в тяжелом фрагменте практически не влияет на ди-
намику переходов. Следовательно, для увеличения количества нейтронов в составном ядре необходимо лег-
кий фрагмент выбирать нейтронодефицитным, тяжелый – нейтроноизбыточным. Показана необходимость
учета эмиссии нуклонов из фрагментов ДЯС.
1. ВВЕДЕНИЕ
Для постановки экспериментов по получению
сверхтяжелых элементов при взаимодействии тяже-
лых ионов с максимальным выходом интересующих
изотопов выбор начальной изотопной комбинации
пучка-мишень и кинетической энергии пучка явля-
ется определяющим. Для этого разрабатываются
модели, которые в той или иной степени описывают
процессы при взаимодействии ядер.
В модели критического расстояния [1], слияние
определялось только ядро-ядерным потенциалом, а
форма и структура ядер «замораживались». Учет
диссипации кинетической энергии был предложен в
динамической модели [2], где вводилось радиальное
и тангенциальное трение, а форму и структуру ядер
так же «замораживали». Конверсию части орби-
тального углового момента столкновения в спины
взаимодействующих ядер рассматривали в работе
[3]. Учет динамической деформации ядер (рассмат-
ривалась только квадрупольная деформация) во
входном и выходном каналах реакции был предло-
жен в работе [4]. Микроскопическая динамическая
модель, в которой описывается динамика от момен-
та соприкосновения до момента формирования со-
ставного ядра, была введена Святецким [5]. В этой
модели слияние ядра протекает в пространстве де-
формаций аналогично делению тяжелого ядра. По-
казано, что необходима дополнительная кинетиче-
ская энергия для формирования составного ядра над
входным кулоновским барьером. Во флуктуацион-
но-диссипативной модели [6] учитывается стати-
стическая флуктуация траекторий и оболочечные
поправки в расчете потенциальной энергии. Эта мо-
дель учитывает как динамические характеристики,
так и статистические процессы слияния двух ядер. В
модели коллективизации нуклонов [7] учитывается
нуклонная структура сталкивающихся ядер. Благо-
даря перекрытию ядерных поверхностей нуклоны
могут переходить из одного ядра в другое. Это при-
водит к процессу коллективизации нуклонов снача-
ла верхних оболочек, а потом и остальных. Наибо-
лее реалистическое описание процесса слияния
ядер, на наш взгляд, предложено в концепции двой-
ной ядерной системы (КДЯС) [8, 9], на основании
которой построен ряд моделей. Они успешно при-
меняются для описания процессов слияния-
квазиделения тяжелых ядер. Во многих моделях
установление изотопного равновесия A/Z предпола-
гает, что передача одного протона автоматически
приводит к переходу нейтронов в более тяжелый
фрагмент. Этим самым исключается возможность
учета предыстории процессов, которые во многом
определяются оболочечной структурой фрагментов
и изменением потенциальной энергии ДЯС.
В данной работе рассматривается динамика пе-
реходов нуклонов в конкретном канале реакции по-
сле образования ДЯС и влияние динамики нуклон-
ного состава на изменение энергии связи фрагмен-
тов, барьеров слияния и квазиделения. Изменение
энергии связи определяют процессы эмиссии из
фрагментов ДЯС, что приводит к изменению изо-
топной конфигурации и, следовательно, к иному
конечному результату.
2. ОСНОВНЫЕ ПАРАМЕТРЫ
ДЯС – это неустойчивая система, состоящая из
двух фрагментов, которая изменяет свою изотопную
конфигурацию за счет переходов нуклонов от одно-
го фрагмента к другому. Это приводит к изменению
потенциальной энергии, которая определяется [8, 9]:
UCN = VCN + B1 + B2 – BCN,
где VCN – ядро-ядерный потенциал; В1, В2, ВСN –
энергии связи 1-го, 2-го и составного ядер, соответ-
ственно. Ядро-ядерный потенциал (VCN) включает в
себя кулоновский, центробежный и ядерный
(VCN=VC + Vrot + VN). Для расчета кулоновского по-
тенциала использовалось выражение:
22
1 2
1 2 1 2
3
2( )C
Z Z e RV
R R R R
⎡ ⎤⎛ ⎞
⎢ ⎥= ⋅ − ⎜ ⎟+ +⎢ ⎥⎝ ⎠⎣ ⎦
,
значение центробежного потенциала приравнива-
лось нулю { }2 ( 1) /(2 )rotV l l Rμ= +h 2 , для вычисления
____________________________________________________________
PROBLEMS OF ATOMIC SCIENCE AND TECHNOLOGY. 2010. № 3.
Series: Nuclear Physics Investigations (54), p.150-154.
150
ядерного потенциала использовался потенциал ко-
роткодействующих сил (proximity) [10]:
4 (prox
NV RbФ )πγ ξ= ,
где (МэВ( )( 2
0.9517 1 1.17826 /N Z Aγ ⎡= − −⎣ ) ⎤⎦ ⋅фм),
1 2 1 2/( )R C C C C= + , , 1b = 1 2( )s R C C= − − , /s bξ = ,
2 3
2 3
1,7817 0,9270 0,14300 0,09000 , 0
( ) 1,7817 0,927 0,01696 0,005148 ,0 1,9475,
4,41 exp( /0,7176), 1,9475
ξ ξ ξ ξ
ξ ξ ξ ξ ξ
ξ ξ
⎧− + ⋅ + ⋅ − <
⎪
Φ = − + + − < <⎨
⎪− ⋅ − >⎩
2 2(1 / ...)i iC R b R= − + , , i1/3 1/31.28 0.76 0.8i i iA
151
R A= − + 1,2= .
На Рис.1 приведены качественные зависимости
потенциальной энергии ДЯС от расстояния между
центрами фрагментов (А) и атомного номера одного
из фрагментов при фиксированном значении прото-
нов (В) в одном из фрагментов. На кривой 1 (см.
Рис.1,А) точка А соответствует контактной конфи-
гурации взаимодействующих ядер в предположении
образования ДЯС до кулоновского барьера.
Для преодоления кулоновского барьера (точка В;
на этом промежутке не происходит передача нукло-
нов от ядра к ядру) необходима энергия E2. Если на
этом промежутке происходит обмен нуклонами ме-
жду фрагментами ДЯС, то нет необходимости «да-
вать» энергию Е2, так как переход нуклонов изменя-
ет барьер квазиделения, что приводит к энергетиче-
скому «провалу» ДЯС в направлении минимума
«кармана» потенциальной энергии (см. Рис.1,А,
кривая 2). Однако, вопрос о возможности перехода
нуклонов от контактной конфигурации к кулонов-
скому барьеру остается открытым. После преодоле-
ния кулоновскому барьеру потенциальная энергия
имеет минимум в точке С, что соответствует
уменьшению потенциальной энергии на 0BΔ . То
есть система попадает в минимум потенциального
«кармана», и если энергия возбуждения достаточна
для преодоления барьера квазиделения, то система
распадается на два осколка. Во многих случаях пе-
реход нуклонов приводит к исчезновению кулонов-
ского барьера. В предположении, что обмен нукло-
нов между фрагментами происходит во время дви-
жения системы от точки A к точке С, то потенци-
альная энергия системы изменяется в сторону ее
понижения (кривая 2 на Рис.1,А). Это приводит к
изменению барьера квазиделения и уменьшению
абсолютной величины барьера. В то же время (см.
Рис.1,В, стрелками указана входная точка реакции)
существует барьер слияния (А), для преодоления
которого необходима энергия возбуждения системы
fussB . Кроме этого, в процессе перехода нуклонов
изменяется энергия связи фрагментов ДЯС, которая
не может быть отрицательна, что приводит к эмис-
сии нуклонов из системы.
Следовательно, в процессе реакции возможна
ситуация, когда при начальных значениях A1+A2 и
Z1+Z2 в точке касания ядер потенциальный «кар-
ман» отсутствует, а в процессе нуклонного обмена
он появляется. Переход нуклонов определяется по-
тенциальной энергией, это приводит к изменению
барьеров квазиделения и слияния, и определяет
дальнейшее протекание реакции. Большое значение
играет изменение энергии возбуждения, которая
возникает в связи с диссипацией кинетической энер-
гии и обменом нуклонов в ДЯС. Если энергия воз-
буждения достаточна для преодоления барьера
слияния, то реакция частично идет по этому каналу.
Следовательно, существует конкуренция протека-
ния реакции по координате R, то есть ядро распада-
ется на два фрагмента и по координатам A и Z, что
приводит к процессу слияния.
10.0 10.5 11.0 11.5 12.0 12.5
402
404
406
456
458
460
462
E
2
E
1
C
B
A
UCN
2
1
ΔB1
ΔB0
B1qf
B
0qf
Входной канал
UCN
R
80
B
A
Bfuss A
Е* m
in
(Д
ЯС
)
Входной
канал
Атомный номер одного из ядер
Точка
Бусинаро-Галлоне
Рис.1. Зависимость потенциальной энергии от
расстояния между центрами фрагментов ДЯС (A)
и от атомного номера (при фиксированном значе-
нии протонов) одного из фрагментов ДЯС (В)
В данной работе не учитывается изменение энер-
гии возбуждения и эмиссия нуклонов из фрагментов
ДЯС. Для расчета количества протонов и нейтронов
во фрагментах ДЯС было рассмотрено три возмож-
ных варианта разрешенных переходов:
– [ ,n p± ± ];
– [ , , (n p n p)± ± ± + ];
– [ , , ( ),n p n p α± ± ± + ± ],
которые контролируются потенциальной энергией и
определяются ее минимальным значением. Во всех
этих случаях определялась потенциальная энергия
при каждом возможном переходе и проводилось
сравнение ее значений. Переход считался осуществ-
ленным, если потенциальная энергия такой конфи-
гурации ДЯС была меньше предыдущей. В против-
ном случае вычисления прекращались. Следует
иметь в виду, что данные предположения не совсем
корректны, для точного определения условий пере-
хода необходимо считать индивидуальные и кол-
лективные энергетические уровни и числа заполне-
ния после каждого перехода.
3. ДИНАМИКА ПЕРЕХОДОВ
При проведении расчетов в каждом из трех слу-
чаев оптимальная изотопная конфигурация фраг-
ментов ДЯС определялась в минимуме потенциаль-
ного «кармана» по R. В начальной конфигурации
ДЯС вычислялась потенциальная энергия всех воз-
можных разрешенных комбинаций по А и Z, и вы-
биралась комбинация с минимальным значением
потенциальной энергии. Для следующего шага эта
комбинация является исходной точкой, и вычисле-
ния продолжались дальше до тех пор, пока для
входной комбинации (A/Z) значение потенциальной
энергии не становилось минимальным.
3.1. - ДИНАМИКА ПЕРЕХОДОВ ,n p± ±
Были проведены расчеты для изотопов от Са до
Ni с 238U. На Рис.2 представлены зависимости атом-
ного номера тяжелого фрагмента ДЯС ( ) от его
заряда. Стрелочками указаны конечные результаты
для начальных комбинаций изотопов. Как видно из
графиков, существуют, в основном, два канала пе-
реходов, первый – переход нейтронов от легкого
ядра к тяжелому, второй – переход протонов от лег-
кого ядра к тяжелому. Это определяется как началь-
ным, так и предыдущим изотопным составом взаи-
модействующих фрагментов. Начальная конфигура-
ция соответствует значению в левом нижнем углу
графиков, то есть для урана Z
238
92 U
1=92 и А1=238.
92 96 100 104 108 112 116
240
245
250
255
260
265
270
275
280
285
A
238U + A2Fe45Fe
46Fe
47Fe
48Fe
49Fe
50Fe
51,52Fe
53-58Fe
A1
92 96 100 104 108 112 116 120
240
245
250
255
260
265
270
275
280
285
C
49Ni
50Ni
51Ni
52Ni
53Ni
54Ni
55Ni
58Ni
238U + A2Ni
56Ni
57,59-64Ni
A1
Z1
Рис.2. Зависимости количества нуклонов в тяже-
лом фрагменте ДЯС (начальное ядро - ) от ко-
личества протонов в этом же фрагменте. Реакции:
238
92U
152
1238
92 26
AU F+ e i
)
(A); (C) 1238
92 28
AU N+
3.2. - ДИНАМИКА ПЕРЕХОДОВ , , (n p n p± ± ± +
На Рис.3 представлена динамика переходов для
реакций изотопов Fe и Ni с 238U. Подчеркнутые изо-
топы на графиках являются стабильными. Из приве-
денных данных видно, что сначала идет передача
пар (n+p) из легкого ядра в тяжелое, а потом проис-
ходят переходы только протонов из легкого ядра в
тяжелое. Такая динамика переходов характерна для
стабильных и нейтроноизбыточных ядер. Второй
канал характерен для нейтронодефицитных ядер,
где сначала происходит переход нейтронов из лег-
кого фрагмента в тяжелый, а затем передача пар
(n+p). Существуют переходы, которые характери-
зуются сначала длинной цепочкой передачи пар
(n+p), а затем происходит передача нейтронов
(Рис.3).
92 96 100 104 108 112 116
240
245
250
255
260
265
270
275
280
285
A
238U + A2Fe
58Fe
57Fe
56Fe
54Fe
53Fe
52Fe51Fe
50Fe
49Fe
47,48Fe46Fe
45Fe
A1
92 96 100 104 108 112 116 120
240
245
250
255
260
265
270
275
280
285
290
C
78Ni
62,64Ni
61Ni60Ni
58Ni
57Ni
56Ni
55Ni
54Ni
238U + A
2Ni
53Ni
52Ni51Ni
50Ni
49Ni
A1
Z1
Рис.3. Зависимости количества нуклонов в тяже-
лом фрагменте ДЯС (начальное ядро - ) от ко-
личества протонов в этом же фрагменте.
Реакции: (A); (C)
238
92U
1238
92 26
AU F+ e i1238
92 28
AU N+
3.3. , , ( ),n p n p α± ± ± + ± -ДИНАМИКА ПЕРЕХОДОВ
108 112 116 120 124 128
270
275
280
285
290
295
300
305
310 238U + A
2A
*
*
61-64,66-68,70Zn, 61-69,71Ga
60Zn
57,58,60-62,64,78Ni,57-63,65Cu,57-59Zn,59,60Ga
56Ni
37-39Ca, 37-40Sc, 38-40Ti, 40V
34-36Ca, 36Sc
53,54,56-58Fe,53-59Co,53-55Ni,53-56Cu,56Zn
52Fe
49,50,52-54Cr,49-55Mn,49-51Fe,49-52Co,49-52Ni,52Cu
48Cr
44-50Ti,45-51V,45-47Cr,45-48Mn,45-48Fe,48Co
44Ti
40Ca
42-44,48Ca,41-45Sc,41-43Ti,41-44V,42-44Cr,44Mn
A1
Z1
Рис.4. Зависимость количества нуклонов в тяже-
лом фрагменте ДЯС от количества протонов в
этом же фрагменте
В работе [11] рассматривается кластерная интер-
претация реакций слияния-квазиделения тяжелых
ядер, поэтому в следующий расчет был добавлен
разрешенный α-переход. Однако для таких процес-
153
)
сов необходимо учитывать вероятность образования
α-кластеров в каждом фрагменте ДЯС. На Рис.4 по-
казан конечный результат переходов для реакций
изотопов элементов от Ca до Ga с 238U. Из рисунка
видно, что в основном осуществляются α-переходы,
и только для некоторых исходных изотопов (надпи-
си выведены в верхней части графика) происходят
единичные -переходы. Предлагаемый подход
для расчета динамики нуклонов можно применять и
для переходов более тяжелых кластеров, однако это
требует обоснования образования этих кластеров во
фрагментах ДЯС.
(n p+
4. ВЛИЯНИЕ ТЯЖЕЛОГО ФРАГМЕНТА
Для изучения влияния изотопного состава тяже-
лого фрагмента ДЯС на динамику переходов нукло-
нов были проведены расчеты с различными изото-
пами урана ( ) для всех вышеперечисленных раз-
решенных переходов. На Рис.5 приведена динамика
переходов для тяжелого фрагмента ДЯС. Из всех
расчетов следует, что для большего содержания
нейтронов в составном ядре тяжелое ядро должно
быть нейтроноизбыточным.
2A U
95 100 105 110 115
240
250
260
270
280
52Fe + 238U
52Fe + 239U
52Fe + 240U
52Fe + 241U
52Fe + 242U
52Fe + 243U
52Fe + 244U
52Fe + A2U
A2
Z2
Рис.5. Динамика переходов нуклонов для тяжелых
фрагментов. Реакции указаны на рисунках
5. ЭНЕРГИИ СВЯЗИ ФРАГМЕНТОВ
Одной из важных характеристик, входящих в
расчет потенциальной энергии, являются энергии
связи фрагментов ДЯС и их изменения с динамикой
перехода нуклонов. Энергия связи определяет воз-
можность эмиссии нуклонов из фрагментов ДЯС. На
Рис.6 приведены зависимости изменения энергии
связи на нуклон в случае [ ]- (верхний гра-
фик) и [ ]- (нижний график) перехо-
дов от массовых чисел фрагментов (для тяжелого
фрагмента – верхняя шкала, легкого – нижняя шка-
ла). Энергия связи для реакций
,n p± ±
, , (n p n p± ± ± + )
52Fe + 238U и 54Fe +
238U представлена на верхнем графике (см. Рис.6).
Это два противоположных случая для ( ,n p± ± )-
переходов, когда осуществляется только переход
нейтронов (кривые 1) и протонный переход (кривые
2). В начальной части переходов энергия связи в
легких фрагментах больше, чем в тяжелых. После
точек А-1 и А-2, энергия связи в легких фрагментах
меньше, чем в тяжелых. Если энергия связи в легких
фрагментах становится отрицательной, то происхо-
дит эмиссия (испарение) нуклонов из легкого фраг-
мента, что приводит к изменению массового и заря-
дового чисел в легких фрагмента и общего числа
нуклонов в ДЯС, а это, в свою очередь, приводит к
изменению барьеров квазиделения и слияния. То
есть при правильном выборе начальной кинетиче-
ской энергии, изменяя изотопный состав ДЯС, за
счет эмиссии, можно переходить из более низкой
«ветви» реакции на более высокую. Этим мы можем
добиться более высокого содержания нейтронов в
тяжелом фрагменте ДЯС в конце реакции.
55 50 45 40 35 30 25
0
1
2
3
4
5
6
7
8
9
240 245 250 255 260 265
A-1A-2
2 - U
2 - Fe
1 - U
1 - Fe
238U + 52,54Fe
A1
Bbe
A2
,n p± ±
55 50 45 40 35 30 25 20
0
1
2
3
4
5
6
7
8
9
240 245 250 255 260 265 270
2 - 49Fe
A-2
238U + 49,54Fe
A-1
1,2 - U
1 - 54Fe
А1
B
be
А2
, , ( )n p n p± ± ± +
Рис.6. Зависимость энергии связи от количества
нуклонов в легком (нижняя шкала) и тяжелом
(верхняя шкала) фрагментах ДЯС
Аналогичные выводы следуют из данных (см.
Рис.6, нижний график) для [ ] раз-
решенных переходов. Изменение изотопного соста-
ва фрагментов ДЯС за счет эмиссии приведет к из-
менению барьеров квазиделения и слияния. Из при-
веденных данных следует, что при расчете динами-
ки переходов нуклонов из фрагментов ДЯС обяза-
тельно следует учитывать эмиссию нуклонов. При
нейтронном канале переходов уменьшение ядерного
потенциала приводит к исчезновению барьера ква-
зиделения, то есть ДЯС распадается на два фрагмен-
та. Потенциальная энергия в точке кулоновского
барьера становится меньше начальной потенциаль-
ной энергии контактной конфигурации. Отсюда
следует, что если нуклоны из легкого фрагмента
переходят в тяжелый фрагмент до кулоновского
барьера, то ДЯС «проваливается» в потенциальный
«карман» по координате R, хотя и не обладает тре-
буемой кинетической энергией для преодоления
кулоновского барьера. Барьер слияния для вышепе-
речисленных реакций падает, но уменьшается по-
тенциальная энергия входного канала при постоян-
, , (n p n p± ± ± + )
ной величине Z1. Это приводит к увеличению разно-
сти барьера слияния и входного канала.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Предложена методика расчета динамики перехо-
дов нуклонов из фрагментов ДЯС для разрешенных
каналов [ , , ( ),n p n p α± ± ± + ± ], [ ],
[ ]. Это характеризует наиболее вероятное
образование сверхтяжелых ядер без преодоления
барьера слияния. Особое внимание при планирова-
нии и проведении экспериментальных работ следует
уделять выбору изотопной конфигурации пары ми-
шень-пучок и относительной их кинетической энер-
гии, которая определяет изменение энергии возбуж-
дения ДЯС. Изменение энергии связи фрагментов
вносит существенный вклад в процесс эмиссии ну-
клонов, которую обязательно следует учитывать,
так как на начальной стадии энергия связи тяжелого
фрагмента больше, чем легкого, а потом, за счет
изменения изотопной конфигурации, эмиссия из
легкого фрагмента становится более предпочти-
тельнее, чем из тяжелого. Отрицательная энергия
связи характеризует «спонтанную» эмиссию из лег-
кого фрагмента ДЯС и приводит к изменению ха-
рактеристик потенциальной энергии и изменяет ка-
налы переходов нуклонов. При правильном выборе
изотопной конфигурации мишень-пучок, учете
эмиссии нуклонов и изменении энергии возбужде-
ния существует вероятность возможности направле-
ния реакции в канал передачи нуклонов для получе-
ния стабильных сверхтяжелых ядер без преодоления
барьера слияния. При расчетах и проектировании
ускоряющих структур для экспериментального изу-
чения процессов холодного слияния и квазиделения
необходимо проводить исследования при контакт-
ной конфигурации ДЯС и энергиях выше кулонов-
ского барьера.
, , (n p n p± ± ± + )
,n p± ±
ЛИТЕРАТУРА
1. J. Galin, et al. // Phys. Rev. C. 1974, v.9, p.1018.
2. D.H.E. Gross, H. Kalinowski // Phys. Lett. B. 1974,
v.48, p.302.
3. J.R. Birkelund, et al. // Phys. Rev. Lett. 1978, v.40,
p.1123.
4. P. Fréobrich // Phys. Rep. 1984, v.116, p.337.
5. W.J. Swiatecki // Nucl. Phys. A. 1982, v.376, p.275.
6. Y. Aritomo, et al. // Phys. Rev. C. 1997, v.55,
p.R1011.
7. V.I. Zagrebaev // Phys. Rev. C. 2001, v.64,
p.034606.
8. B.B. Волков // Изв. АН СССР. Сер. Физ. 1986,
т.50, с.1879.
9. B.B. Волков // ЭЧАЯ. 2004, т.35, в.4, с.798-857.
10. J. Blocki, et al. // Ann. Phys. 1977, v.105, р.427.
11. T.M. Shneidman, G.G. Adamian, N.V. Antonenko,
et al. // Phys. Rev. 2006, v.C74. p.034316.
Статья поступила в редакцию 09.12.2009 г.
CHARACTERISTICS JUSTIFICATION OF THE BEAM-TARGET FOR STUDYING REACTIONS
OF FUSION AT DEEP NONELASTIC COLLISIONS OF HEAVY IONS
К.V. Pavlii
Dynamics of transitions of nucleons in dinuclear system fragments which goes potential energy of system, in
three variants of the resolved transitions is analysed – [ ,n p± ± ], [ , , (n p n p)± ± ± + ] and [ , , ( ),n p n p α± ± ± + ± ].
It is shown, that transitions of nucleons are carried out basically on ( n p+ ), "neutron" and "proton" channels of
transfers. For [ , , ( ),n p n p α± ± ± + ± ] the resolved transitions prevails α the channel. The quantity of neutrons in a
heavy fragment practically does not influence dynamics of transitions. Hence, for increase quantity of neutrons in a
compound nuclei, it is necessary to choose an easy fragment neutron-deficient, heavy – neutron-excess. It is shown
necessity of the nucleon emission accountancy from fragments DNS.
ОБҐРУНТУВАННЯ ХАРАКТЕРИСТИК ПУЧКА-МІШЕНІ ДЛЯ ВИВЧЕННЯ РЕАКЦІЙ ЗЛИТТЯ
ПРИ ГЛИБОКОНЕУПРУЖНИХ ЗІТКНЕННЯХ ВАЖКИХ ІОНІВ
К.В. Павлій
Проаналізовано динаміку переходів нуклонів у фрагментах подвійної ядерної системи, що направляється
потенційною енергією системи, у трьох варіантах дозволених переходів – [ ,n p± ± ], [ ] и
[
, , (n p n p± ± ± + )
, , ( ),n p n p α± ± ± + ± ]. Показано, що переходи нуклонів здійснюються, в основному, по ( n ), «нейтрон-
ному» і «протонному» каналах передач. Для [
p+
, , ( ),n p n p α± ± ± + ± ]-дозволених переходів переважає α-
канал. Кількість нейтронів у важкому фрагменті практично не впливає на динаміку переходів. Отже, для
збільшення кількості нейтронів в складеному ядрі необхідно легкий фрагмент вибирати нейтронодефіціт-
ним, важкий – нейтрононадлишковим. Показано необхідність обліку емісії нуклонів з фрагментів ПЯС.
154
ОБҐРУНТУВАННЯ ХАРАКТЕРИСТИК ПУЧКА-МІШЕНІ ДЛЯ ВИВЧЕННЯ РЕАКЦІЙ ЗЛИТТЯ ПРИ ГЛИБОКОНЕУПРУЖНИХ ЗІТКНЕННЯХ ВАЖКИХ ІОНІВ
|