Измерение масс нуклидов сверхтяжёлых элементов в ловушке Пеннинга тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

Санкт-Петербургский Государственный Университет Физический факультет

На правах рукописи

Нестеренко Дмитрий Александрович

Измерение масс нуклидов сверхтяжёлых элементов в ловушке Пеннинга

Специальность 01.04.16 — физика атомного ядра и элементарных частиц

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

'13 ПАР 2014

Санкт-Петербург 2013

005546035

Работа выполнена в Санкт-Петербургском Государственном Университете

Научный руководитель: доктор физико-математических наук

профессор

Новиков Юрий Николаевич, Петербургский Институт Ядерной Физики им. Б.П. Константинова, Санкт-Петербург

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук

профессор

Дьяченко Александр Трофимович, Петербургский государственный университет путей сообщения, Санкт-Петербург

кандидат физико-математических наук Хлебников Сергей Васильевич, Радиевый институт им. В.Г. Хлопина, Санкт-Петербург

Ведущая организация: Физико-Технический Институт им. А.Ф.

Иоффе, Санкт-Петербург

Защита состоится « часов на заседании дис-

сертационного совета Д 212.232.16 при Санкт-Петербургском Государственном Университете, по адресу: 199004, Россия, Санкт-Петербург, Средний проспект В. О., д. 41/43, мультимедийная ауд. 304. С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке СПбГУ. Автореферат

разослан » Ф^^ИехМ^ЮХ^г. Учёный секретарь диссертационного совета Власников А.К.

Общая характеристика работы

Актуальность темы

Данная работа посвящена измерению масс тяжёлых и сверхтяжёлых нуклидов прямым методом с использованием ионных ловушек Пеннинга.

Синтез и исследование сверхтяжёлых элементов означает выход науки в новую область исследований экзотических нуклидов, связанных с расширением Периодической системы элементов Д.И. Менделеева. Наряду с успехом в синтезе новых сверхтяжёлых элементов вплоть до изотопов с Z=118, в настоящий момент точное положение предсказанного "острова" стабильности остаётся неизвестным. Одним из прямых указаний на его положение может служить анализ массовой поверхности в области сверхтяжёлых элементов на нуклидной карте.

Массы ядер являются фундаментальными величинами, определяющими их энергии связи, и используются во многих областях науки. Точные массовые значения в широкой области сверхтяжёлых элементов являются ключевыми в понимании их структуры, позволяют судить о силе оболочечных эффектов в этих экзотических объектах и позволят сделать заключения о положении острова стабильности. До недавнего времени не было прямых измерений масс ядер тяжелее урана. Массовые значения определялись через измерения энергий а-расладов в а-депочках, связывающих сверхтяжёлые нуклиды с нуклидами, имеющими известные массы.

В последние два десятилетия успешно развивались и применялись для измерения масс нуклидов ионные ловушки Пеннинга, позволяющие удерживать в 3-х мерном пространстве заряженные частицы посредством магнитного и электростатического полей, и проводить с ними дальнейшие исследования. Для короткоживущих нуклидов с периодом полураспада 100 мс относительная массовая точность в ловушках Пеннинга достигает 10~8. Использование метода масс-спектрометрии в ловушках Пеннинга на установке SHIPTRAP, расположенной за сепаратором тяжёлых ионов SHIP (в GSI,

Германия), где в реакциях слияния-испарения получают нуклиды сверхтяжёлых элементов, позволило впервые измерить прямым способом массы трансурановых нуклидов. Эти измерения, которым посвящена данная диссертация, положили начало формированию ландшафта массовой поверхности сверхтяжёлых элементов.

Цели работы

Целью диссертационной работы являлось получение точных экспериментальных данных по массовым значениям нуклидов сверхтяжёлых элементов, анализ полученных результатов и уточнение массовой поверхности в области исследуемых нуклидов. В соответствии с поставленной целью были выполнены следующие задачи:

• Оптимизация установки ЗШРТЯАР для длительных онлайн измерений, включающая в себя стабилизацию магнитного поля сверхпроводящего магнита, в котором находятся ловушки Пеннинга. Для этого были созданы система стабилизации температуры трубы магнита, программа управления температурной стабилизацией, система стабилизации давления паров гелия в гелиевом криостате магнита. Было выполнено тестирование и оптимизация работы систем стабилизации.

• Проведение серии экспериментов по прямым измерениям масс радионуклидов 203"207Яп и 2ПЯа на установке 8Н1РТЯАР для проверки её работоспособности в онлайн режиме.

• Проведение онлайн эксперимента по прямым измерениям масс сверхтяжёлых радионуклидов 252,254,255Ыо и 255,256Ьг на установке БШРТЯАР. Погрешность измеренных масс была меньше 15 кэВ (кроме 256Ьг).

• Анализ полученных экспериментальных данных показал проявление предсказанной ранее нейтронной оболочки N=152 для деформированных ядер нобелия (Ъ = 102) и лоуренсия (2 = 103).

• На основе полученных экспериментальных данных по известным Qa-величинам a-распадов были определены массы сверхтяжёлых нуклидов Rf (Z = 104), Db (Z = 105), Sg (Z = 106), Hs (Z = 108) и Ds (Z =110).

Научная новизна работы

Прямые измерения масс (что равнозначно полным энергиям связи ядер) сверхтяжёлых нуклидов были выполнены впервые в мировой практике.

1. Был проведен эксперимент по прямому измерению масс сверхтяжёлых нуклидов изотопов нобелия и лоуренсия на установке ЗШРТИАР.

\ 1- 252,254,255x1 255,256т

а) Были измерены массы изотопов N0 и Ьг, при этом измерения

255 256

масс N0 и ' Ьг прямым методом были выполнены впервые. Погрешность измеренных масс составляет меньше 15 кэВ (кроме 256Ьг). Нуклид 256Ьг является самым тяжёлым и имеющим наименьшее сечение образования, из когда-либо наблюдавшихся нуклидов в ловушках Пеннинга.

б) Экспериментально было подтверждено существование предсказанной ранее теоретически нейтронной деформированной оболочки N = 152.

в) Были определены массы сверхтяжёлых нуклидов КГ (2, = 104), БЬ (X = 105),

(Ъ = 106), Не (Ъ = 108) и Бе (Ъ = 110) на экспериментальном базисе выполненных исследований.

2. Была проведена серия экспериментов по измерениям масс тяжёлых

203 207 213

ридионуклидов " Яп и Яа на установке 8Н1РТ11АР. При этом:

203 20*7 213

а) Впервые были измерены прямым методом массы " Кп и Яа. При этом были улучшены табличные значения масс 205Кп, 206Яп и 213Яа.

б) Было подтверждено наличие магического числа N = 126 для изотопов Яа.

Практическая значимость результатов работы

В данной работе были впервые получены прямым экспериментальным методом массовые значения для нуклидов 203 20711п, 21311а, 252,254,255Мо, 255'25бЬг. Также были определены массы нуклидов ЙТ, БЬ, Sg, Нб и Бе на основе измеренных масс изотопов нобелия и лоуренсия и спектроскопических данных.

Полученные экспериментальные значения масс позволяют уточнить соответствующие табличные значения масс нуклидов, которые могут быть использованы для различных целей. Массы сверхтяжёлых нуклидов могут быть использованы для уточнения ядерных моделей и массовых формул, предсказывающих положение "острова" стабильности нуклидов, обладающих повышенной энергией связи. В работе дан список нуклидов, входящих в рассматриваемые a-цепочки с изотопами нобелия и лоуренсия, Qa-величины для которых неизвестны, но необходимы для уточнения массовой поверхности в этой области, что указывает направление для дальнейших спектроскопических исследований, необходимых для построения неизвестного ландшафта Сверхтяжёлых.

Личный вклад автора

Представленные результаты диссертации получены автором или при его активном участии. Личный вклад автора включил:

1. Создание системы стабилизации магнитного поля на установке SHIPTRAP. Эта работа включила в себя:

а) Создание системы стабилизации температуры.

б) Создание программы управления стабилизирующей системой.

в) Создание системы стабилизации давления.

г) Тестирование и оптимизация работы систем стабилизации.

2. Подготовка и проведение эксперимента по прямым измерениям масс радионуклидов 203 207Rn и 2I3Ra на установке SHIPTRAP. Обработка и анализ полученных данных.

3. Подготовка и проведение эксперимента по прямым измерениям масс сверхтяжёлых нуклидов 252'254'255No и 255,256Lr на установке SHIPTRAP. Обработка и анализ полученных данных. Определение масс сверхтяжёлых нуклидов Rf (Z = 104), Db (Z = 105), Sg (Z = 106), Hs (Z = 108) и Ds (Z = 110) на основе полученных экспериментальных данных.

б

Основные положения, выносимые на защиту:

1. Создание системы стабилизации магнитного поля на установке ЗШРТЛАР. Системы стабилизации температуры внутри магнита и давления паров гелия в гелиевом криостате позволили значительно уменьшить временные флуктуации магнитного поля, вследствие изменения температуры и давления окружающей среды. Это методическое внедрение позволило повысить прецизионность установки в результате существенного сокращения систематической ошибки измерений резонансных частот и напрямую связанных с ними значений масс.

2. Проведение серии экспериментов по измерениям масс тяжёлых ридионуклидов 203~20711п и 213Ла на установке ЗШРТЯАР. На защиту выносится:

203 207 213

а) Измерение масс радионуклидов " Яп и 11а.

Массы данных радионуклидов были впервые нами измерены прямым методом на установке БШРТКАР. При этом были улучшены табличные значения масс 205Кп, 20бКп и 213Яа.

б) Подтверждение магического числа N = 126.

Результаты измерений для нуклидов, находящихся вблизи замкнутой нейтронной оболочки, свидетельствуют о том, что хорошо известное магическое число нейтронов N = 126, заметно проявляющееся в изотопах свинца, остаётся магическим и для изотопов Яа.

3. Проведение эксперимента по измерению масс сверхтяжёлых нуклидов 252,254,255^ и 255,256^ }ш установке ЗШРТЛАР. На защиту выносится:

а) Измерение масс изотопов нобелия и лоуренсия.

В эксперименте, в котором участвовал диссертант, были измерены массы 252,254,255^0 и 255,25б^г Погрешность измеренных масс составляет меньше 15 кэВ (кроме 256Ьг). Нуклид 256Ьг является самым тяжёлым и с наименьшим сечением образования нуклидом, исследованным в ловушках Пеннинга.

б) Измерение масс 255Ыо и 255'256Ьг, выполненные впервые.

в) Экспериментальная идентификация магического числа нейтронов N = 152. Полученные данные напрямую указывают на существование предсказанной ранее нейтронной деформированной оболочки N = 152.

г) Определение масс сверхтяжёлых нуклидов Rf (Z = 104), Db (Z = 105), Sg (Z = 106), Hs (Z = 108) и Ds (Z = 110) на экспериментальном базисе выполненных диссертантом исследований.

Апробация работы

Основные результаты диссертации докладывались на следующих международных конференциях:

• The XVIIIth "Colloque GANIL", Port-en-Bessin, Normandy, France, 23-28 September, 2013.

• 25th International Nuclear Physics Conference (INPC 2013), Firenze, Italy, 2-7 June, 2013.

• XXXII Mazurian Lakes Conference on Physics, Piaski, Poland, 11-18 September, 2011.

• The 4th International Conference on the Chemistry and Physics of the Transactinide Elements, Sochi, Russia, 5-11 September, 2011.

• Advances in Radioactive Isotope Science - ARIS 2011, Leuven, Belgium, May 29 -June 3,2011.

• DPG Spring Meeting, Munster, Germany, 21-25 March, 2011.

• Zakopane Conference on Nuclear Physics, August 30 - September 5, 2010.

По теме диссертации опубликованы 4 статьи [1, 2, 3,4].

Структура и объём диссертации

Диссертация состоит из введения, шести глав, заключения и списка литературы; содержит 148 страниц, 59 рисунков и 11 таблиц. Приведённый список литературы включает 95 источников.

Содержание работы

Во введении сформулированы цели и задачи работы, обосновывается актуальность исследований, отмечены научная новизна и практическая ценность результатов, кратко излагается содержание отдельных глав.

В первой главе рассмотрено применение значений масс ядер в области ядерной физики, физики элементарных частиц, астрофизики, и отдельно рассмотрено их использование для изучения сверхтяжёлых ядер.

Рассматриваются основные экспериментальные методы определения масс ядер. К ним относятся непрямые методы определения масс в ядерных реакциях, а- и р-распадах; и прямые методы с использованием магнитного масс-спектрометра, времяпролётного масс-спектрометра и накопительного кольца. Одной из особенностей современных методик измерения масс является переход от измерения кинетических энергий, как в случае определения (^-величин, или отношений напряжений в случае обычной масс спектрометрии, к определению времени и частоты. Последняя величина может быть измерена с непревзойдённой точностью. Наибольшая точность измерения масс стабильных и радиоактивных нуклидов достигнута с помощью ионных ловушек. Относительная массовая точность на накопительных кольцах достигает 2-Ю7, а с помощью ловушек Пеннинга точность может достигать 10~8 и лучше для короткоживущих нуклидов с периодом полураспада 100 мс и 10"11 для стабильных нуклидов.

Во второй главе рассмотрена работа ионной ловушки Пеннинга и её использование для измерения масс ионов. В ловушке Пеннинга суперпозиция сильного однородного магнитного поля и слабого электростатического квадрупольного поля обеспечивает 3-х мерное пространственное удержание заряженной частицы. Движение иона в ловушке Пеннинга представляет собой суперпозицию аксиального движения вдоль линии магнитного поля и двух радиальных движений - модифицированного циклотронного и магнетронного. Манипуляции и измерения, проводимые с ионами в ловушке Пеннинга, осуществляются путём возбуждения их собственных движений радиочастотным (РЧ) электромагнитным полем. В наших измерениях использовались дипольное и квадрупольное возбуждения.

Путём измерения собственной циклотронной частоты иона ыс = 2пус = определяют отношение заряда к массе д/т исследуемого иона в ловушке,

где В - модуль вектора магнитной индукции. Существуют две основные методики измерения циклотронной частоты захваченного иона: времяпролётный ионный циклотронный резонанс (ВПИЦР) [5] и Фурье-трансформ ионный циклотронный резонанс (ФТИЦР) [6]. Также недавно был разработан фазовый метод определения циклотронной частоты [7].

В наших измерениях мы использовали метод ВПИЦР, в котором за счёт разницы в энергиях между резонансными и нерезонансными ионами, проявляющейся в разнице времён пролёта ионов, определяется циклотронная частота vc. Метод заключается в конвертации изначального магнетронного движения иона в модифицированное циклотронное движение, при котором радиальная энергия иона максимальна, путём приложения РЧ квадрупольного поля. После приложения РЧ поля ловушка Пеннинга открывалась, и ионы попадали в пространство дрейфа, где на них действовал градиент магнитного поля, под действием которого радиальная энергия ионов полностью переходила в аксиальную. Ионы долетали до детектора, находящемся снаружи магнита, при этом фиксировалось их время прибытия, относительно времени открытия ловушки. Производились возбуждения РЧ полем на разных частотах около расчетного значения vc. В резонансном случае, когда частота РЧ поля совпадала с собственной циклотронной частотой иона vc, конвертация магнетронного движения в модифицированное циклотронное была полной, следовательно энергия радиального движения была максимальной, и время пролёта ионов до детектора было минимальным. По минимуму резонансной кривой определялась циклотронная частота ионов vc, связанная с их массой т (см. рис. 2). Ширина резонанса обратно пропорциональна времени прикладываемого возбуждения РЧ полем.

В третьей главе описана экспериментальная установка SHIPTRAP (GSI, Германия), на которой были выполнены измерения в рамках данной работы. Установка SHIPTRAP является высокопрецизионным масс-спектрометром, построенным для прямых измерений масс тяжёлых и сверхтяжёлых элементов. Она установлена позади сепаратора тяжёлых ионов SHIP в GSI, где ионы

ю

производятся в реакциях слияния-испарения в результате взаимодействия ядер мишени с ядрами первичного пучка. Продукты реакции останавливаются в газонаполненной камере. Далее ионы в виде непрерывного пучка через извлекающий радиочастотный квадруполь (РЧК) попадают в газонаполненный РЧК, где они охлаждаются и накапливаются в группы. Затем они транспортируются к системе, состоящей из двух ловушек Пеннинга, находящихся в сверхпроводящем магните в поле 7 Тл. Первая ловушка Пеннинга предназначена для охлаждения движения ионов и выделения ионов одного вида. Вторая ловушка предназначена для прецизионных измерений масс. Для регистрации ионов используются кремниевые и МКП (микроканальные пластинки) детекторы.

Магнитное поле калибруется ионами с хорошо известной табличной

г> 133/-. + 208п. + П

массой. В наших экспериментах использовались ионы Се и РЬ . В эксперименте определяется отношение частоты эталонного иона к частоте

исследуемого иона г = ^ ^ . Масса атома тпа(от выражается через массу

эталонного атома та{отге^ и отношение частот г следующим образом:

тмот = ~~~' (,та1от,ге/ ~ *ге/те) ' г + хте, где х и хге/- зарядовые состояния

xref

исследуемого и эталонного ионов, соответственно, и те - масса электрона.

Четвёртая глава посвящена стабилизации магнитного поля на установке БШРТЯАР. В ионной ловушке Пеннинга измерение массы иона производится определением его циклотронной частоты ус, которая пропорциональна ' величине магнитного поля В. Флуктуации магнитного поля ведут к флуктуациям циклотронной частоты и накладывают предел на точность определения массы нуклида. Особое значение это имеет при длительных измерениях масс редких нуклидов, имеющих малые выходы и требующих, следовательно, больших времён набора статистики. Поэтому необходимо уменьшить временные флуктуации магнитного поля. К таким флуктуациям могут приводить различные факторы, в частности изменения температуры и давления окружающей среды, которые и были рассмотрены.

Для уменьшения флуктуаций температуры в трубе магнита была разработана, собрана и протестирована система стабилизации температуры. Эта работа включила следующие этапы: а) сборка системы стабилизации температуры; б) создание программного обеспечения, для работы и управления стабилизирующей системой; в) экспериментальная оптимизация процедуры стабилизации. Температура магнита варьируется при помощи потока нагретого воздуха, вдуваемого вентилятором в пространство зазора между магнитом и вакуумной трубой, в которой располагаются ловушки Пеннинга. Для нагревания потока воздуха используется нагревательный элемент, подключеный к источнику питания, который управляется контрольной программой, написанной в ЬаЬУ1Е\У. Мультиметр измеряет сопротивление резистора РТ 100, закреплённого на трубе магнитного зазора. Сопротивление резистора РТ 100 зависит от температуры и очень чувствительно к её изменениям. Программа сравнивает эту температуру с заданной температурой и посылает сигнал на источник питания, который выдаёт соответствующее нагревательное напряжение. Таким образом, реализуется отрицательная обратная связь между температурой магнита и температурой потока воздуха. Использование такой стабилизации позволило уменьшить дневные флуктуации температуры (несколько °С) до флуктуаций не больше ±0,02 °С.

Давление в гелиевом криостате магнита также оказывает влияние на магнитное поле. Это давление было стабилизировано путём регулирования вылетающих паров гелия из криостата с помощью электронного клапана, который управлялся регулятором, работающим на основе пропорционально-дифференциально-интегрального цикла. Использование системы стабилизации давления позволило уменьшить флуктуации давления (типично - несколько мбар) до +0,1 мбар относительно среднего значения.

Измерения с калибровочными ионами ШС5+ показали влияние температуры и давления на магнитное поле. Относительная погрешность, вносимая изменением магнитного поля во время измерений в отсутствии стабилизации, составила 8В = 3,54(17)-10"8 ч"1. При работающих системах

стабилизации температуры и давления она составила 5в= 7,6(64)-10"" ч1. Таким образом, стабилизация магнитного поля позволила уменьшить погрешность, связанную с флуктуациями магнитного поля, более чем в 460 раз.

В пятой главе описывается серия экспериментов, посвященных прямым измерениям масс 203 207Кп и 213Яа на установке БШРТЯАР. Массы приведённых нуклидов впервые были измерены прямым методом. Для 203Ил была измерена масса изомерного состояния с энергией 362(5) кэВ и спином 13/2+, а для остальных нуклидов - массы основных состояний.

В таблице 1 приведены экспериментальные значения для атомных масс тМот и избытков масс МЕэкспер (МЕ = та(от — А). Для сравнения приведены литературные значения избытков масс МЕаме, взятые из АМЕ2012 [8]. В результате измерений на БШРТЯАР были улучшены точности массовых значений нуклидов 205Кп, 206Кп и 2,3Яа по сравнению с литературными значениями АМЕ2012, примерно в 6, 1,5 и 2 раза, соответственно.

Таблица 1. Атомные массы измеренных нуклидов 203"207Ип и 2|3Яа и сравнение экспериментальных значений избытка массы МЕэкс„ер и литературных МЕаме. В скобках указаны погрешности последних цифр.

Нуклид Атомная масса, а. е. м. 11 ^экспер» кэВ МЕАМЕ, кэВ МЕэкспер - МЕАМЕ, кэВ

203тЯп 202,993792(30) -5783(28) -5797(24) -15(37)

20411п 203,991445(16) -7969(15) -7983(15) -14(21)

205Яп 204,991736(9) -7698(8) -7714(50) -16(51)

206 Яп 205,990189(11) -9139(10) -9115(15) 23(18)

207Яп 206,990677(28) -8685(26) -8635(8) 50(27)

213Яа 213,000367(12) 342(11) 358(21) 16(23)

На рис. 1 показаны энергии £2п Для изотопов Яп и Яа с числом нейтронов N от 116 до 130, полученные из экспериментов, включая рассмотренные

13

измерения на ЗШРТЯАР. Энергия отделения двух нейтронов Б2п плавно убывает, приближаясь к магическому числу N = 126. Как только нейтронная оболочка становится полностью заполненной, энергия 52п при дальнейшем изменении числа нейтронов резко падает, вследствие уменьшения энергии связи нейтронов сверх заполненной оболочки. Таким образом, перегиб кривых зависимости 52п от N говорит о наличии замкнутой нейтронной оболочки при N = 126. Этот вывод следует и из наших измерений, включающих массу 213Яа.

г-, .. 203-207 0 213г)„

Проведенные измерения на пучке радиоактивных нуклидов Кп и Ка на 8Н1РТ11АР явились проверкой готовности установки перед измерениями масс сверхтяжёлых нуклидов.

N

Рисунок 1. Энергии отделения двух нейтронов 52п в зависимости от числа нейтронов N для изотопов Яп (кружки) и Яа (квадратики). Заполненными точками отмечены 52п, рассчитанные с использованием результатов экспериментов на ЗШРТЯАР.

Незаполненные точки показывают значения 52п, взятые из АМЕ2012. Погрешности измерений заключены в точках.

Шестая глава посвящена измерениям масс изотопов нобелия и лоуренсия. В эксперименте на установке БШРТКАР, проведённом диссертантом, были ! измерены массы 252-254'255Ыо и 255"256Ьг. Массы исследуемых нуклидов определялись методом ВПИЦР (пример резонансной кривой для ионов 255Ьг2+ показан на рис. 2). Измерения циклотронной частоты проводились с двукратно

заряженными ионами изотопов нобелия и лоуренсия. Для калибровки магнитного поля использовались ионы 133С5+.

V - 843324,69, Гц

Рисунок 2. Полученный в эксперименте времяпролётный циклотронный резонанс ионов

. Время возбуждения Техс = 2 с.

Таблица 2. Атомные массы измеренных нуклидов 252"255Мо и 255'256Ьг и сравнение экспериментальных значений избытка массы МЕэкспер и литературных МЕаме (АМЕ2003). В скобках указаны погрешности последних цифр. Знак # означает, что приведённые массовые величины были вычислены на основе систематических трендов.

Нуклид Атомная масса, а. е. м. 11 ^экспер> кэВ МЕаме, кэВ М^экспер _ МЕаме, кэВ

252Мо 252,088960(15) 82866(14) 82881(13) -15(19)

253Ко 253,090560(14) 84356(13) 84470#(100#) -114(101)

254Ыо 254,090963(11) 84731(10) 84724(18) 7(20)

255Мо 255,093193(15) 86809(14) 86854(10) -45(17)

255Ы 255,096565(13) 89950(12) 90060#(210#) -110(210)

256Ьг 256,098505(74) 91757(69) 91870#(220#) -113(231)

12001000-, ■

7. = 02

600- ]

) <

200- 1

200 0

(

(

| ;

с

-1-г-

Рисунок 3. Двухнейтронные щели 62п для изотопов нобелия и лоуренсия. Заполненные кружки показывают о2П, рассчитанные с использованием двух экспериментальных значений масс БШРТКАР; полузаполненные - с использованием одного значения; пустые - полностью основанные на табличных массах АМЕ2012.

Результаты проведённого эксперимента были объединены с результатами предыдущего эксперимента на 8Н1РТЯАР, в котором были измерены массы 252-254^о в таблице 2 приведены экспериментальные значения для атомных масс

тп

и избытков масс МЕ,

экспер

и для сравнения литературные значения

избытков масс МЕаме, взятые из АМЕ2003 [9] (версия АМЕ2012 уже включила наши результаты).

Исследуемые изотопы нобелия и лоуренсия находятся вокруг предсказанной нейтронной деформированной оболочки N = 152. Рассчёт значений двухнейтронной щели 82п Для изотопов нобелия (7. = 102) и изотопов лоуренсия (7=103), с использованием наших результатов, показал наличие максимума при N = 152, что является прямым экспериментальным доказательством существования нейтронной оболочки N = 152 для деформированных ядер.

Массы измеренных нуклидов, совместно со спектроскопическими данными по а-распадам, позволили определить массы более тяжёлых нуклидов вплоть до Бе (2 = 110), входящих в соответствующие а-цепочки. При этом массы ряда нуклидов были уточнены.

В заключении сформулированы основные результаты работы.

16

Список публикаций по теме диссертации:

[1] Е. Minaya Ramirez, D. Ackermann, К. Blaum, M. Block, С. Droese, Ch. E. Düllmann, M. Dworschak, M. Eibach, S. Eliseev, E. Haettner, F. Herfurth, F. P. Heßberger, S. Hofmann, J. Ketelaer, G. Marx, M. Mazzocco, D. Nesterenko, Yu. N. Novikov, W. R. Plaß, D. Rodriguez, С. Scheidenberger, L. Schweikhard, P. G. Thirolf, C. Weber, Direct Mapping of Nuclear Shell Effects in the Heaviest Elements // Science 337, pp. 1207-1210 (2012).

[2] C. Droese, D. Ackermann, L.-L. Andersson, K. Blaum, M. Block, M.Dworschak, M. Eibach, S. Eliseev, U. Forsberg, E.Haettner, F. Herfurth, F.P. Heßberger, S. Hofmann, J. Ketelaer, G. Marx, E. Minaya Ramirez, D. Nesterenko, Yu.N. Novikov, W.R. Plass, D. Rodriguez, D. Rudolph, C. Scheidenberger, L. Schweikhard, S. Stolze, P.G. Thirolf and C. Weber, High-precision mass measurements ofm'lmRn and 2,3Ra with SHIPTRAP // Eur. Phys. J. A 49, 13 (2013).

[3] C. Droese, M. Block, M. Dworschak, S. Eliseev, E. Minaya Ramirez, D. Nesterenko, L. Schweikhard, Investigation of the magnetic field fluctuation and implementation of a temperature and pressure stabilization at SHIPTRAP II Nucl. Instr. Meth. A 632, pp. 157-163 (2011).

[4] Dmitriy Nesterenko, Temperature stabilization of the SHIPTRAP magnet // GSI International Students Program 2008, Reports Book, pp. 99-102 (2008).

Цитируемая литература:

[5] M. König, G. Bollen, H.-J. Kluge, T. Otto, J. Szerypo, Quadrapole excitation oj stored ion motion at the true cyclotron frequency // Int. J. Mass Spectrom. Ion Process 142, pp. 95-116 (1995).

[6] A. G. Marshall, Fourier Transform Ion Cyclotron Resonance Mass Spectrometry //Acc. Chem. Res. 18, pp. 316-322 (1985).

[7] S. Eliseev, K. Blaum, M. Block, C. Droese, M. Goncharov, E. Minaya Ramirez, D. A. Nesterenko, Yu.N. Novikov, and L. Schweikhard, Phase-Imaging Ion-Cyclotron-Resonance Measurements for Short-Lived Nuclides // Phys. Rev. Lett. 110, 082501 (2013).

[8] M. Wang, G. Audi, A.H. Wapstra, F.G. Kondev, M. MacCormick, X. Xu, and B. Pfeiffer, The AME2012 atomic mass evaluation. (II). Tables, graphs and references // Chinese Physics C, Vol. 36, No. 12, pp. 1603-2014 (2012).

[9] G. Audi, A. H. Wapstra and C. Thibault, The AME2003 atomic mass evaluation. (II). Tables, graphs and references // Nucl. Phys. A. 729, pp. 337-676 (2003).

Подписано в печать 20.02.14 Формат 60х84'/|6 Цифровая Печ. л. 1.0 Тираж 100 Заказ 13/02 печать

Типография «Фалкон Принт» (197101, г. Санкт-Петербург, ул. Большая Пушкарская, д. 54, офис 2)

Санкт-Петербургский Государственный Университет Физический факультет

На правах рукописи

04201455139

Нестеренко Дмитрий Александрович

Измерение масс нуклидов сверхтяжёлых элементов в ловушке Пеннинга

Специальность 01.04.16 физика атомного ядра и элементарных частиц

Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Научный руководитель д.ф.-м.н., проф. Новиков Ю. Н.

Санкт-Петербург 2013

Оглавление

Список условных сокращений...........................................................................Э

Введение..................................................................................................................4

Глава 1 Массы ядер..........................................................................................8

1.1 Области использования значений масс ядер...............................................8

1.1.1 Ядерная физика........................................................................................В

1.1.2 Физика элементарных частиц...............................................................12

1.1.3 Астрофизика...........................................................................................17

1.1.4 Сверхтяжёлые ядра................................................................................18

1.2 Экспериментальные методы определения масс ядер...............................23

1.2.1 Непрямые методы..................................................................................24

1.2.2 Прямые методы......................................................................................27

Глава 2 Ловушки Пеннинга..........................................................................33

2.1 Идеальная ловушка Пеннинга....................................................................33

2.2 Реальная ловушка Пеннинга.......................................................................39

2.2.1 Искажения электрического поля..........................................................39

2.2.2 Искажения магнитного поля.................................................................40

2.2.3 Несовпадение оси электрического поля с магнитным полем...........42

2.2.4 Кулоновское взаимодействие между ионами в ловушке..................42

2.3 Возбуждение движения ионов в ловушке Пеннинга...............................43

2.3.1 Дипольное возбуждение........................................................................44

2.3.2 Квадрупольное возбуждение................................................................47

2.4 Охлаждение движения ионов в буферном газе.........................................51

2.5 Измерение масс в ловушках Пеннинга......................................................54

2.5.1 Времяпролетный ионный циклотронный резонанс...........................55

2.5.2 Фурье-трансформ ионный циклотронный резонанс..........................62

2.5.3 Фазовый метод определения циклотронной частоты........................65

Глава 3 Установка SHIPTRAP.....................................................................73

3.1 Сепаратор тяжёлых ионов SHIP.................................................................74

3.2 Газонаполненная камера.............................................................................76

3.3 Газонаполненный радиочастотный квадруполь.......................................80

3.4 Система ловушек Пеннинга........................................................................83

3.5 Временной цикл измерений........................................................................85

3.6 Процедура вычисления масс.......................................................................86

Глава 4 Стабилизация магнитного поля....................................................91

4.1 Стабилизация температуры.........................................................................91

4.1.1 Схема системы температурной стабилизации....................................92

4.1.2 Алгоритм работы контрольной программы........................................93

4.1.3 Результаты..............................................................................................95

4.2 Стабилизация давления...............................................................................97

4.2.1 Система стабилизации...........................................................................97

4.2.2 Результаты..............................................................................................98

4.3 Влияние температуры и давления на магнитное поле...........................100

Глава 5 Прямые измерения масс 203'207Rn и 213Ra на SHIPTRAP.........105

Глава 6 Прямые измерения масс изотопов нобелия и лоуренсия на SHIPTRAP...........................................................................................................112

6.1 Получение изотопов нобелия и лоуренсия на SHIP...............................112

6.2 Результаты измерений...............................................................................115

6.3 Обсуждение результатов...........................................................................124

6.3.1 Нейтронная оболочка N = 152 для деформированных ядер............124

6.3.2 Сравнение с данными теоретических моделей.................................124

6.3.3 Рассмотрение а-цепочек......................................................................127

Заключение.........................................................................................................134

Список литературы...........................................................................................137

Благодарности....................................................................................................148

Список условных сокращений

ПШПВ - полная ширина на полувысоте

РЧ - радиочастотный

РЧК - радиочастотный квадруполь

ВПИЦР - времяпролётный ионный циклотронный резонанс ФТИЦР - Фурье-трансформ ионный циклотронный резонанс МКП - микроканальная пластинка

GSI - (нем. GSI Helmholtzzentrum fur Schwerionenforschung) Центр по изучению тяжёлых ионов имени Гельмгольца в Дармштадте (Германия) SHIP - (англ. Separator for Heavy Ion reaction Products) сепаратор тяжёлых ионов в GSI

UNILAC - (англ. UNIversal Linear Accelerator) линейный ускоритель тяжёлых ионов в GSI

ESR - (англ. Experimental Storage Ring) экспериментальное накопительное кольцо в GSI

ПЛ - подготовительная ловушка (Пеннинга) ИЛ - измерительная ловушка (Пеннинга)

Введение

Тяжелейшим элементом, встречающимся в природе в естественном состоянии, является уран (2=92). Согласно квантовой электродинамике нестабильность электронной оболочки атома должна наступать при атомных числах Ъ ~ 174-176 [1]. Но предел существования атомов наступает значительно раньше из-за нестабильности атомных ядер. К настоящему времени элементы с атомными номерами Ъ > 92, период полураспада которых значительно меньше возраста Земли (~4,5-109 лет), полностью распались. Однако в середине прошлого века научились получать элементы, которые не встречаются в природе, тем самым расширяя периодическую таблицу химических элементов и знания о границах существования ядерной материи.

Важную роль в определении структуры и свойств ядерной материи играют квантово-механические оболочечные эффекты. Ядра с магическим числом протонов и/или нейтронов, то есть с заполненными нуклонными оболочками, обладают повышенной энергией связи. В сверхтяжёлых элементах ядерные оболочечные эффекты имеют решающее значение для их существования. Проявлением этих оболочечных эффектов является, например, увеличение периода полураспада на 15 порядков для ядер с числом нейтронов около N=152 по сравнению с моделью жидкой капли [2]. Таким образом, сверхтяжёлые элементы служат своеобразным проверочным полигоном для понимания оболочечных эффектов и свойств ядерных сил.

В конце 1960-х годов, спустя около двух десятилетий после введения модели ядерных оболочек [3], был предсказан так называемый "остров стабильности" сверхтяжелых элементов, удалённый от известных ядер. Экспериментальные данные по получению изотопов элементов с массовыми числами до 2=118 [4] подтверждают эту концепцию, но точное расположение и протяжённость "острова стабильности" неизвестны. Области

повышенной энергии связи предсказываются для деформированных магических ядер при N = 152 и 162 около Бт (X = 100) [2] и № (г = 108) [5, 6] и для сферических ядер при Ъ = 114, N = 184 [7].

Одной из фундаментальных величин, описывающих нуклиды, является их масса, напрямую определяющая ядерную энергию связи. Точные массовые значения в широкой области сверхтяжёлых элементов являются ключевыми в понимании структуры ядер, позволяют судить о силе оболочечных эффектов и делать уточнения о положении острова стабильности.

Однако, до недавнего времени не было прямых измерений масс нуклидов тяжелее урана. Массовые значения определялись через измерения энергий ос-распадов. По цепочкам а-распадов, "спускающихся" от сверхтяжёлых элементов к нуклидам с известной массой, определялись массы неизвестных нуклидов. При этом погрешность массы нуклида включала в себя погрешности всех энергий а-распада, связанных с членами а-цепочки, то есть чем дальше находился нуклид от нуклида с известной массы, тем больше становилась его погрешность. Если для чётно-чётных ядер сс-распад связывает основные состояния ядер, то для нечётных и нечётно-нечётных ядер а-распад часто идёт на возбуждённое состояние дочернего ядра, которое распадается посредством испускания у-лучей или конверсионных электронов. Поэтому, в последнем случае, для определения масс необходимо также знать схему ядерных уровней во всей цепочке а-распада. Точное определение энергий возбуждения таких ядер является трудной экспериментальной задачей, особенно для низколежащих уровней, и данные по схемам распада, необходимые для определения точных значений <2а-величин, не всегда известны. Также некоторые а-цепочки в этой области ядер обрываются спонтанно-делящимся нуклидом, не доходя до нуклида с известной массой. Для многих нуклидов выше Рш массовые значения были лишь экстраполированы с погрешностью в несколько сотен кэВ [8]. Прямые измерения масс нуклидов, включённых в а-цепочки в этой области, вместе со

спектроскопическими данными позволят уточнить массовую поверхность сверхтяжёлых элементов.

На сегодняшний день наилучшая точность определения масс нуклидов обеспечивается ионными ловушками Пеннинга, которая достигает 10' и лучше для короткоживущих нуклидов с периодом полураспада ниже 100 мс и 10*11 для стабильных нуклидов [9]. В ловушке Пеннинга определяется циклотронная частота вращения захваченного иона, однозначно связанная с его массой. Первые прецизионные измерения в ловушке Пеннинга были выполнены Демельтом, который проводил в ней измерения g-фактора электрона [10].

Для массовых измерений в области сверхтяжёлых нуклидов была построена установка SHIPTRAP с ловушками Пеннинга, расположенная за сепаратором тяжёлых ионов SHIP в GSI (Дармштадт). В эксперименте 2008 года на установке SHIPTRAP были впервые измерены массы трёх изотопов нобелия (Z= 102) 252"254No [11, 12]. А в эксперименте 2010 года были

лее ^с^с

измерены массы изотопов лоуренсия (Z = 102) ' Lr и ещё один изотоп

255 252 254

нобелия No, а также уточнены значения масс изотопов ' No [13]. Указанные изотопы нобелия и лоуренсия являются тяжелейшими радионуклидами, для которых прямым методом измерены массы. Этим экспериментам и посвящена данная работа. Целью работы являлось:

1. Подготовка экспериментальной установки SHIPTRAP к работе со сверхтяжелыми элементами. Создание системы стабилизации магнитного поля сверхпроводящего магнита, в котором расположены ловушки Пеннинга, её детальное тестирование и применение.

2. Проведение on-line эксперимента по измерению масс радионуклидов 203"207Rn и 213Ra. Проверка работы установки SHIPTRAP в on-line режиме. Обработка и анализ полученных экспериментальных данных.

о тт 255,256т 252,254,255-чт

3. Измерение масс сверхтяжелых радионуклидов Lr и No.

Обработка и анализ полученных экспериментальных данных.

6

В первой главе рассмотрено применение значений масс ядер в области ядерной физики, физики элементарных частиц, астрофизики, и отдельно рассмотрено их использование для изучения сверхтяжёлых ядер. Также рассмотрены основные экспериментальные методы определения масс ядер.

Вторая глава посвящена масс-спектрометрии с помощью ионной ловушки Пеннинга. Рассмотрены принципы удержания ионов в ловушке, манипуляции с ними и методы определения массы иона в ловушке Пеннинга.

В третьей главе рассматривается экспериментальная установка SHIPTRAP, расположенная за сепаратором тяжёлых ионов SHIP (GSI, Германия). Приведены описания сепаратора SHIP и основных частей установки SHIPTRAP: газонаполненной камеры, газонаполненного РЧК и системы, состоящей из двух ловушек Пеннинга.

Четвертая глава посвящена системе стабилизации магнитного поля на установке SHIPTRAP.

Пятая глава посвящена прямым онлайн измерениям масс тяжёлых радионуклидов 203"207Rn и 213Ra на установке SHIPTRAP.

Шестая глава посвящена прямым онлайн измерениям масс сверхтяжёлых радиуонуклидов 255-256Lr и 252'254-255n0 на установке SHIPTRAP. Было рассмотрено проявление оболочечного эффекта от заполнения нейтронной оболочки в деформированных ядрах. Было проведено сравнение полученных значений масс со значениями, предсказанными некоторыми ядерными моделями. По известным ()а-величинам сс-распадов были определены массы ядер, входящих в а-цепочки с измеренными нуклидами.

В заключении приводится краткое описание полученных результатов, выносимых на защиту.

Глава 1 Массы ядер

Масса ядра М(Л^), состоящего из N нейтронов и 2 протонов, всегда меньше суммы масс составляющих его нуклонов в свободном состоянии. Этот "недостаток" массы равен энергии связи ядра В (Л/, 7) относительно всех составляющих его нуклонов и определяет ту величину энергии, которую необходимо затратить, чтобы разделить ядро на все составляющие нуклоны. Энергия связи ядра определяется выражением:

= [Ытп + гтр - ■ с2, (1.1)

где тп и Шр - масса нейтрона и протона, соответственно, а с - скорость света в вакууме. Таким образом, массы ядер, определяющие энергию связи, являются одной из фундаментальных характеристик ядер и используются как для понимания ядерной структуры, так и в других областях фундаментальной физики.

1.1 Области использования значений масс ядер

)

1.1.1 Ядерная физика

Массовые значения ядер позволяют определить энергии отделения нейтрона 5"п и энергии отделения протона Бр, которые для ядра с N нейтронами и 2 протонами определяются как

= {м(м -1 + шп - ■ с2 = в(ы,г) - в(N - (1.2)

Брф.г) = {м(ы,г-1) + шр - м(ли)} ■ с2 = - в(ы,г -1). (1.3)

Энергии 5П и 5р определяют границы нуклонной устойчивости. При 5П< О

ядро является неустойчивым по отношению к испусканию нейтрона, а при

5,р< 0 - неустойчивым по отношению к испусканию протона. Имея массовые

значения в области нейтроноизбыточных и нейтронодефицитных ядер,

можно судить о границах нейтронной и протонной устойчивости,

8

соответственно, путём экстраполяции значений Sn и Sp до изменения их знака.

Ядра с так называемыми магическими числами нейтронов или/и протонов N, Z = 2, 8, 20, 28, 50, 82 и N = 126 являются ядрами с заполненной нейтронной или/и протонной оболочкой и обладают повышенной энергией связи. Оболочечная структура в систематике масс в случае нейтронных оболочек проявляется через энергию отделения двух нейтронов

S2n(N,Z) = {M(N - 2,Z) + 2mn - M(JV,Z)} ■ с2 (1.4)

= B(N,Z)-B(N-2,Z), и в случае протонных оболочек через энергию отделения двух протонов

S2p(N,Z) = {M(N,Z - 2) + 2mv - M{N,Z)} ■ с2 (1.5)

= B{N,Z)-B(N,Z- 2). Из-за парного взаимодействия между нуклонами рассматривается энергия отделения двух нуклонов, а не одного.

Энергия S2n ПРИ увеличении числа нейтронов N равномерно падает при некотором постоянном значении Z, что следует из модели жидкой капли. Однако, сразу после магических чисел, когда оболочка заполнена, происходит резкое падение S2n, после чего равномерное падение возобновляется. Эта ситуация изображена на рис. 1.1, где показаны энергии S2n для элементов Z = 25—58. Магическое число N- 50 соответствует резкому падению энергии, необходимой для отделения нейтронов сверх заполненной оболочки. Протонная оболочечная структура может быть также изображена путём построения энергии S2p в зависимости от Z для изотонных (N = const) цепочек.

Резкое падение энергии S2n при N = 50 на рис. 1.1 не является единственным отклонением от равномерного убывания; между N = 56 и 61 имеется впадина, заметная для элементов от Rb к Ru и имеющая максимум на N = 59 для Zr. Это соответствует тому, что среднее поле, связанное с оболочечной структурой, претерпевает резкий переход от сферической

формы к деформированной [14]. Однако, массовые измерения не являются единственным показателем такого изменения формы; более характеристичным признаком деформации является ротационный спектр.

Число нейтронов N

Рис. 1.1: Энергия отделения двух нейтронов 52п для некоторых элементов в области 2 = 25—58, в зависимости от числа нейтронов N. Данные взяты из [8].

Заполненные оболочки и силу оболочечных эффектов можно выявить также путём наблюдения скачка величины двухнейтронной щели 82п и двухпротонной щели 82р, являющихся разницами энергий отделения двух нуклонов [15]:

8гп0*,г) = Б2п^,2) - 32п(М + 2,2) (1.6)

= 2В(N,2) - В(N - 2,2)- Я(N + 2,2), 82Р(П,2) = 52р№,2)-32р^,2 + 2) (1.7)

= 2В^,2) - В{N,2 - 2) - В(1Я,2 + 2).

Ключевую роль массовые измерения играют в изучении гало-ядер, находящихся вблизи границ нуклонной устойчивости. Типичными примерами таких ядер являются "Ы и иВе, представляющие собой слабосвязанную систему кора (9Ы и 10Ве) с двумя и одним нейтроном, соответственно. Волновая функция гало-ядер зависит от энергии отделения одного или двух нуклонов [16, 17]. Эти энергии являются входными параметрами в двух- и трёхчастичной моделях.

Помимо парного эффекта в ядре, проявляющегося в том, что ядра с чётным числом нуклонов одного вида, обладают большей энергией связи, чем с нечётным числом нуклонов, существует парный эффект между протоном и нейтроном, связанными в изоспиновом состоянии 7=0. Это проявляется в более сильной связи ядер с N = 2 по сравнению с соседними ядрами и называется эффектом Вигнера. Среднее взаимодействие крайних протона(-ов) с нейтроном(-ами) характеризуется величиной 8Урп, которая для чётно-чётных ядер определяется как

<^рп(ли) = - в(2,ы- 2)} (1,8)

- {в(г - 2,ло - в(2 - г,N - 2)}].

Величины 8Урп показывают сингулярности для с ядер N = отражая взаимодействие с Т = 0, и меньшие нерегулярности вб�