11. Нейтронная радиоактивность

    С правой стороны N-Z диаграммы за стабильными ядрами располагаются нейтроноизбыточные ядра. Эта область недостаточно исследована. 3 тысячи ядер, возможность существования которых предсказывают ядерные модели, но которые пока не обнаружены располагаются в этой области.
    Для нейтроноизбыточных легких ядер, расположенных на границе нейтронной радиоактивности (neutron drip-line) наблюдается распад ядра (A,Z) из основного состояния с испусканием нейтронов. При этом массовое число A уменьшается на единицу, заряд ядра не изменяется.

(A,Z) → (A-1,Z) + n.

    Число обнаруженных нейтронорадиоактивных ядер ~20.
    Нейтронную радиоактивность обнаруживают все тяжелые изотопы лёгких ядер с Z = 1 (4,5,6H) и Z = 2 (5,7,9,10He). Нейтронная радиоактивность наблюдается вплоть до изотопов с Z = 16. Нейтронными излучателями являются тяжелые изотопы 26O, 33Ne, 36Na, 39Mg и 49S.
    Увеличение вероятности испускания нейтронов с ростом числа нейтронов в ядре обусловлено увеличением энергии симметрии

Eсимм = 23.6(A-2Z)2/A

с ростом числа нейтронов в нейтроноизбыточных ядрах.
    В отличие от протонной радиоактивности в случае нейтронной радиоактивности период полураспада с испусканием нейтрона определяется в основном орбитальным моментом, уносимым нейтроном. Для нейтронов не существует кулоновского потенциального барьера, но существует центробежный потенциальный барьер.
    При распаде атомных ядер с испусканием нейтронов может сильно изменяться конфигурация начального ядра, что также приводит к увеличению времени жизни радиоактивных ядер.

Граница нейтронной радиоактивности

    Несмотря на то, что обнаружено большое количество нейтроноизбыточных изотопов с Z > 10, для подавляющего большинства элементов граница нейтронной стабильности пока не установлена. Для этого требуются довольно экзотические комбинации налетающих ядер и мишеней. Теоретические оценки границы нейтронной стабильности сильно модельно зависимы - они зависят от используемых приближений для описания среднего поля и параметров N-N взаимодействия. Основная проблема состоит в том, насколько надежно можно экстраполировать параметры моделей, полученные для описания ядер вблизи долины стабильности, в область ядер с большим избытком нейтронов.
    Граница нейтронной стабильности не описывается гладкой линией. Это связано с проявлением эффектов спаривания. В некоторых случаях энергия спаривания составляет 2-3 МэВ и превышает энергию связи нейтрона в ядре, что приводит к четно-нечетному эффекту. Добавление одного нейтрона к нестабильному ядру с нечетным числом нейтронов может привести к значительному увеличению энергии связи и даже к смене знака энергии связи.
    Получение нейтроноизбыточных ядер вблизи границы нейтронной радиоактивности представляет сложную проблему. В первую очередь это связано с тем, что нейтронная граница (Bn = 0) отстоит гораздо дальше от долины стабильности, чем протонная (Bp = 0). Поэтому граница нейтронной стабильности не установлена за исключением легчайших ядер. Так например, самый тяжелый изотоп олова, обнаруженный на сегодняшний день 137Sn , в то время как теория предсказывает существование дважды магического изотопа 176Sn (Z = 50, N = 126). При продвижении к границе нейтронной стабильности необходимо использовать экспериментальные методы, обладающие высокой селективностью, высокой скоростью анализа продуктов и высокой эффективностью для того, чтобы было возможно отделить короткоживущие изотопы, образующиеся с очень малым сечением. Так например, широко используемый метод кремниевых детекторов непригоден для этих целей, т.к. несмотря на свою быстроту он не обеспечивает требуемой селективности продуктов реакции и имеет малый телесный угол.
    Метод расщепления мишеней протонами годится лишь для очень легких ядер. Он был использован для обнаружения нейтронной границы для изотопов Z < 10.
    Для получения более тяжелых ядер используется метод ISOL, метод деления тяжелых ядер. Большое количество новых нейтроноизбыточных изотопов было получено методом обратной кинематики - фрагментации тяжелой налетающей частицы на мишени из легких ядер.


Рис. 11.1. Экспериментальная установка для производства и идентификации нейтроноизбыточных изотопов на спектрометре RIKEN-RIPS

    Наиболее нейтроноизбыточными изотопами в области 10 < Z < 13 являются 34Ne, 37Na, 40Mg и 43Al и экспериментально граница стабильности относительно нейтронного распада на сегодня не достигнута. Попытка продвинуться к более нейтроноизбыточным изотопам в этой области была предпринята в RIKEN. Для получения нейтроноизбыточных ядер использовалась фрагментация пучка 48Ca с энергией 70 МэВ/нуклон на мишени 181Ta. Фрагменты отбирались и накапливались с помощью RIKEN-RIPS спектрометра (рис. 11.1). Идентификация радиоактивных частиц проводилась с помощью измерения магнитной жесткости, времени пролета, измерения потерь энергии E и полной кинетической энергии.


Рис. 11.2. Двумерное распределение изотопов A/Z − Z, полученных в реакции взаимодействия ионов пучка 48Ca с танталовой мишенью.

    На рис. 11.2 показано двумерное распределение изотопов A/Z − Z, полученных в реакции взаимодействия ионов пучка 48Ca с танталовой мишенью [H. Sakurai et al. Nucl. Phys. A616, 1997, p.311]. Приведенные данные получены в результате их регистрации в течение одного дня. Было обнаружено 3 новых нейтроноизбыточных изотопа - 38Mg (18 случаев),40Al (34 случая), 41Al (4 случая). Обнаружение новых нейтроностабильных ядер свидетельствует о том, что энергии отделения одного нейтрона (Sn) и двух нейтронов (S2n) для этих ядер положительны. В табл. 11.1 приведены результаты расчетов величин Sn и S2n, полученных с использованием различных массовых формул.
    Из представленных данных видно, что величины Sn и S2n для большинства расчетов положительны. Результаты расчетов в сочетании с экспериментальным наблюдением изотопов 38Mg, 40Al и 41Al свидетельствуют о том, что граница нейтронной радиоактивности Bn = 0 для ядер с Z > 12 пока не достигнута.
    Ситуация с Z = 10 (Ne) более сложная. В 2800 случаях был идентифицирован изотоп 30Ne, в 90 -31Ne, в 70 - 32Ne и ни одного случая наблюдения изотопа 33Ne, хотя менялись параметры детектирующей системы и увеличивался ток пучка. Это по-видимому свидетельствует, что граница нейтронной стабильности проходит за ядром 32Ne.

Таблица 11.1

Результаты расчетов энергии связи одного Sn и двух S2n нейтронов,
использующих различные массовые формулы

Изотоп

MMST

CKZ

TUYY

JM

MNMS

Sn

38Mg

1.90

2.91

3.34

2.76

2.89

40Al

1.12

1.30

1.50

1.43

-0.02

41Al

2.99

3.11

3.12

3.09

5.79

S2n

38Mg

3.06

2.87

3.95

2.53

2.56

40Al

3.44

4.48

5.11

4.50

3.17

41Al

4.11

4.41

4.62

4.52

5.77

    Для получения максимального выхода исследуемых изотопов большое значение имеет подбор ядер-мишеней и пучков налетающих частиц. Сравнение результатов экспериментов, выполненных с мишенями 64Ni и 181Ta, показывает, что из-за большего сечения фрагментации для получения нейтроноизбыточных ядер в области Z = 10-13 предпочтительно использование 181Ta. Сравнение результатов экспериментов с пучками 48Ca и 50Ti показало, что предпочтительно использование пучков 48Ca. Так в измерениях на пучке ионов 50Ti за 4 дня было зарегистрировано 9 ядер 32Ne и 3 ядра 37Mg, измерения с тем же током на пучке 48Ca всего за 1 день дало 70 ядер 32Ne и 30 ядер 37Mg.
    Несмотря на большие усилия, на карте атомных ядер попрежнему остается большое число неисследованных нейтроноизбыточных изотопов среднего массового числа A. Заметный прогресс в свое время в исследованиях в этой области был достигнут в экспериментах на реакторе высокой интенсивности в Гренобле. Однако несмотря на улучшение спектрометров, детектирующих систем, методик получения мишеней прямая сепарация и исследование свойств продуктов деления покоящихся ядер под действием тепловых нейтронов остается довольно сложной проблемой. Это в частности связано с тем, что

  1. продукты деления имеют широкое зарядовое распределение, что затрудняет их магнитный анализ;
  2. возникают трудности с детектированием тяжелых фрагментов деления из-за больших потерь энергии в мишени;
  3. малая угловая апертура детектирующей системы ограничивает возможности регистрации редких каналов деления, т.к. продукты деления распределены изотропно.

    Испускание нейтронов из основного состояния ядра обнаружено для следующих нейтроноизбыточных изотопов Z > 8: 28F, 33Ne, 36Na, 39Mg, 49S. Все эти изотопы имеют нечетное число нейтронов. На рис. 11.3–11.10 показаны рассчитанные на основе массовых формул энергии отделения нейтронов для химических элементов, в которых обнаружена нейтронная радиоактивность (Z = 4÷16).
    В таблице 11.2 приводятся максимальные массовые числа стабильных изотопов и массовое число изотопа, для которого обнаружена нейтронная радиоактивность. Эти данные позволяют понять, где проходит граница нейтронной радиоактивности.

Таблица 11.2

Граница обнаруженных изотопов излучателей нейтронов

Порядковый
номер хим. элемента 		Символ хим. элемента Массовые числа A стабильных
изотопов 		Массовое число A нейтроно­радиоактивного изотопа
1 H 2, 3 4, 5, 6
2 He 3, 4 7, 9, 10
3 Li 6, 7 10, 12(?)
4 Be 9 13, 15(?)
5 B 10, 11 16, 18(?)
6 C 12, 13 21(?)
7 N 14, 15 17, 18(?)
8 O 16, 17, 18 25, 26, 27(?), 28(?)
9 F 19 28, 30(?)
10 Ne 20, 21, 22 33
11 Na 23 36
12 Mg 24, 25, 26 39
16 S 32, 33, 34 49


Рис. 11.3. Энергии отделения нейтрона в изотопах He (Z = 2) и Li (Z = 3).


Рис. 11.4. Энергии отделения нейтрона в изотопах Be (Z = 4) и B (Z = 5).


Рис. 11.5. Энергии отделения нейтрона в изотопах C (Z = 6) и N (Z = 7).

Рис. 11.6. Энергия отделения нейтрона в изотопах O (Z = 8).


Рис. 11.7. Энергии отделения нейтрона в изотопах F (Z = 9) и Ne (Z = 10).


Рис. 11.8. Энергии отделения нейтрона в изотопах Na (Z = 11) и Mg (Z = 12).


Распад изотопа 28F.

Фтор F(Z = 9) имеет один стабильный изотоп 19F. Изотоп 28F сильно перегружен нейтронами и распадается с испусканием нейтронов из основного состояния 28F → 27F + n . Период полураспада изотопа 28F T1/2 < 40 нс. Образующиеся в результате распада 28F изотопы также перегружены нейтронами поэтому их основным каналом распада будет β--распад. Изотопы 27F, 26Ne, 27Na распадаются с испусканием запаздывающих нейтронов.

 


Распад изотопа 33Ne.

Неон Ne имеет 3 стабильных изотопа 20Ne (20.48%), 21Ne (0.27%), 22Ne (9.25%). Изотоп 33Ne нестабилен по отношению к испусканию нейтрона из основного состояния Bn = -0.6 МэВ. Период полураспада T1/2 < 180 нс.

 


Распад изотопа 39Mg.

Магний Mg (Z = 12) имеет 3 стабильных изотопа: 24Mg (78.99%), 25Mg (10.0%), 26Mg (11.01%). Энергии связи нейтрона Bn, энергии β--распада Q(β-), энергии β+-распада Q(β+) изотопов Mg.

 


Распад изотопа 36Na.

Натрий Na имеет один стабильный изотоп 23Na (100%). Изотоп 36Na находится на границе нейтронной радиоактивности. Энергия связи нейтрона в изотопе 36Na
Bn = -0.3 МэВ. Период полураспада T1/2(36Na) < 180 нс. Более лёгкие изотопы
Na (A = 24–35) распадаются в результате β--распада, испускают запаздывающие нейтроны.

 


Рис. 11.9. Энергии отделения нейтрона в изотопах Al (Z = 13) и Si (Z = 14).


Рис. 11.10. Энергии отделения нейтрона в изотопах P (Z = 15) и S (Z = 16).

 


Нейтронная радиоактивность изотопа 49S и цепочка последующих распадов.

Сера S (Z = 16 )имеет 4 стабильных изотопа 32S (95.02%), 33S (0.75%), 34S (4.21%) и
36S (0.02%). Изотоп 49S, достаточно далеко отстоящий от полосы β-стабильности ядер распадается с испусканием нейтронов из основного состояния

49S → 48S + n,

что свидетельствует о том, что здесь проходит граница нейтронной радиоактивности.
В образующейся цепочке последующих распадов преобладают β--радиоактивные изотопы. Изотоп 48K распадается как в результате β--распад, так и с испусканием запаздывающих нейтронов. Изотоп 48Ca имеет период полураспада T1/2 = 2·1019 лет и распадается в результате β--распада (25%) и двойного β-распада (75%).
 

previoushomenext

На головную страницу

Рейтинг@Mail.ru