Измерение масс нуклидов сверхтяжёлых элементов в ловушке Пеннинга тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.16, кандидат наук Нестеренко, Дмитрий Александрович

• Нестеренко, Дмитрий Александрович
• кандидат наук
• 2013

Оглавление диссертации кандидат наук Нестеренко, Дмитрий Александрович

Оглавление

Список условных сокращений

Введение

Глава 1 Массы ядер

1.1 Области использования значений масс ядер

1.1.1 Ядерная физика

1.1.2 Физика элементарных частиц

1.1.3 Астрофизика

1.1.4 Сверхтяжёлые ядра

1.2 Экспериментальные методы определения масс ядер

1.2.1 Непрямые методы

1.2.2 Прямые методы

Глава 2 Ловушки Пеннинга

2.1 Идеальная ловушка Пеннинга

2.2 Реальная ловушка Пеннинга

2.2.1 Искажения электрического поля

2.2.2 Искажения магнитного поля

2.2.3 Несовпадение оси электрического поля с магнитным полем

2.2.4 Кулоновское взаимодействие между ионами в ловушке

2.3 Возбуждение движения ионов в ловушке Пеннинга

2.3.1 Дипольное возбуждение

2.3.2 Квадрупольное возбуждение

2.4 Охлаждение движения ионов в буферном газе

2.5 Измерение масс в ловушках Пеннинга

2.5.1 Времяпролетный ионный циклотронный резонанс

2.5.2 Фурье-трансформ ионный циклотронный резонанс

2.5.3 Фазовый метод определения циклотронной частоты

Глава 3 Установка SHIPTRAP

3.1 Сепаратор тяжёлых ионов SHIP

3.2 Газонаполненная камера

3.3 Газонаполненный радиочастотный квадруполь

3.4 Система ловушек Пеннинга

3.5 Временной цикл измерений

3.6 Процедура вычисления масс

Глава 4 Стабилизация магнитного поля

4.1 Стабилизация температуры

4.1.1 Схема системы температурной стабилизации

4.1.2 Алгоритм работы контрольной программы

4.1.3 Результаты

4.2 Стабилизация давления

4.2.1 Система стабилизации

4.2.2 Результаты

4.3 Влияние температуры и давления на магнитное поле

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

Глава 6 Прямые измерения масс изотопов нобелия и лоуренсия на SHIPTRAP

6.1 Получение изотопов нобелия и лоуренсия на SHIP

6.2 Результаты измерений

6.3 Обсуждение результатов

6.3.1 Нейтронная оболочка N = 152 для деформированных ядер

6.3.2 Сравнение с данными теоретических моделей

6.3.3 Рассмотрение а-цепочек

Заключение

Список литературы

Благодарности

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 диссертации (часть автореферата) на тему «Измерение масс нуклидов сверхтяжёлых элементов в ловушке 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 вблизи заполненных оболочек, проливая свет на микроскопическую ядерную структуру. 8Урп чувствительны к перекрытию волновых функций внешних нейтронов и протонов. Поведение величин 8Урп может обеспечить понимание того, как происходит заполнение орбит внешними нуклонами, и интерпретировать оболочечную структуру. Особый интерес представляют недостающие массовые значения с точностью <25 кэВ в области экзотических нейтроноизбыточных ядер [18, 19].

Помимо изучения ядерной структуры, массы ядер используются в

различных ядерных реакциях и других процессах, например, (3-распадах или

делении. Знание масс ядер, участвующих в данном процессе, позволяет

11

определить выделяющуюся энергию. Важным применением этого является определение возможных мод распада. Например, открытие двухпротонной радиоактивности началось с исследования массовой поверхности (в частности, поиска отрицательных значений S2p и положительных Sp). Другим примером может служить предсказание кластерной радиоактивности, в частности, испускание 12С. [14]

1.1.2 Физика элементарных частиц

Массовые значения ядер важны в физике частиц, ниже рассмотрены основные аспекты их использования.

Проверка гипотезы сохранения векторного тока и унитарности матрицы смешивания

В Стандартной модели матрица Кабиббо-Кобаяши-Маскавы (СКМ), связывает собственные состояния кварков и, d, s, с, b, t с состояниями кварков, участвующих в слабом взаимодействии. Требуется, чтобы СКМ-матрица была унитарна. Это означает, например, что для элементов верхней строки должно выполняться условие:

\Vud\2 + \VUS\2 + Wub\2 = (1.9)

Отклонения в этом уравнении связаны с понятиями за Стандартной моделью,

такими как связывание с экзотическими фермионами, существование

дополнительного Z бозона, или существование правосторонних токов в

слабом взаимодействии [20].

Элемент Vud является наибольшим в уравнении 1.9 и поэтому его

определение наиболее важно. Он может быть вычислен путём определения

величины ft в сверхразрешённых переходах Ферми (0+ 0+) (3-распадов, где

t - парциальный период полураспада сверхразрешённого перехода, а / -

статистическая функция, включающая кинематику лептона. Согласно

гипотезе сохранения векторного тока величины ft сверхразрешённых

(3-переходов должны быть функцией только матричного элемента,

12

связывающего два ядерных состояния (который для переходов 0+ 0+ равен |MF|2 = 2 для Т= 1), и одинаковы для всех ядер [21]:

К (1.10)

где К/(he)6 — 2n3h\n2/(mec2)5 = 8120,2787(11)хЮ"10 ГэВ"4-с [22], a Gv -векторная константа связи слабого взаимодействия, которая связана с константой Ферми слабого взаимодействия GF: Gv — VudGF. Константа Ферми определяется из распада мюона и равна GF/(hc)3 = 1,1663787(6)х10~5 ГэВ"2 [23].

На практике, выражение для ft включает небольшие (~1%) поправки. Во-первых, учитываются радиационные поправки, так как, например, вылетевший электрон, может испустить фотон тормозного излучения, который не регистрируется в эксперименте; во-вторых, изоспин не является точной симметрией в ядрах и матричный элемент будет немного меньше: \MF\2 = 2(1— 5с). Таким образом, скорректированные ft величины будут выражаться следующим образом [21]:

Tt = ft( 1 + SR)( 1 - Sc) =-^-¡г- = const, ^

где Sc - поправка нарушения изоспиновой симметрии, SR - зависящая от перехода часть радиационной поправки, Дд - независящая от перехода часть.

Для определения величины Tt экспериментально должны быть измерены период полураспада нуклида и интенсивность ветви распада для сверхразрешённого (3-перехода, которые дают парциальный период полураспада t. Также должна быть определена ф-величина распада, которая входит в пятой степени в функцию /; таким образом, должна быть прецизионно измерена разница масс между материнским и дочерним ядрами.

Полученные для сверхразрешённых переходов величины Tt могут

служить для проверки гипотезы сохранения векторного тока, согласно

которой они должны быть одинаковыми для разных ядер. Среднее значение

из всех измеренных Tt величин может использоваться для вычисления

13

элемента СКМ-матрицы УиЛ и проверки уравнения 1.9. Другой элемент СКМ-матрицы в этом уравнении Уи5 определяется из распадов каонов, а элемент УиЬ вносит пренебрежимо маленький вклад (0,001%) для определения унитарности [22].

Определение массы нейтрино

Прецизионные массовые измерения могут играть важную роль в определении массы нейтрино с помощью измерения калориметрического спектра процесса разрядки атома после электронного захвата в ядре. После захвата орбитального электрона ядром происходит вылет нейтрино с полной энергией Еу, включающей массу нейтрино ту. Также происходит снятие возбуждения в электронной оболочке дочернего атома с выделением энергии Ес, путём испускания рентгеновских лучей и/или Оже-электронов. Разница масс материнского и дочернего атомов (}ЕС равна

(Ъс = [М„У,Ю - Маг(г -1,М + 1 )}с2 = ЕУ + Ес, (1.12)

где кинетической энергией отдачи дочернего ядра мы пренебрегли. Энергия Ес может быть измерена в микрокалориметрах. Измерение калориметрического спектра приводит к определению нейтринного энергетического спектра = (}ЕС — Ес). Калориметрический спектр имеет серию пиков при энергиях Ес = Ен с относительными весами, являющимися отношениями волновых функций захваченных электронов в ядре фц (0), где Ен - энергия ионизации Н-орбитали (Я = К, Ьь Ь2, Мь Мг, ...)> с которой произошёл захват электрона. Поведение калориметрического спектра около энергии Ес~(2ес позволяет судить о массе электронного нейтрино ту (рис. 1.26). Сама величина <2ес входит как параметр в теоретическую формулу [24] для калориметрического спектра и влияет на его форму (рис. 1.2а).

Чистый электронный захват, без конкуренции с р+-распадом, идёт когда (1ЕС < 2те « 1022 кэВ, где те - масса электрона. Наиболее интересны случаи для определения массы нейтрино при ещё более маленьких @ЕС-

величинах («100 кэВ). Чем меньше (}ЕС-величина, тем меньшая энергия высвобождается и тем большая часть спектра чувствительна к ненулевой массе нейтрино. Одним из таких нуклидов, которые могут использоваться

163

для определения массы нейтрино, является "Но ((2ЕС ~ 2,5 кэВ) [24]. Существуют и другие нуклиды, для которых энергия распада может быть маленькой, если рассматривать распад на возбуждённое состояние дочернего ядра. Однако, надёжные оценки в настоящее время недоступны из-за больших погрешностей масс, как, например, в случае 194Н§ с <2ес ~ Ек = (-12 ± 14) кэВ и 202РЬ с (}ЕС -Ек = (-35 ± 15) кэВ [20].

Криогенные микрокалориметры в настоящее время имеют разрешение около 1 эВ в энергетической области в несколько кэВ [20]. Измерения разности масс материнского и дочернего ядра с точностью 1 эВ, совместно с калориметрическими измерениями позволят определить массу электронного нейтрино на уровне 1 эВ.

(а) (б)

Рис. 1.2: Рассчитанный нормированный калориметрический спектр для 'Но, для случая (±ЕС - 2,58 кэВ и ()ЕС = 2,3 кэВ при ту = 0 (а). Также показана крайняя часть спектра для (}ЕС = 2,58 кэВ для масс нейтрино ту = 0 и ту =2эВ (б).

Двойной безнейтринный бета-распад

Массы ядер используются для поиска безнейтринного двойного р-распада. Знание разности масс материнского и дочернего ядра позволяет

определить расположение предполагаемого пика на краю измеряемого спектра электронов, соответствующего безнейтринному двойному (3-распаду, в случае если нейтрино является Майорановской частицей.

Другим изучаемым процессом является безнейтринный двойной электронный захват, вероятность которого в общем случае распада на возбуждённое состояние дочернего ядра равна [25]

" " | сс1 Д2 + Г|л/4'

где Уее - амплитуда перехода между атомами с нарушением полного лептонного числа, Г2}1 - сумма ширин двойной электронной дырки и ядерного возбуждённого состояния в дочернем ядре, А = (}ее — В2к ~ параметр вырождения, (}ее - разница между массами материнского и дочернего атомов, Еу - энергия возбуждения дочернего ядра, В2П - энергия связи двойной электронной дырки в атомной оболочке дочернего ядра.

Из формулы (1.13) видно, что вероятность безнейтринного двойного электронного захвата имеет резонансный характер и становится максимальной при Д = 0. Таким образом, измерения разности масс ядер (}ее с точностью на уровне 100 эВ играет важную роль для предсказания периодов полураспада нуклидов, которые могут использоваться для обнаружения безнейтринного двойного электронного захвата [26]. Ядра с (}ее ~ В2}1, при рассмотрении распада на основное состояние дочернего ядра, и с (¿ее ~ ^2/1 + при рассмотрении распада на возбуждённое состояние с энергией Еу, имеют резонансно-усиленные вероятности распада и могут иметь пониженные периоды полураспада, доступные для измерения в нейтринных детекторах будущего поколения.

1.1.3 Астрофизика

Массы, наряду с сечениями реакций и периодами полураспада, являются ключевыми характеристиками ядер для описания различных процессов нуклеосинтеза элементов во Вселенной. Различные сценарии создания ядер в звёздах показаны на рис. 1.3.

Рис. 1.3: Пути нейтронного и протонного захвата для различных процессов в плоскости (Л/, 2) [9]. я-процесс медленного захвата нейтронов следует вдоль линии стабильности и прекращается выше 209В1 через а-распад. г-процесс быстрого захвата нейтронов проходит в области нейтроноизбыточных ядер, гр-процесс быстрого захвата протонов производит ядра в нейтронодифицитной области вблизи границы нуклонной устойчивости.

Для процесса быстрого захвата нейтронов (г-процесса) плотности распределения изотопов с числом нейтронов N и N + 1 выражаются формулой [27]

п(2,Ы + 1) 3 5,04 (1.14)

где п(2, /V) - плотность ядер с 2 протонами и N нейтронами, пп - плотность нейтронов, Т9 - температура в 109 К, 5П - энергия отделения нейтрона в МэВ. Из этого выражения видно, что ядерные массы — наиболее чувствительные параметры в расчётах г-процесса, так как их разности, определяющие энергии отделения нейтрона, экспоненциально входят в уравнение, г-процесс проходит вдали от линии стабильности в области нейтроноизбыточных ядер, многие из которых имеют неизвестные массы, и поэтому путь г-процесса точно не определён. Из-за недоступности экспериментальных массовых значений приходиться использовать массовые модели, которые часто дают отличия в несколько МэВ. Поэтому выбор моделей должен быть ограничен, и должна быть улучшена их предсказательная сила. Для этого, необходимо получить экспериментальные массовые значения как можно дальше от линии стабильности, что позволит проверить предсказательную силу моделей и обеспечить надёжную регулировку их параметров.

В процессе быстрого захвата протонов (гр-процессе) ключевую роль играют энергии отделения протона 5р. В области нейтронодефицитных ядер доступные массовые значения лежат значительно ближе к линии нуклонной устойчивости, чем в области нейтронодифицитных ядер, но также имеются экзотические ядра с неизвестными массами. Интерес представляют новые измерения масс ядер вдали от линии стабильности на линии N = 2, вдоль которой идёт гр-процесс [28].

1.1.4 Сверхтяжёлые ядра

Сверхтяжёлые элементы обязаны своим существованием ядерным оболочечным эффектам, которые препятствуют их спонтанному делению. Без оболочечных эффектов ядра немедленно бы распались из-за большого кулоновского отталкивания между протонами, как это указывается

макроскопическими моделями, не включающими обол очечные эффекты [6].

18

Оболочечные эффекты проявляются в уменьшении масс ядер (увеличении энергий связи), уменьшении энергий а-распада, увеличении высоты барьеров деления, увеличении периодов полураспада относительно а-распада и спонтанного деления. Например, для ядра Бт (2 = \00) с замкнутой деформированной оболочкой N=152 и ядра 2608Ь (£=106) период полураспада относительно спонтанного деления за счёт оболочечных эффектов примерно на 15 порядков длиннее, чем предсказывает капельная модель [2].

Выделение оболочечных эффектов в экспериментально известных характеристиках ядер может помочь в лучшем понимании этих характеристик, а также в предсказании свойств для новых, ещё не полученных ядер. Что касается масс ядер, это разделение может быть выполнено в макроскопическо-микроскопическом подходе расчёта масс. В этом подходе макроскопическая часть массы описывается гладкой зависимостью от числа протонов 2 и нейтронов Ы, а также от деформации ядра. Микроскопическая часть даёт оболочечные эффекты, которые могут быть рассчитаны методом Струтинского [29]. Также оболочечные эффекты могут быть получены путём вычитания макроскопической гладкой части массы из экспериментально определённых значений масс.

Определение оболочечных эффектов позволяет судить об областях расположения ядер с повышенной устойчивостью на нуклидной карте. Так, например, было показано проявление деформированной оболочки с числом нейтронов N = 152 в массах и в периодах полураспада относительно а-распада и спонтанного деления для изотопов СГ (2 = 98), Бт (2 = 100) и N0 (2= 102) [2].

На рисунке 1.4 показана контурная карта рассчитанных оболочечных

поправок Е8}1 к энергии основного состояния ядер в области нуклидов с

числом протонов 2 = 82—120 и числом нейтронов N = 126—190 [6]. Энергия

Е$п имеет несколько минимумов в этой области. Первый, наиболее глубокий

минимум (Е5П = —14,3 МэВ), соответствует дважды магическому

19

сферическому ядру 208РЬ. Следующий минимум = —7,2 МэВ) появляется для ядра 270108162 (270Нз), которое предсказывается дважды магическим деформированным ядром. Третий минимум, с такой же глубиной (ЕзП = —7,2 МэВ) как у второго минимума, соответствует ядру 2961 14,82 (2%Р1), которое близко расположено к предсказанному дважды магическому

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Нестеренко, Дмитрий Александрович, 2013 год

Список литературы

[1] Ю. Ц. Оганесян, Синтез и свойства сверхтяжёлых элементов // Вестник Международной академии наук. Русская секция. 2012, №2, с. 36-45.

[2] Z. Patyk, A. Sobiczewski, Р. Armbruster and К.-Н. Schmidt, Shell effects in the properties of the heaviest nuclei // Nucl. Phys. A. 491, pp. 267-280 (1989).

[3] M. G. Mayer, On Closed Shells in Nuclei // Phys. Rev. 74, pp. 235-239 (1948).

iQ

[4] Yu. Oganessian, Synthesis of the heaviest elements in Ca-induced reactions // Radiochim. Acta 99, pp. 429-439 (2011).

[5] J. Dvorak, W. Brüchle, M. Chelnokov, R. Dressler, Ch. E. Düllmann, К. Eberhardt, V. Gorshkov, E. Jäger, R. Krücken, A. Kuznetsov, Y. Nagame, F. Nebel, Z. Novackova, Z. Qin, M. Schädel, В. Schausten, E. Schimpf, A. Semchenkov, P. Thörle, A. Türler, M. Wegrzecki, B. Wierczinski, A.

77П

Yakushev, and A. Yeremin, Doubly Magic Nucleus HsJ62 // Phys. Rev. Lett. 97, 242501 (2006).

[6] A. Sobiczewski, K. Pomorski, Description of structure and properties of superheavy nuclei // Prog. Part. Nucl. Phys. 58, pp. 292-349 (2007).

[7] A. Sobiczewski, F.A. Gareev, B.N. Kalinkin, Closed shells for Z > 82 and N > 126 in a diffuse potential well // Phys. Lett. 22, pp. 500-502 (1966).

[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] K. Blaum, High-accuracy mass spectrometry with stored ions // Physics Reports 425, pp. 1-78 (2006).

[10] H. Dehmelt, Experiments with an isolated subatomic particle at rest // Rev. Mod. Phys., Vol. 62, No. 3, pp. 525-530 (July 1990).

[11]M. Dworschak, M. Block, D. Ackermann, G. Audi, K. Blaum, C. Droese, S. Eliseev, T. Fleckenstein, E. Haettner, F. Herfurth, F. P. Heßberger, S. Hofmann, J. Ketelaer, J. Ketter, H.-J. Kluge, G. Marx, M. Mazzocco, Yu. N.

Novikov, W. R. Plaß, A. Popeko, S. Rahaman, D. Rodriguez, C. Scheidenberger, L. Schweikhard, P. G. Thirolf, G. K. Vorobyev, M. Wang, and C. Weber, Penning trap mass measurements on nobelium isotopes // Phys. Rev. C 81, 064312 (2010).

[12] M. Block, D. Ackermann, K. Blaum, C. Droese, M. Dworschak, S. Eliseev, T. Fleckenstein, E. Haettner, F. Herfurth, F. P. Heßberger, S. Hofmann, J. Ketelaer, J. Ketter, H.-J. Kluge, G. Marx, M. Mazzocco, Yu. N. Novikov, W. R. Plaß, A. Popeko, S. Rahaman, D. Rodriguez, C. Scheidenberger, L. Schweikhard, P. G. Thirolf, G. K. Vorobyev and C. Weber, Direct mass measurements above uranium bridge the gap to the island of stability // Nature 463, pp. 785-788 (2010).

[13] E. Minaya Ramirez, D. Ackermann, K. Blaum, M. Block, C. 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, C. Scheidenberger, L. Schweikhard, P. G. Thirolf, C. Weber, Direct Mapping of Nuclear Shell Effects in the Heaviest Elements // Science 337, pp. 1207-1210 (2012).

[14] D. Lunney, J. M. Pearson, C. Thibault, Recent trends in the determination of nuclear masses // Rev. Mod. Phys., Vol. 75, No. 3, pp. 1021-1082 (2003).

[15] K. Rutz, M. Bender, T. Bürvenich, T. Schilling, P.-G. Reinhard, J. A. Maruhn, and W. Greiner, Superheavy nuclei in self-consistent nuclear calculations // Phys. Rev. C, vol. 56, pp. 238-243 (1997).

[16] I. Tanihata, Neutron halo nuclei, J. Phys. G: Nucl. Part. Phys. 22, pp. 157-198 (1996).

[17] P. G. Hansen, A. S. Jensen, B. Jonson, Nuclear halos // Annu. Rev. Nucl. Part. Sei. 45, pp. 591-634 (1995).

[18] R. B. Cakirli, D. S. Brenner, R. F. Casten, and E. A. Millman, Proton-Neutron Interactions and the New Atomic Masses // Phys. Rev. Lett. 94, 092501 (2005).

[19] R. B. Cakirli, D. S. Brenner, R. F. Casten, and E. A. Millman, Erratum: Proton-Neutron Interactions and the New Atomic Masses [Phys. Rev. Lett. 94, 092501 (2005)] // Phys. Rev. Lett. 95, 119903 (2005).

[20] K. Blaum, Yu.N. Novikov and G. Werth, Penning traps as a versatile tool for precise experiments in fundamental physics // Contemp. Phys., Vol. 51, No.

2, pp. 149-175(2010).

[21] J. C. Hardy and I. S. Towner, Superallowed 0+ —► 0+ nuclear ß decays: A critical survey with tests of the conserved vector current hypothesis and the standard model // Phys. Rev. C 71, 055501 (2005).

[22] J. C. Hardy and I. S. Towner, Superallowed 0+ —> 0+ nuclear ß decays: A new survey with precision tests of the conserved vector current hypothesis and the standard model // Phys. Rev. C 79, 055502 (2009).

[23] J. Beringer et al. (Particle Data Group), Review of particle physics // Phys. Rev. D 86, 010001 (2012).

[24] A. De Rújula, M. Lusignoli, Calorimetric measurements of 163holmium decay as tools to determine the electron neutrino mass // Phys. Lett. B 118, pp. 429-434(1982).

[25] J. Bernabeu, A. de Rujula, and C. Jarlskog, Neutrinoless double electron capture as a tool to measure the electron neutrino mass // Nucl. Phys. B223, pp. 15-28 (1983).

[26] S. A. Eliseev, Yu. N. Novikov and K. Blaum, Search for resonant enhancement of neutrinoless double-electron capture by high-precision Penning-trap mass spectrometry // J. Phys. G: Nucl. Part. Phys. 39, 124003 (2012).

[27] E.M. Burbidge, G.R. Burbidge, W.A. Fowler, and F. Hoyle, Synthesis of the elements in stars // Rev. Mod. Phys. 29, pp. 547-650 (1957).

[28] C. Weber, V.-V. Elomaa, R. Ferrer, C. Fröhlich, D. Ackermann, J. Äystö , G. Audi, L. Batist, K. Blaum, M. Block, A. Chaudhuri, M. Dworschak, S. Eliseev, T. Eronen, U. Hager, J. Hakala, F. Herfurth, F.P. Heßberger, S. Hofmann, A. Jokinen, A. Kankainen, H.-J. Kluge, K. Langanke, A. Martin, G. Martínez-Pinedo, M. Mazzocco, I.D. Moore, J.B. Neumayr, Yu.N. Novikov, H. Penttilä , W.R. Plaß, A.V. Popov, S. Rahaman, T. Rauscher, C. Rauth, J. Rissanen, D. Rodriguez, A. Saastamoinen, C. Scheidenberger, L. Schweikhard, D.M. Seliverstov, T. Sonoda, F.-K. Thielemann, P.G. Thirolf, and G.K. Vorobjev, Mass measurements in the vicinity of the rp-process and the vp-process paths with the Penning trap facilities JYFLTRAP and SHIPTRAP // Phys. Rev. C 78, 054310 (2008).

[29] V. M. Strutinsky, Shell effects in nuclear masses and deformation energies // Nucl. Phys. A 95, pp. 420-442 (1967).

[30] A. Sobiczewski, I. Muntian, Z. Patyk, Stability and properties of superheavy nuclei // acta physica slovaca, vol. 49, No. 1, pp. 83 - 92 (1999).

f

[31] S. Cwiok, P.-H. Heenen, W. Nazarewicz, Shape coexistence and triaxiality in the superheavy nuclei // Nature 433, pp. 705-709 (2005).

[32] H.-J. Kluge, Recent progress in precision mass measurements // International Conference on Exotic Nuclei and Atomic Masses ENAM 95, Aries, France, pp. 3-12 (June 19-23, 1995).

[33] Yu. E. Penionzhkevich, Mass Measurements in Nuclear Reactions // Hyperfine Interactions 132, pp. 265-273 (2001).

[34] B.A. Mamyrin, Time-of-flight mass spectrometry (concepts, achievements, and prospects) // International Journal of Mass Spectrometry 206, pp. 251266 (2001).

[35] B. A. Mamyrin, V. I. Karataev, D. V. Shmikk, and V. A. Zagulin, The mass-reflectron, a new nonmagnetic time-of-flight mass spectrometer with high resolution // Sov. Phys.-JETP, Vol. 37, No.l, pp. 45-48 (1973); Zh. Eksp. Teor. Fiz. 64, pp. 82-89 (1973).

[36] B. Franzke, The heavy ion storage and cooler ring project ESR at GSI // Nucl. Instr. and Meth. B 24/25, pp. 18-25 (1987).

[37] B. Franzke, K. Beckert, H. Eickhoff, F. Nolden, H. Reich, U. Schaaf, B. Schlitt, A. Schwinn, M. Steck, Th. Winkler, Schottky mass spectrometry at the experimental storage ring ESR// Phys. Scr. T59, pp. 176-178 (1995).

[38] T. Radon, H. Geissei, G. Münzenberg, B. Franzke, Th. Kerscher, F. Nolden, Yu.N. Novikov, Z. Patyk, C. Scheidenberger, F. Attallah, K. Beckert, T. Beha, F. Bosch, H. Eickhoff, M. Falch, Y. Fujita, M. Hausmann, F. Herfurth, H. Irnich, H.C. Jung, O. Klepper, C. Kozhuharov, Yu.A. Litvinov, K.E.G. Löbner, F. Nickel, H. Reich, W. Schwab, B. Schlitt, M. Steck, K. Sümmerer, T. Winkler, H. Wollnik, Schottky mass measurements of stored and cooled neutron-deficient projectile fragments in the element range of 57<Z<84 // Nucl. Phys. A 677, pp. 75-99 (2000).

[39] Yu.A. Litvinov, H. Geissei, T. Radon, F. Attallah, G. Audi, K. Beckert, F. Bosch, M. Falch, B. Franzke, M. Hausmann, M. Hellström, Th. Kerscher, O. Klepper, H.-J. Kluge, C. Kozhuharov, K.E.G. Löbner, G. Münzenberg, F. Nolden,Yu.N. Novikov,W. Quint, Z. Patyk, H. Reich, C. Scheidenberger, B. Schlitt, M. Steck, K. Sümmerer, L. Vermeeren, M.Winkler, Th.Winkler,

H.Wollnik, Mass measurement of cooled neutron-deficient bismuth projectile fragments with time-resolved Schottky mass spectrometry at the FRS-ESR facility // Nucl. Phys. A 756, pp. 3-38 (2005).

[40] M. Hausmann, F. Attallah, K. Beckert, F. Bosch, A. Dolinskiy, H. Eickhoff, M. Falch, B. Franczak, B. Franzke, H. Geissei, Th. Kerscher, O. Klepper, H.-J. Kluge, C. Kozhuharov, K.E.G. Löbner, G. Münzenberg, F. Nolden, Yu.N. Novikov, T. Radon, H. Schatz, C. Scheidenberger, J. Stadlmann, M. Steck, T.Winkler, H.Wollnik, First isochronous mass spectrometry at the experimental storage ring ESR // Nucl. Instr. and Meth. A 446, pp. 569-580 (2000).

[41] M. Hausmann, J. Stadlmann, F. Attallah, K. Beckert, P. Beller, F. Bosch, H. Eickhoff, M. Falch, B. Franczak, B. Franzke, H. Geissei, Th. Kerscher, O. Klepper, H.-J. Kluge, C. Kozhuharov, Yu. A. Litvinov, K.E.G. Löbner, G. Münzenberg, N. Nankov, F. Nolden, Yu.N. Novikov, T. Ohtsubo, T. Radon, H. Schatz, C. Scheidenberger, M. Steck, Z. Sun, H. Weick and H.Wollnik, Isochronous Mass Measurements of Hot Exotic Nuclei // Hyperfine Interactions 132, pp. 291-297 (2001).

[42] L. S. Brown and G. Gabrielse, Geonium theory: Physics of a single electron or ion in a Penning trap // Rev. Mod. Phys., Vol. 58, No. 1, pp. 234-311 (January 1986).

[43] M. Kretzschmar, Particle motion in a Penning trap // Eur. J. Phys. 12, pp. 240-246(1991).

[44] D. A. Nesterenko, K. Blaum, M. Block, C. Droese, S. Eliseev, F. Herfurth, E. Minaya Ramirez, Yu. N. Novikov, L. Schweikhard, V. M. Shabaev, M. V. Smirnov, I. I. Tupitsyn, K. Zuber, and N. A. Zubova, Double-ß transformations in isobaric triplets with mass numbers A = 124, 130, and 136 // Phys. Rev. C 86, 044313 (2012).

[45] G. Bollen, S. Becker, H.-J. Kluge, M. König, R.B. Moore, T. Otto, H. Raimbault-Hartmann, G. Savard, L. Schweikhard, H. Stolzenberg, ISOLTRAP: a tandem Penning trap system for accurate on-line mass determination of short-lived isotopes // Nucl. Instr. Meth. A 368, pp. 675-697 (1996).

[46] G. Bollen, R. B. Moore, G. Savard, and H. Stolzenberg, The accuracy of heavy-ion mass measurements using time of flight-ion cyclotron resonance in a Penning trap // J. Appl. Phys. 68, pp. 4355-4374 (1990).

[47] M. Block, D. Ackermann, K. Blaum, A. Chaudhuri, Z. Di, S. Eliseev, R. Ferrer, D. Habs, F. Herfurth, F.P. Heßberger, S. Hofmann, H.-J. Kluge, G. Maero, A. Martin, G. Marx, M. Mazzocco, M. Mukherjee, J.B. Neumayr, W.R. Plaß, W. Quint, S. Rahaman, C. Rauth, D. Rodriguez, C. Scheidenberger, L. Schweikhard, P.G. Thirolf, G. Vorobjev, and C.Weber, Towards direct mass measurements of nobelium at SHIPTRAP // Eur. Phys. J. D 45, pp. 39-45 (2007).

[48] P. W. Anderson and Y. B. Kim, Hard Superconductivity: Theory of the Motion of Abrikosov Flux Lines // Rev. Mod. Phys. 36, pp. 39-43 (1964).

[49] G. Bollen, H.-J. Kluge, M. Konig, T. Otto, G. Savard, H. Stolzenberg, R. B. Moore, G. Rouleau, G. Audi, Resolution of nuclear ground and isomeric states by a Penning trap mass spectrometer // Phys. Ree. C 46, pp. R2140-R2143 (1992).

[50] K. Blaum, G. Bollen, F. Herfurth, A. Kellerbauer, H.-J. Kluge, M. Kuckein, S. Heinz, P. Schmidt and L. Schweikhard, Recent developments at ISOLTRAP: towards a relative mass accuracy of exotic nuclei below 10~8 // J. Phys. B 36, pp. 921-930 (2003).

[51] M. König, G. Bollen, H.-J. Kluge, T. Otto, J. Szerypo, Quadrupole excitation of stored ion motion at the true cyclotron frequency // International Journal of Mass Spectrometry and Ion Processes 142, pp. 95-116 (1995).

[52] G. Savard, St. Becker, G. Bollen, H.-J. Kiuge, R.B. Moore, Th. Otto, L. Schweikhard, H. Stolzenberg and U. Wiess, A new cooling technique for heavy ions in a Penning trap // Physics Letters A 158, pp. 247—252 (1991).

[53] G. Gräff, H. Kalinowsky, J. Traut, A direct determination of the proton electron mass ratio // Z. Physik A 297, pp. 35-39 (1980).

[54] A. Kellerbauer, K. Blaum, G. Bollen, F. Herfurth, H.-J. Kluge, M. Kuckein, E. Sauvan, C. Scheidenberger, and L. Schweikhard, From direct to absolute mass measurements: A study of the accuracy of ISOLTRAP // Eur. Phys. J. D 22, pp. 53-64 (2003).

[55] S. George, K. Blaum, F. Herfurth, A. Herlert, M. Kretzschmar, S. Nagy, S. Schwarz, L. Schweikhard, C. Yazidjian, The Ramsey method in high-precision mass spectrometry with Penning traps: Experimental results // Int. J. Mass. Spectrom. 264, pp. 110-121 (2007).

[56] M. Kretzschmar, The Ramsey method in high-precision mass spectrometry

with Penning traps: Theoretical foundations // Int. J. Mass. Spectrom. 264, pp. 122-145 (2007).

[57] S. George, S. Baruah, B. Blank, K. Blaum, M. Breitenfeldt, U. Hager, F. Herfurth, A. Herlert, A. Kellerbauer, H.-J. Kluge, M. Kretzschmar, D. Lunney, R. Savreux, S. Schwarz, L. Schweikhard, and C. Yazidjian, Ramsey Method of Separated Oscillatory Fields for High-Precision Penning Trap Mass Spectrometry // Phys. Rev. Lett. 98, 162501 (2007).

[58] S. Eliseev, M. Block, A. Chaudhuri, F. Herfurth, H.-J. Kluge, A. Martin, C. Rauth, G. Vorobjev, Octupolar excitation of ions stored in a Penning trap mass spectrometer—A study performed at SHIPTRAP // Int. J. Mass. Spectrom. 262, pp. 45-50 (2007).

[59] S. Eliseev, C. Roux, K. Blaum, M. Block, C. Droese, F. Herfurth, M. Kretzschmar, M. I. Krivoruchenko, E. Minaya Ramirez, Yu.N. Novikov, L. Schweikhard, V. M. Shabaev, F. Simkovic, 1.1. Tupitsyn, K. Zuber, and N. A. Zubova, Octupolar-Excitation Penning-Trap Mass Spectrometry for Q-Value Measurement of Double-Electron Capture in 164Er // Phys. Rev. Lett. 107, 152501 (2011).

[60] M. B. Comisarow and A. G. Marshall, Fourier Transform-Ion Cyclotron Resonance spectroscopy // Chem. Phys. Lett. 25, pp. 282-283 (1974).

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

[62] S. Rahaman, First on-line mass measurements at SHIPTRAP and mass determinations of neutron-rich Fr and Ra isotopes at ISOLTRAP // PhD thesis, University of Heidelberg, Germany (2005).

[63] L. Schweikhard, M. Blundschling, R. Jertz, and H.-J. Kluge, A new detection scheme for Fourier transform-ion cyclotron resonance spectrometry in Penning traps // Rev. Sei. Instrum. 60, pp. 2631-2634 (1989).

[64] J. Johnson, Thermal Agitation of Electricity in Conductors // Phys. Rev. 32, pp. 97-109 (1928).

[65] H. Nyquist, Thermal Agitation of Electric Charge in Conductors // Phys. Rev. 32, pp. 110-113 (1928).

[66] C. Weber, K. Blaum, M. Block, R. Ferrer, F. Herfurth, H.-J. Kluge, C. Kozhuharov, G. Marx, M. Mukherjee, W. Quint, S. Rahaman, S. Stahl, and the SHIPTRAP Collaboration, FT-ICR: A non-destructive detection for on-

143

line mass measurements at SHIPTRAP // Eur. Phys. J. A 25, SOI, pp. 65-66 (2005).

[67] 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).

[68] S. Eliseev, K. Blaum, M. Block, A. Dorr, C. Droese, T. Eronen, M. Goncharov, M. Hocker, J. Ketter, E. Minaya Ramirez, D. A. Nesterenko, Yu. N. Novikov, L. Schweikhard, A phase-imaging technique for cyclotron-frequency measurements // Appl. Phys. B, Published online, 11 September 2013.

[69] G. Münzenberg, W Faust, S. Hofmann, P Armbruster, К. Güttner and H. Ewald, The velocity filter SHIP, a separator of unslowed heavy ion fusion products // Nucl. Instr. Meth. 161, pp. 65-82 (1979).

[70] S. Hofmann and G. Münzenberg, The discovery of the heaviest elements // Rev. Mod. Phys. 72, pp. 733-767 (2000).

[71] J.B. Neumayr, L. Beck, D. Habs, S. Heinz, J. Szerypo, P.G. Thirolf, V. Varentsov, F. Voit, D. Ackermann, D. Beck , M. Block, Z. Di, S.A. Eliseev, H. Geissei, F. Herfiirth, F.P. Heßberger, S. Hofmann, H.-J. Kluge, M. Mukherjee, G. Münzenberg, M. Petrick, W. Quint, S. Rahaman, C. Rauth, D. Rodriguez, C. Scheidenberger, G. Sikler, Z. Wang, C. Weber b, W.R. Plaß с, M. Breitenfeldt d, A. Chaudhuri, G. Marx, L. Schweikhard, A.F. Dodonov, Y. Novikov, M. Suhonen, The ion-catcher device for SHIPTRAP // Nucl. Instr. Meth. В 244, pp. 489-500 (2006).

[72] S.A. Eliseev, M. Block, A. Chaudhuri, Z. Di, D. Habs, F. Herfurth, H.-J. Kluge, J.B. Neumayr, W.R. Plaß, C. Rauth, P.G. Thirolf, G. Vorobjev, Z. Wang, Extraction efficiency and extraction time of the SHIPTRAP gas-filled stopping cell //Nucl. Instr. Meth. В 258, pp. 479-484 (2007).

[73] С. А. Елисеев, Прецизионная время-пролётная масс-спектрометрия для прямых измерений масс короткоживущих нуклидов // Кандидатская диссертация, Санкт-Петербург, 2006 г.

[74] D. Rodriguez Rubiales, An RFQ buncher for accumulation and cooling of heavy radionuclides at SHIPTRAP and high precision mass measurements on unstable Kr isotopes at ISOLTRAP // PhD thesis, University of Valencia,

Spain (2003).

[75] F. Herfurth, A new ion beam cooler and buncher for ISOLTRAP and mass measurements of radioactive argon isotopes // PhD thesis, University of Heidelberg, Germany (2001).

[76] F. Herfurth, J. Dilling, A. Kellerbauer, G. Bollen, S. Henry, H.-J. Kluge, E. Lamour, D. Lunney, R.B. Moore, C. Scheidenberger, S. Schwarz, G. Sikler, J. Szerypo, A linear radiofrequency ion trap for accumulation, bunching, and emittance improvement of radioactive ion beams // Nucl. Instr. Meth. A 469, pp. 254-275 (2001).

[77] D. Neidherr, K. Blaum, M. Block, R. Ferrer, F. Herfurth, J. Ketelaer, Sz. Nagy, C. Weber, Measurement and simulation of the pressure ratio between the two traps of double Penning trap mass spectrometers // Nucl. Instr. Meth. B 266, pp. 4556^1559 (2008).

[78] A. Chaudhuri, M. Block, S. Eliseev, R. Ferrer, F. Herfurth, A. Martin, G. Marx, M. Mukherjee, C. Rauth, L. Schweikhard, and G. Vorobjev, Carbon-cluster mass calibration at SHIPTRAP // Eur. Phys. J. D 45, pp. 47-53 (2007).

[79] G. Audi, M. Wang, A.H. Wapstra, F.G. Kondev, M. MacCormick, X. Xu, and B. Pfeiffer, The AME2012 atomic mass evaluation. (I). Evaluation of input data, adjustment procedures // Chinese Physics C, Vol. 36, No. 12, pp. 12871602 (2012).

[80] 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 // Nucl. Instr. Meth. A 632, pp. 157-163 (2011).

[81] National Nuclear Data Center. URL: http://www.nndc.bnl.gov/.

[82] 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. HeBberger, 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 of 203_207Rn and 213Ra with SHIPTRAP // Eur. Phys. J. A 49, 13 (2013).

[83] M. Kowalska, S. Naimi, J. Agramunt, A. Algora, G. Audi, D. Beck, B. Blank, K. Blaum, Ch. Bohm, M. Breitenfeldt, E. Estevez, L.M. Fraile, S. George, F.

)

Herfurth, A. Herlert, A. Kellerbauer, D. Lunney, E. Minaya-Ramirez, D. Neidherr, B. Olaizola, K. Riisager, M. Rosenbusch, B. Rubio, S. Schwarz, L. Schweikhard, and U. Warring, Preparing a journey to the east of 208Pb with ISOLTRAP: Isobaric purification at A = 209 and new masses for 2ll-213Fr and 21'Ra // Eur. Phys. J. A 42, pp. 351-359 (2009).

[84] H.W. Gäggeler, D.T. Jost, A. Türler, P. Armbruster, W. Brüchle, H. Folger,

F.P. Heßberger, S. Hofmann, G. Münzenberg, V. Ninov, W. Reisdorf, M. Schädel, K. Sümmerer, J.V. Kratz, U. Scherer, M.E. Leino, Cold fusion reactions with 48Ca // Nucl. Phys. A 502, pp. 561c-570c (1989).

[85] A.V. Yeremin, V.l. Chepigin, M.G. Itkis, A.P. Kabachenko, S.P. Korotkov, O.N. Malyshev, Yu.Ts. Oganessian, A.G. Popeko, J. Rohäc, R.N. Sagaidak, M.L. Chelnokov, V.A. Gorshkov, A.Yu. Lavrentev, S. Hofmann, G. Münzenberg, S.Sharo, K. Morita, N. Iwasa, S.I. Mulgin, S.V. Zhdanov, Production of heavy evaporation residues in the reactions induced by an extracted 48Ca beam on a 208Pb target // JINR Rapid Commun. No. 6[92]-98, pp. 21-34(1998).

[86] Yu. Ts. Oganessian, V. K. Utyonkov, Yu. V. Lobanov, F. Sh. Abdullin, A. N. Polyakov, I. V. Shirokovsky, Yu. S. Tsyganov, A. N. Mezentsev, S. Iliev, V.

G. Subbotin, A. M. Sukhov, K. Subotic, O. V. Ivanov, A. N. Voinov, V. I. Zagrebaev, K. J. Moody, J. F. Wild, N. J. Stoyer, M. A. Stoyer, and R. W. Lougheed, Measurements of cross sections for the fusion-evaporation reactions 204'206'207'208Pb+48Ca and 207Pb+34S: Decay properties of the even-even nuclides 238Cf and 250No // Phys. Rev. C 64, 054606 (2001).

[87] A.V. Belozerov, M.L. Chelnokov, V.l. Chepigin, T.P. Drobina, V.A. Gorshkov, A.P. Kabachenko, O.N. Malyshev, I.M. Merkin, Yu.Ts. Oganessian, A.G. Popeko, R.N. Sagaidak, A.I. Svirikhin, A.V. Yeremin,a, G. Berek, I. Brida, and S. Säro, Spontaneous-fission decay properties and production cross-sections for the neutron-deficient nobelium isotopes formed in the 44'48Ca + 204'206>208pb reactions // Eur. Phys. J. A 16, pp. 447-456 (2003).

[88] F.P. Heßberger, GSI experiments on synthesis and nuclear structure investigations of the heaviest nuclei // Eur. Phys. J. D 45, pp. 33-37 (2007).

[89] G. Audi, A. H. Wapstra and C. Thibault, The AME2003 atomic mass evaluation. (II). Tables, graphs and references // Nucl. Phys. A. 729, pp. 337676 (2003).

[90] P. Möller, J. R. Nix, W. D. Myaers and W. J. Swiatecki, Nuclear ground-state

masses and deformations // Atomic Data and Nuclear Data Tables, vol. 59, pp. 185-381 (1995).

[91] I. Muntian, S. Hofmann, Z. Patyk and A. Sobiczewski, Properties of heaviest nuclei // Act. Phys. Pol. B 34, pp. 2073-2082 (2003).

[92] W. Zhang, J. Meng, S. Q. Zhang, L. S. Geng, H. Toki, Magic numbers for superheavy nuclei in relativistic continuum Hartree-Bogoliubov theory // Nuclear Physics A, vol. 753, pp. 106-135 (2005).

[93] A. H. Wapstra, G. Audi and C. Thibault, The AME2003 atomic mass evaluation. (I). Evaluation of input data, adjustment procedures // Nucl. Phys. A. 729, pp. 129-336(2003).

[94] S. Hofmann, Synthesis of superheavy elements by cold fusion // Radiochim. Acta 99, pp. 405^28 (2011).

[95] Y. Oganessian, Heaviest nuclei from 48Ca-induced reactions // J. Phys. G: Nucl. Part. Phys. 34, R165-R242 (2007).

Благодарности

Автор выражает благодарность за содействие в выполнении работы:

• Научному руководителю д.ф.-м.н. проф. Юрию Николаевичу Новикову.

• Карине Щегловой и своим родителям.

• К.ф.-м.н. Сергею Елисееву, участнику группы SHIPTRAP.

• Dr. Michael Gerhard Dworschak, бывшему участнику группы SHIPTRAP.

• Dr. Michael Block, руководителю группы SHIPTRAP.

• Участникам группы SHIPTRAP Dr. Enrique Minaya Ramirez и Christian Droese.

• Prof. Dr. Klaus Blaum, директору института Макса Планка.

• Кафедре ядерной физики СПбГУ за предоставленные условия обучения.

• Миннауки России и немецкому министерству BMBF за финансовую поддержку при посещении ГСИ.

• Немецкому Национальному Институту ГСИ за предоставленные хорошие условия работы.