Общие теоретические представления о тройном делении ядер

Явление тройного деления ядер с вылетом -частиц впервые наблюдалось в 1943 г., первые публикации появились в 1947 г. . Хотя вероятность тройного деления невелика (2–3 случая тройного на 1000 случаев двойного деления) за прошедшие годы было накоплено большое количество экспериментальных данных, в основном для тройного деления 235U тепловыми нейтронами и для спонтанного деления ядер 244Cm и 252Сf, связанных с вылетом  не только -, но и более тяжелых третьих частиц.

Для описания угловых распределений продуктов спонтанного и низкоэнергетического вынужденного тройного деления ядер рассмотрим в начале экспериментальные свойства указанного вида деления, приведенные, например, в обзоре . В тройном делении родительского ядра возникают два достаточно тяжелых фрагмента , и , (,) и третья легкая частица с атомным весом  и зарядом . Вероятность тройного деления по отношению к вероятности двойного деления того же самого ядра имеет значение , причем наибольшую вероятность имеют каналы тройного деления с вылетом -частиц . Массовые и зарядовые распределения двух тяжелых фрагментов , и , в тройном делении имеют в актинидной области заметную асимметрию и близки к аналогичным распределениям при двойном делении тех же ядер. Зависимость суммарной кинетической энергии от массы фрагментов в двойном и тройном делении практически совпадают, хотя величина суммарной кинетической энергии фрагментов меньше, чем в двойном на величину, примерно равную половине кинетической энергии легкой частицы. Энергетические распределения третьей частицы не чувствительны как к спину  и типу делящегося ядра, так и к характеру процесса, вызывающего тройное деление, и хорошо аппроксимируются широкими гауссовскими функциями с максимумом при энергии  и шириной . В случае -частиц величина  для всех актинидов оказывается близкой к 16 МэВ, а величина  лежит в узком интервале от 9,6 МэВ до 10,9 МэВ, возрастая с увеличением атомного веса  делящегося ядра. Угловые распределения третьей частицы по отношению к направлению вылета легкого фрагмента тройного деления слабо зависят от спина  и типа делящегося ядра, и характера процесса, вызывающего тройное деление, и описываются широкими гауссовскими функциями, зависящими от угла  между направлениями вылета третьей частицы и легкого фрагмента деления, с максимумом при угле   и шириной . Угол  оказывается близким к , что указывает на экваториальный характер угловых распределений третьей частицы и свидетельствует о рождении третьей частицы из шейки делящегося ядра, разделяющей тяжелые предфрагменты деления в предразрывной конфигурации этого ядра. В случае -частиц ширина  слабо меняется от  до  при переходе от делящегося ядра 236U к 252Cf, а величина  меняется для 252Cf от  при  до  при , где коэффициент массовой асимметрии  определяется как .

В настоящее время расчет угловых и энергетических распределений третьих частиц, как правило, проводится в рамках метода траекторных расчетов , основанного на классическом приближении и заключающегося в построении начальной конфигурации системы фрагментов и третьей частицы во внешней области, когда уже можно пренебречь действием ядерных сил между третьей частицей и фрагментами деления, и считать, что разлет продуктов тройного деления происходит под действием только сил кулоновского отталкивания. Начальная конфигурация (положение и скорости третьих частиц и фрагментов деления) подбирается такой, чтобы в конце разлета продуктов тройного деления расчетные величины совпали с наблюдаемыми: распределениями масс и полной кинетической энергии продуктов, энергетическим распределением третьих частиц, угловым распределением третьих частиц относительно легкого фрагмента. В большинстве работ по траекторным расчетам разумно описываются угловые и энергетические распределения третьих частиц, однако, существует большой разброс используемых значений параметров начальных конфигураций. Это означает, что выбор начальной конфигурации для траекторных расчетов должен опираться на физику рождения и движения третьей частицы во внутренней области, где существенны ядерные силы взаимодействия этой частицы с остовом делящегося ядра. Пример такой ситуации реализован в работе , где учитывается механизм образования и динамика движения третьей частицы во внутренней области. Было бы также важно провести последовательные квантовомеханические расчеты движения продуктов тройного деления во внешней области, что позволило бы определить структуру делительных фаз тройного деления ядер, очень важных для описания интерференционных эффектов в тройном делении ядер, например Т-нечетных асимметрий в угловых распределениях продуктов тройного деления ядер.

Для описания выходов третьих частиц в тройном делении было предложено несколько подходов. В рамках статистической модели Фонгом были вычислены вероятности тройного деления с вылетом -частиц. В случае деления 235U тепловыми нейтронами, полученное в работе значение отношения вероятности тройного деления к двойному хорошо согласуется с экспериментальным, в то время как для спонтанного деления 252Cf значение этого отношения примерно в 2 раза больше экспериментального. Статистический испарительный механизм выброса легкой частицы из нагретой локализованной области между осколками был предложен в работе . Но и этот механизм не лишен недостатков. Автор работы отмечает, что введенные им величины энергии отделения нейтронов и протонов, необходимые для вывода этих нуклонов из шейки на вершину потенциального барьера, оказываются значительно меньшими значений, следующих из систематики энергий связи. Кроме того, для работ, в которых вылет третьих частиц описывается испарительным механизмом, существует противоречие с экспериментальным фактом – вероятность тройного деления практически не зависит от энергии возбуждения делящегося ядра .

В работе предложена динамическая модель тройного деления, связанная с двойным разрывом шейки делящегося ядра. Эти разрывы статистически независимы и следуют один за другим за времена порядка периодов одночастичного движения. Часть шейки, заключенная между двумя разрывами, приводит к формированию легкой заряженной частицы, сопровождающей деление. На основе упрощенного полуклассического рассмотрения процесса спуска ядра с седловой точки с учетом диссипативных сил получено выражение для отношения вероятностей тройного деления к двойному, которое разумно описывает опытные данные.

Главной же проблемой работ является получаемая в них температура делящегося ядра  МэВ, что противоречит обсуждаемому выше представлению квантовой теории деления о «холодности» делящегося ядра в точке разрыва.

Указанное представление приводит к необходимости введения иного, по сравнению с испарительным, механизма формирования третьих частиц в тройном делении ядер. Подобные механизмы были предложены в работах для случая, когда в качестве третьей частицы рассматривались дейтрон, тритон и -частица, и основан на переходах указанных частиц из поверхностных кластерных состояний делящегося ядра в высокоэнергетические состояния этих частиц под влиянием эффектов типа «встряски», обусловленных неадиабатическим характером коллективного деформационного движения делящегося ядра на стадии его спуска с внешней седловой точки.