Взрыв Сверхновой

Процесс быстрого охлаждения сопровождается дальнейшим сжатием звезды. При этом, в отличие от стадии квазистатического равновесия, выделение гравитационной энергии уже не сопровождается повышением температуры. На этом этапе рост давления в центре звезды не в состоянии скомпенсировать рост сил гравитации. Звезда теряет устойчивость и начинается постепенно убыстряющееся (свободное) падение наружных оболочек на центр звезды.

Кинетическая энергия падающего к центру звезды вещества приводит к быстрому увеличению скорости горения наружных слоев звезды. При температуре 109 - 1010 K кислород во внешней зоне выгорает в течение нескольких минут. Если звезда достаточно массивна и масса кислорода в ее наружных слоях близка к массе Солнца, то выделяющаяся в течение нескольких минут энергия сравнима с энергией, выделяемой Солнцем в течение миллиарда лет.

ВзрывСверхновой

Особенно бурно протекает заключительный этап сжатия массивной звезды. За время, повидимому, не более нескольких секунд плотность центральной части звезды достигает плотности ядерного вещества (1014 - 1015 г/см3) или даже несколько большей величины. Температура ядра звезды нарастает до 1011-1012 K. В этих условиях интенсивно идет реакция превращения протонов в нейтроны с образованием нейтрино

p +e− → n +νe .

Нейтринная светимость достигает огромной величины 1053 эрг/с. Нейтрино свободно покидают звезду, унося большую часть высвобождающейся при взрыве сверхновой энергии и оставляя в центре звезды сжатое до ρ~1014–1015 г/см3 нейтронное ядро.

Возникает отраженная волна. В межзвездное пространство выбрасываются наружные оболочки звезды, обогащенные элементами, образовавшимися в результате эволюции звезды вплоть до стадии, предшествующей взрыву Сверхновой.

Ядерные реакции

взвездах

•Горение водорода. CNO-цикл

4p →4He +2e+ +2νe

• Горение гелия.

3α →12 C,16 O,20 Ne

• α-процесс. Образование А/α-ядер

A+α +α +α +…→Nα-ядра

•Е-процесс. Образование ядер в районе железного максимума в условиях термодинамического равновесия.

•s-процесс. Захват нейтронов происходит медленнее (slow), чем β-распад в

последовательности процессов

(A,Z) +n →(A+1,Z) →(A+1,Z +1) +e− +ν

•r-процесс. . Захват нейтронов происходит быстрее (rapid), чем β-распад в

последовательности процессов

(A,Z) + Nn →(A+ N,Z) →(A+ N,Z +N) + Ne− + Nν

•p-процесс. Реакции образования лёгких изотопов химического элемента

( p,n) ( p,γ) (γ,n) (γ,2n)

•x-процесс. Реакции под действием космических лучей.

Li, Be, B.

Радиоактивные

семейства

уранаитория

Радиоактивныесемейства U и Th

Наиболее тяжелыми стабильными ядрами являются изотопы свинца

(Z=82) и висмут (Z=83).

Химические элементы с Z>83 нестабильны и распадаются в результате α-, β-распадов или спонтанного деления. Наиболее долгоживущие изотопы элементов Z~83–89 являются α-излучателями. Легкие изотопы распадаются в результате β+-распада, тяжелые — в результате β–-распада. В естественных условиях некоторые из этих изотопов наблюдаются как продукты распада более долгоживущих изотопов урана

(Z=92), тория (Z=90). Периоды полураспада наиболее долгоживущих изотопов элементов Z=83–89 не превышают 2·103 лет. Изотопы тория (Z=90) и урана (Z=92) образуют первый остов стабильности — группу долгоживущих изотопов, окруженную со всех сторон «морем» относительно короткоживущих изотопов.

Радиоактивные семейства U и Th

Выделенность изотопов Th и U обусловлена их большим периодом полураспада, сравнимым со временем существования Земли.

Эти ядра нестабильны и являются источником существования целой группы ядер, расположенных между ураном и свинцом. Так, например, изотоп 235U является родоначальником одного из четырех радиоактивных семейств.

Радиоактивноесемейство 235U

Радиоактивноесемейство 235U

Изотоп 235U является родоначальником одного из четырех радиоактивных семейств.

Последовательные превращения элементов в этих семействах происходят либо путем α-распада, либо β-распада. Следовательно, для каждого радиоактивного семейства массовое число A при последовательном распаде либо не изменяется, либо изменяется на четыре единицы. Большое количество ядер с массовыми числами A = 209–234, обнаруженное в настоящее время на Земле и имеющее времена жизни значительно меньшие, чем время существования Земли, обязаны своим происхождением изотопу 235U. Аналогичная ситуация имеет место и для других радиоактивных семейств.

Трансурановые

элементы

Трансурановыеэлементы

Трансурановыеэлементы

Элемент с порядковым номером Z = 97 Bk

получен в 1949 г. и назван берклием:

24295 Am + 24He → 24397Bk +2n.

Химический элемент Cf (калифорний) Z = 98

был получен в 1950 г. в реакции

24296Cm + 24He → 24598Cf +n.

245Cf был выделен в количестве 5000 атомов в результате облучения ≈ 10−6 г

кюрия.

Ряд изотопов калифорния был получен путем бомбардировки мишени из 238U пучками ионов углерода и азота:

23892U + 126C → 24498Cf +6n, 23892U + 126C → 24698Cf +4n, 23892U + 147N → 24898Cf + p +3n.

Трансурановыеэлементы

Первые трансурановые элементы были получены в результате облучения 238U нейтронами. В результате

захвата нейтрона и последующего β− -распада заряд

первоначального ядра увеличивается на единицу. Использование ядерных реакторов с большой плотностью потока нейтронов позволяет получать трансурановые элементы путем последовательного захвата нескольких нейтронов.

Последовательность образующихся изотопов показана на рисунке. В качестве исходного изотопа, облучаемого в ядерном реакторе, выбран изотоп 239Pu. Таким способом можно продвинуться в область Z = 97-98.

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 в результате α-распада (t12 = 20.5 дня). В результате

облучения ~100 суток в реакторе с плотностью потока нейтронов 1016 нейтронов/см2·с можно получить около

одного процента ядер изотопа 252Cf от исходного количества 239Pu.

Сверхтяжелые

элементы

Сверхтяжелые ядра

Элементы с Z > 92 в естественных условиях на Земле не существуют. Расчеты по жидкокапельной модели предсказывают, что

барьер деления для ядер с Z 2 / A ≈ 46

(элемент 112) равен нулю. Поэтому в земных условиях согласно капельной модели изотопы с Z >112 должны распадаться за характерное

ядерное время ≈10−22 с. Однако в этой области

ядер могут проявляться оболочечные эффекты, увеличивающие стабильность ядер.

В физике 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 составного 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 составное ядро.

Сверхтяжёлыеядра

Первые трансурановые элементы были получены облучением α-частицами все более

тяжелых мишеней, таких как плутоний, кюрий, эйнштейний. Таким способом были получены изотопы Z = 96-100 в исследовательских группах

Дубны и Беркли (США).

Следующий этап в получении тяжелых ядер связан с использованием пучков ускоренных ионов тяжелее углерода, азота и кислорода. Это позволило вернуться к использованию более доступных мишеней из стабильных изотопов свинца и висмута. Так, 102 элемент может быть получен как в реакции

преимущество, так как 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. Уменьшение величины энергии возбуждения ядра необходимо для уменьшения вероятности его деления.

Для получения сверхтяжелых ядер использовались ускоренные пучки 50Ti, 51V, 58Fe, 62Ni,

64Ni, 70Zn и 82Se. В качестве мишеней использовались изотопы 208Pb и 209Bi.

Сверхтяжёлыеядра

Регистрация энергий последовательно испускаемых α-частиц является одним из основных методов идентификации трансфермиевых элементов. Для получения 105-го элемента в качестве мишени был выбран изотоп висмута 209Bi. При облучении его ионами 50Tl ожидалось образование изотопов дубния (Z = 105) с массовыми числами 258 и 257.

5022Ti + 20983Bi → 105258Db + n,

5022Ti + 20983Bi → 105257Db +2n.

При энергии 4.75 МэВ/нуклон изотопа 50Ti наблюдались две различные цепочки распадов, соответствующих образованию двух изотопов 258Db и 257Db. Периоды полураспада изотопов 258Db и 257Db составляют соответственно 4.4± 0.7 с и 0.7± 0.3 с.

257Db идентифицировался как цепь последовательных распадов, оканчивающихся изотопами 249Md и 245Es. Обнаружение α-распадов с энергией 8.940 и 8.750 МэВ коррелирует с хорошо установленным распадом 249Md (Ea = 7.980 МэВ).

Сверхтяжелые ядра

Проблема синтеза сверхтяжелых элементов тесно связана с тем фактом, что ядра с Z = 8, 20, 28, 50, 82 (магические

интерпретируется 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

тяжелые ядра, имеющие повышенные периоды полураспада, т.е. может существовать второй остров стабильности. На основе различных теоретических моделей были рассчитаны распадные характеристики сверхтяжелых ядер. После учета всех типов распада оказывается, что ядра в окрестности Z = 110 и N = 184 образуют «остров стабильности». Ядро 294110 согласно этим расчетам должно иметь период полураспада около 109 лет.

Сверхтяжелые ядра

Периоды полураспада (лет), вычисленные для четночетных сверхтяжелых ядер. Наиболее устойчивым ядром по отношению к спонтанному делению 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.

Наиболее устойчивое ядро по отношению к α-распаду

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 темными точками.

Полные периоды полураспада четно-четных ядер, расположенных внутри центрального контура, составляют ~105 лет.

Пример. α-распадсверхтяжёлыхядер

115 элемент образуется в реакции слияния ядер

24395 Am + 4820Ca → 291115.

Для преодоления кулоновского барьера ионы 48Ca должны иметь энергию больше 236 МэВ. При энергии ионов 250 МэВ энергия возбуждения компаунд-ядра составляет ≈ 40 МэВ. Эта энергия уносится 3 нейтронами и γ-квантами. В результате образуется

115 элемент с массовым числом А=288. Последовательные распады этого изотопа показаны на рисунке. Здесь же показаны

цепочка последовательных распадов изотопа 272111,

синтезированного в реакции 209Bi + 64Ni. Периоды полураспада в

обоих случаях хорошо согласуются с теоретически ожидаемыми. Изотопы 113 и 115 элементов имеют относительно большие времена жизни 0,1 и 0,5 с. В отсутствие структуры, обусловленной ядерными оболочками, все изотопы 105-115

элементов должны испытывать спонтанное деление за время 10–19 с.

Пример. α-распадсверхтяжёлыхядер

Сигналом образования сверхтяжёлого ядра является цепочка последовательных α-распадов, которая заканчивается спонтанным

делением. Чтобы попасть в область N-Z- диаграммы, максимально близкую к ожидаемому острову стабильности Z=110 N=180, необходимо использовать стабильные ядрамишени и налетающие частицы, имеющие максимальное отношение числа нейтронов к числу протонов. Именно поэтому в качестве

налетающих частиц выбирают изотопы 64Ni,

48Ca.

Cеченияобразованиятрансурановых элементоввреакциях

238U + 248Cm,

238U + 249Cf

238U + 254Es

Перспективным методом получения

сверхтяжелых ядер являются реакции 238U+238U,

238U+248Cm, 238U+249Cf и 238U+254Es. На рисунке

показаны оценки сечений образования трансурановых элементов при облучении ускоренными ионами 238U мишеней из 248Cm, 249Cf и 254Es. Наблюдается существенное увеличение выхода тяжелых трансурановых элементов при увеличении заряда ядра-мишени.

Периоды полураспада четно-четных изотопов

Z=110, 112, 114, 116

log T1/2 (c)

Теоретически рассчитанные периоды полурапада чётно-чётных изотопов Z=110-116 показывают, что в области сверхтяжёлых ядер должно проявляться стабилизирующее влияние новых магических чисел N и Z. Вокруг магических чисел Z=108, N=162 и Z=114, N=184

могут образоваться острова стабильности, в которых время жизни ядер существенно возрастает, достигая десятков-сотен лет.

Сверхтяжелыеизотопы

101 - Md (Mendelevium) – Менделевий,

102 - No (Nobelium) – Нобелий,

103 - Lr (Lawrencium) – Лоуренсий,

104 - Rf (Rutherfordium) – Резерфордий,

105 - Db (Dubnium) – Дубний,

106 - Sg (Seaborgium) – Сиборгий,

107 - Bh (Bohrium) – Борий,

108 - Hs (Hassium) – Хассий,

109 - Mt (Meitnerium) – Мейтнерий,

110 - Ds (Darmstadtium) – Дармштадтий,

111 - Rg (Roentgenium) – Рентгений

Экзотические

ядра

Экзотические ядра

К экзотическим ядрам относятся ядра удаленные от полосы β – стабильности. Изучение экзотических ядер дает сведения об атомных ядрах, находящихся в экстремальных условиях. В таких ядрах изменяется соотношение между кулоновским и ядерным взаимодействием, характерное для стабильных ядер, что приводит к появлению новых, необычных свойств атомных ядер. Исследования с экзотическими ядрами развиваются по двум основным направлениям.

1.Получение, детектирование и изучение свойств ядер, удаленных от долины стабильности.

2.Получение и использование пучков радиоактивных ядер, как одного из эффективных методов изучения свойств экзотических ядер.

Радиоактивныепучки

Используется два основных метода получения пучков радиоактивных ядер.

•Метод ISOL (Isotop Separation On Line).

•Метод In-Flight (метод фрагментации ускоренных ионов на мишени).

Впервом методе (метод ISOL) в результате бомбардировки ускоренным пучком толстой мишени в ней образуются радиоактивные ядра в широком диапазоне A и Z. Образовавшиеся ядра затем извлекаются и могут быть использованы в прецизионных экспериментах с низкими энергиями (10-500 кэВ) или ускорены во втором

ускорителе. Во втором методе (метод In-Flight) используется тонкая мишень. При этом образуются ядра, летящие в том же направлении, что и первоначальные бомбардирующие ядра и имеющие энергии, близкие к энергии первичного пучка. При этом отпадает необходимость последующего ускорения ядер. С помощью электромагнитных сепараторов выделяют из образующихся продуктов ядра с исследуемыми A и Z. Этот метод оптимален для получения вторичных пучков короткоживущих ядер с периодом полураспада от 100 нс. В этом методе также используется вторичное ускорение радиоактивных пучков.

Основные направления исследований с помощью радиоактивных пучков

Экзотическиеядра

Проблема

Как проявляются обнаруженные для ядер долины стабильности магические числа в экзотических ядрах? Существуют ли в области экзотических ядер те же самые магические числа, как и для ядер долины стабильности?

Ответ на этот вопрос позволит получить дополнительную информацию о форме атомных ядер и, в частности, о супердеформированных в основном состоянии ядрах. До сих пор супердеформированнные ядра были обнаружены лишь в возбужденных состояниях. Для экзотических ядер возможно появление новых магических чисел, обусловленное сильно деформированными состояниями.

В области ядер N = 20 неожиданной оказалась нестабильность дважды магического ядра 28O (Z = 8, N = 20). Исследование распадных характеристик ядер

вблизи 44S дали первую информацию о существовании деформированных ядер с N = 28.

Были получены ядра 45Fe, 49Ni с экстремальным отношением N/Z. Получено самое тяжелое дважды магическое самосопряженное ядро 100Sn (Z = N = 50).

Эти новые явления, обнаруженные для экзотических ядер, формируют новый взгляд на атомные ядра, позволяют глубже понять ядерную динамику.

Экзотическиеядра

Проблема

Какова область существования атомных ядер?

С этой целью исследуются наиболее тяжелые из полученных в настоящее время сверхтяжелых ядер. Исследуются ядра вблизи границ энергий отделения протона Bp= 0 и нейтрона Bn= 0. Исследование атомных

ядер вблизи этих границ позволит ответить на вопрос: существуют ли компактные области устойчивых ядер вне этих границ, и каковы возможные причины существования таких областей.

Улучшение техники ионных пучков и методов сепарации короткоживущих изотопов, образующихся в результате ядерной реакции, существенно расширило число исследованных ядер, и в некоторых областях NZ−диаграммы атомных ядер, обнаружены ядра,

расположенные на границах нуклонной стабильности. В двух областях (Z = 51-55 и Z = 69-83) была обнаружена протонная радиоактивность − испускание протонов из

основного состояния ядра, что точно устанавливает границу Bp= 0. Обнаруженные протоноизбыточные

атомные ядра практически вплотную приблизились к границе протонной стабильности. Для нейтроноизбыточных ядер ситуация существенно иная. Между линией Bn= 0 и уже обнаруженными ядрами существует большое белое пятно − область, пока не

обнаруженных нейтроноизбыточных ядер.

Экзотическиеядра

Проблема

Как изменяются свойства атомных ядер в том случае, когда соотношение между числом нейтронов и протонов отличается от равновесных значений, характерных для ядер долины стабильности?

Оказалось, что в отличие от ядер, расположенных вблизи долины стабильности, в экзотических ядрах не совпадают зарядовое и массовое пространственные распределения. Были обнаружены гало-ядра, имеющие пространственное распределение ядерной материи, существенно превышающее обычные размеры атомных ядер R =1,2A1/ 3 .

Нейтронное гало — явление, обусловленное наличием 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 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 характерный радиус

ядра, определяемый соотношением R =1,2A1/ 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 ядра 208Pb.

Экзотическиеядра

Проблема

Как изменяются свойства атомных ядер в том случае, когда соотношение между числом нейтронов и протонов отличается от равновесных значений, характерных для ядер долины стабильности?

В настоящее время твердо установлено существование нейтронного гало и нейтронного слоя в легких нейтроноизбыточных ядрах. Это породило в свою очередь дополнительные вопросы:

•Насколько это свойство расслоения протонной и нейтронной материи может проявиться в экзотических ядрах с сильно неравновесным отношением N/Z?

•Каково распределение масс и зарядов в экзотических ядрах?

•Изменяется ли величина спин-орбитального взаимодействия с изменением величины N/Z?

•Существуют ли состояния нейтронного гало в возбужденных состояниях ядер?

•Существуют ли эффекты кластеризации ядерных состояний в области малой нейтронной плотности?

•Какую форму имеют атомные ядра в областях с различными значениями N/Z?

Экзотическиеядра

Проблема

Какие качественно новые явления ожидаются при распаде экзотических ядер?

Если основными модами радиоактивного распада ядер вблизи долины β-стабильности являются α-, β-распады и γ-переходы, то при

приближении к границам нуклонной стабильности изменяется энергия Ферми для протонов и нейтронов. Вследствие этого появляются новые каналы распада −

испускание запаздывающих нейтронов, протонов, дейтронов, ядер трития и испускание двух и трех нейтронов из возбужденных состояний ядер.

Экзотическиеядра

Проблема

Как изменятся наши представления об эволюции Вселенной с появлением новой информации о свойствах экзотических ядер?