14. Радиоактивность ядер 1s-, 1p-оболочек

    N-Z-диаграмма атомных ядер 1s-, 1p-оболочек приведена на рис. 14.1.


Рис. 14.1. N-Z диаграмма ядер 1s, 1p-оболочек.

    Исследование лёгких атомных ядер представляет особый интерес. В первую очередь это обусловлено свойствами ядерных сил. В лёгких ядрах наиболее ярко проявляется
  • оболочечная структура ядер,
  • спаривание тождественных нуклонов,
  • кластерная структура ядер.

    В результате эффективная потенциальная яма, описывающая среднее ядерное поле, сильно изменяется от ядра к ядру. Поэтому даже соседние ядра могут сильно различаться по своим свойствам.
    Ядра, заполняющие 1s-, 1p-оболочку, представляют собой изотопы химических элементов, начиная с самого лёгкого изотопа 1H (Z = 1) и кончая изотопами кислорода O (Z = 8). Дважды магическое ядро 4He соответствует полностью заполненной 1s оболочке. В дважды магическом ядре 16O полностью заполнены 1s и 1p оболочки. Только в тяжелых изотопах этих ядер удаётся достичь границы нейтронной радиоактивности и изучить свойства ядер, имеющих повышенный избыток нейтронов. В изотопах этой области ядер наблюдаются специфические многочастичные каналы распада ядер.

Размер и форма атомного ядра

    К числу основных характеристик атомного ядра относятся его размер и форма. Для сферических ядер, расположенных вблизи долины стабильности, плотность распределения ядерной материи ρ(r) и электрического заряда ρq(r) совпадают и описываются распределением Ферми

(7.1)

где R − радиус ядра − расстояние, на котором плотность ядерной материи спадает в 2 раза, ρ(0) − плотность в центре ядра, d − толщина поверхностного слоя (диффузность) ядра. Для ядер вблизи долины стабильности были установлены следующие закономерности.

  1. Плотность ядерной материи в центральной части ядра примерно одинакова для всех ядер ρ(0) ≈ 0.17 нуклон/Фм3.
  2. Величина радиуса ядра определяется числом нуклонов в ядре A R ≈ 1.3A1/3 фм.
  3. Диффузность ядра d приблизительно одинакова для всех ядер и имеет характерный размер 2.2 Фм.

Нейтронный поверхностный слой

    Однако в ядрах, удаленных от долины стабильности, ситуация качественно иная. Были обнаружены новые, неизвестные ранее особенности. В легких ядрах с большим отношением N/Z был обнаружен нейтронный поверхностный слой. Оказалось, что в таких ядрах наряду с кором, для которого плотность распределения протонов и нейтронов с точностью до фактора Z/A совпадают, существует довольно большая область, в которой плотность распределения нейтронов ρn существенно больше плотности распределения протонов ρpn>>ρp). Такие ядра как бы окружены нейтронным ореолом.
    Следует иметь ввиду, что длительные поиски избытка нейтронов в поверхностном слое ядер 48Ca и 208Pb, расположенных в долине стабильности, успеха не имели. Первое указание на наличие нейтронного слоя было получено для ядра 8He. Сравнение сечений реакций 8He + 12C, 6He + 12C, 4He + 12C показало, что внутри ядра 8He существует более компактное образование - 4He, где сосредоточены все протоны. Несмотря на то, что в этом эксперименте непосредственно не измерялись пространственные распределения протонов и нейтронов, выводы не вызывали сомнений.

Протонные и нейтронные плотности ядерной материи легких ядер

Рис. 7.25
Рис. 14.2. Протонные, нейтронные и полные плотности изотопов бора и углерода.

    В рамках AMD (Antisymmetrized Molecular Dynamics) модели [D.H. Feng et al. Nucl. Phys. A522, 1991, p.257; Y. Kanada-En'yo et al. Phys. Rev. C52, 1995, p.628] была исследована структура изотопов Li, Be, B и C вплоть до границы Bn = 0. На рис. 14.2 показаны, теоретически рассчитанные, протонные ρp, нейтронные ρn и полные ρ = ρp + ρn плотности ядер. Общее, что было обнаружено для всех ядер: вблизи магического числа N = 8 волновые функции имеют структуру, близкую к оболочечной, и ядра имеют почти сферическую форму. Для ядер с N ≠ 8 наблюдается большое разнообразие форм.
    Ядра Li и Be с N ≈ Z имеют ярко выраженную кластерную структуру. Это структура вида α + t в случае 7Li и α + α в случае 8Be. Этот результат был известен давно. Новым является то, что при увеличении числа нейтронов N двухкластерная структура сохраняется. У изотопов бора наблюдается отчетливо выраженный нейтронный слой, что видно из рис. 14.3. У изотопов углерода распределение протонной плотности мало меняется с увеличением числа нейтронов N вплоть до Bn = 0 и преобладает распределение, состоящее из трех α-кластеров. В то же время с изменением числа нейтронов N нейтронная плотность меняется существенно.

Кластеры в лёгких ядрах

Атомное ядро представляет собой связанную систему протонов и нейтронов. В результате взаимодействия между нуклонами в ядре образуются компактные структуры, состоящие из двух или большего числа частиц, которые могут возникать внутри атомного ядра. Кластерная структура атомных ядер проявляется в процессах α-распада, в различных ядерных реакциях.

При приближении к границе Bn = 0 расчеты предсказывают не только сильную деформацию, но и ярко выраженный нейтронный слой, окружающий ядерный кор.

Рис.7.26
Рис. 14.3. Плотности распределений протонов (ρp), нейтронов (ρn)
изотопов бора и углерода.

    Сравнение теоретических расчетов с имеющимися экспериментальными данными по сечениям реакций позволяет рассчитать среднеквадратичные радиусы распределений протонов и нейтронов в лёгких ядрах (табл. 14.1).

Таблица 14.1

Среднеквадратичные радиусы распределения плотности
нейтронов , протонов , ядерной материи

Изотоп , фм , фм , Фм , фм
7Be 2.237 2.549 2.420 –0.312
8B 2.190 2.680 2.507 –0.490
11Li 3.255 2.235 3.011 1.020
11C 2.326 2.456 2.398 –0.130
12C 2.387 2.406 2.396 –0.019

Гало-ядра

Рис.7.10
Рис. 14.4. Распределение нейтронной плотности в гало-ядрах.

    Ядерное гало − еще более яркое явление. Нейтронное гало − эффект, обусловленный наличием слабо связанных состояний нейтронов, расположенных вблизи континуума. Малая величина энергии связи нейтрона (или группы нейтронов) и короткодействующий характер ядерных сил приводят к туннелированию нейтронов во внешнюю периферийную область ядра на большие расстояния от кора ядра. При этом плотность распределения периферийных нейтронов существенно меньше плотности распределения нейтронов внутри кора. Нейтронное облако, окружающее кор, простирается на гораздо большие расстояния, чем радиус ядра, определяемый соотношением R = 1.3A1/3. Так для гало-ядра 11Li пространственное распределение двух нейтронов, образующих ядерное гало вокруг кора 9Li, простирается столь далеко, что радиус ядра 11Li оказывается сравним с радиусом 208Pb. Было обнаружено два типа гало-ядер (рис. 14.4). Первый тип гало-ядер связан с общим увеличением размера ядра. Это гало-ядра 11Li, 11Be, 14Be, 17B. Гало-ядра второго типа связаны с очень компактным кором (4He). Это ядра 6He и 8He.

Таблица 14.2

Гало-ядра

Ядро Bn или Bp
(МэВ)
B2n или B2p
(МэВ)
Орбиты протонов или
нейтронов, образующих
ядерное гало
нейтрон. гало протон. гало
6He   0.97 1p
11Li   1.051 0.290 1p + 2s
11Be 0.503 1p + 2s
14Be   1.28 1d 2s
17B (2.45) 1p+1d2s
19B (0.87) 1d2s
17C   0.739   1d2s
19C   (0.22)   1d2s
  8B 0.14   1d2s
  9C 1.299   1p
  12N 0.601   1p
  17F 0.600   1p
  17Ne 0.96 1.50 1d2s

    В табл. 14.2 приведены легкие ядра, в которых обнаружено ядерное гало, ядра, которые могут рассматриваться как кандидаты на гало-ядра и ядра, имеющие поверхностный протонный или нейтронный слой.
    Основные условия, которые необходимы, чтобы ожидать эти явления − малые энергии отделения нейтрона Bn (протона Bp) или двух нейтронов B2n (двух протонов B2p). В табл. 14.2 приведены также орбиты, формирующие ядерное гало. Необходимо отметить, что в то время как существование нейтронного гало достаточно убедительно доказано в различных экспериментах, существование протонного гало вызывает сомнения. Дело в том, что кулоновское взаимодействие между кором и протонами, которые могли бы формировать гало, должно развалить такую систему за характерное ядерное время (~10–23 c).
    Примером гало-ядра является 11Be, которое в простейшем приближении можно рассматривать как двухчастичную систему, состоящую из кора 10Be и слабо связанного нейтрона. В этом ядре существует только два связанных состояния. На рис. 14.5 показаны схема уровней ядра 11Be, энергии отделения нейтронов из основного (1/2+) и возбужденного (1/2-) состояний и волновые функции
χ(r) = rR(r) этих состояний. Волновая функция основного состояния 1s показана сплошной линией, состояния 1p - пунктиром. Гало-ядро достаточно хорошо описывается волновой функцией, являющейся произведением волновых функций кора и внешнего гало. Целый ряд экспериментальных фактов подтверждает, что нуклоны, формирующие ядерное гало слабо влияют на кор ядра.

Рис.7.11
Рис. 14.5. Схема уровней ядра 11Be, энергии отделения нейтронов из основного (1/2+) и возбужденного (1/2-) состояний, волновые функции χ(r) = rR(r) основного (1s) и первого возбужденного (1p) состояний

    Так, например, измеренные значения магнитных моментов ядер 9Li и 11Li равны соответственно 3.44μяд и 3.67μяди хорошо согласуются с оценкой на основе модели Шмидта (3.7μяд), указывая на то, что два дополнительных нейтрона в ядре 11Li не оказывают существенного влияния на распределение заряда в ядерном коре. Также достаточно близки величины квадрупольных моментов ядер 9Li и 11Li.


Рис. 14.6. Сечение взаимодействия изотопов Li на мишени 12C

    Ядерные реакции на гало-ядрах можно разделить на две групы в зависимости от величины прицельного параметра взаимодействия b. Для столкновений с прицельным параметром b < R1 + R2, где R1 и R2 - радиусы кора и налетающего ядра, реакция происходит как обычная реакция столкновения ионов при высоких энергиях. При больших значениях прицельного параметра b > R1 + R2 для обычных ядер происходит реакция кулоновского возбуждения. В случае, если ядро имеет гало, которое простирается достаточно далеко относительно ядерного кора, налетающая частица взаимодействует с нуклонами гало. В результате сильного взаимодействия меняются угловые распределения и величина сечения реакций. Аномально большая величина полного сечения взаимодействия (рис. 14.6) была обнаружена в эксперименте по рассеянию изотопа 11Li на ядрах 12С.
    Сечение взаимодействия σI определяется как разность между полным сечением σR и сечением упругого взаимодействия σE

σI = σR - σE.

    Обычно полагают, что сечение взаимодействия равно сечению реакции

σI = σR.
σI = π[RIP + RIT]2,

где индексы P и T относятся соответственно к бомбардирующей частице и мишени. Зная величину RIT, можно определить RIP − радиус бомбардирующих ядер. Анализ полученных таким образом радиусов легких ядер показал, что стабильные ядра хорошо описываются зависимостью R~A1/3.Однако для нестабильных изотопов, перегруженных протонами или нейтронами, значения их радиусов могут сильно отличаться от этой зависимости.


Изотопы водорода Z = 1


Рис. 14.7. Распад изотопа 3H.

    Водород имеет два стабильных изотопа 1H (содержание в естественной смеси изотопов 99.98%) и 2H − дейтерий (содержание в естественной смеси изотопов 0.015%).
    Изотоп 3H − тритий − распадается в результате β--распада (рис. 14.7)

3H 3He + e- + антинейтриноe.

Период полураспада 3H T1/2 = 12.32 лет. Энергия β--распада 3H Q(β-) = 0.019 МэВ. С увеличением массового числа A изотопов водорода энергия β--распада увеличивается (табл. 14.3).

Таблица 14.3

Энергии Q(β-) β--распада изотопов водорода

Изотоп Число нейтронов Q(β-), МэВ
3H 2 0.019
4H 3 23.475
5H 4 21.500
6H 5 24.3049
7H 6 22.990

Несмотря на увеличение энергии β--распада основным каналом распада изотопов 4,5,6H является испускание нейтронов – нейтронная радиоактивность. Ширины резонансов изотопов 4H, 5H, 6H равны соответственно 4.6 МэВ, 5.7 МэВ и 1.6 МэВ, т.е. эти изотопы проявляются в виде резонансов в сечениях различных реакций и их время жизни примерно на порядок больше характерного ядерного времени. Изотоп 7H имеет период полураспада 29·10-23 лет и предположительно распадается с испусканием двух нейтронов.

XX-A-m JP Масса
ядра,
MэВ
Eсв,
MэВ
ε,
MэВ
Bn,
MэВ
Bp,
MэВ
T1/2, Моды распада
Z = 1 − водород
H-1 1/2+ 938.27         99.985%  
H-2 1+ 1875.61 2.2 1.1 2.2   0.015%  
H-3 1/2+ 2808.92 8.5 2.8 6.3   12.32 л β- 100%
H-4 2- 3751.37 5.6 1.4 -2.9   4.6 МэВ n 100%
H-5   4689.85 6.7 1.3 1.1   5.7 МэВ n 100%
H-6 (2-) 5630.35 5.7 1.0 -0.9   1.6 МэВ n 100%
H-7   6569.05 6.6 0.9 0.9   29·10-23 л 2n?

Изотопы гелия Z = 2

    Гелий (Z = 2) имеет два стабильных изотопа 3He (содержание в естественной смеси изотопов 0.000137%) и 4He (содержание в естественной смеси изотопов 99.99986%). Обнаруженные изотопы 5-10He нестабильны и распадаются в результате β--распада, испускания нейтронов и α-частиц. В таблице 14.4. приведены энергии β--распада изотопов He.

Таблица 14.4

Энергии Q(β-) β--распада изотопов гелия

Изотоп Число нейтронов Q(β-), МэВ
6He 4 3.5083
7He 5 1.1929
8He 6 10.6512
9He 7 15.9860
10He 8 15.7600

    Изотоп 5He распадается на α-частицу и нейтрон

3He → α + n.

Ширина распада Г = 0.60 МэВ.

Рис. 14.8. β--распад изотопа 6He.

    Изотоп 6He имеет период полураспада T1/2 = 806.7 мс и распадается в результате β--распада (рис. 14.8). Энергия β--распада 3.5 МэВ.
    Изотоп 6He представляет интерес для проверки различных моделей, описывающих структуру основного состояния этого ядра. В одних моделях ядро 6He описывается как система, состоящая из трех связанных частей 6He + n + n. В других моделях 6He описывается как система двух кластеров t + t.
    Структура нейтроноизбыточного ядра 6He была исследована в экспериментах по упругому рассеянию ядер 6He на 4He в Дубне. Вторичный пучок 6He получался в результате реакции фрагментации ионов 7Li с энергией 32 МэВ/нуклон на мишени из 9Be толщиной 225 мг/см2. Интенсивность пучка 6He составляла ~ 2·105 с-1 при интенсивности первичного пучка 7Li ~ 1012c-1. Мишенью 4He являлась газовая струя с эквивалентной толщиной 5.6·1020 атом/см2. Продукты реакции регистрировались с помощью двух телескопов кремниевых счетчиков. Измеренное угловое распределение показано на рис. 14.9.


Рис. 14.9. Угловое распределение 6He.

   Сечение реакции, рассчитанное в рамках оптической модели, показано на рис. 14.9 пунктирной линией. В диапазоне углов 120°–160° оптическая модель предсказывает падение сечения от 10–4 до 10–6 мб/ср, в то время как экспериментально измеренное сечение в 102–104 раз больше. Это свидетельствует о том, что в области больших углов большую вероятность имеет реакция передачи двух нуклонов. Сплошной линией под большими углами показаны результаты расчетов, выполненных по трехчастичной модели (α + n + n). Волновая функция, описывающая 2 нейтрона, имела две компоненты со следующей структурой.

  1. Расстояние между нейтронами r = 1 фм и расстояние их центра тяжести R от ядра 4He равно 4 фм.
  2. Cтруктура типа динейтрона (типа сигары)  r = 4 фм и R = 1 фм.

    Штриховой линией показаны результаты расчета, в котором первая компонента исключалась. Отличие на два порядка от экспериментальных данных однозначно указывает на то, что пространственная структура ядра 6He представляет собой кор, состоящий из 4He, и динейтронную структуру, формирующую ядерное гало. Таким образом экспериментальные результаты однозначно указывают на доминирующую роль трехчастичной конфигурации 4He+n+n в структуре основного состояния ядра 6He и на преобладающую роль динейтронной компоненты в реакциях передачи двух нейтронов. Подавление конфигурации t + t указывает на существенное отличие структуры основного состояния ядра 6He по сравнению с 6Li, в котором доминирует компонента 3H + 3He.


Рис. 14.10. Энергия связи одного и двух нейтронов в изотопах He («гелиевая аномалия»).

    Различие в величинах энергии отделения одного нейтрона Bn и энергии отделения двух нейтронов, обнаруженное для легких ядер, свидетельствует о том, что следует говорить о нейтронном drip-line Bn = 0 и двух нейтронном drip-line B2n = 0. Эти линии не совпадают и в настоящее время трудно предсказать, какое различие между ними может быть для средних и тяжелых ядер. Практически для всех легких ядер стабильность уменьшается при добавлении двух нейтронов. Для изотопов He это правило не соблюдается (так называемая «гелиевая аномалия» (рис. 14.10)). Наибольшее увеличение энергии связи с увеличением числа нейтронов (~1.2 МэВ) наблюдается для изотопов 6He–8He. Аналогичная ситуация имеет место для изотопов 5He–7He (~0.5 МэВ). Даже добавление четырех нейтронов к ядру 5He существенно не меняет энергию связи.
    Спектроскопия ядра 7He изучалась в реакции передачи p(8He,d)7He. Эксперимент выполнен на фрагмент-сепараторе RIPS в RIKEN. Пучок 8He имел энергию 50 МэВ/нуклон. Наряду с дейтронами регистрировались и другие частицы, образующиеся при распаде ядра 7He. Хорошо известно, что основное состояние 7He является несвязанным резонансным состоянием и распадается по каналу 6He + n. Впервые было обнаружено возбужденное состояние ядра 7He. Проведенный анализ показал, что обнаруженное возбужденное состояние имеет сложную структуру – нейтрон в возбужденном состоянии над кором 6He, который в свою очередь находится в возбужденном состоянии. Необычная структура этого возбужденного состояния проявляется в довольно экзотическом канале распада 7He* → 4He + 3n.
    В таблице 14.4 приведены среднеквадратичные радиусы распределения ядерной материи , протонов и нейтронов в изотопах 4He, 6He, 8He.

Таблица 14.4

Среднеквадратичные радиусы распределения плотности нейтронов, протонов, ядерной материи в изотопах 4He, 6He, 8He

Изотоп

, фм

, фм

, Фм

, фм

4He

1.63±0.03 1.63±0.03 1.63±0.03 0

6He

2.59±0.04 1.72±0.04 2.33±0.04 0.87±0.06

8He

2.69±0.04 1.76±0.03 2.49±0.04 0.93±0.06

    Из данных, приведенных в табл. 14.4, следует, что изотопы 6He и 8He имеют внешний нейтронный слой. Толщина этого нейтронного слоя составляет 0.9 фм при среднем распределении ядерной материи 2.3–2.5 фм. Изотоп 8He представляет собой нейтронный слой из четырех нейтронов над α-частичным кором. Нейтронный слой в 8He часто рассматривают как образец чисто нейтронной материи. Изотопы 7,9,10He распадаются с испусканием нейтронов − нейтронная радиоактивность. Изотоп 8He имеет период полураспада T1/2 = 119 мс и распадается в результате β--распада. Энергия β--распада Q(β-) = 10.65 МэВ, что достаточно для последующего испускания запаздывающих нейтронов. Испускание запаздывающих нейтронов составляет ≈ 16% от вероятности β--распада.

Таблица 14.5

Возбужденные состояния 8He

    Данные по рассеянию изотопов 6He и 8He на углеродной мишени свидетельствуют о наличии нейтронного слоя в этих ядрах. Изотопы 6He и 8He с хорошим приближением описываются как 2 нейтрона и 4 нейтрона над α-частичным кором 4He.

В изотопе 9He число нейтронов увеличивается до 7, что приводит к качественному изменению структуры изотопа 9He − пять валентных нейтронов приводят к пространственному разделению двух протонов, которые раньше составляли α-частичный кор более лёгких изотопов He. Поэтому при нейтронном распаде

9He → 8He + n

происходит более сложная перестройка структуры образующегося изотопа 8He.

    Изотоп 4He является сильно связанным состоянием двух протонов и двух нейтронов, заполняющих оболочку 1s1/2. Энергия связи ядра 4He составляет 28.3 МэВ. Ядра с массовым числом A = 5 проявляются как резонансы в рассеянии протонов и нейтронов на 4He. Г(5He) = 0.60 МэВ, Г(5Li) = 1.5 МэВ. Причина объясняется в оболочечной модели − уровень 1p3/2, на который должен «сесть» 5-й нуклон оказывается несвязанным состоянием в потенциальной яме 5 нуклонов. Неустойчивость ядерной системы из 5 нуклонов является причиной, почему в дозвездном нуклеосинтезе ядра тяжелее 4He образуются с маленькой вероятностью.
    Изотопы 3H и 3He, в которых отсутствуют соответственно 1 протон и 1 нейтрон в оболочке 1s1/2 по сравнению с 4He, имеют гораздо меньшую энергию связи. В 3H уменьшение энергии связи составляет 19.8 МэВ, а в 3He − 20.6 МэВ по сравнению с ядром 4He.

    Период полураспада изотопа 9He не измерен, но он должен быть больше, чем у 7He. Изотоп 10He − это дважды магическое ядро (Z = 2, N = 8), которое должно описываться как полностью заполненная оболочка 1s1/2 по протонам и 1s1/2 и 1p по нейтронам. Изотоп 10He согласно теорети­ческим расчетам должен преимущественно распадаться с испусканием двух нейтронов

10He → 8He + 2n.

В изотопе 10He α-частичный кор так же как в изотопе 9He разрушен. Распад с испусканием двух нейтронов может быть заторможен, т.к. требуется определенное время для формирования α-частичного кора в изотопе 8He. Восемь внешних нейтронов в изотопе 10He приводят к понижению следующей оболочки 1d-2s, что может приводить к более сложной структуре основного состояния 10He − частичному заполнению нейтронами оболочки 1d-2s и образованию вакансий в оболочке 1p. Изотопы He с A > 10 пока не обнаружены.

XX-A-m JP Масса
ядра,
MэВ
Eсв,
MэВ
ε,
MэВ
Bn,
MэВ
Bp,
MэВ
T1/2, Моды распада
Z = 2 − гелий
He-3 1/2+ 2808.39 7.7 2.6   5.5 0.000137%  
He-4 0+ 3727.38 28.3 7.1 20.6 19.8 99.999863%  
He-5 3/2- 4667.84 27.4 5.5 -0.9 21.8 0.60 МэВ n 100%, α 100%
He-6 0+ 5605.54 29.3 4.9 1.9 22.6 806.7 мс β- 100%
He-7 (3/2)- 6545.54 28.8 4.1 -0.4 23.1 150 кэВ β- 100%, βn 16%n
He-8 0+ 7482.53 31.4 3.9 2.6 24.8 119.1 мс  
He-9 1/2+ 8423.36 30.1 3.3 -1.3     n 100%
He-10 (0+) 9362.73 30.3 3.0 0.2   300 кэВ n 100%

Изотопы Li

    Литий Li (Z = 3) имеет два стабильных изотопа 6Li (процентное содержание в естественной смеси изотопов 7.59%) и 7Li (процентное содержание в естественной смеси изотопов 92.41%). Энергии отделения нейтрона Bn, протона Bp, энергии β--распада Q(β-) и e-захвата Q(e) приведены в таблице 14.6.

Таблица 14.6.

Энергии отделения нейтрона Bn, протона Bp, энергии β--распада Q(β-) и е-захвата Q(e) в изотопах Li

Изотоп Число нейтронов Bn, МэВ Bp, МэВ Q(β-), МэВ Q(e), МэВ
4Li 1 11.45 –3.1   22.89
5Li 2 21.71 –1.96   0.29
6Li 3 5.66 4.59    
7Li 4 7.25 9.98    
8Li 5 2.03 12.44 16.00  
9Li 6 4.06 13.93 13.61  
10Li 7 –0.02 15.18 20.44  
11Li 8 0.32 15.18 20.62  
12Li 9 –1.23 15.30 25.02  

    Лёгкий изотоп 4Li нестабилен по отношению к протонному распаду. Изотоп 5Li распадается с испусканием протонов и нейтронов. Изотоп 8Li распадается в результате β--распада с последующим испусканием запаздывающих α-частиц из ядра 8Be (рис. 14.11)


Рис. 14.11. Распады изотопов 8Li, 8Be, 8B.

Изомерное состояние, расположенное в ядре 8Li, при энергии E* ≈ 1.0 МэВ переходит в основное состояние в результате изомерного γ-перехода. Период полураспада изомерного состояния T1/2 = 8.2 фс. Возбужденные состояния 8Li с энергией возбуждения больше 3 МэВ распадаются с испусканием нейтронов. Изотоп 10Li − нечетно-нечетное ядро, оно имеет 3 протона и 7 нейтронов. Нечетный протон находится на оболочке 1p3/2, а волновая функция нечетного нейтрона представляет собой суперпозицию состояний 1p1/2, 1d2s. Волновая функция основного состояния 10Li требует дальнейшего уточнения.

Изотоп 11Li

Рис. 14.12. Распределения поперечных импульсов 9Li и 11Be на мишени из углерода

    Изотоп 11Li является наиболее известным из ядер, имеющих нейтронное гало. Его волновая функция представляется в виде кора 9Li и двух нейтронов над этим кором. Каждая из подсистем (9Li + n) и (2n) не связана. Ядро 11Li − это борроминовское ядро. На его примере видно, какую роль играют корреляции в двухтельных подсистемах, особенно при спаривании двух нейтронов гало.
    Информация о ядерном гало может быть также извлечена из измерений импульсного распределения продуктов, образующихся при фрагментации гало-ядер. На рис. 14.12 показаны распределения поперечных импульсов 9Li и 11Be на мишени из углерода [T. Kobayashi et al. Phys. Rev. Lett. 60, 1998, p.2599; N.A. Orr Phys. Rev. Lett 69, 1992, p.2050]. Из приведенных на рис. 14.12 данных видно, что распределение поперечного импульса имеет узкую компоненту (σ~20-25 МэВ/с, расположенную на более широком пьедестале (σ~80-110 МэВ/с). Узкое импульсное распределение, соответствующее внешним нейтронам, согласно соотношению неопределенности свидетельствует о том, что нейтроны галло имеют более широкое пространственное распределение.
    Исследование спектра возбужденных состояний 11Li дает дополнительную информацию о природе основного состояния этого ядра. Эксперимент был выполнен в RIKEN. Ядра 11Li получались в результате фрагментации 18O с энергией 100 МэВ/нуклон на мишени из 9Be. Образующийся пучок ядер 11Li с энергией 74.5 МэВ имел интенсивность 2·104 част/с. Затем ядра 11Li рассеивались на водороде, входящем в состав мишени CH2 (рис. 14.13). Энергии и углы рассеянных протонов измерялись телескопами, каждый из которых состоял из двух стриповых камер и трех кремниевых детекторов, что позволяло определять энергии ядер 11Li в конечном состоянии. Кроме того на совпадении с рассеянными протонами регистрировались частицы от развала 11Li. Нейтроны регистрировались пластиковыми сцинтилляторами. Заряженные продукты (11Li, 9-7Li) отклонялись дипольным магнитом и регистрировались дрейфовой камерой и годоскопом из пластиковых сцинтилляторов.


Рис. 14.13. Установка для исследования спектра возбужденных состояний 11Li

    На рис. 14.14 показаны инклюзивные спектры протонов, из которых затем рассчитывался спектр возбужденных состояний ядра 11Li.


Рис. 14.14. Инклюзивные спектры протонов из реакции 11Li+p

    На рис. 14.15 полученные результаты сравниваются с результатами ранее выполненных экспериментов и спектром возбужденных состояний ядра 9Li. Сильная корреляция между возбужденными состояниями ядер 9Li и 11Li с энергиями возбуждения больше 2 МэВ свидетельствует о справедливости модели , в которой два нейтрона образуют гало относительно кора 9Li. Возбужденное состояние с энергией 1.25 МэВ в ядре 11Li интерпретируется как дипольное колебание кора 9Li относительно ядерного гало.


Рис. 14.15. Схемы уровней 11Li и 9Li


Рис. 14.16. Схематическая диаграмма эмиссии запаздывающих частиц при β-распаде 11Li

    Структура основного состояния ядра 11Li ярко проявляется в его модах распада. Были измерены вероятности распада ядра 11Li на различные возбужденные состояния ядра 11Be, измерены спектры запаздывающих нейтронов, ядер 2,3H, 4,6He, 9,10Be, спектры γ-квантов. Основные результаты показаны на рис. 14.16–14.22. Из рис. 14.16 видно, что доля распадов 11Li, приходящаяся на состояния ядра 11Be с энергиями возбуждения 2.6–7 МэВ ~75%. Большая величина энергии β-распада (Qβ = 20.6 МэВ) приводит к тому, что наблюдаются различные моды распада, в том числе с развалом на несколько частиц в конечном состоянии.

  1. Одночастичные распады (11Be* и последующий γ-распад).
  2. Двухчастичные (10Be + n, 8Li + t, 9Li + d).
  3. Трехчастичные (9Be + 2n, 6He + α + n).
  4. Пятичастичные (2α + 3n).

    Пороги соответствующих распадов указаны на рис. 14.16. Для расшифровки сложной картины распада регистрировались двойные и тройные совпадения между различными продуктами распада.
    Вероятность распада на низшее состояние ядра 11Be (E* = 0.32 МэВ) составляет ~ 6.3%. Этот канал распада является единственным каналом, для которого запрещена последующая эмиссия частиц и через него происходит заселение основного состояния ядра 11Be. Структура этого возбужденного состояния описывается как нейтрон в состоянии p1/2 плюс кор 10Be. Поэтому распад 11Li в это состояние представляет собой превращение одного из двух нейтронов, образующих нейтронное гало в протон ядра 11Be. Такая интерпретация позволяет оценить долю состояния (p1/2)2 в структуре нейтронного гало ядра 11Li, которая согласно оболочечным расчетам составляет ~ 30 - 40%. Этот результат хорошо согласуется с теоретическими оценками времени жизни ядра 11Li относительно β-распада. Если бы волновая функция нейтронного гало являлась чистой конфигурацией (p1/2)2, то период полураспада составлял бы ~ 2 мс, что в четыре раза меньше экспериментально измеренного значения (8.2 мс). Основной вывод − нейтронное гало представляет суперпозицию 1p и 1d-2s состояний.
    На рис. 14.17 показан спектр запаздывающих нейтронов, сопровож­дающих β-распад 11Li. В спектре наблюдается 8 максимумов, помеченных цифрами 1–8.

Рис. 14.17. Спектр времени пролета нейтронов, испущенных при β-распаде 11Li.

Рис. 14.18. Спектр γ-квантов, наблюдаемых при β-распаде 11Li.

    На рис. 14.18 показан спектр γ-квантов, измеренный на совпадение с β-частицей. В спектре наблюдается 5 групп переходов, помеченных индексами A, B, C, D, E. В результате анализа спектров совпадений были получены схемы распада 11Li на низколежащие состояния 11Be с последующим испусканием запаздывающих нейтронов (рис. 14.19). Максимумы, наблюдаемые в γ-спектре, связаны со следующими переходами:
A. 10Be(6.18) → 10Be(5.96),
B. 10Be(0.32) → 11Be(основное состояние),
C. 10Be(5.96) → 10Be(3.37),
D. 10Be(6.18) → 10Be(3.37),
E. 10Be(3.37) → 10Be(основное состояние).
    На рис. 14.19 показаны основные переходы, приводящие к последую­ще­му распаду с испусканием одного запаздывающего нейтрона. Цифры у указанных переходов соответствуют приведенным на рис. 14.17 и поясняют природу максимумов, наблюдаемых в спектре нейтронов. Интересная информация о свойствах нейтронного гало может быть получена в результате анализа данных об испускании запаздывающих дейтронов. В частности, теоретические расчеты предсказывают вероятность для такого канала распада ~ 10-4 и наличие в спектре дейтронов характерного максимума с энергией около нескольких сотен кэВ. Эти особенности распада сильно зависят как от структуры основного состояния ядра 11Li, так и от взаимодействия в конечном состоянии системы d +9Li.


Рис. 14.19. Схема β-распада 11Li → 11Be и последующего распада образующихся возбужденных состояний 11Be.


Рис. 14.20. Энергетические спектры ядер 2,3H из распада 11Li

    Энергетические спектры ядер 2,3H, 4,6He и 9,10Be, сопровождающих β распад, показаны на рис. 14.20 - 14.22. Высокоэнергетическая часть спектра (Ed,t > 1 МэВ) на рис. 14.20 из кинематических соображений может описывать только образование тритонов в результате цепочки реакций

Аппроксимация этой части спектра распределением Брейта-Вигнера со свободными параметрами E (положение максимума) и Г (ширина) приводят к выводу, что она образуется в результате распада состояния с энергией E = 18.15+0.20 МэВ и шириной Г = 1.6+0.5 МэВ. Вероятность распада этого состояния с испусканием тритонов составляет 1.2·10-4. Распад состояния ядра 11Be с энергией 18.15 МэВ может также проходить с испусканием дейтронов с энергией ~ 250 кэВ. Высокоэнергетическая часть спектра (> 1 МэВ) (пунктирная линия на рис. 14.20) описывается в предположении, что распад состояния с энергией 18.15 МэВ приводит к появлению дейтронов с энергиями < 1 МэВ. Для вероятности распада с испусканием дейтронов получена оценка 4·10-4.
    Канал распада

показан на рис. 14.21. Высокоэнергетичная часть спектра может образовываться только в результате распада состояния E(11Be) = 18.15 МэВ. Вклад канала 6He + α + n показан нижней сплошной линией, а суммарный вклад каналов 6He + α + n и 2α + 3n - верхней сплошной линией. Вероятность распада состояния 18.15 МэВ по каналу 6He + α + n составляет 0.7·10-3, по каналу 2α + 3n – 0.8·10-3. Вклад в эти каналы от распада состояний ядра 11Be с энергиями 10.59 и 14.5 МэВ показан пунктирными линиями. Вклад от распада состояния 10.59 МэВ составляет 3·10-3, для состояния 14.5 МэВ – 1.5·10-3. Верхняя пунктирная линия описывает вклад всех состояний.


Рис. 14.21. Энергетические спектры ядер 4,6He из распада 11Li


Рис. 14.22. Энергетические спектры ядер 9,10Be из распада 11Li

    Канал распада

показан на рис. 14.22. Состояние с энергией 18.15 МэВ имеет низкий энергетический порог для распада по каналам (γ,n) и (γ,2n). Сплошная и нижняя пунктирная линии показывают вклады каналов соответственно 10Be + n (2·10-5) и 9Be + 2n (3·10-4). Низкоэнергетическая часть спектра (<1.4 МэВ) связана с распадами состояний ядра 11Be с энергиями 10.59 и 14.5 МэВ. Вклады от этих распадов составляют соответственно 3·10-3 и <3·10–2.
    Сильное подавление распада состояния ядра 11Be с энергией 18.15 МэВ по каналу 10Be + n с образованием ядра 10Be в основном состоянии свидетельствует о том, что примесь состояния (1d2s) в волновой функции ядра 11Li составляет порядка 50%.

XX-A-m JP Масса
ядра,
MэВ
Eсв,
MэВ
ε,
MэВ
Bn,
MэВ
Bp,
MэВ
T1/2, Моды распада
Z = 3 − литий
Li-3   2821.65 -6.8 -2.3       p?
Li-4 2- 3749.76 4.6 1.2 11.5 -3.1 6.03 МэВ p 100%
Li-5 3/2- 4667.62 26.3 5.3 21.7 -2.0 ≈1.5 МэВ p 100%, α 100%
Li-6 1+ 5601.52 32.0 5.3 5.7 4.6 7.59%  
Li-7 3/2- 6533.83 39.2 5.6 7.3 10.0 92.41%  
Li-8 2+ 7471.37 41.3 5.2 2.0 12.4 839.9 мс β- 100%, βα 100%
Li-8-m 1+ 7472.35 40.3 5.0     8.2 фс IT 100%
Li-9 3/2- 8406.87 45.3 5.0 4.1 13.9 178.3 мс β- 100%, βn 50.80%
Li-10 (1-,2-) 9346.46 45.3 4.5 -0.0 15.2   n 100%
Li-11 3/2- 10285.70 45.6 4.1 0.3 15.3 8.59 мс β- 100%,
βnα 0.027%,
βn
Li-12   11226.50 44.4 3.7 -1.2   <10 нс n?

Изотопы бериллия Be (Z - 4)

    Бериллий имеет один стабильный изотоп 9Be. Легкие изотопы 5,6Be находятся вблизи границы протонной стабильности и распадаются с испусканием протонов и α-частиц. Изотоп 9Be имеет период полураспада T1/2 = 53.22 дня и распадается в результате е-захвата. Энергия е-захвата Q(e) = 0.86 МэВ. Изотоп 8Be распадается на 2 α-частицы (T1/2 = 2·10-16 с). Энергия α-распада Q(α) = 0.095  МэВ (рис. 14.11). Основное состояние 8Be имеет α-кластерную структуру.

Таблица 14.7.

Энергии отделения нейтрона Bn, протона Bp, энергии β--распада Q(β-) и е-захвата Q(e) в изотопах Be

Изотоп Число нейтронов Bn, МэВ Bp, МэВ Q(β-), МэВ Q(e), МэВ
5Be 1   –5.39   26.32
6Be 2 27.70 0.59   4.28
7Be 3 10.68 5.61   0.86
8Be 4 18.90 17.25    
9Be 5 1.67 16.89    
10Be 6 6.81 19.64 0.56  
11Be 7 0.50 20.16 11.51  
12Be 8 3.17 23.01 11.71  
13Be 9 –0.10 24.14 16.69  
14Be 10 1.37   16.28  
15Be 11 –1.78   20.82  
16Be 12 0.17   20.62  

    Более тяжелые изотопы 10Be и 11Be распадаются в результате β--распада. Период полураспада 10Be составляет 2.5·106 лет, что объясняется небольшой энергией β--распада Q(β-) = 0.56 МэВ и большой разницей в спинах основных состояний изотопов 10Be и 10B (рис. 14.23)


Рис. 14.23. Распады ядер-изобар A = 10.

    Изотоп 11Be состоит из 4 протонов и 7 нейтронов. Согласно оболочечной модели это ядро должно было иметь спин-четность JP = 1/2- (один неспаренный нейтрон в оболочке 1p1/2). Однако основное состояние 11Be имеет спин-четность JP = 1/2+. Наиболее вероятные причины такого расхождения:

  • деформация ядра 11Be,
  • сближение оболочек 1p1/2 и 2s1/2.


Рис. 14.24. β-распада изотопов 11Be и 11С.

    В основном состоянии изотоп 11Be имеет структуру нейтронного гало. В различных теоретических работах показано, что волновая функция основного состояния на 80% состоит из нейтрона, находящегося в 1s1/2 оболочке, связанного с кором в состоянии 0+ и на 20% из 1d5/2 нейтрона связанного с состоянием кора 2+. Изотоп 11Be распадается в результате β--распада с последующим испусканием в 3% случаев запаздывающих α-частиц. Большой период полураспада T1/2 = 13.8 с обусловлен большой перестройкой структуры ядер 11Be и 11B (рис. 14.24).
    Изотоп 12Be имеет α-кластерную структуру. На рис. 14.25 приведена схема возбужденных состояний 12Be, на которой показаны пороги различных каналов распада с образованием изотопов He.


Рис. 14.25. Схема уровней 12Be. Указаны пороги различных каналов распада с образованием изотопов He.

    Изотопы 12–16Be распадаются в результате β--распада и последующего испускания одного или двух запаздывающих нейтронов или в результате прямого испускания нейтронов (15Be, 16Be). Измерение полного сечения взаимодействия ускоренного пучка ионов 14Be указывает на двухнейтронное гало этого ядра. 14Be описывается как система, состоящая из ядра кора 12Be и двух валентных нейтронов. Энергия отделения двух нейтронов B2n в ядре 14Be составляет 1.3±0.1 МэВ.

 


Распады изотопов 10-14Be.

Стабильным изотопом Be является изотоп 9Be. По мере увеличения массового числа A изотопов Be, изотоп удаляется от полосы β-стабильности, что приводит к удлинению его цепочки распадов. Изотопы приближаются к границе нейтронной радиоактивности. Появляются распады с испусканием запаздывающих нейтронов. Отрицательную энергию связи нейтрона имеют нечетные изотопы 13,15Be, находящиеся на границе нейтронной радиоактивности.

 


Распады изобар A = 9.

    Среди ядер-изобар A = 9 стабильным изотопом является изотоп 9Be. Изотоп 9B имеет период полураспада T1/2 ≈ 10-18 с и распадается с испусканием протонов из основного состояния. Энергия связи протона Bp = -0.2 МэВ. Изотоп 8Be распадается на две α-частицы. Ширина распада Г = 5.57 эВ.
    Энергия β--распада 9Li равна 13.6 МэВ.
    9Li имеет в основном состоянии JP = 3/2-, поэтому β--распад происходит с вероятностью 25% в основное состояние 9Be (JP = 3/2-) и с вероятностью 75% в возбужденное состояние 9Be (JP = 5/2-, E* = 2.4 МэВ).

 

XX-A-m JP Масса
ядра,
MэВ
Eсв,
MэВ
ε,
MэВ
Bn,
MэВ
Bp,
MэВ
T1/2, Моды распада
Z = 4 − бериллий
Be-5 (1/2+) 4693.43 -0.8 -0.2   -5.4   p
Be-6 0+ 5605.30 26.9 4.5 27.7 0.6 92 кэВ p 100%, α 100%
Be-7 3/2- 6534.18 37.6 5.4 10.7 5.6 53.22 дн e 100%
Be-8 0+ 7454.85 56.5 7.1 18.9 17.3 5.57 эВ α 100%
Be-9 3/2- 8392.75 58.2 6.5 1.7 16.9 100%  
Be-10 0+ 9325.50 65.0 6.5 6.8 19.6 1.51·10+6 л β- 100%
Be-10-m 2+ 9328.87 61.6 6.2     125 фс IT 100%,
IT 100%
Be-10-m 0+ 9331.68 58.8 5.9     0.8 пс IT ≈100%
Be-11 1/2+ 10264.56 65.5 6.0 0.5 20.2 13.81 с β- 100%,
βα 3.1%
Be-12 0+ 11200.96 68.7 5.7 3.2 23.0 21.49 мс β- 100%,
βn ≤1%
Be-13 (1/2-) 12140.63 68.5 5.3 -0.1 24.1 2.7·10-21 с n
Be-14 0+ 13078.82 69.9 5.0 1.4   4.35 мс β- 100%,
βn 81%,
β2n 5%
Be-15   14020.17 68.1 4.5 -1.8   <200 нс n?
Be-16 0+ 14959.56 68.3 4.3 0.2   <200 нс 2n?

 

Изотопы бора B (Z = 5), углерода С (Z = 6), азота N (Z = 7), кислорода O (Z = 8)

    По мере увеличения заряда ядра Z увеличивается разность между массовыми числами изотопов долины стабильности и наиболее лёгкими нейтронодефицитными изотопами данного химического элемента и достигает величины ΔA ≈ 4–5. Наиболее лёгкие изотопы располагаются на границе протонной радиоактивности и распадаются с испусканием протонов и α-частиц (7B, 8C, 10N, 12O). Ядра, перегруженные нейтронами распадаются в результате β--распада (14B, 14C, 18N, 19–21O). С увеличением массового числа изотопа A, по мере удаления от долины стабильности в область ядер перегруженных нейтронами увеличение энергии β--распада приводит к испусканию запаздывающих частиц. Так изотоп 17B может распадаться с испусканием до 4 запаздывающих нейтронов. Распад изотопа 22N происходит с испусканием одного и двух запаздывающих нейтронов. Наиболее тяжелые изотопы (Z = 5–8) располагаются на границе нейтронной радиоактивности Bn = 0 и распадаются с испусканием нейтронов из основного состояния 16B, 18B, 21C(?), 24N, 25N(?), 25,26O, 27,28O(?).
    Ядро 16O является легчайшим (за исключением ядра 4He) дважды магическим стабильным ядром с N = Z = 8.
    В настоящее время в связи с повышением точности экспериментов и появлением новых экспериментальных данных наряду с этими магическими числами наблюдают повышенную стабильность ядер с числами нейтронов или протонов N, Z = 14, 40, 64, что соответствует заполнению ядерных подоболочек. Эти числа иногда называют полумагическими.
    Полумагическое число N = 14 соответствует заполнению подоболочки 1d5/2. Может ли существовать изотоп 22O (Z = 8, N = 14)? Будет ли полумагическое число N = 14 приводить к повышенной стабильности этого изотопа по сравнению с соседями. Поиски устойчивого по отношению к нуклонному распаду ядра 22O проходили в ряде лабораторий. Однако результат оказался отрицательным. Несмотря на то, что для соседнего четно-четного ядра 24Ne (Z = 10, N = 14) энергия первого уровня 2+ возрастает на 50% по сравнению с соседними ядрами, что свидетельствует о заполненности в этом ядре подоболочки N = 14.
    Для тяжелых изотопов кислорода можно также ожидать повышенную стабильность для дважды магического изотопа 28O (Z = 8, N = 20). Наиболее тяжелый изотоп кислорода, обнаруженный на сегодняшний день, 24O. Эта ситуация выглядит интригующей, так как уже обнаружены связанные состояния изотопов ядра (Z = 9) - 29F (N = 20) и даже 31F (N = 22).
    Одно из возможных объяснений состоит в том, что ядра этой области деформированы. Деформация является дополнительной степенью свободы для образования связанных состояний.
    Ядра 4He, 16O, 40Ca являются самосопряженными магическими ядрами. Ядро 40Ca − самое тяжелое стабильное ядро с N = Z. После 40Ca все известные ядра с N = Z являются протоноизбыточными и распадаются в результате β+-распада и e-захвата.
    В изотопах 11B, 17,19C обнаружено нейтронное гало. Изотопы 6He, 8He, 11Li, 14Be, 17B, 19C имеют нейтронное гало, состоящее из двух нейтронов (рис. 14.26).

Рис.7.27
Рис. 14.26. Протонные и нейтронные гало-ядра.

В настоящее время наметилось три основных направления в исследовании гало-ядер.

  1. Исследование структуры ядерного гало и, в частности, изучение корреляций между нейтронами, формирующими 2-n гало-ядра.
  2. Исследование проявления качественно новых эффектов и, в частности, возможности существования экстремально слабо связанных систем небольшого числа частиц, имеющих размеры ~100 фм.
  3. Исследование новых типов коллективных движений нуклонов, формирующих ядерное гало относительно ядерного кора и, в частности, формирование низколежащих коллективных E1 возбуждений.

 


Распады изотопов A = 12.

 


Распады изотопов A = 13.

Среди ядер-изобар A = 13 стабильным изотопом является изотоп 13С. Изотоп 13О имеет период полураспада T1/2(13О) ≈ 0.01 с и распадается в результате β--распада и е-захвата. Энергия е-захвата QEC ≈ 17.8 МэВ. Поэтому в результате распада возбужденных состояний 13N могут испускаться запаздывающие протоны.

 


Распады ядер-изобар A = 14, A = 15.

Стабильными изотопами ядер-изобар A = 14, A = 15 являются изотопы азота 14N (99.634%) и 15N (0.366%).

 

При распаде ядер-изобар A = 14, A = 15 стабильными изотопами являются изотопы азота 14N и 15N. С увеличением массового числа A должен увеличиваться заряд Z стабильного изотопа. В случае ядер-изобар A = 16 стабильным изотопом является изотоп 16О. Кислород О имеет 3 стабильных изотопа: 16О (99.762%), 17О (0.038%) и 18О (0.20%).

 

Изотопы 16,18B имеют нулевую или отрицательную энергию связи нейтрона, что является указанием на то, что здесь проходит граница нейтронной радиоактивности. Энергия связи нейтрона в изотопе 17B положительная и составляет Bn = 1.4 МэВ. Поэтому изотоп 17B распадается в результате β-распада и последующего испускания до 4 запаздывающих нейтронов.

Канал распада β- βn β2n β3n β4n
Вероятность распада, % 100 63 11 3.5 0.4
Продукт распада 17C 16C 15C 14C 13C
 

 


Распады изобар A = 17.

    Среди ядер-изобар A = 17 стабильным изотопом является 17O.
    Энергия β--распада изотопа 17N равна Q(β-) ≈ 8.7 МэВ, в то время как энергия связи нейтрона в ядре 17O Bn(17O) = 4.1 МэВ. Поэтому изотоп 17N является излучателем запаздывающих нейтронов.
    Изотоп 17F образуется в результате е-захвата в ядре 17Ne. Энергия е-захвата
Qe(17Ne)= 14.5 МэВ. Энергия связи протона в ядре 17F Bp(17F) = 0.6 МэВ. е-захват на ядре 17Ne

17Ne + e-17F + νe

сопровождается испусканием запаздывающих протонов.

 


Протонная радиоактивность изотопа 10N. Распад изотопа 18N.

    Распад изотопа 9С происходит по 3 различным каналам:

  1. е-захват 9С + e-9B + νe,
  2. испускание запаздывающих протонов 9С → 9B* + e+ + антинейтриноe, 9B* → 8Be + p,
  3. испускание запаздывающих α-частиц 9С → 9B* + e+ + антинейтриноe, 9B* → 5Li + α.

Каналы распада изотопа 18N

Канал распада Вероятность распада, % Продукт распада
β- 100 18O
β-n 14.3 17O
β-α 12.2 14C
 

 


Распад изотопа 24N.

Изотоп 24N испускает нейтроны из основного состояния

24N → 24N + n.

Т.к. в результате нейтронного распада образуются изотопы, удаленные от полосы β-стабильности, они распадаются как результате β--распадов, так и в результате испускания запаздывающих нейтронов (22O, 22F, 23O, 23N).

Изотоп Энергия е-захвата, МэВ Энергия отделения нейтрона, МэВ Энергия β--распада, МэВ
24N 5.86 –1.08 28.47

 

   

 
Распады изотопов 13O, 22O, 26O.

    Изотоп 12O находится на границе протонной стабильности и распадается с испусканием протонов − протонная радиоактивность.
    Изотоп 13O распадается в результате е-захвата и с вероятностью ≈ 100% испускает запаздывающие протоны.
    Изотоп 22O распадается в результате β-распада в ≈ 22%, который сопровождается испусканием запаздывающих нейтронов.
    Граница нейтронной радиоактивности изотопов с Z = 8 проходит вблизи A = 25, 26, поэтому изотопы 25О и 26О испускают нейтроны из основного состояния. Обнаружено также испускание нейтронов из основных состояний изотопов 27О, 28О. Однако этот результат требует дальнейшего уточнения.

 

Изотоп 24O

В изотопе 24О в основном состоянии заполнена подоболочка 2s1/2. Зависимость энергии состояния 2+ в четно-четных изотопах кислорода указывает на возможность существования магического числа N = 16, соответствующего заполнению подоболочки 2s1/2. Дополнительным подтверждением магичности числа N = 16 является большая энергия возбуждения состояний с энергиями 4.7 МэВ и 5.3 МэВ в изотопе 24O.
  1. Kanungo R. et al. Phys. Rev. Lett. 102, 152501 (2009)
  2. Hoffmann C.R. et al. Phys. Lett. B 672, 17 (2009)

  3. Janssens R. Nature V459, 1069 (2009)

 

    Изотоп 16О является дважды магическим ядром, в котором полностью заполнены оболочки 1s1/2, 1p3/2 и 1p1/2. В изотопах 17О и 17F девятый нейтрон (17О) и девятый протон (17F) «садятся» в следующую оболочку в состоянии 1d5/2. Низшие возбужденные состояния 17О и 17F имеют одночастичную природу. Состояния JP = 1/2+ образуются в результате перехода внешнего нуклона в подоболочку 2s1/2.
    В изотопах 15N и 15О в основном состоянии имеется один неспаренный протон (15N) или один неспаренный нейтрон (15О) в оболочке 1p1/2. Низшие возбужденные состояния изотопов 15О и 15N имеют одночастичную природу и связаны с переходом неспаренной частицы в соседнюю оболочку (состояния JP = 5/2+ и JP = 3/2+), что объясняет большую энергию возбуждения этих состояний.

 

XX-A-m JP Масса
ядра,
MэВ
Eсв,
MэВ
ε,
MэВ
Bn,
MэВ
Bp,
MэВ
T1/2, Моды распада
Z = 5 − бор
B-6   5630.01 0.9 0.2   1.7   2p?
B-7 (3/2-) 6545.77 24.7 3.5 23.8 -2.2 1.4 МэВ α, p
B-8 2+ 7472.32 37.7 4.7 13.0 0.1 770 мс e 100%, eα 100%
B-9 3/2- 8393.31 56.3 6.3 18.6 -0.2 0.54 кэВ p 100%, 2α 100%
B-10 3+ 9324.44 64.8 6.5 8.4 6.6 19.8%  
B-11 3/2- 10252.55 76.2 6.9 11.5 11.2 80.2%  
B-12 1+ 11188.74 79.6 6.6 3.4 14.1 20.20 мс β- 100%,
β3α 1.58%
B-13 3/2- 12123.43 84.5 6.5 4.9 15.8 17.33 мс β- 100%
B-14 2- 13062.02 85.4 6.1 1.0 16.9 12.5 мс β- 100%
B-15   13998.83 88.2 5.9 2.8 18.3 9.93 мс β- 100%,
βn 93.60%,
β2n 0.40%
B-16 0- 14938.43 88.2 5.5 -0.0 20.0 <190 пс n
B-17 (3/2-) 15876.61 89.5 5.3 1.4 21.2 5.08 мс β4n 0.40%,
β- 100%,
βn 63%,
β2n 11%,
β3n 3.50%
B-18 (4-) 16816.64 89.1 4.9 -0.5   <26 нс n?
B-19 (3/2-) 17755.23 90.0 4.7 1.0   2.92 мс β- 100%,
βn 72%,
β2n 16%
Z = 6  − углерод
C-8 0+ 7483.98 24.8 3.1   0.1 230 кэВ p 100%, α
C-9 (3/2-) 8409.29 39.0 4.3 14.3 1.3 126.5 мс e 100%,
ep 61.60%,
eα 38.40%
C-10 0+ 9327.57 60.3 6.0 21.3 4.0 19.290 с e 100%
C-10-m 2+ 9330.93 57.0 5.7     107 фс IT 100%
C-11 3/2- 10254.02 73.4 6.7 13.1 8.7 20.334 м e 100%
C-12 0+ 11174.86 92.2 7.7 18.7 16.0 98.89%  
C-13 1/2- 12109.48 97.1 7.5 4.9 17.5 1.11%  
C-14 0+ 13040.87 105.3 7.5 8.2 20.8 5700 л β- 100%
C-15 1/2+ 13979.22 106.5 7.1 1.2 21.1 2.449 с β- 100%
C-16 0+ 14914.53 110.8 6.9 4.3 22.6 0.747 с β- 100%,
βn 99%
C-17   15853.37 111.5 6.6 0.7 23.3 193 мс β- 100%,
βn 32%
C-18 0+ 16788.76 115.7 6.4 4.2 26.1 92 мс β- 100%,
βn 31.50%
C-19   17727.74 116.2 6.1 0.6 27.2 49 мс βn 61%, β-
C-20 0+ 18664.37 119.2 6.0 2.9 29.1 14 мс β- 100%,
βn 72%
C-21 (1/2+) 19604.31 118.8 5.7 -0.4   <30 нс n?
C-22 0+ 20543.10 119.6 5.4 0.8   6.1 мс β- 100%,
βn 61%,
β2n <37%
Z = 7 − азот
N-10   9350.16 36.4 3.6   -2.6   p 100%
N-11-m 1/2+ 10267.48 58.7 5.3     1.58 МэВ p 100%
N-12 1+ 11191.69 74.0 6.2   0.6 11.000 мс e 100%
N-13 1/2- 12111.19 94.1 7.2 20.1 1.9 9.965 м e 100%
N-14 1+ 13040.20 104.7 7.5 10.6 7.6 99.634%  
N-14-m 4- 13048.69 96.2 6.9     13.2 фс p 79%, IT 21%
N-14-m 5+ 13049.17 95.7 6.8     73 фс p 81%, IT 19%
N-14-m 3+ 13049.33 95.5 6.8     9 фс p 80%, IT 20%
N-15 1/2- 13968.93 115.5 7.7 10.8 10.2 0.366%  
N-16 2- 14906.01 118.0 7.4 2.5 11.5 7.13 с β- 100%,
βα 1.2E-3%
N-17 1/2- 15839.69 123.9 7.3 5.9 13.1 4.173 с β- 100%,
βn 95.1%
N-18 1- 16776.43 126.7 7.0 2.8 15.2 624 мс βn 14.30%,
βα 12.20%,
β- 100%
N-19   17710.67 132.0 6.9 5.3 16.4 271 мс β- 100%,
βn 54.60%
N-20   18648.07 134.2 6.7 2.2 17.9 130 мс β- 100%, βn 57%
N-21 (1/2-) 19583.05 138.8 6.6 4.6 19.6 85 мс β- 100%, βn 81%
N-22   20521.33 140.1 6.4 1.3 21.2 24 мс β- 100%,
βn 36%,
β2n <13%
N-23   21459.19 141.8 6.2 1.7 22.2 14.5 мс β- 100%,
βn, β-
N-24   22399.78 140.7 5.9 -1.0   <52 нс n
N-25   23340.27 139.8 5.6 -0.9   <260 нс n?
Z = 8 − кислород
O-12 0+ 11205.89 58.6 4.9     0.40 МэВ p
O-13 (3/2-) 12128.45 75.6 5.8 17.0 1.5 8.58 мс e 100%, ep ≈100%
O-14 0+ 13044.84 98.7 7.1 23.2 4.6 70.606 с e 100%
O-15 1/2- 13971.18 112.0 7.5 13.2 7.3 122.24 с e 100%
O-16 0+ 14895.08 127.6 8.0 15.7 12.1 99.762%  
O-17 5/2+ 15830.50 131.8 7.8 4.1 13.8 0.038%  
O-18 0+ 16762.02 139.8 7.8 8.0 15.9 0.200%  
O-19 5/2+ 17697.63 143.8 7.6 4.0 17.1 26.88 с β- 100%
O-20 0+ 18629.59 151.4 7.6 7.6 19.4 13.51 с β- 100%
O-21 (5/2+) 19565.35 155.2 7.4 3.8 21.0 3.42 с β- 100%
O-22 0+ 20498.06 162.0 7.4 6.9 23.3 2.25 с β- 100%, βn <22%
O-23 1/2+ 21434.88 164.8 7.2 2.7 24.7 82 мс β- 100%, βn 31%
O-24 0+ 22370.84 168.4 7.0 3.6 26.6 65 мс βn 58%, β- 100%
O-25 (3/2+) 23310.66 168.1 6.7 -0.3 27.4 <50 нс n
O-26 0+ 24250.46 167.9 6.5 -0.2 28.1 <40 нс n
O-27   25191.25 166.7 6.2 -1.2   <260 нс n?
O-28 0+ 26131.64 165.8 5.9 -0.8   <100 нс n?
 

previoushomenext

На головную страницу

Рейтинг@Mail.ru