ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2015, том 78, № 7-8, с. 706-715
= ЯДРА
РОЛЬ ДИНАМИЧЕСКИХ ЭФФЕКТОВ В ФОРМИРОВАНИИ Т-НЕЧЕТНЫХ АСИММЕТРИЙ ДЛЯ ПРОДУКТОВ ТРОЙНОГО ДЕЛЕНИЯ ЯДЕР ПОЛЯРИЗОВАННЫМИ НЕЙТРОНАМИ
(© 2015 г. С. Г. Кадменский1)*, В. Е. Бунаков2), Л. В. Титова^
Поступила в редакцию 19.01.2015г.
В рамках квантовой теории деления проанализированы базисные динамические эффекты для двойного и тройного деления ядер-актинидов холодными поляризованными нейтронами, определяющие характеристики Т-нечетных асимметрий в угловых распределениях различных вылетающих в истинном и запаздывающем тройном делении предразрывных и испарительных третьих легких частиц. Подчеркнута особая важность эффектов, связанных с сохранением аксиальной симметрии делящейся системы на всех этапах ее эволюции от образования нейтронных резонансных состояний составного делящегося ядра до процесса разлета продуктов деления указанного ядра, с появлением нулевых wriggling-колебаний холодного составного ядра в окрестности его точки разрыва и с влиянием квантового коллективного вращения поляризованной делящейся системы на асимметрии угловых распределений как фрагментов деления, так и третьих частиц. Показано, что различия в поведении коэффициентов анализируемых Т-нечетных асимметрий для исследованных ядер-мишеней можно объяснить при учете интерференции делительных амплитуд нейтронных резонансных состояний составных делящихся ядер разными вкладами в указанные коэффициенты четных и нечетных компонент амплитуд угловых распределений третьих частиц.
DOI: 10.7868/80044002715030113
1. ВВЕДЕНИЕ В работах [1—5] были экспериментально исследованы Т-нечетные асимметрии в дифференциальных сечениях danJреакций истинного тройного деления ядер-мишеней 233Ц, 235U и 239Pu холодными поляризованными нейтронами, где 03 — телесный угол, определяющий направление асимптотического импульса р3 третьей частицы, в качестве которой в экспериментах [1—5] фигурировала а-частица. Дифференциальные сечения danJ/dQ3 анализировались в лабораторной системе координат (л.с.к.), в которой оси 2 и У выбирались по направлениям асимптотического импульса легкого фрагмента деления pLF и вектора поляризации падающего нейтрона бп соответственно. Коэффициент исследуемых Т-нечетных асимметрий Б (03) определялся формулой
Б (Ъ)= (1)
da,
(+)
dQ?
da,
+
n,f
dQ?
''Воронежский государственный университет, Россия. 2)Национальный исследовательский центр "Курчатовский институт", Петербургский институт ядерной физики им. Б.П. Константинова, Россия. E-mail: kadmensky@phys.vsu.ru
где знаки (±) соответствовали двум противоположным направлениям вектора поляризации нейтрона 8П.
Как видно из рис. 1—3, экспериментальные коэффициенты [1—5] Т-нечетных асимметрий Бехр (03) заметно различаются по форме для трех исследованных ядер-мишеней.
В случае ядра-мишени 233Ц коэффициент Бехр (03) приблизительно постоянен в достаточно широком диапазоне углов в3 между векторами PLF и р3. Он был связан в [1] с Т-нечетной ТШ-асимметрией, поскольку предполагалось, что данная асимметрия обусловлена нарушением Т-инвариантности в реакциях тройного деления ядер холодными поляризованными нейтронами. Однако вскоре стало ясно [6], что появление подобной Т-нечетной асимметрии объясняется влиянием вращения образуемого в исследуемой реакции составного поляризованного делящегося ядра на угловое распределение третьей частицы при использовании сохраняющего Т-инвариантность полного гамильтониана делящейся системы.
В случае же ядер-мишеней 235и [4] и 239Ри [5] коэффициенты Бехр (03) меняют знак при значении угла в3 ~ 82°, в окрестности которого в угловых распределениях а-частиц, вылетающих
235 у
в реакциях тройного деления указанных ядер-актинидов холодными неполяризованными нейтронами, появляется максимум [7]. Такое поведение Бехр (П3) в [4, 5] было сопоставлено с Т-нечетной РОТ-асимметрией, поскольку структура указанной асимметрии может быть объяснена на основе классического метода траекторных расчетов при учете [6] влияния вращения составного поляризованного делящегося ядра на угловое распределение третьей заряженной частицы.
Сравнительно недавно в работах [8, 9] в дифференциальных сечениях реакций за держанного тройного деления ядра-мишени холодными поляризованными нейтронами с вылетом в качестве третьих частиц испарительных 7-квантов и нейтронов были обнаружены Т-нечетные асимметрии, коэффициенты которых также были связаны с Т-нечетными РОТ-асимметриями.
В настоящее время ведутся активные поиски механизмов, приводящих к появлению наблюдаемых Т-нечетных асимметрий. Проблема состоит в ответе на вопрос, почему ядра-мишени 233и, 235и и 239 Ри, близкие по зарядам, массам и имеющие сходные массовые, зарядовые, угловые и энергетические распределения продуктов их двойного и тройного деления холодными нейтронами, могут иметь так сильно различающиеся по форме коэффициенты Т-нечетных асимметрий, наблюдаемые в реакциях их тройного деления холодными поляризованными нейтронами.
Целью настоящей работы является оценка современного уровня понимания природы исследуемых Т-нечетных асимметрий и анализ их характеристик в рамках квантовой теории деления [6, 10—21] при учете динамических эффектов, определяющих основные свойства низкоэнергетического двойного и тройного деления ядер.
Я(О) х 102
11 .....
т
^ г
50 60 70 х0)^)О 100 110
I
Рис. 1. Коэффициенты Т-нечетной асимметрии Б (П), рассчитанные в настоящей работе (штрихпунктирная кривая), в сравнении с экспериментальными (точки •) для реакции деления ядра 235и холодными поляризованными нейтронами [3].
й(П) х 103 1.0
0.5 0
-0.5 -1.0 -1.5
50
51
J_
60 ^0 8'
90 10^ 110
I
20
рад
Рис.2. То же, что и на рис. 1, для реакции деления ядра 239 Ри [1—5].
0
2. МЕХАНИЗМЫ ДВОЙНОГО ДЕЛЕНИЯ
ЯДЕР-АКТИНИДОВ ХОЛОДНЫМИ ПОЛЯРИЗОВАННЫМИ НЕЙТРОНАМИ
При захвате холодного поляризованного в-нейтрона деформированным аксиально-симметричным ядром-мишенью (И, А), находящимся в основном состоянии со спином I, образуется составное ядро (И, А + 1) со спином 3 = 3> = I + + 1/2 или 3 = 3< = I — 1/2 и спиновой матрицей тт'
плотности рмм', которая имеет следующую структуру [6, 10-12]:
1
рММ'
+
%вГ,
2 (21 + 1)
2(21 + 1) А (3, 3'
' $м,м' +
(2)
п3'м' , п3'м' СМ 1м 1 + СМ 1м-1
Я(О) х 103 6 4 2
60 70 I
80
90
100 110
^з. гРад ^ т
Рис.3. То же, что и на рис. 1, для реакции деления ядра 233У [1-5].
0
где фактор А (3, 3') определяется выражением
А (3, 3') = х (3)
2(3 + 1)
~ \ I -
23
123 + 1 23 + 1
1 + \1 ^ТТТТГ^^'-Ь
23
2(3 +1)
Поскольку энергия возбуждения составного ядра (2, А + 1) близка к энергии связи нейтрона Вп в указанном ядре (для ядер-актинидов Вп имеет значение -0.6 МэВ), в первой яме потенциала деформации исследуемого составного ядра появляются нейтронные резонансные состояния со спином 3, его проекцией М на ось 2 л.с.к. и другими квантовыми числами а, характеризующими эти состояния. Как показано в [22], такие резонан-сы являются компонентами ансамбля равновесных возбужденных состояний данного ядра, описываемых распределением Гиббса с температурой Т — - 0.6 МэВ.
Волновые функции подобных нейтронных резонансов можно построить в рамках обобщенной модели ядра [22] при использовании метода случайных матриц Вигнера [23—26]. Высокая энергетическая плотность рассматриваемых нейтронных резонансов приводит к эффекту динамического усиления [25, 26] кориолисова взаимодействия полного спина составного ядра J со спинами j нуклонов, лежащих вблизи его поверхности Ферми. Этот эффект приводит к равномерному статистическому смешиванию [25, 26] всех возможных значений проекций К спина составного ядра J на его ось симметрии в волновых функциях рассмотренных выше нейтронных резонансов:
С = £ 4 ФСМ
(4)
к >0
где коэффициенты а'К имеют случайный знак, а средние значения их квадратов равны п-1, где пс — число возможных значений проекций К ^ 0 спина ядра 3. Используемая в (4) функция ф'СМ представляется формулой [24]
¥сМ = Мх«о (С,/ЗА) + (5)
+ (1 - ¿к,о)
8тг2 23 + 1 16тг2
ОмК (ш) ХаК (С,в\) +
+ (-1 У+кО'м_к (и)хш(с,/ЗА)
В (5) Б'МК (ш) — обобщенная сферическая функция, зависящая от углов Эйлера ш и определяющая
ориентацию внутренних осей делящегося ядра относительно осей л.с.к.; ХаК (С, Рх) {х^к (С, Рх)) ~ внутренняя (обращенная к ней по времени) волновая функция рассматриваемого состояния составного ядра, зависящая от координат нуклонов £ и параметров деформации указанного ядра [3\. При использовании метода случайных матриц Вигнера [23—26] и адиабатического приближения обобщенной модели ядра [22] функцию хаК (С, вх) можно представить формулой
N
ХаК (С,вХ) = £ аиаКРиК (С,^Х)+ (6) ^=1
+ ЬоаК¡К (вх) Р0К ((, вх) ,
где риК ((, вх), Р0К (С, вх) — внутренние волновые функции нуклонной подсистемы деформированного составного ядра с энергиями возбуждения Еж - Вп, Еок - Вп - ЕСК11; ЕСК11 - потенциальная энергия деформированного состояния этого ядра; волновая функция ¡К (вх) зависит от параметров деформации вх и описывает коллективное деформационное движение составного ядра с энергией ЕКй при его делении. Число N функций РиК ((,вх), связанных с комбинациями различных возбужденных частично-дырочных нуклонных пар, при энергиях возбуждения составного ядра -Вп достигает значений N & 106. Действительные коэффициенты аиаК и Ь0аК в (6) — случайные величины со средними значениями их квадратов, равными 1/N. Поскольку деление ядер-актинидов холодными поляризованными нейтронами носит околобарьерный характер, т.е. энергия возбуждения составного ядра Вп близка к высотам внутреннего и внешнего барьеров деления, коэффициенты проницаемости указанных барьеров порядка единицы. В результате связанная с ¡К (вх) волновая функция р0К ((, вх) нуклонной подсистемы составного ядра имеет минимальную при данном К энергию, что соответствует "холодной" нуклонной подсистеме на всех этапах процесса деления. Если в (5) вместо функции (6) использовать только ее делительную компоненту Ь0аК/к (Рх) Рок (С, Рх), то полученные функции ф'СМ будут соответствовать волновым функциям переходных делительных состояний составного делящегося ядра, обсуж
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.