Письма в ЖЭТФ, том 98, вып. 11, с. 747-751 © 2013 г. 10 декабря
Обнаружение легких нейтронных ядер в делении 238и а-частицами
методом активации изотопа 27А1
Б. Г. Новацкий, С. Б. Сакута1^, Д. Н. Степанов
Национальный исследовательский центр "Курчатовский институт", 123182 Москва, Россия Поступила в редакцию 30 октября 2013 г.
Методом наведенной активности с образцом 27 А1 проведен поиск легких ядерно-стабильных мульти-нейтронов среди продуктов деления 238и а-частицами с энергией 62 МэВ. Их детектирование осуществлялось по характерным 7-квантам, излучаемым ядрами из цепочки в-распадов 28М^ ^ 28А1 ^ 288ь Материнское ядро 28М^ могло образоваться в процессе 27А1 + хп ^ 28М^ + р(х — 2)п. В 7-спектрах облученного образца наблюдались линии с энергиями квантов 1342 и 1779 кэВ, сопровождающих в-распад ядер 28Mg и 28А1 соответственно. Спад активности в пределах точности измерений совпадает с периодом полураспада Т1/2 ~ 21 ч 28Mg, что определенно свидетельствует об обнаружении ядерно-стабильных мультинейтронов хп с х > 6.
БО!: 10.7868/80370274X13230033
1. Введение. Проблема стабильности ядер, состоящих из одних нейтронов, давно является объектом интенсивных экспериментальных и теоретических исследований. Это и понятно. Открытие нейтронных ядер или хотя бы долгоживущих нейтронных кластеров имело бы революционное значение для всей ядерной физики. Оно повлекло бы за собой кардинальное изменение наших представлений о нуклон-нуклонном взаимодействии е далеко идущими последствиями не только для ядерной физики, но и для других областей науки, в частности астрофизики. Нашло бы оно и практическое применение с появлением возможности накопления нейтронной материи.
Хорошо известно, что два нейтрона не образуют связанной ядерной системы. Подавляющее большинство экспериментальных исследований указывает на нестабильность и систем из 3 и 4 нейтронов. Теоретические предсказания также не дают оснований надеяться на их стабильность. Однако это совсем не означает, что не могут существовать ядра с большим числом нейтронов. Дело в том, что в теоретических подходах, как правило, используются потенциалы ЖЖ-взаимодействия, полученные для описания свойств ядер, лежащих в долине стабильности. Не исключено, что можно найти варианты, которые в корне изменят сложившиеся представления. Как уже отмечалось, совсем небольшие изменения NN потенциала, которые никак не повлияют на предсказания свойств стабильных ядер, могут связать систе-
е-таП: sbsakuta@mail.ru
мы с массой около 100 [1] или даже 1000 [2]. С другой стороны, было показано [3], что без сил гравитации нельзя обеспечить необходимую энергию связи для систем, подобных нейтронным звездам с числом нейтронов около 1057.
На возможную ядерную стабилизацию системы из шести нейтронов указывает зависимость энергии связи валентных нейтронов в изотопах гелия 5Не-10Не от числа нейтронов. Два валентных нейтрона в четных ядрах 6Не и 8Не связаны (е = 0.97 и 2.13 МэВ соответственно), но уже 10Не неустойчив на 1.2 МэВ [4]. Подобная тенденция имеет место и для нечетных изотопов 5 Не, 7Не и 9Не. Если 5Не нестабилен на 0.735 МэВ, то 7Не и 9Не недосвязаны всего на 0.46 и 0.1 МэВ соответственно. Увеличение энергии связи ядра 8Не, более обогащенного нейтронами, чем 6Не, можно объяснить полностью заполненными оболочками 1^1/2 и 1рз/2, т.е. магическим числом 6, а не 2 и 8, как это наблюдается у обычных ядер.
Таким образом, отрицательный результат многочисленных поисков ядер 2п-4п [5-9] не исключает существования более тяжелых нейтронных кластеров.
В предыдущей работе [10] нами сообщалось о возможном обнаружении ядерно-стабильных муль-тинейтронов хп с массовым числом х > 6 среди продуктов деления 238и а-частицами. Идентификация мультинейтронов осуществлялась посредством активации ими изотопа 88 Бг с образованием в-активного изотопа 92Бг с периодом полураспада ~ 2.66ч и регистрации 7-квантов с энергией 1384 кэВ дочернего ядра 92У: 88Бг + хп ^ (х - 4)п + 92Бг ^ 92У. Для
подтверждения этого результата в настоящей работе в тройном делении 238и, вызываемом а-частицами, проведен поиск нейтронных кластеров 6п, 8п и т.д. с активацией другого изотопа, а именно 27А1.
2. Постановка и методика эксперимента. Поиски мультинейтронов, представляющих собой слабосвязанные экзотические ядерные системы, требуют больших энергий бомбардирующих частиц, так как все реакции (кроме деления), в которых возможно образование нейтронных ядер, сильно эндотер-мичны. Эндотермичность реакций увеличивается с увеличением массы искомого нейтронного ядра. Нами был выбран "удобный" источник мультинейтронов - деление а-частицами 238и, кинетическая энергия разлета осколков которого при энергии а-частиц в десятки МэВ существенно превышает кулоновский барьер. Хорошо известно, что, помимо деления на два осколка, в — 1% случаев наблюдается тройное деление урана с выходом легких ядер (водорода, гелия, лития и т.д.), среди которых имеются изотопы, сильно обогащенные нейтронами [11]. Поэтому если допустить, что нейтронные кластеры ядерно-стабильны, то возможен и их вылет с энергией — 1 МэВ/нейтрон.
В настоящем эксперименте поиск нейтронных ядер среди продуктов деления урана проводился ак-тивационным методом по образованию в-активного ядра 28 М^ при взаимодействии мультинейтронов с ядрами 27А1. Ядра 28Mg могут возникать либо при испарении валентного протона и х — 2 нейтронов из составного ядра 27+хА1, либо в прямом процессе передачи двух нейтронов и срыва одного протона из 27А1: 27А1(хп,р(х — 2)п)28М%.
Первичная мишень (фольга 238 и толщиной 160 мкм), установленная в центре камеры рассеяния, облучалась а-частицами с энергией 62 МэВ, ускоренными на циклотроне НИЦ "Курчатовский институт". Для отвода тепла от фольги урана использовалось водяное охлаждение.
Вторичными мишенями служили образцы металлического алюминия. Их выбор диктовался следующими соображениями. Во-первых, 27А1 является моноизотопом высокой химической чистоты (99.99%). Это минимизирует возможный фон за счет других реакций на примесях в мишени. Во-вторых, изотоп 28Mg (например, в случае 6п, мог бы образоваться в выходных каналах р4п, ¿3п, Ь2п с энергиями реакций Q = +6.68, +8.9 и +15.61 МэВ соответственно) имеет удобный для измерений период полураспада (20.915 ч) и оптимальные для регистрации 7-линии с энергиями 1342кэВ (54%) и 1779кэВ (100%), испускаемыми ядрами из цепочки в-распадов 28 Mg ^ ^ 28А1 ^ 28Б1. В-третьих, ожидалось, что в ядерном
взаимодействии 27А1 + хп будет облегчен подхват валентного протона мишени налетающим мультиней-троном, а два нейтрона будут передаваться в виде квазисвязанного кластера 2 п.
Хорошо известно, что сечение экзотермических реакций с нейтральной налетающей частицей ведет себя как а ~
^/Е)1/2 (закон - 1/ V). Таким образом, в тепловой области сечения экзотермических реакций с нейтральными частицами велики (они составляют тысячи барн). Поэтому оказывается привлекательной идея замедления мультинейтронов до энергий в несколько кэВ, когда сечения резонансных реакций хп на ядрах достигают 103 барн. Эффект замедления 6п в алюминии будет сравним с замедлением нейтронов на легчайших ядрах, таких, как гелий и литий. На рис. 1 показаны энергии 6п, рассе-
88Sr
2н 27А1
9Ве Ч ;;.....................,6о......
0 20 40 60 80 100 120 140 160 180
Lab. angle (deg)
Рис. 1. Угловая зависимость энергий 6n, рассеянных на различных ядрах от дейтерия до стронция
янных на различных ядрах, в зависимости от угла рассеяния. Так как процесс диссоциации 6n эндотер-мичен (если 6n ядерно-стабилен), при энергиях ниже e(6n)(1 + 6/A) его развал невозможен. Поэтому "быстрое" замедление за минимальное число столкновений позволит снизить энергию 6n до пороговой, существенно уменьшив вероятность развала на самом алюминии.
3. Процедура и результаты измерений. Образец алюминия массой 2.8 г помещался в герметичный контейнер, устанавливаемый в вакуумную камеру рассеяния вблизи урановой мишени под углом 20° относительно падающего пучка а-частиц. Телесный угол последнего составлял 5 • 10-2 ср. Контейнер имел вакуум-плотное входное окно из каптона диаметром 30 мм и толщиной 0.1 мм. Для подавления фона рассеянных а-частиц и тритонов из реакции 238U(a,t), а также других заряженных частиц
1400
1600
1800 Е (keV)
2000
2200
Рис. 2. (а) - Энергетический спектр Y-квантов активируемого образца 27 А1, облученного продуктами вынужденного деления 238U а-частицами. (b) - Выделенный участок Y-спектра в диапазоне энергий 1330-2250 кэВ. Стрелками отмечены y-линии, сопровождающие в-распад ядер 28Mg (1342 кэВ) и 28 A1 (1779 кэВ)
перед образцом алюминия устанавливался дополнительный фильтр из бериллия толщиной 1 мм. Облучение продолжалось 6-7 ч при токе ионов гелия <~ 1мкА. Из-за большой активности в кабине перенос облученных образцов и непосредственная работа с ними начинались через полчаса после облучения.
Регистрация 7-лучей проводилась на установке "низкофоновый 7-спектрометр" с детектором из сверхчистого Се объемом 120 см3. Для уменьшения влияния гамма-фона от космического излучения и подавления комптоновского рассеяния детектор помещался в пассивную (свинец толщиной 10 см) и активную (кольцевой кристалл размером 30 х 30 см2) защиты. Энергетическое разрешение по линии 60Со (Е = 1333 кэВ) составляло 2.3 кэВ.
Выбор оптимальных активируемых мишеней и реакций с искомыми мультинейтронами оказался далеко не однозначным. Так, исследования с различными изотопами, включающими легкие (19Р-33'348), средние (45Бе-130Те) и тяжелые (208РЪ-209Б1) ядра, установили их непригодность в качестве идентификационных реакций передачи двух или трех нейтронов из-за мешающего вклада двухстадийных процессов (п, £)(£,р) или (п, а)(а, 2р) на вторичных мишенях, идущих в интенсивных потоках быстрых
нейтронов и имитирующих образование искомых 7-излучателей в реакциях с мультинейтронами. Наиболее приемлемой мишенью оказалось ядро 27А1. В этом случае единственным фактором, мешающим надежной идентификации 7-лучей из цепочки ядер 28М^ ^ 28А1 ^ 28Б1, образующихся в ядерном взаимодействии 27А1+хп, являются интенсивные 7-линии изо
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.