Моделирование динамики деления возбужденных атомных ядер при помощи стохастических уравнений

• Автор: Литневский, Леонид Аркадьевич
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2000
• Место защиты: Омск
• Количество страниц: 116 с.

Содержание
Введение
Глава 1. Численная схема решения уравнений Ланжевена и ее применение в комбинированной динамическо-статистической модели
1.1. Комбинированная динамическо-статистическая модель деления возбужденных атомных ядер
1.1.1. Основные положения комбинированной динамическо-статистической модели
1.1.2. Структурирование пакета программ DESCEND
1.2. Уравнение Смолуховского
1.3. Уравнения Ланжевена и численная схема их решения
1.4. Переанализ данных с использованием различных интерпретаций уравнений Ланжевена
Глава 2. Зависимость ядерной диссипации от деформации или температуры: анализ данных с использованием уравнений Ланжевена
2.1. Ядерное трение и его роль в процессе деления возбужденных атомных ядер
2.1.1. Виды ядерного трения
2.1.2. Температурно-зависимое трение и его модификация
2.1.3. Деформационно-зависимые виды трения и их сравнение с температурно-зависимым трением
2.2. Анализ экспериментальных данных по предразрывной множественности нейтронов и вероятности деления

2.2.1. Предразрывная множественность нейтронов и ее зависимость от диссипативных свойств ядерного вещества
2.2.2. Вероятность деления
2.2.3. Предразрывные множественности у-квантов
2.3. Итоги главы
Глава 3. Применение КДСМ к изучению динамики деления 110-го элемента, синтезированного в реакциях 51,ЫN1 208рь
3.1. Проблемы применения КДСМ к анализу динамики деления сверхтяжелых ядер
3.1.1. Выбор параметров модели
3.1.2. Распределение составных ядер по угловому моменту
3.2. Анализ динамики деления по предразрывной множественности нейтронов
3.2.1. Экспериментальные значения предразрывной множественности нейтронов
3.2.2. Потенциальная энергия составного ядра и эмиссия нейтронов
3.2.3. Эмиссия легких заряженных частиц и у-квантов
3.3. Спектры предразрывных нейтронов
3.3.1. Особенности спектров нейтронов и легких заряженных частиц, эмитированных в процессе деления
3.3.2. Спектров нейтронов и температура ядра
3.4. Итоги главы
Заключение
Литература
Введение.
Уже более полувека прошло с тех пор, как процесс деления возбужденных атомных ядер стал предметом интенсивных теоретических и экспериментальных исследований. Несмотря на столь значительный период, активная разработка этого раздела ядерной физики продолжается и сегодня. В настоящее время деление возбужденных атомных ядер экспериментально исследуется в ряде крупных лабораторий во всем мире. Это Лаборатория ядерных реакций Объединенного института ядерных исследований (Дубна), ОАМЬ (Франция), ТА&М (США). Еще более многочисленным является список исследовательских групп, изучающих теоретические аспекты данного процесса. Оказалось, что наиболее плодотворным является сочетание обоих исследовательских методов, теоретического и экспериментального, и такой подход прослеживается в большом числе исследовательских работ. Сложность и трудоемкость проведения экспериментов в ядерной физике, проблемы извлечения информации из результатов проведенных экспериментов, ограниченный набор надежно измеряемых экспериментальных данных приводят к необходимости постоянного анализа полученных результатов с помощью теоретических моделей. Объединение экспериментальных и теоретических исследований приносит реальные результаты: с одной стороны, позволяет глубже понимать происходящие при делении ядер процессы, и в конечном счете расширяет наши представления о свойствах ядерной материи, а с другой стороны - ставит все новые и новые вопросы, способствует их оперативному рассмотрению, дает основу для дальнейших исследований, планирования новых экспериментов.
Одним из важных направлений современной экспериментальной ядерной физики являются работы по созданию новых сверхтяжелых

£/( п(ч) V л(я)
Размер шага зависит от того, в какой момент времени будут вычислены эти коэффициенты. Для того, чтобы получить пригодную для использования численную схему, запишем аргумент д в виде
Ч = Я„+Цд„+і-?я). (1.46)
Параметр X может принимать значения от 0 до 1 и позволяет задать значение координаты д, при котором вычисляются дрейфовый и диффузионный коэффициенты. Тогда формулу (1.44) можно переписать
Л<7 = и(я„ +ЯД)г + /г((7„ + ААд)у/тШп. (1.47) Чтобы решить это уравнение относительно Ад, разложим 1'(дп; /Ад) и Н(д„+ХАд) в ряд вблизи дп. С учетом того, что в большинстве случаев Ад мало по сравнению с д„ (вероятность больших значений нормально распределенного случайного числа крайне мала), можно сохранить лишь линейные члены разложения. Обозначая для краткости
иш = ип, И(дп) = кп, ~

= 17'
П> і

К, (1.48)
из уравнения (1.47) можно получить
Ьд = {ип +и'пААд)т + {)1п +И'„А Ад)4т1Уп . (1.49)
Решая это уравнение относительно Ад, получим выражение, которое уже можно использовать в вычислениях
Ад = —Цпт + НпК (! .50)
-и'пАт-к'пА4тШп
Результаты динамических расчетов [59] показывают, что квази-стационарная скорость деления практически не зависит от значения параметра X при постоянном трении даже в том случае, если параметр плотности уровней зависит от координаты. Однако ситуация в корне меняется при использовании координатно-зависимого трения, причем