Структура атомных ядер вблизи границы нейтронной стабильности. 132Sn, 132Sb

Рис. 10.14. Схемы одночастичных состояний

    Особый интерес представляет эволюция оболочечной структуры атомных ядер при продвижении к границе нейтронной стабильности. Так как изоспиновая зависимость сил нуклон-нуклонного взаимодействия исследована недостаточно хорошо, предсказание структуры одночастичных состояний для ядер с экстремально большим отношением N/Z оказывается весьма неопределенным [J. Dobaczewski et al. Phys. Rev. Lett 73, 1994, p.981]. В частности, можно ожидать, что оболочечная структура нейтроноизбыточных ядер может трансформироваться благодаря большей диффузности границы ядра и избытку нейтронов по сравнению с предсказаниями оболочечной модели со спин-орбитальным взаимодействием (рис. 10.14).
   Особый интерес в этом отношении представляют дважды магические нейтроноизбыточные ядра, в частности ядро ¹³²Sn. Ядро ¹³²Sn (Z = 50, N = 82) имеет полностью заполненные состояния по протонам вплоть до 1g_9/2 и по нейтронам до 1h_1/2.

Рис. 10.15. Схема уровней 132Sn

    На рис. 10.15 показана схема уровней ядра ¹³²Sn, построенная в работе [B. Fogelberg et al. Phys. Rev. Lett. 73, 1994, p.2413] по результатам исследования -распада ¹³²I¹³²Sn. Низкоэнергетическая (4-5.5 МэВ) часть состояний положительной четности в основном обусловлена одночастичными нейтронными переходами . В области энергий возбуждения 5.5-6.6 МэВ состояния положительной четности обусловлены протонными переходами . Таким образом состояния положительной четности обусловлены переходами нуклона с последней заполненной оболочки в валентную оболочку. Состояния отрицательной четности интерпретируются как переходы нейтрона с уровней 2d_3/2 и 3s_1/2 во внешнюю свободную оболочку - , , . Эти переходы формируют возбужденные состояния в области энергий 5-6.5 МэВ.
    На рис. 10.16 показана схема частично-дырочных возбужденных состояний ядра ¹³²Sn. Обнаруженные экспериментально уровни показаны сплошными линиями, пунктиром показаны теоретические предсказания для отдельных, не обнаруженных пока уровней частично-дырочных мультиплетов. Очевидно, что требуются дальнейшие исследования по уточнению схемы возбужденных состояний ядра ¹³²Sn, однако полученные результаты показывают характерный для ядер с заполненными оболочками спектр, обусловленный одночастичными переходами.

Рис. 10.16. Энергии возбуждения частично-дырочных мультиплетов в 132Sn. Мультиплеты положительной и отрицательной четности показаны раздельно

На рис. 10.17 показана схема уровней ядра ¹³²Sb (Z = 51, N = 81). Это ядро можно описать как протон и нейтронную дырку над дважды магическим ядром ¹³²Sn. Основное и низколежащие состояния (85.6 и 426.1 кэВ) являются членами мультиплета , состояние 529.1 кэВ соответствует конфигурации , состояния 1078.3 и 1325.2 кэВ - . Поэтому переходу 529.1 кэВ () соответствует матричный элемент , сильно подавленный в простейшей оболочечной модели, не учитывающей смешивания конфигураций. При переходе происходит одновременное изменение протонного и нейтронного состояний .

Рис. 10.17. Схема уровней ядра132Sb

    Энергии возбужденных состояний ядер ¹³²Sn и ¹³²Sb хорошо описываются в рамках оболочечной модели с параметрами близкими к тем, которые используются для описания ядер вблизи долины стабильности. Это свидетельствует о том, что для сильно нейтроноизбыточного ядра ¹³²Sn магические числа 50 и 82 сохраняются.

Легкие ядра N = 8 - 24

    Интересной особенностью нейтроноизбыточных ядер легких элементов является деформация, наблюдаемая для изотопов в области ядер Ne-Al вблизи N = 20.

Рис. 10.18. Зависимости величины энергий отделения двух нейтронов S2n от числа нейтронов

    На рис. 10.18 показана зависимость величины энергии отделения двух нейтронов S_2n от числа нейтронов для различных нейтроноизбыточных изотопов от Be (Z = 4) до P (Z = 15).
В энергетической зависимости наблюдаются две особенности.

1. Нарушение монотонности в энергии отделения двух нейтронов для ядер C, N, O для числа нейтронов 11-16. Такое поведение S_2n можно объяснить, учитывая особенности двухчастичных взаимодействий нуклонов, заполняющих подоболочки 1d_5/2 и 2s_1/2 для этих изотопов. Небольшая величина энергетического расщепления между состояниями 1d_5/2 и 2s_1/2 (~0.9 МэВ) приводит к различным величинам энергии связи состояний [1d_5/2 - 1d_5/2]_J=0, [1d_5/2 - 2s_1/2]_J=2, [1d_5/2 - 2s_1/2]_J=3. Правильное описание величины энергии отделения двух нейтронов является хорошим тестом оболочечной модели.
2. Вторая особенность состоит в аномальном поведении зависимости S_2n для нейтроноизбыточных изотопов Na (Z = 11) в районе N = 20. Качественно эту аномалию можно объяснить, если учесть, что в изотопах Na последний несвязанный протон попадает на нильсоновскую орбиту 1d_5/2 3/2 [211], для которой энергия связи слабо зависит от величины деформации (рис. 10.19), в то время как последний неспаренный протон в изотопах Al (Z = 13) находится на орбите 1d_5/2 5/2[220], для которой энергия одночастичного состояния в деформированном потенциале приводит к заполнению нейтронами уровня 1f_7/2 1/2 [330] вместо уровня 1d_3/2 3/2 [202]. Таким образом, неожиданно обнаруженная деформация ядер ³¹Na - ³²Mg, имеющих двадцать нейтронов, свидетельствует о том, что для ядер, перегруженных нейтронами, число N = 20 не является магическим.

Рис. 10.19. Зависимость энергий связи состояний от деформации

   Измеренные на спектрометре RIPS ускорительного комплекса RIKEN периоды β-распада и вероятности испускания запаздывающих нейтронов для изотопов ³⁰Ne, ^26,27,29F, ^35-37Mg, ^36-39Al, ^37-42Si и ⁴³P находятся в хорошем согласии с оболочечными расчетами [Wildenthal at al. Phys. Rev. C, v28, 1983, p.1343]. Эти расчеты проясняют ситуацию. Если магическое число N = 20 в ядре ³⁶S Z = 16 подкреплено тем, что заполнена подоболочка 2s_1/2, то сочетание магического числа N = 20 и полумагического числа 16 приводит к повышению энергии первого состояния 2⁺ до энергии примерно 3.5 МэВ. По мере добавления нейтронов в результате n-p взаимодействия происходит сближение протонных подоболочек 2s_1/2 и 1d_3/2, которые сильно смешиваются с нейтронными подоболочками 1f_7/2 и 2p_3/2. В результате в изотопах ^38-42S положение первого 2⁺ уровня снижается до примерно 1 МэВ. Наблюдается сильная примесь состояния, когда два нейтрона переходят из подоболочки 1f_7/2 в подоболочку 2p_3/2. Смешивание сферических и деформированных состояний приводит к потере числом N = 28 статуса полумагического. Из этого согласия следует, что обнаруженная аномалия поведения ядер Na-Mg вблизи N = 20 должна исчезать для ядер с Z < 11. Обнаруженная аномалия представляет несомненный интерес и требует дальнейшего изучения особенностей заполнения нуклонных оболочек ядер, расположенных вдали от долины β-стабильности. Особенно интересные результаты можно ожидать для изотопов, расположенных вблизи границы нейтронной стабильности.

Запаздывающие нейтроны

    При сильном удалении от линии стабильности в сторону нейтронно-избыточных ядер последние становятся нестабильными относительно испускания нейтронов из основного состояния. Между ядрами, неустойчивыми к испусканию нейтронов из основного состояния, и стабильными ядрами расположены
 β^--радиоактивные ядра, которые могут быть излучателями запаздывающих нейтронов. Практически сразу же после открытия процесса деления было обнаружено, что небольшая часть нейтронов испускается не в момент деления, а с запаздыванием примерно в 1 минуту. Более детальные исследования показали, что запаздывающие нейтроны делятся на несколько групп с периодами полураспада 55, 23.5, 0.4 и 0.2 с. Бор и Уиллер следующим образом интерпретировали явление испускания запаздывающих нейтронов. β-распад ядер-продуктов деления приводит к образованию дочерних ядер в возбужденных состояниях с энергией больше энергии отделения нейтрона. Распад этих состояний может происходить с эмиссией нейтронов. В настоящее время известно свыше 150 ядер излучателей запаздывающих нейтронов. Часть их приведена в табл. 10.3. В последнем столбце таблицы указаны характерные реакции, в которых образуются излучатели запаздывающих нейтронов. Область ядер, в которой могут располагаться излучатели запаздывающих нейтронов оценивается на основе масс атомных ядер. Она простирается от самых легких ядер до тяжелых. Вероятность испускания запаздывающих нейтронов P_n зависит от степени заселения в ядре (Z+1,N-1) состояний выше нейтронного порога B_n и конкуренции между распадами этих состояний с испусканием нейтронов и γ-квантов. Выражение для P_n имеет следующий вид:

где М²F(Z+1,Q_b-E) описывает зависимость вероятности -распада от заряда ядра Z и энергии β-распада Q_b, Г_n и Г_γ - нейтронная и радиационная ширины распада состояний ядра (Z+1,N-1), ρ(Е) - плотность уровней ядра (Z+1.N-1). В связи с тем, что плотность уровней дочернего ядра, на которое происходит β-распад в области энергий Е > B_n высока, часто для описания выхода нейтронов используется статистический подход. Предложены различные эмпирические формулы для аппроксимации выхода нейтронов. В табл. 10.4 экспериментальные данные по выходу запаздывающих нейтронов сравниваются с расчетами на основе формулы  . Экспериментальные данные свидетельствуют о сильной зависимости выхода запаздывающих нейтронов от величины (Q_b - B_n).

Таблица 10.3. Излучатели запаздывающих нейтронов

Таблица 10.4 Изотопы Na и Rb – излучатели запаздывающих нейтронов