Диссертация (1149404), страница 6
Текст из файла (страница 6)
Сечения взаимодействия нейтронов с ядрами и ихвремена жизни измерены в широком диапазоне в лабораторных условиях. Основными же источниками неточности остаются условия протекания -процесса в звездной среде: плотностьпотока нейтронов, температура среды, плотность свободных электронов, время протеканиясамого процесса и т. д. [38]. Однако наше точное знание времен жизни нуклидов в Земныхусловиях не означает, что это время жизни так же хорошо известно для звездных условий.При увеличении температуры среды период β-распада может значительно меняться ввидуналичия ряда эффектов.Одним из эффектов, приводящим к изменению периода β-распада, является изменениеполной энергии β-распада в высоко температурных условиях ввиду того, что атомы находятся в сильно ионизированных состояниях.
При высокой температуре зарядовые ионныесостояния имеют некоторое распределение, которое может быть вычислено из уравненияСаха [39]. Каждому зарядовому состоянию соответствует своя энергия β-распада, котораяособенно сильно меняется для H- и He-подобного атома по сравнению с энергией распада нейтрального атома. При изменении энергии распада могут открываться новые каналы распада,в частности, β-распад на связанное состояние, что и приводит в конечном счете к изменениюэффективного периода β-распада. Подробный анализ этого эффекта был проделан еще в 1983году на примере 163 Ho и 187 Re [40], а в 1987 был теоретически рассчитан для большего количества интересных случаев [41].
Впоследствии период β-распада голых ядер 163 Ho и 187 Re былэкспериментально измерен на накопительном кольце ESR в Дармштадте (Германия). Так,голдля 163 Ho66+ период полураспада 1/2= 47(5) дней [42], в то время как для нейтрального атонейтрма 1/2 = 4570(25) лет. Еще более драматичное изменение периода полураспада у 187 Re75+ :нейтргол1/2= 33(2) лет [43], по сравнению с нейтральным атомом, у которого 1/2= 43.3(7) · 10923лет (см.
Рис. 1.7). Стоит отметить, что теоретически предсказанные значения периодов полураспада голых ядер в работе [41] хорошо согласуется с экспериментальными результатами.В целом же эффект различия периодов распада в земных и звездных условиях наиболеезаметен для нуклидов с малыми энергиями распада. Так, из таблицы 1 в работе [41] видно,что различие периодов полураспада более чем на порядок величины проявляется у нуклидов с β < 100 кэВ.
Для того, чтобы в подобных расчетах минимизировать погрешностьполученных результатов, β -значения должны быть достоверно и точно известны.голое ядроЭнергия (кэВ)годанейтральный атом2.49 кэВ9.75 кэВлетРисунок 1.7 — Схема распада нейтрального атома и голого ядра187Re.Существует еще один эффект, который может привести к изменению периода β-распадав звездах. Оказывается, что учитывать только основные состояния атомных ядер недостаточно в высокотемпературных звездных условиях. Ввиду наличия высокой температуры,возбужденные состояния ядер могут быть значительно заселены [44—46] согласно распределению Максвелла-Больцмана. Таким образом, в звёздных условиях нуклид представленсуперпозицией основного и возбуждённого состояний, и чем меньше энергия возбужденногоуровня и выше температура среды, тем больше вероятность заселения этого уровня.
Наличиесущественно заселенных возбуждённых состояний нуклида приводит к возникновению новых каналов его β-распада. Если тип распада в этих новых каналах является разрешённымβ-переходом (∆ = 0+ , ±1+ ), то они могут вносить значительный вклад, а при определенных условиях даже доминировать в полной вероятности β-распада нуклида в звездах(см. Рис. 1.8). Особое внимание стоит уделять нуклидам, которые распадаются посредствомε-захвата. В случае ε-захвата по мере увеличения степени ионизации атома его полная энергия распада уменьшается. При этом, если становится меньше энергии связи электрона 24X(A, Z)X(A, Z-1)Рисунок 1.8 — Земной и звездный пути распада нуклида.на -ой атомной оболочке, то ε-захват с этой оболочки становится невозможен, что уменьшаетполную вероятность ε-распада.
На Рис. 5.4, например, представлена зависимость -значениядля 123 Te от степени ионизации атома, рассчитанная по формуле 5.1. Видно, например, чтов H- и He-подобном атоме 123 Te захват с К-оболочки запрещен, т.к. < .С этой целью -значения в случаях ε-распада с малыми энергиями должны быть известны достоверно и точно для надежных оценок вероятностей распада в звездных условиях.Достоверность означает, что -значения должны быть измерены прямым способом, как разность масс материнского и дочернего атомов, поскольку непрямые измерения по спектруатомной разрядки после ε-захвата могут быть хотя и статистически точными, однако содержать в себе большую систематическую ошибку, как это уже обсуждалось в разделе 1.1.Так, например, в масс-спектроскопии известен случай, когда общепринятое в литературе-значение для 194 Hg, полученное непрямым путем, было 69(14) кэВ, однако после прямого измерения разности масс 194 Hg − 194 Au с помощью ловушки Пеннинга на Isoltrap,полученное значение в 29(4) кэВ [47] отличалось на 2.5σ от известного на тот момент литературного значения.1.2.2r -процессВ распространенность большинства n-захватных нуклидов вносит вклад как -, так и-процесс в различном соотношении, но в целом можно считать их вклад в общую распространенность тяжелых элементов в Солнечной системе равнозначным, что можно видеть изрисунка 1.9.
Существуют, однако, и чистые - и -процессные нуклиды. Чистые -процессныенуклиды можно, например, видеть на том же рисунке 1.9 в местах разрыва ломаной синейлинии в районе пиков Te, Eu и Os. Основная идея -процесса, как последовательность изнескольких захватов нейтронов на один акт β-распада, была высказана еще в 1957, но до сихпор является малоизученной ввиду ряда объективных причин.
Малоизученность означает отсутствие достаточных знаний о том, где и при каких условиях проходит -процесс, а такжекакова точная последовательность его ядерных реакций. Учитывая необходимую плотностьпотока нейтронов, процесс должен происходить в момент взрыва звезды. Так называемыеСуперновые стали основным направлением в изучении этих вопросов.
В пионерской работе251.5Распространенность элементов1.00.50.0-0.5-1.0-1.5-2.0s-процессr-процесс-2.5-3.06080100120140160180200220Массовое число (А)Рисунок 1.9 — Распространенность тяжелых - и -элементов в Солнечной системе вединицах (12 + log10 ε), где ε — распространенность элемента относительно водорода. Обекривые не нормированы, но оба процесса вносят практически одинаковый вклад в общуюраспространенность элементов в Солнечной системе. Большие пики соответствуютмаксимумам в τβ (время жизни нуклида) или минимумам в τn (сечение захвата нейтронов).Рисунков взят из работы [34].[32] предлагалось рассматривать ударную волну при взрывах Сверхновых II типа как основной источник большой плотности нейтронов (> 1017 см−3 ) для возникновения -процесса.Однако при более детальном изучении вопроса выяснилось, что подтверждение выдвинутойгипотезы затруднено тем, что на тот момент еще не существовало реалистичной модели,адекватно описывающей сам взрыв Сверхновой.
Но ситуация стала быстро развиваться, иуже в 1965 была создана первая успешная модель [48], показывающая развитие -процессаво времени. Улучшили ситуацию и последующие измерения с высоким разрешением распространенности элементов в Солнечной системе.Главным свойством -процесса является наличие очень большого потока нейтронов(n = 1024 см−3 ), доступного в короткий промежуток времени (секунды) при температуре ≈ 109 K.
Однако ядро с фиксированным количеством протонов не может бесконечнодолго поглощать нейтроны, даже в таком большом их потоке. Энергия связи каждого последующего захваченного ядром нейтрона становится все меньше и меньше, пока не становитсявообще равной нулю. Этот эффект устанавливает верхний предел на количество нейтронов,которые могут быть добавлены к ядру с фиксированным . Ядерная реакция захвата нейтронов ядром (,) имеет вид(,) + ( + 1,) + γ + (,),(1.11)26где (,) – энергия связи дополнительного нейтрона в ядре (+1,) (взятая по модулю),которую можно еще выразить через энергию связи ядер яд (,): (,) = яд ( + 1,) − яд (,).(1.12)Теперь, для реакции захвата нейтронов 1.11 можно записать эмпирическое уравнение статистического баланса, которое определяет отношение распространенностей ( + 1,)/(,)изотопов ( + 1,) и (,) [32]:log35.04( + 1,)= log − 34.07 − log 9 + ,(,)29(1.13)где - плотность нейтронов измерятся в единицах см−3 , 9 – температура среды в единицах 109 ∘ K, – в единицах МэВ.
Другими словами, вероятность захвата нейтрона ядром(,) полностью определяется отношением ≡ ( + 1,)/(,): если ≫ 1, то вероятность захвата нейтрона очень велика, а если ≪ 1, то – крайне мала. Из формулы1.13 видно, что отношение ( + 1,)/(,) сильно зависит от и 9 . Так, например, пристандартных условиях протекания -процесса, когда 9 ∼ 1 и ∼ 1024 , изменение значения или 9 всего на 10% приводит к изменению отношения ( + 1,)/(,) на целыйпорядок. Этот пример доказывает, что точные значения энергии связи нейтрона в ядрахкрайне необходимы для определения пути протекания -процесса. Учитывая формулу 1.12,значения могут быть рассчитаны из энергий связи ядер. Энергии связи ядер, в свою очередь, можно вычислить по эмпирической формуле Вайцзекера или её современным аналогам.Однако эта формула дает хороший результат, согласующийся с экспериментальным, тольковблизи полосы β-стабильности.
Чем дальше от нее, тем больше расходятся результаты. Изанализа современных формул масс видно, как они все расходятся при удалении от полосыбета-устойчивости (см. Рис. 1.10). А поскольку -процесс протекает по ядрам сильно удаленным от полосы β-стабильности, то попытки произвести расчеты по формуле Вайцзекераприводят к неправильным результатам. Остается только единственный способ определенияэнергий связи ядер – из экспериментальных измерений масс нуклидов.Измерение массового ландшафта нейтронно-избыточных нуклидов является ключевойзадачей в определении пути протекания -процесса. Однако она осложнена тем, что чемдальше от полосы β-стабильности, тем меньше время жизни нуклида, и тем меньше сечениереакции для его получения в лабораторных условиях.
Масс-спектроскопия с использованиемловушки Пеннинга на реакторе ПИК (Гатчина), где источником нейтронно-избыточных ядерможет служить деление урановой мишени большим потоком нейтронов, является хорошимвыбором для поставленной задачи [50]. Нашей группой с участием автора диссертации всоставе отделения физики высоких энергий в ПИЯФ был разработан проект и представленотехническое задание ловушки Пеннинга на реакторе ПИК [51].10DusselCaurierZuker88MollerNix88Moller88ComayKelsonZidon88SatpathyNayak88Tachibana88JaneckeMasson88MassonJanecke88MollerNix95ETFSI95WapstraAudiHoekstra88AME-2012ME iME средн (МэВ)Z = 505r-процесс27Sn = 00-5-1090100110120130140150160массовое число АРисунок 1.10 — Дефект массы для изотопов олова (Z = 50), полученный с использованиемразличных теоретических массовых формул.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
