Двойные ядерные системы в ядерных реакциях, делении и структуре ядра

• Автор: Антоненко, Николай Викторович
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2012
• Место защиты: Дубна
• Количество страниц: 193 с. : ил.

Оглавление
Введение

1 Двойные ядерные системы в реакциях полного слияния

1.1 Особенности полного слияния тяжелых ядер . . . . .

1.2 Конкуренция между полным слиянием и квазиделением

1.3 Конкуренция между полным слиянием и квазиделением в квазистационар-

ном приближении

1.4 Сечение образования испарительного остатка

2 Адиабатическое и диабатическое рассмотрения динамики ДЯС

2.1 Проблемы адиабатического описания полного слияния тяжелых ядер

2.2 Динамические ограничения слияния тяжелых ядер

2.3 Переход от диабатики к адиабатике
3 Изотопные тенденции в реакциях полного слияния, приводящих к образованию сверхтяжелых ядер
3.1 Нейтроноизбыточные налетающие ядра в реакциях полного слияния
3.2 Изотопная зависимость сечений в реакциях холодного слияния
3.3 Изотопная зависимость сечений в реакциях горячего слияния
4 Получение нейтронодефицитных ядер в реакциях полного слияния и реакциях передач
4.1 Конкуренция между испарительными каналами в тяжелых нейтронодефицитных ядрах
4.2 Новые нейтронодефицитные изотопы в реакциях
полного слияния
4.3 Возможности получения нейтронодефицитных ядер в реакциях передач . .
5 Особенности деления в модели ДЯС
5.1 Характеристики бинарного деления

5.2 Эффект бимодальности в делении тяжелых актинидов
6 Соотношение между состояниями отрицательной четности и асимметричными ДЯС
6.1 Полосы переменной четности
6.2 Расчет расщепления по четности
6.3 ЕА-переходы
Заключение
Список литературы

Введение
Двойные ядерные системы в ядерных реакциях
Открытие и исследование реакций глубоконеупругих передач (РГНП) [1-3], в которых происходит полная диссипация кинетической энергии столкновения, позволили по-новому подойти к механизму взаимодействия двух ядер. В отличие от деления и полного слияния ядер РГНП являются открытыми реакциями. Двойная ядерная система (ДЯС), которая формируется в этих реакциях, участвует одновременно в двух ядерных процессах. Она эволюционирует по координате массовой (зарядовой) асимметрии, и в то же время может распадаться (речь идет об ансамбле ДЯС) из всех промежуточных конфигураций. Изучая зарядовые, массовые и энергетические распределения продуктов РГНП для различных углов вылета, что соответствует различным временам жизни ДЯС, можно получить достаточно полное представление о закономерностях ее эволюции. РГНП дают уникальную информацию о том, как взаимодействуют два ядра, оказавшиеся в тесном контакте после полной диссипации кинетической энергии столкновения. Эти реакции успешно применялись для получения изотопов ядер, удаленных от линии стабильности. Выходы продуктов и основные характеристики этих реакций хорошо объясняются эволюцией ДЯС в рамках микроскопического транспортного подхода [4] к описанию динамики ДЯС.
В то время, как РГНП характеризуются большими угловыми моментами и прицельными параметрами, полное слияние двух ядер в составное ядро происходит, начиная с нулевого углового момента. В отличие от РГНП формирование составного ядра — закрытый процесс. Сливающиеся ядра не посылают сигналов, которые позволили бы раскрыть механизм этого ядерного процесса. Экспериментаторы регистрируют лишь продукты распада возбужденного составного ядра. Но, как известно, составное ядро ’’забывает” историю своего образования. Информация, полученная при исследовании РГНП, была использована для раскрытия механизма формирования составного ядра [5]. Оказалось, что основным содержанием процесса полного слияния ядер является формирование ДЯС и ее эволюция в направлении возрастания массовой (зарядовой) асимметрии. Этот подход к описанию процесса полного слияния ядер получил название концепции двойной ядерной системы (КДЯС) [6,8]. На основе этой концепции предложена и развита модель слияния ядер

. . д^1ц = дрн =
Ху “ Цифра + ЦцФр^ "Ь дХ ^
Ед2и , дцм й дци п 1 д2цц -
дх-кахлфрпк дх{ *ы" дх/*Ши 2 дХ2 1 р,ъ
к,п—1а аз
(д2 !)■■
2Аг Н ~охТ^
+ £ (РЪЬ ЯЛГ К-Р^кк + Ркии)йы + {Рг^кк + ДЕШ«)йу]
*“• 5Л^'
"Ь /^^[2*1 (А;, к)(фр^бы Н- фра^к^ ~Ь ^2(А^> А;)ц%%(фр^фы “Ь ^р*3^у)])>
а2£/ д2и ( - I
Фра — 9Х2^ дХдХ-^ 'Уи Цифра + д^-. №р
- т**» ~ Шр?х“ + гНщ'^+ЛА’"
+ ДД[Дх(М)Ху + ^(мЬад-]), С1-25)

^ЩТРх’ Р^г'^= дХ] Ра дХ, и i,j — Я,г] {Хц = Д, Д), = г]). Если г = Д, то г = ?7, и если г = 77, то г = Д. Определение других символов _7, к и п аналогично.
Начальное условие для координаты Д выбраны аналогично [141]. Для координаты 77 начальное распределение характеризуется моментами
9(0) = т, х,?#) = з х кг4, д„(о) = о, фРчя(0)=0,
^„(0) = 0, ыгг,(0)=т;(0)/ргт> ищ(0) = 0, (1.26)
где 77* является массовой асимметрией начальной ДЯС. Малая величина дисперсии по массе х<т(0) учитывает обмен нуклонов во время стадии формирования ДЯС и соответственно меньше, чем дисперсия в РГНП [4]. Результаты расчетов слабо зависят от разумных
изменений Хот(0) и начальных значений других моментов.
Определение вероятности полного слияния Рсы
Одновременное рассмотрение диффузионных процессов по переменным 77 и Д позволяет нам вычислять вероятности квазиделения и полного слияния. Когда среднее значение Д (Д(£о)) достигает величины Дь (рис. 1.7), которая определяет положение барьера в ядроядерном потенциале для данной массовой асимметрии т?(^о)> вероятность квазиделения -