ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2004, том 67, № 2, с. 258-266
ЯДРА
Р-ЧЕТНЫЕ КОРРЕЛЯЦИИ В ИНДУЦИРОВАННОМ ПОЛЯРИЗОВАННЫМИ НЕЙТРОНАМИ ДВОЙНОМ И ТРОЙНОМ ДЕЛЕНИИ ЯДЕР
© 2004 г. С. Г. Кадменский
Воронежский государственный университет, Россия Поступила в редакцию 08.10.2002 г.; после доработки 13.01.2003 г.
В рамках квантовомеханической теории деления, основанной на стационарном формализме, исследована эволюция делящегося ядра из переходных делительных состояний, определяемых в седловой точке потенциала деформации, до делительных состояний, связанных с предразрывными конфигурациями делящегося ядра, в которых это ядро приобретает грушевидную форму. В рамках представления об одноступенчатом механизме рождения третьей частицы и двух фрагментов для тройного деления ядер поляризованными холодными нейтронами рассчитаны коэффициенты Р-четных асимметрий в угловых распределениях легкого фрагмента и третьей частицы. Для подтверждения развитых концепций предложено повторить эксперименты по наблюдению лево-правых асимметрий в угловых распределениях а-частиц в тройном делении ядер с увеличением их статистической точности.
1. ВВЕДЕНИЕ
Р-четные корреляции в двойном делении ядер тепловыми поляризованными нейтронами были обнаружены в работах [1—3] при исследовании коэффициентов (а[^)6, связанных с появлением лево-правой асимметрии вида nLF • [^ х а] в угловых распределениях фрагментов деления, где п^ = = ^ = ^/кп; |а| = 1, причем ^ и а —
волновой вектор и спин нейтрона, kLF — волновой вектор легкого фрагмента деления. Для ядра-
мишени 233U коэффициент (аLR)b оказался равным:
(с^)ь = -(0.233 ± 0.025) х 10
3
(1)
Экспериментальное исследование аналогичного
коэффициента (а^) для тройного деления ядра
233U позволило получить [4, 5] его ориентировочную величину:
(а^)* »-(0.57 ± 0.13) х 10
3
(2)
которая имеет знак, совпадающий со знаком коэффициента (1), и значение, соизмеримое со значением коэффициента (1) и не зависящее от энергии третьей частицы.
Коэффициент лево-правой асимметрии (аTP)*, появляющейся в угловом распределении третьей частицы для тройного деления 233U тепловыми
поляризованными нейтронами и связанной с корреляциями вида nтp • [щ х а], где nтp — нормированный на единицу волновой вектор kтp третьей частицы, имел значение [4]:
^)* = -(0.08 ± 0.08) х 10
3
(3)
причем в качестве третьей частицы рассматривалась а-частица. Это значение оказалось существенно меньшим по абсолютной величине по сравнению со значением аналогичного коэффициента (aLR) (2) для легкого фрагмента тройного деления ядра 233 U и не определенным на уровне достигнутой в эксперименте статистической точности.
Теоретическое исследование Р-четных корреляций для двойного деления ядер было проведено в работе [6], где была продемонстрирована возможность качественного объяснения масштаба экспериментальных коэффициентов (aLR)b.
В работах [5] на основе представлений, развитых в [7—9], был сделан вывод о близости величин коэффициентов лево-правой асимметрии (aLR)ь и (аLR) для легкого фрагмента двойного и тройного деления ядер. В то же время согласно [5] оказались возможными две ситуации со значениями коэффициентов (aTP) для третьей частицы в зависимости от механизма тройного деления ядер. Для одноступенчатого механизма, при котором два фрагмента и третья частица появляются одновременно при двустороннем разрыве шейки делящегося ядра, величины коэффициентов асимметрии (aLR ) и (аTP)
близки. Для двухступенчатого (последовательного) механизма тройного деления, при котором на первом этапе происходит одинарный разрыв шейки делящегося ядра и возникновение двух фрагментов деления, а затем на втором этапе третья частица испускается одним из образовавшихся фрагментов, коэффициент (о^) из-за наличия большого числа статистически независимых каналов вылета третьей частицы должен быть близок к нулю.
В работах [5] было принято, что экспериментальное значение коэффициента (о^) (3) свидетельствует о его близости к нулю, и отсюда сделан вывод о справедливости двухступенчатого механизма тройного деления ядер.
В работах [10, 11] на основе представлений теории открытых ферми-систем [12], методов, развитых при анализе угловых распределений протонов, испускаемых поляризованными деформированными ядрами [13, 14], и концепции Бора о переходных делительных состояниях [7] был развит квантово-механический подход к описанию двойного деления ядер. Этот подход при использовании адиабатического приближения для асимптотической области делящейся системы позволил получить явную зависимость амплитуд парциальных ширин и потенциальных делительных фаз от спинов, относительных орбитальных моментов и ориентации осей фрагментов деления. В работе [15] этот подход был обобщен на случай тройного деления ядер.
В работе [16] на основе представлений работ [10, 11, 15, 17] было проведено исследование коэффициентов Р -нечетных асимметрий в угловых распределениях фрагментов двойного и тройного деления ядер и были получены аргументы в пользу одноступенчатого механизма тройного деления ядер.
Целью настоящей работы является анализ коэффициентов лево-правой асимметрии в двойном и тройном делении ядер при использовании представлений работ [10, 11, 15, 16] и исследование на этой основе механизмов двойного и тройного деления ядер.
резонансов, заселяемых в процессе захвата нейтрона ядром-мишенью. Будем описывать состояние нейтронного резонанса волновой функцией Ф„"М"П" и комплексной энергией П" = = (ЁП" — гГП"/2), где Ё^аП" — действительная часть энергии, Г3а"П" — полная ширина распада резонанса, а индекс а принимает значения в и р для в- и р-нейтронных резонансов соответственно; индексы За, Ыа, па и а определяют спин, его проекцию на ось 2 л.с.к., четность и прочие квантовые числа нейтронного резонанса, причем п3 = = п; пр = п3 = —п. Из-за эффекта динамического усиления влияния кориолисова взаимодействия на структуру состояний нейтронных резонансов происходит полное смешивание в деформированном аксиально-симметричном составном ядре [18] состояний нейтронных резонансов с волновыми
функциями Ф^КМ"П", имеющими фиксированное значение проекции спина Ка на ось симметрии составного ядра, совпадающую с осью 2' внутренней системы координат (в.с.к.) этого ядра [18]. Поэтому волновая функция М"П" нейтронного резонанса имеет структуру:
фМ" П" <т
Е4; Фк
К"
' "М "П "
(4)
где знаки коэффициентов аКа распределены по случайному закону, а средние значения их модулей равны (2 .]а + 1)-1/2. Тогда полную делительную ширину нейтронного резонанса с волновой функцией (4) можно представить как [18, 19]
Г' " П " 1 а
К
П
аК" ■
(5)
Используя концепцию Бора о переходных делительных состояниях [7], выделим в волновой
функции Ф'аКМ"П" компоненту, связанную с волновыми функциями указанных переходных состояний г [6]:
Ф
аК"
UvаK" rvK"
' +
(6)
2. СТРУКТУРА ВОЛНОВЫХ функции И ДЕЛИТЕЛЬНЫХ ШИРИН НЕЙТРОННЫХ РЕЗОНАНСОВ
Как было продемонстрировано в работе [6], Р-четные асимметрии для двойного деления непо-ляризованных ядер-мишеней со спином I, его проекцией на ось 2 л.с.к. МI и четностью п под действием поляризованных тепловых нейтронов возникают из-за интерференционных эффектов в угловых распределениях легких фрагментов деления, испускаемых из в- и р-нейтронных
I \ ^ ' "П " ■Л,'"М"П"
+ / ; игаК " ФгК"
где N волновых функций ^'1КМ"П", которые связаны с нуклонными частично-дырочными возбуждениями ядра, формируют многонуклонный базис случайных матриц Вигнера [7]. Коэффициенты
и'аК и в формуле (6) имеют случайный
характер, а средние значения квадратов этих коэффициентов равны 1/N. Переходные делительные состояния определяются при значениях параметров деформации в\ (^ = 2,3,4,...) состав-
ного ядра = вхА, отвечающих седловой точке потенциала деформации указанного ядра, и представляют собой фактически входные состояния в физические каналы деления ядра, что объясняет большие флуктуации делительных ширин нейтронных резонансов [7]. Эволюция делящегося ядра из переходных делительных состояний в асимптотические состояния, в которых появляются фрагменты деления, происходит на основе динамического квантовомеханического сценария.
В работе [6] было сделано принципиальное для объяснения Р-четных и Р-нечетных асимметрий в двойном делении ядер поляризованными нейтронами допущение, что в переходных делительных состояниях делящееся ядро имеет грушевидную аксиально-симметричную форму. Это допущение было подвергнуто критике в работах [8, 9], поскольку, как правило, в седловой точке потенциала деформации, в которой определяются [7] переходные делительные состояния, делящееся ядро не имеет статических октупольных деформаций, которые появляются лишь в предразрывных конфигурациях делящегося ядра.
При развитии квантовомеханической теории деления было показано [10, 11, 15], что парциальные делительные ширины определяются структурой волновой функции делящегося ядра в окрестности точки его разрыва на фрагменты деления (Я » ад, где радиус-вектор R = Rl - R2; Rг — координата центра тяжести г-го фрагмента деления (г = 1,2, А1 < А2), описывающая относительное движение фрагментов, а телесный угол О = определяет направление радиуса-вектора R в л.с.к. и одновременно направление nLF вылета легкого фрагмента деления. Переход делящегося ядра из седловой точки к точке Я = осуществляется по различным долинам его потенциала деформации. Если ввести набор волновых функций ФКП, отвечающих состояниям делящегося ядра в указанных долинах в окрестности точки Я = при значениях параметров деформации с мультипольностью ^ в^ = в^ и соответствующих различным модам деления д, то волновую функцию делящегося ядра в окрестности точки Я = Я^, возникающего при эволюции ядра из переходного делительного состояния в седловой точке с волновой функцией Ф^К:^ к различным модам деления д, можно представить в виде[19]
Е
Jn .t.JMI
CqrK W qK ,
с отличными от нуля статическими октупольными (Л = 3) деформациями в31 = 0. Тогда полную делительную ширину Г3а"п"Ь двойного деления нейтронного резонанса аЗаЫапа можно представить в виде:
г b
L а
£(J)
Ja \2/Jana \2( Jana J an ab
raK a
\2( J
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.