трансурановые элементы

ТРАНСУРАНОВЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ -хим. элементы с ат. номерами Z>92, расположенные в периодич. системе элементов за ураном. Т. э. испытывают радиоакт. распад. Из-за относительно малого времени жизни они не сохранились в земной коре. Возраст Земли около 5 • 10⁹ лет, а период полураспада Т_1/2 наиб. долгоживущих Т. э. ~ 10⁸ лет. За время существования Земли Т. э., возникшие в процессе нуклеосинтеза ,практически полностью распались. В природных минералах найдены лишь микроколичества ²⁴⁴Рu(T_1/2 = 8•10⁷ лет).

Первые Т. э.- нептуний (Z = 93) и плутоний (Z = 94) синтезированы Э. Макмилланом (Е. М. МсМillan) и Г. Сиборгом (G. Th. Seaborg) с сотрудниками в 1940 в Беркли (США) [1 ]. Они были получены в результате ядерной реакции при облучении мишени из U нейтронами или a-частицами. При облучении урана мощным потоком нейтронов возможна реакция последоват. захвата нейтронов. Захват нейтрона сопровождается последующим бета-распадом нового изотопа, что увеличивает ат. номер на единицу. В совр. реакторах этот метод позволяет получать элементы вплоть до Fm (Z= 100). Для элементов с Z> 100 он "не работает" вследствие очень малого времени жизни [2], к-рый является звеном последоват. цепочки на пути к менделевию с Z=101. Впервые менделевий был синтезирован в 1955 облучением эйнштейния ускоренными ионами Не. В дальнейшем в реакциях с более массивными ядрами трансурановая область была значительно расширена вплоть до элемента c Z=112.

Установлено, что Т. э. с Z от 93 до 103 относятся к группе актиноидов, к-рые по своим хим. свойствам близки к лантаноидам (редкоземельным элементам). Хим. свойства элемента с Z=104, первого элемента т. н. т р а н с а к-т и н и д н о й о б л а с т и, подобны Hf (элемент IV группы), а элемент с Z=105 является аналогом Та (V группа) [3]. Это подтверждает фундам. закон периодичности хим. свойств элементов, открытый Д. И. Менделеевым.

Типичными каналами (модами) распада, определяющими времена жизни ядер, являются бета-распад, электронный захват, альфа-распад и спонтанное деление ядер .Для тяжёлых ядер с Z> 102 наиб. вероятны a-распад и спонтанное деление (открыто Г. Н. Флёровым и К. А. Петржаком в 1940) [4]. Последнее играет определяющую роль, т. к. именно этот тип распада рассматривается как гл. фактор, лимитирующий возможное число элементов.

По мере продвижения ко всё более далёким элементам в реакции синтеза оказываются вовлечёнными всё более массивные бомбардирующие частицы. Их слияние с ядрами мишени не всегда осуществляется беспрепятственно. Т. о., процессы слияния и деления ядер определяют возможности продвижения к новым элементам конца периодич. системы элементов.

Структура и стабильность ядер Т. э. Поскольку для сфе-рич. заряженной капли отношение кулоновских и поверхностных сил определяется выражением

делимость ядер в капельной модели ядра зависит от отношения Z²/A (А - массовое число). С ростом этой величины барьер деления быстро понижается и при становится равным 0. Это определяет теоретич. предел устойчивости ядер относительно деления на два осколка. Эксперименты по делению возбуждённых ядеp показали, что этот предел наступает раньше Делимость ядра характеризуют параметром

В действительности наблюдаются значит. расхождения между предсказаниями капельной модели и экспериментом. Периоды спонтанного деления ядер испытывают сильные вариации в зависимости от числа протонов Z и нейтронов N (рис. 1), что не может быть объяснено в рамках макроскопич. расчётов капельной модели ядра. Подобные резкие изменения могут быть связаны со сложной микроскопич. структурой ядер, определяемой квантовыми характеристиками системы.

Рис. 1. Зависимость периода полураспада ядер относительно спонтанного деления от параметра делимости у: штрих (пунктир)- теория (модель жидкой капли), кружки - эксперимент.

Полная энергия ядра может быть представлена в виде двух частей: где -осн. макроскопич. часть энергии ядра (для тяжёлых ядер определяет поправку (ок. неск. МэВ), обусловленную оболочечной структурой ядра. В процессе деформации ядра, предшествующей делению, изменяются и . Характер изменения полной энергии определяет конфигурацию и высоту барьера деления, а следовательно, и стабильность ядра относительно спонтанного деления. По мере увеличения Z капельная составляющая энергии деформации плавно уменьшается, в то время как оболочечная поправка меняется по др. закону (см. Оболочечная модель ядра). В ядрах Т. э. эти энергии сопоставимы по величине, вследствие чего барьер деления имеет сложную структуру, сильно отличающуюся от того, что предсказывается капельной моделью. При движении в сторону более тяжёлых элементов роль капельного члена уменьшается и стабильность ядра в значит. степени определяется его оболочечной структурой.

Действительно, капельная модель предсказывает исключительно малое время жизни для ядер Z>=104 (~10^-19- 10^-17 с), в то время как известны уже 30 нук-лидов с Z от 104 до 112. Их периоды спонтанного деления столь велики (>10^-4с), что они преим. испытывают a-распад. Это указывает на существование у этих ядер барьера деления структурной природы, препятствующего их мгновенному распаду на 2 фрагмента. Т. н. структурная стабильность тяжёлых ядер была обнаружена в 70-х гг., когда выяснилось, что систематика периодов спонтанного деления резко меняется при переходе к ядрам с

Для Z=104 жидкокапельная составляющая барьера деления близка к нулю, поэтому относительно большое время жизни изотопов 104-го элемента уже практически целиком определяется структурными факторами. При движении в область более тяжёлых элементов ситуация сохранится. Поскольку структурная составляющая слабо меняется с ростом Z, можно было ожидать, что и стабильность этих ядер будет столь же высокой. Эксперимент подтвердил предсказания оболочечной модели [5 ]. Из этого следует, что область трансактинидных элементов может быть значительно расширена.

Сверхтяжёлые элементы. Следуя оболочечной модели, можно считать, что структура определяет форму ядра в осн. состоянии. Известно, что ядра могут быть деформированными (эллипсоидальными) и сферическими (см. Деформированные ядра ).Наиб. сильно оболочечные эффекты проявляются для сферич. ядер, к-рые состоят из т. н. магич. чисел протонов и нейтронов: 2, 8, 20, 50, 82, 126 (см. Магические ядра ).Ядра, у к-рых эти числа появляются дважды, наз. дважды магическими. Наиб. тяжёлым дважды магич. ядром является

Все известные изотопы Т. э. далеки от магич. чисел и поэтому в осн. состоянии являются деформированными. Вместе с тем даже в этом случае влияние обо-лочечных эффектов на стабильность ядра велико. Можно ожидать, что для магич. и тем более для дважды магич. ядра влияние структуры будет проявляться в сильной степени. Вслед за ²⁰⁸Рb, согласно предсказаниям теории, двойная магичность возникает у ядра с Z=110-114 и вокруг к-рого может существовать обширная область т. н. с в е р х т я ж ё л ы х э л е м е н т о в. Нек-рые из них могут быть, в принципе, синтезированы в ядерных реакциях. Вместе с тем на пути к 114 элементу находится большая область деформированных ядер, в к-рых также ожидается эффект магичности. Для ядра с Z =108 и N=162 и его соседей предсказывается сильное увеличение стабильности по отношению к спонтанному делению.

Это нашло эксперим. подтверждение при получении элементов 104, 106, 108 и 110, когда синтезировались изотопы с макс. числом нейтронов

Полученные результаты значительно повышают пред-сказательную силу теории о существовании сверхтяжёлых и сверхстабильных элементов.

Реакции синтеза. Для синтеза изотопов трансфермиевых элементов используются ядерные реакции полного слияния взаимодействующих ядер (мишени Z_м, А_м и бомбардирующей частицы в результате чего образуется возбуждённое составное ядро

к-рое затем переходит в осн. состояние путём эмиссии нейтронов и g-квантов.

Сечение образования новых ядер в осн. состоянии может быть представлено выражением

Здесь -сечение образования составного ядра с энергией возбуждения Р_х - вероятность канала "сброса энергии" путём эмиссии x нейтронов; Г_n - вероятность испускания нейтрона; Г_полн - полная вероятность распада составного ядра с энергией Если нейтрон не может унести всю энергию возбуждения то конкуренция между эмиссией нейтрона и др. способом девозбужде-ния повторяется ещё раз на 2-й ступени, затем на 3-й и т. д. до тех пор, пока энергия возбуждения конечного ядра не станет равной 0 Поскольку осн. каналом распада тяжёлых ядер является деление (Г_полн~Г_f), то отношение необходимо возвести в степень числа ступеней х. Для тяжёлых ядер

Т. о., всё определяется числом каскадов х, к-рое связано с энергией возбуждения составного ядра. Последняя не может быть меньше нек-рой мин. величины где кулоновский барьер, ниже к-рого ядра не сливаются, определяется соотношением

и

-дефект масс, связанный с перестройкой двух исходных ядер в новое моноядро, М_с - его масса.

При облучении мишени ²³⁸U ионами ²⁰Ne величина Переход ядра ²⁵⁸102 в осн. состояние происходит испусканием 4 или 5 нейтронов, поэтому сечение образования ядра ²⁵⁴102 в осн. состоянии составляет всего 10^-8 от сечения образования возбуждённого составного ядра s_с. В таких условиях, естественно, необходимо понизить энергию возбуждения составного ядра. Это может быть достигнуто выбором более асимметричных масс ядер-партнёров, с тем чтобы понизить кулоновский барьер. Напр., реакция более предпочтительна, т. к. и каскад девозбуждения составляет всего 3 ступени.

Однако эти реакции имеют ограниченные возможности, т. к. элементы тяжелее Cf (Z = 98), к-рые могут быть использованы в качестве мишени, нарабатываются в ядерных реакторах в очень малых кол-вах. Тем не менее ядра вплоть до Z =106 были впервые получены в реакциях этого типа, названных реакциями горячего слияния.

Другая возможность уменьшить энергию возбуждения составного ядра - повышение Q. Это может быть достигнуто увеличением массы бомбардирующих ионов. При этом возрастает кулоновская энергия U_c, но она целиком компенсируется возрастанием дефекта масс. Существ. выигрыш достигается при использовании в качестве мишени дважды магич. ядер, напр. ²⁰⁸Рb + ⁴⁸Са. Здесь в процессе слияния значит. часть энергии должна быть затрачена на перестройку "хорошо упакованных" сферич. партнёров в "рыхлую" составную систему ²⁵⁶102. Такая реакция будет более эндотермичной - 18 МэВ), и переход возбуждённого ядра в осн. состояние будет сопровождаться испусканием 1 или 2 нейтронов. Сечение образования конечных ядер в реакции ²⁰⁸Pb+⁴⁸Ca возрастает на неск. порядков по сравнению с реакциями горячего слияния. Аналогичная ситуация имеет место и для более тяжёлых бомбардирующих ионов - изотопов Ti, Cr, Fe, Ni. Реакции этого типа получили назв. х о л о д н о г о с л и я н и я [6]. С их помощью удалось синтезировать самые тяжёлые элементы - вплоть до Z=112 - и исследовать большое число новых изотопов известных Т. э. [7, 8].

Однако при переходе от Z =102 к Z=112 сечение образования конечных ядер в реакциях холодного слияния уменьшается почти в 10 раз (рис. 2). Это означает, что и в холодном слиянии возникают ограничения на образование конечных продуктов. Они связаны в основном с процессом образования составного ядра. При использовании мишеней ²⁰⁸Рb и ²⁰⁹Bi продвижение по Z от 102 до 112 достигается постепенным увеличением заряда бомбардирующей частицы Z_i от 20 до 30. Соответственно возрастают силы кулоновского отталкивания в процессе слияния, в то время как силы ядерного притяжения остаются практически постоянными. В этих условиях вероятность слияния резко уменьшается, и это является основным ограничением для продвижения в область

Интересен промежуточ. вариант между горячим и холодным слиянием: более асимметрич. комбинация масс взаимодействующих ядер и, как следствие, меньшая энергия кулоновского взаимодействия. Это требует увеличения массы ядра мишени, т. е. отхода от магич. ядер Рb или Bi. Однако между ₈₃Bi и ₉₀Th все известные ядра обладают малым временем жизни и приготовить из них мишень практически невозможно. Если мишенью являются изотопы Th или U, а в качестве бомбардирующих ионов использовать изотопы Са или Аr, то образующиеся составные ядра элемента с Z= 110 будут иметь При этом возникают все описанные выше ограничения горячего слияния. Вместе с тем кулоновские силы отталкивания во входном канале реакции будут уменьшены почти на 30%, и это, возможно, снимет нек-рые ограничения реакции холодного слияния.

Рис. 2. Зависимость сечения образования трансурановых элементов от их атомного номера Z. Светлые и чёрные кружки-соответственно реакции холодного и горячего слияния.

Слияние ядер-сложный коллективный процессов к-ром ядерная система испытывает изменения формы от конфигурации двух соприкасающихся ядер до компактного моноядра. Эти изменения характеризуются сложной динамикой, в к-рой участвуют все нуклоны составного ядра. Отметим, что составная система крайне неустойчива, т. к. при энергии возбуждения ~40-50 МэВ оболо-чечные эффекты исчезают и барьер деления становится равным 0. Вопрос заключается в продолжительности процесса деления - успеет ли система "охладиться" (испустить нейтроны), чтобы вновь проявились оболочечные эффекты. Вероятность этого процесса весьма мала, и количеств. данные могут быть получены лишь эксперимен-тально.

В опытах по синтезу элементов с Z=108 и 110 при бомбардировке мишеней из ²³⁸U и ²⁴⁴Рu ионами ³⁴S было показано, что сечение образования конечных продуктов составляет всего 2,5 и 1 пикобарн соответственно (1 пикобарн=10^-36 см²). Эта малая, но конечная величина свидетельствует о том, что лишь 10^-11 часть от полного сечения реакций ведёт к образованию искомых ядер (9).

Пути к острову стабильности. Для синтеза ядер сверхтяжёлых элементов необходимо выполнение ещё одного условия - получить макс. избыток нейтронов в конечном ядре. Для этих целей должны быть использованы предельные возможности реакции слияния с участием ядер, максимально обогащённых нейтронами. Такими могут быть ²⁴₉₄Рu или ²⁴⁸₉₆ Cm, к-рые подвергаются бомбардировке ядрами ⁴⁸Са. Составные ядра с Z-114 и 116 будут иметь N =178 и 180 и энергию возбуждения ок. 30 МэВ. Это наибольшее приближение к магич. числам 114 и 184, к-рое достижимо в искусств. синтезе сверхтяжёлых ядер.

Попытки синтеза сверхтяжёлых элементов, предпринятые в 1976-86, оказались безуспешными. Чувствительность этих опытов была недостаточна, чтобы зарегистрировать распад новых ядер, образующихся с очень малым сечением. Готовятся новые эксперименты по синтезу элемента 114 с чувствительностью в тысячи раз выше, чем во всех предыдущих опытах.

Лит.: 1) Mc Millan Е. [е. a.], Radioaktive element 93, "Phys. Rev.", 1940, v. 57, p. 1185; 2) Hulet Е. К. [e. a.], Spontaneous-fission half-life of FM-258 and nuclear instability, "Phys. Rev. Lett.", 1971, v. 26, p. 523; 3) Звара И. [и др.], Химические свойства элемента 104, "Атом. энергия", 1966, т. 21, № 3, с. 83; 4) Петржак К.А., Флеров Г. Н., Спонтанное деление урана, "Доклады АН СССР", 1940, т. XXVIII, № 6, с. 1013; 5) Brack М. [е. a.], Funny Hills. The shell-correction approach to nuclear shell effects and applications to the fision process, "Rev. Mod. Phys.", 1972, v. 44, p. 320; 6)OganessianY. Т., Classical and quantum mechanical aspects in heavy ion collision, "Lect. Notes Phys.", 1975, v. 33, p. 311; 7) Oganessian Y. T. [e. a.], Experimental studies of the formation and radioactive decay of isotopes with Z=104-109, "Radiochimica Acta", 1984, v. 37, p. 113; 8) Armbruster P., On the production of heavy elements by cold fusion the elements 106 to 109, "Ann. Rev. Nucl. Part. Sci.", 1985, v. 39, p. 135; 9) Lazarev Yu. A. [e. a.], New nuclide ²⁶⁷108 produced by the ²³⁸U + ³⁴S reaction, "Phys. Rev. Letters", 1995, v, 75, p. 1903. Ю. Ц. Оганесян.

   <<      Предметный указатель      >>