Сверхтяжелые ядра (Z > 100)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/A46 (примерно 112 элемент). В проблеме синтеза сверхтяжелых ядер следует выделить два круга вопросов.
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.
На рис. 2 показана верхняя часть N-Z диаграммы атомных ядер. |
Рис. 2. Известные к 2016 году изотопы сверхтяжелых элементов и реакции их образования. Для каждого изотопа указаны название элемента, его масса и период полураспада. Нейтрон-дефицитные тяжелые изотопы с Z < 113 были получены в реакциях "холодного слияния". Изотопы 112 − 118 с большим числом нейтронов образованы в реакциях "горячего слияния" |
Самые тяжелые изотопы с Z>112 были получены во взаимодействии
пучка 48Са с мишенями из актинидов. Так, самый тяжелый на данный
момент элемент с Z=118, Оганессон, был синтезирован в 2002 году в
реакции
249Cf + 48Ca → 294Og + 3n Ядра 294118
имплантировались в кремниевый детектор и наблюдалась цепочка трех
последовательных α-распадов, которая заканчивалась на изотопе
282Cn.
Сечение образования 118 элемента составляло ~0.5 пикобарна. 245Cm + 48Ca → 290Lv + 3n и 242Pu + 48Ca → 286Fl + 3n, исследованных ранее.
Рис.3. Цепочка распадов изотопа 294118 (слева), полученного в российско-американской коллаборации [Yu. Ts. Oganessian, et al, Phys. Rev. C 74, 044602 (2006). Yu. Ts. Oganessian, et al. Phys. Rev. Lett. 109, 162501 (2012)]. Для каждого изотопа указаны время жизни и энергия α-распада Еα в МэВ. Также приведены цепочки, подтверждающие образование дочерних ядер 290Lv и 286Fl На основе различных теоретических моделей были рассчитаны распадные характеристики сверхтяжелых ядер. Результаты одного из таких расчетов показаны на рис. 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. 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. 4б. Наиболее устойчивое ядро расположено в области Z < 114 и N = 184 (T1/2 = 1015 лет). Для изотопа 298114 период полураспада составляет около 10 лет.
Стабильные по отношению к β-распаду ядра показаны на рис. 4в темными точками. На рис. 4г приведены полные периоды полураспада. 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.
Результаты еще одного расчета равновесной формы сверхтяжелых ядер и их периодов полураспада показаны на рис. 5, 11.11 [R. Smolan'czuk Phys. Rev C56, 1997, p.812]. На рис. 11.10 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. 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.
Периоды полураспада для четно-четных β-стабильных изотопов
показаны на рис. 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 292110
предсказывается время жизни ~ 51 год.
На рис. 7 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.
На рис. 8 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.
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. 9 показан потенциал
слияния для ядер в реакции 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].
Ядро 296116 охлаждается испусканием 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 (T1/2 = 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.
Весьма перспективным методом получения сверхтяжелых ядер являются реакции типа 238U + 238U, 238U + 248Cm, 238U + 249Cf, 238U + 254Es. На рис. 11 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 сравнениюю 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.
Продвижение в область сверхтяжелых ядер в последние годы оказалось ошеломляюще впечатляющим. Однако, пока все попытки обнаружить остров стабильности не увенчались успехом. Поиск его интенсивно продолжается. См. также Ядерные реакции с тяжелыми ионами и синтез новых ядер |