Конкуренция каналов распада и время жизни возбужденного атомного ядра Текст научной статьи по специальности «Физика»

физика

УДК 539.173

Н. А. ПОНОМАРЕНКО

Омский государственный университет путей сообщения

КОНКУРЕНЦИЯ КАНАЛОВ РАСПАДА И ВРЕМЯ ЖИЗНИ ВОЗБУЖДЕННОГО АТОМНОГО ЯДРА_

Проведено теоретическое исследование среднего времени деления возбужденного атомного ядра в зависимости от его параметра делимости. Оказалось, что эта зависимость носит резонансный характер. Показано, что максимум в зависимости /А) возникает

благодаря сильной конкуренции между каналами распада возбужденного ядра. Результаты данного исследования можно рассматривать как теоретические предсказания для систематических экспериментальных исследований.

<

е 3

1 <

о

2 <

§

Время протекания любого физического процесса (или время жизни любой системы в возбужденном состоянии) есть его (процесса или состояния) важнейшая характеристика. Изучая Солнечную систему, мы, в первую очередь, интересуемся временем ее существования. Говоря о человеческой жизни, мы интересуемся ее продолжительностью. Времена деления возбужденных атомных ядер не являются исключением. Хотя экспериментальные методы исследования этих времен весьма разнообразны (см. обзор Хиль-шера и Росснера [ 1 ]), полная картина довольно мозаична и противоречива. Чаще всего некие «типичные» или «характерные» времена деления извлекаются из данных по средним множественностям предразрыв-ных нейтронов и гамма-квантов. Обычно исследователи не ставят перед собой задачи изучить времена деления как таковые, а интересуются ими лишь потому, что они являются источником информации о дис-сипативных свойствах ядерного вещества. Можно ожидать, что дальнейшее применение комбинации реакции неупругих столкновений с методом теней [2], разработанной в ГАНИЛе Моржаном с соавторами [3, 4], позволит проводить систематические экспериментальные исследования средних времен деления.

Если ядро возбудить, сообщив ему дополнительную энергию, то вследствие флуктуаций оно будет изменять свою форму от сферической до ганте-леобразной и обратно. Для того чтобы характеризовать эту деформацию, вводят коллективную координату q — расстояние между центрами масс будущих осколков деления. При изменении формы ядра происходит изменение его потенциальной энергии и. Эта энергия складывается из нескольких составляющих, среди которых от q зависят кулоновская ис и поверхностная ич~.

и(с1) = ис(Ч) + и,(Ч)

Деформация ядра от сферической к разрывной конфигурации приводит к возрастанию поверхностной и к уменьшению кулоновской энергии. При малых деформациях рост поверхностной энергии преобладает над уменьшением кулоновской энергии, и I это ведет к увеличению потенциальной энергии ядра.

0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 Ч

Рис. 1. Потенциальная энергия как функция коллективной координаты q.

Однако, начиная с некоторой деформации, уменьшение кулоновской энергии начинает преобладать над ростом поверхностной. В результате зависимость потенциальной энергии от g имеет вид кривой с максимумом, см. рис. 1. На нем минимум U(q) соответствует квазистационарному состоянию (gs), в котором возбужденное ядро имеет сферическую конфигурацию. Точка, в которой U (q) достигает максимума, называется седловой точкой (sd), а высота максимума соответствует барьеру деления Вг Далее график {/^обрывается в точке разрыва (sc), где ядро разделяется на два осколка. Если в результате последовательности однонаправленных флуктуаций коллективной переменной ядро переваливает через потенциальный барьер и достигает точки разрыва sc, то возникает событие деления. Если энергия возбуждения ядра, находящегося вблизи квазистационарного состояния, уменьшается за счет эмиссии частиц и становится меньше, чем высота барьера деления, возникает остаток испарения.

Главным образом из возбужденного ядра испускаются нейтроны и его распад можно представить как последовательность актов конкуренции между каналами деления и эмиссии нейтронов. Таким образом, деление ядра может произойти как без испускания, так и после испускания одного, двух и большего числа нейтронов.

В классической работе Крамерса [5] было показано, что скорость распада возбужденной системы зависит от энергии возбуждения, барьера деления и вязкости. Чем больше энергия возбуждения, тем быстрее

24 20 16

s й 12

4

28 30 32 34 36 38 г2/А

Рис. 2. Зависимость высоты барьера деления от параметра делимости ядра 22/А.

распадается система, и, соответственно, тем меньше время распада. Чем выше барьер деления, тем скорость распада ниже и время больше. На рис. 2 представлена зависимость высоты барьера деления от параметра делимости ядра22/А. Видно, что для 'е6\\ПЗг составляет 22 МэВ, для 2ЫРо В, = 11 МэВ и для 23вРи = 4 МэВ. Барьер деления уменьшается за счет увеличения куло-новской составляющей потенциальной энергии. Таким образом, можно было бы ожидать, что зависимость среднего времени деления от параметра делимости будет монотонно убывающей вследствие понижения барьера деления.

Чтобы посмотреть, как эти общие соображения проявляют себя при наличии конкурирующего канала, мы провели расчет среднего времени деления для ядер с X2/К от 29.4 до 37,2. Эти вычисления произведены с помощью усовершенствованной версии дина-мическо-статистической модели КДСМ [6,7] при нулевом угловом моменте и энергии возбуждения 200 МэВ. При такой энергии возбуждения вероятность деления весьма велика даже для более легких ядер, и это позволяет получить в расчетах 104 делительных траекторий.

Средние времена деления (СВД) в зависимости от параметра делимости, <(р>(12/А), полученные в результате расчетов, представлены на рис.3. СВД, полученные в статистическом (без трения) и динамическом (с учетом диссипации) режимах, показаны зачерненными и открытыми символами соответственно. Пунктирная линия — СВД событий деления, в которых были эмитированы и нейтроны, и заряженные частицы, сплошная линия — СВДдлятех событий деления, зарядовое число ядра в которых не изменялось.

Во-первых, рис. 3 показывает, что зависимости <1р>(1г/А) для обоих режимов — статистического и динамического — ведут себя подобным образом, различаясь лишь количественно. Как и следовало ожидать, СВД, полученное в динамическом режиме, превосходит статистическое на 1-2 порядка из-за диссипации.

Во-вторых, зависимость СВД от параметра делимости оказывается немонотонной и имеет максимум при 22/А=33 (область с ^а рис. 3). Появление этого максимума обусловлено сильной конкуренцией между каналами деления и эмиссии нейтрона. Эта конкуренция приводит к тому, что появляются события деления, в которых было испущено много предразрывных нейтронов, Эти нейтроны уносят энергию, вследствие чего, ядра сильно остывают, Эти остывшие ядра делятся медленнее, и соответствующие СВД резко возрастают. Таким образом, в максимуме делятся «холодные ядра». Условие, которое определяет положение максимума, заключается в примерном равенстве высоты барьера делении и энергии связи нейтрона Вг~ Вп.

При параметре делимости отличном от = 33, конкуренция между каналами распада становится слабее (области п и (на рис. 3). В этих областях ядра остывают

Z2/A

Рис. 3. Среднее время деления в зависимости от параметра делимости при начальной энергии возбуждения 200 МэВ и нулевом угловом моменте.

Расчеты сделаны в статистическом (зачерненные символы) и динамическом (открытые символы) режимах. Пунктирная линия - СВД всех событий деления (независимо от того, как изменился нуклонный состав в процессе эмиссии);

сплошная линия - СВД для тех событий деления, зарядовое число ядра в которых не изменялось.

Разбивка на участки п, с и f условная и определяется доминирующим видом распада (испускание нейтронов (п) или деление (f)).

На участке (с) идет сильная конкуренция этих двух каналов.

меньше до того, как они поделятся, и среднее время деления уменьшается.

Основные результаты работы:

1. С помощью модифицированного варианта комбинированной динамическо-статистической модели рассчитаны временные распределения событий деления, Эти расчеты проведены для ядер с параметрами делимости от 29.4 до 37.2 при начальной энергии возбуждения 200 МэВ в статистическом (без учета диссипации) и динамическом (с ее учетом) режимах.

2. Зависимость среднего времени деления от параметра делимости оказалась не монотонно убывающей, как можно было ожидать из общих соображений, а напоминающей резонансную. Максимум <t^(Z2/Aj появляется и в статистических, и в динамических расчетах.

3. Появление максимума обусловлено сильной конкуренцией между каналами эмиссии нейтронов иделением.

4. Наши теоретические исследования были инициированы недавними экспериментами в ГАНИЛе, в которых СВД было измерено методом теней. Хочется надеяться, что систематические измерения СВД будут продолжены, ибо в настоящее время наши знания об этой важнейшей характеристике процесса деления весьма скудны, атеория предсказывает нетривиальный вид зависимости <tp>(Z2/A).

Библиографический список

1. D. Hilscher, Н. Rossner, Ann. Phys. Fr. 17, 471 (1992).

2. S. A. Karamyan, Yu. V. Melikov, A. F.Tulinov, Sov. J. Particles and Nuclei 4, 196(1973).

3. F. Goldenbaum, M. Morjean et al, Phys. Rev. Lett, 82, 5012 (1999).

4. S. Basnary, Thesis, (2002).

5. H. A. Kramers, Physica7, 284 (1940).

6.1.1 .Gontchar, L. A. Litnevsky, P. Finbrich, Сотр. Phys.Com. 107,223(1997).

7. И. И. Гончар, ЭЧАЯ 26, 932 (1995).

ПОНОМАРЕНКО Наталья Анатольевна, преподаватель кафедры физики и химии.