12. Трансурановые элементы

    Самыми тяжелыми стабильными изотопами являются изотопы ^{204,206,207,208}Pb и ²⁰⁹Bi, расположенные вблизи магических чисел Z = 82, N = 126. Все изотопы с Z > 93 являются радиоактивными (рис. 12.1). Среди этих изотопов относительно высокую распространенность на Земле имеют ²³²Th (T_1/2 = 1.4·10¹⁰ лет) и ²³⁵U (T_1/2 = 4.468·10⁹ лет), которые сохранились на Земле с момента образования Солнечной системы. Все химические элементы тяжелее урана получены на Земле искусственно в различных ядерных реакциях.

Рис. 12.1. N-Z-диаграмма области тяжелых ядер. Черные квадраты – изотопы стабильных элементов (наиболее тяжелый из них – висмут-209). Более светлым цветом показаны радиоактивные изотопы.

    Химический элемент с порядковым номером Z = 92 − уран U − был открыт в 1789 г. Систематическое исследование урана началось с 1786 г. после открытия радиоактивности урана А. Беккерелем.
    Химические элементы с Z > 92 называют трансурановыми элементами. Все они были получены искусственным путем. Химические элементы с Z = 93 и 94 были получены в результате облучения ²³⁸U нейтронами. В результате β^--распада изотопа ²³⁹U (Z = 93) образуется изотоп нептуния ²³⁹Np, который затем, распадаясь, образует изотоп плутония ²³⁹Pu (Z = 94).

    Химический элемент с атомным номером Z = 95 (америций) был получен в 1944 г. в результате реакции

²³⁸U + ⁴He → ²⁴¹Pu + n,  ²⁴¹Pu → ²⁴¹Am + e^- + _e.

    Четвертый трансурановый элемент кюрий Cm (Z = 96) также был получен в 1944 г. в результате реакции

²³⁹Pu + ⁴He → ²⁴²Cm + n.

Изотоп ²⁴²Cm является α-излучателем с периодом полураспада T = 162.8 дня. Он был затем обнаружен как продукт  β^--распада изотопа ²⁴²Am:

²⁴²Am → ²⁴²Cm + e^- + _e.

    Элемент с порядковым номером Z = 97 был получен в 1949 г. и назван берклием Bk:

²⁴¹Am + ⁴He → ²⁴³Bk + 2n.

    Химический элемент калифорний Cf (Z = 98) был получен в 1950 г. в реакции

²⁴²Cm + ⁴He → ²⁴⁵Cf + n.

²⁴⁵Cf образовывался в результате облучения α-частицами мишени, содержащей 10^-6 г кюрия. Первоначально этот химический элемент был выделен в количестве 5000 атомов.
    Ряд изотопов калифорния был получен путем бомбардировки мишени из ²³⁸U пучками ионов углерода и азота:

²³⁸U + ¹²C → ²⁴⁴Cf + 6n,
²³⁸U + ¹²C → ²⁴⁶Cf + 4n,
²³⁸U + ¹⁴N → ²⁴⁸Cf + p + 3n.

    В табл. 12.1 приведены реакции, в которых впервые были получены химические элементы от Z = 93 (нептуний) до Z = 118.
    Первые трансурановые элементы были получены в результате облучения ²³⁸U нейтронами. В результате захвата нейтрона и последующего β^--распада заряд первоначального ядра увеличивается на единицу, что позволяет продвинуться к ядрам с большим Z. С созданием ядерных реакторов большой мощности стало возможным накапливать необходимые количества трансурановых элементов и использовать их в качестве мишеней для продвижения к большим Z путем облучения на циклотронах легкими заряженными частицами. В частности, таким способом удалось получить достаточно большие количества изотопа ²³⁹Pu, так как период полураспада его составляет 2.4·10⁴ лет.
    Если в качестве исходного вещества, облучаемого в ядерном реакторе, выбрать изотоп ²³⁹Pu, то последовательность образующихся изотопов можно проследить на диаграмме, представленной на рис. 12.2. Таким способом можно продвинуться в область Z = 97-98.

Таблица 12.1

Реакции, в которых впервые были получены трансурановые элементы

Год открытия	Химический элемент	Z	Реакция
1936	Np, Pu	93, 94
1945	Am	95	238U + 4He → 241Pu + n, 241Pu → 241Am + e- + e
1961	Cm	96	239Pu + 4He → 242Cm + n
1956	Bk	97	231Am + 4He → 245Bk + 2n
1950	Cf	98	242Cm + 4He → 245Cf + n
1952	Es	99
1952	Fm	100
1955	Md	101	253Es + 4He → 246Md + n
1957	No	102	248Cm + 13C → 257No + 4n
1961	Lr	103	249Cf + 10,11B → 255Lr + (4,5)n, 249Cf + 10B → 256Lr + 3n, 243Am + 16O → 255Lr + 4n, 243Am + 18O → 256Lr + 5n,
1964	Rf	104	242 Pu + 22Ne → 260Rf + 4n
1967-1970	Db	105	242Am + 22Ne → 265-xDb + xn, 249Cf + 15N → 260Db + 4n
1974	Sg	106	249Cf + 18O → 263Sg + 4n
1976	Bh	107	209Bi + 54Cr → 262Bh + n
1984-1987	Hs	108	208Pb + 58Fe → 265Hs + n
1982	Mt	109	209Bi + 58Fe → 266Mt + n
1994	Ds	110	208Pb + 62Ni → 269Ds +n
1994	Rg	111	209Bi + 64Ni → 272Rg +n
1996	Cn	112	208Pb + 70Zn → 277Cn +n
2004	Uup, Uut	113, 115	243Am + 48Сa → 288115 + 3n,  288115 → 284113 + α                       → 287115 + 4n,  287115 → 283113 + α
1998	Uuq	114	244Pu + 48Ca → 288114 + 4n                      → 289114 + 3n
2000	Uuh	116	248Cm + 48Ca → 293116 + 3n 245Cm + 48Ca → 291116 + 2n 245Cm + 48Ca → 290116 + 3n
2009	Uus	117	249Bk + 48Ca → 294117 + 3n 249Bk + 48Ca → 293117 + 4n
2006	Uuo	118	249Cf + 48Ca → 294118 + 3n

    Цепочка будет обрываться на изотопе ²⁵²Cf, так как образующийся в результате захвата нейтронов изотоп ²⁵³Cf является β^--излучателем и с периодом полураспада 17.8 дня превращается в изотоп ²⁵³Es, распадающийся с испусканием α-частиц (T_1/2 = 20.5 дней).
    В результате длительного облучения (около 100 суток) в реакторе с плотностью потока нейтронов 10¹⁶ нейтронов/см²·с можно получить около одного процента ядер изотопа ²⁵²Cf от исходного количества ядер ²³⁹Pu.

    Продвижение к элементам с бòльшим Z оказывается таким способом практически невозможным не только из-за того, что образующиеся изотопы имеют малые периоды полураспада, но главным образом потому, что основными видами распада образующихся изотопов трансурановых элементов, являются α-распад и спонтанное деление.
    Можно попытаться продвинуться к бòльшим Z, используя мощные импульсные потоки нейтронов так, чтобы длительность нейтронного облучения была много меньше периодов полураспада изотопов, обрывающих цепочку. Изотопы ²⁵³Es и ²⁵⁵Fm были впервые получены при взрыве термоядерного устройства в результате мгновенного (≈ 10^-6 c) захвата ядром ²³⁸U соответственно 15 и 17 нейтронов и последующего β-распада образовавшихся изотопов ²⁵³U и ²⁵⁵U.
    Сто первый элемент − менделевий Md − был получен в 1955 г. в реакции

²⁵³Es + ⁴He → ²⁴⁶Md + n.

Весь имеющийся запас эйнштейния, полученный путем облучения в ядерных реакторах к 1995 г., составлял около 10^-12 г. Поэтому, несмотря на то, что сечение реакции (α,n) довольно велико (≈ 10^-3 барн), образование менделевия происходило со скоростью около 1 атома в час. В первой серии экспериментов было получено всего 17 ядер 101-го элемента. При этом особенно отчетливо проявились все проблемы, с которыми пришлось вскоре столкнуться при получении новых элементов тяжелее фермия (Z > 100) − трансфермиевых элементов:

1. Отсутствие в требуемых количествах мишеней из тяжелых трансурановых элементов.
2. Существенное уменьшение по мере увеличения Z времени жизни изотопов, что значительно усложняет их идентификацию.

    Следующий этап в получении тяжелых ядер связан с использованием пучков ускоренных ионов углерода, азота и кислорода. Это позволило продвинуться к большим Z и получить изотопы трансурановых элементов вплоть до сиборгия (Z = 106). Использование в качестве налетающих частиц тяжелых изотопов Cr, Fe, Ni, Zn позволило вернуться к использованию более доступных мишеней из стабильных изотопов свинца и висмута. Так, элемент 102 получают как в реакции ²⁴²Pu + ¹⁸O, так и в реакции ²⁰⁸Pb + ⁴⁸Ca.
    Использование в качестве мишеней ядер, близких к магическим, имеет дополнительное преимущество, так как энергия реакции Q становится существенно более отрицательной, и энергия возбужденного составного ядра, образующегося в результате слияния исходных ядер, оказывается при этом более низкой, что приводит к испусканию меньшего количества нейтронов из составного ядра при его охлаждении. Кинетическая энергия налетающей частицы выбирается минимальной, вблизи высоты кулоновского барьера, чтобы преодолеть кулоновское взаимодействие сталкивающихся ядер (холодный синтез). Уменьшение величины энергии возбуждения ядра необходимо для уменьшения вероятности его распада в результате деления. Концепция холодного синтеза была впервые выдвинута Ю. Оганесяном и оказалась решающей при получении сверхтяжелых элементов.
    Анализ цепочек распада трансфермиевых элементов показывает, что для большинства изотопов с Z > 100 наблюдается каскадный α-распад. При этом по мере увеличения Z увеличивается энергия
α-распада. Определение энергий последовательно испускаемых α частиц стало одним из основных методов идентификации трансфермиевых элементов.

Цепочки распадов трансурановых элементов

Анализ цепочек распада трансфермиевых элементов показывает, что для большинства ядер Z > 100 наблюдается каскадный α-распад. При этом по мере увеличения Z увеличивается энергия α-распада. Регистрация энергий последовательно испускаемых α-частиц является одним из основных методов идентификации трансфермиевых элементов.

Сверхтяжелые ядра

    Ограничения на существование атомных ядер есть и со стороны сверхтяжелых элементов. Элементы с Z > 92 в естественных условиях не обнаружены. Расчеты по жидкокапельной модели предсказывают исчезновение барьера деления для ядер с Z2/A ≈ 46 (примерно 112 элемент). В проблеме синтеза сверхтяжелых ядер следует выделить два круга вопросов.

1. Какими свойствами должны обладать сверхтяжелые ядра? Будут ли существовать магические числа в этой области Z и N. Каковы основные каналы распада и периоды полураспада сверхтяжелых ядер?
2. Какие реакции следует использовать для синтеза сверхтяжелых ядер, типы бомбардирующих ядер, ожидаемые величины сечений, ожидаемые энергии возбуждения компаунд-ядра и каналы снятия возбуждения?

    Так как образование сверхтяжелых ядер происходит в результате полного слияния ядра мишени и налетающей частицы необходимо создание теоретических моделей, описывающих динамику процесса слияния двух сталкивающихся ядер в компаунд-ядро.
    Проблема синтеза сверхтяжелых элементов тесно связана с тем фактом, что ядра с Z,N = 8, 20, 28, 50, 82, N = 126 (магические числа) обладают повышенной стабильностью по отношению к различным модам радиоактивного распада. Это явление объясняется в рамках оболочечной модели − магические числа соответствуют заполненным оболочкам. Естественно возникает вопрос о существовании следующих магических чисел по Z и N. В случае, если они существуют в области N-Z-диаграммы атомных ядер N > 150, Z > 101, должны наблюдаться сверхтяжелые ядра, имеющие повышенные периоды полураспада, т.е. должен существовать Остров Стабильности. В работе [F.A. Gareev, B.N. Kalinkin, A. Sobiczewski Phys Lett 22 (1966), 500] на основе расчетов, выполненных с использованием потенциала Вудса-Саксона с учетом спин-орбитального взаимодействия, было показано, что повышение стабильности ядер следует ожидать для ядра с Z = 114, то есть следующая заполненная протонная оболочка соответствует Z = 114, заполненная нейтронная оболочка соответствует числу N ~ 184. Замкнутые оболочки могут существенно увеличить высоту барьера деления и соответственно увеличить время жизни ядра. Таким образом в этой области ядер (Z = 114, N ~ 184) следует искать Остров Стабильности. Этот же результат был независимо получен в работе [H. Meldner Ask Phys 36, 9,1967, 593].
    Ядра с Z = 101–109 были открыты до 1986 года [G. Munzenberg Rep. Prog. Phys. 51, 1998, p.57] и получили названия: 101 - Md (Menelevium), 102 - No (Nobelium), 103 - Lr (Lawrencium), 104 - Rf (Rutherfordium, 106 - Sg (Seaborgium), 107 - Ns (Nielsborium), 108 - Hs (Hassium), 109 - Mt (Meitnerium). Учитывая заслуги исследователей из Дубны в открытии большого числа изотопов тяжелых элементов (102-105), в 1997 году решением Генеральной Ассамблеи чистой и прикладной химии элементу с Z = 105 было присвоено имя Dubnium (Db). Этот элемент ранее назывался Ha (Hannium).

Рис. 12.3. Цепочки распадов изотопов Ds (Z = 110), Rg (Z = 111), Cn (Z = 112).

    Новый этап в исследовании сверхтяжелых ядер начался в 1994 году, когда была существенно повышена эффективность регистрации и усовершенствована методика наблюдения сверхтяжелых ядер. Как результат были обнаружены изотопы Ds (Z = 110), Rg (Z = 111) и Cn (Z = 112) [S. Hofmann et al. Z. Phys A350, 1995, p.277; S. Hofmann et al. Z. Phys A350, 1995, p.281; S. Hofmann et al. Z. Phys A354, 1996, p.229].
    Для получения сверхтяжелых ядер использовались ускоренные пучки ⁵⁰Ti, ⁵¹V, ⁵⁸Fe, ⁶²Ni, ⁶⁴Ni, ⁷⁰Zn и ⁸²Se. В качестве мишеней применялись изотопы ²⁰⁸Pb и ²⁰⁹ Bi. Различные изотопы 110 элемента были синтезированы в Лаборатории ядерных реакций им. Г.Н. Флерова с помощью реакции ²⁴⁴Pu(³⁴S,5n)²⁷²110 и в GSI (Дармштадт) в реакции ²⁰⁸Pb(⁶²Ni,n)²⁶⁹110. Изотопы ²⁶⁹Ds, ²⁷¹Ds, ²⁷²Rg и ²⁷⁷Cn регистрировались по их цепочкам распада (рис. 12.3).
    Большую роль в получении сверхтяжелых элементов играют теоретические модели, с помощью которых рассчитываются ожидаемые характеристики химических элементов, реакции, в которых они могут образовываться.
    На основе различных теоретических моделей были рассчитаны распадные характеристики сверхтяжелых ядер. Результаты одного из таких расчетов показаны на рис. 12.4. Приведены периоды полураспада четно-четных сверхтяжелых ядер относительно спонтанного деления (а), α-распада (б), β-распада (в) и для всех возможных процессов распада (г). Наиболее устойчивым ядром по отношению к спонтанному делению (рис. 12.4а) является ядро с Z = 114 и N = 184. Для него период полураспада по отношению к спонтанному делению ~10¹⁶ лет. Для изотопов 114-го элемента, отличающихся от наиболее устойчивого на 6-8 нейтронов, периоды полураспада уменьшаются на
10-15 порядков. Периоды полураспада по отношению к α-распаду приведены на рис. 12.5б. Наиболее устойчивое ядро расположено в области Z = 114 и N = 184 (T_1/2 = 10¹⁵ лет).
    Стабильные по отношению к β-распаду ядра показаны на рис. 12.4в темными точками. На рис. 12.4г приведены полные периоды полураспада, которые для четно-четных ядер, расположенных внутри центрального контура, составляют ~10⁵ лет. Таким образом, после учета всех типов распада оказывается, что ядра в окрестности Z = 110 и N = 184 образуют «остров стабильности». Ядро ²⁹⁴110 имеет период полураспада около 10⁹ лет. Отличие величины Z от предсказываемого оболочечной моделью магического числа 114 связано с конкуренцией между делением (относительно которого ядро с Z = 114 наиболее стабильно) и α-распадом (относительно которого устойчивы ядра с меньшими Z). У нечетно-четных и четно-нечетных ядер периоды полураспада по отношению к
α-распаду и спонтанному делению увеличиваются, а по отношению к β-распаду уменьшаются. Следует отметить, что приведенные оценки сильно зависят от параметров, использованных в расчетах, и могут рассматриваться лишь как указания на возможность существования сверхтяжелых ядер, имеющих времена жизни достаточно большие для их экспериментального обнаружения.

Рис. 12.4. Периоды полураспада, вычисленные для четно-четных сверхтяжелых ядер (числа обозначают периоды полураспада в годах):
а − относительно спонтанного деления, б − α-распада, в − е-захвата и β-распада, г − для всех процессов распада

Рис. 12.5. Зависимость энергии равновесной деформации (указана в МэВ рядом с кривыми) от количества протонов и нейтронов.

    Результаты еще одного расчета равновесной формы сверхтяжелых ядер и их периодов полураспада показаны на рис. 12.5, 12.6 [R. Smolan'czuk Phys. Rev C56, 1997, p.812]. На рис. 12.5 показана зависимость энергии равновесной деформации от количества нейтронов и протонов для ядер с Z = 104-120. Энергия деформации определяется как разность энергий ядер в равновесной и сферической форме. Из этих данных видно, что в области Z = 114 и N = 184 должны располагаться ядра, имеющие в основном состоянии сферическую форму. Все обнаруженные на сегодня сверхтяжелые ядра (они показаны на рис. 12.5 темными ромбами) деформированы. Светлыми ромбами показаны ядра стабильные по отношению к β-распаду. Эти ядра должны распадаться в результате α-распада или деления. Основным каналом распада должен быть α-распад.

Рис. 12.6. Периоды полураспада для четно-четных β-стабильных изотопов.

    Периоды полураспада для четно-четных β-стабильных изотопов показаны на рис. 12.6. Согласно этим предсказаниям для большинства ядер ожидаются периоды полураспада гораздо большие, чем наблюдались для уже обнаруженных сверхтяжелых ядер (0.1–1 мс). Так например, для ядра ²⁹²Ds предсказывается время жизни ~ 51 год.
    Таким образом, согласно современным микроскопическим расчетам, стабильность сверхтяжелых ядер резко возрастает по мере приближения к магическому числу по нейтронам N = 184. До недавнего времени единственным изотопом элемента Z = 112 Cn (коперниций) был изотоп ²⁷⁷Cn, имеющий период полураспада 0.24 мс. Более тяжелый изотоп ²⁸³Cn был синтезирован в реакции холодного слияния ⁴⁸Ca + ²³⁸U. Время облучения 25 дней. Полное число ионов ⁴⁸Ca на мишени − 3.5·10¹⁸. Зарегистрированы два случая, которые были интерпретированы как спонтанное деление образовавшегося изотопа ²⁸³Cn. Для периода полураспада этого нового изотопа получена оценка T_1/2 = 81 c. Таким образом, видно, что увеличение числа нейтронов в изотопе ²⁸³Cn по сравнению с изотопом ²⁷⁷Cn на 6 единиц увеличивает время жизни на 5 порядков.
    На рис. 12.7 взятом из работы [Z. Patyk et al. Nucl. Phys. A 491, 267 (1989)] экспериментально измеренные периоды α-распада сравниваются с результатами теоретических расчетов на основе модели жидкой капли без учета оболочечной структуры ядер. Видно, что для всех тяжелых ядер, за исключением лёгких изотопов урана, оболочечные эффекты увеличивают период полураспада на 2–5 порядков для большинства ядер. Ещё более сильное влияние оболочечная структура ядра оказывает на периоды полураспада относительно спонтанного деления. Увеличение периода полураспада для изотопов Pu составляет несколько порядков и увеличивается для изотопа ²⁶⁰Sg.

Рис. 12.8. Парциальные периоды полураспада по отношению к спонтанному делению и α-распаду.

    На рис. 12.8 показано измеренное время жизни изотопов сиборгия Sg (Z = 106) в сравнении с предсказаниями различных теоретических моделей [Z. Patyk et al. Nucl. Phys. A533, 1991, p.132; R. Smolanczuk et al. Phys. Rev. C52, 1995, p.1871]. Обращает на себя внимание уменьшение почти на порядок времени жизни изотопа с N = 164 по сравнению с временем жизни изотопа с N = 162.
    Наибольшего приближения к острову стабильности можно достичь в реакции ⁷⁶Ge + ²⁰⁸Pb. Сверхтяжелое почти сферическое ядро может образоваться в реакции слияния с последующим испусканием γ-квантов или одного нейтрона. Согласно оценкам образующееся ядро ²⁸⁴114 должно распадаться с испусканием α-частиц с периодом полураспада ~ 1 мс. Дополнительную информацию о заполненности оболочки в районе N = 162 можно получить, изучая α-распады ядер ²⁷¹Hs и ²⁶⁷Sg. Для этих ядер предсказываются периоды полураспада 1 мин. и 1 час. Для ядер ²⁶³Sg, ²⁶²Bh, ²⁰⁵Hs, ^271,273Ds ожидается проявление изомерии, причиной которой является заполнение подоболочек с j = 1/2 и j = 13/2 в районе N = 162 для ядер деформированных в основном состоянии.

Рис. 12.9. Функции возбуждения реакции образования элементов Rf (Z = 104) и Hs (Z = 108) при слиянии налетающих ионов 50Ti и 56Fe с ядром мишенью 208Pb.

    На рис. 12.9 показаны экспериментально измеренные функции возбуждения реакции образования элементов Rf (Z = 104) и Hs (Z = 108)для реакций слияния налетающих ионов ⁵⁰Ti и ⁵⁶Fe с ядром-мишенью ²⁰⁸Pb.
    Образовавшееся компаунд-ядро охлаждается испусканием одного или двух нейтронов. Информация о функциях возбуждения реакций слияния тяжелых ионов особенно важны для получения сверхтяжелых ядер. В реакции слияния тяжелых ионов необходимо точно сбалансировать действие кулоновских сил и сил поверхностного натяжения. Если энергия налетающего иона недостаточно большая, то расстояние минимального сближения будет недостаточно для слияния двойной ядерной системы. Если энергия налетающей частицы будет слишком большой, то образовавшаяся в результате система будет иметь большую энергию возбуждения и с большой вероятностью произойдет развал ее на фрагменты. Эффективно слияние происходит в довольно узком диапазоне энергий сталкивающих частиц.

Рис.12.10. Схема потенциалов при слиянии ⁶⁴Ni и ²⁰⁸Pb.

    Реакции слияния с испусканием минимального числа нейтронов (1–2) представляют особый интерес, т.к. в синтезируемых сверхтяжелых ядрах желательно иметь максимально большое отношение N/Z. На рис. 12.10 показан потенциал слияния для ядер в реакции ⁶⁴Ni + ²⁰⁸Pb → ²⁷²Ds. Простейшие оценки показывают, что вероятность туннельного эффекта для слияния ядер составляет ~ 10^–21, что существенно ниже наблюдаемой величины сечения. Это можно объяснить следующим образом. На расстоянии 14 Фм между центрами ядер первоначальная кинетическая энергия 236.2 МэВ полностью компенсируется кулоновским потенциалом. На этом расстоянии находятся в контакте только нуклоны, расположенные на поверхности ядра. Энергия этих нуклонов мала. Следовательно существует высокая вероятность того, что нуклоны или пары нуклонов покинут орбитали в одном ядре и переместятся на свободные состояния ядра-партнера. Передача нуклонов от налетающего ядра ядру-мишени особенно привлекательна в случае, когда в качестве мишени используется дважды магический изотоп свинца ²⁰⁸Pb. В ²⁰⁸Pb заполнены протонная подоболочка h_11/2 и нейтронные подоболочки h_9/2 и i_13/2. Вначале передача протонов стимулируется силами притяжения протон-протон, а после заполнения подоболочки h_9/2 - силами притяжения протон-нейтрон. Аналогично нейтроны перемещаются в свободную подоболочку i_11/2, притягиваясь нейтронами из уже заполненной подоболочки i_13/2. Из-за энергии спаривания и больших орбитальных моментов передача пары нуклонов более вероятна, чем передача одного нуклона. После передачи двух протонов от ⁶⁴Ni ²⁰⁸Pb кулоновский барьер уменьшается на 14 МэВ, что способствует более тесному контакту взаимодействующих ионов и продолжению процесса передачи нуклонов.
    В работах [В.В. Волков. Ядерные реакции глубоконеупругих передач. М. Энергоиздат, 1982; В.В. Волков. Изв. АН СССР серия физич., 1986 т. 50 с. 1879] был детально исследован механизм реакции слияния. Показано, что уже на стадии захвата формируется двойная ядерная система после полной диссипации кинетической энергии налетающей частицы и нуклоны одного из ядер постепенно оболочка за оболочкой передаются другому ядру. То есть оболочечная структура ядер играет существенную роль в образовании компаунд-ядра. На основе этой модели удалось достаточно хорошо описать энергию возбуждения составных ядер и сечение образования элементов Z = 102–112 в реакциях холодного синтеза.
    Таким образом, прогресс в синтезе трансурановых элементов Z = 107–112 был связан с «открытием» реакций холодного синтеза, в которых магические изотопы ²⁰⁸Pb и ²⁰⁹Bi облучались ионами с Z = 22–30. Образующееся в реакции холодного синтеза ядро нагрето слабо и охлаждается в результате испускания одного нейтрона. Так впервые были получены изотопы химических элементов с Z = 107–112. Эти химические элементы были получены в период 1978–1998 гг. в Германии на специально построенном ускорителе исследовательского центра GSI в Дармштадте. Однако, дальнейшее продвижение − к более тяжелым ядрам − таким методом оказывается затруднительным из-за роста величины потенциаль­ного барьера между сталкивающимися ядрами. Поэтому в Дубне был реали­зован другой метод получения сверхтяжелых ядер. В качестве мишеней использовались наиболее тяжелые изотопы искусственно полученных химических элементов плутония Pu (Z = 94), америция Am (Z = 95), кюрия Cm (Z = 96), берклия Bk (Z = 97) и калифорния Cf (Z = 98). В качестве ускоренных ионов был выбран изотоп кальция ⁴⁸Ca (Z = 20). Схематический вид сепаратора и детектора ядер отдачи показан на рис. 12.11.

Рис. 12.11. Схематический вид сепаратора ядер отдачи, на котором проводятся эксперименты по синтезу сверхтяжелых элементов в Дубне.

    Магнитный сепаратор ядер отдачи уменьшает фон побочных продуктов реакции в 10⁵–10⁷ раз. Регистрация продуктов реакции осуществлялась с помощью позиционно-чувствительного кремниевого детектора. Измерялись энергия, координаты и время пролета ядер отдачи. После остановки все последующие сигналы от регистрируемых частиц распада должны исходить из точки остановки имплантированного ядра. Созданная методика позволяла с высокой степенью надёжности (≈ 100%) установить связь между остановившимся в детекторе сверхтяжелым ядром и продуктами его распада. С помощью такой методики были надёжно идентифицированы сверхтяжелые элементы с
Z = 110–118 (табл. 12.2).
    В таблице 12.2 приведены характеристики сверхтяжелых химических элементов с Z = 110–118: массовое число A, m − наличие изомерного состояния в изотопе с массовым числом A, спин-четность J^P, энергия связи ядра E_св, удельная энергия связи ε, энергии отделения нейтрона B_n и протона B_p, период полураспада T_1/2 и основные каналы распада.
    Химические элементы Z > 112 пока не имеют названий и приводятся в принятых международных обозначениях.

Таблица 12.2

Характеристики сверхтяжелых химических элементов Z = 110–118

    На рис. 12.12 показаны все известные наиболее тяжелые изотопы с Z = 110–118, полученные в реакциях синтеза с указанием экспериментально измеренного периода полураспада. Здесь же показано теоретически предсказанное положение острова стабильности (Z = 114, N = 184).

Рис. 12.12. N-Z-диаграмма элементов Z = 110–118.

    Полученные результаты однозначно указывают на рост стабильности изотопов при приближении к дважды магическому ядру (Z = 114, N = 184). Добавление к ядрам с Z = 110 и 112 7–8 нейтронов увеличивает период полураспада от 2.8 ас (Ds-267) до ≈ 10 с (Ds-168, Ds 271). Период полураспада T_1/2(²⁷²Rg, ²⁷³Rg) ≈ 4–5 мс увеличивается до T_1/2(²⁸³Rg) ≈ 10 мин. Наиболее тяжелые изотопы элементов Z = 110–112 содержат ≈ 170 нейтронов, что ещё далеко от магического числа N = 184. Все наиболее тяжелые изотопы с Z > 111 и N > 172 распадаются преимущественно в результате
α-распада, спонтанное деление – более редкий распад. Эти результаты находятся в хорошем согласии с теоретическими предсказаниями.
    В Лаборатории ядерных реакций им. Г.Н. Флерова (Дубна) синтезирован элемент с Z = 114. Была использована реакция

    Идентификация ядра ²⁸⁹114 проводилась по цепочке α-распадов. Экспериментальная оценка периода полураспада изотопа ²⁸⁹114 ~30 с. Полученный результат находится в хорошем согласии с ранее выполненными расчетами [Cherepanov E.A. Sub to Proc. Int VI Int. Conf on Dynamical Aspects on Nuclear Fission. Slovac Respublic. 1998].
    При синтезе 114 элемента в реакции ⁴⁸Cu + ²⁴⁴Pu максимальный выход изотопов с Z = 114 наблюдался в канале с испарением трех нейтронов. При этом энергии возбуждения составного ядра ²⁸⁹114 была 35 МэВ.
    Теоретически предсказываемая последовательность распадов, происходящих с ядром ²⁹⁶116, образующемся в реакции ²⁴⁸Cm + ⁴⁸Ca → ²⁹⁶116, приведена на рис.12.13

Рис. 12.13. Схема распада ядра ²⁹⁶116.

    Изотоп ²⁹⁶116 охлаждается в результате испускания четырех нейтронов и превращается в изотоп ²⁹²116, который далее с 5% -ой вероятностью в результате двух последовательных e-захватов превращается в изотоп ²⁹²114. В результате α-распада (T_1/2 = 85 дней) изотоп ²⁹²114 превращается в изотоп ²⁸⁸112. Образование изотопа ²⁸⁸112 происходит и по каналу

.

    Конечное ядро ²⁸⁸112, образующееся в результате обеих цепочек, имеет период полураспада около 1 часа и распадается в результате спонтанного деления. Примерно с 10%-ой вероятностью в результате α-распада изотопа ²⁸⁸114 может образовываться изотоп ²⁸⁴112. Приведенные выше периоды и каналы распада получены расчетным путем.
    На рис. 12.14 приведена цепочка последовательных α-распадов изотопа ²⁸⁸115, измеренная в экспериментах в Дубне. ER − энергия ядра отдачи, имплантированного в позиционно-чувствительный кремниевый детектор. Можно отметить хорошее совпадение в периодах полураспада и энергиях α-распадов в трёх экспериментах, что свидетельствует о надёжности метода идентификации сверхтяжелых элементов с помощью измерений спектров α-частиц.

Рис. 12.14. Цепочка последовательных α-распадов изотопа ²⁸⁸115, измеренная в экспериментах в Дубне.

    Самый тяжелый, полученный в лабораторных условиях элемент с Z = 118, был синтезирован в реакции

⁴⁸Ca + ²⁴⁹Cf → ²⁹⁴118 + 3n.

    При энергии ионов вблизи кулоновского барьера наблюдалось три случая образования 118 элемента. Ядра ²⁹⁴118 имплантировались в кремниевый детектор и наблюдалась цепочка последовательных α-распадов. Сечение образования 118 элемента составляло ~2 пикобарна. Период полураспада изотопа ²⁹³118 равен 120 мс.
    На рис. 12.15 показана теоретически рассчитанная цепочка последовательных α-распадов изотопа ²⁹³118 и приведены периоды полураспада дочерних ядер, образующихся в результате α-распадов.

Рис. 12.15. Цепочка последовательных α-распадов изотопа ²⁹³118.
Приведены средние времена жизни дочерних ядер, образующихся в результате α-распадов.

    Анализируя различные возможности образования сверхтяжелых элементов в реакциях с тяжелыми ионами нужно учитывать следующие обстоятельства.

1. Необходимо создать ядро с достаточно большим отношением числа нейтронов к числу протонов. Поэтому в качестве налетающей частицы надо выбирать тяжелые ионы, имеющие большое N/Z.
2. Необходимо, чтобы образующееся компаунд-ядро имело малую энергию возбуждения и небольшую величину момента количества движения, так как в противном случае будет снижаться эффективная высота барьера деления.
3. Необходимо, чтобы образующееся ядро имело форму близкую к сферической, так как даже небольшая деформация будет приводить к быстрому делению сверхтяжелого ядра.

    Весьма перспективным методом получения сверхтяжелых ядер являются реакции типа ²³⁸U + ²³⁸U, ²³⁸U + ²⁴⁸Cm, ²³⁸U + ²⁴⁹Cf, ²³⁸U + ²⁵⁴Es. На рис. 12.16 приведены оценочные сечения образования трансурановых элементов при облучении ускоренными ионами ²³⁸U мишеней из ²⁴⁸Cm, ²⁴⁹Cf и ²⁵⁴Es. В этих реакциях уже получены первые результаты по сечениям образования элементов с Z > 100. Для увеличения выходов исследуемых реакций толщины мишеней выбирались таким образом, чтобы продукты реакции оставались в мишени. После облучения из мишени сепарировались отдельные химические элементы. В полученных образцах в течение нескольких месяцев регистрировались продукты α-распада и осколки деления. Данные, полученные с помощью ускоренных ионов урана, ясно указывают на увеличение выхода тяжелых трансурановых элементов по сравнению с более легкими бомбардирующими ионами. Этот факт чрезвычайно важен для решения проблемы синтеза сверхтяжелых ядер. Несмотря на трудности работы с соответствующими мишенями прогнозы продвижения к большим Z выглядят довольно оптимистично.

Рис. 12.16. Оценки сечений образования трансурановых элементов в реакциях ²³⁸U с ²⁴⁸Cm, ²⁴⁹Cf и ²⁵⁴Es

    Продвижение в область сверхтяжелых ядер в последние годы оказалось ошеломляюще впечатляющим. Однако все попытки обнаружить Остров Стабильности пока не увенчались успехом. Поиск его интенсивно продолжается.
    Оболочечная структура атомных ядер играет существенную роль в повышении стабильности сверхтяжелых ядер. Магические числа Z ≈ 114 и N ≈ 184, если они действительно существуют, могут привести к значительному повышению стабильности атомных ядер. Существенным является также то, что распад сверхтяжелых ядер будет происходить в результате α-распада, что важно для разработки экспериментальных методов детектирования и идентификации новых сверхтяжелых ядер.

Распад изотопа ²⁶³Db.

Распад изотопа 240Am.

Наряду с основными каналами распада тяжелых ядер − α-распадом и е-захватом в изотопе ²³⁸Th наблюдается кластерный распад с испусканием ²⁰О, а в изотопе ²²⁴Ra распад с испусканием кластера ¹⁴С.

Распад ядер-изобар A = 242

Изотоп ²⁴²Am имеет два изомерных состояния.

1. E* = 0.48 МэВ, J^P = 5^-, T_1/2 = 152 года.
2. E* = 2.2 МэВ, J^P = (2⁺,3^-), T_1/2 = 14 мс.

Распад изомерного состояния E* = 2.2 МэВ, J^P = (2⁺,3^-) с вероятностью 100% происходит в результате спонтанного деления.

Распады ядер-изобар A = 243.

Распады ядер-изобар A = 244, A = 248.

Основными каналами распада ядер-изобар A = 244, A = 248 являются электронный захват и α-распад. При увеличении заряда ядра Z всё большую роль начинает играть спонтанное деление (²⁴⁴Fm).